Продольные колебания. Современные проблемы науки и образования

> Продольные волны

Изучите распространение, направление и скорость продольной волны : какие волны продольные, как распространяются, примеры и колебания, как возникают, график.

Иногда продольные волны именуют волнами сжатия. Колеблются в направлении распространения.

Задача обучения

• Определить свойства и примеры продольного типа волны.

Основные пункты

• Колебания продольных волн осуществляются в сторону распространения, но они слишком малы и обладают позициями равновесия, поэтому не вытесняют массу.
• Можно рассматривать этот тип в качестве импульсов, транспортирующих энергию вдоль оси распространения.
• Они также могут восприниматься как волны давления с характерными компрессией и разрежением.

Термины

• Разрежение – уменьшение плотности материала (прежде всего для жидкости).
• Продольный – в направлении длины оси.
• Компрессия – увеличение плотности.

Пример

Какие волны продольные? Лучше всего в качестве примера подходит звуковая волна. Она вмещает импульсы, выступающие результатом сжатия воздуха.

Продольные волны

По направлению вибрации продольные волны совпадают с направлением движения. То есть, перемещение среды расположено в той же стороне, что и волновое движение. Некоторые продольные волны именуют также компрессионными. Если хотите провести эксперимент, то просто приобретите игрушку Слинки (пружинка) и подержите ее за оба конца. В момент сжатия и ослабления импульс переместится к концу.

Сжатая Слинки – пример продольной волны. Она распространяется в том же направлении, что и колебания

Продольные (как и поперечные) не вытесняют массу. Отличие в том, что каждая частичка в среде, сквозь которую распространяется продольная волна, будут осуществлять колебания вдоль оси распространения. Если вспомнить о Слинки, то катушки колеблются в точках, но не будут смещаться по длине пружинки. Не забывайте, что здесь транспортируется не масса, а энергия в виде импульса.

В некоторых случаях такие волны выступают как волны давления. Ярким примером выступает звуковая. Они формируются при сжатии среды (чаще всего, воздух). Продольные звуковые волны – чередование отклонения давления от сбалансированного давления, что приводит к локальным участкам сжатия и разрежения.

Материя в среде периодически смещается звуковой волной и осциллирует. Чтобы произвести звук, нужно сжать частички воздуха до определенного количества. Именно так формируются поперечные волны. Уши чувствительно реагируют на различное давление и переводят волны в тона.

Предлагается частотный метод решения задачи о продольных колебаниях стержней ступенчато-переменного сечения с учетом или без учета рассеяния энергии при соударении с жестким препятствием. Уравнение продольных колебаний стержня преобразуется по Лапласу при наличии ненулевых начальных условий. Решается краевая задача, заключающаяся в нахождении преобразованных по Лапласу краевых продольных сил как функций краевых перемещений. Затем составляется система уравнений равновесия узлов, решая которую, строятся амплитудо-фазо-частотные характеристики (АФЧХ) для интересующих сечений стержня. Осуществляя обратное преобразование Лапласа, строится переходный процесс. В качестве тестового примера рассматривается стержень постоянного сечения конечной длины. Дается сопоставление с известным волновым решением. Предлагаемая методика динамического расчета стрежня при соударении с жестким препятствием допускает обобщения на произвольную стержневую систему при наличии неограниченного количества упруго-присоединенных масс, при произвольном силовом воздействии, приложенном на концах и по длине стержня.

Частотный метод

продольные колебания стержня

1. Бидерман, В.Л. Прикладная теория механических колебаний / В.Л. Бидерман. – М.: Высшая школа, 1972. – 416 с.

2. Лаврентьев, М.А. Методы теории функций комплекс¬ного переменного / М.А. Лаврентьев, Б.В. Шабат. – М.: Наука, 1973. – 736 с.

3. Санкин, Ю.Н. Динамические характеристики вязко-упругих систем с распределенными параметрами / Ю.Н. Санкин. – Саратов: Изд-во Сарат. ун-та, 1977. – 312 с.

4. Санкин, Ю.Н. Нестационарные колебания стержневых систем при соударении с препятствием / Ю.Н. Санкин, Н.А. Юганова; под общ. ред. Ю.Н. Санкина. – Ульяновск: УлГТУ, 2010. – 174 с.

5. Sankin, Y.N. Longitudinal vibrations of elastic rods of step-variable cross-section colliding with rigid obstacle \ Yu. N. Sankin and N.A. Yuganova, J. Appl. Maths Mechs, Vol. 65, no 3, pp. 427–433, 2001.

Рассмотрим частотный метод решения задачи о продольных колебаниях стержней ступенчато-переменного сечения с учетом или без учета рассеяния энергии при соударении с жестким препятствием, который будем сравнивать с известным волновым решением и решением в виде ряда по формам колебаний (14) .

Дифференциальное уравнение продольных колебаний стержня с учетом сил внутреннего сопротивления имеет вид :

Зададим следующие граничные и начальные условия:

. (2)

Преобразуем уравнение (1) и граничные условия (2) по Лапласу при заданных начальных условиях (2). Тогда уравнение (2) и граничные условия (2) запишутся следующим образом:

; (3)

,

где - преобразованные по Лапласу перемещения точек стержня; р - параметр преобразования Лапласа.

Уравнение (3) без учета рассеяния энергии (при = 0) примет вид:

. (4)

Для полученного неоднородного дифференциального уравнения решается краевая задача, заключающаяся в нахождении преобразованных по Лапласу краевых продольных сил, как функций краевых перемещений.

Для этого рассмотрим однородное уравнение продольных колебаний стержня с учетом рассеяния энергии

(5)

Обозначая

и переходя к новой переменной , получим вместо (5)

(6)

Если, где - частотный параметр, то

.

Решение однородного уравнения (6) имеет вид:

Постоянные интегрирования с1 и с2 находим из начальных условий:

u = u0 ; N = N0,

Т.е. ;

Данному решению соответствует следующая матрица переноса:

. (7)

Подставив в формулы метода перемещений полученные выражения для элементов матрицы переноса, получим :

; (8)

;

Индексы n и k указывают соответственно начало и конец участка стержня. А геометрические и физические константы с индексами nk и kn относятся к конкретному участку стержня.

Разбивая стержень на элементы, пользуясь формулами (8), составим уравнения динамического равновесия узлов. Эти уравнения представляют собой систему уравнений для неизвестных узловых перемещений. Поскольку соответствующие коэффициенты получаются точным интегрированием, длина участков стержня не ограничена.

Решая полученную систему уравнений при , строим амплитудо-фазо-частотные характеристики для интересующих нас сечений стержня. Эти АФЧХ можно рассматривать как графический образ одностороннего преобразования Фурье, который совпадает с преобразованием Лапласа при импульсных воздействиях. Поскольку все особые точки соответствующих выражений лежат левее мнимой оси, обратное преобразование можно осуществлять, полагая , т.е. используя построенные АФЧХ. Задача по построению АФЧХ, где в качестве силового воздействия фигурирует поле начальных скоростей, умноженное на плотность стержня, является вспомогательной. Обычно АФЧХ строятся от воздействия возмущающих сил, затем численным интегрированием или каким-либо иным способом осуществляется обратное преобразование Лапласа.

В качестве простого примера рассмотрим прямолинейный стержень длины l, который продольно соударяется с жестким препятствием со скоростью V0 (рис. 1).

Определим смещение точек стержня после удара. Будем считать, что после удара контакт между препятствием и стержнем сохраняется, т.е. отскок стержня не происходит. Если связь является неудерживающей, то задача может рассматриваться как кусочно-линейная. Критерием перехода к другому варианту решения является смена знака скорости в точке контакта.

В монографии Лаврентьева М.А., Шабата Б.В. дано волновое решение уравнения (4):

и найден его оригинал

, (9)

где - единичная ступенчатая функция.

Другой подход к решению этой задачи может быть осуществлен частотным методом, описанным в . Применительно к данной задаче будем иметь:

; ;

; ;

; ;

. (10)

Найдем оригинал (11)

Решим эту же задачу частотным способом. Из уравнения равновесия 1-го узла:

(12)

получим формулу для перемещения конца стержня .

Теперь, если тестовый стержень постоянного сечения разбить на два произвольных участка длины l1и l2 (см. рис. 1), то условия равновесия узлов будут таковы:

(13)

В результате решения системы (13) получаем графики АФЧХ для перемещений в 1 - ом и 2 - ом сечениях (U1и U2 соответственно). Так, изображение для краевого перемещения в замкнутом виде, с учетом рассеяния энергии, в случае (12) и (13) совпадает и имеет вид:

. (14)

Проверим совпадение результатов на конце стержня. На рис. 2 представлены графики решения (10) при x = l0,1 и в результате решения системы (13). Они полностью совпадают.

Для получения переходного процесса может быть использовано дискретное преобразование Фурье. Результат можно получить, осуществив численное интегрирование при t=0… по формуле

. (15)

На АФЧХ (см. рис. 2) существенно себя проявляет только один видимый виток. Поэтому следует взять один член ряда (15). Из графиков на рисунке 3 видно, насколько точное решение (9) и решение по формам колебаний (11) совпадает с предлагаемым частотным решением. Погрешность не превышает 18 %. Полученное расхождение объясняется тем, что решения (9) и (11) не учитывают рассеяние энергии в материале стержня.

Рис. 3. Переходный процесс для конца стержня; 1, 2, 3 - графики, построенные соответственно по формулам (9), (11), (15).

В качестве более сложного примера рассмотрим задачу о продольных колебаниях ступенчатого стержня (рис. 4) с грузом на конце, соударяющегося с жестким препятствием со скоростью V0 , причем пусть масса груза равна массе прилегающего участка стержня:.

Рис. 4. Расчетная схема продольных колебаний ступенчатого стержня с грузом на конце

Введем характерные сечения 1,2,3 стержня, в которых будем вычислять перемещения. Составим систему разрешающих уравнений:

(16)

В результате решения системы (16) получим графики АФЧХ (рис. 5) для перемещений во втором и третьем сечениях (U2 () и U3() соответственно). Вычисления производились при следующих значениях постоянных: l = 2 м; E = 2.1×1011 Па; F = 0.06 м2; = 7850 кг/м3; V = 10 м/с. На полученных АФЧХ существенно себя проявляют лишь два видимых витка. Поэтому при построении переходного процесса в выбранных сечениях возьмем два члена ряда (16). Для этого предварительно необходимо определить

Рис. 5. АФЧХ перемещений во втором и третьем сечении ступенчатого стержня (см. рис. 4)

Аналогично по формуле (15) строится переходный процесс.

Вывод: разработан метод расчета продольных колебаний стержней при соударении с препятствием.

Рецензенты:

Лебедев А.М., д.т.н., доцент, профессор Ульяновского высшего авиационного училища (института), г. Ульяновск.

Антонец И.В., д.т.н., профессор Ульяновского государственного технического университета, г. Ульяновск.

Библиографическая ссылка

ISSN: 2310-7081 (online), 1991-8615 (print) doi: http://dx.doi УДК 517.956.3

ЗАДАЧА О ПРОДОЛЬНЫХ КОЛЕБАНИЯХ УПРУГО ЗАКРЕПЛЕННОГО НАГРУЖЕННОГО СТЕРЖНЯ

А. Б. Бейлин

Самарский государственный технический университет, Россия, 443100, Самара, ул. Молодогвардейская, 244.

Аннотация

Рассматриваются одномерные продольные колебания толстого короткого стержня, закреплённого на концах при помощи сосредоточенных масс и пружин. В качестве математической модели используется начально-краевая задача с динамическими краевыми условиями для гиперболического уравнения четвёртого порядка. Выбор именно этой модели обусловлен необходимостью учитывать эффекты деформации стержня в поперечном направлении, пренебрежение которыми, как показано Рэ-леем, приводит к ошибке, что подтверждено современной нелокальной концепцией изучения колебаний твёрдых тел. Доказано существование ортогональной с нагрузкой системы собственных функций исследуемой задачи и получено их представление. Установленные свойства собственных функций позволили применить метод разделения переменных и доказать существование единственного решения поставленной задачи.

Ключевые слова: динамические краевые условия, продольные колебания, ортогональность с нагрузкой, модель Рэлея.

Введение. В любой работающей механической системе возникают колебательные процессы, которые могут порождаться различными причинами. Колебательные процессы могут быть следствием конструктивных особенностей системы или перераспределения нагрузок между различными элементами штатно работающей конструкции.

Наличие в механизме источников колебательных процессов может затруднить диагностику его состояния и даже привести к нарушению режима его работы, а в некоторых случаях и к разрушению. Различные проблемы, связанные с нарушением точности и работоспособности механических систем в результате вибрации некоторых их элементов, на практике часто решаются экспериментально.

Вместе с тем колебательные процессы могут быть весьма полезными, например, для обработки материалов, сборки и разборки соединений . Ультразвуковые колебания позволяют не только интенсифицировать процессы резания (сверления, фрезерования, шлифования и т. д.) материалов с высокой твёрдостью (вольфрамосодержащих, титанокарбидных сталей и т. п.),

© 2016 Самарский государственный технический университет. Образец для цитирования

Бейлин А. Б. Задача о продольных колебаниях упруго закрепленного нагруженного стержня // Вестн. Сам. гос. техн. ун-та. Сер. Физ.-мат. науки, 2016. T. 20, № 2. С. 249258. doi: 10.14498/vsgtu1474. Сведения об авторе

Александр Борисович Бейлин (к.т.н, доц.; [email protected]), доцент, каф. автоматизированных станочных и инструментальных систем.

но в некоторых случаях стать единственно возможным методом обработки хрупких материалов (германий, кремний, стекло и т. д.) . Элемент устройства (волновод), который передаёт ультразвуковые колебания от источника (вибратора) до инструмента, называется концентратором и может иметь различную форму: цилиндрическую, коническую, ступенчатую, экспоненциальную и т. д. . Его предназначение - донести до инструмента колебания нужной амплитуды.

Таким образом, следствия протекания колебательных процессов могут быть различными, как и причины, их вызывающие, поэтому естественно возникает необходимость теоретического изучения процессов колебания. Математическая модель распространения волн в относительно длинных и тонких твёрдых стержнях, в основе которой лежит волновое уравнение второго порядка, хорошо изучена и давно стала классикой . Однако, как показано Рэлеем , эта модель не вполне соответствует исследованию колебаний толстого короткого стержня, тогда как многие детали реальных механизмов можно интерпретировать как короткие и толстые стержни. В этом случае следует учитывать деформации стержня и в поперечном направлении. Математическая модель продольных колебаний толстого короткого стержня, в которой учтены эффекты поперечного движения стержня, называется стержнем Рэлея и базируется на гиперболическом уравнении четвёртого порядка

^ ^- IX (а(х) ё)- дх (ь(х))=; (хЛ (1)

коэффициенты которого имеют физический смысл :

д(х) = р(х)А(х), а(х) = А(х)Е(х), Ь(х) = р(х)и2(х)1р (х),

где А(х) -площадь поперечного сечения, р(х) -массовая плотность стержня, Е(х) -модуль Юнга, V(х) - коэффициент Пуассона, 1Р(х) -полярный момент инерции, и(х,Ь) - продольные смещения, подлежащие определению.

Идеи Рэлея нашли своё подтверждение и развитие в современных работах, посвященных процессам колебаний, а также теории пластичности. В обзорной статье обоснованы недостатки классических моделей, описывающих состояние и поведение твёрдых тел при нагрузке, в которых априори тело считается идеальным континуумом. Современный уровень развития естествознания требует построения новых моделей, адекватно описывающих исследуемые процессы, а разработанные в последние несколько десятилетий математические методы дают эту возможность. На этом пути в последнюю четверть прошлого века был предложен новый подход к изучению многих физических процессов, в том числе и упомянутых выше, основанный на понятии нелокальности (см. статью и список литературы в ней). Один из классов нелокальных моделей, выделенных авторами, назван «слабо нелокальными». Математические модели, принадлежащие этому классу, могут быть реализованы введением в уравнение, описывающее некоторый процесс, производных высокого порядка, позволяющих учитывать в некотором приближении взаимодействие внутренних элементов объекта изучения. Таким образом, модель Рэлея актуальна и в наше время.

1. Постановка задачи. Пусть концы стержня х = 0, х = I прикреплены к неподвижному основанию при помощи сосредоточенных масс Ы\, М2 и пружин, жёсткости которых К\ и К2. Будем считать, что стержень представляет собой тело вращения относительно оси 0х ив начальный момент времени находится в покое в положении равновесия. Тогда мы приходим к следующей начально-краевой задаче.

Задача. Найти в области Qт = {(0,1) х (0, Т) : 1,Т < те} "решение уравнения (1), удовлетворяющее начальным данным

и(х, 0) = (р(х), щ(х, 0) = ф(х) и граничным условиям

а(0)их(0, г) + ь(0)илй(0, г) - к^(0, г) - М1ии(0, г) = 0, а(1)их(1, г) + Ъ(1)ихы(1, г) + К2и(1, г) + М2иы(1, г) = 0. ()

В статье рассмотрены некоторые частные случаи задачи (1)-(2) и приведены примеры, в которых коэффициенты уравнения имеют явный вид и М\ = М2 = 0. В статье доказана однозначная слабая разрешимость поставленной задачи в общем случае.

Условия (2) обусловлены способом закрепления стержня: его концы прикреплены к неподвижным основаниям с помощью некоторых приспособлений, имеющих массы М\, М2, и пружин с жёсткостями К1, К2 соответственно. Наличие масс и учёт поперечных смещений приводит к условиям вида (2), содержащим производные по времени. Краевые условия, в которые входят производные по времени, называются динамическими. Они могут возникать в различных ситуациях, простейшие из которых описаны в учебнике , а гораздо более сложные -в монографии .

2. Изучение собственных колебаний стержня. Рассмотрим однородное уравнение, соответствующее уравнению (1). Так как коэффициенты зависят только от х, можно разделить переменные, представив и(х,г) = X(х)Т(г). Получим два уравнения:

т""(г) + \2т (г) = 0,

((а(х) - Л2Ъ(х))Х"(х))" + Л2дХ(х) = 0. (3)

Уравнение (3) сопровождается краевыми условиями

(а(0) - \2Ъ(0))Х"(0) - (К1 - \2М1)Х(0) = 0,

(а(1) - \2Ъ(1))Х"(1) + (К2 - \2М2)Х(I) = 0. (4)

Таким образом, мы пришли к задаче Штурма-Лиувилля, которая отличается от классической тем, что спектральный параметр Л входит в коэффициент при старшей производной уравнения, а также в краевые условия. Это обстоятельство не позволяет ссылаться на известные из литературы результаты, поэтому нашей ближайшей целью является изучение задачи (3), (4). Для успешной реализации метода разделения переменных нам нужна информация о существовании и расположении собственных чисел, о качественных

свойствах собственных функций: обладают ли они свойством ортогональности?

Покажем, что Л2 > 0. Предположим, что это не так. Пусть X(х) -собственная функция задачи (3), (4), соответствующая значению Л = 0. Умножим (3) на X(х) и проинтегрируем полученное равенство по промежутку (0,1). Интегрируя по частям и применяя краевые условия (4), после элементарных преобразований получим

1(0) - Л2Ъ(0))(а(1) - Л2Ъ(1)) I (дХ2 + ЪХ"2)йх+

Ы\Х 2(0) + М2Х 2(1)

I аХ"2<1х + К\Х2(0) + К2Х2(1). Jo

Заметим, что из физического смысла функции а(х), Ъ(х), д(х) положительны, Кг, Мг неотрицательны. Но тогда из полученного равенства следует, что Х"(х) = 0, Х(0) = Х(1) = 0, следовательно, Х(х) = 0, что противоречит сделанному предположению. Стало быть, и предположение о том, что нуль есть собственное число задачи (3), (4) неверно.

Представление решения уравнения (3) зависит от знака выражения а(х) - - Л2Ъ(х). Покажем, что а(х)-Л2Ъ(х) > 0 Ух е (0,1). Зафиксируем произвольно х е (0,1) и найдём значения в этой точке функций а(х), Ъ(х), д(х). Запишем уравнение (3) в виде

Х"(х) + VХ (х) = 0, (5)

где мы обозначили

в выбранной фиксированной точке, а условия (4) запишем в виде

Х"(0) - аХ (0) = 0, Х"(1) + вХ (I) = 0, (6)

где а, в легко вычисляются.

Как известно, классическая задача Штурма-Лиувилля (5), (6) имеет счётное множество собственных функций при V > 0, откуда в силу произвольности х следует нужное неравенство.

Собственные функции задачи (3), (4) обладают свойством ортогональности с нагрузкой , выраженным соотношением

I (дХт(х)Хп(х) + ЪХ"т(х)Х"п(х))<х+ ■)о

М1Хт(0)Хп(0) + М2Хт(1)Хп (I) = 0, (7)

которое можно получить стандартным способом (см., например, ), реализация которого в случае рассматриваемой задачи связана с элементарными, но кропотливыми вычислениями. Приведём кратко его вывод, опустив аргумент функций Хг(х) во избежание громоздкости.

Пусть Лт, Лп - различные собственные числа, Хт, Хп - соответствующие им собственные функции задачи (3), (4). Тогда

{(а - Л2тЪ)Х"т)" + Л2тдХт = 0, {(а - Л2пЪ)Х"п)" + Л2пдХп = 0.

Умножим первое из этих уравнений на Хп, а второе на Хт и вычтем из первого второе. После элементарных преобразований получим равенство

(Лт - Лп)ЯХтХп = (аХтХП)" - ЛП(ЪХтХ"п)" - (аХ"тХп)" + Лт(ЪХтХп)",

которое проинтегрируем по промежутку (0,1). В результате, учитывая (4) и сокращая на (Лт - Лп), получим соотношение (7).

Доказанные утверждения о свойствах собственных чисел и собственных функций задачи Штурма-Лиувилля (3), (4) позволяют применить для отыскания решения поставленной задачи метод разделения переменных.

3. Разрешимость задачи. Обозначим

С(СТ) = {и: и е С(Ст) П С2(Ст), иихх е С^т)}.

Теорема 1. Пусть а,Ъ е С1 , д е С. Тогда существует не более одного решения и е С^т) задачи (1), (2).

Доказательство. Предположим, что существует два различных решения задачи (1), (2), и1(х,г) и и2(х,г). Тогда, в силу линейности задачи, их разность и = и1 - и2 является решением однородной задачи, соответствующей (1), (2). Покажем, что её решение тривиально. Предварительно заметим, что из физического смысла коэффициентов уравнения и краевых условий функции а, Ъ, д положительны всюду в Qт, а М^, К^ неотрицательны.

Умножив равенство (1) на щ и проинтегрировав по области Qт, где т е и произвольно, после несложных преобразований получим

/ (ди2(х,т) + аи2х(х,т) + ЪиХл(х,т))йх+ ./о

К1и2(0, т) + М1и2(0, т) + К2и2(1, т) + М2и2(1, т) = 0,

откуда в силу произвольности т сразу вытекает справедливость утверждения теоремы. □

Доказательство существования решения проведём для случая постоянных коэффициентов.

Теорема 2. Пусть <р е С2, <р(0) = <р(1) = (0) = ц>"(\) = 0, имеет кусочно непрерывную производную третьего порядка в (0,1), ф е С 1, ф(0) = ф(1) =0 и имеет кусочно непрерывную производную второго порядка в (0,1), f е С(С^т), тогда решение задачи (1), (2) существует и может быть получено в виде суммы ряда по собственным функциям.

До к а з а т е л ь с т в о. Будем, как обычно, искать решение задачи в виде суммы

где первое слагаемое - решение поставленной задачи для однородного уравнения, соответствующего (1), второе - решение уравнения (1), удовлетворяющее нулевым начальным и граничным условиям. Воспользуемся результатами проведённых в предыдущем пункте исследований и запишем общее решение уравнения (3):

X(x) = Сг cos A J-+ C2 sin Aw-^rrx.

\¡ a - A2b \¡ a - A2b

Применив краевые условия (4), приходим к системе уравнений относительно Cj!

(a - A2b)c2 - (Ki - A2Mi)ci = 0,

(-A(a - A2b) sin Ayja-A¡bl + (K - A2M2) cos A^O-A^l) ci+

Приравнивая нулю ее определитель, получаем спектральное уравнение

ctg= {а - A4)A2" - (K - A?Mí)(K2 - A"M). (8)

ь Va - A2b A^q(a - A2b)(Ki + K2 - A2(Mi + M2))

Выясним, имеет ли это трансцендентное уравнение решения. Для этого рассмотрим функции, стоящие в левой и правой его частях, и исследуем их поведение. Не слишком ограничивая общность, положим

Mi = M2 = M, Кг = K2 = K,

что позволит слегка упростить необходимые вычисления. Уравнение (8) принимает вид

х I q , Aja - A2b Jq К - A2M ctg A\Z-^l =

a - A2b 2(K - A2M) 2А^^0-А2Ь" Обозначим

и запишем в новых обозначениях спектральное уравнение!

aqlß Kql2 + ß2 (Kb - aM)

2Kql2 + 2^2(Kb - aM) 2/j.aql

Анализ функций левой и правой частей последнего уравнения позволяет утверждать, что существует счётное множество его корней и, стало быть, счётное множество собственных функций задачи Штурма-Лиувилля (3), (4), которые с учетом соотношения, полученного из системы относительно c¿, можно выписать

v / л л I q K - х2пм. л i q

Xn(x) = COS XnJ-гутx + ----sin XnJ-гтутX.

V a - A2b AnVa - ftb^q V a - A2b

Теперь перейдём к отысканию решения, удовлетворяющего и начальным условиям. Решение задачи для однородного уравнения мы теперь легко найдём в виде ряда

u(x,t) = ^ Tn(t)Xn(x),

коэффициенты которого можно найти из начальных данных, пользуясь свойством ортогональности функций Xn(x), норма которых может быть получена из соотношения (7):

||X||2 = f (qX2 + bX%)dx + MiX2(0) + M2x2(l). ■Jo

Процесс нахождения функции v(x,t) также является, по существу, стандартным, но мы всё же заметим, что, отыскивая решение в традиционном виде

v(x,t) = ^ Tn(t)Xn(x),

мы получаем два уравнения. Действительно, учитывая вид собственных функций, уточним структуру ряда, в виде которого мы ищем решение:

j(x,t) = ^ (Vn(t)cos Xn^J a b x+

Wn(t) K-XnM~ sin Х^ГАягx). (9)

v JXnVa - xnb^q V a - xn "

Для выполнения нулевых начальных условий у(х, 0) = у^х, 0) = 0 потребуем, чтобы Уп(0) = УП(0) = 0, Шп(0) = Ш(0) = 0. Разложив f(х,г) в ряд Фурье по собственным функциям Хп(х), найдём коэффициенты ¡п(Ь) и дп(Ь). Подставив (9) в уравнение (1), записанное относительно у(х,Ь), после ряда преобразований получим уравнения для отыскания Уп(Ь) и Шп(Ь):

уц® + >&пЮ =

™ + xn Wn (<) = Xn (-a-iKrW g

Учитывая начальные условия Уп(0) = У,(0) = 0, Шп(0) = Ш,(0) = 0, приходим к задачам Коши относительно каждой из функций Уп(Ь) и Шп(Ь), однозначная разрешимость которых гарантирована условиями теоремы. Свойства начальных данных, сформулированные в теореме, не оставляют сомнений в сходимости всех рядов, возникших в ходе наших исследований и, стало быть, в существовании решения поставленной задачи. □

Заключение. Доказано существование ортогональной с нагрузкой системы собственных функций исследуемой задачи и получено их представление.

Установленные свойства собственных функций позволили доказать существование единственного решения поставленной задачи. Отметим, что полученные в статье результаты могут быть использованы как для дальнейших теоретических исследований задач с динамическими граничными условиями, так и для практических целей, а именно для расчёта продольных колебаний широкого круга технических объектов.

Александр Борисович Бейлин: http://orcid.org/0000-0002-4042-2860

БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК

1. Нерубай М. С., Штриков Б. Л., Калашников В. В. Ультразвуковая механическая обработка и сборка. Самара: Самарское книжное изд-во, 1995. 191 с.

2. Хмелёв В. Н., Барсуков Р. В., Цыганок С. Н. Ультразвуковая размерная обработка материалов. Барнаул: Алтайский технический ун-т им. И.И. Ползунова, 1997. 120 с.

3. Кумабэ Д. Вибрационное резание. М.: Машиностроение, 1985. 424 с.

4. Тихонов А. Н., Самарский А. А. Уравнения математической физики. М.: Наука, 2004. 798 с.

5. Стретт Дж. В. Теория звука. Т. 1. М.: ГИТТЛ, 1955. 504 с.

6. Rao J. S. Advanced Theory of Vibration: Nonlinear Vibration and One Dimensional Structures. New York: John Wiley & Sons, Inc., 1992. 431 pp.

7. Федотов И. А., Полянин А. Д., Шаталов М. Ю. Теория свободных и вынужденных колебаний твердого стержня, основанная на модели Рэлея// ДАН, 2007. Т. 417, №1. С. 56-61.

8. Bazant Z., Jirasek M. Nonlocal Integral Formulations of Plasticity and Damage: Survey of Progress// J. Eng. Mech., 2002. vol.128, no. 11. pp. 1119-1149. doi: 10.1061/(ASCE) 0733-9399(2002)128:11(1119).

9. Бейлин А. Б., Пулькина Л. С. Задача о продольных колебаниях стержня с динамическими граничными условиями// Вестн. СамГУ. Естественнонаучн. сер., 2014. №3(114). С. 9-19.

10. Корпусов М. О. Разрушение в неклассических волновых уравнениях. М.: URSS, 2010. 237 с.

Поступила в редакцию 10/II/2016; в окончательном варианте - 18/V/2016; принята в печать - 27/V/2016.

Vestn. Samar. Gos. Techn. Un-ta. Ser. Fiz.-mat. nauki

2016, vol. 20, no. 2, pp. 249-258 ISSN: 2310-7081 (online), 1991-8615 (print) doi: http://dx.doi.org/10.14498/vsgtu1474

MSC: 35L35, 35Q74

A PROBLEM ON LONGITUDINAL VIBRATION OF A BAR WITH ELASTIC FIXING

Samara State Technical University,

244, Molodogvardeyskaya st., Samara, 443100, Russian Federation.

In this paper, we study longitudinal vibration in a thick short bar fixed by point forces and springs. For mathematical model we consider a boundary value problem with dynamical boundary conditions for a forth order partial differential equation. The choice of this model depends on a necessity to take into account the result of a transverse strain. It was shown by Rayleigh that neglect of a transverse strain leads to an error. This is confirmed by modern nonlocal theory of vibration. We prove existence of orthogonal with load eigenfunctions and derive representation of them. Established properties of eigenfunctions make possible using the separation of variables method and finding a unique solution of the problem.

Keywords: dynamic boundary conditions, longitudinal vibration, loaded orthogonality, Rayleigh"s model.

Alexander B. Beylin: http://orcid.org/0000-0002-4042-2860

1. Nerubai M. S., Shtrikov B. L., Kalashnikov V. V. Ul"trazvukovaia mekhanicheskaia obrabotka i sborka . Samara, Samara Book Publ., 1995, 191 pp. (In Russian)

2. Khmelev V. N., Barsukov R. V., Tsyganok S. N. Ul"trazvukovaia razmernaia obrabotka materialov . Barnaul, 1997, 120 pp. (In Russian)

3. Kumabe J. Vibration Cutting. Tokyo, Jikkyou Publishing Co., Ltd., 1979 (In Japanese).

4. Tikhonov A. N., Samarsky A. A. Uravneniia matematicheskoi fiziki . Moscow, Nauka, 2004, 798 pp. (In Russian)

5. Strutt J. W. The theory of sound, vol. 1. London, Macmillan and Co., 1945, xi+326 pp.

6. Rao J. S. Advanced Theory of Vibration: Nonlinear Vibration and One Dimensional Structures. New York, John Wiley & Sons, Inc., 1992, 431 pp.

Beylin A.B. A problem on longitudinal vibration of a bar with elastic fixing, Vestn. Samar. Gos. Tekhn. Univ., Ser. Fiz.-Mat. Nauki , 2016, vol. 20, no. 2, pp. 249-258. doi: 10.14498/vsgtu1474. (In Russian) Author Details:

Alexander B. Beylin (Cand. Techn. Sci.; [email protected]), Associate Professor, Dept. of Automation Machine Tools and Tooling Systems.

7. Fedotov I. A., Polyanin A. D., Shatalov M. Yu. Theory of free and forced vibrations of a rigid rod based on the Rayleigh model, Dokl. Phys., 2007, vol.52, no. 11, pp. 607-612. doi: 10.1134/S1028335807110080.

8. Bazant Z., Jirasek M. Nonlocal Integral Formulations of Plasticity and Damage: Survey of Progress, J. Eng. Mech., 2002, vol.128, no. 11, pp. 1119-1149. doi: 10.1061/(ASCE) 0733-9399(2002)128:11(1119).

9. Beylin A. B., Pulkina L. S. A promlem on longitudinal vibrations of a rod with dynamic boundary conditions, Vestnik SamGU. Estestvenno-Nauchnaya Ser., 2014, no. 3(114), pp. 919 (In Russian).

10. Korpusov M. O. Razrushenie v neklassicheskikh volnovykh uravneniiakh . Moscow, URSS, 2010, 237 pp. (In Russian)

Received 10/II/2016;

received in revised form 18/V/2016;

Под стержнем будем понимать цилиндр П=0х[О, /], когда I» diamD. Здесь D - область на координатной плоскости Ох 2 х 3 (рис. 62). Материал стержня однороден и изотропен, а ось Ох, проходит через центр тяжести сечения D. Поле внешних массовых сил f(r, I) =/(Х|, /)е, где е, - орт оси Ох,. Пусть внешние поверхностные силы на боковой поверхности цилиндра равны нулю, т.е. Ра = 0 на dD х

Тогда из (4.8) следует при 1=0 равенства

Собственные формы Х к (j) удобно нормировать, используя для этого норму пространства /^(), которому принадлежит функция v(s, I), так как в каждый момент времени существует и ограничен функционал кинетической энергии

где S - площадь области D. Имеем

X*(s) = Jj- sin^-л в пространстве скоростей Я 0 = ji)(s, /): v(s, t)e

В результате получим ортонормированный базис |л г *(^)| ,

где Ь к „ - символ Кронекера: Функции X k *(s), к= 1,2,суть нормальные формы собственных колебаний, а ю*, к= 1, 2, ..., - собственные частоты колебаний системы с бесконечным числом степеней свободы.

В заключение заметим, что функция u(s, /) принадлежит конфигурационному пространству системы Я, = {v(s, t): v(s, t ) е е ^(), и(0,1) = о(1 , /) = 0}, где И^"ОО, / ]) - пространство Соболева функций, суммируемых вместе с квадратами первых производных на отрезке . Пространство Я, есть область определения функционала потенциальной энергии упругих деформаций

и содержит обобщенные решения рассматриваемой задачи.

Продольные волны

Определение 1

Волна, в которой колебания происходят в направлении ее распространения. Примером продольной волны может служить звуковая волна.

Рисунок 1. Продольная волна

Механические продольные волны также называют компрессионными волнами или волнами сжатия, так как они производят сжатие при движении через среду. Поперечные механические волны также называют "Т-волны" или "волны сдвига".

Продольные волны включают в себя акустические волны (скорость частиц, распространяющихся в упругой среде) и сейсмические Р-волны (созданные в результате землетрясений и взрывов). В продольных волнах, смещение среды параллельно направлению распространения волны.

Звуковые волны

В случае продольных гармонических звуковых волн , частота и длина волны может быть описана формулой:

$y_0-$ амплитуда колебаний;\textit{}

$\omega -$ угловая частота волны;

$c-$ скорость волны.

Обычная частота $\left({\rm f}\right)$волны задается

Скорость звука распространения зависит от типа, температуры и состава среды, через которую он распространяется.

В упругой среде, гармоническая продольная волна проходит в положительном направлении вдоль оси.

Поперечные волны

Определение 2

Поперечная волна - волна, в которой направление молекул колебаний среды перпендикулярно к направлению распространения. Примером поперечных волн служит электромагнитная волна.

Рисунок 2. Продольная и поперечная волны

Рябь в пруду и волны на струне легко представить в виде поперечных волн.

Рисунок 3. Световые волны являются примером поперечной волны

Поперечные волны являются волнами, которые колеблются перпендикулярно к направлению распространения. Есть два независимых направления, в которых могут возникать волновые движения.

Определение 3

Двумерные поперечные волны демонстрируют явление, называемое поляризацией.

Электромагнитные волны ведут себя таким же образом, хотя это немного сложнее увидеть. Электромагнитные волны также являются двухмерными поперечными волнами.

Пример 1

Докажите, что уравнение плоской незатухающей волны ${\rm y=Acos}\left(\omega t-\frac{2\pi }{\lambda }\right)x+{\varphi }_0$ для волны, которая представлена на рисунке, можно записать в виде ${\rm y=Asin}\left(\frac{2\pi }{\lambda }\right)x$. Убедитесь в этом, подставив значения координаты$\ \ x$, которые раны $\frac{\lambda}{4}$; $\frac{\lambda}{2}$; $\frac{0,75}{\lambda}$.

Рисунок 4.

Уравнение $y\left(x\right)$ для плоской незатухающей волны не зависит от $t$, значит, момент времени $t$ можно выбрать произвольным. Выберем момент времени $t$ таким, что

\[\omega t=\frac{3}{2}\pi -{\varphi }_0\] \

Подставим это значение в уравнение:

\ \[=Acos\left(2\pi -\frac{\pi }{2}-\left(\frac{2\pi }{\lambda }\right)x\right)=Acos\left(2\pi -\left(\left(\frac{2\pi }{\lambda }\right)x+\frac{\pi }{2}\right)\right)=\] \[=Acos\left(\left(\frac{2\pi }{\lambda }\right)x+\frac{\pi }{2}\right)=Asin\left(\frac{2\pi }{\lambda }\right)x\] \ \ \[{\mathbf x}{\mathbf =}\frac{{\mathbf 3}}{{\mathbf 4}}{\mathbf \lambda }{\mathbf =}{\mathbf 18},{\mathbf 75}{\mathbf \ см,\ \ \ }{\mathbf y}{\mathbf =\ }{\mathbf 0},{\mathbf 2}{\cdot}{\mathbf sin}\frac{{\mathbf 3}}{{\mathbf 2}}{\mathbf \pi }{\mathbf =-}{\mathbf 0},{\mathbf 2}\]

Ответ: $Asin\left(\frac{2\pi }{\lambda }\right)x$