Момент инерции тонкой пластины

Момент инерции выделенного элемента (в виде стержня массой dm, длиной a и толщиной dx как показано на рисунке) по теореме Штейнера:

Из геометрических соображений , откуда , тогда

Тогда момент инерции пластины:

Не нашли то, что искали? Воспользуйтесь поиском:

Лучшие изречения: Сдача сессии и защита диплома – страшная бессонница, которая потом кажется страшным сном. 8912 – | 7222 – или читать все.

91.146.8.87 © studopedia.ru Не является автором материалов, которые размещены. Но предоставляет возможность бесплатного использования. Есть нарушение авторского права? Напишите нам | Обратная связь.

Отключите adBlock!
и обновите страницу (F5)
очень нужно

Приведены формулы моме́нтов ине́рции для ряда массивных твёрдых тел различной формы. Момент инерции массы имеет размерность масса × длину 2 . Он является аналогом массы при описании вращательного движения. Не следует путать его с моментом инерции плоских сечений [ уточнить ] , который используется при расчетах изгибов.

Моменты инерции в таблице рассчитаны для постоянной плотности по всему объекту. Также предполагается, что ось вращения проходит через центр масс, если не указано иное.

Описание	Изображение	Моменты инерции	Комментарии
Тонкая цилиндрическая оболочка с открытыми концами радиуса r и массы m		I = m r 2 <displaystyle I=mr^<2>> [1]	Предполагается, что толщина корпуса пренебрежимо мала. Этот объект является частным случаем нижеследующего при r1=r2.

Кроме того, точка массы m на конце стержня длиной r имеет тот же момент инерции, а r называется радиусом инерции.

Толстостенная цилиндрическая труба с открытыми концами, внутреннего радиуса r₁, внешнего радиуса r₂, длиной h и массой m I z = 1 2 m ( r 1 2 + r 2 2 ) <displaystyle I_=<frac <1><2>>mleft(<1>>^<2>+<2>>^<2>
ight)> [1] [2]
I x = I y = 1 12 m [ 3 ( r 2 2 + r 1 2 ) + h 2 ] <displaystyle I_=I_=<frac <1><12>>mleft[3left(<2>>^<2>+<1>>^<2>
ight)+h^<2>
ight]>
или при определении нормированной толщины t_n = t/r и полагая r = r₂,
тогда I z = m r 2 ( 1 − t n + 1 2 t n 2 ) <displaystyle I_=mr^<2>left(1-t_+<frac <1><2>>>^<2>
ight)> При плотности ρ и той же геометрии: I z = 1 2 π ρ h ( r 2 4 − r 1 4 ) <displaystyle I_=<frac <1><2>>pi
ho hleft(<2>>^<4>-<1>>^<4>
ight)> Сплошной цилиндр радиуса r, высотой h и массы m I z = m r 2 2 <displaystyle I_=<frac <2>><2>>> [1]
I x = I y = 1 12 m ( 3 r 2 + h 2 ) <displaystyle I_=I_=<frac <1><12>>mleft(3r^<2>+h^<2>
ight)> Это частный случай предыдущего объекта при r₁=0. (Примечание: для правориентированной системы координат оси X-Y нужно поменять местами) Тонкий твердый диск радиуса r и массы m I z = m r 2 2 <displaystyle I_=<frac <2>><2>>>
I x = I y = m r 2 4 <displaystyle I_=I_=<frac <2>><4>>> Это частный случай предыдущего объекта при h=0. Тонкое кольцо радиуса r и массы m I z = m r 2 <displaystyle I_=mr^<2>>
I x = I y = m r 2 2 <displaystyle I_=I_=<frac <2>><2>>> Это частный случай тора при b=0 (см. ниже), а также частный случай толстостенной цилиндрической трубы с открытыми концами при r₁=r₂ и h=0. Твёрдый шар радиуса r и массы m I = 2 m r 2 5 <displaystyle I=<frac <2mr^<2>><5>>> [1] Шар можно представить как множество бесконечно тонких твёрдых дисков, радиус которых изменяется от 0 до r. Пустотелая сфера радиуса r и массы m I = 2 m r 2 3 <displaystyle I=<frac <2mr^<2>><3>>> [1] Аналогично твёрдой сфере, пустотелую сферу можно рассматривать как множество бесконечно тонких колец. Твёрдый эллипсоид с полуосями a, b и c, с осью вращения a и массой m I a = m ( b 2 + c 2 ) 5 <displaystyle I_=<frac <2>+c^<2>)><5>>> — Прямой круговой конус радиуса r, высоты h и массы m I z = 3 10 m r 2 <displaystyle I_=<frac <3><10>>mr^<2>> [3]
I x = I y = 3 5 m ( r 2 4 + h 2 ) <displaystyle I_=I_=<frac <3><5>>mleft(<frac <2>><4>>+h^<2>
ight)> [3] — Твёрдый кубоид с высотой h, шириной w, глубиной d и массой m I h = 1 12 m ( w 2 + d 2 ) <displaystyle I_=<frac <1><12>>mleft(w^<2>+d^<2>
ight)>
I w = 1 12 m ( h 2 + d 2 ) <displaystyle I_=<frac <1><12>>mleft(h^<2>+d^<2>
ight)>
I d = 1 12 m ( h 2 + w 2 ) <displaystyle I_=<frac <1><12>>mleft(h^<2>+w^<2>
ight)> Для аналогично ориентированного куба с длиной ребра s <displaystyle s> , I C M = m s 2 6 <displaystyle I_=<frac <2>><6>>> . Твёрдый кубоид с высотой D, шириной W, длиной L, массой m и с осью вращения вдоль самой длинной диагонали. I = m ( W 2 D 2 + L 2 D 2 + W 2 L 2 ) 6 ( L 2 + W 2 + D 2 ) <displaystyle I=<frac <2>D^<2>+L^<2>D^<2>+W^<2>L^<2>
ight)><6left(L^<2>+W^<2>+D^<2>
ight)>>> Для куба с длиной ребра s <displaystyle s> , I = m s 2 6 <displaystyle I=<frac <2>><6>>> . Тонкая прямоугольная пластина высоты h, ширины w и массы m I c = m ( h 2 + w 2 ) 12 <displaystyle I_=<frac <2>+w^<2>)><12>>> [1] — Стержень длины L и массы m I c e n t e r = m L 2 12 <displaystyle I_<mathrm >=<frac <2>><12>>> [1] Это выражение предполагает, что стержень имеет вид бесконечно тонкой, но жёсткой проволоки. Это частный случай предыдущего объекта для w = L и h = . Тонкая прямоугольная пластина высоты h, ширины w и массы m
(Ось вращения в конце пластины) I e = m h 2 3 + m w 2 12 <displaystyle I_=<frac <2>><3>>+<frac <2>><12>>> — Стержень длины L и массы m
(Ось вращения на конце стержня) I e n d = m L 2 3 <displaystyle I_<mathrm >=<frac <2>><3>>> [1] Это выражение предполагает, что стержень имеет вид бесконечно тонкой, но жёсткой проволоки. Это частный случай предыдущего объекта для h = L и w = . Тороидальная труба радиуса a, радиуса сечения b и массы m. Ось вращения относительно диаметра: 1 8 ( 4 a 2 + 5 b 2 ) m <displaystyle <frac <1><8>>left(4a^<2>+5b^<2>
ight)m> [4]
Ось вращения относительно вертикальной оси: ( a 2 + 3 4 b 2 ) m <displaystyle left(a^<2>+<frac <3><4>>b^<2>
ight)m> [4] — Плоскость многоугольника с вершинами P → 1 <displaystyle <vec

>_<1>> , P → 2 <displaystyle <vec

>_<2>> , P → 3 <displaystyle <vec

>_<3>> , . P → N <displaystyle <vec

>_> и массой m <displaystyle m> , равномерно распределенной на его объёму, вращающийся относительно оси, перпендикулярной плоскости и проходящей через начало координат.

I = m 6 ∑ n = 1 N − 1 ‖ P → n + 1 × P → n ‖ ( P → n + 1 2 + P → n + 1 ⋅ P → n + P → n 2 ) ∑ n = 1 N − 1 ‖ P → n + 1 × P → n ‖ <displaystyle I=<frac <6>><frac <sum limits _^|<vec

>_ imes <vec

>_|(<vec

>_^<2>+<vec

>_cdot <vec

>_+<vec

>_^<2>)><sum limits _^|<vec

>_ imes <vec

>_|>>>

— Бесконечный диск с нормально распределенной вокруг осей вращения массой по двум координатам

(т.е. ρ ( x , y ) = m 2 π a b e − ( ( x / a ) 2 + ( y / b ) 2 ) / 2 <displaystyle
ho (x,y)=< frac <2pi ab>>,e^<-((x/a)^<2>+(y/b)^<2>)/2>>

где: ρ ( x , y ) <displaystyle
ho (x,y)> — плотность масс как функция x и y).

2018-11-09
Однородная тонкая квадратная пластина массой $M$ со стороной $a$ свободно подвешена за одну из вершин и колеблется в собственной плоскости в поле силы тяжести. В каком месте диагонали, проходящей через точку подвеса пластины (кроме, конечно, самой точки подвеса), к пластине можно приклеить точечную массу $m$ так, чтобы движение пластины не изменилось? Момент инерции квадратной пластины массой $M$ со стороной $a$ относительно оси, перпендикулярной к пластине и проходящей через ее центр О, равен $I_ <0>= 1/6 Ma^<2>$.

Прежде всего следует определить момент инерции пластины относительно фактической оси вращения. Это можно сделать, воспользовавшись теоремой Штейнера, а также следующим образом. Представим себе пластину (рис.) массой $4M$ со стороной $2a$.

Согласно условию, момент инерции $I^< prime>$ этой пластины относительно точки О равняется

С другой стороны, момент инерции системы тел относительно заданной оси равен сумме моментов инерции этих тел относительно той же оси (аддитивность момента инерции). Следовательно,

где $I$ – момент инерции пластины, имеющей массу $M$ и сторону $a$, относительно оси, перпендикулярной к плоскости пластины и проходящей через вершину квадрата. Используя сказанное выше, определим $I$:

Запишем теперь уравнение движения нашего физического маятника. Угол отклонения диагонали, проходящей через ось вращения, от вертикали обозначим через $alpha$ (рис). Угловое ускорение пластины – через $epsilon$. Согласно второму закону механики, для вращательного движения справедливо соотношение

Подставив в это соотношение значение $I$ и учитывая, что $epsilon =d^ <2>alpha /dt^<2>$, получим уравнение, описывающее движение нашего маятника (т. е. зависимость $alpha$ от $t$):

Рассмотрим теперь математический маятник длиной $l$. Если не ограничиваться малыми колебаниями, то для математического маятника получим следующее уравнение движения:

Уравнения (1) и (2) будут идентичными, если положить $l = (2 sqrt<2>/3)a$. Идентичность уравнений означает, что при одинаковых начальных условиях (т. е. при одинаковых начальных отклонениях и скоростях) движение обоих маятников будет одинаковым.

Представим теперь пластину (физический маятник) и математический маятник длиной $l = (2 sqrt<2>/3)$ колеблющиеся вместе в одной плоскости относительно одной и той же оси. Если пластину и математический маятник отклонить от положения равновесия на один и тот же угол и отпустить, то зависимость $alpha(t)$ для обоих маятников будет одинаковой. Конкретный вид функции $alpha(t)$ не имеет для нас значения. Важно то, что конец математического маятника все время будет находиться возле одной и той же точки пластины. Если так, то можем его «приклеить» к пластине и движение при этом не изменится. Следовательно, прикрепление точечной массы т на диагонали на расстоянии, равном 2/3 длины диагонали от оси вращения, не влияет на движение пластины; очевидно, что добавленная масса имеет нулевую скорость относительно пластины.

Особенностью приведенного решения является то, что оно в равной мере справедливо как для малых, так и для больших амплитуд колебаний.