达朗贝尔原理解剖

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第十四章达朗贝尔原理资料

第十四章达朗贝尔原理资料

第十四章达朗贝尔原理动欝肉:用帝力学中研克平衡问题的方法来研克动力学问题・第一节惯性力a n质点的达朗贝余凍理F I = -man质点达朗贝余虑理作用于质点上的主动力F,釣束力F逢加惯性力F |扈形式上姐成平衡力糸.尸+仏+坊=0慣性力是人为地.級祖地加上去的,幷不真宾的作用蛊%体上。

达胡n余嫖理从形比上将动力学问题转化为符力学问题,它幷不故支动力学问题的卖质,质点矣际上也幷不平街。

F y+F Ny+F f y =0“动”代表研黑对象是动力学问题。

“鲁”代表研黑问题所用的方法是静力学方廉动静出的解題过程:1>分析境点所受的主动力和釣束力;2, 分析填点的运动,确走加速度;3. 衣填点上加上与加速度方向相反的慣性力。

—♦F/ = -ma4、用鑫平衡方程求解尸+丘+斤=0第二节质点糸的达朗贝余斥理质点糸达朗贝余療理—► —►—►F M +F* — 0对于每•个填A Fj +质点糸中毎个质点上作用的主动力,釣隶力和它的慣性力在形此上组成平衡力糸.玖=工即+工理)+工尸〃=0M。

=工M,,(砂))+工M。

(叩)+ 工M。

(F,) = 0工申+工礼=0工收(炉)+工见伉)二0例题1 汽车连同货杨的总质量是力,其质心c With o多汽车以加速度日沿水平道路行驶肘,求地面给前・后轮的铅直反力。

轮子的质量不计。

达朗贝尔原理后轮的水平距离分别是b和<7 ,离地面的离度是片力一加牡+尸皿@ +() = 0fn(gb +cih)则体作平动刖体作走粕转动1 •需粘不通过贋心,但驸体作匀速转动 F[ = mr c a ) co第三节创体慣性力糸的简化 巧=》(・m 冋) =沖a c。

《达朗贝尔原理》课件

《达朗贝尔原理》课件
达朗贝尔原理的微分方程形式为:dM/dt=∫F·d(dr/dt)dr,其中dM/dt表示动量 矩对时间的变化率,dr/dt表示速度矢量,∫F·d(dr/dt)dr表示力矩对时间的积分 。
该微分方程描述了刚体在力矩作用下的动态行为,是刚体动力学中的基本方程之 一。
达朗贝尔原理的积分方程形式
达朗贝尔原理的积分方程形式为:M(t2)-M(t1)=∫t1t2F·dr, 其中M(t2)和M(t1)分别表示刚体在时刻t2和t1的动量矩, ∫t1t2F·dr表示在时间t1到t2之间力矩的积分。
船舶工程
用于分析船舶的运动特性和稳定性。
02
达朗贝尔原理的数学表达
达朗贝尔原理的公式表达
达朗贝尔原理的公式表达为: M=∫F·dr,其中M表示刚体绕固定 点O转动的动量矩,F表示刚体上任 一点的速度矢量,dr表示矢径。
该公式描述了刚体在力矩作用下的运 动规律,是刚体动力学中的基本原理 之一。
达朗贝尔原理的微分方程形式
限制条件
达朗贝尔原理在处理复杂系统时,可能无法考虑所有 相互作用力和能量转换,导致预测精度下降。
与其他物理定律的互补性
与牛顿第三定律互补
达朗贝尔原理与牛顿第三定律互补,强调了 力和运动的相互关系。
与能量守恒定律的互补性
达朗贝尔原理在处理保守系统时,与能量守 恒定律相一致,但在非保守系统中存在差异

详细描述
在弹性力学中,达朗贝尔原理可以用来分析 各种复杂的力学问题,如梁的弯曲、板的变 形等。通过应用该原理,我们可以建立各种 弹性力学问题的数学模型,并进一步求解其 解析解或近似解。
05
达朗贝尔原理的局限性
适用范围和限制条件
适用范围
达朗贝尔原理主要适用于线性、保守的力学系统。对 于非线性、非保守系统,达朗贝尔原理可能不适用。

达朗贝尔原理

达朗贝尔原理

α O
有质量对M称O面 F且i转e 轴垂直M此O面F的Ii 定轴0转动
的刚体, 其上达朗伯惯性力系向对称面与
C
定轴的交点O简化可得一力和一力偶.
FI
M IO
惯性力: FI M aC
惯性力偶: M IO JO
3. 刚体平面运动( 刚体有质量对称面且运动平面平行于此面).
刚体平面运动是随质心的平动和绕质心 的转动的合成. 其上的达
下面, 我们将对常见的几种运动的刚体上的达氏惯性力进行简化.
§14 – 3 刚体惯性力系的简化
1. 刚体的平动
FI C
刚体作平动, 其上所有点的加速度矢都相等. 因而惯性力系是一同向平行力系. 这个力系 与重力系类似, 其合力过质心C .
a a
C
i
F I
F Ii
mi ai
mi a C M a C
§13 – 1 惯性力 . 质点的达朗贝尔原理
1. 达朗贝尔惯性力:
FI
定义: F I ma
m
F
FN ma
▲: 达朗贝尔惯性力是在惯性参考系下定 义的惯性力, 惯性力中所含的加速度是绝 对加速度 , 在合成运动的分析中, 它是相 对, 牵连和科氏加速度的总和.
2. 质点的达朗贝尔原理:
由动力学基本方程
这个‘ 平衡力系’ 显然是一个空间的平衡力系. 根据空间力系的 平衡理论 , 就是: 系统中的所有质点的达朗贝尔惯性力和外力系的 矢量和为零( 主矢为零), 以及这些力对任意点的矩的矢量和为零( 主 矩为零). 用数学式表示, 即是:
e
F i F Ii 0
M
O
F
e
i
M O
F Ii
0

达朗贝尔原理达朗贝尔原理是法国科学家达朗贝尔于1743年

达朗贝尔原理达朗贝尔原理是法国科学家达朗贝尔于1743年

第7章 达朗贝尔原理达朗贝尔原理是法国科学家达朗贝尔于1743年提出的,是分析力学的两个基本原理之一。

该原理揭示,对动力系统加入惯性力后,惯性力与外力构成平衡,因而提供一种用静力平衡方法处理动力学问题的普遍方法——动静法。

§7.1 质点系的达朗贝尔原理7.1.1 惯性力与质点的达朗贝尔原理1、质点达朗贝尔原理如图7.1所示,质量为m 的质点沿曲线轨道运动,受主动力F 和约束力N F 作用,由牛顿第二定律有N m +=F F a即0N m +-=F Fa 引入惯性力I m =-F a (7-1)则有0N I ++=F F F (7-2)这就是质点的达朗贝尔原理:作用在质点上的所有主动力、约束力和惯性力组成平衡力系。

这样,我们完全可以采用静力学的方法和技巧,求解动力学问题。

顺便指出,达朗贝尔原理作为分析力学的基本原理之一是不需要推导证明的。

这里由牛顿第二定律导出,可以说明它与牛顿力学在数学上的等价性。

问题7-1 如图所示,重为G 的小球用细绳悬挂,试求AC 绳断瞬时AB 绳的张力。

答 研究小球,加惯性力I F ,受力如图所示,由质点达朗贝尔原理,有0I T ++=F G F由力三角形有cos T F G =θ可见,加上惯性力,采用静力学中三力平衡的几何法求解决,直观简便。

2、惯性力的概念质点的惯性力I F 可以想象为:当质点加速运动时外部物质世界作用在质点上的一个场图7.1 质点达朗贝尔原理IF 问题7-1图力,其大小等于质点的质量与其加速度的乘积,方向与质点加速度方向相反。

惯性力与万有引力是完全等效的。

惯性力与参考系相关,如图7.2(a)所示,小球在旋转水平圆台上沿光滑直槽运动。

在地面惯性参考系观察,小球运动的绝对轨迹为螺旋线,见图7.2(b),在水平面内受滑槽侧壁对它的作用力N F 作用,加速度如图所示;从转动圆台非惯性参考系观察,小球的运动轨迹沿槽直线,在半径方向,受牵连法向惯性力2()nnIe Ie F mr ω=F 作用,小球沿直槽加速向外运动。

达朗贝尔原理(动静法)

达朗贝尔原理(动静法)

达朗贝尔原理(动静法)
例15-1 用达朗贝尔原理求解
已知: m 0.1kg, l 0.3m,
60
求:
v, FT .
O θ l
达朗贝尔原理(动静法)
解: 先分析小球的受力和加速度,如图
FIn
v2
m an mlsin
mg FT FI 0
Fb 0, FT cos mg 0
Fn 0, FT sin FIn 0
解得
FT
mg
cos
1.96N
v
达朗贝尔原理(动静法)
FT l sin 2
m
2.1m s
§15-2 质点系的达朗贝尔原理
Fi FNi FIi 0
i 1,2,, n
记 Fi(e) 为作用于第i个质点上外力的合力.
F (i) i
为作用于第i个质点上内力的合力.
则有
Fie
FIR
Fie
miai maC
1 刚体平移
惯性力系向质心简化.

M IC
d dt
LC
0
只简化为一个力 FIR maC
2 刚体定轴转动
大小为:
Ft Ii
mi ait
mi ri
Fn Ii
mi ain
mi ri 2
MIx
M x FIi
Mx
Fi Ii
Mx
Fn Ii
性力在形式上组成平衡力系。
达朗贝尔原理(动静法)
例15-2 如图所示,定滑轮 的半径为r,质量为m均匀分
布在轮缘上,绕水平轴O转
动.垮过滑轮的无重绳的两 端挂有质量为m1和m2的重 物(m1>m2),绳与轮间不打 滑,轴承摩擦忽略不计,求 重物的加速度.

理论力学经典课件第七章达朗贝尔原理

理论力学经典课件第七章达朗贝尔原理



d
dt
di ωi ωj dt
F1
aC C
F2
rC
Fi
A
M IA y
dj ωj ωi d k 0 x
m aC
dt
dt
故 M IA ( J x α z J y ω z 2 ) i ( J y α z J x ω z 2 ) j J z α k
7-4-3 轴承动约束力
• 设动约束力如图。
z
r
m
r
m
r
m
r
2r
2m
r
m
(a)
(b)
静,动

(c)
静,动
mr m
rm
(d)

7-4-4 动约束力效应及消除方法
1. C 0 Wc=0。
由 TTv W
R
1mvc211m2R22
C
2
23
m g ( 2 R 2 R c o s) + m g R ( 1 c o s) l
而 VC 2R ,
• 1)静约束力——与主动力平 衡
2)动约束力——与惯性力平衡
2.求解: 1)动量定理与动量矩定理
2)动静法 形式不同,本质相同。
7-4-2 惯性力系的简化
• 如图 已知ω 、α AB, l 向A点简化,且A-xyz
z
与刚体固结。
B
主矢 主矩
FIRmaC
MIA
d LA dt
而 L AJxω ziJyω zjJzω k
由 Mx 0
B
F BlyJx z Jyz 20 F B x
F By
F1
FByJxzlJyz2

达朗贝尔原理2刚体作定轴转动3刚体作平面运动惯性力的简化1

达朗贝尔原理2刚体作定轴转动3刚体作平面运动惯性力的简化1

∴a cos-fsin g
整体
ΣMO = 0
M O-mgs sin = 0 ∴ M O = mgs sin
s
O

A
Fs = f FN
B
FI a
y
a FOy
O FOx FI
Fs
A

FN mg
MO
A
mg B x
Σ Fx = 0
Σ Fy = 0
mg cos-FI + FOx = 0 ∴ FOx =-mg cos
=0
∴a
=
4 M-W1R
g
3W1
R
A MI
B E
M + (W1+ W2 )
l 2
+ (W +
FI
)(
l -R)-M 2
I-lFAy
=
0
∴ FAy
=
13 12 W1+
M 6R
M
MI D
FCy
C
FCx
α
M W1
E
∑Fy = 0 FAy + FB-FI-W1-W2-W = 0
FAy C
FB
W1
a FI
W
∴ FB
FOy + mg sin = 0
∴FOy = mg sin
=
13 12 W1+
M 6R
∑Fx = 0 FA x = 0
FAx W2
E FI
W
例3. 质量m的物块A沿与铅垂面夹角为φ摩擦系数为f的悬臂梁下滑,
不计梁重,求物块下滑至离固定端O的距离为s时O端的约束力。
解: 物块A
FI = ma

达朗贝尔原理—搜狗百科

达朗贝尔原理—搜狗百科

达朗贝尔原理—搜狗百科达朗贝尔原理d'Alembert principle研究有约束的质点系动力学问题的一个原理。

由J.le R.达朗贝尔于1743年提出而得名。

对于质点系内任一个质点,此原理的表达式为F +N-ma=0,式中F为作用于质量为m的某一质点上的主动力,N 为质点系作用于质点的约束力,a为该质点的加速度。

从形式上看,上式与从牛顿运动方程F+N=ma中把ma移项所得结果相同。

于是,后人把-ma 看作惯性力而把达朗贝尔原理表述为:在质点受力运动的任何时刻,作用于质点的主动力、约束力和惯性力互相平衡。

利用达朗贝尔原理,可将质点系动力学问题化为静力学问题来解决,这种动静法的观点对力学的发展产生了积极的影响。

d'Alembert principle作用于一个物体的外力与动力的反作用之和等于零。

即F+(-Ma)+N=0 (1)其中M,a为物体质量和加速度,F为物体受到的直接外力,N为物体受到的约束反作用力(也是外力)。

在没有约束时,相应的N=0,(1)式成为F-Ma=0 (2)与牛顿的运动第二定律一致,只是进行了移项。

但这是概念上的变化,有下列重要意义:①用(2)式表达的是平衡关系,可以把动力学问题转化为静力学问题来处理。

②在有约束情况下,用(1)式非常有利;它与虚功原理结合后,可列出动力学的普遍方程。

③用于刚体的平面运动时,可利用平面静力学方法,使问题简化。

实际上,达朗贝尔原理还为不久后创立的分析力学打下了基础。

研究有约束的质点系动力学问题的一个原理。

由J.le R.达朗贝尔于1743年提出而得名。

对于质点系内任一个质点,此原理的表达式为F+N-ma=0,式中F为作用于质量为m的某一质点上的主动力,N 为质点系作用于质点的约束力,a为该质点的加速度。

从形式上看,上式与从牛顿运动方程F+N=ma中把ma移项所得结果相同。

于是,后人把-ma 看作惯性力而把达朗贝尔原理表述为:在质点受力运动的任何时刻,作用于质点的主动力、约束力和惯性力互相平衡。

第16章 达朗贝尔原理(动静法)

第16章 达朗贝尔原理(动静法)

§16-1 惯性力 达朗贝尔原理
一、质点的惯性力、达朗贝尔原理
我们知道:
静力学问题: F 0 动力学问题: F 0
m
(主动力+反力=0)——静力学方程
而是 ma F F ma 0 F FI 0
F
——动力学方程
FI ma
aCx aCy a A aCA
在水平方向上投影: aCx a A cos 45 aCA sin 30
在铅直方向上投影: aCy a A sin 45 aCA cos 30
(4)
(5)
l aCA 2
至此,共5个方程,6个未知量
11
注:由此题可知,达朗贝尔原理与动量定理和动量矩定理等效。故要
求用达朗贝尔原理求解问题时,不能用此二定理,但可用动能定理。 例2(例14-11,刚体平面运动微分方程。 现用动静法求解) 均质杆AB,质量m,长l。在图示位 置释放。求此时杆的角加速度。 还记得前面如何求解的吗? 回顾一下。 解:画杆受力、运动图,如图。

F N
P
FIP
所有惯性力和惯性力偶均已知,对整体列“平衡” 方程,可求出地面反力。 7
解:I. 求加速度aC 。 研究重物、轮子、滚子整体,画受力图如 图。其中惯性力和惯性力偶大小:
FIP FIC P P a aC g g Q aC g M IO M IC 1Q 2 r 2g
惯性力系: FIi mi aC
向质心简化:
a C r aC
C
FI
主矢: FI ΣFIi Σ(mi aC ) MaC 即 FI MaC ——惯性力 主矩: M IC ΣmC (FIi ) Σri '(mi aC ) Σmi ri 'aC MrC 'aC 0

动力学达朗贝尔原理-PPT课件

动力学达朗贝尔原理-PPT课件

化为通过O点的一力和一力偶。 m
刚体惯性力系的简化
第6章 达朗贝尔原理
三、刚体作平面运动
一般取质心C为简化中心
F m a IR C
M M ( m a ) IC C i i
n M ( m a M ( m a C i i) C i i) JC
惯性力系简化为平面内一个力和一个力偶:惯性力通过质心, 大小等于质量与质心加速度的乘积, 方向与质心加速度方向相 反;惯性力偶矩大小等于通过质心且垂直于平面的轴的转动惯 量与角加速度的乘积,转向与角加速度的转向相反。


F 0
x
2 0
m 2 F R d R cos A 0 2 R 用相同方法 2 m R 计算FB FA 2
由于截面对称,任一横截面张力相同。
质点系的达朗贝尔原理
第6章 达朗贝尔原理
例二
滑轮半径为r,质量m均匀分布在轮缘上,绕水平轴转动。 轮缘上跨过的软绳的两端各挂质量为m1和m2的重物,且 m1 >m2 。绳的重量不计,绳与滑轮之间无相对滑动,摩擦不 计。求重物的加速度。 Fn

l
T
b
F 0
b
Tcos mg
n mg

T 1 . 9 6 N , v 2 . 1 m / s
F
n I
质点系的达朗贝尔原理
第6章 达朗贝尔原理
F F 0 i Ni Ii
F F F 0 Ii
F F 0
( e ) i Ii
( e ) i
( i ) i
M ( F ) M ( F ) 0
(d)
两种情形的定滑轮质量均为m,半径均为r。图a中的绳所受 拉力为W;图b中块重力为W。试分析两种情形下定滑轮的角 加速度、绳中拉力和定滑轮轴承处的约束反力是否相同。

第十四章达朗贝尔原理

第十四章达朗贝尔原理

Fb 0, F cos mg 0 Fn 0, F sin F* 0
例题
第14章 达朗贝尔原理
O
θ
l
F
eb
en
et
mg F*
F cos mg 0 F sin F* 0
J B 2

1 2
FP g
v2

QS
sin


FP S
1 2
Q g
v2

(1 2

1 2
Q g
r2

v2 r2
)2

1 2
FP g
v2

QS
sin


FP
S
(Q
FP ) v2 2g
(Q sin
FP )S
两边对时间求一次导数
B
2(Q

FP 2
)v

a

g(Q sin


FP
)v
例题
第14章 达朗贝尔原理
均质圆柱体A和B的重量均为P,半径均为r 一绳绕于可绕固定轴O转动的圆柱体A上, 绳的另一端绕在圆柱B上,求B下落的质心 的加速度,摩擦不计。
A
r
A
A J A A Tr JBB T r
O
D
B
O
T

ao1
A B ac

ao1c

aon1c
2Q F P
例题5
第14章 达朗贝尔原理
滚子A,重Q,沿倾角为α的斜面滚动而不滑 动,滑轮B与滚子A有相同的质量和半径,且均可 看作均值圆盘。物体C重FP,求滚子中心的加速 度。设绳子不可伸长,其重量可略而不计,绳与

第13章 达朗贝尔原理(动静法)分析

第13章 达朗贝尔原理(动静法)分析

m2 m 2 g FI 2
解: FI1 m1a, FI 2 m2a
FIti mir mia ,
FIin
mi
v2 r
MO 0, m1g m1a m2g m2ar miar 0

FIin
FIti
miar mi ar mar
mi O
FOy
FOx
解得
mg
a
a m1 m2 g m1 m2 m
列车在水平轨道上行驶,车厢内悬挂一单摆,
当车厢向右作匀加速运动时,单摆左偏角度,
相对于车厢静止。求:车厢的加速度a。
O
FI FT
a
M
mg
解: 选单摆的摆锤为研究对象,虚加惯性力
FI ma (FI ma)
由动静法,得
O
FI FT
a
M
Fx 0 ,
mg x
mg sin FI cos 0
m( l )2 ]
4
7 ml2
48
惯性力系的主矢 惯性力系的主矩
FIR FIi
M IO M 0 FIi
达朗贝尔原理
静力平衡方程解题
Fx 0 Fy 0 MO 0
图示均质杆OA,长度为l ,质量为m。可绕O轴转动, 今用软绳AB悬挂,①试用达朗伯原理求:突然剪断 绳AB瞬间,OA的角加速度及O处的反力;②求杆OA 转至铅直时的角速度。
度 ω、角加速度 绕水平轴O转动。求:惯性
力系向O点的简化结果。
FItO
M IO
FIOn
aCn
aCt
解:
FItO
maCt
1 ml
2
FItO
FIOn
maCn
1 ml 2

WFW达朗贝尔原理

WFW达朗贝尔原理

§ 14-2 刚体达朗贝尔原理
3. 刚体作平面运动
若取质心C为基点, 若取质心 为基点,则刚体的平面运动可以 为基点 分解为随质心C的平动和绕质心 的平动和绕质心( 分解为随质心 的平动和绕质心(通过质心且垂 直于运动平面的轴)的转动。 直于运动平面的轴)的转动。 刚体上各质点的加速度及相应的惯性力也 可以分解为随质心的平动和绕质心轴的转动 随质心的平动和绕质心轴的转动两 可以分解为随质心的平动和绕质心轴的转动两 部分。 部分。 于是,此刚体的牵连平动惯性力 牵连平动惯性力可合成为 于是 , 此刚体的 牵连平动惯性力 可合成为 作用线通过质心、且在对称面内的一个力F 作用线通过质心、且在对称面内的一个力 I。 因质心C在相对运动的转轴上, 故刚体 因质心 在相对运动的转轴上, 在相对运动的转轴上 的相对转动的惯性力合成为一力偶。 相对转动的惯性力合成为一力偶。
MI=0
刚体平移时,惯性力系简化为通过刚体质心的合力。 刚体平移时,惯性力系简化为通过刚体质心的合力。
§ 14-2 刚体达朗贝尔原理
2. 刚体做定轴转动
具有质量对称平面的刚体绕垂直于对称平面的固定轴转动。 具有质量对称平面的刚体绕垂直于对称平面的固定轴转动。 设刚体绕固定轴Oz转动, 设刚体绕固定轴 转动,在任意瞬 转动 时的角速度为ω,角加速度为 。 时的角速度为 ,角加速度为α。 ● 主矢 z
F + FNi + FIi = 0 i
这表明, 在质点系运动的任一瞬时, 这表明 , 在质点系运动的任一瞬时 , 作用于每一质 点上的主动力、 点上的主动力、约束力和该质点的惯性力在形式上构成一 平衡力系。 平衡力系。 这就是质点系的达朗贝尔原理。 这就是质点系的达朗贝尔原理。
§ 14-2 刚体达朗贝尔原理

第10章达朗贝尔原理及虚位移原理

第10章达朗贝尔原理及虚位移原理

sA
3 11 1 FA F1 F2 M 8 14 8
解:
(1) 给虚位移 rA , rB ,
由 rB cos rA sin ( rA , rB 在 A ,B 连线上投影相等)
代入虚功方程,有
FA rA FB rB 0
Fi ri 0
FA rB cot FB rB
y
A
rA
O
rB
M
B
x
实位移是质点系真实实现的位移,它与约束条件、时间、 主动力以及运动的初始条件有关 .
实位移
dr , dx, d

10.3.3 虚功
力在虚位移中作的功称虚功.
W F r
W M
如果在质点系的任何虚位移中,所有约束力所作虚功的和 等于零,称这种约束为理想约束.
s 2 h
F

F'
s
W
F
FN s 2 Fl 0
FN
FN h 2 Fl 0 WF 2
因 是任意的
FN h 2 Fl 0 2
4 l FN F h
例10-6 已知:如图所示椭圆规机构中,连杆AB长为l,滑块A,B与杆 重均不计,忽略各处摩擦,机构在图示位置平衡. 求:主动力FA与 FB 之间的关系。
mg FT FI 0
b
F
0, FT cos mg 0
F
解得
n
0, FT sin FI 0
FT
v
mg 1.96 N cos
FT l sin 2 2.1 m s m

理论力学课件 第十三章 达朗贝尔原理

理论力学课件 第十三章 达朗贝尔原理

MO(F) 0
FΙC
r
l 2
MΙC
MΙO
M
0
联立求解,可得
1 7.9rad / s2 2 4.44rad / s2
由ΣFx=0 解得轴承O 水平方向的约束反力
FOy
O
FOx M mg
A
FΙ C
M ΙO
C
M ΙC
m1 g
B
FOx
FC
m1( r1
l 2
2
)
8.91N
由ΣFy=0 解得轴承O 铅垂方向的约束反力
Fii
F 0 Ii
MO (Fie ) MO (Fii ) MO (F Ii ) 0
由于质点系的内力总是成对出现的,且等值反向共线,它们相互抵消,这样, 上面两式可简化为
Fie FIi 0
MO (Fie )
MO (FIi ) 0
上式表明,作用于质点系上的所有外力与虚加在每一个质点上的惯性力 在形式上组成平衡力系,这就是质点系达朗贝尔原理的又一表述形式。
解得
FI mgtan
由于
FI
man
m
v2 lsin
FN
an
v
mg FI
解得
v gl tan sin
【例13-2】 如图所示的列车在水平轨道上行驶,车厢内悬挂一单摆,摆锤的
质量为m。当车厢向右做匀加速运动时,单摆向左偏转的角度为 ,求车厢
的加速度a。
解:选摆锤为研究对象,受力分析 如图所示。由达朗贝尔原理,列x方向 的平衡方程
解得
FAx FBx 0
FAy 200kN
FBy 200kN
FAz 20kN
z
B FBx
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M0 Fie M0 FIi 0
应用动静法求解时,其解题步骤与静力学一样。 即:选取研究对象、画受力图、列平衡方程、求 解。
例 如图所示,定滑轮的半径为r,质量为m均匀 分布在轮缘上,绕水平轴O转动。垮过滑轮的
无重绳的两端挂有质量为m1和m2的重物(m1 >m2),绳与轮间不打滑,轴承摩擦忽略不计, 求重物的加速度。
(平行于质量对称面)
假设刚体具有质量对称平面, 并且平行于该平面作平面运动 。此时,刚体的惯性力系可先 简化为质量对称平面内的平面 力系。
刚体平面运动可分解为:
绕质心轴的转动:
随质心C的平移:
M Ic JC
FIR maC (作用于质心C)
例 如图所示均质杆的质量为m,长为l,绕定轴 O转动的角速度为 ,角加速度为 。 求:惯性力系向点O简化的结果 (方向在图上画出)。
α 角随着加速度a的变化而变化,当a不变时, α 角 也不变。只要测出α 角,就能知道列车的加速度a 。
摆式加速计的原
动静法优点:
可以利用静力学研究平衡问题的方法研究动 力学问题;
给动力学问题提供了一种统一的解题格式。
§ 13-2 质点系的达朗贝尔原理
Fi FNi FIi 0
i 1,2,, n
解: FI1 m1a, FI 2 m2a
FIti mir mia , m1g m1a m2 g m2ar miar 0
由 miar mi ar mar
解得 a m1 m2 g m1 m2 m
例 飞轮质量为m,半径为R,以匀角速度 定 轴转动,设轮辐质量不计,质量均布在较薄 的轮缘上,不考虑重力的影响。
第十三章 达朗贝尔原理(动静法)
达朗贝尔是一位哲学家、数学家、 天文学家、力学家。
1743年,他发表了《论动力学》 一书,提出了达朗贝尔原理。
他假定:就整个物体而言,内部 反作用互相抵消了,对运动没有 任何贡献,而事实上另一组力把 运动传递给系统,使得有效力静 态地等于外力,这里说的“有效 力”即是惯性力。
FIR Fi e maC
1 刚体平动 惯性力系向质心简化。
刚体平移时惯性力系合成为一过质心的合力。
2 刚体定轴转动 这里仅讨论具有垂直于转轴的质量 对称平面的简单情况。
直线i : 平移,过Mi点,F = −miai
空间惯性力系→平面惯性力系(质 量对称面内)
点O为转轴z与质量对称平面的交 点,向O点简化。
解:
FItO
m
l
2
FIOn
m
l 2
2
M IO
1 3
m l 2
例 如图所示,电动机定子及其外壳总质量为m1, 质心位于O处。转子的质量为m2,质心位于C 处,偏心矩OC=e,图示平面为转子的质量对 称面。电动机用地角螺钉固定于水平基础上,
转O与水平基础间的距离为h。运动开始时,转
子质心C位于最低位置,转子以匀角速度
(1717-1783)
Let’s Go!!!
§ 13-1 惯性力·质点的达朗贝尔原理
ma F FN
F FN ma 0
令 FI ma 惯性力
有 F FN FI 0
质点的达朗贝尔原理:作用在质点的主动力、 约束力和虚加的惯性力在形式上组成平衡力系。
注意:
1. 惯性力是虚加的,并非真正作用在 质点上。

Fii 0,
M 0 Fi i 0,

Fi e FIi 0
M 0 Fie M 0 FIi 0
也称为质点系的达朗贝尔原理:作用在质点系上的外 力与虚加在每个质点上的惯性力在形式上组成平衡力系。
平面任意力系:
Fixe FIix 0 Fiye FIiy 0
质点系的达朗贝尔原理:质点系中每个质点上作用的
主动力,约束力和它的惯性力在形式上组成平衡力系。
记 Fi(e) 为作用于第i个质点上外力的合力。
Fi (i) 为作用于第i个质点上内力的合力。
则有
Fi e Fi i FIi 0
M0 Fie
M 0 Fi i
M 0 FIi 0
求:轮缘横载面的张力(不计辐条受力)。
解:FIi
mi ain
m
2R
RiR 2
Fx 0, FIi cos FA 0
Fy 0, FIi sin FB 0
令 i 0,
FA
2
m
R 2 cos
0 2
d
mR 2
2
FB
2
m R 2 sin
0 2
d
mR 2 2
§ 13-3 刚体惯性力系的简化
v
FT l sin 2
m
2.1m s
例 列车在水平轨道上行驶,车厢内悬挂一单摆, 当车厢向右作匀加速运动时,单摆左偏角度α , 相对于车厢静止。求车厢的加速度a。
选单摆的摆锤为研究对象 虚加惯性力
FI = ma
由动静法,有
ΣFx=0
mg⋅sinα−FI cosα=0 解得 a=g⋅tgα
a=g⋅tgα
转动。
求:基础与地角螺钉 给电动机总的约束力。
解:FI m2e 2
Fx 0, Fx FI sin 0
Fy 0, Fy m1 m2 g FI cos 0
主矢: 主矩:
= −Joα (负号表示与α反向)
向铰链O简化:
例 均质杆长l ,质量m,与水平面铰接, 杆由 与水平面成ϕ0 角位置静止落下。求开始落下 时杆AB的角加速度及支座A的约束力。
选杆AB为研究对象 虚加惯性力系:(向铰链A简化)
用动力学普遍定理再求解此题:
3 刚体作平面运动
2. 是形式上的平衡,质点实际上并不 平衡。
例 已知:m 0.1kg, l 0.3m, 60 求: v , FT .
解: FIn
man
m
l
v2 sin
mg FT FI 0
Fb 0, F1 cos mg 0
Fn 0, FT sin FIn 0
解得
FT
mg
cos
1.96N
Jean le Rond d’Alembert
(1717-1783)
达朗贝尔原理将动力学和静力学按统一的观 点来处理。它与虚位移原理一起为分析力学 的发展奠定了基础。
一位把微分看成是函数极限 的数学家
认为力学应该是数学家的主 要兴趣
第一次用微分方程表示场 偏微分方程论的创始人
Jean le Rond d’Alembert
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