Добавил:
Upload Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз: Предмет: Файл:
fiz_1_1_mekh_otnosit_vm_i_as_rab_var_1_09_12.doc
Скачиваний:
181
Добавлен:
31.03.2015
Размер:
15.49 Mб
Скачать

Лекция 4

Идеальные жесткие связи. При соприкосновении тел возникают силы взаимодействия, которые можно описать, поль­зуясь кинематическим понятием абсолютно жестких идеальных связей. Такие связи вынуждают точки механической системы дви­гаться по определенным поверхностям. Если, например, две мате­риальные точки скреплены жесткой нерастяжимой связью, вынуж­дающей их находиться на неизменном взаимном расстоянии, то любая из них движется по сфере, в центре которой находится другая точка.

Ограничения, налагаемые, связями, в общем случае вынуж­дают тела двигаться криволинейно. Такое движение всегда уско­ренное. Ускорение можно формально приписать силам, которые называются реакциями жестких связей. Эти силы заранее не заданы как функции положения точек. Интегрируя уравнения типа(1.1) при дополнительных ограничениях, налагаемых связями определяют силы реакции. В следующем параграфе будет рассмотрен способ, позволяющий обойтись вообще без определения сил реакций при решении уравнений движения.

Движение по твердой поверхности приводит не только к возникновению сил реакции, но и сил трения. Их значение в прикладной механике исключительно велико. Но при трении движение сообщается не только самому телу как целому, а и составляющим его молекулам. Взаимодействие между трущимися поверхностями очень сложное и только в результате усреднения по отдельным молекулам получает вид некоторой силы взаимодействия.

В этом разделе мы будем рассматривать элементарные законы, относящиеся к отдельным материальным точкам (частицам), а не к большим совокупностям молекул. Поэтому силы трения будут вообще оставлены в стороне. Они изучаются подробно в курсах технической механики.

Степени свободы механической системы. Чтобы осуществить желаемый переход от прямоугольных координат к другим, более удобным для решения некоторых механических задач, сформулируем сначала необходимые общие определения.

Степенью свободы механической системы называется всякий независимый параметр из числа тех, которые задают положение системы в пространстве. Число таких независимых параметров называется числом степеней свободы системы.

Положение одной материальной точки в пространстве задается с помощью трех независимых параметров (ее координат), изме­ренных относительно некоторой системы отсчета. Положение N материальных точек, не скрепленных жесткими связями, опре­деляется ЗN независимыми параметрами.

Но если расположение точек как-либо фиксировано, то число степеней свободы может быть и меньшим, чем 3N. Например, если две точки соединены жесткой неизменяемой связью, то на шесть декартовых координат этих точек (x1, у1, z12, у2, z2) наложено условие:

(x1 - х2 )2 +( у1 - у2)2 +( z1 - z2)2 =R122

где R12 - заданное расстояние между точками. Следовательно, все декартовы координаты уже не являются независимыми параметрами; независимы только пять из этих шести величин. Иначе говоря, система из двух материальных точек, находящихся на неизменном расстоянии друг от друга, имеет пять степеней свободы.

Если рассмотреть три материальные точки, жестко скреплен­ные треугольником, то координаты третьей точки должны удов­летворять двум равенствам, аналогичным только что приведен­ному, где в правых частях стоят R132 и R232.Таким образом, девять координат вершин жесткого треугольника подчинены трем равен­ствам, и только шесть параметров оказываются независимыми. Треугольник имеет шесть степеней свободы.

Положение твердого тела в пространстве полностью опреде­ляется тремя точками, не лежащими на одной прямой. Такие три точки, как только что было показано, задаются шестью пара­метрами. Следовательно, произвольное твердое тело имеет шесть степеней свободы. При этом рассматриваются только такие дви­жения твердого тела, при которых оно не деформируется, напри­мер вращение волчка.

Обобщенные координаты. Как было видно из при­мера точек, скрепленных связями, не всегда удобно задавать положение системы в декартовых координатах. При этом тре­буется выписывать дополнительные условия, обусловленные свя­зями. Выбор параметров, необходимых для фиксирования поло­жения всех точек механической системы, должен определяться прежде всего целесообразностью. Так, если силы зависят только от расстояния между частицами, то разумно ввести эти расстоя­ния в уравнения динамики в явном виде, а не через посредство декартовых координат.

Механическую систему можно описать с помощью таких параметров, число которых равно числу степеней свободы. Эти параметры могут иногда совпадать с декартовыми координатами тех или иных точек. Например, в системе из двух точек, скреплен­ных жесткой связью, параметры можно выбрать так: задать положение одной из точек в декартовых координатах, после чего другая точка непременно будет находиться на шаре, имеющем центром первую точку. Положение второй точки на шаре будет известно, если дана ее долгота и широта. Вместе с тремя декар­товыми координатами первой точки долгота и широта второй точки полностью определяют положение данной системы в про­странстве.

Для трех жестко скрепленных точек надо задать только что описанным способом положение одной стороны треугольника и угол поворота третьей вершины вокруг этой стороны.

Независимые параметры, определяющие положение механиче­ской системы в пространстве, называются ее обобщенными коор­динатами. Мы будем обозначать их символами qa, где нижний индекс а принимает столько значений, сколько степеней свободы у данной системы.

- жесткая связь, система жесткой связи

Длина отрезка из двух точек, связанных жесткой связью:

l2 = ( xA – xB )2 + ( yA – yB )2 + ( zA – zB )2

Количество координат, необходимых для описания положения системы в пространстве, называется степенью свободы.

f ( …xi…) = 0- условие связи.

- функционал.

f

t

t1 t 2

2.Уравнения Лагранжа

Уравнение

(1.1)

было записано в декартовой системе координат. Но любая система координат есть результат свободного вы­бора. Описывая в ней некоторый закон природы, мы тем самым вносим в наше описание определенный элемент произвола. Кроме выбора координатной системы, имеется еще свобода в отношении системы отсчета. Скорости материальных частиц относительно разных систем отсчета различны. Между тем желательно так формулировать законы природы, чтобы в них по возможности не входили величины, по определению относящиеся к наблюдателю (например, координаты), иначе говоря, исключить элемент произвола в описании.

Для этого надо перейти от дифференциального закона (1.1) к интегральному. Значение интеграла не зависит от переменных, в которых он вычислен (например, площадь некоторой фигуры одинакова при вычислении в любых координатах: прямоугольных, полярных и т.д.)

Поэтому можно надеяться так сформулировать законы механического движения, чтобы они сводились к высказываниям об интегральных выражениях, описывающих некоторый участок движения.

Это оказывается осуществимым при следующих условиях:

1. Связи идеально жесткие, т. е. сил трения нет.

2. Силы взаимодействия между материальными точками могут быть представлены в виде

, (2.1)

Где индекс i относится к частице, а производная по векторной величине ri сама представляет собой вектор с составляющими

, , .

Величина U одна и та же для всей механической системы. О ее значении будет сказано ниже.

Принцип Гамильтона. Условие (2.1) не столь ограни­чительно, как может показаться. Под него подпадают силы тяже­сти, электростатические силы, упругие силы, т. е. как раз такие, к которым применяется механика Ньютона. В дальнейшем, будем выражать силы в форме (2.1). Для простоты последующих формул будем считать, что имеется только одна жесткая связь. Это огра­ничение не имеет существенного значения, так как переход к слу­чаю нескольких связей производится непосредственно. Запишем условие связи в виде уравнения:

F(r1,..., ri,..) = 0. (2.2)

Рассмотрим теперь некоторое изменение координат материаль­ных точек системы δri, которое будем считать бесконечно малым. Это изменение обязано не движению точек, а может рассматри­ваться как чисто умозрительная операция. Оно, однако, не должно нарушать условия (2.2), т. е. мыслится совместимым с наложен­ной на систему связью. Например, если точки вынуждены дви­гаться по поверхности, то изменения δri, берутся вдоль поверх­ности, а в остальном совершенно произвольны. Но если точки в результате смещений остались на поверхности, определяемой уравнением (2.2), то смещения удовлетворяют очевидному условию:

(2.3)

Здесь было использовано то обстоятельство, что величины δri, бесконечно малые, так что функция F разлагалась в ряд Тейлора до первых производных включительно.

Рассмотрим систему дифференциальных уравнений (1.1) при дополнительном условии (2.2). Это условие означает, что не все переменные ri независимы. Чтобы сделать число независимых переменных системы равным числу уравнений, умножим каж­дое уравнение на соответствующую величину δr* и сложим их.

Силу Fi разобьем на два слагаемых:

Первое сла­гаемое обусловлено взаимодействием между материальными точ­ками, второе описывает силы, возникающие вследствие действия связей.

Теперь надо воспользоваться тем условием, что связи идеаль­ные. Начнем с простейшего случая гладкой неизменяемой поверх­ности, по которой движется материальная точка. Тогда сила реак­ции должна быть перпендикулярна поверхности, т. е. скалярное произведение векторов F'i и δri равно, нулю. Ведь это произведе­ние означает не что иное, как работу перемещения точки по поверхности, т. е. работу сил трения, которые мы заранее исключили, считая связь идеальной.

И в случае двух или вообще нескольких точек каждое слагае F'i δri в отдельности может и не обращаться в нуль, потому что точки могут совершать работу друг над другом.

Например, если две точки скреплены жесткой нерастяжимой связью и одна из них как-либо ускорена, она потянет за собой другую, т. е. совершит над ней работу. Следовательно, в системе из нескольких материальпых точек, скрепленных жесткими связями, на силы реакций связей накладывается условие:

i F'i δri =0, (2. 4)

причем перемещения подчинены равенству (2.3).

Но тогда из уравнений (1.1) и (2.4) следует, что должно выпол­няться такое равенство:

(2.5)

Для всех перемещений точек, совместимых со связями, т. е. удовлетворяющих равенству (2.3). Из этого уравнения можно исключить какое-либо из перемещений δri и подставить его в (2.5), после чего все остальные перемещения, очевидно, становятся независимыми.

Более удобно использовать метод неопределенных множителей, так как он позволяет сохранить симметрию формул относительно всех δri. Умножим равенство (2.3) на некоторый множитель α и прибавим его к (2.5):

(2.6)

Поскольку α произвольно, мы ввели в уравнение лишний параметр и благодаря этому можем считать все перемещения совер­шении независящими одно oт другого. Следовательно, возможно положить равными нулю все

δrк (k ≠ i), кроме одного δri. Тогда остается

Вектор δri теперь считается совершенно произвольным, благодаря параметру α на δri больше не накладывается никаких связующих условий. Но тогда возможно положить равными нулю любые, две составляющие вектора ri, например уi, и zi а не рав­ную нулю составляющую δxi сократить. Для этой составляющей получим:

,

Тем же способом получим аналогичное уравнение для любой составляющей. В векторной форме уравнение выглядит так:

(2.8)

причем значок i нумерует все материальные точки механической системы. Вместе с уравнением (2.2) уравнения (2.8) позволяют определить все ri (как функции времени) и параметр α. Заметим, что произведения суть не что иное, как силы реакций связей, согласно (2.3).

Перейдем теперь к формулировке интегрального принципа. С этой целью преобразуем по частям первое слагаемое равенства(2.5):

(ограничимся пока одним членом). Заметим, что δri означает раз­ность двух радиус-векторов, взятых в один и тот же момент вре­мени. Производная от разности равна разности производных, так что

.

Пользуясь тем, что знак δ относится к бесконечно малой раз­ности, перепишем получившееся равенство так:

Будем суммировать получившееся выражение по материаль­ным точкам, т. е. по i. Сумма

благодаря малости δri , которая здесь может рассматриваться как дифференциал координаты.

Собирая отдельные члены равенства (2.5), преобразованные описанным способом, и вынося символ δ за знак суммы, получим:

(2.9)

Допустим теперь, что система перемещается, следуя законам механики, из некоторого заданного начального положения, кото­рое она занимала в момент времени t = t0, в другое, тоже задан­ное положение в момент t1. Для этих положений, так как они заданы, надо положить все δri равными нулю:

ri )t=t0 = ri)t=t1 =0.

Проинтегрируем выражение, стоящее в левой части (2.9), от момента времени t0 до момента t1. Полная производная по времени сведется при этом к разности значений дифференцируемой величины на пределах:

-

Но на пределах δri, как было указано, обращаются в нуль. Кроме того, символ δ, означающий разность значений функции для одного и того же момента времени, может быть переставлен с интегралом по времени по той же причине, по которой δ пере­ставляется с производной по времени. Обозначая теперь сам интеграл буквой S, приходим к следующему равенству:

Интеграл в выражении для S берется вдоль истинной траек­тории движения, так как при выводе равенства (2.12) были исполь­зованы уравнения (1.1). Символ δ впереди интеграла означает, что наряду с этим интегралом рассматривался другой, взятый по бесконечно близкой траектории, отстоящей от истинной на δri для i -той частицы. Такая близкая траектория называется варьи­рованной, а символ δ - вариацией данной величины.

Вариация имеет совсем иной смысл, чем дифференциал. Последний относится к изменению величины вдоль траектории движе­ния системы, тогда как вариация отвечает переходу с траектории на другую, близкую к ней и допустимую наложенными на систему условиями связи. Дифференциал определяется из уравнений движения, а вариация подчинена только связям и в остальном произвольна.

Равенство (2.12) показывает, что интеграл S, взятый вдоль истинной траектории системы, имеет экстремум, так как он не изменяется при переходе к любой близкой траектории. Подобно этому, функция вблизи экстремума не меняет значения при изме­нении аргумента.

Вместо уравнения (1.1) можно исходить из равенства (2.12) как основного положения механики. Такой подход может пока­заться искусственным. На самом деле, как мы вскоре увидим, в этом лежит путь к очень широким обобщениям. Кроме того, уравнения движения, которые выводятся из условия (2.12) как исходного принципа механики, могут оказаться гораздо удобнее в приложениях, чем исходная система уравнений (1.1). Вели­чина S называется действием механической системы, а утвержде­ние об экстремальности S вдоль истинной траектории — принци­пом Гамильтона. В некоторых случаях этот принцип допускает более простую формулировку и тогда называется принципом наи­меньшего действия.

=0

S= 0 –принцип наименьшего действия

S- действие

Подынтегральное выражение носит название функции Лагранжа

- функция Лагранжа

Потенциальная система – это система, которая зависит лишь от положения ее в

пространстве, не принимая в расчет пути.

Исходя из функции Лагранжа, получим соотношения, выражающие законы механики

Производная от функции Лагранжа по скорости есть импульс

Производная функции Лагранжа по координате есть сила

Учитывая, что дифференцирование по времени выражения для производной от функции Лагранжа по скорости, дает сумму сил

Второй закон Ньютона

можно переписать для функции Лагранжа

уравнение Лагранжа.

где i=1,2,…n- номер координат

Комбинация в виде

равна полной энергии. Это видно если подставить зависимость для лагранжиана

После приведения к каноническому виду получается закон сохранения энергии

- полная энергия.

Обобщенные координаты.

Более удобным в практике считается выбор системы координат исходя из физики задачи

xi = (q)

в качестве координат могут выступать углы, связи и т.д.

Получим соотношения для представления функции Лагранжа через обобщенные координаты

Из принципа наименьшего действия

=0

Получаем уравнение Лагранжа в обобщенных координатах

Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]