Астронет > Механика твердого тела. Лекции.

по текстам по ключевым словам в глоссарии по сайтам перевод

Механика твердого тела. Лекции.

В.А.Алешкевич, Л.Г.Деденко, В.А.Караваев (Физический факультет МГУ)
Издательство Физического факультета МГУ, 1997 г. Содержание

Лекция 3.

Динамика абсолютно твердого тела. Уравнение поступательного движения и уравнение моментов. Вращение твердого тела вокруг неподвижной оси. Центр удара. Динамика плоского движения твердого тела. Движение аксиально симметричного твердого тела, закрепленного в центре масс. Уравнения Эйлера.

Уравнения динамики твердого тела. Общий случай.

В общем случае абсолютно твердое тело имеет 6 степеней свободы, и для описания его движения необходимы 6 независимых скалярных уравнений или 2 независимых векторных уравнения.

Вспомним, что твердое тело можно рассматривать как систему материальных точек, и, следовательно, к нему применимы те уравнения динамики, которые справедливы для системы точек в целом.

Обратимся к опытам.

Возьмем резиновую палку, утяжеленную на одном из концов и имеющую лампочку точно в центре масс (рис. 3.1). Зажжем лампочку и бросим палку из одного конца аудитории в другой, сообщив ей произвольное вращение - траекторией лампочки будет при этом парабола - кривая, по которой полетело бы небольшое тело, брошенное под углом к горизонту.

Рис. 3.1.

Стержень, опирающийся одним из концов на гладкую горизонтальную плоскость (рис.1.16), падает таким образом, что его центр масс остается на одной и той же вертикали - нет сил, которые сдвинули бы центр масс стержня в горизонтальном направлении.

Опыт, который был представлен на рис. 2.2 а, в, свидетельствует о том, что для изменения момента импульса тела существенна не просто сила, а ее момент относительно оси вращения.

Тело, подвешенное в точке, не совпадающей с его центром масс (физический маятник), начинает колебаться (рис. 3.2а) - есть момент силы тяжести относительно точки подвеса, возвращающий отклоненный маятник в положение равновесия. Но тот же маятник, подвешенный в центре масс, находится в положении безразличного равновесия (рис. 3.2б).

Рис. 3.2.

Роль момента силы наглядно проявляется в опытах с "послушной" и "непослушной" катушками (рис. 3.3). Плоское движение этих катушек можно представить как чистое вращение вокруг мгновенной оси, проходящее через точку соприкосновения катушки с плоскостью. В зависимости от направления момента силы F относительно мгновенной оси катушка либо откатывается (рис. 3.За), либо накатывается на нитку (рис. 3.Зб). Держа нить достаточно близко к горизонтальной плоскости, можно принудить к послушанию самую "непослушную" катушку.

Рис. 3.3.

Все эти опыты вполне согласуются с известными законами динамики, сформулированными для системы материальных точек: законом движения центра масс и законом изменения момента импульса системы под действием момента внешних сил. Таким образом, в качестве двух векторных уравнений движения твердого тела можно использовать:

Уравнение движения центра масс

$m{\displaystyle \frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf v}_{{\displaystyle \bf 0}} }}{\displaystyle {\displaystyle dt}}} = \sum {\displaystyle {\displaystyle \bf F}}$

(3.1)

Здесь $\bf v}_{{\displaystyle \bf 0}$ - скорость центра масс тела, $\sum {\displaystyle {\displaystyle \bf F}}$ - сумма всех внешних сил, приложенных к телу.

Уравнение моментов

$\frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf L}}}{\displaystyle {\displaystyle dt}}} = \sum {\displaystyle {\displaystyle \bf M}$

(3.2)

Здесь L- момент импульса твердого тела относительно некоторой точки, $\sum {\displaystyle {\displaystyle \bf M}}$ - суммарный момент внешних сил относительно той же самой точки.

К уравнениям (3.1) и (3.2), являющимся уравнениями динамики твердого тела, необходимо дать следующие комментарии:

1. Внутренние силы, как и в случае произвольной системы материальных точек, не- влияют на движение центра масс и не могут изменить момент импульса тела.

2. Точку приложения внешней силы можно произвольно перемещать вдоль линии, по которой действует сила. Это следует из того, что в модели абсолютно твердого тела локальные деформации, возникающие в области приложения силы, в расчет не принимаются. Указанный перенос не повлияет и на момент силы относительно какой бы то ни было точки, так как плечо силы при этом не изменится.

Векторы L и M в уравнении (3.2), как правило, рассматриваются относительно некоторой неподвижной в лабораторной системе XYZ точки. Во многих задачах L и M удобно рассматривать относительно движущегося центра масс тела. В этом случае уравнение моментов имеет вид, формально совпадающий с (3.2). В самом деле, момент импульса тела $\bf L}_{0$ относительно движущегося центра .масс О связан с моментом импульса $\bf L}_{{\displaystyle 0}'$ относительно неподвижной - точки O' соотношением, полученным в конце лекции 2:

${\displaystyle \bf L}_{0} = {\displaystyle \bf L}_{{\displaystyle 0}'} - {\displaystyle \bf R}\times {\displaystyle \bf p},$

(3.3)

где R - радиус-вектор от O' к О, p - полный импульс тела. Аналогичное соотношение легко может быть получено и для моментов силы:

${\displaystyle \bf M}_{0} = {\displaystyle \bf M}_{{\displaystyle 0}'} - {\displaystyle \bf R}\times {\displaystyle \bf F},$

(3.4)

где F - геометрическая сумма всех сил, действующих на твердое тело.

Поскольку точка O' неподвижна, то справедливо уравнение моментов (3.2):

${\displaystyle \frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf L}_{{\displaystyle 0}'} }}{\displaystyle {\displaystyle dt}}} = {\displaystyle \bf M}_{{\displaystyle 0}'} .$

(3.5)

Тогда

$\frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf L}_{0} }}{\displaystyle {\displaystyle dt}}} = \left( {\displaystyle {\displaystyle \frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf L}_{{\displaystyle 0}'} }}{\displaystyle {\displaystyle dt}}} - {\displaystyle \bf R}\times {\displaystyle \frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf p}}}{\displaystyle {\displaystyle dt}}}} \right) - {\displaystyle \frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf R}}}{\displaystyle {\displaystyle dt}}}\times {\displaystyle \bf p} = \left( {\displaystyle {\displaystyle \frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf L}_{{\displaystyle 0}'} }}{\displaystyle {\displaystyle dt}}} - {\displaystyle \bf R}\times {\displaystyle \bf F}} \right) - {\displaystyle \bf v}_{{\displaystyle \bf 0}} \times {\displaystyle \bf p$

(3.6)

Здесь учтено, что {\displaystyle \frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf p}}}{\displaystyle {\displaystyle dt}}} = {\displaystyle \bf F}.

Величина $\bf v}_{{\displaystyle \bf 0}} = {\displaystyle \frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf R}}}{\displaystyle {\displaystyle dt}}$ есть скорость точки О в лабораторной системе XYZ. Учитывая (3.4), получим

${\displaystyle \frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf L}_{0} }}{\displaystyle {\displaystyle dt}}} = {\displaystyle \bf M}_{0} - {\displaystyle \bf v}_{{\displaystyle \bf 0}} \times {\displaystyle \bf p}.$

(3.7)

Поскольку движущаяся точка O - это центр масс тела, то $\bf p} = m{\displaystyle \bf v}_{{\displaystyle \bf 0}$ ( $m$ - масса тела), ${\displaystyle \bf v}_{{\displaystyle \bf 0}} \times {\displaystyle \bf p} = 0$ и ${\displaystyle \frac{\displaystyle {\displaystyle d{\displaystyle \bf L}_{0} }}{\displaystyle {\displaystyle dt}}} = {\displaystyle \bf M}_{0} ,$ то есть уравнение моментов относительно движущегося центра масс имеет такой же вид, что и относительно неподвижной точки. Существенно отметить, что в этом случае, как было показано в конце лекции 2, скорости всех точек тела при определении $\bf L}_{0$ следует брать относительно центра масс тела.

Ранее было показано, что произвольное движение твердого тела можно разложить на поступательное (вместе с системой x₀y₀z₀, начало которой находится в некоторой точке - полюсе, жестко связанной с телом) и вращательное (вокруг мгновенной оси, проходящей через полюс). С точки зрения кинематики выбор полюса особого значения не имеет, с точки же зрения динамики полюс, как теперь понятно, удобно поместить в центр масс. Именно в этом случае уравнение моментов (3.2) может быть записано относительно центра масс (или оси, проходящей через центр масс) как относительно неподвижного начала (или неподвижное оси).

Если $\sum {\displaystyle {\displaystyle \bf F}}$ не зависит от угловой скорости тела, а $\sum {\displaystyle {\displaystyle \bf M}}$ - от скорости центра масс, то уравнения (3.1) и (3.2) можно рассматривать независимо друг от друга. В этом случае уравнение (3.1) соответствует просто задаче из механики точки, а уравнение (3.2) - задаче о вращении твердого тела вокруг неподвижной точки или неподвижной оси. Пример ситуации, когда уравнения (3.1) и (3.2) нельзя рассматривать независимо - движение вращающегося твердого тела в вязкой среде.

Далее в этой лекции мы рассмотрим уравнения динамики для трех частных случаев движения твердого тела: вращения вокруг неподвижной оси, плоского движения и, наконец, движения твердого тела, имеющего ось симметрии и закрепленного в центре масс.

Назад| Вперед

Публикации с ключевыми словами: механика - твердое тело - углы Эйлера Публикации со словами: механика - твердое тело - углы Эйлера
См. также: Механика сплошных сред Вариационные принципы механики Анизотропия

Мнение читателя [1]

Версия для печати

Астрометрия - Астрономические инструменты - Астрономическое образование - Астрофизика - История астрономии - Космонавтика, исследование космоса - Любительская астрономия - Планеты и Солнечная система - Солнце