При математическом описании вращательного движения важно знать момент инерции системы относительно оси. В общем случае процедура нахождения этой величины предполагает реализацию процесса интегрирования. Облегчить вычисления позволяет так называемая теорема Штейнера. Рассмотрим ее подробнее в статье.
Что такое момент инерции?
До того как привести формулировку теоремы Штейнера, следует разобраться с самим понятием момента инерции. Допустим, имеется некоторое тело определенной массы и произвольной формы. Этим телом может быть, как материальная точка, так и любой двумерный и трехмерный объект (стержень, цилиндр, шар и т.д.). Если рассматриваемый объект совершает круговое движение вокруг некоторой оси с постоянным угловым ускорением α, тогда можно записать следующее уравнение:
Здесь величина M представляет суммарный момент сил, который придает ускорение α всей системе. Коэффициент пропорциональности между ними - I, называется моментом инерции. Эта физическая величина рассчитывается по следующей общей формуле:
Здесь r - это дистанция между элементом с массой dm и осью вращения. Это выражение означает, что необходимо найти сумму произведений квадратов расстояний r 2 на элементарную массу dm. То есть момент инерции не является чистой характеристикой тела, что его отличает от линейной инерции. Он зависит от распределения массы по всему объекту, который вращается, а также от расстояния до оси и от ориентации тела относительно нее. Например, стержень будет иметь разный I, если его вращать относительно центра масс и относительно конца.
Момент инерции и теорема Штейнера
Известный швейцарский математик, Якоб Штейнер, доказал теорему о параллельных осях и моменте инерции, которая теперь носит его фамилию. Эта теорема постулирует, что момент инерции для абсолютно любого твердого тела произвольной геометрии относительно некоторой оси вращения равен сумме момента инерции относительно оси, которая пересекает центр масс тела и параллельна первой, и произведения массы тела на квадрат дистанции между этими осями. Математически эта формулировка записывается так:
I Z и I O - моменты инерции относительно оси Z и параллельной ей оси O, которая проходит через центр масс тела, l - расстояние между прямыми Z и O.
Теорема позволяет, зная величину I O , рассчитать любой другой момент I Z относительно оси, которая параллельна O.
Доказательство теоремы
Формулу теоремы Штейнера можно легко получить самостоятельно. Для этого рассмотрим произвольное тело на плоскости xy. Пусть начало координат проходит через центр масс этого тела. Рассчитаем момент инерции I O которая проходит через начало координат перпендикулярно плоскости xy. Поскольку расстояние до любой точки тела выражается формулой r = √ (x 2 + y 2), тогда получаем интеграл:
I O = ∫ m (r 2 *dm) = ∫ m ((x 2 +y 2) *dm)
Теперь переместим параллельно ось вдоль оси x на расстояние l, например, в положительном направлении, тогда расчет для новой оси момента инерции будет выглядеть следующим образом:
I Z = ∫ m (((x+l) 2 +y 2)*dm)
Раскроем полный квадрат в скобках и разделим подынтегральные суммы, получим:
I Z = ∫ m ((x 2 +l 2 +2*x*l+y 2)*dm) = ∫ m ((x 2 +y 2)*dm) + 2*l*∫ m (x*dm) + l 2 *∫ m dm
Первое из этих слагаемых является величиной I O , третье слагаемое, после проведения интегрирования, дает член l 2 *m, а вот второе слагаемое равно нулю. Обнуление указанного интеграла связано с тем, что он берется от произведения иксов на элементы массы dm, что в среднем дает ноль, так как центр масс находится в начале координат. В итоге, получается формула теоремы Штейнера.
Рассмотренный случай на плоскости можно обобщить на объемное тело.
Проверка формулы Штейнера на примере стержня
Приведем простой пример, на котором продемонстрируем, как пользоваться рассмотренной теоремой.
Известно, что для стержня длиной L и массой m момент инерции I O (ось проходит через центр масс) равен m*L 2 /12, а момент I Z (ось проходит через конец стержня) равен m*L 2 /3. Проверим эти данные, воспользовавшись теоремой Штейнера. Поскольку расстояние между двумя осями равно L/2, тогда получаем момент I Z:
I Z = I O + m*(L/2) 2 = m*L 2 /12 + m*L 2 /4 = 4*m*L 2 /12 = m*L 2 /3
То есть мы проверили формулу Штейнера и получили такое же значение для I Z , что и в источнике.
Аналогичные вычисления можно проводить и для других тел (цилиндра, шара, диска), получая при этом необходимые моменты инерции, и не производя интегрирования.
Момент инерции и перпендикулярные оси
Рассмотренная теорема касается параллельных осей. Для полноты информации полезно также привести теорему для перпендикулярных осей. Она формулируется так: для плоского объекта произвольной формы момент инерции относительно перпендикулярной ему оси будет равен сумме двух моментов инерции относительно двух взаимно перпендикулярных и лежащих в плоскости объекта осей, при этом все три оси должны проходить через одну точку. Математически это записывается так:
Здесь z, x, y - три взаимно перпендикулярные оси вращения.
Существенное отличие этой теоремы от теоремы Штейнера заключается в том, что она применима только к плоским (двумерным) твердым объектам. Тем не менее на практике ее достаточно широко используют, мысленно разрезая тело на отдельные слои, а затем, складывая полученные моменты инерции.
В приведенных примерах оси проходят через центр инерции тела. Момент инерции относительно других осей вращения определяется при помощи теоремы Штейнера: момент инерции тела относительно произвольной оси вращения равен сумме момента инерции Jc относительно параллельной оси, проходящей через центр инерции тела, и величины произведения массы тела на квадрат расстояния между ними. где m масса тела, а - расстояние от центра инерции тела до выбранной оси вращения, т.е.
, где m - масса тела, а - расстояние от центра
инерции тела до выбранной оси вращения.
Покажем
на одном примере применение теоремы
Штейнера. Вычислим момент инерции
тонкого стержня относительно оси,
проходящей через его край перпендикулярно
стержню. Прямое вычисление сводится к
тому же интегралу (*),но взятому в других пределах:
Расстояние до оси, проходящей через центр масс, равно а = ℓ/2. По теореме Штейнера получаем тот же результат.
.
§22.Основной закон динамики вращательного движения.
Формулировка закона: Скорость изменения момента импульса относительно полюса равна главному моменту силы относительно того же полюса, т.е.
.
В
проекциях на оси координат:
.
Если
вращение тела происходит относительно
неподвижной оси, то основной закон
динамики вращательного движения примет
вид:
.
В данном случае момент импульса легко
выразить через угловую скорость и момент
инерции тела относительно рассматриваемой
оси:
.
Тогда основной закон динамики вращательного
движения примет вид:
.
Если тело не рассыпается и не деформируется,
то
,
вследствие чего
.
Если ко всему
,
то
и, оно равно:
.
Элементарная
работа, совершаемая моментом силы, при
вращательном движении относительно
неподвижной оси вычисляется по формуле:
(*). Полная работа
.
Если
,
то
.
На
основании формулы (*), получим выражение
для кинетической энергии вращательного
движения твёрдого тела относительно
неподвижной оси. Т.к.
,
то.
После интегрирования, получим окончательный
результат для кинетической энергии
вращательного движения относительно
неподвижной оси
.
§23.Закон сохранения момента импульса.
Как уже указывалось, законы сохранения энергии и импульса связаны с однородностью времени и пространства, соответственно. Но у трехмерного пространства, в отличие от одномерного времени, имеется еще одна симметрия. Пространство само по себе изотропно, в нем нет выделенных направлений. С этой симметрией связанзакон сохранения момента импульса. Эта связь проявляется в том, что момент количества движения, является одной из основных величин, описывающих вращательное движение.
По
определению момент импульса отдельной
частицы равен
.
Направление вектора L определяется по правилу буравчика (штопора), а его величина равна L = r p sin , где
угол между направлениями радиус-вектора частицы и ее импульса. Величина ℓ = r sin равна расстоянию от начала координатО до прямой, вдоль которой направлен импульс частицы. Эта величина называетсяплечом импульса. ВекторL зависит от выбора начала координат, поэтому говоря о нем, обычно указывают: "момент импульса относительно точкиО ".
Рассмотрим производную по времени от момента импульса:
.
Первое
слагаемое равно нулю, т.к.
. Во втором слагаемом, согласно второму
закону Ньютона, производную по импульсу
можно заменить на действующую на тело
силу. Векторное произведение радиус-вектора
на силу называетсямоментом силы
относительно точкиО:
.
Направление момента силы определяется тем же правилом буравчика. Его величина М = r F sin , где
угол между радиус-вектором и силой. Аналогично тому, как это было сделано выше, определяется и плечо силы
ℓ =
r
sin
- расстояние от точкиО
до
линии действия силы. В итоге получаем
уравнение движения для момента импульса
частицы:
.
По форме уравнение аналогично второму
закону Ньютона: вместо импульса
частицы стоит момент импульса, а вместо
силы -момент силы. Если
,то
,
т.е. момент импульса постоянен в отсутствие
внешних моментов сил.
Формулировка закона: Момент импульса замкнутой системы относительно полюса не изменяется с течением времени.
В
частном случае вращения относительно
неподвижной оси, имеем:
,
где
начальные
момент инерции и угловая скорость тела
относительно рассматриваемой оси, а
конечные
момент инерции и угловая скорость тела
относительно рассматриваемой оси.
Закон сохранения полной механической энергии с учётом вращательного движения: полная механическая энергия консервативной системы постоянна: .
Пример: Найти скорость системы при прохождении расстояния h.
Дано: m, M, h. Найти: V - ?
Существует ряд геометрических задач, которые околдовывают каждого, кто по воле случая сталкивается с ними. По-видимому, это было характерно для геометрии даже в древнее время. Стоит только вспомнить три знаменитые задачи древности — удвоение куба, трисекцию угла и квадратуру круга. Попытки решить эти задачи привели к развитию новых ветвей математики. Даже сейчас существуют псевдоматематики, которые присылают в редакции «решения» этих задач и требуют публикации или доказательства ложности своих «решений».
Одна всегда возбуждавшая интерес теорема может быть сформулирована следующим образом:
Если в треугольнике две биссектрисы равны, то этот треугольник является равнобедренным.
Это с виду простое утверждение не имеет простого классического доказательства. Этот факт тем более удивителен, что заменив слово "биссектрисы" на "медианы" или "высоты", получаем утверждения, доказательства которых элементарны.
Эта теорема была послана великому шведскому геометру, члену Берлинской академии наук, Якобу Штейнеру в 1840 году Кристианом Лудольфом Лемусом, немецким математиком, профессором Берлинского университете, с просьбой дать чисто геометрическое доказательство.
Якоб Штейнер
(1796-1863 )
Штейнер дал довольно сложное доказательство, которое вдохновило многих других на поиски более простых методов. Работы по теореме Штейнера - Лемуса появлялись в различных журналах в 1842, 1844, 1848 годах и почти каждый год с 1854 года по 1864 год, а также в большом количестве и в течение следующего столетия.
Доказательство теоремы Штейнера - Лемуса
Одно из простейших доказательств опирается на следующие две леммы:
Лемма 1.
Если две хорды окружности стягивают различные острые углы с вершинами на этой окружности, то меньшему углу соответствует меньшая хорда.
Доказательство.
Две равные хорды стягивают равные углы с вершиной в центре окружности и равные углы (как их половины) с вершинами в соответствующих точках на окружности. Из двух неравных хорд более короткая, находясь дальше от центра, стягивает меньший угол с вершиной в центре и, следовательно, меньший острый угол с вершиной на окружности.
Лемма 2.
В треугольнике с двумя различными углами меньший угол обладает большей биссектрисой .
Доказательство.
Пусть ABC — треугольник, в котором угол B меньше угла C , как на рисунке выше; пусть отрезки BM и CN делят пополам углы B и C . Мы хотим доказать, что BM < CN . Возьмем точку M′ на отрезке BM так, чтобы
∠M′CN = 1 / 2 ∠B .
Так как этот угол равен углу M′BN , то четыре точки N, B, C, М′ лежат на одной окружности. Поскольку
∠B < 1 / 2 (∠B + ∠C) < 1 / 2 (∠A + ∠B + ∠C) ,
то
∠CBN < ∠M′CB < 90° .
По лемме 1: CN < M′B . Следовательно, BM > BM′ > CN .
Вернёмся теперь непосредственно к доказательству теоремы Штейнера - Лемуса. Часто случается, что теорема может быть выражена в форме "противоположной к обратной" - эквивалентной первоначальной. Например, вместо того, чтобы сказать: " Все люди смертны" , мы можем также сказать " Бессмертные не есть люди" . Вместо доказательства самой теоремы Штейнера - Лемуса для нас будет достаточно доказать, что
если в треугольнике ABC ∠B ≠ ∠C , то BM ≠ CN .
Но это есть прямое следствие леммы 2.
Лирико-математическое отступление
Вышеприведенное доказательство этой леммы имеет занятную историю. Оно было придумано двумя английскими инженерами Г. Джильбертом и Д. Мак-Доннеллом и опубликовано в 1963 году в журнале American Mathematical Monthly со следующим редакционным примечанием:
Мартин Гарднер в своем обзоре книги Коксетера "Введение в геометрию" описал эту знаменитую теорему столь интересно, что сотни читателей прислали ему свои доказательства. Он взял на себя труд по обработке этого громадного материала и совершенствовал его до тех пор, пока не заблистала, очищенная от наслоений, жемчужина, которую мы приводим здесь.
Некоторые читатели могут испытать чувство неудовлетворенности потому, что "воздушное" доказательство Джильберта и Мак-Доннелла является косвенным: вместо самой теоремы Штейнера - Лемуса они доказывают теорему, противоположную к обратной (лемма 2).
Было предложено несколько якобы прямых доказательств; но каждое из них в действительности является в скрытой форме косвенным. Это несложно понять, если вспомнить, что практически только самые элементарные теоремы доказываются полностью. Все остальные доказываются с помощью других, уже известных теорем, которые выстраиваются в ряд, ведущий к аксиомам. Нельзя, строго говоря, утверждать, что некое доказательство - прямое, если хоть одна из этих вспомогательных теорем имеет косвенное доказательство. Более того, некоторые из самых простых и самых основных теорем имеют косвенные доказательства; следовательно, если бы мы настаивали на абсолютно прямом доказательстве, то существующее великое множество теорем свелось бы к небольшому числу тривиальных.
Стоит ли об этом сожалеть? Великий английский математик Годфри Харольд Харди (1877-1947) говорил по этому поводу:
Reductio ad absurdum (лат. приведение к абсурду), столь любимое Евклидом , является тончайшим инструментом математика. Оно является намного более тонким гамбитом, чем любой шахматный гамбит: шахматист может предложить в жертву пешку или другую фигуру, а математик предлагает в жертву всю игру.
Алгебраическое доказательство теоремы Штейнера - Лемуса
Приведем полное прямое, хотя и несколько тяжеловесное, доказательство теоремы Штейнера - Лемуса. Для этого воспользуемся следующей теоремой:
Пусть Х - точка на стороне АС треугольника АВС, причём АВ = с , ВС = а , АС = b , ВХ = р , АХ = m , XC = n . Тогда
b (p 2 + mn) = a 2 m + c 2 n .
Этот результат называется теоремой Стюарта в честь английского математика М. Стюарта, который сформулировал её в труде «Некоторые общие теоремы» (1746, Эдинбург). Теорему сообщил Стюарту его учитель Роберт Симсон (1687-1768) который опубликовал и доказал эту теорему лишь в 1749 году (по другим сведениям, - в 1751 году).
Доказательство.
По теореме косинусов из треугольников АВХ и ВСХ имеем:
c 2 = р 2 + m 2 - 2рm · cos α ,
а 2 = р 2 + n 2 - 2рn · cos (π - α ) = р 2 + n 2 + 2рn · cos α .
Тогда
c 2 n = р 2 n + m 2 n - 2рmn · cos α ,
а 2 m = р 2 m + n 2 m + 2рmn · cos α
c 2 n + а 2 m = р 2 (m + n) + mn (m + n) ,
c 2 n + а 2 m = (m + n) (р 2 + mn) ,
c 2 n + а 2 m = b (р 2 + mn) ,
что и требовалось доказать.
Продолжим рассуждения. Если р - биссектриса, то легко получить, что
| m = | bc | и n = | ab | . |
| a + c | a + c |
Тогда по теореме Стюарта
| c 2 · ab | + | а 2 · bc |
= b (р 2 + | ab 2 c | ) , |
| a + c | a + c | (a + c) 2 |
| ac 2 + а 2 c | = р 2 + | ab 2 c | , |
| a + c | (a + c) 2 |
| ac (c + a ) | = р 2 + | ab 2 c | , |
| a + c | (a + c) 2 |
| р 2 = ac (1 - | b 2 | ) . (*) |
| (a + c) 2 |
Приступим к непосредственному доказательству теоремы Штейнера - Лемуса.
Пусть k и l - равные биссектрисы треугольника АВС , проведённые к сторонам АВ = с и ВС = а . Тогда
k 2 = l 2
и, согласно полученному выше равенству (*), имеем:
| bc (1 - | a 2 | ) = ab (1 - | c 2 | ) , |
| (b + c ) 2 | (a + b ) 2 |
| c ( 1 - | a | ) (1 + | a | ) = a (1 - | c | ) (1 + | c | ) , |
| b + c | b + c | a + b | a + b |
| c (b + c - a ) (a +b + c ) | = | a (a + b - c ) (a +b + c ) | , |
| (b + c ) 2 | (a + b ) 2 |
| c (b + c - a ) | = | a (a + b - c ) | , |
| (b + c ) 2 | (a + b ) 2 |
a ((a - c ) + b ) (b + c ) 2 + c ((a - c ) - b ) (a + b ) 2 = 0 ,
a (a - c ) (b + c ) 2 + ab (b + c ) 2 + c (a - c ) (a + b ) 2 - bc (a + b ) 2 = 0 ,
(a - c ) (a (b + c ) 2 + c (a + b ) 2 ) + (ab (b + c ) 2 - bc (a + b ) 2 ) = 0 ,
(a - c ) (b 2 (a + c ) + ac (a + c ) + 4abc ) + b 3 (a - c ) - abc (a - c ) = 0 ,
(a - c ) ((a + c ) (b 2 + ab ) + 3abc + b 3 ) = 0 ,
откуда
a - c = 0
и, следовательно,
а = с ,
что и требовалось доказать.
P. S.
1. Ещё с одним прямым доказательством теоремы Штейнера - Лемуса можно познакомиться на сайте Математика, которая мне нравится .
2. В советской и российской литературе распространено доказательство, основанное на следующем признаке равенства треугольников:
если сторона, противолежащий этой стороне угол и биссектриса этого угла одного треугольника равны соответствующим элементам другого треугольника, то такие треугольники равны .
Использованные источники: Г.С.М. Коксетер, С.Л. Грейтцер "Новые встречи с геометрией" (Москва, "Наука" ГРФМЛ, 1978) и Википедия.
Момент инерции определяется как , если распределение массы равномерно, то заменяется на – элементарный объём, – плотность вещества. .
Теорема Штейнера: момент инерции относительно произвольной оси равен сумме момента инерции относительно оси, параллельной данной и проходящей через центр инерции тела, и произведения массы тала на квадрат расстояния а между осями: .
Момент инерции:
1) однородного тонкого стержня массы , длины относительно оси, проходящей через центр масс и перпендикулярной стержню:
2) однородного тонкого стержня массы , длины относительно оси, проходящей через один из концов стержня:
3) тонкого кольца массы , радиуса R относительно оси симметрии, перпендикулярной плоскости кольца:
4) однородного диска (цилиндра) массы , радиуса R, высоты h относительно оси симметрии, перпендикулярной основанию: .
21. Кинетическая энергия вращающегося твёрдого тела.
При вращении тела с угловой скоростью все его элементарные массы движутся со скоростью они обладают кинетической энергией , – для тела, вращающегося вокруг неподвижной оси. При вращении на материальные точки массы , образующие твёрдое тело, действуют как внешние, так и внутренние силы. За промежуток времени испытывает перемещение ,при этом силы совершают работу . Работа всех сил будет равна . При сложении с учётом 3-его закона Ньютона сумма работ внутренних сил = 0. Следовательно, . В соответствии с теоремой о кинетической энергии, приращение кинетической энергии = работе всех сил, действующих на тело .
Вычислим кинетическую энергию твёрдого тела, совершающего произвольное плоское движение. все точки движутся в параллельных плоскостях. Вращение совершается вокруг оси, перпендикулярно плоскостям, и движется вместе с некоторой точкой О. Скорость материальной точки массы представим в виде . Тело перемещается поступательно, следовательно, , – выражение кинетической энергии тела, совершающего произвольное плоское движение. Если в качестве точки О выбрать центр масс, тогда и .
Гироскопы.
Гироскоп (или волчок) – массивное твёрдое тело, симметричное некоторой оси, совершающее вращения вокруг неё с большой угловой скоростью. В силу симметрии гироскопа выполняется . При попытке повернуть вращающийся гироскоп вокруг некоторой оси наблюдается гироскопический эффект – под действием сил, которые, казалось бы, должны были вызвать поворот оси гироскопа ОО вокруг прямой О’O’, ось гироскопа поворачивается вокруг прямой О’’О’’ (ось ОО и прямая О’O’ предполагаются лежащими в плоскости чертежа, а прямая О’’О’’ и силы f1 и f2 – перпендикулярными к этой плоскости). Объяснение эффекта основано на использование уравнения момента . Момент импульса поворачивается вокруг оси ОХ в силу соотношения . Вместе с вокруг ОХ поворачивается и гироскоп. Вследствие гироскопического эффекта на подшипнике, на котором вращается гироскоп, начинают действовать гироскопические силы . Под действием гироскопических сил ось гироскопа стремиться занять положение, параллельное угловой скорости вращения Земли.
Описанное поведение гироскопа положено в основу гироскопического компаса . Преимущества гироскопа: указывает точное направление на географический северный полюс, его работа не подвержена воздействию металлических предметов.
Прецессия гироскопа
– особый вид движения гироскопа имеет место в том случае, если момент действующих на гироскоп внешних сил, оставаясь постоянным по величине, поворачивается одновременно с осью гироскопа, образуя с ней всё время прямой угол. Рассмотрим движение гироскопа с одной закреплённой точкой на оси под действием силы тяжести , – расстояние от закреплённой точки до центра инерции гироскопа, – угол между гироскопом и вертикалью. направлен момент перпендикулярно к вертикальной плоскости, проходящей через ось гироскопа. Уравнение движения: приращение импульса = Следовательно, изменяет своё положение в пространстве таким образом, что его конец описывает окружность в горизонтальной плоскости. За промежуток времени гироскоп повернулся на угол 
ось гироскопа описывает конус вокруг вертикальной оси с угловой скоростью – угловая скорость прецессии.
Уважаемые посетители сайта , предлагает Вашему вниманию работу по математике на тему , где представлены материалы теоретического и практического характера, рекомендации по решению задач с использованием указанной теоремы.
Теорема Штейнера , или, как именуется она в других источниках, теорема Гюйгенса-Штейнера, получила свое название в честь ее автора – Якоба Штейнера (швейцарского математика), а также благодаря дополнениям – Христиана Гюйгенса (голландского физика, астронома и математика). Рассмотрим кратко их вклад в и других наук.
Теорема Штейнера — об авторах теоремы
Якоб Штейнер
(1796—1863)
Якоб Штейнер (1796—1863) — один из , который считается основателем, как синтетической геометрии кривых линий, так и поверхностей второго и высших порядков.
Что касается Христиана Гюйгенса, то его вклад в различные науки тоже не мал. Он значительно усовершенствовал (до 92-кратного увеличения изображения), открыл кольца Сатурна и спутник его — Титан, а в 1673 году в своем довольно содержательном труде «Маятниковые часы», представил работы по кинематике ускоренного .
Теорема Штейнера — формулировка
Согласно теореме Штейнера, установлено, что момент инерции тела при расчете относительно произвольно оси соответствует сумме момента инерции тела относительно такой оси, которая проходит через центр масс и является параллельной данной оси, а также плюс произведение квадрата расстояния между осями и массы тела, по следующей формуле (1):
J= J 0 + md 2 (1)
Где в формуле принимаем соответственно величины: d
– расстояние между осями ОО 1 ║О’O 1 ’;
J 0
– момент инерции тела, рассчитанный относительно оси, что проходит сквозь центр масс и будет определяться соотношением (2):
J 0 = J d = mR 2 /2 (2)
Так как d = R, тогда и момент инерции относительно оси, которая проходит через указанную на рисунке точку А будет определяется формулой (3):
J = mR 2 + mR 2 /2 = 3 / 2 mR 2 (3)
Более подробная информация о теореме представлена в реферате и презентации, которые можно скачать по ссылкам перед статьей.
Теорема Штейнера. Момент инерции – содержание работы
Введение
Часть 1. Динамика вращения твердого тела
1.1. Моменты инерции шара и диска
1.2. Теорема Гюйгенса-Штейнера
1.3. Динамика вращательного движения твердого тела — теоретические основы
Момент импульса
Момент силы
Момент инерции относительно оси вращения
Главный закон динамики вращательного движения твердого тела относительно неподвижной оси
