理论力学基本概念.docx

1、静力学基础静力学是研究物体平衡一般规律的科学。这里所研究的平衡是指物体在某一惯性参考系下 处于静止状态。物体的静止状 态是物体运动的特殊形式。根据牛顿定律可知，物体运动状态的变化取决于作用在物体上的力。那么在什么条件下物体可以保持平衡，是一个值得研究并有广泛 应用背景的 课题， 这也是静力学的主要研究内容。本章包括物体的受力分析、力系的 简化、刚体平衡的基本概念和基本理论。 这些内容不仅是研究物体平衡条件的重要基 础，也是研究动力学问题的基础知识。、 力学模型在实际问题中，力学的研究 对象（物体）往往是十分复 杂的，因此在研究 问题时 ，需要抓住那些带有本质性的主要因素，而略去影响不大的次要因

2、素，引入一些理想化的模型来代替实际的物体， 这个理想化的模型就是力学模型。理论力学中的力学模型有质点、质点系、刚体和刚体系。质点：具有质量而其几何尺寸可忽略不计的物体。质点系：由若干个质点组成的系统。刚体：是一种特殊的质点系， 该质点系中任意两点 间的距离保持不变。刚体系：由若干个刚体组成的系统。对于同一个研究对象，由于研究 问题的侧 重点不同，其力学模型也会有所不同。例如：在研究太空 飞行器的力学问题的过程中，当分析飞行器的运行 轨道问题时，可以把飞行器用质点模型来代替；当研分析 飞行器在空间轨道上的对接问题时，就必须考虑飞行器的几何尺寸和方位等因素，可以把 飞行器用刚体模型来代替。当研究

3、飞 行器的姿态控制时，由于飞行器由多个部件组成，不仅要考虑它们的几何尺寸， 还要考虑各部件 间的相对运动，因此 飞行器的力学模型就是 质点系、刚体系或质点系与刚体系的组合体。、 基本定义力是物体间相互的机械作用，从物体的运 动状态和物体的形状上看，力 对物体的作用效 应可分为下面两种。外效应：力使物体的运动状态发生改变。内效应：力使物体的形状发生变化（变形）。对于刚体来说，力的作用效 应不涉及内效 应。 刚体上某个力的作用，可能使刚体的运动状态发生变化，也可能引起刚体上其它力的变化。 BNFAN W B AfF BfF N BN W F （ a） (b) 图 1例如一重为 W 的箱子放在粗糙的

4、水平地面上（如图 1-1a 所示），人用力水平推箱子，当推力 F 为零时，箱子静止，只受重力 W 和地面支撑力 BNA,的作用。当推力由小逐步增大时，箱子可能还保持静止状态，但地面作用在箱子上的力就不仅仅是支撑力，还要有摩擦力 ffF的作用（如图 1-1b）。随着推力的逐步增大，箱子的运动状态就会发生变化，箱子可能平行移动，也可能绕 A 点转动，或既有移 动 又有转动。静力学就是要研究物体在若干个力作用下的平衡条件。为此，需要描述作用于物体上力的类型和有关物理量的定义等。力系：作用在物体上若干个力组成的集合，记为 ,21nF 。力偶： 一种特殊的力系，该力系只有两个力构成 ，其中 (大小相等，

5、方向相反)，且两个力的作用线不重合。有时力偶也用符号 M表示，如 图 1-2 所示。FFdMM等效力系 ：若力系 ,21nF 和力系 ,21mP 对同一刚体产生相同的作用效果（运动、约束力等），称这两个力系是等效力系，记为 。平衡力系：不产生任何作用效果的力系。例如一个刚体上没有力的作用并且在惯性系下处于静止，那么这个刚体将永远保持静止状 态；若这个刚体在某个力系作用下仍然保持静止，这样 的力系就是平衡力系。由于平衡力系作用的效果与没有任何力作用的效果相同，所以平衡力系也称为零力系。通常平衡力系表示成 0,21nF 。合力：与一个力系等效的力称为该力系的合力。记为 ,21RnF如力 RF是力系

6、 ,21n 的合力，则力 )(i 称为 R的分力。将一个力系用其合力来代替的过程称为力的合成，将合力代换成几个分力的 过程称为力的分解。矢量矩：设 A是一个矢量， r是由参考点 O 到矢量 A始端的矢径（如图 1-3a 所示），矢量 A对 O 点的矩定义为：rM)( （1-1） OrOrF(a) (b)图 13由上式可以看出，矢量矩也是一个矢量。应用矢量矩的概念，如果把矢量 A置换成力的矢量 F， r是由 O 点到力的作用点的矢径（如图 1-3b 所示），就可以得到力对 O 点之矩的定义。力对 O 点的矩： FrM)(。设 ,21nF 是作用在某一刚体上的力系，力系的主矢和 对 O 点的主矩定

7、义成：主矢： i1R， 主矩： nii1rO一般情况，力系对不同点的主矩是不相同的，设 A和 B分别是力系对任意两点 A、B 的主矩，若用 BAr表示从 B 点到 A 点的矢径，根据主矢和主矩的定义，利用矢量运算可以推导出的下列关系：RBBFrM （1-2）当力系给定后，力系的主矢是一个不变量，称为第一不变量。力系对某一点的主矩随着取矩点的不同而变化，并有关系式（1-2），将 该式两边点 积力系的主矢 R可得 RARBARAB FMr)(由于 A、B 是任意两点， 这说明力系对任意一点的主矩与力系主矢的点 积是一个不变量， 这个量称为第二不变量。（a ） (b) (c)图 1-2力偶 ,F是一

8、种特殊的力系（如图 1-2 所示），这个力系的主矢 0RF，由（1-2）式可知，力偶对任意点的主矩都是相同的。因此我们把力偶 对任意一点的主矩称 为力偶矩，力偶矩的矢量运算可根据力系对某点 O 的主矩定义得到：rrMBAAO （1-3）、 静力学公理静力学公理是从实践中得到的，是静力学的基 础。根据 这些公理并利用数学工具可以推 导出力系的平衡条件。公理一（二力平衡原理）刚体在二个力作用下平衡的充分必要条件是此二力大小相等，方向相反，作用线重合。该原理还可表示成 0,21F。对于刚体，二力平衡原理 总是成立的，但对于非刚体（变形体或某些刚体系） 则不一定成立。例如图 1-4a 所示的系统，在

9、A、B两点作用有等值、反向、共线的两个力，当这两个力的大小均为 tFsin0（其中 ,0为常值）时，此 时系统是不平衡的，因为即使系统 的初始状态是静止的，那么在这两个力的作用下，系统的运动状态会发生变化。如果把弹簧换为刚性连杆（图 1-4b），则系统可视为一个刚体。在 这 两个力的作用下，系 统的运动状态不会发生变化（若初始静止，在这个力系的作用下还将保持静止）。F F F FA B A B（a） (b)图 14公理二（加减平衡力系原理）在作用于刚体上的任意力系中，加上或减去任何平衡力系，都不改变原力系对刚体的作用效应。该原理可表示成：若 0,21mP ，则 ,21nF ,2121 mnPF

10、公理三（力的平行四边形合成法则）作用在物体上某一点的两个力可以用作用在该点的一个合力来代替，此合力的大小和方向可由这两个力为邻边所构成的平行四边形的对角线来确定。公理四（作用与反作用定律）任何两个物体间的相互作用力总是同时存在，并且等值、反向、共线，分 别作用在两个物体上。公理四实际上就是牛顿第三定律， 该定律与参考系的 选取无关，也就是 说，对于惯性参考系和非惯性参考系，公理四都是成立的。公理五（刚化原理）变形体在某一力系作用下处于平衡时，如将该变形体刚化 为刚体， 则平衡状态保持不变。图 1-4a 所示系统，如果在两个力作用下处于平衡，那么若使弹簧刚度系数 k，也就是将 弹簧换成刚性杆（如

11、图1-4b 所示），系统仍然可以保持平衡。但反之不成立。公理五说明， 刚体的平衡条件，只是 变形体平衡的必要条件，而不是充分条件。上述 5 个公理中，有些 对刚体是成立的，有些对物体是成立的，对物体成立的公理对刚体一定成立，反之则不然。、 约束与约束力工程中的一些物体可在空间自由运动，这 些物体称为自由体，例如空中的 飞机、卫星等。另一些物体其运动受到某些限制，这些物体称为非自由体，如跑道上的飞机、公路上的汽车、铁道上的火车等。约束：限制物体运动的条件。构成约束的物体称为约束体， 约束体对物体的作用力称 为约束力。那些大小和方向与约束无关的力称为主动力。工程中常见的约束有柔索类约束、光滑面约束

12、、各种 铰链约束、二力杆约束和固定端约束等。不同类型的约束， 对物体运动的限制条件则不同，所 产生的约束力的方向也有所不同，如绳索产生的约束力是沿着 绳索的方向，且只能受拉力；二力构件产生的约束力的方向是沿二力构件上两个力的作用点的连线，既可以受拉力也可以受 压 力；除滑动铰链支座外， 铰链的约束力的方向是不能确定的；固定端的约束力实际上是一个分布力（可简化成一个力和一个力偶）。掌握各种类型约束的特点，画出研究 对象的受力图，是研究力学问题 (包括静力学和动力学）的必要基础。值得注意的是， 约束力（或力偶）是根据约束类型的特点画的，除绳索和光滑面约束外，仅 根据约束类型的特点，无法确定约束力（

13、或力偶）的具体方向，更不能确定其大小，只有利用平衡原理或平衡条件才能最终确定它们的大小和方向。、 静力学定理在此，我们把由静力学中的定 义和公理（或定律）推出的一些 结论称为定理。定理 1 作用在刚体上的力沿其作用线移动到任一点，不改变其作用效应。这个定理实际上是公理一和公理二的推论。对于物体，力的作用效 应与力的三要素（大小、方向和作用点）有关。根据定理1 可知，作用在刚体上的力，其三要素是力的大小、方向和作用线，力 对刚体的作用效 应则与这三个要素有关。对同一个刚体而言，力的三个要素不同，力的作用效应也就不同。力可以用矢量 F表示为kjiFzyx22zyxFxcos, ycos, zcos

14、其中 zyx,为力在 x、y、z 轴上的投影， 或 F表示力矢量的模， 为力矢量与三个坐标轴的夹角。因此，力这个矢量的模可以表示其大小，矢量的方向可以用来表示力的方向（指向），但不能确定作用线的位置，还应该用另它一个量来确定力的作用线。力矢量 F和力对 O 点之矩 )(M是力对刚体作用效应的度量。给定了矢量 F，就能确定力的大小和指向，再给定刚体在空间的位置和取矩点 O 的位置后，根据矢量 )(O就可以确定力的作用线（无论力的作用点是作用线上的哪一点，力对 O 点的矩都是不变的，如 图 1-5 所示）。O rFd图 15定理 2（合力矩定理）设作用在刚体上的力系 ,21nF 存在合力 R，则有

15、：iiOO1R)()(M定理 3（力对点之矩与力对轴之矩的关系定理）力对某一轴的矩等于力对这一轴上任一点之矩在该轴上的投影。在数学上有这样的定理，即某一矢量 对任意轴的矩等于该矢量对这一轴上任一点之矩在 该轴上的投影。定理 3 只是这个定理在力学中的一个应用，同 样在研究动量矩 时，也会有 类似的应用。定理 4（力的平移定理）作用于刚体上任意一点的力可平移到刚体上其它任何一点，若不改变对刚体的作用效应，必 须增加一个附加力偶，其力偶矩等于原力对新作用点的矩。定理 5（力系等效定理）作用于刚体上的两个力系 ,21nF 和 ,21mP 等效的条件是：mjni11iPF， )()(11jjOiiMO

16、该定理可根据牛顿定律和有关力系等效的定义推导出来。实际上该定理是力系等效的基本定理，定理 1 和定理 4 都可由该定理推导出来。由定理 5 还可以推导出力偶的等效条件，由于力偶是一个特殊的力系，它的主矢恒等于零，而且对任意一点的主矩也相同，因此可由定理 5 推出力偶等效的条件。定理 6（力偶等效条件）作用于刚体上的两个力偶等效的条件是它们的力偶矩相等。由这个定理可以得到力偶的下列性质。力偶的性质：性质一 力偶不能与一个力等效（即力偶无合力），因此也不能与一个力平衡。性质二 力偶可在其作用面内转动，或平移到另一平行面上，而不改变对刚体的作用 效应(如图 1-6a、b 所示)。性质三 若改变力偶中

17、的力和力偶臂的大小，而不改 变力偶的转向和力偶矩的大小，则力偶对刚体的作用效应不会改变（如图 1-6c 所示，其中 1dF）。 FFdFFdFFdFFd1dFFd（） （）（）图 1-6定理 7（三力平衡定理）作用于刚体上的三个力若平衡， 则这三个力的作用线必共面，或是平行，或是相交于一点。由该定理可推出这样的结论：作用于刚体上共面的三个力若平衡，如果它 们不平行，则必汇交于一点。、 力系的简化作用在刚体上力系 ,21nF 向某一点 A 简化实际上是确定一个与原力系等效的简化力系，这个简化力系一般由一个作用线通过简化点 A 的力和一个力偶构成，这个力的大小和指向由原力系的主矢 RF确定，而这个

18、力偶的力偶矩由原力系对 A 点的主矩 M来确定，将 该简 化力系记为 ,RAM。同理原力系 ,21n 也可以向另一个简化点 B 简 化，得到另一个简化力系是 ,RB。这两个简化力系均是由一个力和一个力偶构成，这两个简化力系中的力（不包括力偶）的大小和指向都是相同的，只是作用线不同，一个 过简化点 A，另一个 过简化点 B，在一般情况下，两个简化力系中的力偶 A和 B的力偶矩是不同的，但它 们满足关系式（1-2）。力系 ,21nF 简化的最后结果有以下四种情况：、1、 力系简化为一合力偶若 0MOR,，则力系等价于一个力偶，其力偶矩等于该力系对简化点 O 的主矩。、2、 力系简化为一合力若 ,，

19、则该力系等价于一个力，力的大小和方向由力系的主矢确定，力的作用线过 O点。若 ORORF0,，则该力系等价于一个力，力的大小和方向由力系的主矢确定，力的作用线不过 O 点，而 过 O点（O点如何确定请读者自己思考）。、3、 力系简化为力螺旋若 ,MR且 R互不垂直，则力系等价于一个力螺旋。、4、 力系平衡若 0MFOR,，则力系等价于一个零力系（平衡力系）。由此可知力系是平衡力系的充分必要条件是：力系的主矢和对某一点的主矩均为零。同理，根据定理 6 和平衡力系的定 义，也可以得到上述力系的平衡条件。刚体的定点运动与一般运动刚体的定点运动与一般运动属于刚体的三维运动,在本章首先研究其运动学,然后

20、在研究其动力学一、定点运动刚体的运 动学刚体的定点运动：刚体在运动时，如果其或其延展体上有一点不 动， 则称这种运动为刚 体的定点运动。（1） 刚体定点运动的运动方程。确定定点运动刚体在空间的位置可用欧拉（Euler ）角表示，它们分别是进动角 ，章动角 ，自转角 。刚体定点运 动的运动方程为 )(),(),(321tftftf（121）（2）刚体定点运动的角速度和角加速度。定点运 动刚体的角速度可表示成（122）刚体角速度 矢量平行于瞬时转轴。定点运动刚体的角加速度定义为： td（123）一般情况下角速度矢量 的大小和方向都随时间变化，因此角加速度矢量 和角速度矢量 不平行。（3）定点运动刚

21、体上各点的速度和加速度。定点运 动刚体上任意点 M 的速度可表示成rv（124）其中：r 为由定点 O 引向点 M 的矢径。定点运动刚体上任意点 M 的加速度可表示成va（125）上式中等号右端第一项 R定义为转动加速度，第二项 vaN定义为向轴加速度。（4）刚体定点运动的位移定理：定点运动刚体的任何有限位移，可以 绕过定点的某一 轴经过一次转动而实现。二、定点运动刚体的 动力学、1、 定点运动刚体的动量矩。定点运动刚体对固定点 O 的动量矩定义为：Mmd)(drvrLO（126）其中： ,分别为刚体上的质量微团 的矢径和速度， 为刚体的角速度。当随体参考系的三个轴 ,ozyx为惯量主轴时，上

22、式可表示成 kjizyxOJJ（127）（2）定点刚体的欧拉动力学方程。 应用动 量矩定理可得到定点运动刚体的欧拉动 力学方程 )(zyxyzzxy xyzx MJJ（128）（3）陀螺近似理论。绕质 量对称轴高速旋 转的定点运动刚体成为陀螺。若陀螺 绕的自旋角速度 为 ，进动角速度为 ， zJ为陀螺对质量对称轴的转动惯量， 则陀螺的 动力学方程为Oz（129）其中 OM是作用在陀螺上的力对 O 点之矩的矢量和。三、刚体的一般运动（1）刚体一般运动的运动学。确定一般运动刚体在空间的位置，需要确定 刚体上任意一点 O（基点）的坐标 ,Ozyx和刚体相对基点作定点运动的三个欧拉角 ，。一般运动刚体

23、的运动方程为)(),(),(654321 tftftfzyxOO（1210）（2）一般运动刚体上任意一点的速度和加速度。一般运 动刚体上任意一点 M 的速度可表示成rvOM（1211）其中 为基点 的速度， 为由 引向 M 点的矢径， 为刚体的角速度。一般运动刚体上任意一点 M 的加速度可表示成 vra（1212）其中 O为基点 的加速度。（3）刚体一般运动的运动微分方程。 刚体一般运 动的运动微分方程可由质心运动 定理和相对质心的动量矩定理得到。静力学理论的应用应用静力学的基本理论与方法研究物体系统的平衡是本章的基本内容，其中包括：刚体系统的平衡问题；桁架的平衡问题，考虑摩擦时物体的平衡 问

24、题等。、 静定与静不定问题在研究刚体或刚体系统的平衡问题中，如果未知量（包括： 约束力，平衡位置等）的数目等于系统独立的平衡方程的数目时，所有未知量均可由平衡方程唯一地求解出来，这样的问题称为静定问题；如果未知量的数目大于系统独立的平衡方程的数目时，未知量不能由平衡方程唯一地求解出来（有时只能求出部分未知量），这样的问题称为静不定问题。从数学角度来看，判断系统的静定与静不定 问题，是根据系 统未知量的数目与独立平衡方程数目的关系来确定。从力学角度来看，静不定问题，一般是系 统 存在某种多余的约束。例如图 3-1 所示系 统是静定的，因为铰链 A、B 处的约束力（三个未知量）可由三个独立的平衡方

25、程完全确定；而图 3-2 所示系统是静不定的，因为在水平方向存在多余的约束，A、B处的约束力为四个未知量，独立的平衡方程只有三个，不能唯一地求出所有的未知量，但可以求出部分未知量，如可以求出约束力在铅垂方向的两个分量，而在水平方向的两个分量不能唯一地确定。 2F2FA B1FMA B1M图 32图 31、 刚体系统的平衡问题在一般情况下， 对于静定的刚体系统 ，其独立的平衡方程数目等于系 统中每个 刚体的独立平衡方程数目之和，由这组平衡方程可求得刚体系统中所有未知量，但求解 联立的代数方程组， 计算量较大，通常利用计算机进行数值求解。在理论力学的课程学习中， 则侧重强调基本理论 与基本方法的理

26、解与掌握。在求解 刚体系 统的平衡问题时，突出强调灵活恰当地选取研究对象，对研究 对象进行受力分析，建立平衡方程，并尽量避免求解 联立方程，最好一个方程求解一个未知量。、 平面桁架的平衡问题桁架是特殊的刚体系统，其特点是构成桁架的各个部件均抽象成二力杆。求解杆件内力或约束力时的思想方法与求解刚体系统平衡问题的相同，只是在分析过 程中要利用二力杆的特点。求解桁架平衡问题的基本方法有：、1、 节点法：以桁架的节点为研究对象，通过求解平衡方程，确定杆件内力的方法。、2、 截面法：将桁架沿某一面截出一部分作为研究对象，应用平衡方程求解杆的内力的方法。、 考虑摩擦时的平衡问题1、滑动摩擦两个相接触的物体

27、有相对滑动或滑动趋势时，在接触处有阻碍其滑动的力，这种力称为滑动摩擦力。滑动摩擦的分类及其特点：、1、 物体处于静止但有滑动趋势时，存在静滑动摩擦力 F。摩擦力的方向：与相对滑动趋势的方向相反。摩擦力的大小： max0F，由平衡方程确定。最大静摩擦力的大小由库仑定律确定，即：Nsfmax，其中 sf为静滑动摩擦因数（可由手册 查出）， N为法向约 束力的大小。当摩擦力达到最大值时，摩擦点即将产 生滑动， 这种状态称 为临界状态、2、 当物体滑动时，存在 动滑动摩擦力 F。 摩擦力的方向：与相对滑动的方向相反。摩擦力的大小： NfF，其中 f为动 滑动摩擦因数， NF为法向约束力的大小。2、摩擦

28、角与摩擦自锁将约束面对物体的全反力 )(R的作用线与法向约束力作用线的夹角记为 ，如图 3-3a 所示；达到临界状态时的全反力 maxNR的作用线与法向约束力作用线的夹角记为 m，称为摩擦角，如 图 3-3b 所示，并有关系式 smftan。(a) (b)图 3-3由前述可知，全反力的作用线总在摩擦角以内。当作用在物体上主动力的作用线 也在摩擦角的范围内时，无论主动力的大小如何变化，物体总 保持平衡而不滑动，这种现象称为摩擦自锁。摩擦自锁条件是 m。3、滚动摩阻当两个相接触的物体有相对滚动或滚动趋势时，在接触处除了有摩擦力外，还存在滚动摩擦力偶 M，这个力偶称为滚阻力偶。、1、 物体处于静止但

29、有滚动趋势时，存在滚阻力偶 M。滚阻力偶的转向：与滚动趋势的转向相反。滚阻力偶矩的大小： max0，由平衡方程确定。最大滚阻力偶矩的大小由关系式NFMmax确定，其中 为滚阻系数（可由手册 查出）， NF为法向约束力的大小。当滚阻力偶达到最大值时，物体即将滚动 ，这种状态也称为临 界状态。、2、 当物体滚动时，存在 滚阻力偶 M。滚阻力偶的转向：与滚动转向相反。滚阻力偶矩的大小：近似地由关系式 Nmax确定。虚位移原理虚位移原理提供了静力学问题的一种全新的解法，它 还是分析力学的基础。虚位移原理是设计用来消除平衡方程中的约束力，主要是用来求解平衡系 统的主 动力之间的关系或平衡位置。另外，通过

30、解除约束，将内力或约 束力 转化为主动力，则虚位移原理也可用来求解内力和约束力，而且 这比以前的列平衡方程的常规方法更有RFNFR mNax效。一、力的功元功：力在微小位移上所做的功称为元功。其数学表达式 为： tdWvF或 rd，其中 v和 r分别为力 F作用点的速度和微小位移。变力在曲线路径上做的功可以用曲线积分计算。等效力系做功定理: 等效力系在刚体的位移上所做的功相等。即：若 ,11mPn ，则 mjjniiPF11)()(。在计算力的功时，为计 算方便，可以利用上述定理。例如：图 4-1(a)所示鼓轮上缠绕有柔索，在力 F（大小和方向不变）作用下在地面上 纯滚动。计算在轮心沿直线移动

31、 S距离过程中力 F 所做的功。(a) (b)图 4-1由于力 F 的作用点的位移不易计算，我 们可将 F 平移到轮心，同 时附加一力偶 M(其力偶矩的大小为 Fr,如图41b 所示）以保持力系等效，即 ,。新的力系 ,在 轮心沿直 线移动 S 距离过程中所作的功较易计算：SWcos，其中： 为圆盘轮心移动 S 距离时，圆盘转动的角度，即 RS，于是上式可写成csFr它等于在轮心沿直线位移 S距离过程中力 F 所做的功。二、约束及其分类约束：对质点或质点系运动所加的限制。如某质点被限制在固定曲面上运动,则该质 点就是受到了约束。约束体对被约束体的运动是通过力的作用(称为约束力)来加以限制的,但

32、是约束与受力是应区别对待的两个不同概念,这可以通过下面的例子来区分.(a) (b) (c)图 4-2A AAxyO O O对图 4-2 中所示的系统：在(a)中，质点 A 被固定在 刚性杆上并球铰链连 接接在固定点 o。显然质点 A 受到了 约束，因 为质点 A 的运动被限制在一个固定球面上( 球面中心在 o 点,半径为杆长 l)，它的运动受到了限制。在(b) 中，将刚杆换成了一条不可伸长的柔索，则质点 A 仍然受到了约束，因 为质点 A 被限制在一个固定球面内运动( 这是一个单面约束，约束方程用不等式表示 )，它不能运动到球面之外。在(c)中，刚杆又换成了弹簧，则质点 A 就 变成了一个自由

33、质点。尽管它受弹簧力的作用，但它的运动没有受到限制，理 论上它可以运动到空间中任何一个位置，所以 图 (c)中的质点 A 没受到约束。总而言之，受约束质 点必然受力，但受力不等于受约束。三、约束的分类约束如按系统的实际结构进行分类，也就是从物理方面来 进行分类，就有了柔索类、铰链类、光滑面支撑类、固定端 类等。另外，约束的理想与非理想之分，也是从物理方面来分 类的。约束如按约束方程的形式，也就是从数学方面来 进行分类，我 们就有单面与双面之分、定常与非定常之分、几何 (完整)与非完整之分。四、自由度与广义坐 标自由度：自由度是确定质点系的空间位置所需的独立参数的个数。对于一个具有 n 个质点的

34、自由质点系,可用各点的空间坐标来确定它的空间位置,所以它的自由度是 3n。如果给该质点系再加上 k 个独立的双面几何约 束: 1(,.,)01,.i nfxyzztik则由于通过该方程组可将其中的 k 个坐标表示成另外 3n-k 个坐标参数(独立)的函数，所以该受约束质点系的自由度为 3n-k。对于图 4-2(a)所示的质点，如果 o 处是球铰，它的约束方程（质点到球铰 o 的距离 为杆长）的个数是 1，所以 该系统的自由度是 3-1=2。如果将 o 换成柱铰， 则约束方程则为 2200xyzl有两个约束方程，则 系统的自由度就是 3-2=1。对于图 4-1(b)所示的质点，由于 这是一个 单

35、面约束，当柔索未拉直时，质点的运动 未受到限制，确定 质点 A 的位置仍需要它的三个空间坐标，所以它的自由度是 3；当柔索处于拉直状态时， 质点的运动受到限制，可列写一个等式 约束方程，所以其自由度是2。对于图 4-1(c)所示的质点，由于弹簧不构成约束，所以自由度是 3。对于刚体系统，了解各种运 动状况下的刚 体所具有的自由度对于判定系统的自由度是有帮助的，下面列出各种运动的刚体所具有的自由度。空间运动的自由刚体： 6空间平动的刚体： 3定点转动的刚体： 3平面运动的刚体： 3定轴转动的刚体： 1对于刚体系统，也可以用位置参数减去独立 (双面)约束方程个数的方法判定自由度。下面以例示之。如图

36、 4-3 所示的平面运动机构，两轮被限制在水平直线上作纯滚动，杆 AC 与杆 BC 之间以( 柱)铰链连接，杆与轮之间也用(柱) 铰链连 接。确定系统的自由度。分析：该系统由两根杆和两个轮组成， 计 有 4 个平面运动刚体，每个平面运 动刚体需 3 个位置参数，该机构共需 43=12 个参数描述其位置。但是这 12 个位置参数又受以下 约束：图 4-3杆 AC 与杆 BC 的 C 点位置坐标重叠：可列 2 个几何约束方程(x 坐标与 y 坐标)；杆 AC 与轮 A 的轮心 A 点位置坐标重叠：可列 2 个几何约束方程( x 坐标与 y 坐标 )；杆 BC 与轮 B 的轮心 B 点位置坐标重叠：

37、可列 2 个几何约束方程(x 坐标与 y 坐标 )；轮 A 作纯滚动：可列 1 个可积的运动约束(相当于 1 个几何约束)方程；轮 B 作纯滚动：可列 1 个可积的运动约束(相当于 1 个几何约束)方程；轮 A 中心 A 作直线运动：可列 1 个几何约束方程；轮 B 中心 B 作直线运动：可列 1 个几何约束方程。这样一来,系统约束方程的个数为 10，则 整个系统的自由度为：12-10=2。也可以这样来判定：通过观察， AC 杆与 BC 杆间的夹角 可决定系统的形状，一旦 确定， 则轮 A 的中心坐标 Ax可决定系统的位置及两轮的转角，故描述 该系统 的位置独立参数可取 (,)Ax，所以 这

38、是一个 2 自由度系统。广义坐标：确定系统位置或形状的独立参数。系统的自由度是唯一的，但确定位置或形状的独立参数却有多种取法，故广义坐标的取法不唯一，但是广义坐标的个数是确定的。当系统受到完整 约 束时，广 义坐标 的个数等于系统的自由度数。例如在上面的例子中，可以取 (,)Ax为广义坐标，或取 (,)Bx为广义坐标 ，也可以取两轮的轮心的水平位置坐标(,)ABx为广义坐标,因为它们都是独立参数。但不能取轮心 A 的坐标和轮 A 的转角 (,)Ax为广义坐标,因为这两者不独立。位形空间：广义坐标构成的空间称为位形空间，也称构形空间。位形空 间中的点描述了 质点系的位置或形状。取质点系的广义坐标

39、为 1,.kq，则 1(,.)kq就是位形空 间。五、虚位移与虚功虚位移：在给定瞬时，质点或质点系为约 束容许的任何无限小位移。在静力学中，考虑的是完整、双面、定常 约 束，但在 动力学中，尽管运动中的质点系大都也是受定常约束，但也可能受非定常约束( 即约束方程中显含时间 t)。对于定常约束，有无 “给定瞬时”没有区别，但对于非定常约束， “给定瞬时”意味着什么呢？我 们以下面的例子来阐明这个概念。对于一个限制在固定曲面上 f(x,y,z)=0 上的质点 M，它的虚位移是在 M 点的切面上任意方向的无限小位移，而 M 的无限小实位移会和某个方向上的虚位移重合。如果该曲面在运动，不妨 设在 z

40、方向以速度 v 平动：f(x,y,z-vt)=0。这种情况下， “给定瞬时” 的虚位移就是在给定时刻，曲面所在位置 M 点的切面上任意方向的无限小位移。相当于将正在运动的曲面在该瞬时“ 定格” ，然后考虑该“固定曲面” 所容许的无限小位移( 如图 4-4)。在数学上，意味着 时间 t 的变分为零：t=0。 对于定常约束，无限小实位移同某一方向的虚位移重合，但 对非定常约束，无限小实位移不同任何虚位移重合。t 时刻曲面所处位置图 44虚功：虚功是力在质点系的虚位移上所做的功.虚功是一个假想的功，按定义，虚位移是微小位移，所以虚功属于元功。理想约束：约束力虚功之和等于零的约束。理论力学中常见的理想

41、约束有： 光滑(固定或移动)支撑面约束和滚动铰链支座； 光滑固定铰链支座和轴承； 连接物体的光滑铰链； 无重刚杆； 连接两物体的不可伸长的柔索； 不计滚动摩擦阻力时，刚体在( 固定或移动)曲面上的无滑动的滚动。虚位移原理：具有定常、双面、完整、理想 约束的质点系，其平衡的充要条件是，对 于系统的任何一个虚位移，作用于 质点系上的所有主动力所做的虚功之和等于零。虚位移原理写成数学表达式： 0iiWrF（41）其中 ir是主动力 iF的作用点的虚位移。由此建立的方程也可称为平衡方程。对于一个受约束的质点系，各 ir并不是独立的。所以在实际应用中必须补充一 组虚位移的约束方程。所以，虚位移原理就将求

42、平衡问题转化为求虚位移的关系问题。仔细审视一下虚位移原理， 请注意其中加点的 “任意”二字。在对多自由度系统实际应 用虚位移原理时，可以 选取几个特殊的虚位移，令主动力做的虚功之和 为零，以建立平衡方程。如果所选取的虚位移是线 性无关的， 则得到的平衡方程就是独立的。对于多自由度系统，用虚位移原理建立的平衡方程的个数等于系统的自由度。六、求解虚位移之间 的关系如果质点系的约束方程具有形式 1(,.,)01,.i nfxyzztik则各质点的虚位移之间满足如下关系： 1( ),.,niiijjjj jfffiz对于理论力学中常见的刚体系统，刚体的 约束条件是:对于刚体上的任何两点，有：2jir常

43、量，即：刚体上任意两点间的距离保持为常量。上式还可表示成： )()(jiji常量对于上式两边取变分,则有： 0jiji rr即： )()(jijjii rr由此,我们得到一个重要结论：刚体上任意两点的虚位移在它们的连线上的投影相等。这是刚体系统常用的一个虚位移关系（也称投影定理）。根据上述投影定理可以得到下面两个推论：推论 1：对于可作平面运动的刚体（此时刚体视为平面图形），若已知在给定瞬时其上 A、B 两点虚位移垂线相交于 P 点（如图45a 所示），则在该瞬时，刚体上的 P 点的虚位移 为零。推论 2：对于可作平面运动的刚体（此时刚体视为平面图形），若已知在给定瞬时其上 A、B 两点虚位移

44、的垂线相互平行且不相交（如图 45b 所示）， 则在该瞬时， 刚体上所有点的虚位移都相同。(a) (b)ABBrArP ABBrAr图 45由推论 1 可知，在该 瞬时， 刚体的虚位移可 视为绕 P 点作定轴转动，其转角为 BPrA，由推论 2 可知，在该瞬时，刚体的虚位移是平移。七、广义力取质点系的广义坐标为 1,.kq，设质 点系有虚位移 1(,.)kq，则作用在 质点上的所有力 1(,.)nF所做的虚功之和可以写成如下形式： kjjiziyniixni qQFFW111 )( 其中： (,)iixyz是力 iF的作用点位置的直角坐标，它是广义坐标 1,.kq的函数。jQ称为对应于广义坐标

45、 jq的广义力，它的表达式为1( ),.,niiijixiyizijjjF（42）虚位移原理的一个直接推论是：具有定常、双面、完整、理想 约束的质点系,其平衡的充要条件是，对应于所有广义坐标的广义力都等于零。力场：力场是一个空间。当 质点( 系)所受力完全由其所在位置决定，这样的空间称为力场。势力场：如果场力所做的功与质点经过的路径无关，这样的力场称为势力场或保守力 场，相 应的场力称为有势力或保守力。常见的有势力有：重力、 弹性力、万有引力等。阻力不是有势力，因 为它们做的功与路径有关。它们甚至不能构成力场，因为阻力的大小和方向取决于质点(系) 的速度。即使象动滑动摩擦力在平面上可以大小保持

46、不变，但其方向却得由质点(系)的速度方向来决定。图 15xyzo rva势函数：决定势力场中力的函数，也称 力函数 。记质点系的位形空间为 1(,.)kq，记势力场的力函数为 1(,.)kUq，则质点系在势力场中的广义力为：,jjQ势函数可以相差一个常数而不改变势力场中的力。势能：质点(系) 从某一位置或形状简称位形A 移动(或变形)到基准位形 Ao ，有势力所做的功，称 为质点系在该位形的势能。基准位形的 势能 为零。要注意的是，由于基准位形是势能函数的参考点，它必须是一固定的位形。就如同描述位置的参考点必须是确定点一样。势能函数常记为 1(,.)kVq，势力场的广义力与势能函数的关系是：

47、,(1.,)jjVQkq（43）八、平衡位置的稳定性平衡位置也称平衡解，它是动力学系统的一个特解。如果初始条件适当，系 统将保持在 这个平衡位置。当系 统在平衡位置受到微小扰动时( 即对初始条件做微小改变)，如果相应的动力学方程的解仍保持在平衡位置的邻近区域， 则称该平衡位置是稳定的。稳定性研究是动力学理论中一个重要的研究领域。对于处于有势力场中的受理想 约束的系统，有一个关于平衡位置的 稳定性的重要判据：如果系统的势能函数在平衡位置具有严格的局部极小值，则该平衡状 态 是稳定的。我们可以给该判据一个力学解释：由于势能函数在平衡位置取严格的局部极小值，平衡位置周围的势能都高于平衡位置的势能，当

48、系统在平衡位置受到 扰动而离开平衡点时，由于机械能守恒，它必须消耗动 能来 获得较高势能， 这样当扰动微小时它没有足够的能量远离平衡位置，只能在平衡位置附近运动，所以平衡位置 稳定。与上述判据相应的是，成立 这样的一个不 稳定性命题：如果系统的势能函数在平衡位置具有 严格的局部极大值， 则该平衡状态是不稳定的。在势力场中，质点系平衡的充分必要条件是： ),1(,0kjqVj 势力场中系统的平衡位置的稳定性的判断过程是：首先通过势能的驻点(一阶导数为零) 求出系统的平衡位置；然后判断势能在该驻点是否取极小值。点的运动学点的运动学研究是物体上的某个点（或质点）在空间的位置随时间的变化规律，它既是研究质点动力学的预备知识，又是研究物体一般运动的基础。运 动都是相对的，要描述物体的运动就必须选取另一个物体作 为参考，这个被选作参考的物体称为参考体，与参考体固连的坐 标系称为参考系。点的运动学研究点相对某参