第十章 刚体的一般运动
理论力学10刚体的平面运动

vB = v A + vBA
a a ? a
VB VBA
大小 ? 方向 a
B VA
v B = v A ctg φ且 v BA
vA = sin φ
v BA = AB ⋅ ω AB v BA vA ∴ω = = l l sin φ
φ VA
ω A x
14
[例2] 图示机构 端以速度 A沿X轴负向运动,AB=l; 例 图示机构A端以速度 端以速度V 轴负向运动, 轴负向运动 求B端的速度? 端的速度? 端的速度 解:1)分析AB;2)分析A,B两点的速度 在AB直线上的投影相等,可以得到: y B
行移动 刚体简单运动 平行移动 定轴转动 定轴转动 刚体复杂运动 刚体的平面运动
平动 合成? 合成? 转动
刚体平面运动的分解 本章分析 平面运动刚体的角速度 平面运动刚体各点的速度 平面运动刚体各点的速度
1
第十章 刚体的平面运动
§10–1 刚体平面运动的概述 §10–2 平面运动分解为平动和转动 · 刚体的平面运动方程 §10–3 平面图形内各点的速度· 速度投影定理 速度瞬心 §10–4 平面图形内各点的加速度 · 加速度瞬心的概念
20
5.几种确定速度瞬心位置的方法 ①已知图形上一点的速度v A 和图形角速度ω, 可以确定速度瞬心的位置.(P点)
AP = vA , AP⊥v A ,且P在v A 顺ω转向绕A点 ω
转90º的方向一侧. ②已知一平面图形在固定面上作无滑动的滚 动, 则图形与固定面的接触点P为速度瞬 心.
21
③已知某瞬间平面图形上A,B两点速度 v A ,v B 的方向,且 v A 不平行 v B 。 过A , B两点分别作速度 v A ,v B的垂线,交点 P即为该瞬间的速度瞬心。 ④ 已知某瞬时图形上A ,B两点速度 v A , v B 大小,且 v A ⊥AB, vB ⊥AB v A − vB (a) v A 与vB 同向, ω = AB v A + vB (b) v A 与vB 反向, ω = AB 注意:交点可能在刚体的外部) (注意:交点转动· 刚体的平面运动方程
刚体的转动

§3-2 力矩 转动定律 转动惯量 本节主要内容
力矩的概念 转动定律 转动惯量
经验告诉我们: 外力对刚体转动的影响,不仅与力的大小有关, 而且还与力的方向和力的作用点的位置有关。
F
所以,我们需要引入力矩这个物理量来描述 外力对刚体转动的作用
一.力矩
力臂: d r sin θ
力矩的定义: 力F 的大小和力臂d 的乘积 称为力F 对转轴OZ的力矩
解: (1)
d
dt
3Bt2
(2) d 6Bt
dt
(3)距轴为r的一质点加速度
at r 6Brt an r 2 9B2rt 4
a
a
2 n
a
2 t
(9 B 2 rt 4 ) 2 ( 6 Brt ) 2
tg an 3 Bt 3 ( 为加速度与速度的夹角 )
l
细棒转轴通过 中心与棒垂直
J ml 2 12
l
细棒转轴通过 端点与棒垂直
J ml 2 m( l )2 ml 2
12
2
3
讨论
影响转动惯量的三个因素 (1)刚体自身的质量; (2)质量的分布(含大小和形状); (质量分布越靠近边缘转动惯量越大) (3)转轴的位置。 (同一个刚体对不同的轴转动惯量不同)
转动 非定轴转动
ω
刚体的一般运动:
质心的平动 + 绕质心的转动 定轴转动的特点:
在刚体中取垂直于轴线的平面称为转动平面
刚体中所有的点都绕同一直线(轴)在各自的 转动平面内做圆周运动。
刚体转动的描述
§3-1角速度和角加速度
z
⊿
1.角坐标(角位置)
刚体的转动

质心的平动
刚体的转动
+
绕质心的转动
2/31
一、刚体转动的角量描述
角坐标 (t ) 角位移
ቤተ መጻሕፍቲ ባይዱ
z
(t )
(t t ) (t )
角速度
x
参考平面
d lim t 0 t dt
方向:
角加速度
参考轴
右手螺旋方向
d dt
J m r
j
2 j j
J r dm
M J
刚体定轴转动的角加速度与它所受的合外力矩成 正比 ,与刚体的转动惯量成反比.
刚体的转动 10/31
五、转动惯量
J m r , J r dm
2 j j 2 j
物理意义:转动惯性的量度.类似于平动的质量
转动惯性的计算方法 质量离散分布刚体的转动惯量
r O
m
刚体的转动
21/31
一根质量为m、长为l的均匀细杆,可在水平桌面上 绕通过其一端的竖直固定轴转动.已知细杆与桌面的 滑动摩擦系数为μ,求杆转动时受的摩擦力矩大小.
刚体的转动
22/31
有一质量为m半径为R的均匀圆形平板平放在水平桌面 上,平板与水平桌面的摩擦系数为μ,若平板绕通过其 中心且垂直板面的固定轴以角速度ω0开始旋转,它将 在旋转几圈后停止?
2m
⅓l
⅓l
O
0 2
2 3
l
0
m
m
刚体的转动
24/31
力的空间累积效应
力矩的空间累积效应
力的功,动能,动能定理.
力矩的功,转动动能,动能定理.
郝桐生--第10章 刚体的平面运动

理论力学电子教程第十章刚体的平面运动第十章 刚体的平面运动§10-1 刚体平面运动的概述 §10-2 平面运动分解为平动与转动·刚体 平面运动的运动方程 §10-3 平面图形内各点的速度·速度投影 定理·速度瞬心 §10-4 平面图形内各点的加速度 §10-5 刚体绕平行轴转动的合成理论力学电子教程第十章刚体的平面运动§10-1 刚体平面运动的概述前面介绍了刚体的基本运动和点的合成运动, 工程中除了平动和定轴转动两种基本运动外, 常见的还有一种 较为复杂的运动称为刚体的平面运动。
可以在研究刚体的平动和定轴转动的基础上,结合点的合 成运动分析问题的方法,研究刚体的平面运动。
理论力学电子教程第十章刚体的平面运动1. 平面运动的定义 在运动过程中,刚体上任一点到某一固定平面的距离始 终保持不变。
P193 也就是说,刚体上任一 点都在与该固定平面平 行的某一平面内运动, 具有这种特点的运动称 为刚体的平面运动。
例如:理论力学电子教程第十章刚体的平面运动动画演示理论力学电子教程第十章刚体的平面运动刚体运动过程中其上任意点轨迹都是圆,且同一平面上各 点以同一点为圆心,半径不同,该刚体做定轴转动。
刚体运动过程中其上任意点轨迹都是直线,刚体做直线平动。
刚体运动过程中其上任意点轨迹都是圆,且各点圆轨迹的 半径相同,圆心不同,刚体做曲线平动。
刚体运动过程中其上任意点轨迹相同,都是形状一样平面 曲线或空间曲线,刚体做曲线平动。
刚体运动过程中其同一平面上各点轨迹均在同一平面内, 且各点轨迹不同,刚体做平面运动。
理论力学电子教程第十章刚体的平面运动2.平面运动的简化假定平面运动刚体上各点到固定平面S 1距离不变。
为研究方便用一个平行于固定平面S 1的另外一个平面S 2来 截平面运动的刚体, 得到一个截面S,它是一个平面图形(图中阴影部分),其形状 与刚体形状有关。
刚体力学

例、在光滑的水平桌面上有一小孔0,一细绳穿过小孔, 其一端系一小球放在桌面上,另一端用手拉绳, 开始时小球绕孔运动,速率为 v1 ,半径为 r1 ,当半径变 为 r2 时 r2 f拉 求小球的速率 v2 解:小球受力:
f拉
L2 = L1
因f 拉为有心力
r r L2 = L1
r1 mv 1 = r2 mv 2 r1 v 2 = v1 显然 v 2 v1 r2
' 2
m
.
R
m1 Mf
' T1
m2
m
如图
T2'
T2
对m2: m 2 g - T2 = m 2 a
- m1 g = m1a
' 1
T1
m1 g
T 对m: R - T R - M f = J
m2 g
1 2 ' ' a = R , J = mR , T1 = T1 , T2 = T2 2
联立求得: = a
r M
M = rF sin = Fd
o
r r
r M
r F
r F应理解为在垂直于转轴的平面内。 r o 若不在,则将 F 分解为平行 于转轴的分量和垂直于转轴 的分量.只有垂直于转轴的力 的分量才对转轴有力矩.
r 20 F 的方向与转轴平行.
r F
r r
合外力矩 M = r1 F1 sin 1 - r2 F2 sin 2 r3 F3 sin 3
r Fi = m
r dv c
dt
注意各量的 物理意义
质心运动定理说明:不管物体的质量如何分布、外力作用 在什么地方,质心的运动就象物体的全部质量都集中于此, 而且所有的外力都作用于其上的一个质点的运动一样。 (例:炮弹在飞行轨道上爆炸 ……见教材p98--例3)
刚体一般运动的描述

第40卷第5期大 学 物 理Vol.40No.52021年5月COLLEGE PHYSICSMay2021 收稿日期:2020-09-11;修回日期:2020-11-18作者简介:邵瀚雍(2000—),男,四川德阳人,北京师范大学物理学系2018级本科生.櫍櫍櫍櫍櫍櫍櫍櫍櫍櫍櫍櫍櫍櫍殻殻殻殻大学生园地 刚体一般运动的描述邵瀚雍(北京师范大学物理学系,北京 100875)摘要:刚体的一般运动是刚体运动学中最复杂的一类运动,其求解通常需要借助欧拉定理或沙勒定理.通过这两个定理,我们可以把刚体的一般运动分解成较简单的定轴转动和平动.本文主要应用代数理论中的正交矩阵描述刚体的运动,并用代数语言分析了定点转动的本征问题,证明了欧拉定理.随后,将刚体的定点转动进行分解,并给出了物理图像和推导结论,完成了对刚体复杂的一般运动的简单描述. 关键词:刚体一般运动;正交矩阵;沙勒定理;欧拉角中图分类号:O31 文献标识码:A 文章编号:1000 0712(2021)05 0062 05【DOI】10.16854/j.cnki.1000 0712.200405一般运动是刚体运动学中最复杂的问题,因此国内的理论力学教材大多对此介绍较少.且由于刚体运动学教学难度大,课时少,故多数同学跳过了刚体一般运动的内容,但这恰是将刚体运动转化成代数知识的极佳机会,不得不说是一种遗憾.事实上,刚体的一般运动总能分解成基点的运动和绕过该点某轴线的定轴转动,国外教材对此用代数语言给出了证明,但也没有就代数理论和刚体运动的关联进行深入的探讨.本文从正交矩阵讲起,力图用清晰简明的语言,论证使用矩阵描述刚体运动的合理性和优越性,并借用代数思想,将刚体运动和线性代数的知识联系起来,希望能对理论力学的相关教学和学生的学习起到一定的补充和帮助作用.1 参考系实验室参考系,即观者所在的惯性参考系;本体参考系,即固连在刚体上,并与之共同运动的参考系,一般是非惯性系.固连在两种参考系上的坐标系各有利弊.在实验室坐标系中,基矢对时间的微商为零,便于建立动力学方程,但许多力学量在该系中较复杂并不断变动;在本体坐标系中,这些力学量虽然直观简单,恒定不变,但其坐标轴的基矢处在变动之中.在研究刚体定点转动的问题时,我们需要寻找这两种系之间的关联,恰当使用它们描述刚体的运动[1].2 刚体的一般运动刚体在空间不受约束自由运动时,其自由度s=6.一般选定广义坐标(xc,yc,zc,φ,θ,ψ)描述刚体的状态,其中xc、yc、zc为刚体质心在实验室系中的笛卡尔坐标,φ、θ、ψ为刚体的本体系和实验室系坐标变换对应的欧拉角.刚体一般运动有4类特殊情况:平动、定轴转动、平面平行运动、定点转动.虽然它们形式各异,但可以证明如下两点[2]:1)定点转动总可以等效于绕过该定点某一轴线的定轴转动.2)刚体一般运动总可以分解为某点的运动和绕过该点某轴线的旋转.换言之,总可以将复杂的一般运动,分解成过一点的定轴转动(或由多个定轴转动合成)与该点的运动.第1点所谈到的内容,正是刚体运动欧拉定理.该定理指出,对于基点固定的刚体,其运动可以分解为绕某个或多个转轴的转动.根据欧拉运动定理,我们可以将之推广,即第2点,沙勒定理.该定理指出,刚体的最广义位移等价于一个平移和一次旋转.它们是本文的重点,在证明前,需要先通过代数的语言,合理描述刚体的运动,以便于后续的证明.第5期邵瀚雍:刚体一般运动的描述63 3 正交矩阵在线性代数理论中,正交矩阵A被定义为行向量、列向量皆正交且值为1的方阵[3],即满足如下的性质(E为单位阵):ATA=AAT=E(1)矩阵乘法等价于一次线性变换,换句话说,在数学里这种特殊的变换(正交变换)可以保持空间中任意两点的欧式距离不变.这意味着若将某向量v乘上正交矩阵A,得到的新向量长度不变,且空间的原点不变.我们通常将这种变换称为欧拉变换[4].此外,由于正交矩阵满足:ATA=A-1A=E(2)正交变换一定存在逆变换,而且该逆变换很容易写出:A-1=AT.正交矩阵的这些特殊性质在描述刚体运动时展现出极大的优越性,因此,我们常用它描述刚体运动.4 刚体运动的代数表达[2]从物理上讲,根据沙勒定理,刚体的运动可以分为两种:定点转动和点的运动.也就是第2节中提到的6个广义坐标.而上一节中提到的正交变换———欧氏距离不变的线性变换,恰好可以准确反映刚体的定点转动.换言之,刚体的定点旋转过程可以由一次欧拉变换来描述.容易得知,这种变换对应的正交矩阵R应是一个含时矩阵,即R(t).仅仅描述旋转过程是不够的,还需要描述点的运动.易知,描述该运动只需在旋转后添上一个简单的平移矢量p即可.从数学上讲,刚体的运动,可以反过来看作是坐标轴的运动.因此,假设两组正交基分别为[e1,e2,e3]和[e′1,e′2,e′3].在这两组基下,某向量v在这两组基下的值分别为[a1,a2,a3]T和[a′1,a′2,a′3]T.因此有|v|=[e1 e2 e3]a1a2a3=[e′1 e′2 e′3]a′1a′2a′3(3)于是,得到a1a2a3=eT1e′1 eT1e′2 eT1e′3eT2e′1 eT2e′2 eT2e′3eT3e′1 eT3e′2 eT3e′3a′1a′2a′3(4)已知a=[a1,a2,a3]T,a′=[a′1,a′2,a′3]T且定义如下:eT1e′1 eT1e′2 eT1e′3eT2e′1 eT2e′2 eT2e′3eT3e′1 eT3e′2 eT3e′3R(5)则可以将上式写为a=Ra′(6)称R是旋转矩阵.可以看到,R矩阵是由两个标准正交基相乘而来,在线性代数中可以很容易证明,这样得到的矩阵R是正交矩阵,或者反过来说,任何正交矩阵都可以拆分为两个标准正交基的矩阵乘积.因此,旋转矩阵R恰好是正交矩阵,而正交矩阵对应的变换也恰好是两组基之间的旋转变换,也就是实验室系和本体系的欧拉变换;并且,任意实正交矩阵都能看作为一个旋转矩阵.值得一提的是,旋转矩阵的集合称之为特殊正交群:SO(n)={R∈瓗n×n|RRT=E,detR=1}这个正交群可以描述n维空间的旋转变换,在此只考虑n=3的情况.再考虑定点的运动,可以将刚体的运动在数学上表示为a′=RTa+p(7)数学的正交矩阵(变换),对应着欧式空间中距离不变的线性变换,而物理的旋转矩阵(旋转),对应着刚体运动时的任意两点保持相对距离不变的属性.这样,在本节和上一节中已经论证了刚体运动的代数表达,这种代数的表达方式是相当合适且严谨的.5 旋转变换的本征问题刚体的定点转动定理指出,对于基点固定的刚体,其一般运动都可以分解为绕某个或多个轴的转动.根据定理,假设转轴对应的空间列向量为p,由于转轴并不会因为刚体转动而发生任何变化(刚体本身就在绕轴转动),因此,当发生旋转变换时,p应当保持不变.这对应着数学中的不变子空间理论.请看定理[4]:设φ是线性空间V上的线性映射(变换),而总能找到V的子空间U,使得φ(U) U即子空间U的任意元素p在线性映射φ的像Imφ中依然是p本身,称U为φ的不变子空间.易得,φ总有两种特殊的不变子空间U,分别是零子空间和64 大 学 物 理 第40卷全空间V,并称之为平凡子空间.可以发现,在三维旋转映射R下,有一个我们最关注的非平凡不变子空间,这个子空间恰好就是转轴所处直线对应的子空间.上述内容也可以在拓扑理论中理解成映射的不动点原理(Brouwer’sFixed-pointTheorem).从物理上讲,这是一类本征值问题.即在旋转后向量p不发生改变,也就是Rp=1p.这与数学物理方法和量子力学中的本征问题有着异曲同工之妙.将线性算符L^作用于某函数ψ,若有[5]L^ψ=λψ(8)则称函数ψ为线性算符L^的本征函数,λ为算符L^的本征值.例如,定态薛定谔方程H^ψ=Eψ.因此,由Rp=1p,得知p为旋转变换φ的本征函数,λ为变换φ的本征值,这恰好就是线性代数中熟知的矩阵特征值问题:Ap=λp(9)所以若要证明欧拉定理,可以将定理的证明等价于证明旋转矩阵R的特征值组中必然有一特征值λ1=1.本征值与本征函数对刻画线性系统的普遍性质和演化规律有着重要意义.它是所有线性体系中最根本的特点.如果能得到线性体系对应的本征值与本征函数,就可以通过线性组合的方法描述或解释这一体系更为普遍的规律.6 欧拉运动定理的证明和推论欧拉运动定理的论证过程在H.Goldstein所著的ClassicalMechanics[6]和BeattyM.F.所著的Prin ciplesofEngineeringMechanics:Kinematics中都有着详细的描述.两本书巧妙利用矩阵和线性代数理论证明了欧拉定理,而我们的证明过程也借鉴了其中的思想.设旋转矩阵为R,欧拉定理中所描述的轴线为p,则有:Rp=p.根据上一节中内容,若需要证明旋转过程中存在始终不变的轴线p,则等价于证明矩阵R具有特征值λ1=+1.容易证明旋转矩阵R为正交矩阵,所以由RTR=RRT=E,可得:(R-E)RT=E-RT(10)|R-E||RT|=|E-RT|(11)设旋转前后两组正交基的基点重合于刚体的定点,且初始基为标准正交基.则可以得出初始旋转矩阵为三阶单位阵E.因此,根据矩阵乘法,后续的旋转矩阵的行列式的值|R|和|RT|仍为+1.由式(11)可得|R-E|=|E-RT|=|E-RT|T=|E-R|(12)因此,有|R-E|=|E-R|=|-1(R-E)|(13)而|-1(R-E)|=(-1)n|R-E|(14)其中n为矩阵维数,也是空间维数.所以得到|R-E|=(-1)n|R-E|(15)刚体所处为三维空间,n=3,所以|R-E|=-|R-E|=0(16)最终得出|R-E|=0,即矩阵R至少有一个特征值λ1=+1,欧拉运动定理得证.需要多谈两个问题:其一[1],如果刚体所处空间不为奇数维度,而是偶数维度,则得不到|R-E|=0的结论,也就是说欧拉运动定理在二维、四维等偶数维空间失效.所以,平面内不存在欧拉定理,因为当坐标系转动时,任何位于平面内的矢量均会发生改变,唯有沿转轴方向的矢量不发生改变,但此时它与平面垂直,并不在平面内.这是一个相当有意思的推论,这意味着我们所处的三维空间并不是随便确定的.其二,是旋转矩阵R是否还存在别的特征值?答案是肯定的.利用矩阵的久期方程:|R-λE|=0(17)可以发现,这是一个关于λ的三次方程.高斯的代数基本定理指出,该一元三次方程在复数域C 中必然存在三个根.在文献[7]中,我们可以根据矩阵的迹tr(R)求得另外两个特征值分别为λ2,3=e±iΩ(18)也就是说,旋转矩阵的另外两个复特征值的辐角,恰好为欧拉定理中绕固定轴线p的旋转角Ω.这里给出两个特殊情况:1)λ1,2,3=+1:此时Ω=0,意味着刚体保持了初始时刻的状态,为平凡解.2)λ1=+1;λ2,3=-1:此时Ω=π,意味着刚体绕轴转过了180°,刚体任意两点之间的矢量p′都做了关于p的空间坐标反演操作.而沙勒定理是欧拉定理的一个直接推论.该定理的证明如下.刚体的一般运动可以分解为刚体中某一点的运第5期 邵瀚雍:刚体一般运动的描述65 动并叠加上刚体对该点的定点运动.而根据欧拉运动定理,后一运动可以认为是绕过该点的某一轴线的转动.因此,刚体的一般运动可以分解为某点的运动和绕过该点某轴线的旋转.沙勒定理得证.至此,我们完成了刚体一般运动中沙勒定理的证明,论证了刚体的任意运动都可以分解为某点运动和定轴转动.矩阵语言虽然简练,但不能直观反映物理实质.这里需要寻找一种物理的描述办法刻画刚体的运动,这就是所谓的欧拉角,也是前面所述的3个广义坐标φ、θ、ψ.7 欧拉角在天体和力学领域里,为了完备、清晰地刻画刚体运动,分别用了章动角θ、进动角φ和自转角ψ来描述.这些称呼来自陀螺的定点运动,如图1所示.图1 陀螺定点运动示意图为了便于描述欧拉角的具体意义,可将刚体的定点转动通过坐标轴的旋转,依次分成3个步骤,如图2—图4,这里在每个步骤后面都写上了对应的旋转矩阵R.每一次的旋转并不是任意的,它们都可以在图1的陀螺运动中找到对应,转动顺序是进动、章动、自转,如下所示.1)绕Oz0轴进动φ:图2(a)→(b)图2 进动示意图从Ox0y0z0到Ox′y′z′的旋转矩阵为Rφ=cosφ-sinφ0sinφcosφ0001(19)2)绕Ox′轴(节线ON)章动θ:图3(a)→(b)图3 章动示意图从Ox′y′z′到Ox″y″z″的旋转矩阵为Rθ=1000cosθ-sinθ0sinθcosθ(20)3)绕Oz″轴自转ψ:图4(a)→(b)图4 自动示意图从Ox″y″z″到Oxyz的旋转矩阵为Rψ=cosψ-sinψ0sinψcosψ0001(21)经过上面的三次旋转变换,可以得到描述刚体的任意旋转的总变换矩阵:R =RψRθRφ(22)由前面的结论可知,所有的变换矩阵都是正交矩阵,均由变换前后的两组基底相乘而来(此处为一组基的转置和另一组基之间的矩阵乘法).在前文中,我们提到过刚体的定点运动可以由一个旋转矩阵R来描述,矩阵的特征值λ2,3=e±iΩ,其中Ω为绕该轴的转角.那么,我们现在找到了一66 大 学 物 理 第40卷种物理的语言,可以将Ω对应的总角速度ω分解为刚体的章动、进动和自转.根据图2—图4中的转动过程,三个欧拉角的角速度方向分别为:φ 沿实验室系z0轴,θ 沿节线ON,ψ 沿本体系z轴,分解如下式:ω=φ k0+θ i′+ψ k(23)将不同的角速度对应的基矢利用旋转矩阵得到的函数关系展开化简,可以得到如下的结论:ω在实验室系的坐标轴投影为ω0x=ψ sinθsinφ+θcosφω0y=ψ sinθcosφ+θsinφω0z=ψcosθ+φ(24)ω在本体系的坐标轴投影为ωx=φ sinθsinψ+θ cosψωy=φ sinθcosψ-θ sinψωz=ψ+φ cosθ(25)这样,我们得到了刚体定点转动中绕某一轴线旋转的角速度ω的实际物理意义,即可以把这一定轴转动对应的转角Ω分解到3个有意义的欧拉角(也就是φ、θ、ψ)上去.不过,需要强调的是,在导出欧拉角的时候,所经历的三次连续旋转的转轴的选取顺序其实存在着随意性.只要每次选定的旋转轴不与上一次相同,便可以任意选取.因此,在右手系中我们有3×2×2=12种不同的旋转方法,这称为欧拉角的顺规.大多数的理论力学教材所采用的是x顺规,即第二次旋转绕x轴(前文中的节线ON),而多数的量子物理、核物理的教材所采用的是y顺规,即第二次旋转绕y轴.在工程中,为了弥补前两种顺规在变换前后的坐标系区分程度低的缺点,常采用第三种常见顺规:xyz顺规[2],这样得到的3个角就分别是飞机的偏航角(Yaw)、俯仰角(Pitch)和滚动角(Roll).8 总结在本文中,我们介绍了正交矩阵在描述刚体运动的优越性,并将之应用到刚体的旋转运动中,随后利用旋转矩阵证明了刚体运动的沙勒定理,这意味着复杂的刚体一般运动可以由定轴转动和点的运动来描述.之后,我们从物理给出了刚体定点运动的图像,并用欧拉角来描述这样的运动.刚体的运动学在数学上和物理上都全部得以描述.参考文献:[1] 秦敢,向守平.力学与理论力学(下册)[M].北京:科学出版社,2017:134 135.[2] BeattyJrMF.PrinciplesofEngineeringMechanics:Kinematics—TheGeometryofMotion[M].SpringerScience&BusinessMedia,2013.[3] 同济大学数学系.工程数学线性代数[M].北京:高等教育出版社,2014:118 119.[4] 姚慕生,吴泉水,谢启鸿.高等代数学[M].上海:复旦大学出版社,2003:202.[5] 杨福家.原子物理学[M].北京:高等教育出版社,2008:125 126.[6] GoldsteinH,PooleC,SafkoJ.ClassicalMechanics[M].2002.[7] 毛文炜.刚体定点转动的欧拉定理[J].大学物理,1988,1(4):15.Descriptionoftherigidbodies generalmotionSHAOHan yong(DepartmentofPhysics,BeijingNormalUniversity,Beijing100875,China)Abstract:Thegeneralmotionofarigidbodyisthemostcomplicatedtypeofmotioninrigidbodykinematics,anditssolutionusuallyrequirestheaidofEuler'stheoremorChasles theorem.Throughthesetwotheorems,wecandecomposethegeneralmotionofarigidbodyintosimplerfixed-axisrotationandtranslation.Thispapermainlyusestheorthogonalmatrixinthealgebratheorytodescribethemotionofarigidbody,andanalyzestheeigenprob lemsoffixed-pointrotation,andprovesEuler stheorem.Thenitdecomposesthefixed-pointrotationofarigidbody.Physicalimagesandderivationconclusionsaregiven,andasimpledescriptionofthecomplexgeneralmotionofrigidbodiesiscompleted.Keywords:rigidbodiesgeneralmotion;orthogonalmatrix;Chasles theorem;EulerAngles。
刚体的一般运动的运动学和与动力学动力学

加速度
刚体在一段时间内速度的 变化率,表示刚体速度变 化的快慢。
刚体的平动
平动
刚体在运动过程中,其上任意两 点都沿着同一直线作等距离的移 动。
平动特点
刚体上各点的速度和加速度都相 等,与参考系的选择无关。
刚体的转动
转动
刚体绕某一定点做圆周运动。
转动特点
刚体上各点的速度和加速度大小相等,方向不同。
阻尼振动
阻尼振动是指由于阻力作用而使振动系统受到损 耗的振动。
受迫振动
受迫振动是指在外力作用下产生的振动。
刚体的稳定性和平衡性
静态平衡
刚体在静止状态下,如果受到微小扰 动后能恢复到原来的平衡位置,则称 该平衡为静态平衡。
动态平衡
刚体在运动状态下,如果受到微小扰 动后能保持原来的运动状态不变,则 称该平衡为动态平衡。
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刚体的平衡
总结词
刚体的平衡是指刚体在运动或静止时,其上各点的加速度均为零的状态。
详细描述
刚体的平衡可以通过力的合成和分解来分析。当刚体处于平衡状态时,其上各点的加速度均为零,即合外力为零。 根据力的平移定理,可以将力的作用点平移至刚体的质心,从而将刚体平衡问题转化为质点平衡问题。同时,根 据力矩平衡条件,可以得出刚体平衡的条件为合外力矩为零。
力矩和角速度
总结词
力矩是力和力臂的乘积,它描述了力对刚体转动的效应;角速度是描述刚体转动快慢的 物理量。
详细描述
力矩是力和力臂的乘积,其方向垂直于力和力臂所在的平面。力矩可以改变刚体的转动 状态,包括转动方向和角速度大小。角速度是描述刚体绕固定点转动的快慢的物理量, 其方向与转动方向相同。公式表示为M=FL,其中M表示力矩,F表示力,L表示力臂。
理论力学 第十章 刚体的平面运动分解

2、平面图形内各点的速度分布
基点:C
v A v AC CM
平面图形内任意点的速度等于该点随图形绕瞬时速 度中心转动的速度。
3、速度瞬心的确定方法
已知 v A , vB 的方向, v v 且 A不平行于 B 。
vA // vB , 且不垂直于AB vB v A v AB vBA 0 AB 0 vB vA vM
绝对运动 :待求 牵连运动 :平移 相对运动 :绕 O 点的圆周运动 vM ve vr vO OM
例10-1 椭圆规尺的A端以速度vA沿x 轴的负向 运动,如图所示,AB=l。
求:B端的速度以及尺AB的角速度。
解:1、 AB作平面运动
基点: A
2、
大小 ?O r1 r2 Ⅱr2 方向
2 2 vB v A vBA 2 O r1 r2
4、 vC vA vCA
vC vA vCA 2O r1 r2
2、速度投影定理
由
vB vA vBA
沿AB连线方向上投影
求平面图形内各点速度的基点法
同一刚体上任意O′,M两点
vM vO ' vMO'
其中
vMO'
vMO' MO ' 方向垂直于MO ,指向同
大小
'
平面图形内任一点的速度等于基 点的速度与该点随图形绕基点转动速 度的矢量和。
M
M
M
=
+
动点:M
动系: O x y (平移坐标系)
2 2 vC vB vCB 1.299 m s
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第10章刚体定点运动、刚体一般运动刚体运动的合成❒刚体定点运动的工程实例与基本概念❒刚体绕定点运动❒自由刚体运动❒刚体绕相交轴转动的合成❒结论与讨论ON -节线:O νγ坐标面与Oxy 坐标面的交线;ψ、θ、ϕ-三者相互独立。
ψ-进动角:ON 与O ν轴的夹角;θ-章动角:O φ与Oz 轴的夹角;ϕ-自转角:ON 与Ox 轴的夹角;§10-1刚体绕定点运动1 运动方程刚体作定点运动时,三个欧拉角一般都随着时间的变化而变化:ψ= ψ(t),θ= θ(t),ϕ= ϕ(t).运动方程ψ(t),θ(t),ϕ(t)确定了瞬时t 定点运动刚体在空间的位置。
γφOνγφOψψννγφO νγφO ψψψψθθνγφOψψθθνγφOψθθψxϕϕ欧拉角及其在刚体定点运动分析中的应用刚体定点运动的任何有限位移,都可以由绕通过定点的某一轴的一次转动实现。
2. 欧拉定理有限转动轴位置和有限转动角设刚体在转动前的连体坐标系(Oxyz)与定参考系(Oxy0z0)重合,刚体作有限转动后,随刚体到达的新位置为(Ox1y1z1)。
将(Oxyz)各坐标轴的基矢量i,j,k排成的矢量列阵记作e,称为刚体的连体基。
连体基的转动前位置,即定坐标系(Oxy0z0)各坐标轴的基矢量i0,j0,k0排成的列阵为e0。
转动后的连体基,即(Ox1y1z1)的基矢量i1,j1,k1排成的列阵为e1。
)1(1)0(0pe p e p T T ==转动轴矢量p 可用不同的连体基e 0 和e 1 表示为)1()0(ppA =⎥⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎢⎣⎡⋅⋅⋅⋅⋅⋅⋅⋅⋅=⋅=101010101010101010k k j k i k k j j j i j k i j i i i e e A T10由于e 1 是e 0 绕一次转动轴作定轴转动后到达的位置,则一次转动轴基矢量p 相对e 1 和e 0 必有相同的坐标p 1,p 2,p 3 ,即)()1()1()0()1(=-==pE A Appp或写作1)(232221)1(=++=-p p p pE A ⎥⎦⎤⎢⎣⎡-=)1tr (21arccos A γ转动轴的位置由下列方程解得转动角有以下计算公式有限转动次序的一可交换性zxyx zyxzy绕z轴转900xzy绕x轴转900xzy绕x轴转900zxy绕z轴转900xyzOkjij 0i 0k 0矩形板由铅垂位置转到水平位置,如图所示。
求:(1)连体在转动前后位置间的方向余弦矩阵;(2)有限转动轴的位置及转过的角度。
例题1解:由图示转动关系有⎪⎭⎪⎬⎫⎪⎩⎪⎨⎧⎥⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎢⎣⎡=⎪⎭⎪⎬⎫⎪⎩⎪⎨⎧k j i k j i 00110001000010e A e ⋅=xyzOkjij 0i 0k 0⎥⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎢⎣⎡=001100010A 10)(232221=++=-p p p p E A 由解得33321===p p p ⎥⎦⎤⎢⎣⎡-=)1tr (21arccos A γ由解得120±=γ120),(33-=++=γk j i nOCC*ωω´3. 瞬时转动轴、角速度、角加速度假设从t 到t +∆t 的∆t 时间间隔内定点运动刚体绕通过定点O 的OC 轴转过∆β,这时转动角速度为ω´;当∆t →0时,转动轴则由OC 轴→OC* 轴。
OC* 轴称为t 瞬时的瞬时转轴或瞬轴。
这时的角速度ω就是定点运动刚体在t 瞬时的角速度。
瞬时转轴通过定点,但在不同的瞬时,瞬时转轴在空间的方位以及刚体上的位置各不相同。
定点运动刚体在每一瞬时的真实运动,就是绕每一瞬时的瞬轴转动;定点运动刚体的运动过程,就是刚体绕一系列瞬轴的转动过程。
角加速度定点运动刚体角速度矢量ω对时间的导数α称为定点运动刚体的角加速度。
定点运动刚体角速度矢量ω与角加速度矢量α一般情形下不共线。
根据变矢量的导数定义-相对导数,ω相对于动系的变化率;-动系的转动角速度。
ωωωωα⨯+==e d ~d d d tt td ~d ωe ω角加速度矢量的方向r v vOωααω=td d v r =td d 定点运动刚体在不同瞬时的角速度矢量形成轨迹,不同瞬时角加速度矢量沿着这一轨迹的切线方向。
Ov v rr例题2高度为h、底半径为r的圆锥体,以顶点O为定点在水平面上作纯滚动。
若已知锥底圆心C处的vC 为常数。
求:圆锥体的角速度和角加速度.解:圆锥体绕定点O作定点运动。
动系O x y z定系Oηξζ绝对运动-定点运动牵连运动-O x y z绕ζ轴作定轴转动:ω1=ωe相对运动-圆锥体绕O z 轴作定轴转动:ω2=ωrxyzx yz解:圆锥体绕定点O作定点运动。
ωα纯滚动OC*上各点速度为0OC*为瞬轴,ξCCC vrhhrrvACv22cos+==βω==常数x y z ωαωψ=ωeωη=0ωϕ=ωr ωψ=ωe =常数ωϕ=ωr =常数βθ-=2π规则进动ω=ωe +ωr =ωψ+ωϕ对于规则进动,ω相对于动系为常矢量,ωωωωα⨯+==e d ~d d d tt 0d ~d =t ωωωωα⨯=e d d =tψωω=e ωωωα⨯=ψ=t d d r v ωr ωv ⨯=αωe ωωωα⨯=er e r e e e )(ωωωωωωωα⨯=+⨯=⨯=23222e tan C v rh h r ωωα+==⨯βω=ω=ωe +ωr =ωψ+ωϕ4. 刚体上各点的速度与加速度速度O 速度的大小由下式确定C*ωr 90o h vM h 为M 点到瞬轴的垂直距离r ωv ⨯=hr v ωr ,ω=)sin(ω=加速度O C*ωr v M 90o h αa 2a 1v ωr αr ωr ωv a ⨯+⨯=⨯+⨯=td d t d d t d d =21a a a +=a 1=a ×r ——转动加速度a 2=ω ×v ——向轴加速度a 1=αr sin (α,r )=ω h΄a 2= ω v sin (ω,v )=ω2h΄a 1的方向垂直于α和r 所组成的平面,指向α 的转动方向;a 2同时垂直于v 和瞬轴,恒指向瞬轴。
ω1φA CB 例题3半径为r 的圆盘绕φ轴作纯滚动,角速度为ω1=常数;OO ´轴的长度为l 。
求:A 、B 、C 三点的速度和加速度。
O O ´A ω解:圆盘作纯滚动,与地面接触点A 速度为0,A 点为除定点以外的另一个固定点。
因此,通过OA 的直线O C* 即为瞬轴。
C*θωθ⋅'='sin o o v O 1ω⋅'='o o v O const ==θωωsin 1ω1φA CB C*θO O ´A C r C v C C C r ωv ⨯=122sin ωθωl r v C C =⋅=ωωωα⨯==1d d tωαθωθωωαcot )90sin(211=-⋅=ω1φA CB ωC*θO O ´A C r Cv C αCr αa ⨯=1C v ωa ⨯=2a 1a 221211sin cos cot ωθθθωαl l r a C ==⋅=21112sin 22sin ωθωθωωl l v a C ==⋅=§10-2 自由刚体的运动刚体的一般运动,可以分解为跟随任选基点的平移和相对于基点的定点转动。
z x y O O ´z ´x ´y ´基点:O ´点定系:O x y z平移系:O ´ν´γ´φ´结体系:O ´x ´y ´z ´绝对运动-一般运动牵连运动-基点O ´的平移相对运动-绕O ´点的定点运动φ´ν´γ´空间不受任何约束、一般运动刚体的自由度:N =3+3=6广义坐标为:q =(x O ´, y O ´,z O ´,ν,γ,φ)运动方程为:z x y O O ´z ´x ´y ´φ´ν´γ´)()(,)()()(,)(324321t f t f t f t f z t f y t f x O O O ======ϕθψ,,'''z x y O O ´z ´x ´y ´φ´ν´γ´v O ´C *ωP v O ´-基点的绝对速度,其余点的牵连速度ω-刚体绕相对瞬轴转动的角速度r P ´v e = v O ´v r v av r -刚体绕相对瞬轴转动时,相对于结体系的速度:v a -绝对速度:Pr r ωv '⨯=PO r e a r ωv v v v '⨯+=+='z x y O O ´C *a O ´ωP r P ´αa 1a 2a e =a O ´a O ´-基点的绝对加速度,其余点的牵连加速度;ω-刚体绕相对瞬轴转动的角速度;a r -刚体绕相对瞬轴转动时,相对于结体系的加速度:a r =a 1+ a 2=α×r P ´+ ω×v ra a -绝对加速度:α-刚体绕相对瞬轴转动时的角加速度;a a =a e +a r =a O ´+ a 1+ a 2=a O ´+α×r P ´+ ω×v rA O例题4ω1ω2图示机构中,摇臂OA 以等角速度ω1绕铅垂轴转动,半径为R 的圆盘以等角速度ω2相对于摇臂转动。
OA =l 。
P 求:1、圆盘的角速度和角加速度;2、圆盘上P 点的速度和加速度。
解:基点:A定系:O x y z 平移系:A x ´y ´z ´圆盘的运动:跟随基点A 的平移和绕基点A 的转动应用矢量向一点平移理论,将角速度矢量ω1向基点A 平移,得到:O zx y x ´z ´y ´ω1r OA v A ij k r ωv l l OA 1A 11ωω-=⨯=⨯=A O O z x yx ´z ´y ´r OAv A ω1ωω2解:圆盘的角速度和角加速度i k ωωω2121ωω+=+=jωωα2121ωω=⨯=角速度角加速度A OO z x y x ´z ´y ´v A P ωv A v r解:P 点的速度和加速度AP OA A P r ωr ωv v v ⨯+⨯=+=1r j i R l 21ωω--=rr v ωr a a a a ⨯+⨯+=+=AP A A P α)-()(2212121j i k j j R R l ωωωωωω⨯++⨯+-=k k j i R l 2221212ωωωω--=速度加速度§10-3 刚体绕相交轴转动时的角速度合成定理ω1ω2ωO刚体在同一瞬时绕二相交轴的转动可以合成为绕瞬轴的瞬时转动;二相交轴的交点即为定点,合成后绕瞬轴的角速度等于分别绕二相交轴转动角速度的矢量和,合矢量的所在位置即为瞬轴位置。