Научная статья на тему 'Динамика шара Чаплыгина с полостью, заполненной жидкостью'

Динамика шара Чаплыгина с полостью, заполненной жидкостью Текст научной статьи по специальности «Физика»

CC BY
18
7
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.
Журнал
Russian Journal of Nonlinear Dynamics
Scopus
ВАК
RSCI
MathSciNet
zbMATH
Область наук
Ключевые слова
ВИХРЕВОЕ ДВИЖЕНИЕ / НЕГОЛОНОМНАЯ СВЯЗЬ / ШАР ЧАПЛЫГИНА / ИНВАРИАНТНАЯ МЕРА / ИНТЕГРИРУЕМОСТЬ / ТВЕРДОЕ ТЕЛО / ИДЕАЛЬНАЯ ЖИДКОСТЬ / VORTEX MOTION / NON-HOLONOMIC CONSTRAINT / CHAPLYGIN BALL / INVARIANT MEASURE / INTEGRABILITY / RIGID BODY / IDEAL FLUID

Аннотация научной статьи по физике, автор научной работы — Борисов Алексей Владимирович, Мамаев Иван Сергеевич

В работе рассмотрена задача о качении по абсолютно шероховатой плоскости шара с эллипсоидальной полостью, заполненной идеальной жидкостью, которая совершает однородное вихревое движение. Указан случай существования инвариантной меры и показано, что при условии осевой симметрии имеется частный случай интегрируемости.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Похожие темы научных работ по физике , автор научной работы — Борисов Алексей Владимирович, Мамаев Иван Сергеевич

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

The dynamics of the Chaplygin ball with a fluid-filled cavity

We consider the problem of rolling of a ball with an ellipsoidal cavity filled with an ideal fluid, which executes a uniform vortex motion, on an absolutely rough plane. We point out the case of existence of an invariant measure and show that there is a particular case of integrability under conditions of axial symmetry.

Текст научной работы на тему «Динамика шара Чаплыгина с полостью, заполненной жидкостью»

Нелинейная динамика. 2012. Т. 8. № 1. С. 103-111. Полнотекстовая версия в свободном доступе http://nd.ics.org.ru

УДК: 531.7

М8С 2010: 70Е18, 76В47

Динамика шара Чаплыгина с полостью, заполненной жидкостью

А. В. Борисов, И. С. Мамаев

В работе рассмотрена задача о качении по абсолютно шероховатой плоскости шара с эллипсоидальной полостью, заполненной идеальной жидкостью, которая совершает однородное вихревое движение. Указан случай существования инвариантной меры и показано, что при условии осевой симметрии имеется частный случай интегрируемости.

Ключевые слова: вихревое движение, неголономная связь, шар Чаплыгина, инвариантная мера, интегрируемость, твердое тело, идеальная жидкость

Содержание

Введение ................................

1. Уравнения движения ...................

2. Первые интегралы и инвариантная мера .

3. Интегрируемый случай осевой симметрии

Получено 25 ноября 2011 года После доработки 18 января 2012 года

Работа выполнена в ФГБОУ ВПО «УдГУ» в рамках гранта Правительства РФ для государственной поддержки научных исследований, проводимых под руководством ведущих ученых в российских образовательных учреждениях ВПО (дог. №11.034.31.0039) и Федеральной целевой программы «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России», мероприятие 1.1. «Научнообразовательный центр «Регулярная и хаотическая динамика» (ГК №02.740.11.0195). Работа поддержана грантом РФФИ 11-01-91056-НЦНИ_а.

Борисов Алексей Владимирович borisov@rcd.ru Мамаев Иван Сергеевич mamaev@rcd.ru

Институт компьютерных исследований Удмуртский государственный университет 426034, Россия, г. Ижевск, ул. Университетская, д. 1

104

105

107

108

Введение

Задача о движении твердого тела с полостями, заполненными жидкостью, совершающей потенциальное движение в случае неодносвязных полостей и однородное вихревое движение в случае полостей эллипсоидальной формы, впервые была разобрана Н. Е. Жуковским [6]. В различных постановках эта проблема получила дальнейшее развитие в работах А. Пуанкаре [14], В.А.Стеклова [17, 18], В. Вольтерра [21] и др. С обзором этих классических исследований можно ознакомиться по работе [3] и недавно вышедшему сборнику [11] (см. также книгу [9], содержащую подробную библиографию по динамике тел, имеющих полости с жидким наполнением). Теоретические исследования по этой проблематике были обусловлены необходимостью обосновать явление прецессионных движений небесных тел, в частности, Земли, в предположении, что тело состоит из твердой оболочки-мантии, заключающей в себе жидкое ядро. Из современных работ укажем [16], где рассматривается модельная задача для исследования либраций Меркурия.

Отметим также, что исследование динамики тела с неодносвязными полостями, заполненными идеальной жидкостью, явилось одной из причин введения понятия циклических переменных и создания процедуры редукции Рауса-Кельвина. Кроме того, задача о движении тела с эллипсоидальной полостью привела А. Пуанкаре к получению новой формы уравнений в квазискоростях [15] (уравнения Пуанкаре на группе Ли).

Другой круг вопросов, также связанных с обозначенной задачей, относится к динамике волчка и восходит к Уильяму Томсону (лорду Кельвину), увлекавшемуся конструированием и экспериментами с различными моделями волчков с присущими им динамическими эффектами [19, 20] (наиболее известен обнаруженный им необычный эффект подъема волчка, получившего название «волчка Томсона»).1 Различные эксперименты с волчками подробно описаны в книге Дж. Перри [13]. Так, всем известно, что если вареное яйцо привести каким-либо способом в быстрое вращение, то оно поднимется вдоль более длинной оси; однако если закрутить так сырое яйцо, оно никогда не обнаруживает ни малейшего стремления к подъему и вращению вдоль длинной оси. Этот наглядный пример естественно подводит к вопросу о поведении на плоскости тела, имеющего заполненную жидкостью полость. Из последних работ в этом направлении отметим [7, 8, 10, 12], в которых исследуется задача о качении по плоскости тела с эллипсоидальной полостью, заполненной идеальной жидкостью, совершающей однородное вихревое движение. В указанных работах исследуется устойчивость различных стационарных движений системы. Кроме того, в работе [12] рассмотрена динамика шара Чаплыгина с жидким заполнением в случае наличия в точке контакта силы трения, не создающей момента, и показано, что сохраняется величина момента относительно точки контакта и интеграл площадей, в то время как энергия не возрастает. В работе [7] также показано, что в случае сферической оболочки и осесимметричной полости сохраняется интеграл Джеллетта для произвольного закона трения между оболочкой и плоскостью, при отсутствии момента трения.

В данной работе мы рассматриваем задачу о качении по абсолютно шероховатой плоскости шаровой оболочки с эллипсоидальной полостью, содержащей идеальную жидкость. Мы показываем, что в случае, когда центр масс системы совпадает с геометрическим центром оболочки (то есть для шара Чаплыгина с жидким заполнением), уравнения движения допускают инвариантную меру; если, кроме того, распределение масс оболочки и полость осесимметричны относительно одной и той же оси, то имеется инвариантное подмногообразие, где уравнения движения интегрируются в квадратурах.

хСм. статью У. Томсона и предваряющий ее фрагмент из книги «Жизнь лорда Кельвина» в этом номере — Прим. ред.

1. Уравнения движения

Рассмотрим обобщение задачи С. А. Чаплыгина о качении динамически несимметричного шара по горизонтальной плоскости. Будем предполагать, что внутри шара имеется эллипсоидальная полость, заполненная идеальной жидкостью, совершающей движение с однородной завихренностью. Выберем подвижную систему координат Ох\Х2Х3, начало которой совпадает с центром масс системы, а оси направлены вдоль главных осей инерции (см. рис. 1). В этой системе координат уравнение полости представляется в форме

где N — реакция связи, Т — кинетическая энергия системы (вычисленная без учета связи), т — масса шара с жидкостью, д — ускорение поля тяжести.

Замечание. По известной зависимости £(£) траектории частиц жидкости в полости относительно ее центра можно получить, пользуясь соотношением (1.2). Действительно, выполним линейную замену переменных

х' = Б-1(х — хс),

которая преобразует эллипсоидальную полость в сферу. При этом в системе координат, связанной с оболочкой, соответствующие скорости определяются соотношением

(х — хс, В 2(х — хс)) ^ 1,

(1.1)

где Б2 — симметрическая матрица, собственные значения которой совпадают с квадратами главных полуосей полости Ъ\, ь22, Ъ1

Следуя А. Пуанкаре, представим в системе коор-

динат СХ1Х2Х3 распределение абсолютной скорости течения жидкости в полости в виде [5]

V(х, £) = V + ш х х + БНБ 1(х — хс), (1.2)

где V, ш — скорость центра масс и угловая скорость шара, Е — кососимметричная матрица.

Условие отсутствия проскальзывания в точке контакта Q записывается в форме

V + ш х г = 0, г = а — К7, (1.3)

где г — вектор из центра масс в точку контакта, а — вектор из центра масс в центр масс шара, 7 — орт вертикали.

Определим вектор £, соответствующий матри-

Рис. 1

це Е, компоненты которого в системе координат Ох\Х2Хз задаются соотношением

Уравнения движения этой системы представляются в форме [5]

(1.4)

V' = В *(■« — ш х х) = £ х х',

то есть вихревому течению жидкости в полости соответствует вращение некоторой (воображаемой) сферы (х', х') ^ 1 с угловой скоростью £(£).

Вычисляя кинетическую энергию системы, находим

Т = ^гпУ2 + + ^Тг (ВНВ“11(ВНВ“1)Т) - Тг (ВЕВ-1^), (1.5)

компоненты матриц П, J определяются соотношениями

- -X/ Jij j (X Хг)г ( X XC)jpdV _ ^

_ mc ST'

Ч] — ^i] — I — ’t'CjiV’*' — -bcjjpav — -jT- / y -

Cavity k

где интегрирование распространяется на всю полость с жидкостью плотности р, и Bij — элементы матрицы B, mc — масса жидкости в полости. Вследствие симметричности B,

т mc т-, о

имеем J = —В , откуда получим

5

Т = -2 (m V2 + (ш, Iu;)) - ^ Тт(В2В2) - ^ Тг(ВНВ2П) =

= 1(шУ2 + (а;, 1а;)) + (£,В'а;) + |(€,В"0, (1-6)

2mcdetB^ I mc (_

B' =-------------------В-1, B" = — ((TrB2)E - B2).

5 5

В случае, когда главные оси полости и главные оси инерции системы совпадают:

В' = diag 0тсМз, ^тсМз, jmcbib-^j, В" = diag {^~{b22 + bl), ^(b'l + bj), ^(bf + б|)^.

Исключая реакцию связи N с помощью первого из уравнений (1.4) и связи (1.3), получим следующую систему уравнений:

дт х Л дт (дт . л (дт л . .

—— = сх——, ——hmrx(o;xr) = ——Ь тгх(шхг) xu>+mr х (u; х r)+mqr Х7.

д£/ д£ \ди ) \ди )

(1.7)

Для того чтобы получить замкнутую систему уравнений, необходимо добавить соотношение

7 = 7 х и. (1.8)

Замечание. Покажем, как первое из уравнений системы (1.7) связано с уравнением Гельмгольца для завихренности жидкости ис. Используя соотношения (1.2) и представление (1.6), можно показать, что завихренность в подвижных осях задается уравнением

1 1 дТ

«* = 2 = “ + 2W(TVB3)E - В2)В« = (В'Г‘Щ-

Отсюда, используя определение B', находим

дТ 5

B_1tuc = к -7—, к =-----------= const. (1-9)

<9£’ 2mc det В V ;

Согласно уравнению Гельмгольца, в подвижных осях GX1X2X3 (см. [9]), вращающихся с угловой

скоростью и, имеем

ис + и х ис = (ис, V)v(x, t) = Пис + BHB-1uc.

Пользуясь соотношениями Па = и х a, На = £ х a, где a — произвольный вектор, получим

уравнения движения для ис в форме

(B-1^)' = £ х (B-1uJ.

Согласно (1.9), оно с точностью до множителя совпадает с первым уравнением в (1.7).

2. Первые интегралы и инвариантная мера

В общем случае система (1.7), (1.8) допускает очевидные три первых интеграла

геометрический ^0 = (7,7) = 1, величина /дТ дТ\

завихренности ~ 1 д£ ’ д£ ) ’

энергия Е = Т(£, ш) — тд(г, 7),

где Т(€,ш) = Т(у, ш) | у=гхш.

Если дополнительно положим а = 0, то система уравнений (1.7), (1.8) допускает инвариантную меру рб£ йш , где плотность задается уравнениями

Р(1) =

дТ

дХг дzj

где г = (£, ш) — шестимерный вектор.

Кроме того, как следует из (1.7), при а = 0 вектор момента системы относительно точки контакта

,, дТ дТ .

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

М = —— = —-----Ь пгг х (а; х г)

дш дш

остается постоянным в неподвижной системе координат (так как М = М х ш). Следовательно, у системы (1.7), (1.8) при а = 0 появляется еще пара дополнительных первых интегралов

квадрат момента ^2 = (М, М), интеграл площадей = (М, 7).

Аналогичные интегралы в случае, когда имеется безмоментное трение между оболочкой и плоскостью, указаны в работе [12].

Уравнения движения (1.7), (1.8) сходны по форме с уравнениями других известных

интегрируемых неголономных систем [4], для которых интегрируемость устанавливается

при помощи обобщенной теоремы Эйлера-Якоби [1], а соответствующие инвариантные многообразия — двумерные торы. Тем не менее, по-видимому, в данном случае механизм интегрируемости должен быть другим. Действительно, положим а = 0 и рассмотрим величину т в уравнениях (1.7) как независимый параметр, положив его равным нулю — т = 0; получим

КТ = £ х К, М = М х ш,

(2.1)

К = Б''£ + Б' ш, М = 1ш + Б'£.

Эти уравнения могут быть представлены в гамильтоновой форме с вырожденной скобкой Ли-Пуассона, соответствующей алгебре зо(4) = зо(3) ® во(3); известные интегрируемые случаи этой системы приведены в книге [5]. В интегрируемых случаях инвариантные многообразия системы (2.1) — двумерные торы; следовательно, для полной системы, содержащей также уравнение для 7

7 = 7 х ш,

интегральные многообразия представляют собой трехмерные торы.

Таким образом, естественно ожидать, что в исходной системе (1.7), (1.8) при т = 0 в случае сохранения инвариантной меры невырожденные интегральные многообразия также должны являться трехмерными торами. В частности, для интегрируемости системы при а = 0 не хватает одного дополнительного первого интеграла, подобная ситуация возникает в неголономных системах, рассматриваемых в работе [2].

3. Интегрируемый случай осевой симметрии

Будем полагать, что выполнены следующие условия:

1. центр масс системы совпадает с геометрическим центром оболочки, то есть

а = 0;

2. оболочка и полость осесимметричны относиетльно одной и той же оси, а следовательно, в системе главных осей

I = diag(/l ,І1,І), В = diag(&l ,61,63);

3. квадрат момента системы относительно точки контакта равен нулю

м2 + М22 + М32 = 0.

Очевидно, что последнее соотношение влечет за собой равенство нулю каждой компоненты вектора момента по отдельности:

м1 = м2 = м3 = 0. (3.1)

Ограничим уравнения движения на инвариантное многообразие, определенное соотношениями (3.1). Для этого выразим завихренность £ и момент завихренности К по формулам

£ = -(В')_1(1ш + х (ш х 7)), Б = шЯ2, дТ

К = — = В'ш - В'^В'Г1 (1о> + £>7 х (о> х 7)) и подставим в уравнения

К = £ х К, 7 = 7 х ш. (3.2)

Полученная система уравнений допускает векторное поле симметрий

- д д д д

----^1------Ь72ТГ----71 т—• (3.3)

д^і д^2 д7і д^2

Выберем систему инвариантов (первых интегралов) этого векторного поля в форме 73, 7 Кз, Кп, К2, где

Кп = Зп (ш, 7),

2

72 ГС г с гСС гС (І1 - І3) - І3СІ - І3С)) О

к = ті - її) - ті - її) - 414 \ ;п 7/—^

+ 3 + О — І3

здесь /[ = -^(б2 + б|), |тсЬ\ — главные моменты инерции полости относительно ее

О о

центра.

Замечание. Функция ,1п(73) тождественно обращается в нуль лишь при условии

1з = Ц,

что возможно только в случае невесомой оболочки.

Уравнения движения в этих переменных приводятся к виду

(72)■ = (К2)■ =0, 73 = 71^2 - ^271,

• Б • Б

Аз = (71^2 — ^271 )—Кп, &п = (71^2 “ ^271)—Аз,

р = ВД^з + 27?- ВД7з ~ Щ)ЧЗз + Л)

- Ц) ’

где для краткости введено обозначение = / + Б.

Поделив последние два уравнения на 73, получим систему

<*Дз _ I* ту- ЛКп _ I)

^7з 7„(7з) ^73 ^(7з) 3‘

Константы интегрирования этих уравнений определяют пару линейных по угловой скорости первых интегралов исходной системы (3.2).

Замечание. Уравнения (3.4) допускают простой квадратичный первый интеграл вида

^ = БКП - Бк2.

Выражая интеграл энергии через функции 73, 73, К3, Кп, получим

£ = ^гпсЪ\Ъ1{Е - rn.gR) = ^(1 - 7|) 1

Ji( it (Ji - it) - it (it - it)) Yз2+

/M2it -Ф .2,, Ji (Wi - ® - mt - m) _ 2\ p'2,

+ -7---- 7з) +----------------71---^------------7з A3 +

V Jt - it v (Jt - itc)2

1 7 n/1 ~ 2^ DJl „2\ts2 , о^173-Лг(7з) 7,- 7,+ ^Ji - £)(1 - 73) - ^ _ 73 J A„ + 2 j3 _ jc А»Аз

Подставляя сюда общее решение уравнений (3.4) и выражая из получившегося выражения Y2, получим гироскопическую функцию рассматриваемой системы.

Замечание. В случае осевой симметрии уравнения движения общей системы (1.7), (1.8) также допускают поле симметрий, аналогичное (3.3), тем не менее уравнения (3.4) не обобщаются. Поэтому интегрируемость данной системы в общем случае остается открытой проблемой.

Список литературы

[1] Болсинов А. В., Борисов А. В., Мамаев И. С. Гамильтонизация неголономных систем в окрестности инвариантных многообразий // Нелинейная динамика, 2010, т. 6, №4, с. 829-854.

[2] Борисов А. В., Килин А. А., Мамаев И. С. Качение однородного шара по динамически несимметричной сфере // Нелинейная динамика, 2010, т. 6, №4, с. 869-889.

[3] Борисов А. В., Газизуллина Л.А., Мамаев И. С. О наследии В. А. Стеклова по классической механике // Нелинейная динамика, 2011, т. 7, №2, с. 389-403.

[4] Борисов А. В., Килин А. А., Мамаев И. С. Обобщение преобразования Чаплыгина и явное интегрирование шарового подвеса // Нелинейная динамика, 2011, т. 7, №2, с. 313-338.

[5] Борисов А. В., Мамаев И. С. Динамика твердого тела. М.-Ижевск: НИЦ «Регулярная и хаотическая динамика», 2001. 384 с.

[6] Жуковский Н.Е. О движении твердого тела, имеющего полости, наполненные однородною капельной жидкостью: I, II, III // Собр. соч.: Т. 1 / Н. Е. Жуковский. М.: ГИТТЛ, 1949. С. 31152.

[7] Карапетян А. В., Проконина О. В. Об устойчивости равномерных вращений волчка с полостью, заполненной жидкостью, на плоскости с трением // ПММ, 2000, т. 64, № 1, с. 85-91.

[8] Маркеев А. П. Об устойчивости вращения волчка с полостью, наполненной жидкостью // МТТ, 1985, №3, с. 19-26.

[9] Моисеев Н.Н., Румянцев В. В. Динамика твердого тела с полостями, содержащими жидкость. М.: Наука, 1965. 440 с.

[10] Руденко Т. В. Об устойчивости стационарных движений гиростата с жидкостью в полости // ПММ, 2002, т. 66, №2, с. 183-191.

[11] Стеклов В. А. Работы по механике 1902-1909 гг.: Переводы с французского. М.-Ижевск: НИЦ «Регулярная и хаотическая динамика», Ижевский инст. компьютерн. исслед., 2011. 492 с.

[12] Liu Y. Z. The stability of a fluid-filled top rotating on a horizontal plane // Arch. Appl. Mech., 1992, vol. 62, pp. 487-494.

[13] Perry J. Spinning top and gyroscopic motions. New York: Dover, 1957. 102 pp. [Перри Дж. Вращающийся волчок. М.-Ижевск: НИЦ «Регулярная и хаотическая динамика», 2001. 112 с.]

[14] Poincare H. Sur la precession des corps deformables // Bull. Astron., 1910, vol. 27, pp. 321-356; см. также: Пуанкаре А. Последние работы. Ижевск: РХД, 2001. С. 74-111.

[15] Poincare H. Sur le forme nouvelle des equations de la mecanique // C. R. Acad. Sci. Paris, 1901, vol. 132, pp. 369-371; см. также: Пуанкаре А. Последние работы. Ижевск: РХД, 2001. С. 72-73.

[16] Rambaux N., Van Hoolst T., Dehant V., Bois E. Inertial core-mantle coupling and libration of Mercury // Astron. Astrophys., 2007, vol. 468, no. 2, pp. 711-719.

[17] Stekloff V. A. Sur la theorie des tourbillons // Ann. Fac. Sci. Toulouse Math. (2), 1908, vol. 10, pp. 271-334 [Стеклов В. А. О теории вихрей // Работы по механике 1902-1909 гг: Переводы с французского / В. А. Стеклов. М.-Ижевск: НИЦ «Регулярная и хаотическая динамика», Ижевский инст. компьютерн. исслед., 2011. С. 83-151].

[18] Stekloff V. A. Sur le movement d’un corps solide ayant une cavite de forme ellipsoidale remplie par un liquide incompressible et sur les variations des latitudes // Ann. Fac. Sci. Toulouse Math. (3),

1909, vol. 1, pp. 145-256 [Стеклов В. А. О движении твердого тела, имеющего полость эллипсоидальной формы, заполненную несжимаемой жидкостью, и об изменении широт // Работы по механике 1902-1909 гг: Переводы с французского / В. А. Стеклов. М.-Ижевск: НИЦ «Регулярная и хаотическая динамика», Ижевский инст. компьютерн. исслед., 2011. С. 283-408].

[19] Thompson S.Ph. The life of William Thomson, Baron Kelvin of Largs: Vol. 2. London: McMillan,

1910. Chap. 18: Gyrostatics and wave motion, pp. 736-752 [Томпсон С. Ф. Гиростаты и волновое движение (глава 18 книги «Жизнь лорда Кельвина») // Нелинейная динамика, 2012, т. 8, № 1, с. 149-153].

[20] Thomson W. On the precessional motion of a liquid // Nature, 1877, vol. 15, pp. 297-298 [Томсон У. О прецессионном движении жидкости // Нелинейная динамика, 2012, т. 8, № 1, с. 155-159].

[21] Volterra V. Sur la theorie des variations des latitedes // Acta. Math., 1899, vol. 22, pp. 201-358.

The dynamics of the Chaplygin ball with a fluid-filled cavity

Alexey V. Borisov1, Ivan S. Mamaev2

1,2Institute of Computer Science,

Udmurt State University

Universitetskaya 1, Izhevsk, 426034 Russia

1borisov@rcd.ru,2mamaev@rcd.ru

We consider the problem of rolling of a ball with an ellipsoidal cavity filled with an ideal fluid, which executes a uniform vortex motion, on an absolutely rough plane. We point out the case of existence of an invariant measure and show that there is a particular case of integrability under conditions of axial symmetry.

MSC 2010: 70E18, 76B47

Keywords: vortex motion, non-holonomic constraint, Chaplygin ball, invariant measure. integrability. rigid body. ideal fluid

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

Received November 25, 2011, accepted January 18, 2012

Citation: Rus. J. Nonlin. Dyn., 2012, vol. 8, no. 1, pp. 103-111 (Russian)

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.