4 динамика вращательного движения твердого тела основное уравнение динамики вращательного движения

Вращение твердого тела

Для кинематического описания процесса вращения твердого тела нужно ввести такие понятия как угловое перемещение Δ φ , угловое ускорение ε и угловая скорость ω :

ω = ∆ φ ∆ t , ( ∆ t → 0 ) , ε = ∆ φ ∆ t , ( ∆ t → 0 ) .

Углы выражаются в радианах. За положительное направление вращения принимается направление против часовой стрелки.

Когда твердое тело вращается относительно неподвижной оси, все точки этого тела перемещаются с одинаковыми угловыми скоростями и ускорениями.

Рисунок 1. Вращение диска относительно оси, проходящей через его центр O .

Если угловое перемещение Δ φ мало, то модуль вектора линейного перемещения ∆ s → некоторого элемента массы Δ m вращающегося твердого тела можно выразить соотношением:

в котором r – модуль радиус-вектора r → .

Между модулями угловой и линейной скоростей можно установить связь посредством равенства

Модули линейного и углового ускорения также взаимосвязаны:

Векторы v → и a → = a τ → направлены по касательной к окружности радиуса r .

Также нам необходимо учесть возникновение нормального или центростремительного ускорения, которое всегда возникает при движении тел по окружности.

Модуль ускорения выражается формулой:

a n = v 2 r = ω 2 r .

Если разделить вращающееся тело на небольшие фрагменты Δ m i , обозначить расстояние до оси вращения через r i , а модули линейных скоростей через v i , то запись формулы кинестетической энергии вращающегося тела будет иметь вид:

E k = ∑ i ν m v i 2 2 = ∑ i ∆ m ( r i ω ) 2 2 = ω 2 2 ∑ i ∆ m i r i 2 .

Физическая величина ∑ i ∆ m i r i 2 носит название момента инерции I тела относительно оси вращения. Она зависит от распределения масс вращающегося тела относительно оси вращения:

I = ∑ i ∆ m i r i 2 .

В пределе при Δ m → 0 эта сумма переходит в интеграл. Единица измерения момента инерции в С И – килограммметр в квадрате ( к г · м 2 ) . Таким образом, кинетическую энергию твердого тела, вращающегося относительно неподвижной оси, можно представить в виде:

В отличие от выражения, которое мы использовали для описания кинестетической энергии поступательно движущегося тела m v 2 2 , вместо массы m в формулу входит момент инерции I . Также мы принимаем во внимание вместо линейной скорости v угловую скорость ω .

Если для динамики поступательного движения основную роль играет масса тела, то в динамике вращательного движения имеет значение момент инерции. Но если масса – это свойство рассматриваемого твердого тела, которое не зависит от скорости движения и других факторов, то момент инерции зависит от того, вокруг какой оси вращается тело. Для одного и того же тела момент инерции будет определяться различными осями вращения.

В большинстве задач считается, что ось вращения твердого тела проходит через центр его массы.

Положение x C , y C центра масс для простого случая системы из двух частиц с массами m 1 и m 2 , расположенными в плоскости X Y в точках с координатами x 1 , y 1 и x 2 , y 2 определяется выражениями:

x C = m 1 x 1 + m 2 x 2 m 1 + m 2 , y C = m 1 y 1 + m 2 y 2 m 1 + m 2 .

Рисунок 2. Центр масс C системы из двух частиц.

В векторной форме это соотношение принимает вид:

r C → = m 1 r 1 → + m 2 r 2 → m 1 + m 2 .

Аналогично, для системы из многих частиц радиус-вектор r C → центра масс определяется выражением

r C → = ∑ m i r i → ∑ m i .

Если мы имеем дело с твердым телом, состоящим из одной части, то в приведенном выражении суммы для r C → необходимо заменить интегралами.

Центр масс в однородном поле тяготения совпадает с центром тяжести. Это значит, что если мы возьмем тело сложной формы и подвесим его за центр масс, то в однородном поле тяготения это тело будет находиться в равновесии. Отсюда следует способ определения центра масс сложного тела на практике: его необходимо последовательно подвесить за несколько точек, одновременно отмечая по отвесу вертикальные линии.

Рисунок 3. Определение положения центра масс C тела сложной формы. A 1 , A 2 , A 3 точки подвеса.

На рисунке мы видим тело, которое подвешено за центр масс. Оно находится в состоянии безразличного равновесия. В однородном поле тяготения равнодействующая сил тяжести приложена к центру масс.

Мы можем представить любое движение твердого тела как сумму двух движений. Первое поступательное, которое производится со скоростью центра масс тела. Второе – это вращение относительно оси, которая проходит через центр масс.

Предположим. Что у нас есть колесо, которое катится по горизонтальной поверхности без проскальзывания. Все точки колеса во время движения перемещаются параллельно одной плоскости. Такое движение мы можем обозначить как плоское.

Теорема о движении центра масс

Кинестетическая энергия вращающегося твердого тела при плоском движении будет равна сумме кинетической энергии поступательного движения и кинетической энергии вращения относительно оси, которая проведена через центр масс и располагается перпендикулярно плоскостям, в которых движутся все точки тела:

E k = m v C 2 2 + I C ω 2 2 ,

где m – полная масса тела, I C – момент инерции тела относительно оси, проходящей через центр масс.

Рисунок 4. Качение колеса как сумма поступательного движения со скоростью v C → и вращения с угловой скоростью ω = v C R относительно оси O , проходящей через центр масс.

В механике используется теорема о движении центра масс.

Любое тело или несколько взаимодействующих тел, которые представляют собой единую систему, обладают центром масс. Этот центр масс под воздействием внешних сил перемещается в пространстве как материальная точка, в которой сосредоточена вся масса системы.

На рисунке мы изобразили движение твердого тела, на которое действуют силы тяжести. Центр масс тела движется по траектории, которая близка к параболе, тогда как траектория остальных точек тела является более сложной.

Рисунок 5. Движение твердого тела под действием силы тяжести.

Теорема Штейнера о параллельном переносе оси вращения

Рассмотрим случай, когда твердое тело движется вокруг некоторой неподвижной оси. Момент инерции этого тела инерции I можно выразить через момент инерции I C этого тела относительно оси, проходящей через центр масс тела и параллельной первой.

Рисунок 6. К доказательству теоремы о параллельном переносе оси вращения.

Для примера возьмем твердое тело, форма которого произвольна. Обозначим центр масс С . Выберем систему координат Х У с началом координат 0 . Совместим центр масс и начало координат.

Одна из осей проходит через центр масс С . Вторая ось пересекает произвольно выбранную точку Р , которая расположена на расстоянии d от начала координат. Выделим некоторый малый элемент массы данного твердого тела Δ m i .

По определению момента инерции:

I C = ∑ ∆ m i ( x i 2 + y i 2 ) , I P = ∑ m i ( x i — a ) 2 + y i — b 2

Выражение для I P можно переписать в виде:

I P = ∑ ∆ m i ( x i 2 + y i 2 ) + ∑ ∆ m i ( a 2 + b 2 ) — 2 a ∑ ∆ m i x i — 2 b ∑ ∆ m i y i .

Два последних члена уравнения обращаются в нуль, так как начало координат в нашем случае совпадает с центром масс тела.

Так мы пришли к формуле теоремы Штейнера о параллельном переносе оси вращения.

Для тела, которое вращается относительно произвольной неподвижной оси, момент инерции, согласно теореме Штейнера, равен сумме момента инерции этого тела относительно параллельной ей оси, проходящей через центр масс тела, и произведения массы тела на квадрат расстояния между осями.

I P = I C + m d 2 ,

где m – полная масса тела.

Рисунок 7. Модель момента инерции.

На рисунке ниже изображены однородные твердые тела различной формы и указаны моменты инерции этих тел относительно оси, проходящей через центр масс.

Рисунок 8. Моменты инерции I C некоторых однородных твердых тел.

Основное уравнение динамики вращательного движения твердого тела

В тех случаях, когда мы имеем дело с твердым телом, которое вращается относительно неподвижной оси, мы можем обобщить второй закон Ньютона. На рисунке ниже мы изобразили твердое тело произвольной формы, вращающееся относительно некоторой оси, проходящей через точку О . Ось вращения расположена перпендикулярно плоскости рисунка.

Δ m i – это произвольный малый элемент массы, на который оказывают воздействие внешние и внутренние силы. Равнодействующая всех сил есть F i → . Ее можно разложить на две составляющие: касательную составляющую F i τ → и радиальную F i r → . Радиальная составляющая F i r → создает центростремительное ускорение a n .

Рисунок 9. Касательная F i τ → и радиальная F i r → составляющие силы F i → действующей на элемент Δ m i твердого тела.

Касательная составляющая F i τ → вызывает тангенциальное ускорение a i τ → массы Δ m i . Второй закон Ньютона, записанный в скалярной форме, дает

∆ m i a i τ = F i τ sin θ или ∆ m i r i ε = F i sin θ ,

где ε = a i τ r i – угловое ускорение всех точек твердого тела.

Если обе части написанного выше уравнения умножить на r i , то мы получим:

∆ m i r i 2 ε = F i r i sin θ = F i l i = M i .

Здесь l i – плечо силы, F i , → M i – момент силы.

Теперь нужно аналогичные соотношения записать для всех элементов массы Δmi вращающегося твердого тела, а затем просуммировать левые и правые части. Это дает:

∑ ∆ m i r i 2 ε = ∑ M i .

Стоящая в правой части сумма моментов сил, действующих на различные точки твердого тела, состоит из суммы моментов всех внешних сил и суммы моментов всех внутренних сил.

∑ M = ∑ M i в н е ш н + ∑ M i в н у т р .

Но сумма моментов всех внутренних сил согласно третьему закону Ньютона равна нулю, поэтому в правой части остается только сумма моментов всех внешних сил, которые мы будем обозначать через M . Так мы получили основное уравнение динамики вращательного движения твердого тела.

Угловое ускорение ε и момент сил M в этом уравнении являются величинами алгебраическими.

Обычно за положительное направление вращения принимают направление против часовой стрелки.

Возможна и векторная форма записи основного уравнения динамики вращательного движения, при которой величины ω → , ε → , M → определяются как векторы, направленные по оси вращения.

Закон сохранения момента импульса

В разделе, посвященном поступательному движению тела, мы ввели понятие импульса тела p → . По аналогии с поступательным движением для вращательного движения мы вводим понятие момента импульса.

Момент импульса вращающегося тела – это физическая величина, которая равняется произведению момента инерции тела I на угловую скорость ω его вращения.

Для обозначения момента импульса используется латинская буква L .

Поскольку ε = ∆ ω ∆ t ; ∆ t → 0 , уравнение вращательного движения можно представить в виде:

M = I ε = I ∆ ω ∆ t или M ∆ t = I ∆ ω = ∆ L .

M = ∆ L ∆ t ; ( ∆ t → 0 ) .

Мы получили это уравнение для случая, когда I = c o n s t . Но оно будет справедливо и тогда, когда момент инерции тела будет изменяться в процессе движения.

Если суммарный момент M внешних сил, действующих на тело, равен нулю, то момент импульса L = I ω относительно данной оси сохраняется: ∆ L = 0 , если M = 0 .

L = l ω = c o n s t .

Так мы пришли к закону сохранения момента импульса.

В качестве примера приведем рисунок, на котором изображено неупругое вращательное столкновение дисков, которые насажены на общую для них ось.

Рисунок 10. Неупругое вращательное столкновение двух дисков. Закон сохранения момента импульса: I 1 ω 1 = ( I 1 + I 2 ) ω .

Мы имеем дело с замкнутой системой. Для любой замкнутой системы закон сохранения момента импульса будет справедливым. Он выполняется и в условиях экспериментов по механике, и в условиях космоса, когда планеты движутся по своим орбитам вокруг звезды.

Мы можем записать уравнение динамики вращательного движения как для неподвижной оси, так и для оси, которая перемещается равномерно или с ускорением. Вид уравнения не изменится и в том случае, если ось движется ускоренно. Для этого должно выполняться два условия: ось должна проходить через центр массы тела, а ее направление в пространстве остается неизменным.

Предположим, что у нас есть тело (шар или цилиндр), которое катится по наклонной плоскости с некоторым трением.

Рисунок 11. Качение симметричного тела по наклонной плоскости.

Ось вращения O проходит через центр масс тела. Моменты силы тяжести m g → и силы реакции N → относительно оси O равны нулю. Момент M создает только сила трения: M = F т р R .

Уравнение вращательного движения:

I C ε = I C a R = M = F т р R ,

где ε – угловое ускорение катящегося тела, a – линейное ускорение его центра масс, I C – момент инерции относительно оси O , проходящей через центр масс.

Второй закон Ньютона для поступательного движения центра масс записывается в виде:

m a = m g sin α — F т р .

Исключая из этих уравнений F т р , получим окончательно:

α = m g sin θ I C R 2 + m .

Из этого выражения видно, что быстрее будет скатываться с наклонной плоскости тело, обладающее меньшим моментом инерции. Например, у шара I C = 2 5 m R 2 , а у сплошного однородного цилиндра I C = 1 2 m R 2 . Следовательно, шар будет скатываться быстрее цилиндра.

Лекция №6. ДИНАМИКА АБСОЛЮТНО ТВЕРДОГО ТЕЛА

4.7. Основное уравнение динамики вращательного движения относительно неподвижной оси.

Рассмотрим вращательное движение твердого тела относительно неподвижной оси Oz . Так как твердое тело можно представить как совокупность материальных точек, то воспользуемся основным уравнением динамики вращательного движения относительно точки (4.3.8).

Найдем проекции правой и левой части уравнения (4.7.1) на ось Oz :

Вектор L перпендикулярен радиус-вектору и образует с осью и образует с осью Oz угол βI = 90° − αI . Поэтому проекция момента импульса материальной точки равна

Подставим правую часть уравнения (4.7.4) в (4.7.3)

Используя $$<\sum^n>$$ miR 2 i=Iz , получим момент импульса твердого тела относительно неподвижной оси Oz

Подставляя (4.7.6) в выражение (4.7.1)

и учитывая, что $$ dω \over dt$$ =ε , получим основное уравнение динамики вращательного движения относительно неподвижной оси

Угловое ускорение при вращении твердого тела относительно неподвижной оси прямо пропорционально результирующему моменту внешних сил относительно этой оси и обратно пропорционально моменту инерции тела относительно этой же оси.

Физический смысл момента инерции можно определить из выражения (4.7.8). Если сравнить с основным уравнением динамики поступательного движения (2.1.2), то можно увидеть что роль массы при вращательном движении выполняет момент инерции. Момент инерции тела является мерой инерции тела при вращательном движении.

Если проекция моментов внешних сил относительно оси Oz равна нулю (например, система замкнута) $$^e>$$ =0 , то получаем закон сохранения проекции момента импульса

Если проекцию моментов внешних сил относительно оси z равна нулю, то момент импульса тела относительно этой оси с течением времени не будет изменяться.

4.8. Расчет моментов инерции.

1) Момент инерции однородного полого цилиндра.

Определим момент инерции однородного полого цилиндра, внешний радиус которого R2 , а внутренний радиус R1 , относительно оси симметрии. Разобьем цилиндр на концентрические цилиндрические кольца толщиной dr . Все кольца находятся на одинаковом расстоянии от оси, равном r . Если плотность вещества постоянна, то элементарная масса dm=ρdV , где dV − объем бесконечно тонкого кольца радиусом r , толщиной dr и высотой h . Поскольку dV=(2πr)hdr , то dm=2πρrhdr .

Таким образом, момент инерции получается посредством интегрирования по всем кольцам:

Поскольку (R 4 2-R 2 1)(R 2 2+R 2 1) , то момент инерции равен

Объем полого цилиндра V=Sh=πh(R 2 2-R 2 1) , тогда его масса m=ρV=πρh(R 2 2-R 2 1) .

Таким образом, момент инерции полого цилиндра

2) Момент инерции тонкостенного цилиндра (обода). Используя формулу (4.8.1) и учитывая, что R1=R2=R , получим

3) Момент инерции однородного сплошного цилиндра (диска). Используя формулу (4.8.1) и учитывая, что в этом случае R1=0 и R2=R , то момент инерции

4) Момент инерции однородного шара. Определим момент инерции однородного твердого шара радиусом R , относительно оси, проходящей через его центр. Разобьем шар на бесконечно малые цилиндры высотой dy . Каждый такой цилиндр имеет радиус $$>$$ . Тогда массу бесконечно малого цилиндра можем определить как

Следовательно, момент инерции любого бесконечно малого цилиндра можно записать в виде:

Интегрируя по всем бесконечно малым цилиндрам, получим:

Поскольку объем шара равен V= $$4\over3$$ πR 3 , то его масса m=ρV= $$4\over3$$ πρR 3 .

Таким образом, момент инерции шара будет равен

5) Момент инерции однородного стержня. Момент инерции стержня длиной l относительно оси проходящей через середину стержня перпендикулярно его длине:

4.9. Кинетическая энергия вращающегося тела.

Рассмотрим вращение твердого тела вокруг неподвижной оси. Линейная скорость элементарной массы mi равна υi=ωRi , где Ri − расстояние от элементарной массы до оси вращения. Кинетическая энергия этой элементарной массы получается выражением

Кинетическая энергия тела складывается из кинетических энергий его частей, т. е.

Так как величина $$<\sum_^n>$$ miR 2 i=I − есть момент инерции тела относительно оси вращения, то кинетическая энергия тела, вращающегося вокруг неподвижной оси

Рассмотрим плоское движение тела, которое может быть представлено как наложение двух движений − поступательного с некоторой скоростью υ o и вращательное вокруг соответствующей оси с угловой скоростью ω .

Кинетическая энергия тела при плоском движении слагается из энергии поступательного движения со скоростью, равной скорости центра масс, и энергии вращения вокруг оси, проходящей через центр масс тела, т. е.

4.10. Работа силы при вращении тела.

Работа, совершаемая всеми приложенными к телу силами, идет на изменение его кинетической энергии:

Подставим в последнее выражение уравнение (4.9.3) и продифференцируем

учитывая, что $$dω \over dt$$ =ε и ωdt=Mzdφ , получим

Тогда элементарная работа, совершаемая силами, приложенными к телу

и полная работа при повороте тела на угол φ за время t

Лекция №6. ДИНАМИКА АБСОЛЮТНО ТВЕРДОГО ТЕЛА

4.7. Основное уравнение динамики вращательного движения относительно неподвижной оси.

Рассмотрим вращательное движение твердого тела относительно неподвижной оси Oz . Так как твердое тело можно представить как совокупность материальных точек, то воспользуемся основным уравнением динамики вращательного движения относительно точки (4.3.8).

Найдем проекции правой и левой части уравнения (4.7.1) на ось Oz :

Вектор L перпендикулярен радиус-вектору и образует с осью и образует с осью Oz угол βI = 90° − αI . Поэтому проекция момента импульса материальной точки равна

Подставим правую часть уравнения (4.7.4) в (4.7.3)

Используя $$<\sum^n>$$ miR 2 i=Iz , получим момент импульса твердого тела относительно неподвижной оси Oz

Подставляя (4.7.6) в выражение (4.7.1)

и учитывая, что $$ dω \over dt$$ =ε , получим основное уравнение динамики вращательного движения относительно неподвижной оси

Угловое ускорение при вращении твердого тела относительно неподвижной оси прямо пропорционально результирующему моменту внешних сил относительно этой оси и обратно пропорционально моменту инерции тела относительно этой же оси.

Физический смысл момента инерции можно определить из выражения (4.7.8). Если сравнить с основным уравнением динамики поступательного движения (2.1.2), то можно увидеть что роль массы при вращательном движении выполняет момент инерции. Момент инерции тела является мерой инерции тела при вращательном движении.

Если проекция моментов внешних сил относительно оси Oz равна нулю (например, система замкнута) $$^e>$$ =0 , то получаем закон сохранения проекции момента импульса

Если проекцию моментов внешних сил относительно оси z равна нулю, то момент импульса тела относительно этой оси с течением времени не будет изменяться.

4.8. Расчет моментов инерции.

1) Момент инерции однородного полого цилиндра.

Определим момент инерции однородного полого цилиндра, внешний радиус которого R2 , а внутренний радиус R1 , относительно оси симметрии. Разобьем цилиндр на концентрические цилиндрические кольца толщиной dr . Все кольца находятся на одинаковом расстоянии от оси, равном r . Если плотность вещества постоянна, то элементарная масса dm=ρdV , где dV − объем бесконечно тонкого кольца радиусом r , толщиной dr и высотой h . Поскольку dV=(2πr)hdr , то dm=2πρrhdr .

Таким образом, момент инерции получается посредством интегрирования по всем кольцам:

Поскольку (R 4 2-R 2 1)(R 2 2+R 2 1) , то момент инерции равен

Объем полого цилиндра V=Sh=πh(R 2 2-R 2 1) , тогда его масса m=ρV=πρh(R 2 2-R 2 1) .

Таким образом, момент инерции полого цилиндра

2) Момент инерции тонкостенного цилиндра (обода). Используя формулу (4.8.1) и учитывая, что R1=R2=R , получим

3) Момент инерции однородного сплошного цилиндра (диска). Используя формулу (4.8.1) и учитывая, что в этом случае R1=0 и R2=R , то момент инерции

4) Момент инерции однородного шара. Определим момент инерции однородного твердого шара радиусом R , относительно оси, проходящей через его центр. Разобьем шар на бесконечно малые цилиндры высотой dy . Каждый такой цилиндр имеет радиус $$>$$ . Тогда массу бесконечно малого цилиндра можем определить как

Следовательно, момент инерции любого бесконечно малого цилиндра можно записать в виде:

Интегрируя по всем бесконечно малым цилиндрам, получим:

Поскольку объем шара равен V= $$4\over3$$ πR 3 , то его масса m=ρV= $$4\over3$$ πρR 3 .

Таким образом, момент инерции шара будет равен

5) Момент инерции однородного стержня. Момент инерции стержня длиной l относительно оси проходящей через середину стержня перпендикулярно его длине:

4.9. Кинетическая энергия вращающегося тела.

Рассмотрим вращение твердого тела вокруг неподвижной оси. Линейная скорость элементарной массы mi равна υi=ωRi , где Ri − расстояние от элементарной массы до оси вращения. Кинетическая энергия этой элементарной массы получается выражением

Кинетическая энергия тела складывается из кинетических энергий его частей, т. е.

Так как величина $$<\sum_^n>$$ miR 2 i=I − есть момент инерции тела относительно оси вращения, то кинетическая энергия тела, вращающегося вокруг неподвижной оси

Рассмотрим плоское движение тела, которое может быть представлено как наложение двух движений − поступательного с некоторой скоростью υ o и вращательное вокруг соответствующей оси с угловой скоростью ω .

Кинетическая энергия тела при плоском движении слагается из энергии поступательного движения со скоростью, равной скорости центра масс, и энергии вращения вокруг оси, проходящей через центр масс тела, т. е.

4.10. Работа силы при вращении тела.

Работа, совершаемая всеми приложенными к телу силами, идет на изменение его кинетической энергии:

Подставим в последнее выражение уравнение (4.9.3) и продифференцируем

учитывая, что $$dω \over dt$$ =ε и ωdt=Mzdφ , получим

Тогда элементарная работа, совершаемая силами, приложенными к телу

и полная работа при повороте тела на угол φ за время t


источники:

http://physics.belstu.by/mechanics_lk/mechanics_lk6.html

http://physics.belstu.by/mechanics_lk/mechanics_lk6.html