加速度的分量表达式

1、§、速度、加速度的分量表达式上一次课，我们为了将运动的一些特征能直接的表示出来，而定义了速度和加速度,dr；a dtdvdtd2rdt2在一般情况下它们往往都是时间t的函数。何谓定义呢？定义它本身不是可以用什么方法或者数学手段加以证明得到的，而是根据实际需要常常用到而定义下来的名称和概念。例如过两点成一条直线。由于速度和加速度都是矢量，因此都可以将它们表示成分量的形式。这次课将准备讨论速度、加速度在各种坐标系中的表达式。直角坐标系一一直角坐标系又称笛卡儿坐标系r i xjykz (1)根据速度的定义可知vdr将(1)代入,那么有dt1、速度：v兰d(i xjykz).dx. dyij

2、 -k生dtdtdtdtdti vx jvykvz在直角坐标系中，质点的位置矢径可以写成为:于是，我们比拟上面的等式,就可得到速度在直角坐标系中的分量表达式为:dxvxdtX；vy 史y dty;vz赛z可见速度沿三直角坐标轴的分量(即分速度)就等于其相应的坐标对时间t的一阶导数。速度的大小:v vvxvy2 vz 2速度的方向就用方向余弦来表示:cos(v,i )vy；cos(v, j ) vvy；cos(v,k)v空。同理，我们由加速v度的定义不难得到它的分量表达式。2、加速度根据加速度的定义:dvadt dtd idx jdy kdz、( )dtid2xjd2ydt2kd2zi dvxd

3、tj dvykdvzdt dt 比拟这i ax jay kaz些恒等式可得加速度的直角坐标分量表达式:dVxdtdVy"dfaz dvtVxd2x dt2xd2yVyydt2d2zVzdt2z于是可得加速度的大小为:a aax2 ay2 az2加速度的方向用方向余弦表示。如果质点始终在某一平面内运动，我们采用的坐标是平面正交坐标系的话，那么将上面的分量表达式中的某一分量去掉，剩下的就是平面正交坐标系中的分量表达式了。二、平面极坐标系在研究质点的平面曲线运动问题时,除了可用平面正交坐标系外,还可以采用平面极坐标系。有时采用极坐标系会比采用平面正交坐标系来计算问题要简单的多,特别是在研究

4、有心力作用的力学问题时， 采用极坐标就更显示出它的优越性。在平面极坐标系中， 质点的位置是用极径r和极角B这两个极坐标来确定的。在平面极坐标系中的单位矢量的取法与正交坐标系的情形是不同的，在这里是沿矢径方向上取一单位矢量r0为径向单位矢量。在垂直矢径方向上取一单位矢量0就称做横向单位矢量。于是，在极坐标中，运动质点的位置矢径：r rr0。因为得到了位矢在具体的坐标系中的表达式，然后根据速度和加速度的定义，相继就可以推pl rpl出它们在具体的坐标系中的分量表达式。所以，由速度的定义v 一 一(rr0)这个结果dt dt对不对？不对。为什么不对？，千万要注意：这里的单位矢量r0, 0与直角坐标系

5、中的单位矢量是不同的。尽管这儿的单位矢量r0和0的大小仍然等于1是不变的，但是，它们的方向却是随时在变化的，因此它们不是恒矢量而是变矢量，既然是变量，它们对时间的微商当然就不会等于0了： 一00,d 00所以上式中还有一项要考虑进去。 不能把它丢掉。dt dt所以，速度应该等于：v 一 (r0r) r0虫 r 一0 r0r rr0这两项之和。下面我们dt dtdt dt先来计算dr。为了直观起见，我们结合图来讨论(上课时添加一图)dtdt从图上可以清楚地看到运动质点从M这位置移到M这个位置时，单位矢量的方向都发生了变化，它们的变化量分别为 dr0和d 0。这两个变化量都是由于单位矢量的方向的改

6、变所引起的变化量，单位矢量的大小等于1是不变的。于是我们就很容易得到径向单位矢量对时间微商的大小：|也| 匹J 1卫它的方向与与横向单位矢0相同。所以r0对时间Tdt dt dt的微商 0。同样道理可以得到横向单位矢量对时间的微商Jr0。为什么这dtdt里要加一个负号呢？从图上可以看到d 0的方向与r0的方向反向，所以这里要加上一个负号表示 0与r0的方向相反。将结果代入前式。那么有： v r0r0rr0vr0v 1dt因为：速度是矢量，所以可以将它投影到径向和横向上去。得到径向分速度r0vr和横向分速度0v，就分别称它们为径向速度和横向速度，所以，它又恒等于r0vr 0v 于是，我们比拟1的

7、两个恒等式可见径向速度分量：vr r ；横向速度分量v r 。这就是速度在平面极坐标系的两个分量表达式 ，由此可得速度的大小为： v | v | :-v r 2 v 2我们 结合上面的讨论由1式不难了解它们的物理意义：径向速度vr是由位矢大小的变化引起的。我们对1再求一次微商就能得到加速度在平面极坐标中的分量表达式:dvr°rr°rorororr°ro rror2ororr°(rr 2)o(2rr ) ro ro2沿径向的分量就用相应的dt同样道理，我们也可以将加速度 a沿径向和横向分解成两个分量,符号ar表示，沿横向的加速度分量就用 a表示。所以上式又

8、等于r°ar °a。我们就将此式的第一项叫做径向加速度，第二项就叫做横向加速度。由2这个等式可见：径向加速1 d度的大小ar r r ,横向加速度的大小a 2r rr 。故有加速度的r dt大小：a |a|-.a2 a2。这里要我们引起注意的是：同学中往往容易把第二项给丢了,arr。r这项只是由径向速因为径向速度vr r，那么径向加速度就等于极径的二次微商度大小的变化所引起的， 所以我们除了要考虑这一项之外，还得考虑由于横向速度的方向的、 2改变所引起的另一项r ，它也是径向的。这一点必须要记住，应用时不要忘了第二项。pl_ -我希望大家课外由a 去推导一下。通过推导不仅可

9、以加深我们的印象，而且还能够使dt我们在推导过程中明确各项量的物理意义。三、柱坐标系：接下去介绍一下与平面极坐标有关的另一种空间坐标系，即柱坐标系。在平面极坐标系的根底上，我们就可以很省力地给出速度和加速度在柱坐标系中的分量表达式。对柱坐标系我想大家还是比拟熟的，直角坐标与极坐标的变换关系大家都知道，即:x rcos , y rsin ,z z.在三维空间运动的质点p的位置，在极坐标系中是由r, ,z 这三个坐标来确定的。我们从图上可以看到，这三个柱坐标就是由运动质点在空间任一点的位置p在oxy平面上 垂足(即投影点 M ),它在OXY这个平面内的极坐标(R,)加上这个垂直坐标Z而构成的。所以

10、，在柱坐标系中，运动质点的位置矢径r的具体表达式好不好写呢？它只是比平面极坐标系多了一个z分量而已。位置矢径 r就等于：R rr0 zk(1)这里的单位矢量就如图哪样取。仿照平面极坐标系的推导方法，就能很快地推出速度和加速度在极坐标系中的分量表达式：速度 v rr° r ° zk(2)所以速度 v在r°, °,k这三个方向的分量分别为：vr r;v r ;vz z.。速度的大小：v |v| ：:vr2 v 2 vz2 。 加速度就等于： a r0 r r 2 0 2r r zk (3)那么加速度的三个分量为：2ar r ra 2r r ，加速度的大小：a

11、 |a, ar2 a 2 az2az z我们从(2) , (3 )两式可以看出，速度，加速度在柱坐标系中的分量只是比平面极坐标系多了一个Z方向的分量。 因此，只要记住了速度、加速度在平面极坐标系中的分量式。那么,它们在柱坐标中的分量式也就不难记住了。在平面极坐标的速度和加速度的分量表达式一定要记住。接下去介绍速度，加速度在自然坐标系中的分量式，也就是内禀方程。四、自然坐标系：内禀方程在这里我们只研究平面运动的情况质点作平面运动的情况。当质点在作平面曲线运样可以将速度和加速度分解成切向和法向分量。今天我们不采用过去的推导方法，而采用更简洁的方法得出同样的结论推导的 出发点仍然是他们的定义。生将它

12、改写一下乂空dtds dtds0 dtoV 因为在极限的情况下drds向就是质点在该点轨迹的切线方向,所以；r我们可以用切线方向上的单位矢量来表示。路程S对时间的变化率就是速率即速度的大小。 V0V所以根据加速度的定义有:dvddvd oaoVvdtdtdtdtdvdduv2ovn。nodtdtdt如果我们令轨道的切线和X轴的 夹角为B的话，哪么我们套用前面dr。ddt dt这一结果，就很容易地得到:dtdt n。这里的n0是垂直与o指向曲线凹的一面动的情况下，采用自然坐标系比采用极坐标系，有时显得更加方便一些。 对自然坐标大家是 熟悉的。因为，在?力学根底?中已经学过。什么是自然坐标？请哪个

13、同学答复。所谓的自 然坐标，就是在的质点运动轨迹上取任一点O做 为原点，并规定轨迹的方向。质点在任意时刻的位置 就用它相对质点O的曲线弧长S来确定的，这个弧坐 标S称为自然坐标。如果我们把质点的运动轨迹的切 线和法线作为坐标轴而建立坐标系，这种坐标系就叫 做“自然坐标系。自然坐标系的方位指向是随着运动 质点的位置的变化而变化的。在自然坐标系中我们同的单位矢量即法向n的单位矢量。为了使角量不在这个式子中出现，我们可以想方法用其他的量代替它。我们可以将dt写成为：d ds d vdv _ dt ds dtdtds这个比值我们由高等数学知识可知，它就等于曲线在该处的曲率，即该处曲率半径的倒d 1数：

14、dsdv2 vat o an no(1)a0nodt于是可得切向加速度的大小:dva2法向加速度的大小2 v andt由前面的推导可知切向加速度是由速度的大小改变而引起的，法向加速度是由速度方向的改变所引起的。所以，当质点作曲线运动时，切向加速度有可能等于0,而法向加速度不可能有等于零的情况的。由于 a和an都与坐标系无关。只与轨道的本身性质有关。因此，23 两式有时也就称为内禀性方程。上面我们讨论的前提是质点作平面运动。那么，所得到的结果对空间曲线运动能否适用呢？对这个答复是肯定的，它还能适用于空间曲线，在这里我们要碰到微分几何学上的一个根本概 念：密切平面，我们书上表达比拟繁，我们初次接触

15、往往不容易看懂，我用一句简单的话帮助我们理解密切平面的概念。由d 0确定的平面就是密切平面， 如果我们用 0表示切向单位矢量，那么，d o的方向就是决定主法线的方向，我们就用no来表示主法线方向上的单位矢量。除了位于密切平面内的主法线之外。还有一条垂直与切平面的副法线。副法线方向的单位矢量就用符号b0表示。它的方向由0和n0的方向决定，用矢量式表示的话，那么有：b0= 0 x n0。遵循右手螺旋法那么。所以在上图应该这样画见上图。这个切向和主法线方向n0组成的平面也就是密切平面。由于加速度总是位于轨迹的密切平面内，所以，加速度只有在切线方向和主法线方向上的分量， 加速度在垂直于密切平面的副法线方向上的加速度分量必定 是等于0的。最后再介绍一下球坐标系中的速度和加速度。五、球坐标系运动质点在球坐标系中的位置是用球坐标r,来表示的。这儿的三个单位矢量是r0, 0, 0,直角坐标与球坐标得关系为:x rsin cos y r sin sinz r cos所以，在球坐标系中质点的位置矢径可写成为：r = i rsin cos + j rsin sin + k r cosa = ro( r 2 rr2 2 sin9 )+o(r +2r r2 . sincos)+ 0 (r sin+2 rsi