Курс теоретической механики Том 1 - Леви-чивита Т.
Скачать (прямая ссылка):
Для равновесия тонкого стержня будут иметь силу уравнения (72)—(74) п. 64, из которых для удобства мы перепишем здесь неопределенные уравнения
^ + гХф + Ж==0. (73)
Но если, как обычно, в качестве типичной активной_ силы берется вес, то мы приходим к предположению о внешних "силах, которое допускает замечательное упрощение уравнений (74') и (74"). Именно, руководствуясь поведением силы тяжести, допустим, что величина результирующей Fds всех сил /, действующих на различные элементы элементарного слоя тонкого стержня, будет того же самого порядка, что и сумма Е|/| их абсолютных значений1). Тогда соответствующий результирующий момент Mds (относительно точки Р, определяющей положение слоя на направляющей) будет иметь порядок величины S I f 18, где величина 8 не должна превосходить наибольшего значения h поперечного сечения тонкого стержня, так что вектор M ds будет сравним по величине с F hds. Так как величина h предполагается достаточно малой для того, чтобы ее можно было рассматривать как величину того же порядка,
1J Заметим, что аналогичное предположение об усилиях Ф оказалось бы незаконным.§ 9. равновесие тонких стержней
231
что и ds, то заключаем, что Ж будет того же порядка, что и Fds, или, на основании уравнения (72), того же порядка, что и dФ. Если мы допустим, в согласии с характером задачи, что изменение усилия Ф на толщине ds любого слоя, т. е. вектор <ЯФ, весьма мало по сравнению с самим усилием Ф, то вектор M (который будет порядка с1Ф) можно считать весьма малым по сравнению с t X Ф (порядка Ф). Таким образом, в уравнении (73) надо положить Ж"= 0, благодаря чему уравнения равновесия стержня приводятся к виду
+ f + ^ = 0; (75)
в эти уравнения, как уже было указано в конце предыдущего пункта, входят только три вектора F, Ф и Г. Естественно, что условия на концах сохраняют вид уравнений (74'), (74").
68. Если мы отнесем неопределенные уравнения (75) предыдущего пункта к естественному трехграннику t, п, Ъ направляющей кривой, то получим так называемые внутренние, или естественные уравнения, аналогичные уравнениям (68) п. 56, относящимся к нитям. Положив
Ф = Ф1г + Ф2*г + Ф3&, Г^^г + Гаи+Г,^
и приняв во внимание формулы Френе (гл. I, п. 79) и очевидное тождество
«х Ф = Ф2& —Ф3п,
мы найдем, что уравнения (75) перейдут в шесть скалярных уравнений:
^ + + + = ^ + ^ + хГв-Фв^О, Ф2 + П = 0, ^>_хГ2 + Ф2 = 0;
когда мы имеем тонкий стержень с плоской направляющей, относительно плоскости которой можно считать симметричными как активные силы, так и силы молекулярного взаимодействия, внутренние уравнения приводятся к трем уравнениям:
І|і_сФ2 + ^ = 0, + +Fn- О,
так как в этом случае т = 0, Fb = Ф3 = О, T1 = T2 = 0.232 гл- xiv- статика. стержневых систем, нитей и тонких стержней'
69. Взяв снова уравнения (75), предположим, что действующая сила F тождественно равна нулю вдоль стержня, как это, например, имеет место, когда речь идет о стержне, весом которого можно пренебречь по сравнению с силами, приложенными на концах. При таком предположении первое из уравнений (75) имеет интеграл
Ф = const,
т. е. усилие остается постоянным вдоль стержня.
Далее, так как второе из уравнений (75) можно написать в виде
(76)
то, проинтегрировав его вдоль направляющей от точки A (s = 0) до точки P с криволинейной абсциссой s, получим
Г(«) + ІРХФ = Г(0), или, принимая во внимание второе из уравнений для концов (74'),
Ж4 + Г(в)+ІРХФ = 0. (77)
Векторное соотношение (77) выражает обращение в нуль результирующего момента относительно точки А всех сил, действующих на часть AP стержня; мы могли бы написать это соотношение и непосредственно, как второе из основных уравнений равновесия.
70. Динамометры. Результаты предыдущего пункта приложимы к случаю пружинных весов (динамометр), состоящих в основном (гл. VII, п. 14) из пружины, изогнутой по винтовой линии и прикрепленной одним своим концом А к оправе и имеющей на другом конце отросток, расположенный по ее оси; на конец В отростка действует осевая сила Fb (Mb = 0). Ввиду того что мы можем здесь пренебречь весом пружины (F = O), усилие Ф будет постоянным и, вследствие первого из уравнений для концов (74"), равным Fb- Кроме того, из уравнения, аналогичного уравнению (77) и относящегося к- концу В, полагая в нем Ф = Fb и Mb = О, выводим
Y(s) + BPXFb = О,
т. е. в любой точке P момент Г усилий по абсолютной величине равен, а по знаку противоположен моменту относительно этой точки силы Fb.
71. Плоская эластика. В качестве последнего приложения результатов п. 69 рассмотрим тонкий стержень AB, который в состоянии естественного равновесия, т. е. при отсутствии всякой§ 9. равновесие тонких стержней
233
активной силы, имеет форму плоской кривой. Предположим, что он достиг состояния вынужденного равновесия под действием данных активных сил, приложенных к его концам и симметричных относительно его плоскости, т. е. под действием двух сил Fa и Fb, приложенных к концам А и В и лежащих в плоскости стержня, и двух (изгибающих) моментов Ma и Mb, перпендикулярных к этой плоскости.