第七章 质点与刚体的运动微分方程

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2 i i
z
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\刚体定轴转动微分方程 式中：Mz——作用于刚体上所有外力对z轴之矩的代数和； mi ri 2 ——刚体内各质点的质量与该点到转轴的距离平方的 乘积之和，对某一刚体来说，转轴一经确定，刚 2 体内各点到转轴的距离为一定量，Байду номын сангаас而 mi ri 为一 常量，它称为刚体对转轴z的转动惯量，用Jz表 示，即 J z mi ri2
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程
7.1 质点运动微分方程
7.1.1 动力学基本方程
在力学中把大小和形状可以忽略不计且具有质量的物体称为质 点。作用于质点上的力与质点运动之间的关系，由牛顿第二定律表 述如下：质点受到力的作用时，所获得的加速度的大小与力的大小 成正比，而与物体的质量成反比；加速度的方向与力的方向相同。 用公式表示为 ma= F 式中：m——质点的质量； F——作用于质点上的所有力的合力； a——质点获得的加速度。 该式是研究质点动力学问题的基本依据，称为动力学基本方程。 目录
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第七章 质点与刚体的运动微分方程
第七章 质点与刚体的运动微分方程
本章在介绍动力学基本方程的基础上，给出质点及刚体平动、 定轴转动、平面运动的运动微分方程，并应用它们求解质点和刚体 动力学的两类基本问题。
7.1 质点运动微分方程
7.2 刚体定轴转动微分方程
7.3 转动惯量及其计算
7.4 刚体平面运动微分方程
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程
【解】 由质点的运动方程消去时间t ，得
x2 y2 2 1 2 a b
可见质点的运动轨迹是以a、 b为长、短 半轴的椭圆。 将质点的运动方程代入弧坐标形式 的运动微分方程，可求得力F的投影为
X m d x 2 2 ma cos t m x 2 dt
第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程 将上式写为 再次积分
dx v0 e kt dt
kt d x v e 0 dt 0 0 x t
v0 kt x ( 1 e ) 解得 k 即为活塞的运动规律。 当t→∞时，e-kt→0，由v=v0e-kt 可知，活塞的速度趋于零；由上 式可知，此时x趋于最大值。由此确定液压缸的长度为 v0 m v0 xmax k
第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程 FA = FB
FA FB sin W W a
g
故
a W (1 ) g FA FB 2 sin
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\刚体定轴转动微分方程
7.2 刚体定轴转动微分方程
设刚体在外力作用下以角速度、角加速度 绕固定轴z转动，如图所示。考虑刚体内任意一 点M i，由运动学知其绕z轴作圆周运动。若该质 点的质量为mi ,它到转动轴z的距离为ri ，则它的 切向加速度为 airi· 根据弧左边形式的运动微分方程，列出质点 Mi在运动轨迹切向的微分方程 mi aiτ mi ri Fiτ 式中：—— Fi作用于该质点所有力的合力Fi在轨迹切向上的投影。 将上式两边同乘以ri，得
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程 解 把活塞看作一质点，作用于活塞上 的力为液体的阻力F。如图所示，取活塞初 始位置为坐标原点，建立x轴。列出活塞的 运动微分方程 d2 x m 2 F dt d2 x m 2 v 或 dt dv 令k kv ，则上式成为 m dt v t dv 分离变量后进行积分 － kdt v v0 0 解得活塞的速度为 v=v0e-kt 目录
2
d2 y Y m 2 mb 2 sint m 2 y dt
因此力F为 或
F =Xi+Yj =－m2 (xi+yj)
F =－m2r
式中：r——质点M的矢径。 可见力F的大小与矢径r的大小成正比，其方向则与之相反，即 力F的方向恒指向椭圆中心，这种力称为有心力。
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程 例7.2 液压减振器 （如图）的活塞在获得初速度v0后，在液压 缸内作直线运动。若液体对活塞的阻力F正比于活塞的速度v，即F =μv，其中μ为比例系数。求活塞相对于液压缸的运动规律，并确定 液压缸的长度值。
第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程 将刚体平动微分方程投影到固定的直角坐标轴上，得质心运动 定理的投影形式。
dvCx d 2 xC m aCx m m 2 X dt dt dvCy d 2 yC m aCy m m 2 Y dt dt dvCz d 2 zC m aCz m m 2 Z dt dt 式中：xC、 yC、 zC ——质心的直角坐标； vCx、 vCy、 vCz ， aCx、aCy、aCz ——质心的速度和加速度在直 角坐标轴上的投影； ΣX、ΣY、ΣZ ——作用于刚体上的外力在直角坐标轴上投影的 代数和。
第三篇 动力学
第三篇 动力学
在静力学中，我们研究了物体在力系作用下的平衡问题。在运 动学中，我们仅从几何的角度研究物体的运动规律，而未涉及物体 运动变化的原因。在动力学中，我们将研究物体运动的变化与其质 量、作用于其上的力之间的关系。可见动力学是理论力学的主体,静 力学只是动力学的特殊情况,运动学是为动力学作必要的准备。 动力学是在生产实践过程中形成和发展的，随着现代工业和科 学技术的发展，在机械、水利、建筑、采矿、化工、航空航天等工 程实际中，都需要应用动力学的基本理论。在土木工程中要解决动 力基础的隔振与减振，桥梁和水坝在动荷载作用下的振动及抗震， 高层建筑中出现的新问题等更离不开动力学的理论。我们在动力学 部分着重介绍质点及刚体的运动微分方程、动能定理、达朗贝尔原 理等三部分内容，为专业课的学习和今后的工作打好必要的理论基 础。
式中：s——质点的弧坐标； v——质点的速度； ρ——曲率半径； F、Fn ——各力在轨迹的切 向、法向上投影的代数和。 目录
第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程 【7.1】 质量为m的质点M在坐标平面oxy内运动（如图），其 运动方程为x=acos t，y=bsin t，其中：a、b、都是常量。 求作 用于质点上的力F。
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程
7.1.2 质点运动微分方程
设质量为m的质点M，在合力F的作用下沿某一曲线运动，质点 M的位置用对于坐标原点O的矢径r表示（如图），由运动学知该质 z 点的加速度a与矢径r的关系为 a dv d 2 r a dt dt 2 v 式中：v——质点的速度。 M r 将上式代入牛顿第二定律公式得 O y 2 dv dr ma m m 2 F x dt dt 这就是矢量形式的质点运动微分方程。 在具体计算中，都采用上式的投影形式，根据坐标系的不同有 以下两种： 目录
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程
【例7.3】如图所示，单摆由长l的细绳和质量为m的小球悬挂于 O点构成。当细绳与铅垂线之间的夹角为θ0时，单摆由静止释放， 若不计空气阻力，求绳所受的最大拉力。
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程
【解】 取小球为研究对象。小球受重力W 和绳的拉力F的作用。沿小球的轨迹（以O为 圆心、l为半径的圆弧）建立弧坐标，原点在铅 垂位置，正方向为由左向右。列出小球的运动 微分方程 dv ma τ m mg sin (a) dt v2 m an m F m g cos (b) l dv ds m mg sin 由式(a)得 ds dt vdv=－gsin ds=－glsin d 或
第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程 根据动力学基本方程，当质点不受力的作用(合力为零)时，其 加速度必为零，此时质点将保持静止或匀速直线运动状态不变。 物体的这种保持运动状态不变的属性称为惯性。两个质点受力相 同时，质量大的加速度小，说明其运动状态不容易改变，即它的 惯性大；质量小的加速度大，说明其运动状态容易改变，即它的 惯性小。因此，质量是质点惯性的度量。
第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程 （1） 直角坐标形式的质点运动微分方程 dv d 2r 将公式 ma m m 2 F 向直角坐标轴上投影，得 dt dt dvx d2 x m ax m m 2 X dt dt dv y d2 x m ay m m 2 Y dt dt dvz d2 z m az m m 2 Z dt dt 式中：x、y、z——质点M的坐标； X、Y、Z——各力在x、y、z轴上投影的代数和。
两边积分 得
vdv
0
v

0
gl sin d
v2=2gl(cos -cos 0) 目录
第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程 代入式（b）得 故 2mg(cos －cos 0)=F－mgcos F =3mgcos －2mgcos 0 Fmax=mg(3－2cos 0)
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程 （2）弧坐标形式的质点运动微分方程
dv d 2r 当质点M作平面曲线运动时，将公式 ma m m 2 F dt dt 向质点运动轨迹的切向和法向投影 ，得
d2s m aτ m 2 Fτ dt v2 m an m Fn
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程
【例7.4】 如图所示，将重为W 的构件沿铅垂方向吊起，在开 始阶段的加速度为a，绳索与水平方向的夹角为，求绳索的张力。
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\质点运动微分方程 【解】 构件可看作刚体，起吊 时沿铅垂方向向上作直线平移，可应 用质心运动定理求解。 取构件为研究对象，作用于构件 上的力有重力W，绳索在A，B 处的 拉力FA、FB，受力如图所示。 建立相对于地面静止的直角坐标系 Oxy,由质心运动定理可得 W aCx FA cos FB cos g W aCy FA sin FB sin W g 构件以加速度a沿y 轴正向作平移，可知aCx=0、aCy=a ，代入上 两式，得 目录
显然，当 =0时绳的拉力最大，最大拉力为
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7.1.3 刚体平移的微分方程
刚体作平移时，刚体内各点的轨迹形状相同，且同一瞬时各点 的速度v 相同，加速度a也相同。因此，可以取刚体内一个点的运动 来代替整个刚体的运动。 刚体的质心C 是一个特殊点，现用它的运动来代替刚体的平移。 设质心C的速度和加速分别为vC 、aC ，矢径为rC，根据质点运动微 分方程和质心的定义，可以证明： dvC d 2 rC maC m 2 Fe dt dt 式中：m——刚体的质量； ∑F e ——作用于刚体的所有外力的合力。 该式称为矢量形式的刚体平动的微分方程，通常称为质心运动 定理。 目录
mi ri2 Fiτ ri
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第七章 质点与刚体的运动微分方程\刚体定轴转动微分方程
式中： Firi——作用于该质点所有力的合力Fi对z轴之矩。
将作用于任一质点上的力Fi分成两部分：一部分是刚体内其他 质点对该质点的作用力，称为内力，用 Fi i 表示；另一部分是刚体以 外的物体对该质点的作用力，称为外力，用 Fi e 表示。于是上式可改 写为 i mi ri2 Fiτ ri Fiτe ri 对刚体内每一个质点都可列出这样的式子，将它们相加，得 i mi ri2 Fiτ ri Fiτe ri 由于刚体内各质点间的相互作用力即内力都是成对出现的，且 它们大小相等，方向相反，作用于同一直线上，所以这些内力对z轴 之矩的代数和恒为零，即 i Fiτ ri 0 于是上式变为