Главная > ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ МЕХАНИКА (Г.К. Суслов)
НАПИШУ ВСЁ ЧТО ЗАДАЛИ
СЕКРЕТНЫЙ БОТ В ТЕЛЕГЕ
<< Предыдущий 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

275. Движение Пуансо. Эйлеровы уравнения движения твёрдого тела по инериии, как мы видели, ииеют форму (47.2) на стр. 521

где Jξξ,Jтұ ,Jζζ — главные моменты инерции тела для точки опоры. На35 г. к. суслов

званное движение геометрически интерпретируется качением без скольжения эллипсоида инерции (47.16)
Jξξξ2+Jηηη2+Jξξξ2=l2

по эдной из касательных к нему плоскостей, неподвнжной в пространстве; при этом согласно формуле (47.17) на стр. 525 угловая скорость тела пропорциональна радиусу-вектору точки касания.

Если мы обозначим через a,b,c квадраты полуосей эллипсоида инерции, то уравнение (48.2) перепишется так:
ξ2a+t2b+ζ2c=1,

а уравнения (48.1) заменятся следующими:
ω˙ξ(abac)ωηωη=0,ω˙η(bcba)ωξωξ=0ω˙ζ(cacb)ωξωη=0.}

Иитеграл энергии (47.11) на стр. 524 примет вид
ωξ2a+ωη2b+ω2c=2Tl2,

а интеграл (47.13), выражающий постоянство модуля кинетического момента, напишется так:
ωξ2a2+ωn2b2+ωt2c2=G2l4.

Неподвижная плоскость, по которой катится эллипсоид инерции, как известно, перпендикулярна к кинетическому моменту G; поэтому косинусы углов нормали этой плоскости с осями координат пропорцнональны величинам
ωξa,ωηb,ωgc.

Квадрат расстояния рассматриваемой плоскости от пентра поверхности согласно формуле (47.18) на стр. 525 равняется 2Tl2G2. Для того, чтобы плоскость могла действительно коснуться поверхности, расстояние l2TG должно быть меньше большой полуоси эллипсоида и больше малой; т. е. из трёх разностей:
2Tl2aG2,2Tl2bG2,2Tl2cG2

только две могут быть одинаковых знаков.

В рассматриваемом случае величины a,b,c все три положительны и, кроме того, если a>b>c, то, согласно теореме (26.16) на стр. 258 они подчиняются неравенству
1a+1b>1c.

Геометрические места точки касания эллипсоида инерции с неподвижной плоскостью на самом катящемся эллипсоиде и на неподвижной плоскости называются, как говорилось ранее, полодией и герполодией. Псстоянную l, определяющую размер эллипсоида инерци, можно выбрать так, что радиус-вектор точки на полодии будет как раз изображать собою угловую скорость тела. Тогда, очевидно, полодия представит собою подвижной годограф угловой скорости.

Допустим теперь, что велитины a,b,c не выполняют условия (48.8) и даже могут принимать отрицательные значения. Тогда уравнения (48.4) потеряют, конечно, свой динамический смысл, т. е. перестанут выражать движение твёрдого тела по инерции, но сохранят кинематическое значение, т. е. будут соответствовать такому движению твёрдого тела, которое геометрически истолковывается качением без скольжения некоторой центральной поверхности второго порядка (48.3) по одной из своих касательных плоскостей, остающейся неподвижной в пространстве. Угловая скорость тела попрежнему будет пропсрциональна радиусу-вектору точки касания. Такого рода движение носит название движения Пуансо.

Сказанное о разностях (48.7) остаётся справедливым и в настоящем случае. Поэтому можно сказать, что для возможности движения Пуансо из трёх произведений
(2Tl2aG2)(2Tl2bG2)(2Tl2bG2)(2Tl2cG2)(2Tl2cG2)(2Tl2aG2)}

два должны быть отрицательными и одно положительным.
276. Сопряжённые движения Дарбу. Рассмотрим одновременно два движения Пуансо: одно с угловой скоростью ω и с квадратами полуосей поверхности a,b,c; другое с угловой скоростью — ω и с квадратами полуосей a,b,c. Если между этими движениями имеет место такого рода соотношение, что угловая скорость одного движения в любой момент равна по модулю и прямо противоположна угловой скорости другого, т. е. если всегда
ω¯=ω¯,

то такие два движения называются сопряжёнными движениями Дарбу (Darboux). Ясно само собою, что сопряжённые дёижения Дарбу имеют тождественные полодии.

Легко убедиться в том, что любому механически возможному движению Пуансо всегда соответствует ему сопряжённое, тоже механически возможное. Заметим предварительно, что уравнения, которым удовлетворяют величины ωξ,ωη,ωξ, зависят лишь от отношений полуосей катящейся поверхности. Если мы положим
ab=x,ac=y,

то уравнения (48.4) заменятся такими:
ω˙ξ=(xy)ωηωξ,ω˙η=y1xωξωξ,ωτ=1xyωξωη.

Интегралам (48.5) и (48.6) этих уравнений мы можем дать теперь такую форму:
ωξ2+xωη2+yωξ2=H,ωξ2+x2ωη2+y2ωξ2=L2,

где
H=2aTl2,L=aGl2.

Новая постоянная H может быть и положительной, и отрицательной: для возможности движения необходимо лишь согласно формулам (48.9), чтобы из трёх произведений
(HL2)(HL2x),(HL2x)(HL2y),(HL2y)(HL2)

два были отрицательными, а одно положительным.
Подобным же образом, если мы положим
ab=x,ac=y,

то найдём, что проекции угловой скорости ω удовлетворяют уравнениям
ω˙ξ=(xy)ωηωζ,ω˙η=y1xωξωξ,ω˙ξ=1yxωξωη;

интегралами этих уравнений служат
ωξ2+xωη2+yωξ2=H,ωξ2+x2ωη2+y2ωξ2=L2,

где H и L — произвольные постоянные, аналогичные H и L.
Движение с угловой скоростью ω¯ вполне определяется параметрами x,y и постоянными H и L. Назовём эти величины элементами движения ( ω ) и определим по ним элементы x,y,H и L движения ( ω). Из равенств (48.10),(48.11) и (48.14) вытекает, что
xy=yx,y1x=1xy,1xy=x1y.

Последнее равенство можно отбросить, так как оно служит следствием первых двух. Решив первые два уравнения относительно x и y, мы найдём:
x=xyx+1v+x1,y=yxy+1y+x1.

Далее, в силу соотношения (48.10) интегралы (48.15) заменятся такими:
ωξ2+xωη2+yωξ2=H,ωξ2+x2ωη2+y2ωξ2=L2.

Выразим теперь то обстоятельство, что первый из этих интегралов является следствием интегралов (48.12), т. е. что он получается из ин-

тегралов (48.12) путём их умножения на соответственно выбранные множители λ и μ и их сложение. Тогда мы получим:
λ+μ=1,λx+μx2=x,λy+μy2=y2,λH+μL2=H.

Отсюда мы найдём:
λ=y+x+1y+x1,μ=2y+x1;.

следовательно, постоянная Ht определится следующим образом через элементы движения ( ω ):
H=H(y+x+1)2L2y+x1.

Если мы выразим, что второй интеграл (48.17) есть следствие интегралов (48.12), то придём к равенствам
λ+μ=1,λx+μx2=x2,λy+μy2=y2,Hλ+L2μ=L2,

где λ,μ — множители, аналогичные λ и μ. Из этих уравнений мы найдём:
λ=4xy(y+x1)2,μ=(y+x1)24xy(y+x1)2,L2=4Hxy+{(y+x1)24xy}L2(y+x1)2;}

так определяется последний элемент движения ( ω).
Если бы мы выразили постоянные H и L2 через начальные значения проекций угловой скорости ω0ξ,ω0η;ω0ζ, то правая часть равенства (48.19) приняла бы вид
ω0ξ2+x2ω0η2(yx+1y+x1)2+y2ω0ξ2(xy+1y+x1)2;

этсюда и видно, что L2>0. Из равенств (48.18) и (48.19) мы выводим:
HL2x=yx1yx+1(HL2x)HL2y=xy1xy+1(HL2y)HL2=(yx)21(y+x1)2(HL2)

В результате мы находим:
(HL2)(HLx)=(yx1y+x1)2(HL2)(HL2x),(HL2)(HL2y)=(xy1y+x1)2(HL2)(HL2y),(HL2x)(HL2y)=(HL2x)(HL2y).}

Полученные формулы на основании соотношений (48.13) доказывают, что если движение ( ω ) механически возможно, то и движение ( ω) также возможно.

Заменив ось Va¯ другой осью, всегда можно избежать случая, когда y+x1=0, если только основное движение ( ω ) не является установившимся вращательным движением; в последнем случае, конечно, \» сопряжённое движение будет установившимся вращагельным движением. Действительно, если y+x1=0, то 1a=1b+1c. Заменяем ось a осью b¯ и пусть теперь оказывается, аналогично рассмотренному случаю, что 1b=1c+1a. Написанные равенства возможны одновременно только тогда, когда c=; а в таком случае вместо уравнений (48.4) мы будем иметь:
ω˙ξ=ωη1ωζ,ω˙ηi=ωζωξ,0=ωξωη.

Отсюда следует, что или
ωξ=ωη= const. =0,ωq= const. eq0, или ωη=ωr= const. =0,ωξ= const. eq0, или ωξ=ωξ= const. =0,ωηi= const eq0.

Из уравнений (48.16) видно, что x=y при x=y;x=1 при x=1;y=1 при y=1; следовательно, если катящаяся поверхность для движения ( ω ) была поверхностью вращения, то таковою же будет и катящаяся поверхность для движения ( ω). Когда для одного из движений расстояние неподвижной плоскости от ценвра поверхности равно какой-либо голуоси, то в силу соогношений (48.7), (48.9) и (48.20) то же имеет место и для другого движения.

Мы выразили элементы движения ( ω) через элементы движения выражаются через элементы движения ( ω) совершенно подобными же формулами: например, вместо первых равенств (48.16) и (48.20) мы имели бы
x=xyx+1y+x1,(HL2)(HL2x)=(yx1y+x1)2(HL2)(HL2x).

277. Обращённое движение Пуансо. Рассмотрим обращённое движение Пуансо, т. е. движение, соответствующее движению Пуансо, как движенио прямому ( §54 ). Это движение геометрически истолковывается качением без скольжения по неподвижной центральной поверхности второго порядка одной из касательных плоскостей, остающейся на неизменном расстояния от иентра.

Если мы примем, что поверхности второго порядка, соответствующие сопряжёным движениям Дарбу, имеют общие центр и направление осей, то в силу соотношения (48.10) обе поверхности пересекутся по одной и той же полодии. Закрепим неподвижно обе поверхности; тогда движе-

ния касательных плоскостей, т. е. обращённые движения Пуансо, могут быть заменены качением гериолодиалыных конусов, неизменно связанных с этими плоскостями, по одному и тому же полодиальному конусу. В каждый момент эти герпололиалыные конусы будут имегь общую образующую с полодиаленм конусом и будут касаться с ним, а следовательно, и друг с другом. В таком случае относительное движение одной касательной плоскости по отношению к другой сводится к качению одного герполодиального конуса но цругому. Если угловая скорость для одной касательной плоскости по оrношению к неподвижным поверхностям есть +ω¯, го для другой она будет — ω¯, а поэтому для относительного двнжения плоскостей угловая скорость будет равна ±2ω¯.

278. Теорема Сильвестра. Полодию для общего случая движения Пуансо можно опрелелить, как геометрическое место точек, лежащих на центральной поверхности второго порядка и обладающих гем свойством, что плоскости, касательые к поверхности в различных точках этой кривой, находятся на постоянном расстоянии от центра поверхности. Поэтому на основании формул (47.65) и (47.66) на стр. 535 и 536 при обозначениях, принятых в настоящей главе, мы можем уравнения пододии нанисать гак:
ξ2a+r2b+c2c=1,ξ2a2+η2b2+ζ2c2=1b2

здесь буквою δ обозначено постоянное расстояние касательной плоскости от неподвижной точки тела.

Докажем теперь следующую теорему Сильвестра (Sylvester), которой нам придётся впоследствии воспользоваться: если на нормалях к центральной поверхности второго порядка (48.21), проведённых в точках полодии, огложить равные длины, то концы отложенных отрезков будут лежать на новой полодии, принадлежащей другой центральной поверхности второго порядка; эта последняя софокусна с поверхностью, гомотегичной с первоначальной, и встречает построенные нормали оргогонально. Согласно формулам (48.21) и (48.22) косинусы углов нормали поверхности (48.21) с осями координат равны
ξo^a,η0^b,ζδc

Пиэтому, если мы обозначим координаты точки на полодии через ξ,rl,ξ, коооринаты конца отложенного огрезка через ξ1,η1,ξ1, а длину его через λδ, то получим:
ξ1=ε+λξa,η1=η1+iηb,ζ1=ξ+λξc,

или
ξa=ξ1a+λ,ηb=η1b+λ,ξc=ξ1c+λ.

Подставив эти значения отношений ξa,ηb,ζc в уравнения полодии (48.21) и (48.22), мы найдём:
aξ12(a+λ)2+bη12(b+λ)2+cι12(c+λ)2=1;ξ12(a+λ)2+η12(b+λ)2+ζ12(c+λ)2=1δ2.

Уравнение (48.24) можно переписать так:
ξ12a+λ+η12b+λ+ζ12c+λλ[ξ12(a+λ)2+η12(b+λ)2+ξ12(c+λ)2]=1;

отсюда, воспользовавшись равенством (48.25), мы найдём:
ξ12a+λ+η12b+λ+ζ12c+λ=1+λδ2.

Формулы (48.25) и (48.26) и доказывают теорему Сильвестра: из равенства (48.26) видно, что точка ξ1,η1,ζ1 лежит на центральной поверхности второго порядка, софокусной с поверхностыо
ξ2a+η2b+η2c=1+1δ2,

а последняя поверхность гомотетична данной поверхности
ξ2a+η2b+ζ2c=1

равенство же (48.25) показывает, что плоскость, касательная к поверхности (48.26) в точке ξ1,η1,ζ1, находится на неизменном расстоянии δ+λδ от центра поверхности; итак, кривая, изображаемая уравнениями (48.25) и (48.26), представляет собой некоторую полодию; ортогональность же поверхности (48.26) к построенным нормалям вытекает из равенств (48.23).

Заметим, что радиус-вектор ρ¯1 точки (ξ1,η1,ξ1) представляет собой сумму радиуса-вектора ρ¯ точки (ξ,η,ζ) и вектора длины 1δ, направленного по соответствующей нормали:
ρ¯1=ρ¯+λδn0.

Если мы допустим, что размеры данной поверхности второго порядка таковы, что радиус-вектор ρ по длине равен угловой скорости твердого тела, совсршающего соответствующее движение Пуансо, то выше изложенной гсометрической теореме Сильвестра можно дать такую кинематическую форму: если телу, совершающему движение Пуансо, сообщить постоянную угловую скорость вокруг нормали к неподвижной плоскости качения, то сложное движение будет снова движением Пуансо, и новая плоскость качения будет параллельна первоначальной; изменится лишь катящаяся поверхность.

1
Оглавление
email@scask.ru