Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 2)

Задачи наз-ся стат.неопределимыми, если число неизвестных реакций связей превышает число ур-й статики. В теор.механике рассм-ся и решаются только статически определимые задачи.

Ужно заменить неподвижный шарнир на подвижный.

Составные конструкции.

1.Х_А-F₁cos+X_C=0

2.-X_C’+F₂+X_B=0

Х_А- F₁cos+ F₂+X_B=0

R_c=R_C’; M_C=M_C’

В РГР: после составления 6 ур-й равновесия проверить правильность найденных реакций связи при помощи ур-я, которое не участвовало в решении.

Распределенная нагрузка

Q=[н/м], l=[м]. Q=qdx=qdx=ql

Q(x)=(q/l)x, Q=q(x)dx=(q/l)xdx=(q/l)(x²/2)= (ql)/2.

dQ=q(x)dx, [(ql)/2]b=q(x) xdx=(q/l)  x²dx=(q/l)(x³/3)= (ql)/3.

[(ql)/2]b= (ql)/3b=(2/3)l.

Вывод: в общем случае вел-на сосредоточенной силы равна площади распределенной на оси и приложена она в центре тяжести.(Все это касается распределенной нагрузки параллельн.между собой силам).

Сила трения скольжения. Законы Кулона для F_тр.ск.:

1)Сила трения скольжения лежит в интервале 0 F_тр F_мах;

2) Сила трения скольжения не зависит от площади соприкасающихся тел, а зависит лишь от силы давления этого тела на поверхность

3)Сила тр.скольжения опр-ся по ф-ле: F_тр=fN, N-сила реакции опоры =Р, f-коэф-т трения скольжения

4)Коэф-т трения скольжения завис.от шероховатостей пов-тей трущихся тел, от температуры, от физич.состояния материала.

Момент трения качения.

N=P.

М_тр.кач.=N, -коэф.трения качения

В динамических ур-ях сила трения скольженич и момент трения качения входят в правые части ур-я. Правило со знаком -.

Конус трения.

Угол  образуется между силой R и N, причем сила R-это равнодействующая силы N и максимальной силы трения.

tg= F_тр/N=f-коэф.трения

Конус, построенный на силе R с углом  наз-ся конусом трения.

Если сила R_А оказывается внутри конуса, то тело нах-ся в равновесии.

Т.о. если какая-то активная сила нах-ся внутри конуса и лежит на его образующей, то тогда тело нахся в равновесии. Если сила R_А нах-ся вне конуса трения, то тогда тело нге может находится в равновесии.

Взаимодействие трения качения и трения скольжения.

Тело нах-ся в равновесии:

Р= М_тр.кач.=rQ,

fP= F_тр=Q

Если Q(/r)P (1) , (2) то тоже тело нах-ся в равновесии

1 )Q(/r)P,/rf тело нах-ся в равновесии

2) Q (/r)P , QfP в этом случае происходит качение, но без скольжения

3) Q (/r)P , QfP в этом случае происходит качение со скольжением

4) Q (/r)P , QfP чистое скольжение

Поскольку в основном выполняется условие 1, то качение наступает быстрее, чем скольжение и поэтому подшипники намного эффективнее, чем скользящие приспособления.

Аналогично моменту трения качения можно ввести момент трения верчения, Коэф-т трения верчения меньше, чем коэя-т трения качения.

Произвольная простр.система сил Частный случай приведения произвольной простр.системы сил. Инвариантная система сил.

Представим себе, что мы привели систему к какому-либо центру 0, что произойдет с сист.сил, если изменить центр приведения на некий новый центр О₁.

L_o-векто свободный

{R’’, R’}0

R=R’=R’’

M_O1=[O₁O R]

L_O1=L_O+[O₁O R]= L_O-[O₁O R’]

При перемене центра приведения главный вектор сохраняется, а гл.момент меняется на вел-ну момента силы отн-но нового центра приведения.

Инвариантом наз-сятакая вел-на, кот-я не меняется при изменении центра приведения.

Т.о. мы обнаружили 1-й инвариант-это главный вектор.

(L_O1R)=(( L_O+[O₁O R] )R)

(L_O1R)=( L_OR)+( [O₁O R] R)

(L_O1R)=( L_OR)

L_O1cos₁= L_O cos -эта запись второго инварианта в др.форме: Проекция главного момента на направление главного вектора величина неизменная.

L_1xR_x+ L_1yR_y+ L_1zR_z= L_xR_x+ L_yR_y+ L_zR_z

Частный случай приведения произвольной плоской системы сил.

1)Приведение системы сил к паре сил

В этом случае L_O0, R=0. При изменении центра приведения главный момент не меняется.

2)Система сил приводится к равнодействующей

а)R*=R; L_O=0

Относительно любой точки, лежащей на линии действия равнодействующей система сил всегда будет приводится к равнодействующей R, но отн-но какого-либо др.центра приведения сист.сил уже не будет приводиться к равнодействующей.

Б) L_O0 R0, L_O R.

Покажем, что в этом случае сист.сил приводится к равнодействующей.

R=R’=R*

{R, L_O }{ R=R’=R*}{R*}

L_O=Rd

{R, R’}0

В этом случае сист.приводится к равнодействующей, кот.лежит на растоянии d от линии дей-я силы R , определяемое по ф-ле: d=L_o/R

3)Система сил приводится к Динамо. Это когда гл.вектор и гл.момент лежат на одной прямой.

Случай, когда сист.сил приводится к Динамо

L_O0 R0, причем L_O не R.

L_O1=L_Ocos;

L_O2=L_Osin; d=L_O2/R

Уравнение динамической оси.

L_О1x/Rx= L_О1y/Ry= L_О1z/Rz-ур-е прямой в простанств.сист.координат

L_О1= L_О +[O₁O R]

L_О1= L_О +[OO₁ R’]

[L_Оx+(y Rz -z Rx]/ Rx=[L_Оy+(z Rx -x Rz]/ Ry=[L_Оz+(x Ry -y Rx]/ Rz –уравнение динамической линии(ур-е прямой на которой выполняется динамо)

[L_Оx+(y Rz -z Ry]/ Rx=[L_Оy+(-x Rz +z Rx]/ Ry=[L_Оz+(x Ry -y Rx]/ Rz

i j k

x y z

Rx Ry Rz

[L_Оx -(y Rz’ -z Ry’]/ Rx=[L_Оy -(z Rx’ -x Rz’]/ Ry=[L_Оz -(x Ry’ -y Rx’]/ Rz

Равнодействующая 2-х параллельных сил,направл-х в одну сторону

R*=F₁+F₂

F₁/F₂ =а/в, F₁а= F₂в

М_R*(F₁)=- М_R*(F₂); L_O-гл.момент

При пирведении сист.сил к какому-либо центру у нас появляется гл.вектор = сумме всех сил и гл.момент = сумме моментов всех сил отн-но того же центра. Поэтому равнодействующая 2-х параллельных сил, напр-х в одну сторону (лежит) и проходит между этими силами, по вел-не равна сумме этих сил и приложена в точке, которая делит растояние между этими силами на части обратно пропорциональные силам.

Равнодействующая 2-х параллельныхсил, напр-х в разные стороны

F₂ F₁ , R*= F₂- F₁, F₁/F₂ = а/в, F₁/а= F₂/в=( F₂- F) /в-а, F₁в= F₂а, М_с (F₂)= Мс(F₁);

Равнод-я 2-х парал-х сил, напр-х в разные стороны, лежит за линией действия большей силы, равна по модулю разности двух этих сил и приложена в точке, которая делит растояние между этими силами на части, обратно пропорциональные силам внешним образом.

Очень важно, что силы не равны между собой.

Центр параллельных сил.

Т.С –центр парал-х сил.

R*=lF_i,

На основании теоремы Вариньона запишем: момент равнодействующей относит.какого-либо центра равен сумме моментов всех сил относит.того же центра

М_о (R*)= М_о F_к,

[r_cR*]= [r_к F_к]

[r_c(F_i)l] - [r_к F_кl]=0

[(F_ir_c - F_kr_k) l]=0

Т.к. вектор l отличен от 0, то из этого соотношения следует, поскольку вектор l выбирают произвольно, то r_cF_к- F_kr_k=0  r_c=(F_kr_k)/ F_к формула нахождения центра тяжести.

Нахождение центров тяжести

r_c=(Р_kr_k)/ Р_к –ф-ла нах-я ц.т.

Р₁=m₁g; P_k=m_kg; P_n=m_ng.

r_c=(m_kr_k)/ M–ф-ла нах-я ц.т.

M=m_k

x_c=(m_kx_k)/ M; y_c=(m_ky_k)/ M; z_c=(m_kz_k)/ M

Для сплошного однородного тела имеем след.ф-лу для нах-я центра масс.

x_c=(х dV)/V; y_c=(у dV)/V; z_c=(z dV)/V; V=dV

Для тел, масса кот-х распределена по пов-ти небольшой толщины имеем след-е ф-лы:

x_c=(х ds)/S; y_c=(у ds)/S; z_c=(z ds)/S; S=ds

Для тел, масса кот-х распределена по длине (типа проволоки):

x_c=(х dl)/L; y_c=(у dl)/L; z_c=(z dl)/L; L=dl

Свойства центров масс

Если тело имеет ось симметрии, плоскость симметрии, то центр масс обязательно располагается на них.

Метод отрицательных масс.

S₁-вся площадь

S₂- площадь выреза

С –центр масс тела без выреза площади S₂

x_c=[(S₁-S₂)x_c*+ S₂x_c2]/S₁

x_c*= (x_c S₁- x_c2 S₂)/( S₁- S₂)

c*-центр масс тела с вырезом

Из этой ф-лы следует, что если надо опр-ть центр масс тела, у кот-х есть вырез, то надо считать, что в вырезе сосредоточена отрицательная масса.

Цент тяжести некоторых простейших тел.

Разбиение на 

ВД-медиана

ВС*/С*Д=2/1

Центр тяжести в точке пересечения медиан.

Центр тяжести дуги.

У_с=0, х_с=хdl/L

L=2r

х=rcos; dl=rd;

х_c=(1/2r) r²cos d =(r/2)sin = (r/2)2sin= (r sin)/;

Ц.т.кругового сектора

х_с=(2/3) (r sin)/);

Ц.т.кругового сегмента

х_с=[S₂x_c2 – S₁x_c1]/(S₂ – S₁)

S₂= r²

S₁=(1/2)r² sin 2

2 -  r², 2 - x, x=(2/2) r²,

x_c={[( r²)(2/3)r (sin /)]-[(1/2) r² sin 2][(2/3) rcos]} /[( r²)-[(1/2) r² sin 2]

=(2/3)r[sin³ /(2- sin2]

Кинематика

Это раздел механики, в котором изучается движение материальной точки, твердых тел, механических систем, без учета сил, вызывающих это движение

Кинематика точки

Сущ-ет 3 способа задания дв-я точки: векторный, координатный, естественный.

При векторном способе задания точки откладываются векторы из одной точки.

Задается r, как ф-ция от времени r=r(t)

Кривая, которую вычерчивает конец вектора, отложенный из одной общей точки наз-ся гадографом.

Гадограф радиуса вектора точки – это траектория точки.

V=lim(r/t)=dr/dt –скорость

Отсюда вывод-скорость направлена по касательной к траектории точки.

W= lim(v/t)=dv/dt – ускорение

При коорд.способе задания точки берем коорд.сетку: оси x, y, z

x=f₁(t)

y= f₂(t)

z= f₃(t)

V_x=x=d f₁/t W_x=x=

V_y=y=d f₂/t W_y=y=

V_z=z=d f₃/t W_z=z=

V=V_x² + V_y² + V_z²

W=W_x² + W_y² + W_z²

cos(V,x)= V_x/V

cos(V,y)= V_y/V

cos(V,z)= V_z/V

Естественный способ задания дв-я точки.

При естеств.способе задания дв-я точки д.б.задано: 1)траектория дв-я точки, 2)начало отсчета на траектории, 3)положительное и отрицательное направление отсчета, 4)дуговая абсцисса д.б.задана как ф-ция от времени S=f(t)

Введем единичный орт касательный . Вектор  направлен в сторону возрастания дуговой абсциссы, модуль =1

Вектор скорости V опр-ся: V=s .

Если s>0, то скорость направлена в сторону возрастания дуговой абсциссы по вектору , а если s<0, то вектор скорости напрвлен в сторону убывания дуговой абсциссы.

V=s- алгебраическое зн-е скорости.

Введем элементы диф.геометрии.

Предельное положение пл-ти ₁М₁₂’ при стремлении М₂ к М₁ наз-ся соприкасающейся пл-тью.

В каждой точке кривой введем нормальную пл-ть, как пл-ть  вектору .

Пересечение нормальной пл-ти с соприкасающейся пл-тью дает направление главной нормали. Поэтому введем едиинчный орт направления главной нормали n направлена по напр-ю гл.нормали., т.е.по отношению к кривой мы имеем:

Характеристики

Список файлов реферата