Презентация Лекции по динамике I

Содержание Лекция 1. Введение в динамику. Законы и аксиомы динамики материальной точки. Основное уравнение динамики. Дифференциальные и естественные уравнения движения. Две основные задачи динамики. Примеры решения прямой задачи динамики Лекция 2. Решение обратной задачи динамики. Общие указания к решению обратной задачи динамики. Примеры решения обратной задачи динамики. Движение тела, брошенного под углом к горизонту, без учета сопротивления воздуха. Лекция 3. Прямолинейные колебания материальной точки. Условие возникновения колебаний. Классификация колебаний. Свободные колебания без учета сил сопротивления. Затухающие колебания. Декремент колебаний. Лекция 4. Вынужденные колебания материальной точки. Резонанс. Влияние сопротивления движению при вынужденных колебаниях. Лекция 5. Относительное движение материальной точки. Силы инерции. Частные случаи движения для различных видов переносного движения. Влияние вращения Земли на равновесие и движение тел. Лекция 6. Динамика механической системы. Механическая система. Внешние и внутренние силы. Центр масс системы. Теорема о движении центра масс. Законы сохранения. Пример решения задачи на использование теоремы о движении центра масс. Лекция 7. Импульс силы. Количество движения. Теорема об изменении количества движения. Законы сохранения. Теорема Эйлера. Пример решения задачи на использование теоремы об изменении количества движения. Момент количества движения. Теорема об изменении момента количества движения. . Лекция 8. Законы сохранения. Элементы теории моментов инерции. Кинетический момент твердого тела. Дифференциальное уравнение вращения твердого тела. Пример решения задачи на использование теоремы об изменении момента количества движения системы. Элементарная теория гироскопа. Рекомендуемая литература 1. Яблонский А. А. Курс теоретической механики. Ч. 2. М. : Высшая школа. 1977 г. 368 с. 2. Мещерский И. В. Сборник задач по теоретической механике. М. : Наука. 1986 г. 416 с. 3. Сборник заданий для курсовых работ /Под ред. А. А. Яблонского. М. : Высшая школа. 19 85 г. 366 с. 4. Бондаренко А. Н. “Теоретическая механика в примерах и задачах. Динамика” (электронное пособие www. miit. ru/institut/ipss/faculties/trm/main. htm ), 2004 г.

Лекция 1 Динамика – раздел теоретической механики, изучающий механическое движение с самой общей точки зрения. Движение рассматривается в связи с действующими на объект силами. Раздел состоит из трех отделов : Динамика материальной точки Динамика механической системы Аналитическая механика ■ Динамика точки – изучает движение материальной точки с учетом сил, вызывающих это движение. Основной объект — материальная точка – материальное тело, обладающей массой, размерами которого можно пренебречь. Основные допущения : – существует абсолютное пространство (обладает чисто геометрическими свойствами, не зависящими от материи и ее движения. – существует абсолютное время (не зависит от материи и ее движения). Отсюда вытекает : – существует абсолютно неподвижная система отсчета. – время не зависит от движения системы отсчета. – массы движущихся точек не зависят от движения системы отсчета. Эти допущения используются в классической механике, созданной Галилеем и Ньютоном. Она имеет до сих пор достаточно широкую область применения, поскольку рассматриваемые в прикладных науках механические системы не обладают такими большими массами и скоростями движения, для которых необходим учет их влияния на геометрию пространства, время, движение, как это делается в релятивистской механике (теории относительности). ■ Основные законы динамики – впервые открытые Галилеем и сформулированные Ньютоном составляют основу всех методов описания и анализа движения механических систем и их динамического взаимодействия под действием различных сил. ■ Закон инерции (закон Галилея-Ньютона) – Изолированная материальная точка тело сохраняет свое состояние покоя или равномерного прямолинейного движения до тех пор, приложенные силы не заставят ее изменить это состояние. Отсюда следует эквивалентность состояния покоя и движения по инерции (закон относительности Галилея). Система отсчета, по отношению к которой выполняется закон инерции, называется инерциальной. Свойство материальной точки стремиться сохранить неизменной скорость своего движения (свое кинематическое состояние) называется инертностью. ■ Закон пропорциональности силы и ускорения (Основное уравнение динамики — II закон Ньютона) – Ускорение, сообщаемое материальной точке силой, прямо пропорционально силе и обратно пропорционально массе этой точки : или F ma 1 . Fam Здесь m – масса точки (мера инертности), измеряется в кг, численно равна весу, деленному на ускорение свободного падения : F – действующая сила, измеряется в Н (1 Н сообщает точке массой 1 кг ускорение 1 м /c 2 , 1 Н = 1 /9. 81 кг-с ). . g. G m ■ Динамика механической системы – изучает движение совокупности материальных точек и твердых тел, объединяемых общими законами взаимодействия, с учетом сил, вызывающих это движение. ■ Аналитическая механика – изучает движение несвободных механических систем с использованием общих аналитических методов.

Лекция 1 ( продолжение – 1. 2 ) Дифференциальные уравнения движения материальной точки : — дифференциальное уравнение движения точки в векторном виде. . 22 dt rd a ktzjtyitxtr )()( . : )( ; : )( 22 22 22 ii i Z dt zd mz Y dt yd my X dt xd mx. ; 2 ini τ Fs m Fsm — дифференциальные уравнения движения точки в координатном виде. Этот результат может быть получен формальным проецированием векторного дифференциального уравнения (1). После группировки векторное соотношение распадается на три скалярных уравнения : В координатном виде : Используем связь радиуса-вектора с координатами и вектора силы с проекциями : или : Подставим ускорение точки при векторном задании движения в основное уравнение динамики : ). 1( 22 i. F dt rd m M(x, y, z) O x xy yz z r i j k z a xa ya k. Zj. Yi. XF iiii ). ()( 22 k. Zj. Yi. Xkzjyix dt d m iii Естественные уравнения движения материальной точки – получаются проецированием векторного дифференциального уравнения движения на естественные (подвижные) оси координат : или : . 0: )( ; : )( ib inn i τττ Fmb Fman Fma . ; ; ii i Zzm Yym Xxm — естественные уравнения движения точки. M O r a 1 F 2 F M s 1 O n b 1 F 2 F a■ Основное уравнение динамики : . i. Fam — соответствуе т векторному способу задания движения точки. ■ Закон независимости действия сил – Ускорение материальной точки под действием нескольких сил равно геометрической сумме ускорений точки от действия каждой из сил в отдельности : или. . )()(, . . . ), ( 221121 Fa. FFa. . )()()( 2211 Fa. Ra. Закон справедлив для любого кинематического состояния тел. Силы взаимодействия, будучи приложенные к разным точкам (телам) не уравновешиваются. ■ Закон равенства действия и противодействия ( III закон Ньютона) – Всякому действию соответствует равное по величине и противоположно направленное противодействие : 1, 22, 1 FF 2, 1 F 1, 2 F m 1 m

Две основные задачи динамики : 1. Прямая задача : Задано движение (уравнения движения, траектория). Требуется определить силы, под действием которых происходит заданное движение. 2. Обратная задача : Заданы силы, под действием которых происходит движение. Требуется найти параметры движения (уравнения движения, траекторию движения). Обе задачи решаются с помощью основного уравнения динамики и проекции его на координатные оси. Если рассматривается движение несвободной точки, то как и в статике, используется принцип освобождаемости от связей. В результате реакции связей включаются в состав сил, действующих на материальную точку. Решение первой задачи связано с операциями дифференцирования. Решение обратной задачи требует интегрирования соответствующих дифференциальных уравнений и это значительно сложнее, чем дифференцирование. Обратная задача сложнее прямой задачи. Решение прямой задачи динамики — рассмотрим на примерах : Пример 1. Кабина весом G лифта поднимается тросом с ускорением a . Определить натяжение троса. a R G 1. Выбираем объект (кабина лифта движется поступательно и ее можно рассматривать как материальную точку). 2. Отбрасываем связь (трос) и заменяем реакцией R. 3. Составляем основное уравнение динамики : . RGFam i Определяем реакцию троса : ). 1( ga Ga g. G Gma. GR y yy Определяем натяжение троса : ). 1( ; ga GRTRT y При равномерном движении кабины a y = 0 и натяжение троса равно весу : T = G. При обрыве троса T = 0 и ускорение кабины равно ускорению свободного падения : a y = — g. 34. Проецируем основное уравнение динамики на ось y : y. : )( GRmay y Пример 2. Точка массой m движется по горизонтальной поверхности (плоскости Oxy ) согласно уравнениям : x = a cos kt , y = b cos kt. Определить силу, действующую на точку. y x G x y 1. Выбираем объект (материальную точку). 2. Отбрасываем связь (плоскость) и заменяем реакцией N. N 3. Добавляем к системе сил неизвестную силу F. F 4. Составляем основное уравнение динамики : . FNGFam i 5. Проецируем основное уравнение динамики на оси x , y : )( ; : )( yx Fymy Fxmx Определяем проекции силы : . sin ; cos 22 22 ymkktmakym. F xmkktmakxm. F yx Модуль силы : . 2222 22 rmkyxmk FFF yx Направляющие косинусы : . . ), cos(; . ), cos( r y FF y. F r x FF x. F y x Таким образом, величина силы пропорциональна расстоянию точки до центра координат и направлена к центру по линии, соединяющей точку с центром. Траектория движения точки представляет собой эллипс с центром в начале координат : . sin ; cos 222 ktby ktax 122 b y a x O r. Лекция 1 ( продолжение – 1. 3 )

Лекция 1 ( продолжение 1. 4 ) Пример 3 : Груз весом G подвешен на тросе длиной l и движется по круговой траектории в горизонтальной плоскости с некоторой скоростью. Угол отклонения троса от вертикали равен . Определить натяжение троса и скорость груза. Gl 1. Выбираем объект (груз). 2. Отбрасываем связь (трос) и заменяем реакцией R. 3. Составляем основное уравнение динамики : . RGFam i. R na Из третьего уравнения определяем реакцию троса : . cos G R Определяем натяжение троса : . cos ; G RTRT Подставляем значение реакции троса, нормального ускорения во второе уравнение и определяем скорость груза : . cos sin 2 gl v 4. Проецируем основное уравнение динамики на оси , n , b : . cos 0 : )( ; sin : )( ; 0 : )( GRb Rman ma nτ n b. sin cossin 2 G l v g. G Пример 4 : Автомашина весом G движется по выпуклому мосту (радиус кривизны равен R) со скоростью V. Определить давление автомашины на мост. 1. Выбираем объект (автомашина, размерами пренебрегаем и рассматриваем как точку). R Gv 2. Отбрасываем связь (шероховатую поверхность) и заменяем реакциями N и силой трения F тр. N тр. F 3. Составляем основное уравнение динамики : . тр. FNGFam i 4. Проецируем основное уравнение динамики на ось n : n. : )( NGman n Отсюда определяем нормальную реакцию : ). 1( 22 g. R v G Rv m. Gma. GN n Определяем давление автомашины на мост : ). 1( ; 2 g. R v GQNQ Отсюда можно определить скорость, соответствующую нулевому давлению на мост ( Q = 0): . g. Rv

Лекция 2 После подстановки найденных значений постоянных получаем : ). , , , ( ); , , , ( 0003 0002 0001 zyxtfz zyxtfy zyxtfx ). , , , ( ); , , , ( 0000006 0000005 0000004 zyxzyxtfz zyxzyxtfy zyxzyxtfx Таким образом, под действием одной и той же системы сил материальная точка может совершать целый класс движений, определяемых начальными условиями. Начальные координаты учитывают исходное положение точки. Начальная скорость, задаваемая проекциями, учитывает влияние на ее движение по рассматриваемому участку траектории сил, действовавших на точку до прихода на этот участок, т. е. начальное кинематическое состояние. Решение обратной задачи динамики – В общем случае движения точки силы, действующие на точку , являются переменными, зависящими от времени, координат и скорости. Движение точки описывается системой трех дифференциальных уравнений второго порядка : . ; ; ii i Zzm Yym Xxm ). , , , ( ); , , , ( 3213 3212 3211 CCCtfz CCCtfy CCCtfx После интегрирования каждого из них будет шесть постоянных C 1 , C 2 , …. , C 6 : Значения постоянных C 1 , C 2 , …. , C 6 находятся из шести начальных условий при t = 0: . ; ; ; 000 zzyyxx ). , . . . , , , ( ); , . . . , , , ( 6216 6215 6214 CCCtfz CCCtfy CCCtfx Пример 1 решения обратной задачи : Свободная материальная точка массы m движется по действием силы F , постоянной по модулю и величине. . В начальный момент скорость точки составляла v 0 и совпадала по направлению с силой. Определить уравнение движение точки. 1. Составляем основное уравнение динамики : . const. FFam i 3. Понижаем порядок производной : 2. Выберем декартову систему отсчета, направляя ось x вдоль направления силы и спроецируем основное уравнение динамики на эту ось : или . : )( FFmax xx x yz. F. Fxm . F dtdv m x 4. Разделяем переменные : . dt m F dv x 5. Вычисляем интегралы от обоих частей уравнения : . dt m F dv x. 1 Ct m F v x 6. Представим проекцию скорости как производную координаты по времени : . 1 Ct m F dtdx 8. Вычисляем интегралы от обоих частей уравнения : . )( 1 dt. Ct m F dx. 2 212 Ct. Ct m F x 7. Разделяем переменные : . )( 1 dt. Ct m F dx 9. Для определения значений постоянных C 1 и C 2 используем начальные условия t = 0, v x = v 0 , x = x 0 : . 0 01 0 v. C m F v tx . 0 20 0212 0 x. CC m F x t . ; 0201 x. Cv. C В итоге получаем уравнение равнопеременного движения (по оси x ) : . 2 002 xtvt m F x

Общие указания к решению прямой и обратной задачи. Порядок решения : 1. Составление дифференциального уравнения движения : 1. 1. Выбрать систему координат – прямоугольную (неподвижную) при неизвестной траектории движения, естественную (подвижную) при известной траектории, например, окружность или прямая линия. В последнем случае можно использовать одну прямолинейную координату. Начало отсчета совместить с начальным положением точки (при t = 0) или с равновесным положением точки, если оно существует, например, при колебаниях точки. 61. 2. Изобразить точку в положении, соответствующем произвольному моменту времени (при t > 0 ) так, чтобы координаты были положительными ( s > 0, x > 0). При этом считаем также, что проекция скорости в этом положении также положительна. В случае колебаний проекция скорости меняет знак, например, при возвращении к положению равновесия. Здесь следует принять, что в рассматриваемый момент времени точка удаляется от положения равновесия. Выполнение этой рекомендации важно в дальнейшем при работе с силами сопротивления, зависящими от скорости. 1. 3. Освободить материальную точку от связей , заменить их действие реакциями, добавить активные силы. 1. 4. Записать основной закон динамики в векторном виде, спроецировать на выбранные оси, выразить задаваемые или реактивные силы через переменные время, координаты или скорости, если они от них зависят. 2. Решение дифференциальных уравнений : 2. 1. Понизить производную , если уравнение не приводится к каноническому (стандартному) виду. например : или , dtdv x x . dtdv s 2. 2. Разделить переменные , например : или , 1 xx kv mdtdv kdt mvdv x x 1 , 2 v m k g dtdv . 2 dt v m k g dv 2. 4. Вычислить неопределенные интегралы в левой и правой частях уравнения, например : kdt mvdv x x 1 11 ln Ckt mv x . 1 0 0 tv v kdt mvdv 2. 3. Если в уравнении три переменных, то сделать замену переменных , например : и затем разделить переменные. , 1 cx mdtdv x cx mdx dvv dtdx dxdv xxx 1 ; 1 ln 0 0 tv v tk mv Замечание. Вместо вычисления неопределенных интегралов можно вычислить определенные интегралы с переменным верхним пределом. Нижние пределы представляют начальные значения переменных (начальные условия). Тогда не требуется отдельного нахождения постоянной, которая автоматически включается в решение, например : Используя начальные условия, например, t = 0 , v x = v x 0 , определить постоянную интегрирования : . ln ; 1 ln 011 0 0 x vx v. CCtk mv x . ln 1 ln ; 01 lnln 00 vkt mvv 2. 5. Выразить скорость через производную координаты по времени, например , и повторить пункты 2. 2 -2. 4 0 ln 1 vkt m e dtds v Замечание. Если уравнение приводится к каноническому виду, имеющему стандартное решение, то это готовое решение и используется. Постоянные интегрирования по прежнему находятся из начальных условий. См. , например, колебания (лекция 4, стр. 8). Лекция 2 ( продолжение 2. 2 )

Лекция 2 ( продолжение 2. 3 ) Пример 2 решения обратной задачи : Сила зависит от времени. Груз весом P начинает двигаться по гладкой горизонтальной поверхности под действием силы F , величина которой пропорциональна времени ( F = kt ). Определить пройденное расстояние грузом за время t. 3. Составляем основное уравнение динамики : . NPFFam i 5. Понижаем порядок производной : 4. Проецируем основное уравнение динамики на ось x : или kt. Fmax x : )( 7 F. t m k x . kt dtdv m x 6. Разделяем переменные : . tdt m k dv x 7. Вычисляем интегралы от обоих частей уравнения : . tdt m k dv x. 2 12 Ct m k v x 9. Представим проекцию скорости как производную координаты по времени : . 2 2 t m k dtdx 10. Вычисляем интегралы от обоих частей уравнения : . 2 2 dtt m k dx. 6 23 Ct m k x 9. Разделяем переменные : . 2 2 dtt m k dx 8. Определим значение постоянной C 1 из начального условия t = 0, v x = v 0 =0 : . 0 20 012 0 v. C m k v tx. 0 60 023 0 x. C m F x t. 0 2 C В итоге получаем уравнение движения (по оси x ), которое дает значение пройденного пути за время t : . 66 33 t Pkgt m k Sx 1. Выбираем систему отсчета (декартовые координаты) так, чтобы тело имело положительную координату : xy x. O P 2. Принимаем объект движения за материальную точку (тело движется поступательно), освобождаем от связи (опорной плоскости) и заменяем реакцией (нормальной реакцией гладкой поверхности) : N. 0 1 C 11. Определим значение постоянной C 2 из начального условия t = 0, x = x 0 =0 : Пример 3 решения обратной задачи : Сила зависит от координаты. Материальная точка массой m брошена вверх с поверхности Земли со скоростью v 0. Сила притяжения Земли обратно пропорциональна квадрату расстояния от точки до центра тяготения (центра Земли). Определить зависимость скорости от расстояния y до центра Земли. 1. Выбираем систему отсчета (декартовые координаты) так, чтобы тело имело положительную координату : F xy y O 2. Составляем основное уравнение динамики : . FFam i 3. Проецируем основное уравнение динамики на ось y : или 2 : )( y k Fmay y . 2 y k ym Коэффициент пропорциональности можно найти, используя вес точки на поверхности Земли : R. при Ry. PF . 2 mg R k . 2 mg. Rk Отсюда дифференциальное уравнение имеет вид : или 2 2 ymg. R ym . 2 2 yg. R y 4. Понижаем порядок производной : . 2 2 yg. R dtdv y 5. Делаем замену переменной : . dy dvv dydt dydv dtdv yyyy 6. Разделяем переменные : . 2 2 dy yg. R dvv yy . 2 2 yg. R dy dvv yy 7. Вычисляем интегралы от обоих частей уравнения : . 2 2 0 y Rv v yy dy yg. R dvvy y. )1 ( 2 22 0 y Rv vy yg. Rv y y 8. Подставляем пределы : . 11 22 22 02 Ryg. Rvv yy В итоге получаем выражение для скорости в функции от координаты y : . 11 2 22 0 Ryg. Rvv yy Максимальную высоту полета можно найти приравнивая скорость нулю : RH g. Rv y 11 2 max 22 0 max 211 g. Rv RH y . 2 2 2 02 max yvg. R H Максимальная высота полета при обращении знаменателя в нуль : 2 02 yvg. R Отсюда при постановке радиуса Земли и ускорения свободного падения получается II космическая скорость : скмg. Rv y /2.

Лекция 2 ( продолжение 2. 4 ) Пример 2 решения обратной задачи : Сила зависит от скорости. Судно массы m имело скорость v 0. Сопротивление воды движению судна пропорционально скорости. Определить время, за которое скорость судна упадет вдвое после выключения двигателя, а также пройденное расстояние судном до полной остановки. 81. Выбираем систему отсчета (декартовые координаты) так, чтобы тело имело положительную координату : xy x. O 2. Принимаем объект движения за материальную точку (судно движется поступательно), освобождаем от связей (воды) и заменяем реакцией (выталкивающей силой – силой Архимеда), а также силой сопротивления движению. N R 3. Добавляем активную силу (силу тяжести). G 4. Составляем основное уравнение динамики : . NRGFam i 5. Проецируем основное уравнение динамики на ось x : или xx v. Rmax : )(. xv mx 6. Понижаем порядок производной : . xx v mdtdv 7. Разделяем переменные : . dt mvdv x x 8. Вычисляем интегралы от обоих частей уравнения : . 0 0 tv v x x dt mvdvx x . ln 00 t v vx t mv x x 9. Подставляем пределы : . lnln 0 t mvv xx Получено выражение, связывающее скорость и время t , откуда можно определить время движения : . ln 0 xx vv m t Время движения, за которое скорость упадет вдвое : . 2 lnm t Интересно заметить, что приближении скорости к нулю время движения стремится к бесконечности, т. е. конечная скорость не может быть равна нулю. Чем не “ вечное движение ”? Однако, при этом пройденный путь до остановки является конечной величиной. Для определения пройденного пути обратимся к выражению, полученному после понижения порядка производной , и сделаем замену переменной : . xx v mdtdv . dx dvv dxdt dxdv dtdv xxxx v mdx dvv . dx mdv x . 0 0 xv v x dx mdvx x После интегрирования и подстановки пределов получаем : ). ( 0 xx vvm x Пройденный путь до остановки : . 0 xvm x ■ Движение точки, брошенной под углом к горизонту, в однородном поле силы тяжести без учета сопротивления воздуха G xy x. O . GFam i ; 0 : )( xmx ; : )( mg. Gymy ; 0 dt dvx; gdt dvy; 0 xdv ; gdtdv y ; 0 0 x x v vxdv ; 0 0 tv vy gdtdvy y ; cos 00 vvv xx ; sin 00 gtvgtvv yy 0 v ; cos 0 v dtdx ; sin 0 gtv dtdy ; cos 0 tvx ; 2 sin 2 0 gt tvy Исключив время из уравнений движения получаем уравнение траектории : . cos 2 22 0 2 v gx xtgy Время полета определяем приравниванием координаты y нулю : ; 0 2 sin 2 0 g. T Tvy gv T sin 2 0 Дальность полета определяем подстановкой времени полета : ; 2 sin 2 coscos 2 00 00 L gv gv v. Tvx

G NЛекция 3 Прямолинейные колебания материальной точки – Колебательное движение материальной точки происходит при условии : имеется восстанавливающая сила, стремящая вернуть точку в положение равновесия при любом отклонении ее из этого положения. 9 G N Восстанавливающая сила есть, положение равновесия устойчивое Восстанавливающей силы нет, положение равновесия неустойчивое G N Восстанавливающей силы нет, положение равновесия безразличное G NR Восстанавливающая сила есть, положение равновесия устойчивое G R N Необходим анализ Сила упругости пружины – пример линейной восстанавливающей силы. Направлена всегда к положению равновесия, величина прямо пропорциональна линейному удлинению (укорочению) пружины, равному отклонению тела от положения равновесия : с – коэффициент жесткости пружины, численно равный силе, под действием которой пружина изменяет свою длину на единицу, измеряется в Н / м в системе СИ. cx. R x xc. R lx xy O Виды колебаний материальной точки : 1. Свободные колебания ( без учета сопротивления среды). 2. Свободные колебания с учетом сопротивления среды (затухающие колебания). 3. Вынужденные колебания. 4. Вынужденные колебания с учетом сопротивления среды. ■ Свободные колебания – происходят под действием только восстанавливающей силы. Запишем основной закон динамики : . RNGam Выберем систему координат с центром в положении равновесия (точке O ) и спроецируем уравнение на ось x : . zt ex Приведем полученное уравнение к стандартному (каноническому) виду : . где , 0 22 m c kxkx Данное уравнение является однородным линейным дифференциальным уравнением II порядка , вид решения которого определяется корнями характеристического уравнения , получаемое с помощью универсальной подстановки : . cx. Rxm . 2 zt ezx . 022 kz Корни характеристического уравнения мнимые и равные : . 2, 1 kiz Общее решение дифференциального уравнения имеет вид : . sincos 21 kt. Cx Скорость точки : . cossin 21 ktk. Cx Начальные условия : . , 0 00 xxxxt Определим постоянные : . 010 sin 0 cos 21210 CCk. Cx . 01 x. C . 100 cos 0 sin 2121 k. Ckk. Cx . 0 2 kx C Итак, уравнение свободных колебаний имеет вид : . sincos 0 0 kt kx ktxx Уравнение можно представить одночленным выражением : ). sin( ktax где a – амплитуда, — начальная фаза. Новые константы a и — связаны с постоянными C 1 и C 2 соотношениями : . cos ; sin 21 a. C Определим a и : . . cos ; sin 22 22 1 222 2 222 1 a. CC a. C . 2 02 0 kx xa . cos sin 21 tg a a C C . 0 0 00 xkx kxx tg x 0 = asin . 2 k. T T Период колебаний : a – амллитуда колебаний Причиной возникновения свободных колебаний является начальное смещение x 0 и / или начальная скорость v 0.

10 Лекция 3 ( продолжение 3. 2 ) Затухающие колебания материальной точки – Колебательное движение материальной точки происходит при наличии восстанавливающей силы и силы сопротивления движению. Зависимость силы сопротивления движению от смещения или скорости определяется физической природы среды или связи, препятствующей движению. Наиболее простой зависимостью является линейная зависимость от скорости (вязкое сопротивление) : . ; x. Rv. R cxc — коэффициент вязкости G N R lx xy O c. R v Основное уравнение динамики : . ci RNRGFam Проекция уравнения динамики на ось : xcx. RRxmx cxx : )( Приведем уравнение к стандартному виду : x mx m c x 0 x m c x mx , 02 2 xkxnx где. , 2 2 m c k mn Характеристическое уравнение имеет корни : 02 22 knzz. 22 2, 1 knnz Общее решение данного дифференциального уравнения имеет различный вид в зависимости от значений корней : 1. n k – случай большого вязкого сопротивления : — корни действительные, различные. 22 2, 1 knnz )( 2222 21 tkntknnt e. Cex или ). (sh 22 tknaex nt — эти функции апериодические : x t 00 x 3. n = k : — корни действительные, кратные. nz 2, 1 )( 21 Ct. Cex nt — эти функции также апериодические :

Лекция 3 ( продолжение 3. 3 ) . ; 0 RFX i. 21 21 экв cc cc c G NR f xy Oс 1 с 2 F 2 l 1 l 1 f 2 f. экв 21 21 2121 c F cc cc R c R fff Классификация решений свободных колебаний. Дифф. уравнение Характер. уравнение Корни характ. уравнения Решение дифференциального уравнения График n k n = k 02 xkx 022 kz ikz 2, 1. sincos 21 kt. Cx ). sin( ktax 02 2 xkxnx 02 22 knzz 222, 1 nki nz )sincos( 22 222 1 tnk. Cex nt ). sin( 22 tnkaex nt 222, 1 knnz nz 2, 1 )( 2222 21 tkntknnt e. Cex ). (sh 22 tknaex nt )( 21 Ct. Cex nt x t 00 x. , 2 2 m c k mn m c k 2 Способы соединения пружин. Эквивалентная жесткость. y . ; 0 21 RRFX i fcfccfcfc. F экв 2121 )( )( 21 экв ccc y G N 1 R l f x O 2 Rс 1 с 2 F G N 1 R 1 l f x O 2 R с 1 с 2 F 2 l

Лекция 4 Вынужденные колебания материальной точки – Наряду с восстанавливающей силой действует периодически изменяющаяся сила, называемая возмущающей силой. Возмущающая сила может иметь различную природу. Например, в частном случае инерционное воздействие неуравновешенной массы m 1 вращающегося ротора вызывает гармонически изменяющиеся проекции силы : GNR lx xy O HOApm OAm 2 1 . ptt . sin pt. H x xy O A oc 1 am Основное уравнение динамики : . NRGFam i Проекция уравнения динамики на ось : pt. Hcx. Rxmx xx sin : )( Приведем уравнение к стандартному виду : . sin pt m. H x m c x . sinsinsin 22 pt m. H pt. Akpt. Ap 12 Решение этого неоднородного дифференциального уравнения состоит их двух частей x = x 1 + x 2 : x 1 – общее решение соответствующего однородного уравнения и x 2 – частное решение неоднородного уравнения : 02 xkx . sincos 211 kt. Cx Частное решение подбираем в форме правой части : . sin 2 pt. Ax . cos 2 ptp. Ax . sin 2 2 pt. Apx . sin 2 pt m. H xkx Полученное равенство должно удовлетворяться при любом t . Тогда : или m. H kp. A )( 22 pkm H A . sin )( 222 pt pkm H x Таким образом, при одновременном действии восстанавливающей и возмущающей сил материальная точка совершает сложное колебательное движение, представляющее собой результат сложения (наложения) свободных ( x 1 ) и вынужденных ( x 2 ) колебаний. 1. Если p k ( вынужденные колебания большой частоты), то фаза колебаний противоположна фазе возмущающей силы : ). sin( )(sin )( 22222 pt kpm H x

Лекция 4 ( продолжение 4. 2 ) 1 3 Коэффициент динамичности – отношение амплитуды вынужденных колебаний к статическому отклонению точки под действием постоянной силы H = const: ст. A A )( 22 pkm H A Амплитуда вынужденных колебаний : Статическое отклонение можно найти из уравнения равновесия : Здесь : . 0 ; 0 HRX i. ст2 ст HAmkc. Acx. R . 2 ст mk H A Отсюда : Таким образом, при p k ( большая частота вынужденных колебаний) коэффициент динамичности : . 11 2 222 2 k pkp k 0 1 2 33 2 1 k p Резонанс – возникает, когда частота вынужденных колебаний совпадает с частотой собственных колебаний ( p = k ). Это наиболее часто происходит при запуске и остановке вращения плохо сбалансированных роторов, закрепленных на упругих подвесках. Дифференциальное уравнение колебаний при равенстве частот : . sin 2 kt m. H xkx . sincos 211 kt. Cx Частное решение в форме правой части взять нельзя, т. к. получится линейно зависимое решение (см. общее решение). Общее решение : kt. Ax sin 2 . cos 2 kt. Btx Подставим в дифференциальное уравнение : . sincos 2 kt. Btkkt. Bx . cossin 2 cossinsin 22 2 kt. Btkkt. Bkkt. Bkx Возьмем частное решение в виде и вычислим производные : . sincoscossin 2 22 kt m. H kt. Btkkt. Bk . sinsin 2 kt m. H kt. Bk . 2 km H B Таким образом, получено решение : или. cos 2 sincos 2121 kt mk. Ht kt. Cxxx ). 2 sin( 2)sin( kt mk. Ht ktax Вынужденные колебания при резонансе имеют амплитуду неограниченно возрастающую пропорционально времени. Влияние сопротивления движению при вынужденных колебаниях. Дифференциальное уравнение при наличии вязкого сопротивления имеет вид : . sin 2 2 pt m. H xkxnx Общее решение выбирается из таблицы (Лекция 3, стр. 11) в зависимости от соотношения n и к ( посмотреть ). Частное решение возьмем в виде и вычислим производные : )sin( 2 pt. Ax c ). cos( 2 ptp. Ax c ). sin(2 2 ptp. Ax c Подставим в дифференциальное уравнение : . sin)cos(cos)sin()sin()cos(2)sin( 22 pt m. H pt. Akptpn. Aptp. A ccc. Приравнивая коэффициенты при одинаковых тригонометрических функциях получаем систему уравнений : . sin 2 ; cos)( 22 m. H np. A m. H pk. A cc Возведением в степень обоих уравнений и сложением их получаем амплитуду вынужденных колебаний : . 4)( 22222 pnpkm H A c Делением второго уравнения на первое получаем сдвиг фазы вынужденных колебаний : . 2 22 pk np tg Таким образом, уравнение движения при вынужденных колебаний с учетом сопротивления движению , например при n < k ( малое сопротивление) : ). sin()sincos( 22 222 121 pt. Atnk. Cexxx cnt Вынужденные колебания при сопротивлении движению не затухают. Частота и период вынужденных колебаний равны частоте и периоду изменения возмущающей силы. Коэффициент динамичности при резонансе имеет конечную величину и зависит от соотношения n и к. 0 k n 2. 0 k n 3. 0 k n

Лекция 5 Относительное движение материальной точки – Положим, что подвижная (неинерциальная) система координат Oxyz движется по некоторому закону относительно неподвижной (инерциальной) системы координат O 1 x 1 y 1 z 1. Движение материальной точки M (x, y, z) относительно подвижной системы Oxyz – относительное , относительно неподвижной системы O 1 x 1 y 1 z 1 – абсолютное. Движение подвижной системы Oxyz относительно неподвижной системы O 1 x 1 y 1 z 1 – переносное движение. 14 z x 1 y 1 z 1 O 1 x y. M x y zr O O e ω e 1 F 2 Fn. F Основное уравнение динамики : . i. Fam Абсолютное ускорение точки : . cera aaaa Подставим абсолютное ускорение точки в основное уравнение динамики : . )( icer Faaam Перенесем слагаемые с переносным и кориолисовым ускорением в правую часть : . ce ir amam. Fam Перенесенные слагаемые имеют размерность сил и рассматриваются как соответствующие силы инерции, равные : . , c ce e amam Тогда относительное движение точки можно рассматривать как абсолютное, если к действующим силам добавить переносную и кориолисову силы инерции : . ceir Fam В проекциях на оси подвижной системы координат имеем : . : )( ; : )( czezi cyeyi cxexi Zzmz Yymy Xxmx Частные случаи относительного движения точки для различного вида переносного движения : 1. Вращение вокруг неподвижной оси : . освр eee aaa ). r( , освр eee ee ara . , освр ocвр ee amam e e . ocвр e ee . 2 rec va . c c am. Если вращение равномерное, то ε e = 0: 0 вр e . oc ee 2. Поступательное криволинейное движение : . e ne τe aaa . , 2 s asa ee nτ . , ene ττ n ee amam . nτ e ee . 0 ; 0 c e a . 0 c Если движение прямолинейное, то = : . 0 n e . τ e e Если движение прямолинейное и равномерное, то подвижная система является инерциальной и относительное движение может рассматриваться как абсолютное : Никакими механическими явлениями нельзя обнаружить прямолинейного равномерного движения (принцип относительности классической механики). . ir Fam . 0 e na. 0 e a . 0 e Влияние вращения Земли на равновесие тел – Положим, что тело находится в равновесии на поверхности Земли на произвольной широте φ (параллели). Земля вращается вокруг своей оси с запада на восток с угловой скоростью : Радиус Земли составляет около 6370 км. . срад 1027. 7 606024 2 5 e S R R – полная реакция негладкой поверхности. ω e R N φG G – сила притяжения Земли к центру. ос ee a ос Ф – центробежная сила инерции. Условие относительного равновесия : . 0 oc e. GR Равнодействующая сил притяжения и инерции – сила тяжести (вес) : . oc e. GP PВеличина силы тяжести (веса) на поверхности Земли равна P = mg . Центробежная сила инерции составляет малую долю от силы тяжести : 00172. 0 81. 9 5. 0106370)1027. 7(cos 325 602 oc 0 mg Rm P ee Отклонение силы тяжести от направления силы притяжения также мало : 0 60 oc oc 085. 000149. 0866. 000172. 0 sinsin ; sinsin 0 PP e e Таким образом, влияние вращения Земли на равновесие тел чрезвычайно мало и в практических расчетах не принимается во внимание. Максимальная величина силы инерции (при φ = 0 — на экваторе) составляет всего 0. 00 343 от величины силы тяжести

Лекция 5 ( продолжение 5. 2 ) 15 Влияние вращения Земли на движение тел в поле тяготения Земли – Положим тело падает на Землю с некоторой высоты H над поверхностью Земли на широте φ . Выберем подвижную систему отсчета, жестко связанную с Землей, направляя оси x, y по касательной к параллели и к меридиану : c a c rec va 2 Sω e R N φ H y x z Уравнение относительного движения : . ос ccceir PGFam e Здесь учтена малость центробежной силы инерции по сравнению с силой тяжести. Таким образом сила тяготения отождествляется с силой тяжести. Кроме того, считаем, что сила тяжести направлена перпендикулярно поверхности Земли вследствие малости ее отклонения, как рассмотрено выше. P z e e Ускорение Кориолиса равно и направлено параллельно оси y на запад. rv Сила инерции Кориолиса равна направлена в противоположную сторону. c c am Спроецируем уравнение относительного движения на оси : . : )( ); 2 sin(2: )( ; 0: )( mg. Pzmzvmymyxmx rec Решение первого уравнения дает : . 1 Cx . 21 Ct. Cx Начальные условия : . 0; 0 00 xxt . 0 ; 0 21 CC. 0 x Решение третьего уравнения дает : . 3 Cgtz . 2 432 Ct. Cgt z Начальные условия : . 0; ; 0 00 z. Hzt . ; 0 43 HCC . 2 2 Hgt z . gtz Третье уравнение принимает вид : . cos 52 Cgty e Начальные условия : . 0; 0 00 yyt . 0 ; 0 65 CCЕго решение дает : . cos 2 gtzy ee . cos 3 652 Ct. Cgt y e . cos 2 gty e. cos 3 3 gt y e Полученное решение показывает, что тело при падении отклоняется к востоку. Вычислим величину этого отклонения, например, при падении с высоты 100 м. Время падения найдем из решения второго уравнения : . 515. 4 81. 9 10022 ; 0 2 2 c g H t. Hgt z мy 0109. 05. 0 3 515. 481. 9 1027. 7 3 5 Таким образом, влияние вращения Земли на движение тел чрезвычайно мало для практических высот и скоростей и в технических расчетах не учитывается. Из решения второго уравнения также следует существование скорости по оси y , которая также должна вызывать и вызывает соответствующее ускорение и силу инерции Кориолиса. Влияние этой скорости и силы инерции, связанной с ней, на изменение движения будет еще меньше, чем рассмотренная сила инерции Кориолиса, связанная с вертикальной скоростью.

Лекция 6 Динамика механической системы. Система материальных точек или механическая система – Совокупность материальных точек или материальных тех, объединяемых общими законами взаимодействия (положение или движение каждой из точек или тела зависит от положения и движения всех остальных) Система свободных точек — движение которых не ограничивается никакими связями (например, планетная система, в которой планеты рассматриваются как материальные точки). Система несвободных точек или несвободная механическая система – движение материальных точек или тел ограничиваются наложенными на систему связями (например, механизм, машина и т. п. ). 16 Силы, действующие на систему. В дополнение к ранее существовавшей классификации сил (активные и реактивные силы) вводится новая классификация сил : 1. Внешние силы ( e) – действующие на точки и тела системы со стороны точек или тел, не входящих в состав данной системы. 2. Внутренние силы (i) – силы взаимодействия между материальными точками или телами, входящими в данную систему. Одна и та же сила может являться как внешней, так и внутренней силой. Все зависит от того, какая механическая система рассматривается. Например : В системе Солнце, Земля и Луна все силы тяготения между ними являются внутренними. При рассмотрении системы Земля и Луна силы тяготения, приложенные со стороны Солнца – внешние : C ЗЛ На основании закона действия и противодействия каждой внутренней силе Fk соответствует другая внутренняя сила Fk’ , равная по модулю и противоположная по направлению. Из этого следуют два замечательных свойства внутренних сил : 1. Главный вектор всех внутренних сил системы равен нулю : 2. Главный момент всех внутренних сил системы относительно любого центра равен нулю : . 0 i ki FR . 0 i k. Oi O MM Или в проекциях на координатные оси : . 0 ; 0 i ki ki k ZYX . 0 ; 0 i kzi kyi kx MMM Замечание. Хотя эти уравнения похожи на уравнения равновесия, они таковыми не являются, поскольку внутренние силы приложены к различным точкам или телам системы и могут вызывать движение этих точек (тел) относительно друга. Из этих уравнений следует, что внутренние силы не влияют на движение системы, рассматриваемой как одно целое. Центр масс системы материальных точек. Для описания движения системы в целом вводится геометрическая точка, называемой центром масс , радиус-вектор которой определяется выражением , где M – масса всей системы : , M rm r kk C . km. M x. Сx y Cyz Cz 1 m 2 m k m n m 1 r 2 r Cr kr nr O C Или в проекциях на координатные оси : . , , M zm z M ym y M xm x kk Ckk C Формулы для центра масс аналогичны формулам для центра тяжести. Однако, понятие центра масс более общее, поскольку оно не связано с силами тяготения или силами тяжести.

Лекция 6 ( продолжение 6. 2 ) 17 Теорема о движении центра масс системы – Рассмотрим систему n материальных точек. Приложенные к каждой точке силы разделим на внешние и внутренние и заменим их на соответствующие равнодействующие F k e и F k i. Запишем для каждой точки основное уравнение динамики : или ie kk kk. FFam Просуммируем эти уравнения по всем точкам : . 22 ie k k kk FF dt rd m . 22 ie k k kk FF dt rd m e R 0 i RВ левой части уравнения внесем массы под знак производной и заменим сумму производных на производную суммы : . )( 22 e kk Rrm dt d Из определения центра масс : . kk. C rmr. M Подставим в полученное уравнение : . )( 22 e C Rr. M dt d После вынесения массы системы за знак производной получаем или : e C R dt rd M 22 e C Ra. M Произведение массы системы на ускорение ее центра массе равно главному вектору внешних сил. В проекциях на координатные оси : . ; ; e ke C ZRz. M YRy. M XRx. M z yx Центр масс системы движется как материальная точка массой, равной массе всей системы, к которой приложены все внешние силы, действующие на систему. Следствия из теоремы о движении центра масс системы (законы сохранения) : 1. Если в интервале времени [ t 1 , t 2 ] главный вектор внешних сил системы равен нулю, R e = 0 , то скорость центра масс постоянна, v C = const ( центр масс движется равномерно прямолинейно – закон сохранения движения центра масс ). 2. Если в интервале времени [ t 1 , t 2 ] проекция главного вектора внешних сил системы на ось x равна нулю, R x e = 0 , то скорость центра масс по оси x постоянна, v Cx = const ( центр масс движется по оси равномерно). Аналогичные утверждения справедливы для осей y и z. Пример : Два человека массами m 1 и m 2 находятся в лодке массой m 3. В начальный момент времени лодка с людьми находилась в покое. Определить перемещение лодки, если человек массой m 2 пересел к носу лодки на расстояние а. а 3. Если в интервале времени [ t 1 , t 2 ] главный вектор внешних сил системы равен нулю, R e = 0 , и в начальный момент скорость центра масс равна нулю, v C = 0, то радиус-вектор центра масс остается постоянным, r C = const ( центр масс находится в покое – закон сохранения положения центра масс ). 4. Если в интервале времени [ t 1 , t 2 ] проекция главного вектора внешних сил системы на ось x равна нулю, R x e = 0 , и в начальный момент скорость центра масс по этой оси равна нулю, v Cx = 0, то координата центра масс по оси x остается постоянной, x C = const ( центр масс не движется по этой оси). Аналогичные утверждения справедливы для осей y и z. 1. Объект движения (лодка с людьми) : 2. Отбрасываем связи (воду) : 3. Заменяем связь реакцией : R 4. Добавляем активные силы : 1 G 2 G 3 G 5. Записываем теорему о центре масс : NGGGRa. M e C 321 Проецируем на ось x : . 0 Cx. M. 0 constx C . 0 kkkk xmxm xy O 1 x 2 x 3 x )()()( 332211 lxmalxmlxmxm lmalmlm 321 )(0 321 2 mmm am l Определим на какое расстояние надо пересесть человеку массы m 1 , чтобы лодка осталась на месте : . )()( 332211 xmaxmbxmxm Лодка переместится на расстояние l в противоположную сторону. . 0 21 ambm . 1 2 a mm b

Лекция 7 Импульс силы – мера механического взаимодействия , характеризующая передачу механического движения со стороны действующих на точку сил за данный промежуток времени : 18 2 1 t t dt. FS В проекциях на координатные оси : . : )( ; : )( 2 12 12 1 t tzt tyt tx Zdt. Sz. Ydt. Sy. Xdt. Sx В случае постоянной силы : ). ( 12 tt. FS В проекциях на координатные оси : ); ( 121212 tt. ZStt. YStt. XS zyx Импульс равнодействующей – равен геометрической сумме импульсов приложенных к точке сил за один и тот же промежуток времени : . . 21 n. FFFR Умножим на dt : . . 21 dt. Fdt. R n Проинтегрируем на данном промежутке времени : . . 2 12 1 21 t t nt tt tt t dt. Fdt. R. . 21 n. SSSS Количество движения точки – мера механического движения, определяемая вектором, равным произведению массы точки на вектор ее скорости : . vm. Q mv Q Теорема об изменении количества движения системы – Рассмотрим систему n материальных точек. Приложенные к каждой точке силы разделим на внешние и внутренние и заменим их на соответствующие равнодействующие F k e и F k i. Запишем для каждой точки основное уравнение динамики : или Количество движения системы материальных точек – геометрическая сумма количеств движения материальных точек : . . 21 kn QQQQQ. )( kkkk rm dt d dt rd mvm. QQ. kk. C rmr. MПо определению центра масс : . )( CC c v. M dt rd Mr. M dt d Q . Cv. MQ Вектор количества движения системы равен произведению массы всей системы на вектор скорости центра масс системы. Тогда : В проекциях на координатные оси : . ; ; Cy. Cx x. MQx. MQ Производная вектора количества движения системы по времени равна главному вектору внешних сил системы. ie kk kk FFam . iekk kk. FFdt vdm Просуммируем эти уравнения по всем точкам : . ie k k kk FF dt vd m e R 0 i RВ левой части уравнения внесем массы под знак производной и заменим сумму производных на производную суммы : . )( e kk Rvm dt d Из определения количества движения системы : . Qvm kk. e R dt Qd В проекциях на координатные оси : . ; ; e ke xe ke x XR dtd. Q xxx

Теорема Эйлера – Применение теоремы об изменении количества движения системы к движению сплошной среды (воды) . 1 v 2 v 1. Выбираем в качестве объекта движения объем воды, находящийся в криволинейном канале турбины : 2. Отбрасываем связи и заменяем их действие реакциями ( R пов – равнодействующая поверхностных сил) пов. R 3. Добавляем активные силы ( R об – равнодействующая объемных сил) : об. R 4. Записываем теорему об изменении количества движения системы : . повоб RR dt Qd Количество движения воды в моменты времени t 0 и t 1 представим как суммы : . 0 BCAB QQQ . 1 CDBC QQQ A B CD D Изменение количества движения воды в интервале времени [ t 0 , t 1 ] : . 01 ABCD QQQQQ Изменение количества движения воды за бесконечно малый интервал времени dt: , где ABCD Qd. Qd . )( ; )( 222 111 vdtv. FQd CD AB F 1 F 2 Принимая произведение плотности, площади поперечного сечения и скорости за секундную массу получаем : . )( ; )( 2 сек 1 сек vdt. MQd CD AB . )( 12 сек dtvv. МQd Подставляя дифференциал количества движения системы в теорему об изменении получаем : . )( повоб 12 сек RRvv. М Следствия из теоремы об изменении количества движения системы (законы сохранения) : 1. Если в интервале времени [ t 1 , t 2 ] главный вектор внешних сил системы равен нулю, R e = 0 , то вектор количества движения постоянен, Q = const – закон сохранения количества движения системы ). 2. Если в интервале времени [ t 1 , t 2 ] проекция главного вектора внешних сил системы на ось x равна нулю, R x e = 0 , то проекция количества движения системы на ось x постоянна, Q x = const. Аналогичные утверждения справедливы для осей y и z. Лекция 7 ( продолжение 7. 2 ) Пример : Граната массы M , летевшая со скоростью v , разорвалась на две части. Скорость одного из осколков массы m 1 возросла в направлении движения до величины v 1. Определить скорость второго осколка. 1. Объект движения (граната) : 2. Объект – свободная система, связи и их реакции отсутствуют. 3. Добавляем активные силы : 1 G 2 G v 4. Записываем теорему об изменении количества движения : . 21 GGR dt Qd e Проецируем на ось : β. 0 coscos 21 gmgm dtd. Q τ Разделяем переменные и интегрируем : . 0)coscos( 0 21 0 t. Q Q τ dtgmgmd. Q Правый интеграл практически равен нулю, т. к. время взрыва t <<1. Отсюда закон сохранения : . или 0 00 ττττ QQQQ . 2211 vmvm. Mv . 2 2 11 2 v m vm. Mv v Геометрическая разность векторов секундных количеств движения жидкости равна сумме главных векторов объемных и поверхностных сил. 19, 2211 v. FM сек В проекциях на оси : . )(: )( ; )(: )( повоб 12 сек zzzz yyyy xxxx RRvv. Мz RRvv. Мy RRvv. Мx Разность проекций векторов секундных количеств движения жидкости на ось равна сумме проекций главных векторов объемных и поверхностных сил на ту же ось.

Лекция 7 ( продолжение 7. 3 ) 20 Момент количества движения точки или кинетический момент движения относительно некоторого центра – мера механического движения, определяемая вектором, равным векторному произведению радиуса-вектора материальной точки на вектор ее количества движения : . vmr. Qr. K O Кинетический момент системы материальных точек относительно некоторого центра – геометрическая сумма моментов количеств движений всех материальных точек относительно этого же центра : mv Q r. OK O В проекциях на оси : . )]()([ kmvymvx jmvxmvz imvzmvy mvmvmv zyx kji vmr. K xy zx yz zyx. O ). ()( ); ()( xyz zxy yzx mvymvx. K mvxmvz. K mvzmvy. K . . 21 iiii. On. OOOO vmr. KKKKK В проекциях на оси : . ; ; iyziyyixx KKKKKK Теорема об изменении момента количества движения системы – Рассмотрим систему n материальных точек. Приложенные к каждой точке силы разделим на внешние и внутренние и заменим их на соответствующие равнодействующие F k e и F k i. Запишем для каждой точки основное уравнение динамики : илиie kk kk. FFam. iekk kk. FFdt vdm Просуммируем эти уравнения по всем точкам : e OM 0 i OM Заменим сумму производных на производную суммы : Выражение в скобках есть момент количества движения системы. Отсюда : . e OO M dt. Kd Умножим векторно каждое из равенств на радиус-вектор слева : . i ke kk kk kk. Frdt vdmr. ikekkkk kk. Frdt vdmr Посмотрим, можно ли вынести знак производной за пределы векторного произведения : dt vdmrvmdt rdvmrdt dkkkkk)( )0), (sin( 0 kkkkkk vmvvmv Таким образом, получили : . )(e. Okkk. Mvmrdt d Производная вектора момента количества движения системы относительно некоторого центра по времени равна главному моменту внешних сил системы относительно этого же центра. В проекциях на координатные оси : . ; ; e zze yy e xx M dtd. K Производная момента количества движения системы относительно некоторой оси по времени равна главному моменту внешних сил системы относительно этой же оси. . dt vdmrkkk

Лекция 8 21■ Следствия из теоремы об изменении момента количества движения системы (законы сохранения) : 1. Если в интервале времени [ t 1 , t 2 ] вектор главного момента внешних сил системы относительно некоторого центра равен нулю, M O e = 0 , то вектор момента количества движения системы относительно этого же центра постоянен, K O = const – закон сохранения момента количества движения системы ). 2. Если в интервале времени [ t 1 , t 2 ] главный момент внешних сил системы относительно оси x равен нулю, M x e = 0 , то момент количества движения системы относительно оси x постоянен, K x = const. Аналогичные утверждения справедливы для осей y и z. 2. Момент инерции твердого тела относительно оси : m Ox x y y z zh hr )( 222 yxmmh. I z Момент инерции материальной точки относительно оси равен произведению массы точки на квадрат расстояния точки до оси. m k O x kx y kyz z h k kr )( 222 kkkkkz yxmhm. I Момент инерции твердого тела относительно оси равен сумме произведений массы каждой точки на квадрат расстояния этой точки до оси. ■ Элементы теории моментов инерции – При вращательном движении твердого тела мерой инерции (сопротивления изменению движения) является момент инерции относительно оси вращения. Рассмотрим основные понятия определения и способы вычисления моментов инерции. 1. Момент инерции материальной точки относительно оси : При переходе от дискретной малой массы к бесконечно малой массе точки предел такой суммы определяется интегралом : dmyxdmh. I z )( 222 — осевой момент инерции твердого тела. Кроме осевого момента инерции твердого тела существуют другие виды моментов инерции : xydm. I xy — центробежный момент инерции твердого тела. dmzyxdmr. I O )( 2222 — полярный момент инерции твердого тела. 3. Теорема о моментах инерции твердого тела относительно параллельных осей – формула перехода к параллельным осям : dm O 1 1 x 1 y 1 y 1 z z 2 z 2 y 2 x O 2 a b d 2 x 2 y . )(22)())()(()( 22 112 12 122 2 22 dmbadmybdmxadmyxdmbyaxdmyx. I z 1 z. I 1 y. S 1 x. S M 2 d. Момент инерции относительно исходной оси Статические моменты инерции относительно исходных осей Масса тела Расстояние между осями z 1 и z 2 Таким образом : . 22 2 1112 Mdb. Sa. SII xyzz Если ось z 1 проходит через центр масс, то статические моменты равны нулю : . 2 2 Md. II z. Cz

Лекция 8 ( продолжение 8. 2 ) 224. Момент инерции однородного стержня постоянного сечения относительно оси : xz L Выделим элементарный объем d. V = Adx на расстоянии x : x dx Элементарная масса : Adxdm 333 23 03 0 2 MLL Ax AAdxxdmx. I L LL z Для вычисления момента инерции относительно центральной оси (проходящей через центр тяжести) достаточно изменить расположение оси и задать пределы интегрирования (- L /2, L /2). Здесь продемонстрируем формулу перехода к параллельным осям : z С. 2 Md. II z. Cz . 1223 22 2 ML MLML I z. C . 23 2 2 ML IML z. C 5. Момент инерции однородного сплошного цилиндра относительно оси симметрии : x yz HR drr Выделим элементарный объем d. V = 2 π rdr. H (тонкий цилиндр радиуса r ) : Элементарная масса : rdr. Hdm 2 242 42 2 24 04 0 2 MRR Hr H rdr. Hrdmr. I R RR z Здесь использована формула объема цилиндра V= π R 2 H. Для вычисления момента инерции пустотелого (толстого) цилиндра достаточно задать пределы интегрирования от R 1 до R 2 ( R 2 > R 1 ): . 2 )( 442 42 22 4 14 22 14 12 RRM RR Hr HI R Rz 6. Момент инерции тонкого цилиндра относительно оси симметрии ( t << R ): x yz HR t C В силу малости толщины цилиндра считаем, что все точки находятся на одинаковом расстоянии R до оси и интегрирования не требуется. Объем V = 2 π Rt. H. (тонкий цилиндр радиуса R с толщиной стенки t ). . 2 22 MRRt. HRI z То же самое можно получить с использованием формулы для толстостенного цилиндра, учитывая малость t : . 2 )22( 2 ))((( 2222 t. RMt. RRM I z . 2 2 R Поскольку высота цилиндров в результате не входит в формулы моментов инерции, то они остаются справедливыми для тонкого сплошного диска и обода колеса (тонкого кольца). ■ Кинетический момент твердого тела x yz z iv i h iΔm. 2 iiziziiiiizi ΔmhhΔmhvΔmhΔK . 2 zziizziz IΔmhΔKK Выделим дискретный малый объем массы m i : Или переходя к бесконечно малым : . 2 dmhhhdmhdmvd. K zzz . 2 zzzzz Idmhd. KK Кинетический момент вращающегося тела равен произведению угловой скорости на момент инерции относительно оси вращения.

ux yz z z z. M Лекция 8 ( продолжение 8. 3 ) 2 3■ Дифференциальное уравнение вращения твердого тело относительно оси : Запишем теорему об изменении кинетического момента твердого тела, вращающегося вокруг неподвижной оси : . e zz M dtd. K . zzz IK Кинетический момент вращающегося твердого тела равен : Момент внешних сил относительно оси вращения равен вращающему моменту (реакции и сила тяжести моментов не создают ): . вращ. MMM ze z . )( вращ. MM dt Id zzz Подставляем кинетический момент и вращающий момент в теорему. вращ. MMI zz Пример : Два человека одинакового веса G 1 = G 2 висят на канате, переброшенном через сплошной блок весом G 3 = G 1 /4. В некоторый момент один из них начал подниматься по канату с относительной скоростью u. Определить скорости подъема каждого из людей. 1. Выбираем объект движения (блок с людьми) : 2. Отбрасываем связи (опорное устройство блока) : 3. Заменяем связь реакциями (подшипника) : 4. Добавляем активные силы (силы тяжести) : 5. Записываем теорему об изменении кинетического момента системы относительно оси вращения блока : 1 G 2 G 3 G. 0 21 RGRGM dtd. K e zz. R Так как момент внешних сил равен нулю, то кинетический момент должен оставаться постоянным : . const. K z . 0 zz KK В начальный момент времени t = 0 было равновесие и K z 0 = 0. После начала движения одного человека относительно каната вся система пришла в движение, но кинетический момент системы должен остаться равным нулю : K z = 0. Кинетический момент системы складывается из кинетических моментов обоих людей и блока : . 0)( 3322 21 321 IRv g. G Rvu g. G KKKK zzzz Здесь v 2 – скорость второго человека, равная скорости троса , . 2422 2 12 32 3 g. RGRM I z . 2 3 Rv . 0 24)( 22 1 21 21 Rv g. RG Rv g. G Rvu g. G. 17 8 2 u v . 17 9 17 8 1 uu uv Пример : Определить период малых свободных колебаний однородного стержня массы M и длиной l , подвешенного одним концом к неподвижной оси вращения. G xy z СO l. sin 2 l Mg. MI zz . 3 2 Ml I z Или : . 0 sin 2 l IMg z В случае малых колебаний sin φ φ : , 0 или 0 2 2 k IMgl z x. IMgl k 2. 2 22 Mgl I k. T x Период колебаний : Момент инерции стержня : . 3 2 2 g l T

Лекция 8 ( продолжение 8. 4 – дополнительный материал ) 2 4■ Элементарная теория гироскопа : Гироскоп – твердое тело, вращающееся вокруг оси материальной симметрии, одна из точек которой неподвижна. Свободный гироскоп – закреплен так, что его центр масс остается неподвижным, а ось вращения проходит через центр масс и может принимать любое положение в пространстве, т. е. ось вращения изменяет свое положение подобно оси собственного вращения тела при сферическом движении. Основное допущение приближенной (элементарной) теории гироскопа – вектор момента количества движения (кинетический момент) ротора считается направленным вдоль собственной оси вращения. Таким образом, несмотря на то, что в общем случае ротор участвует в трех вращениях, принимается в расчет только угловая скорость собственного вращения ω = d φ /dt. Основанием для этого является то, что в современной технике ротор гироскопа вращается с угловой скоростью порядка 5000 -8000 рад /c (около 50000 -80000 об / мин), в то время как две другие угловые скорости, связанные с прецессией и нутацией собственной оси вращения в десятки тысяч раз меньше этой скорости. Основное свойство свободного гироскопа – ось ротора сохраняет неизменное направление в пространстве по отношению к инерциальной (звездной) системе отсчета (демонстрируется маятником Фуко, сохраняющим неизменной по отношению к звездам плоскость качания, 1852 г. ). Это вытекает из закона сохранения кинетического момента относительно центра масс ротора при условии пренебрежения трением в подшипниках осей подвески ротора, внешней и внутренней рамы : ; 0 e CC M dt. Kd. const. K C Действие силы на ось свободного гироскопа. В случае действия силы, приложенной к оси ротора, момент внешних сил относительно центра масс не равен нулю : h x yz F ; Fr. M dt. Kd e CC CK CKω ω С e CM. Fh. M e C Производная кинетического момента по времени равна скорости конца этого вектора ( теорема Резаля) : ). ( ; v dt rd v dt. Kd KC Kv. e CK Mv Это означает, что ось ротора будет отклоняться не в сторону действия силы, а в сторону вектора момента этой силы , т. е. будет поворачиваться не относительно оси x ( внутренняя подвеска), а относительно оси y ( внешняя подвеска). При прекращении действия силы ось ротора останется в неизменном положении, соответствующем последнему моменту времени действия силы , т. к. с этого момента времени момент внешних сил вновь становится равным нулю. В случае кратковременного действия силы (удара) ось гироскопа практически не меняет своего положения. Таким образом, быстрое вращение ротора сообщает гироскопу способность противодействовать случайным воздействиям , стремящимся изменить положение оси вращения ротора, а при постоянном действии силы сохраняет положение плоскости, перпендикулярной действующей силе, в которой лежит ось ротора. Эти свойства используются в работе инерциальных систем навигации.