Материал: 1753

Как известно, полное решение дифференциального уравнения (9.16) представляют в виде у y0 y2 . Общее у0 решение представляет собой решение однородного дифференциального уравнения. Ча-

Из уравнения (9.17) следует, что постоянная интегрирования С может быть найдена из выражения

В (9.19) yст = F0δ11. Замечаем, что амплитуда вынужденных колебаний от силы, изменяющейся по гармоническому закону, больше,

чем прогиб от силы, приложенной статически. Обозначим

1

1 2

2

динамический коэффициент. График изменения динамического ко-

эффициента μ в зависимости от отношения показан на рис. 9.7.

μ

140

1

Θ/ω

1 2 3

При = 1 коэффициент μ равен ∞, что означает бесконечно

большие прогибы в конструкции, а это равносильно ее разрушению. Явление, при котором частота собственных колебаний ω совпадает с частотой возмущающей силы , называется резонансом. Резонанс опасен для конструкций, поэтому надо стремиться к тому, чтобы час-

Анализируя выражение (9.20), отмечаем, что первые два слагаемые описывают собственные колебания и быстро затухают. Третье слагаемое описывает вынужденные колебания, которые остаются и имеют ту же частоту, что и возмущающая сила F(t).

9.5.Собственные колебания системы с конечным числом степеней свободы

Рассмотрим балку (рис. 9.8) с n сосредоточенными массами, которые совершают собственные колебания в вертикальной плоскости. Вращения, горизонтальные смещения масс и силы сопротивления внешней среды при анализе колебательного процесса не учитываются.

Число степеней свободы такой системы равно n. К каждой из масс приложены силы инерции J1,J2,…, Jn. В этом случае имеют место собственные колебания системы с n степенями свободы.

y1(t) y2(t) yi(t) yn(t)

Обозначим отклонение масс y1, y2,…, yn, а амплитуды колебаний

A1, A2,…, An.

Уравнения движения масс примем в виде, описанном выраже-

ниями

В соответствии с принятым законом колебаний (9.21) определим силы инерции:

2

J1 m1 ddty21 m1ω2 A1sin( t + ) = m1 2y1;

2

J2 = m2 ddty22 m2 2A2 sin( t + ) = m1 2y1;

…………………………………………………… (9.22)

Jn mn d2 y2n mnω2Ansin ωt ν mnω2 yn . dt

Найдем перемещения точек прикрепления каждой из масс от всех инерционных сил:

y1 11m1 2 y1 12m2 2 y2 ... 1nmn 2 yn ; y2 21m1 2 y1 22m2 2 y2 ... 2nmn 2 yn ;

………………………………………… (9.23) yn n1m1 2 y1 n2m2 2 y2 ... nnmn 2 yn.

ственное число), перенося все слагаемые в одну сторону, получим

142

систему линейных однородных алгебраических уравнений, неизвестными в которых являются перемещения у точек прикрепления масс.

Система уравнений (9.24) имеет два решения. Первое: когда неизвестные (в данном случае у) равны 0. Такое решение не соответствует физике этой задачи, т.к. оно обозначает, что рассматриваемая балка находится в состоянии покоя. Второе: отличное от нуля, когда y1 0; y2 0; yn 0 и т.д. Но это решение возможно лишь в том случае, если ее определитель, составленный из коэффициентов при неизвестных, будет равен нулю.

Определитель, составленный из коэффициентов при неизвестных, представляет собой уравнение, которое называется характеристическим или вековым. Для определения корней λ1, λ2,…, λn этого уравнения каждому значению λi соответствует собственная частота колеба-

ваемой системы. Покажем первые три формы колебаний для рассмотренной ранее балки (рис. 9.9).

Свободные колебания систем могут происходить как по одной из форм колебаний, так и по совокупности нескольких форм. В рассмотренном решении не учтены силы сопротивления, что является приближенным решением. Для практических задач результаты приведенного расчета систем на собственные колебания явля-

143

ются приемлемыми с достаточной степенью точности. Каждой частоте ωi соответствует своя форма колебаний.

m1 m2 m3 mn

● ● ● ●

1-я форма 1

2-я форма 2

3-я форма 3

Рис. 9.9

9.6. Вынужденные колебания систем с n степенями свободы

Рассмотрим систему (рис. 9.10) с n массами, на которую действует внешняя сила F t F 0сos t, изменяющаяся по гармоническому закону сos t.

F(t)= F0 cosΘt

Рис. 9.10

Перемещения масс определяем в соответствии с принципами суперпозиции и Даламбера, используя при этом единичные перемещения .

y1 11J1 12J2 13J3 ... 1n Jn F(t) 1F ;

144