Главная > ЛЕКЦИИ ПО ДИНАМИКЕ (К. Якоби)
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
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

Мы переходим теперь к движению точки, притягиваемой двумя нешодвижными центрами. Ограничимся сначала тем случаем, когда движение происходит в плоскости, что будет всегда иметь место, если направление начальной скорости лежит в одной плоскости с прямой, соединяющей неподвижнье центры. эту прямую возьмем за ось x2; прямую перпендикулярную к ней, проходящую посредине между шеподвижными, отстоящими друг от друга на 2f центрами, возьмем за ось x1. Выразим теперь x1 и x2 через i1 и λ2 и внберем постоянные a1 и a2, входяцие в подстановку, так, что оба неподвижные центра попадают в фокусы софокусной еистемы: тогда мы придем к интегрированию дифференциального уравнения
(a1+λ1)(a2+λ1)λ1λ2(Wλ1)2+(a1+λ2)(a2+λ2)λ2λ1(Wλ2)2=12l+12h,

ге l также должно быть выражено через λ1 и i2,.
Пусть r и r1 будут расотолпия притлгиваемой точи от обоих центров; тогда мы имеем
r2=(x2+t)2+x12,r12=(x2f)2+x12

พมก1
r2=x12+x22+f2+2fx2:r12=x12+x22+f22fx2.

По основному свойству эллинса
f2=(a2+λ1)(a1+λ1)=a2a1:

кроме того подетановка
r1=(a1+λ1)(a1+λ2)a1a2,x2=(a2+λ1)(a2+λ2)a2a1

дает, как мы знаем, уравнение
x12+x22=a1+a2+λ1+λ2:

поәтому будем иметь:
r2=x12+x22+f2+2fx2=2a2+λ1+λ2+2(a2+λ1)(a2+λ2)=={a2+λ1+a2+λ2}2r12=x12+x22+f22fx2=2a2+λ1+λ22(a2+λ1)(a2+λ2)=={a2+λ1a2+λ2}2.
l’акиу образом:
r=a2+λ1+a2+λ2:r1=a2+λ1a2+λ2.

Њсли подетавить эти выражения в силовую функцию
U=mr+m1r1=mr1+m1rrr1.
то получитев
I=(m+m1)a2+λ1(mm1)a2+λ2λ1λ2.

Если нодетавим то значение U в уравнение в частных производных (1) и умножим на λ1λ2, то получим:
(a1+λ1)(a2λ1)(Wλ1)2(a1+λ2)(a2+λ2)(Wλ2)2==12hλ1+12(m+m1)a2+λ1{12hλ2+12(mm1)a2+λ2}}

и так как, введя произвольную постоянную β, можем разбить это уравнение на два обыкновенных дифференциальных уравнения:
(Wλ1)2=12hλ1+12(m+m1)a2+λ1+β(a1+λ1)(a2+λ1),(Wλ2)2=12hλ2+12(mm1)a2+λ2+β(a1+λ2)(a2+λ2),

то нодучим:
W=dλ112hλ1+12(m+m1)a2+λ1+β(a1+λ1)(a2+λ1)++dλ212hλ2+12(mm1)a2+λ2+β(a1+λ2)(a2+λ2)

Еели мы хотим телерь’ избавиться от иррациональности под знаком квадратного корня. тn полатаем
a2+λ1=p,a2+λ2=q,

и получаем:
W=dp2(hp2+(m+m1)p+2βha2)p2f2++dq2(hq2+(mm1)q+2βha2)q2f2.

Из равенства (4) получатся интегральные уравнения в форме:
β=Wβ;tτ=Wh.

Лагранж в первом томе туринских мемуаров старанея найти такисилы, которые можно присоединить в притяжению в двум неподвижным центрам, чтобы эйлерово решение задачи продолжало иметь место. Хотя это исследование не иривело ни к какому существенному результату, тем не менее оно представляет огромный интерес и притом не только при тогдапнеи состоянии најки, но и в настоящее врен. Син, которую можно присоединить согласно Лагранж, есть прияжение, направленное х точке, гежащей посредине между ббоими нешодвияными центрами и пропорииопалное расстоянию. Это вполне согласуетея с тем, что мы нашли пля кратчайпей линии на аллипсоде. Действитепно, багодаря этой силе в сиювую фуніцию войдет член
12k(x12+x22)=12k(λ1+λ2+a˙1+a2),

следовательно в правую часть уравнения в частных проивводных, т. е. в 12U(λ1λ2)2r войдет выражение ψ(λ1)ψ(λ2), если положить ψ(λ)= =14k{λ2+(a1+a2)λ}. Притом ψ(λ1) п ψ(λ2) будут тогда соответственно членами, на воторые воврастут числители под знаками квадратных корней. в интегралах, взятых по λ1 п λ2 в выражении (4) для W.

Iри помощи вышенаписанных формул мы решили нолностью задачу шритяжения точки к двум нешодвижным цештрам, когда движение происходит в плоскости; теперь остается только свести более общий случай к этому. Это достигается при помощи принципа площадей.

Чтобы рассмотреть задачу в ее наибольшей обпности, мы предположим. что точка притягивается не, двумя, а произвольным числом пеподвнжных. центров, лежащих на одной прямой. В этом случае, и даже в более общем, когда присоединяется еще постоянная сила, параллельная той же прямой; имеет место принци площадей по отношению к плоскости, церпендикулярной 巨 этой црямой. Если теперь начальная скорость движущейся точки лежит в одной плоскости с этой прямой, то всё движение происходит в этой плоскости, и нет необходимости приненять теорему площадей. Напротив, если начальная скорость не лежит в одной плоскости с той прямой, то точка описывает кривую двоякой кривизны. Іри этом очень выгодно разложить движение на два; в самом деле, предположим, что через точку и терез прямую, содержащую центры, проведена плоскость; предетавим себе, что эта плокость вращается вогруг прямой и кроме того точка двигается по врацающейся плоскости. Эжо разложение, которое возможно при всех обстоятельствах, в общем случае не дает пикакого ущрощения, но в рассматриваемом случае можно, благодаря принциу площадей, совершенно отделить движение точки в пооскости от вращательного движения, так что мы разыскиваем сначала движение точки по плоскости, а шоеле того как оно найдено, получаем простой квадратурой угол вращения этой плоскости (отечитанный от некоторого определенного ее положения). Дифференциальные уравнения движения точки но вращающейся илоскости отличаются, как мы увидим, от дифференциальных уравнений, получаемых, когда движение вообще остается илоским, тодько тем, что присоединяетея член, пропорциональный 1r3, ге r обозначает расстояние точки от прямой, содержащей центры. Пусть эта прямая, содержацая неподвижные центры, будет ось x; представим далее уравнения движения точки, не выписыв на самом теле выражения для сил, в обычном виде формулами
d2xdt2=X,d2ydl2=Y,d2zdt2=Z;

тогда имеет место условное уравнение
yZzY=0.

Это уравнение, которое говорит, что сплы Y,Z так относятся друг к цругу, как координаты y,z, т. е. что направление их равнодействующих проходит через ось x, равносильно принциу плопадей; в самом деле, положим d2ydt2 и d2zdt2 вместо Y и Z, тогда получим:
yd2zdt2zd2ydt2=0,
a. отсюда ннтегрированием найдем
ydzdtzdydt=α.

Чтобы теперь отделить движение точки в плоскости, проходящей через ось x; от вращательного движения этой плоскости, мы должны положить
y=rcosφ,z=rsinφ,

так что x,r обозначают координаты точки на вращающейся плоскости — угол вращения, отсчитываемый от плоскости x,y. Тогда имеем:
r=y2+z2;drdt=ydydt+zdzdty2+z2d2rdt2=yd2ydt2+zd2zdt2y2+z2+(dydt)2+(dzdt)2y2+z2(ydydt+zdzdt)2(y2+z2)32.

Два последние члена, будучи соединены в один, даюл:
(y2+z2){(dydt)2+(dzdt)2}(ydydt+zdzdt)2(y2+z2)32

откуда, па основании известной формулы
(y2+z2){(dydt)2+(dzdt)2}=(ydydt+zdzdt)2+(ydzdtzdydt)4

подучаем:
(ydzdtzdydt)2(y2+z2)32

восподьзвавиись теперь теоремой площадей, окончательно получаем выра-женне
α2r3

Таким образои мы имеем уравнение:
d2rdt2=yd2ydt2+zd2zdt2y2+z2+α2r3=yY+zZr+α2r3.

Пусть теперь R будет сила, действующая на точку в направлении, нерпендикулярном оси x, т. е. равнодействующая сил Y и Z; тогда ищеем
Y=yrR,Z=zrR,yY+zZ=y2+z2rR=rR,

и ноэтому
d2rdt2=R+α2r3.

Таким образом мы получим оба уравнения движения точки по вращающейся плоскости в виде
d2xdt2=X,d2rdt2=R+α2r3.

Так как теперь в расматриваемом нами случае силы совершенно не зависят от угла врацения φ, то X и R зависят только от x и r. Поэтому мы можем эти оба уравнения интегрировать самостоятельно, и определив при помощи интегральных уравнений x и r кав фунццй от t, получим из теоремы площадей угол вращения φ. Эта теорей после введения r и приобретает вид:
r2dφdt=α

так что ; определитея формулой
φ=adtr2.

Слецовательно мы свели первоначальную систему дифференциальных уравнений шестого порядка в x,y,z,t к системе четвертого порядка в x,r,t, и так как в нее t явно не входит, то ее можно привести в системе третьего поряцка, придав ей форму
dx:dr:dx:dr=x:r:X:(R+α2r3).

Если мы знаем два интеграла этой системы, то третий получим по принипу последнего множителя, а после этого найдем время помощью одной квадратуры. Если например все переменные x,x и r выражены через r, то можно еще до того, как r выражено через t, представить, при помощи равенетва
t=drr
« кағ взятый по r интеграл
φ=αdrr2r.

Чтобы тешерь шолностью решить задачу, нужно только знать цви интеграла системы третьего порядка (7). Но один из этих интегралов дает теорема живой силы, которая, как известно, всегда имеет место при притяжениях к неподвижным центрам и при взаимных притяжениях. В самом деле, в уравнении
12{(dxdt)2+(dydt)2+(dzdt)2}=(Xdx+Ydy+Zdz)

цоложим цля рассматриваемого случая
Y=yrR;Z=zrR;Ydy+Zdz=Rydy+zdzr=Ridr;

данее имеем
(dydt)2+(dzdt)2=(drdt)2+r2(dφdt)2,

йи, таљ как по принциџу площадей dρdt=αr2, то
(dydt)2+(dzdt)2=(drdt)2+α2r2.

и следовательно получим:
12{(dxdt)2+(drdt)2}=(Xdx+Rdr)12α2r2

жо и есть интегральное уравнение снстемы (7).
Тешерь дело сводится к тому, чтобы найти еще один интеграл; следовательно задача притяжения точки любым числом неподвижных центров, лежащих на одной прямой, цричем на эту точку может кроме того тействовать еще постоянная сила, шараллельная той прямой, приводится к разысканию одного интегрального уравнения некоторой системы второго порядка.

Если имеются только два неподвижных центра, то мы пайдем это интегральное уравнение по методу, изложеншому в начале этой лекции. Координаты x и r будут те самые, которые выше обозначены через x2 и x1, но силовая фунқция уже не будет больше та же самая. Когда всё движение происходит в плоскости, то ее значение будет (Xdx+Rdr); теперь же приеоединяется член 12α2r2 или, согласно прежнему обозначению,
12α2x12

Для того чтобы дифференциальное уравнение (1), после присоединения этого члена к силовой функции, можно было бы всё же интегрировать по прежнему методу, этот член должен допускать приведение к форме
1λ1λ2[χ(λ1)+ψ(λ2)],

и это на самом деле имеет место, так как согласно равенству (2)
x12=(a1+λ1)(a1+λ2)a1a2,

и разложением на простейшие дроби получим:
12α2x12=12α2a2a1(a1+λ1)(a1+λ2)=12α2a2a1λ1λ2{1a1+λ11a1+λ2}.

Таким образом к правой части уравнения (3) или, что то же, к 12U(λ1λ2 ) присоединяется выражение
14α2(a2a1){1a1+λ11a1+λ2}=14α2f21a1+λ1+14α2f21a1+λ2,

н поэтому мы получим тешерь следующее уравнение в частных процвводных:
(a1+λ1)(a2+λ1)(Wλ1)2(a1+λ2)(a2+λ2)(Wλ2)2==12hλ1+12(m+m1)a2+λ114α2f21a1+λ1{12hλ2+12(mm1)a2+λ214α2f21a1+λ2}.

Из этого уравнения получится:
W=dλ112hλ1+12(m+m1)a2+λ114α2f21a1+λ1+β(a1+λ1)(a2+λ1)++dλ212hλ2+12(mm1)a2+λ214α2f21a1+λ2+β(a1+λ2)(a2+λ2)}(8)

к отсюда дифференцированием по постоянной β получится искомое второе интегральное уравнение системы (7):
β=Wβ.

Это есть уравнение кривой, которую описывает движущаяся точка на вращающейся плоскости. Теперь нам остается еще ощределить угол вращения ; при этом нам встретится некоторое затруднение. Именно, если мы выразим дифференциал φ, который на основании уравнения (6) и в настоящих обозначениях дается формулой
dv=αdtx12

в величинах λ1 и λ2, то сначала не получим нолного цифференциала. Действнтельно, если подставить в уравнение, служащее для определения времени
tτ=Wh,

вместо W его значение (8), то дифференциал t получится в форме
dt=F1(λ1)dλ1+F2(λ2)dλ2,
— это выражение, будучи умножено на
αx12=α(a1a2)(a1+λ1)(a1+λ2),

не дает непосредственно полного дифференциала и может быть превращено в таковой только с помощью имеющего место для переменных λ1 и λ2 уравнения (9).

Этой трудности можно избежать, если задачу шритяжения к двум неподвижным центрам полностью свести также для пространства к уравнению в частных проивводных, не входя в частные рассмотрения. Обпий вид уравнения в частіых производных ді свободного движения, когда имеет место теорема живой снлы, есть
(Wx)2+(Wy)2+(Wz)2=2U+2h.

Если мы вместо y п z введем полярные кординаты п положин
y=rcosφ,z=rsinφ,

то получим:
(Wx)2+(Wr)2+1r2(Wφ)2=2U+2h.

Так как в U не входит переменная, то по общену, уже часто применявпемуся методу, можно положить
H=W1+α

те W1-фукция только от x и r, но не от φ : тогда будем илеть
Wx=W1x,Wr=W1r,Wφ=α,

и уравнение в частных производных дая W превратится в следующее:
(W1x)2+(W1r)2=2Uα2r2+2h.

才то дифференцильное уравнение совпадает в точности с тен, которое мы получили выше приведением движения в пространстве к движению по вращающейся плоскости; так как проивведенное там рассмотрение ноказало, что от U надо отнять члеи α22r2, то введенная теперь постоянная α в точности совпадает с ранее так обозначенной. Поэтому выше полученное выражение (8) для W удовлетворяет пифференциальному уравненио (10) для W1, и мы определяем из пего W с помощью равенства
W=W1+αφ
‘’ога отсюда вытекаю’ оба инғегральные уравнения
β=Wrβ=W1β;α=Wα=W1α+φ,

из которых первое то же самое, которое ми уже нашли выше, в то время ґак второе дает значение ? из уравнения αφ=W1α. Здесь на место W1 надо подставить выражение (8) для W. Итак, оба интегральные уравнения, совокупность которых определяет кривую второго порядка, по которой двигается точка, будут следующие:
β=Wβ и αφ=Wx,

где
W=dλ112hλ1+12(m+m1)a2+λ114α2f21a1+λ1+β(a1+λ1)(a2+λ1)++dλ212hλ2+12(mm1)a2+λ214α2f21a1+λ2+β(a1+λ2)(a2+λ2)

а время выразится ири помощи уравнения
ιτ=Wh.

Шосле выполнения дифференцирований мы получаем следующие готовые формулы
β=12dλ1a2+λ1V[12hλ1+12(m+m1)a2+λ1+β](a1+λ1)14α2f2++12dλ2a2+λ2[12hλ2+12(mm1)a2+λ2+β](a1+λ2)14α2f2;ψα=14αf2dλ1(a1+λ1)a2+λ1[12hλ1+12(m+m1)a2+λ1+β](a1+λ1)14α2f2+14af2dλ2(a1+λ2)a2+λ2[12hλ2+12(mm1)a2+λ2+β](a1+λ2)14a2f2;1τ=14λ1dλ1(a2+λ1)[12hλ1+12(m+m1)a2+λ1+β](a1+λ1)14α2t22+14λ2dλ2(a2+λ2)[12hλ2+12(mm1)a2+λ2+β](a1+λ2)14α2f2

Здесь можек так же, как это было сделано выше, устранить иррациональность под знаком квадратного корня, вводя вместо λ1,λ2, как новые переменные, величины
a2+λ1=p,a2+λ2=q.

1
Оглавление
email@scask.ru