Page 76 - 79

Загальні теореми динаміки
   
V ie  V 0     ,
e
i

де  – вектор переносної кутової швидкості. Вектор віднос-
e


ної швидкості V позначимо U .
i
ir
Підставивши дані вирази у формулу (3.85), матимемо
 n     
L 0    i  m i V 0  e   i U i .
 i 1

Враховуючи, що V не залежить від індексу сумування
0
n  
(його можна винести за знак суми), а  m   M , остаточ-
i
c
i
i1
но отримаємо
   n    n  
L 0  M c  V 0    i  m i  e   i    i  m i U .(3.86)
i
 i 1  i 1

Тут  – радіус-вектор центра мас механічної системи в ру-
c
n    
хомій системі координат O  ,    m i    i   L  e –
i
e
0
i 1
кінетичний момент механічної системи зумовлений перенос-
n   
r
ним обертанням,   i  m i U  L – кінетичний момент сис-
0
i
i 1
теми у відносному русі відносно рухомого центра O .
Якщо рухома точка O співпадає з центром мас C меха-
нічної системи 0  C  c   0 , а рухома система координат,
,

яка пов’язана з нею, здійснює поступальний рух  e   0 , то з
формули (3.86) отримаємо вираз
  n  
L C  L r C    i  m i U , (3.87)
i
 i 1
який визначає кінетичний момент систе-
ми відносно центра мас у відносному
русі відносно рухомої системи коорди-
75