§ 5. Динамический принцип возможных перемещений. Общее уравнение динамики.

Свободная точка описывается дифференциальным уравнением

, (4.15)

где - равнодействующая задаваемых сил, приложенных к точке . Рассмотрим несвободную систему с идеальными голономными связями. Обозначая, как и раньше, массы точек через , равнодействующую задаваемых сил через , ускорение точки - , реакции связей через , возможные перемещения через . Тогда уравнения движения точки запишется в виде

. (4.16)

Вычитая (4.16) из (4.15), получим

Умножим каждое из полученных уравнений на возможное перемещение и просуммируем по всем точкам системы

. (4.17)

В случае идеальных связей правая часть уравнения (3.17) равна нулю, тогда с учётом (3.15) имеем

. (4.18)

Это основное, как мы дальше увидим, для всей динамики несвободной системы полученное уравнение получило название общего уравнения динамики.

Глава 15. Уравнение Лагранжа второго рода и его приложения.

§ 1. Вывод уравнения Лагранжа второго рода.

Уравнения Лагранжа второго рода представляют дифференциаль­ные уравнения несвободной системы, составленные в обобщенных координатах. Наибольшее распространение получили уравнения в неависимых обобщенных координатах, — их обычно и называют урав­нениями Лагранжа второго рода, а иногда просто уравнениями Лагранжа, так как уравнениями Лагранжа первого рода пользуются сравнительно редко. Рассмотрим систему с n степенями свободы, подчиненную идеальным голономным связям. Положение системы в пространстве будем определять n независимыми обобщенными координатами . Вектор-радиус любой точки системы может быть выражен через обобщенные координаты и время, если связи нестационарны, по формулам , а возможные перемещения определятся как вариации вектор-ради­усов;

.

Так как все обобщённые координаты считаем независимыми, то все представляют произвольные бесконечно малые величины. Докажем предварительно два тождества Лагранжа. Составим выражения векторов скоростей точек системы:

(4.19)

Производные обобщенных координат по времени, т. е. вели­чины называются обобщенными скоростями. Формулы (4.19) показывают, что скорость любой точки линейно выражается через обобщенные скорости, Поэтому, обозначая через к произвольный индекс, изменяющийся от 1 до n, будем иметь:

(4.20)

Это первое тождество Лагранжа. Докажем второе тождество

(4.21)

Для этого, дифференцируя обе части (4.19) по , получим

С другой стороны, составим непосредственно

Сравнивая последние два равенства, убеждаемся в справедливости соотношения (4.21). Обратимся к общему уравнению динамики (4.18) и перепишем его в виде

(4.22)

Первая сумма уже была выражена через обобщенные коорди­наты (4.11); она равна , где Qj — обобщенная сила. Что касается второй суммы в уравнении (4.22), то ее можно пре­образовать, пользуясь (4.9) и меняя порядок суммирования:

(3.23)

скалярное произведение под знаком суммы преобразуется к виду

(4.23)

или по формулам (4.20) и (4.21)):

Подставляя последнее выражение в круглую скобку правой части равенства (4.23) и замечая, что сумма определяет кинетическую энергию системы, получим:

Уравнение (4.18) теперь перепишется так:

(4.24)

Последнее равенство может выполняться при произвольных , только если все круглые скобки равны нулю. Таким образом, мы приходим к уравнениям Лагранжа второго рода, составленным в независимых обобщенных координатах для системы с голономными связями:

(4.25)

Уравнения (4.25) представляют совокупность n (по числу степеней свободы) обыкновенных дифференциальных уравнений второго по­рядка с n независимыми обобщенными координатами, являющимися искомыми функциями времени. Оператор

(4.26)

носит название оператор Эйлера-Лагранжа. Уравнению Лагранжа второго рода можно дать и другое доказательство. Как указывалось выше, положение любой точки можно представить в виде , где n - число независимых обобщённых координат, равное, в нашем случае, числу степеней свободы системы. Тогда и величину можно представить как направление вдоль координатной линии . Спроектируем основное уравнение динамики точки на это направление

(при этом есть сумма всех сил: внешних и внутренних, действующих на точку) и сложим все полученные проекции.

(4.27)

Справа в выражении (4.27) стоит по (4.11) обобщённая сила, а слева выражение (4.23). Проведя аналогичные преобразования, получаем уравнение Лагранжа второго рода.

.

Пример. Рассмотрим задачу о колебаниях стержня массы m и длины l, подвешенного в точке D к вращающемуся вокруг вертикальной оси АВ стержню АВD. Момент инерции стержня АВD равен J. За обобщённые координаты выберем углы и φ. Кинетическая энергия системы в общем виде запишется в форме

,

Здесь - скорость центра стержня, - вектор угловой скорости стержня, -тензор инерции стержня относительно центра С. Подставив введённые обозначения в формулу для кинетической энергии, получим

Проведя несложные преобразования, запишем кинетическую энергию в виде

Совсем нетрудно получить и выражение для возможной работы сил:момента и силы тяжести .

.

Обобщённые силы будут . Составим уравнения движения с помощью уравнения Лагранжа второго рода:

; обозначим , и , тогда и первое уравнение имеет вид

.

Второе уравнение будет

.