单自由度系统的振动

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1、第2章 单自由度系统的振动,,单击此处编辑母版文本样式,,第二级,,第三级,,第四级,,第五级,,,*,第2章 单自由度系统的振动,单击此处编辑母版标题样式,,单击此处编辑母版文本样式,,第二级,,第三级,,第四级,,第五级,,,,*,飞行器结构动力学,,第2章 单自由度系统的振动,,1,,第2章 单自由度系统的振动,2.1 单自由度系统的自由振动,2.2 单自由度系统的强迫振动,2.3 单自由度系统的工程应用,2,,第2章 单自由度系统的振动,2.1 单自由度系统的自由振动,3,,2.1,单自由度系统的自由振动,正如第一章所述，振动系统可分为,离散模型,和,连续模型,两种不同的类型

2、。离散模型具有有限个自由度，而连续模型则具有无限个自由度。,,系统的自由度定义为能完全描述系统运动所必须的独立的坐标个数。,在离散模型中，最简单的是,单自由度线性系统,，它用一个二阶常系数常微分方程来描述。这类模型常用来作为较复杂系统的初步近似描述。,,第2章 单自由度系统的振动,4,,弹性元件最典型的例子是弹簧，通常假定弹簧为无质量元件。如图,2-1(a),所示，弹簧力,F,s,,与其相对变形,x,2,-,x,1,的典型函数关系如下图,2-1,（,b,）,所示。,,构成,离散模型,的,元素,有三个，,弹性元件,、,阻尼元件,和,惯性元件,。,,,,构成离散模型的元素,,,弹性元件,图2

3、-1 弹簧模型,2.1,单自由度系统的自由振动,5,,当,x,2,-,x,1,比较小时，可以认为弹簧力与弹簧变形量成正比，比例系数为图中曲线的斜率,k,，如果弹簧工作于弹簧力与其相对变形成正比的范围内，则称弹簧为,线性弹簧,，常数称为,弹簧常数,k,，或,弹簧刚度,。一般用,k,表示。单位为（,N/m,）。,,图2-1 弹簧模型,2.1,单自由度系统的自由振动,6,,阻尼元件,通常称为,阻尼器,，一般也假设为无质量。,,常见的阻尼模型三种形式:,图2-2阻尼模型,,,阻尼元件,,由物体在粘性流体中运动时受到的阻力所致的粘滞阻尼。,,,由相邻构件间发生相对运动所致的干摩擦（库仑）阻尼。,,

4、,由材料变形时材料内部各平面间产生相对滑移或滑动引起内摩擦所致的滞后阻尼。,,粘滞阻尼是一种最常见的阻尼模型。,2.1,单自由度系统的自由振动,7,,在本书中，如无特别说明，所说的阻尼均指,粘滞阻尼,，其阻尼力,F,d,与阻尼器两端的相对速度成正比，如图,2-2（b），,比例系数,c,称为,粘性阻尼系数,，它的单位为牛顿-秒/米（,N-s/m,），,阻尼器,通常用,c,表示。,图2-2阻尼模型,2.1,单自由度系统的自由振动,8,,,惯性元件,就是离散系统的,质量元件,，,惯性力,F,m,与质量元件的加速度 成正比，如图,2-3,所示，比例系数就是质量,m,。,m,的单位为千

5、克（,kg,）。,,图2-3 质量模型,,,,惯性元件,2.1,单自由度系统的自由振动,9,,,,并联时弹簧的等效刚度,在实际工程系统中，常常会有多个弹性元件以各种形式组合在一起的情况，其中最典型的是并联和串联两种形式，分别如图,2-4,（,a,）,和,2-4,（,b,）,所示。,,图2-4 弹簧的组合,,,弹性元件的组合,2.1,单自由度系统的自由振动,（2-1）,所以等效弹簧刚度为,（2-2）,10,,,串联时弹簧的等效刚度,2.1,单自由度系统的自由振动,在图,2-4（b）,所示的串联情况下，可以得到如下关系,将,x,0,消掉，可得,（2-6）,（2-5）,（2-4）,（2-

6、3）,如果有,n,个弹簧串联时，可以证明有以下结论,11,,2.1.1,,单自由度系统的运动方程,,图2-5 单自由度模型,单自由度弹簧-阻尼器-质量系统可由图,2-5（a）,表示，下面用牛顿定律来建立系统的运动方程。绘系统的分离体图如图,2-5（b）,。,,,运动微分方程,2.1,单自由度系统的自由振动,12,,（,2-8,）,,由于 ，,,方程（,2-7,）变为,:,,（,2-8,）,式是一个,二阶常系数常微分方程,。常数,m,,，,c,，,k,是描述系统的,系统参数,。,方程（,2-8,）的求解在振动理论中是十分重要的。,,,用,F,(,t

7、,),表示作用于系统上的外力，用,x,(,t,),表示质量,m,,相对于平衡位置的位移，可得,:,（,2 -7,）,,2.1,单自由度系统的自由振动,13,,ω,n,称为系统的无阻尼自然角频率。可以证明（,2-9,）式具有如下形式的通解:,（,2-9,）,（,2-10,）,2.1.2,无阻尼自由振动,,本节首先讨论单自由度系统的自由振动。在自由振动情况下，,F,(,t,),恒等于零。在（,2-8,）式中令，,F,(,t,) =,0,,，,c,=,0,,则有,:,其中,A,1,和,A,2,为积分常数，由系统的初始条件决定，即由初始位移,x,(,0,),和初始速度 决定。,,,,

8、运动方程,2.1,单自由度系统的自由振动,14,,若引入,（,2-11,）,可得:,蒋(,2-11,)代入(,2-10,)可导得:,（,2-12,）,（,2-13,）,,A,和,φ,也是积分常数，同样由,x,(,0,) 和 决定。方程（,2-13,）表明系统以为,ω,n,频率的简谐振动，这样的系统又称为简谐振荡器。（,2-13,）式描述的是最简单的一类振动。,,2.1,单自由度系统的自由振动,15,,在简谐振动中，完成一个完整的运动周期所需的时间定义为,周期,T,,,周期,从物理概念上讲，,T,代表完成一个完整的振荡所需的时间，事实上,T,等于振动过程中相邻的两个完全相同的状态

9、所对应的时间差，其单位为,秒,。,,,自然频率,自然频率的单位为,赫兹,(HZ)。,自然频率,通常也用每秒的循环次数表示，其数学表达式为:,2.1,单自由度系统的自由振动,（,2-14,）,（,2-15,）,16,,（,2-16,）,下面给出用,初始条件,表示的积分常数,A,和,φ,的表达式。引入符号 ， ，利用方程（,2-10,）不难证明简谐振子对初始条件,x,0,和,v,0,的响应为,比较方程（,2-11,）和（,2-16,），并利用（,2-12,）式的关系，可以导出振幅,A,与相角,φ,有如下形式,,,积分常数,A,和,φ,

10、的表达式,2.1,单自由度系统的自由振动,（,2-17,）,17,,例,2-1,,如图,2-6,,，一个半径为,R,的半圆形薄壳，在粗糙的表面上滚动，试推导此壳体在小幅运动下的运动微分方程，并证明此壳体的运动象简谐振子，计算振子的自然振动频率。,,图2-6 例2-1题图,2.1,单自由度系统的自由振动,18,,（,a,）,分析,:,本例运动方程的建立过程要比弹簧质量系统复杂一些，运用理论力学中平面运动的理论，可建立系统的运动方程。,,设壳体倾斜角为,θ,（如图,2-6,），设,c,为壳体与粗糙表面的接触点，在无滑动的情况下，壳体瞬时在绕c 点作转动。对,c,点取矩，可得系统的运动微分方程。,

11、,解：,2.1,单自由度系统的自由振动,19,,（,b,）,其中，,I,C,为绕点,C,的转动惯量，,M,C,为重力作用下的恢复力矩。为方便起见，设壳体的长度为单位长度，由图,2-6,，对于给定的,θ,，对,C,点的恢复力矩,M,C,有如下形式：,,（,a,）,2.1,单自由度系统的自由振动,20,,（,b,）,（,c,）,壳体对,C,点的转动惯量为,:,,其中,，,dw,是给定角,φ,位置的微元体重量，,ρ,是壳体单位面积的质量。,,2.1,单自由度系统的自由振动,21,,当壳体作,小幅振动,时，即,θ,很小时，引入近似表达式,sin,θ,≈,θ,，,cos,θ,≈,1,， 并将（,b,）、

12、（,c,）两式代入（,a,）中，得到:,（,d,）,（,e,）,（,f,）,整理可得,:,,（,e,）式表明，当,θ,很小时，系统运动的确象,简谐振子,，其,自然频率,为,:,,（,a,）,2.1,单自由度系统的自由振动,22,,（,2-18b,）,（,2-19,）,(2-20),2.1.3,有阻尼自由振动,,,有阻尼自由振动方程,:,,其中， 称为粘性阻尼因子。设（,2-18b,）式的解有如下形式,:,将（,2-19,）代入（,2-18b,）中，可得代数方程,,,有阻尼自由振动方程,,2.1,单自由度系统的自由振动,（,2-18a,）,,写成

13、,:,,23,,(2-20),这就是系统的特征方程，它是,s,的二次方程，有两个解：,,很明显,，,s,1,、,s,2,的性质取决于阻尼因子,ζ,，其相互关系可以从,s,平面，即复平面上得到反映（如图,2-7,）。,,（,2-21,）,图2-7,s,1,、,s,2,的复平面表示,2.1,单自由度系统的自由振动,24,,（,2-20,）式的根,s,1,,、,s,2,作为阻尼因子,ζ,的函数在复平面上描绘出一条曲线，图中可直观地了解参数,ζ,对系统运动行为的影响，或者说对系统响应的影响。,,,,参数,ζ,对系统响应的影响。,(2-20),2.1,单自由度系统的自由振动,25,,,,当,ζ,=,

14、0,时，得到两个复根±,i,ω,n,，此时系统就是简谐振子。,,,当,0,,＜,ζ,,＜,,1,时， 为复共轭，在图中对称地位于实轴的两侧，并位于半径为,ω,n,的圆上。,,,当,ζ,=,1,时，特征方程的根,s,1,、,s,2,为－,ω,n,，落在实轴上。,,,,当,ζ,＞,1,时，特征方程的根始终在实轴上,且随着,ζ,→∞，,s,1,→,0,、,s,2,,→∞,（,2-21,）,2.1,单自由度系统的自由振动,26,,,将特征方程的根（,2-21,）代入（,2-19,）式，可得系统的,通解,,:,（2-22）,（,2-19,）,（,2-21,）,,,系统的通解,2.1,单自由度系统

15、的自由振动,27,,式（,2-22,），对应于,ζ,＞,1,的情况，此时系统的运动是,非振荡,的，并且随时间,按指数规律衰减,，,x,(,t,) 的确切形状取决于,A,1,和,A,2,，也即取决于初始位移,x,0,和初速度,v,0,。,ζ,＞,1,的情况称为,大阻尼,或,过阻尼,。,,,大阻尼(,ζ,＞,1),（2-22）,2.1,单自由度系统的自由振动,28,,这也代表一指数衰减的响应，,ζ,=,1,的情况称为临界阻尼。,在特殊情况,ζ,=,1,,方程（,2-20,）有一个重根，s,1,=s,2,=－,ω,n,，不难证明在这种情况下，系统有如下形式的解:,（,2-23,）,,,由

16、表达式 可见当,ζ,=,1,时，临界粘性阻尼,,,临界阻尼（,ζ,=,1,）,,,临界阻尼是,ζ,,＞,1,和,ζ,,＜,1,的一个分界点，应该注意到，,ζ,=,1,时，系统的运动趋近于平衡位置的速度是最大的。,,,ζ,=,1,也是系统振动与非振动运动的临界点。,2.1,单自由度系统的自由振动,（,2-20,）,29,,图,2-8,,ζ,＞,1,时,x,(,t,) 曲线,ζ,,＞,1,、,ζ,=,1,时系统的自由振动如图,2-8,--,图,2-9,。,图,2-9,ζ,=,1,时,x,(,t,) 曲线,2.1,单自由度系统的自由振动,30,,

17、其中， ，通常称为有阻尼自由振动频率。,,由于,,:,（,2-25,）,,0,,＜,ζ,,＜,,1,时，解（,2-22,）可改写成如下形式：,,（,2-24,）,,,小阻尼（,0,,＜,ζ,,＜,,1,）,2.1,单自由度系统的自由振动,31,,方程（,2-24,）简化成,（,2-27,）,可见上式表示的运动为振动，频率为常值 ，相角为 ，而幅值为 ，以指数形式衰减。常数 、 由初始条件决定。 称为,小阻尼,或,欠阻尼,情况。,并设,（,2-26,）,2.1,单自由度系统的自

18、由振动,32,,小阻尼情况的典型响应曲线如图,2-10,所示，曲线 为响应曲线的,包络线,。很明显，当,t,→∞ ，,x,(,t,) →,0,，因此响应最终趋于消失。,,图,2-10 0,,＜,ζ,,＜,,1,时,x,(,t,) 曲线,2.1,单自由度系统的自由振动,33,,,例,2-2,,对于图,2-5,所示的单自由度系统，计算系统分别在 ， 和 时，对于初始条件,， 的响应。,,解: 对于 ，用（,2-22,）式有

19、 ，所以,（,a,）,因此,系统响应应有如下形式,（,b,）,因此，系统响应对（,b,）式求导，并代入初始条件 可得,（,c,）,可得 时，系统的响应,（,d,）,2.1,单自由度系统的自由振动,34,,对于 ，从（,2-23,）式中容易导出 和 ，所以此时的响应为:,,（,e,）,,,,对于 ，在（,2-27,）式中用初始条件 得 ，幅值则与初始速度有关， ，因此（,2-2

20、7,）简化为,,:,（,f,）,,,表达式（,d,）、（,e,）、（,f,）分别对应于大阻尼、临界阻尼和小阻尼的情况，其图形分别见图,2-8,～,2-10,。图中将 、 、 作为参数，给出了响应 随这些参数的变化规律。,,2.1,单自由度系统的自由振动,35,,2.1.4,对数衰减率,如前所述，在小阻尼情况下粘性阻尼使振动按指数规律衰减，而指数本身又是阻尼因子 的线性函数。下面来寻求通过衰减响应确定阻尼因子 的途径。,,图2-11,, 0<,ζ,<,1,时,x,(,t,)的一般规律,在图,2-11,中，设,t,1,和,t,2,表示两相邻周期中相

21、距一个完整周期,T,的两对应点的时间。,2.1,单自由度系统的自由振动,36,,由（,2-27,）式，可得,（,2-28,）,（,2-27,）,由于 ， 是有阻尼振动的周期，所以,（2-29）,这样（,2-28,）式可化为:,2.1,单自由度系统的自由振动,37,,观察（,2-29,）式的指数关系，可以自然地引入以下关系式:,（,2-30,）,要确定系统的阻尼，可以测量两任意相邻周期的对应点,x,1,和,x,2,，计算对数衰减率,（,2-31,）,此处，,δ,称为,对数衰减率,。,从而得到,2.1,单自由度系统的自由

22、振动,38,,对于微小阻尼情况，（,2-31,）式可近似为,（,2-32,）,值得注意的是， 可以通过测量相隔任意周期的两对应点的位移 ， 来确定。设 、 为 、 对应的时间， 为整数，则,,（,2-33,）,由（,2-33,）可导得,（,2-34,）,2.1,单自由度系统的自由振动,39,,例,2-3,,实验观察到一有阻尼单自由度系统的振动幅值在,5,个完整的周期后衰减了,50%,，设系统阻尼为粘性阻尼，试计算系统的阻尼因子。,,解:设 ，则,由（,2-31,）、（,2-32,）式分别得到：,2.1,单自由

23、度系统的自由振动,40,,2.1.5 弹簧的等效质量,在图,2-12,中，设弹簧 具有质量，其单位长度的质量为 ，那么弹簧的质量对系统的振动有多大影响呢？下面就来讨论这个问题。,图2-12 弹簧等效质量系统示意图,设质量 的位移用 表示，弹簧的长度为 ，那么距左端为 的质量为 的微单元的位移则可假设为 ，设 为常数。,2.1,单自由度系统的自由振动,41,,（,2-35,）,（,2-36,）,根据能量守恒原理,（,2-37,）,则系统的动能和势能可分别表示为,2.1,单自由度系统的自由振动,42,,可得,（,2-38,

24、）,此处 称为,等效质量,。,可见弹簧的质量将会使系统的自然频率降低到,（,2-39,）,（,2-39,）式表明弹簧将自身质量的三分之一贡献给系统的等效质量，当然，前提是假设弹簧按 规律变形的。如果假设其他类型的变形模式，影响效果则有可能不同。,,,2.1,单自由度系统的自由振动,43,,第2章 单自由度系统的振动,2.2 单自由度系统的强迫振动,44,,2.2 单自由度系统的强迫振动,工程振动中一个很重要方面是分析系统对外部激励的响应，这种振动有别于上节的自由振动，称为,强迫振动,，这是本节要讨论的内容。

25、,,对于线性系统，根据叠加原理，可以分别求系统对于初始条件的响应和对于外部激励的响应，然后再合成为系统的总响应。,45,,2.2.1,,系统对于简谐激励的响应,,对于图,2-5,所示的有阻尼单自由度系统，其运动方程为,（2-40）,首先考虑最简单的情况，即,简谐激励,情况，设,F,(,t,),有如下形式,图2-5 单自由度模型,（,2-41,）,,,运动方程,2.2 单自由度系统的强迫振动,46,,（,2-41,）,将（,2-41,）代入（,2-40,），两边同除以,m,有,,（,2-42,）,,当,A,为零时，系统为齐次方程，其解就是系统的自由振动响应，自由振动响应随时间衰减，最后消

26、失，所以自由振动响应也叫,瞬态响应,。,,式（,2-42,）的特解也就是强迫振动响应不会随时间衰减，所以称为,稳态响应,。,2.2 单自由度系统的强迫振动,47,,（,2-43,）,将（,2-43,）代入方程（,2-42,），可得,,（,2-44,）,利用三角函数关系,,并令（,2-44,）式中 和 项的系数相等可得,（,2-45,）,设系统（,2-42,）的稳态响应有如下形式,,,稳态响应,2.2 单自由度系统的强迫振动,48,,（,2-46,）,（,2-47,）,将（,2-46,）、（,2-47,）代入（,2-43,）得到系

27、统的,稳态解,。,解（,2-45,）式可得,,2.2 单自由度系统的强迫振动,49,,典型的激励与响应关系曲线如图,2-13,所示。,,将,f,(,t,),用复数形式表示:,,图,2-13,简谐激励,f,(,t,),与响应,x,(,t,),曲线,（,2-48,）,,f,(,t,),的这种表示只是一种数学上的处理，是为了求解方便，不言而喻地隐含着激振力仅由,f,(,t,),的实部表示，当然，响应也应由,x,(,t,),的实部表示。,,2.2 单自由度系统的强迫振动,50,,系统的稳态响应,,（,2-50,）,由上式可见，系统稳态响应,x,(,t,),与激振力,f,(,t,),成正比，且比例因

28、子为,（,2-51,）,这称为,复频响应,.,在复数表示情况下，系统响应和激励满足关系,（,2-49,）,2.2 单自由度系统的强迫振动,51,,由（,2-51,）式，可见 的模 等于响应幅值和激励幅值 的无量纲比，即,,常称为,幅值因子,。,,（,2-53,）,2.2 单自由度系统的强迫振动,52,,图,2-14,简谐激励的响应,图,2-14,给出了在不同阻尼比 下 与 的关系曲线。,从图中可见，阻尼使系统的振幅值减小，也使峰值相对于 的位置左移。,2.2 单自由度系统的强迫振动,

29、53,,（,2-54,）,,,,当,ζ,=,0,时，在,ω,=,ω,n,处︱,H,(,ω,) ︱不连续。,对（,2-53,）式求导，并令其等于零，可得到曲线峰值点对应的,ω,值,,,,当,ζ,=,0,时，对应于无阻尼情况，此时系统的齐次微分方程就是,简谐振子,。,,,当驱动频率,ω,趋近于系统的自然频率,ω,n,时，简谐振子的响应趋于无穷，这种状态称为,共振,，系统会发生剧烈振动。,2.2 单自由度系统的强迫振动,54,,值得注意的是，当,ω,=,ω,n,时，（,2-50,）式所表示的解已不适用了，必须对系统（,2-42,）重新求解。,,在微小阻尼情况下，如,ζ,＜,0,.,05,，

30、︱,H,(,ω,) ︱的极大值的位置几乎与,ω,/,ω,n,=,1,相差无几，引入符号︱,H,(,ω,) ︱,max,=,Q,，在微小阻尼情况下，有,（,2-55,）,,,品质因子,Q,（,2-42,）,,Q,通常称为,品质因子,。,2.2 单自由度系统的强迫振动,55,,（,2-59,）,相角表达式如上。可以通过傅里叶变换求得或直接将式,（,2-47,）,拿来。,,,相角,φ,2.2 单自由度系统的强迫振动,56,,从（2-,59,）式和图2-15可以看出:,,,对应于不同,ζ,值的所有曲线均在,ω,/,ω,n,=,1,处通过共同点 。,对于,ζ,=,0,，随

31、,ω,/,ω,n,的变化曲线在,ω,/,ω,n,=,1,处间断。从 的,φ,=,0,跳到,ω,/,ω,n,＞,1,时的,φ,=,π,。这可以通过,ζ,=,0,时的,x,(,t,)解来解释。,,,对于,ω,/,ω,n,＜,1,情况随,ω,/,ω,n,减小，相角趋于零。,,,,对于,ω,/,ω,n,＞,1,情况，随,ω,/,ω,n,增大，相角趋于,π,。,,图2-15 简谐激励的相位,即,ω,/,ω,n,＜,1,时响应同相，,ω,/,ω,n,＞,1,时响应反相。,2.2 单自由度系统的强迫振动,57,,方程,（2-61）,也清楚地表明简谐振子在驱动频率,ω,趋近于自然频率,ω,n,时，响应变

32、为无穷大。,下面讨论简谐振子的共振响应，此时系统的运动方程变为,:,（,2-62,）,（2-61）,,,简谐振子的共振响应,2.2 单自由度系统的强迫振动,58,,不难证明系统有如下特解,（,2-63,）,此式表明，解是一幅值随时间线性增加的振荡响应，这隐含了随着时间的增大，解将趋于无穷。因此在工程上讲，共振是很危险的状态，一定要避免。上式所描述的共振响应特性示于下图。,图,2-16,简谐振子的共振响应,有阻尼单自由度系统的总响应可由其自由响应与强迫响应叠加而成。,,2.2 单自由度系统的强迫振动,59,,例2-5 研究一种基础激振的情况。如图2-18所示:,解:系统的运动微分方程有如下

33、形式,,:,图,2-18,例,2-5,题图,,简化为:,设基础的运动为简谐运动，有如下形式,则系统的响应为,2.2 单自由度系统的强迫振动,60,,将 简写成,那么,无量纲比可写为,2.2 单自由度系统的强迫振动,61,,2.2.2,,系统对周期激励的响应,,在工程振动中，也遇到大量其他类型的非简谐周期激励。利用,Fourier,级数展开的方法，可以将周期为,T,的任何函数展成如下形式,（2-72）,和 由右式求得,,（2-73）,,,2.2 单自由度系统的强迫振动,62,,为了求解方便，将（2-73）式用复数形式表示,（2-74）,这里 为复常数，由下式给定,

34、,由复数运算规律得,(2-74)式等效于下式,其中,,（2-75）,2.2 单自由度系统的强迫振动,（2-76）,（2-77）,63,,这里， 为对应于频率为 的复频响应，即,,有阻尼单自由度系统对于（2-76）式所示激励的响应，可以求得下式,,（2-78）,（2-79）,类似地，解（2-78）可写成,,（2-80）,2.2 单自由度系统的强迫振动,64,,为,的模，而,（2-81）,由解的表达式（2-78）和（2-80）可看出，对于周期激励的响应 也是周期的，且与 有同样的周期。另外，当某个 接近系统的自然频率 时，系统的响应中此简谐分量将占主

35、导地位，特别是当 时，系统均发生共振，也就是说周期激励同样可以激起系统共振，只要某 与 重合。,2.2 单自由度系统的强迫振动,65,,2.2.3 非周期激励的响应,在非周期激励的情况下，系统的响应将不再是“稳态”的，而是“非稳态”的。求解系统在非周期激励下瞬态响应的方法有多种，将激励描述成一系列脉冲，通过求各个脉冲的响应，然后叠加来求解系统的瞬态响应是常见的方法之一，下面详细叙述此方法。,,单位脉冲函数,的数学定义为,当 时,,（2-82）,2.2 单自由度系统的强迫振动,66,,按单位脉冲函数的定义，在,t,=,a,时刻作用的一

36、个任意幅值 的脉冲力可表示为,,（2-83）,系统在零初始条件下，对于,t,=,0,时的单位脉冲力的响应，称为单位脉冲响应，并用,h,(,t,),表示。系统对于,t,=,a,时刻单位脉冲力的响应则相应为,h,(,t,–,a,),。,,下面求解有阻尼单自由度系统对于脉冲力 的响应，此时系统的方程为,,（2-84）,由于脉冲的作用时间,ε,极短， 即,ε,→,0,，对方程,（2-84）,两边在区间,ε,积分，并设初始条件,,（2-85）,2.2 单自由度系统的强迫振动,67,,其中,,（2-86）,符号,,表示在 区间内系统速度的变化

37、。另一方面，由于脉冲作用时间极短，系统在瞬间不可能获得位移增量，即 。由,（2-85 ）、（2-86）,可得,,（2-87）,2.2 单自由度系统的强迫振动,68,,,(2-87),式可以理解为作用于 时的脉冲力，使系统产生一瞬间的速度增量，这样就可以将这一脉冲作用等价为系统具有初速度 。因此，系统的响应为,,（2-88）,单位脉冲响应可以由,（2-88）,式得到，令 ，则有,,（2-89）,2.2 单自由度系统的强迫振动,69,,对一任意激励函数 ，可以看成由一系列变幅值的脉冲所组

38、成。在任意时刻 ，对应一时间增量 ，相应的脉冲幅值为 ，脉冲力在数学上可描述为,,，此时系统的,,响应,（2-90）,系统总的响应为,,（2-91）,令 ，我们可得到,,（2-92）,2.2 单自由度系统的强迫振动,70,,（2-92）式称为,卷积或杜哈美（,Dugamel,）积分,，表示系统的响应为一系列脉冲响应的叠加。将（2-89）式代入（2-92）得,,（2-93）,这就是有阻尼单自由度系统对于任意激励 的响应。注意，（2-93）未考虑系统的初始条件。根据卷积的性质，（2-92）可写为另一种形式,,（2-94）

39、,2.2 单自由度系统的强迫振动,71,,,,阶跃响应,作为卷积的一个例子，下面讨论有阻尼单自由度系统对单位阶跃函数的响应，,单位阶跃函数,定义为,,（2-95）,很明显，单位阶跃函数在 处不连续，在此点处，函数值由,0,跳到,1,。如果不连续点在 处，则单位阶跃函数用 表示。,值得注意，单位阶跃函数与单位脉冲函数有密切关系，在数学上可表示为,,（2-96）,此处， 仅仅是积分变量。反过来有,,2.2 单自由度系统的强迫振动,72,,（2-97）,系统对于作用于 时的单位阶跃力的响应称为单位阶跃响应，并用 表示。将 和 代入卷积公式，可得单位阶跃响应,（2-98）,经积分可得,,（2-99）,此处 的作用是使,（2-99）,式在 时， 。,,系统响应的求法还有,Fourier,积分法,，,Laplace,变换法,，这里不做介绍。,,2.2 单自由度系统的强迫振动,73,,谢谢大家,74,,