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
Здесь мы рассматриваем систему материальных точек, попарные расстояния между которыми с течением времени заведомо не будут меняться. За счет чего? В силу вышесказанного мы либо можем считать, что дана идеализированная система со связями $\left(\mathbf{r}_{i}-\mathbf{r}_{j}\right)^{2}=l_{i j}{ }^{2}=$ const, природа которых нас не интересует, либо скажем, что точки удерживаются какими-то внутренними силами $\mathbf{f}_{i j}=-\mathbf{f}_{i j}$, причем $\mathbf{f}_{i j} \|\left(\mathbf{r}_{i}-\mathbf{r}_{j}\right)$. Эти трактовки равносильны и позволяют применить к твердому телу все общие теоремы динамики, выписывая в правых частях соответствующих уравнений только силы $\mathscr{F}_{i}$, внешние по отношению к этой системе: ВРАЩЕНИЕ. Вычислим кинетический момент и кинетическую энергию в этой системе: Индекс суммирования $i$ впредь условимся не писать. Имеем Легко видеть, что в произвольно взятом положении тела его кинетический момент линейно зависит от $\boldsymbol{1}$, а кинетическая энергия — квадратично. Более того, В частности и более подробно: Действительно, подставим $\boldsymbol{\omega}=\omega_{\xi} \mathrm{e}_{\xi}+\omega_{\eta} \mathbf{e}_{\eta}+\omega_{t} \mathbf{e}_{5}$ в выражение $T=\frac{1}{2} \sum m([\boldsymbol{\omega} \times \boldsymbol{\rho}],[\boldsymbol{\omega} \times \boldsymbol{\rho}])$ и продифференцируем, например, по $\omega_{\xi}$. В каждом слагаемом надо дифференцировать по очереди каждый из векторных сомножителей. Но они одинаковы, так что можно взять удвоенную производную по первому сомножителю: Теорема. В точке $Q$ существует связанный с телом репер $\mathbf{e}, e^{\prime}, e^{\prime \prime}$ такой, что если $\boldsymbol{\omega}=p \mathbf{e}+q \mathbf{e}^{\prime}+r e^{\prime \prime}$, то где $A, B, C$ — некоторые положительные (тело считается невырожденным) величины, зависящие от точки $Q$. Доказательство. Разложим все векторы, входящие в выражение энергии, по произвольным осям, жестко связанным с телом (называть эти оси никак не будем). Легко видеть, что значение $T_{Q}(\omega)$ зависит только от расположения вектора $\boldsymbol{\omega}$ в этих осях и не зависит от ориентации тела, так как координаты всех масс в этих осях постоянны: Следовательно, Теорема доказана. Чтобы уяснить смысл величин $A, B, C$, положим $\boldsymbol{g}=x \mathbf{e}+y \mathbf{e}^{\prime}+z \mathbf{e}^{\prime \prime}$ (индекс $i$ по-прежнему опущен): н аналогично Это — главные моменты инерции, т. е. моменты инерции относительно главных направлений в точке $Q$. Вообще моментом инерции относительно оси $Q \mathfrak{f}$, проходящей через точку $Q$ в направлении единичного вектора $\mathbf{f}$, называется число где $\delta$ — расстоянне от точки $m$ до этой оси. Итак, Если $\boldsymbol{\omega}=\omega \mathbf{f}, \mathbf{f}=\alpha \mathbf{e}+\beta \mathbf{e}^{\prime}+\gamma \mathbf{e}^{\prime \prime}$, то, очевидно, Эллипсоид инерции сжат в направлении главной оси, отвечающей наиболышему моменту инерции, и вытянут в направлении оси с наименьшим моментом (рис. 17). Если тело переходит само в себя (с учетом распределения масс) при некотором повороте или отражении, сохраняющим точку $Q$, то и эллипсоид инерции также окажется инвариантным. Отсюда — для определения главных направлений в точке $Q$ (рис. 18): Обычно моменты инерции тел вычисляются не дискретным суммированием, а интегрированием непрерывного распределения масс по объему. момент в системе $Q \xi \eta$ всех внешних сил, действующих на твердое тело, а сама точка $Q$ является либо началом инерциальной системы отсчета, либо центром масс тела. Тогда в каждый момент времени величины $G, G^{\prime}, G^{\prime \prime}$ могут зависеть, в частности, от ориентации тела и его угловой скорости. Доказательство. Рассматривая репер e, e’, e\» как подвижную систему координат, имеем В проекции на е, $\mathbf{e}^{\prime}, \mathbf{e}^{\prime \prime}$ получаем уравнения Эйлера. Выражение для $T_{Q}$ дифференцируется непосредственно. ВРАЩЕНИЕ ТЕЛА ПО ИНЕРЦИИ откуда вытекает, что постоянна проекция вектора о на направление $\boldsymbol{\Lambda}$. В подвижной системе координат, связанной с телом (в главных осях), вектор о перемещается по кривой: где $2 h$ и $\Lambda^{2}$ — постоянные, зависящие от начальных условий. Положим $\Lambda^{2}=2 h D$ и будем считать, что $A \leqslant B \leqslant C$. Тогда Сказанное позволяет дать качественное описание движения. тело движется так, что его эллипсоид инерции катится без проскальзывания по некоторой неподвижной плоскости, перпендикулярной постоянному вектору кинетического момента (рис. 68). Доказательство. Вектор $\boldsymbol{\Lambda}$ неподвижен в пространстве, но относительно тела движется. Рассмотрим происходящее с точки зрения тела. Имеем Это значит, что вектор $\boldsymbol{\Lambda}$ перпендикулярен плоскости, касательной к эллипсоиду $T=h$ в точке $\boldsymbol{1}$. Разделим все векторы на $\sqrt{2 h}$. Получим плоскость $\pi$, касательную к эллипсоиду инерции в точке $P$ такой, что и по-прежнему ортогональную $\boldsymbol{\Lambda}$. Расстояние от плоскости л до $Q$ равно если с репером $e, e^{\prime}, e^{\prime \prime}$ (т. е. с телом) связать конус то движение тела можно представить как качение этого конуса по плоскости II, проходящей через точку $Q$ перпендикулярно $\boldsymbol{\Lambda}$ и вращающейся с постоянной угловой скоростью $\boldsymbol{\Omega}=\boldsymbol{\Lambda} / D$. Доказательство. Введем (см. рис. 69) описанную только что плоскость II и заметим, что относительно нее тело имеет угловую скорость $\tilde{\boldsymbol{\omega}}=\boldsymbol{\omega}-\boldsymbol{\Omega}$ с компонентами Обратно, Подставляя в интегралы (8), получаем Умножив первое уравнение на $D$ и вычтя второе, увидим, что вектор $\overline{Q P}=\tilde{\boldsymbol{\omega}}$ лежит на конусе (9). Нормаль к нему в точке $P$ ортогональна П, так как имеет компоненты: Следовательно, конус касается плоскости. Скорость точки $\widetilde{P}$ относительно плоскости П равна $[\tilde{\omega} \times \bar{Q} \bar{P}]=0$. БЫСТРЫЕ ВРАЩЕНИЯ Сказанное не претендует ни на что, кроме очень общей идеи. В принципе такое представление справедливо лишь на конечном интервале времени, а пользоваться им на больших интервалах можно только при некоторых условиях и с должным обоснованием. Примером является Предположим, что тело имеет ось симметрии, проходящую через точку $Q$ в направлении е; обозначим ее $Q$ е. Эта ось — обязательно главная, и при этом $B=C$. Подействуем на тело силой $\mathbf{F}$, приложенной в точке на оси симметрии на расстоянии $l$ от точки $Q$. Теорема об изменении момента дает В частности, из первого уравнения Эйлера (6) вытекает, что Примем, что до приложения силы $\mathbf{F}$ тело вращалось вокруг оси симметрии: $\boldsymbol{\Lambda}=A \omega_{0} \mathbf{e}=$ const. Считая $\omega_{0} \gg 1$, после приложения силы будем иметь $\boldsymbol{\Lambda} \approx A \omega_{0} \mathbf{e}$, а Покажем строго, что при некоторых условиях наблюдается как бы постоянный гироскопический эффект. Для простоты и определенности примем, что действует сила тяжести Имеют место интегралы движения: В силу неравенства $\left(q \gamma^{\prime}+r \gamma^{\prime \prime}\right)^{2} \leqslant q^{2}+r^{2}$ приходим к Подставим сюда начальные условия: Предположение (10) приобретает вид $\varepsilon=\mathrm{mgl} / B \omega_{0}^{2} \ll 1$. Итак, величина $\gamma$ (косинус угла $\theta$ между векторами е и е $\xi$ ) колеблется в малых пределах: $\gamma_{0}-2 \varepsilon \leqslant \gamma \leqslant \gamma_{0}$, т. е. ось симметрии движется примерно по вертикальному круговому конусу (с угловой скоростью $\Omega=\mathrm{mgl} / A \omega_{0}$ в силу $\boldsymbol{\Lambda}=\mathbf{G}_{Q}$ ). Такое движение называется псевдорегулярной прецессией. В отличие от движения по инерции теперь вектор $\boldsymbol{\Lambda} \approx A \omega_{0} \mathbf{е}$ эволюционирует вместе с осью, а величина $T$ незначительно изменяется (не более чем на $2 \mathrm{mgl} \varepsilon$ ). Это и требовалось получить. Следует обратить особое внимание на то, что точка $Q$ может оказаться центром масс твердого тела (если применены оси Kенига). Заключения, сделанные нами при рассмотрении вращения, могут иметь силу и тогда, когда рассматривается ОБЩЕЕ ДВИЖЕНИЕ ТВЕРДОГО ТЕЛА. Положение тела определяется местонахождением его центра масс $S$ и ориентацией главных центральных (т. е. построенных в центре масс) осей инерции тела $\mathbf{e}_{s}, \mathbf{e}_{s}^{\prime}, \mathbf{e}_{s}{ }^{\prime \prime}$ относительно осей инерциальной системы отсчета Oxyz. Из общих теорем об изменении импульса и кинетического момента вытекает, что где $\boldsymbol{\Phi}=\Sigma \mathscr{F}, \mathbf{G}_{s}=\Sigma[\rho \times \mathscr{F}]$. Это — динамические уравнения движения тела, второе из которых может оказаться частным случаем уравнения для чистых вращений, рассмотренных выше, при условии, что момент $\mathbf{G}_{S}$ не зависит от положения $S$. Если сумма всех внешних сил $\boldsymbol{\Phi}$ в свою очередь не зависит от ориентации тела, то центр $S$ движется как материальная точка, а вращение вокруг него происходит независимо. Теореме об изменении кинетической энергии удобно придать слегка модифицированный вид. Справедливы формулы В силу (11) и (7) доказывать надо только первую из них: подчеркнутое слагаемое равно нулю. и в силу (4) имеет место формула Гюйгенса-Штейнера: где $d=|\mathbf{f} \times Q S|$ — расстояние между осями $Q f$ и $S \mathbf{f}$. Таким образом, $I_{S}(\mathbf{f})$ является минимальным среди всех $I_{Q}(\mathbf{f})$. Формула Гюйгенса-Штейнера полезна при решении конкретных задач). Может статься, что нам придется рассматривать движение одного и того же тела в разных ситуациях, когда на него действуют разные системы сил. Легко видеть, что движение будет одним и тем же, если у обеих систем во всех положениях один и тот же вектор Ф (сумма всех сил) и одинаковые суммарные моменты $\mathbf{G}_{s}$ относительно центра масс. Более того, проверить равенство моментов можно не только относительно центра масс, но и относительно любой точки $A$, так как так что $G_{A}$ выражается через $\mathbf{G}_{S}, \boldsymbol{\Phi}, \overline{S A}$ (и наоборот). Последняя формула аналогична формуле Эйлера: Это наводит на мысль придать теореме об изменении кинетической энергии твердого тела еще одну форму: Доказательство очевидно. Вычисление $\Phi$ и $\mathbf{G}_{A}$ называется приведением сил к точке $A$. Иногда просто говорят, что на тело действует сила $\boldsymbol{\Phi}$ и момент $\mathbf{G}_{A}$. НЕКОТОРЫЕ СВЕДЕНИЯ О ТРЕНИИ Дальнейшее уточнение модели состоит в задании $\mathbf{R}$ и $\mathbf{M}_{\mathrm{P}}$ некоторыми формулами: где $\mathbf{v}_{\mathrm{P}}$. — скорость той точки тела, которая в данный момент времени осуществляет соприкосновение с опорой. Пусть $\mathbf{n}$ — единичный вектор нормали к поверхности опоры в точке $P$. Сила $\mathbf{R}_{n}=(\mathbf{R}, \mathbf{n}) \mathbf{n}$ называется нормальным давлением, сила $\mathbf{R}_{\mathbf{r}}=\mathbf{R}-\mathbf{R}_{n}$, лежащая в касательной плоскости, называется силой трения. Момент $\mathbf{M}_{n}=\left(\boldsymbol{M}_{\mathrm{P}}, \mathbf{n}\right) \mathbf{n}$ называется моментом трения верчения, момент $\mathbf{M}_{\tau}=\mathbf{M}-\boldsymbol{M}_{n}$, лежащий в касательной плоскости, — моментом трения качения. Относительно функций $\mathbf{R}, \boldsymbol{M}_{\mathbf{P}}$ в общем случае можно утверждать, что т. е. силы трения вносят, вообще говоря, отрицательный вклад в изменение кинетической энергии (и энергии полной). Если трактовать катящееся твердое тело как идеализированную систему, то силы взаимодействия с неподвижной поверхностью не оказывают влияния на изменение энергии. Это вытекает из теоремы 1 темы 8. Таким образом, написанное только что неравенство превращается в равенство. При этом вполне возможно, что сила трения $\mathbf{R}_{\tau} где коэффициент $C$ может зависеть и от места и от самой скорости $\mathbf{v}_{P}$. Практически это единственная модель, в которой $\mathbf{R}, \mathbf{M}^{\mathbf{P}}$ описываются гладкими функциями. B динамике точки мы уже имели дело с сухим трением, при котором уравнения движения получались кусочно-гладкими. В динамике твердого тела соответственно принимается, что поверхность характеризуется коэффициентом трения скольжения $k$ (для простоты — постоянным) так, что Ненулевой момент $\boldsymbol{M}_{\mathbf{P}}$ возникает только при чистом качении: $\mathbf{v}_{P} \equiv 0$. В принципе выражение для него должно учитывать форму тела и поверхности и взаимное расположение их относительно друг друга. Это громоздко и практически не интересно. Поэтому мы ограничимся случаем качения шара радиуса $r$ по плоскости или сферической поверхности. Пусть $\boldsymbol{\omega}_{\tau}=\boldsymbol{\omega}-(\boldsymbol{\omega}, \mathbf{n}) \mathbf{n}$ — касательная составляющая угловой скорости шара: поверхность характеризуется еще и коэффициентом трения качения $x$ так, что При $\boldsymbol{\omega}_{\tau}=0$ возникает только трение верчения, но это неинтересный случай. Трение верчения можно внести и в (18). Дальнейшие усложнения возможны такие: коэффициенты $k$ и $x$ могут не быть постоянными, коэффициент $k$ в (17) может быть не равен (быть больше) $k$ в (18) и так далее. Однако и простейшая модель сухого трения уже достаточно сложна. Аналогично эта модель строится для плоских движений осесимметричных тел (например, для качения диска по кривой). При этом вектор $\omega=\omega_{\tau}$ перпендикулярен плоскости движения. ПРИВЕДЕНИЕ СИЛ ИНЕРЦИИ Допустим, что система отсчета Oхyz не является инерциальной. Тогда при составлении уравнений движения к заданным силам надо добавить силы инерции: где $\mathbf{a}_{0}$ — ускорение начала системы координат, $\boldsymbol{\Omega}=\boldsymbol{\Omega}_{\text {пер }}$ — ее угловая скорость относительно какой-либо (неназванной) инерциальной системы координат. В дальнейших вычислениях используется тот факт, что $\Sigma m_{\varrho}=0$, в силу чего все выражения, линейные по @, при суммировании дают нуль. Поэтому просуммировать силы инерции по всему телу легко: Выражения такие же, как для материальной точки. Теперь надо вычислить суммарный момент сил инерции относительно $S$ : Напомним, что с точки зрения инерциальной системы координат тело участвует в двух движениях: переносном и относительном, или, более точно, скорость каждой точки тела складывается из относительной и переносной. Соответственно имеют смысл выражения «относительный импульс» (в наших обозначениях $\mathbf{P}_{\text {отн }}=$ $=M \dot{\mathbf{s}}$ ) и «переносный импульс» тела — тот импульс, который имеет тело относительно инерциальной системы отсчета, когда оно неподвижно относительно системы Oхyz. Легко видеть, что $\mathbf{P}_{\text {пер }}=M\left(\mathbf{v}_{0}+[\boldsymbol{\Omega} \times \overline{O S}]\right)$. Имеют смысл выражения «относительный» и «переносный» собственные кинетические моменты: Тот и другой моменты, конечно, удобно вычислять в главном центральном репере тела. Величина называется полным центральным моментом инерции. Итоговые формулы для моментов сил инерции имеют вид Переход от (20) к (22) не использует ничего, кроме формулы двойного векторного произведения.
|
1 |
Оглавление
|