Tema 16 Cinetica Del Cuerpo Rigido

1º I.T.I. : MECANICA I

TEMA Nº 16: DINÁMICA

CINÉTICA DEL CUERPO RÍGIDO Departamento: INGENIERÍA MECÁNICA, ENERGÉTICA Y DE MATERIALES

Departamento de Ingeniería Mecánica, Energética y de Materiales Ingeniaritza Mekanikoa, Energetikoa eta Materialeen Saila

I.T.I 1º: MECANICA I  



Punto 16.1 Introducción Punto 16.2 Ecuaciones del movimiento plano Punto 16.3 Momentos y Productos de Inercia     



Indice

Punto 16.3.1 Momento de Inercia Punto 16.3.2 Radio de giro Punto 16.3.3 Teorema de Steiner Punto 16.3.4 Producto de Inercia Punto 16.3.5 Momentos de Inercia principales

Punto 16.4 Traslación, Rotación y movimiento plano cualquiera de un cuerpo rígido   

Punto 16.4.1 Traslación Punto 16.4.2 Rotación en torno a un eje fijo Punto 16.4.3 Movimiento plano cualquiera -2-


I.T.I 1º: MECANICA I

16.1 Introducción

Dado que un cuerpo rígido es un conjunto de puntos materiales, podremos utilizar las relaciones desarrolladas en el capítulo anterior para el movimiento de un sistema de puntos materiales. En este capítulo se aplicará muchas veces la ecuación: R  m aG Ecuación que relaciona la resultante R de las fuerzas aplicadas exteriormente con la aceleración aG del centro de masa G del sistema.

En el caso más general en que la resultante del sistema de fuerzas exteriores consista en una fuerza resultante R que pase por el CDM G más un par de momento C, el cuerpo experimentará Rotación y Traslación. Las leyes de Newton sólo son aplicables al movimiento de un punto material (traslación), no siendo adecuadas para describir el movimiento de un cuerpo rígido que puede ser de traslación más rotación; así pues, se necesitarán ecuaciones adicionales para relacionar los momentos de las fuerzas exteriores con el movimiento angular del cuerpo. -3-


16.2 Ecuaciones del movimiento plano


A continuación se van a extender las leyes de Newton para poder cubrir el movimiento plano de un cuerpo rígido, proporcionando así ecuaciones que relacionen el movimiento acelerado lineal y angular del cuerpo con las fuerzas y momentos que lo originan. Dichas ecuaciones pueden utilizarse para determinar: 1.- Las aceleraciones instantáneas ocasionadas por fuerzas y momentos conocidos, o 2.- Las fuerzas y momentos que se necesitan para originar un movimiento prefijado. En el capítulo anterior se desarrolló el “principio del movimiento del centro de masa” de un sistema de puntos materiales. Como un cuerpo rígido se puede considerar como un conjunto de puntos materiales que mantienen invariables sus distancias mutuas, el movimiento del CDM G de un cuerpo rígido vendrá dado po la ecuación: R  m aG Escalarmente:

F

x

Rx  m aGx

F

y

Ry  m aGy

F

z

Rz  m aGz

La ecuación anterior se obtuvo simplemente sumando fuerzas, con lo que no se tiene información de la situación de su recta soporte.

-4-



El movimiento real de la mayoría de los cuerpos rígidos consiste en la superposición de la traslación originada por la resultante R y la rotación debida al momento de esa fuerza cuando su recta soporte no pasa por el CDM G del cuerpo.

ANALISIS DE LA ROTACIÓN: Consideremos un cuerpo rígido de forma arbitraria como el de la figura. • El sistema de coordenadas XYZ está fijo en el espacio. • El sistema de coordenadas xyz es solidario al cuerpo en el punto A. • El desplazamiento de un elemento de masa dm respecto al punto A viene dado por el vector ρ y respecto al origen O del sistema de coordenadas XYZ viene dado por el vector R. • El desplazamiento del punto A respecto al origen O del sistema XYZ lo da el vector r. -5-


I.T.I 1º: MECANICA I Las resultantes de las fuerzas exteriores e interiores que se ejercen sobre el elemento de masa dm son F y f, respectivamente. Así, el momento respecto al punto A de las fuerzas F y f es: dM   x ( F  f ) A



según la 2ª ley de Newton: F  f  dm adm  dm R Así:

dM A   x ( F  f )  (  x adm ) dm

Por otro lado, la aceleración adm de un cuerpo rígido en movimiento plano puede escribirse:

adm  a A   x     x  x  

Sustituyendo e integrando, tenemos:





M A   (  x a A ) dm    x  x   dm    x   x  x    dm m

m

m

-6-


El MOVIMIENTO PLANO de un cuerpo rígido es un movimiento en el cual todos los elementos del cuerpo se mueven en planos paralelos, llamando plano del movimiento a un plano paralelo que contiene el CDM G.


Según la figura, los vectores velocidad angular y aceleración angular serán paralelos entre sí y perpendiculares al plano de movimiento. Si tomamos el sistema de coordenadas xyz de manera que el movimiento sea paralelo al plano xy, tendremos que: a      0 Az

x

y

z    z   z   Para el movimiento en el plano xy, los diferentes términos de la expresión de MA, cuando el punto A está situado en el plano de movimiento se desarrollan a continuación: -7-



i

j

0

0    y i x j i j k y z 0 0    y  i x j

x

k

x



y

z



M A    x a A  dm    x  x   dm    x   x  x    dm m

i

j

x

y

a Ax

a Ay

m

m

k

z   z a Ay i  z a Ax j x a Ay  y a Ax  k

0

i

j

k

0

0

  x 2 i y  2 j

 y

x

0 -8-







M A    x a A  dm    x  x   dm    x   x  x    dm m

m

m





y z  2 i z x 2 j

 x z  i  y z  j x 2  y 2  k

 z aAy i  z aAx j x aAy  y aAx k

M Ax  a Ay  z dm    z x dm   2  y z dm m

M Ax i  M Ay j M Az k

m

m

M Ay  a Ax  z dm    y z dm   2  z x dm m

m

m





M Az  a Ay  x dm  a Ax  y dm    x 2  y 2 dm m

m

m

-9-



Las integrales que aparecen en el desarrollo anterior son:

 x dm x m  z x dm  I m

Momentos primeros

Azx

m

 y dm  ym  y z dm  I m

m

 z dm  zm

 x

m

m

2



Productos de Inercia Ayz

 y 2 dm  I Az

Momento de Inercia

Como z  0 ya que se trata de un movimiento plano en el plano xy que pasa por el CDM G (y por el punto A) tenemos:

M Ax   I Azx   2 I Ayz M Ay   I Ayz   2 I Azx

M Az  a Ay x m  a Ax y m   I Az - 10 -


I.T.I 1º: MECANICA I Este sistema de ecuaciones relaciona los momentos de las fuerzas exteriores que se ejercen sobre el cuerpo rígido con las velocidades angulares y las propiedades inerciales del cuerpo.

M Ax   I Azx   2 I Ayz M Ay   I Ayz   2 I Azx M Az  a Ay x m  a Ax y m   I Az

Los momentos de las fuerzas y los momentos y productos de inercia lo son respecto a los ejes xyz que pasan por el punto A y están fijos en el cuerpo. Si no estuvieran fijos en el cuerpo, los momentos y productos de inercia serían funciones del tiempo. Las ecuaciones muestran que pueden ser necesarios los momentos MAx y MAy para mantener el movimiento plano en torno al eje z. En la mayoría de los problemas de Dinámica referentes al movimiento plano, se pueden simplificar las ecuaciones anteriores. - 11 -



Casos particulares:

A.- Cuando el cuerpo es simétrico respecto al plano de movimiento xy, los productos de inercia se anulan (IAyz = IAzx = 0) con lo que las ecuaciones anteriores se reducen a:

M Ax  0 M Ay  0 M Az  a Ay x m  a Ax y m   I Az B.- Si además de ser simétrico el cuerpo respecto al plano de movimiento, tomamos el origen del sistema de coordenadas xyz en el cdm G del cuerpo x  y  0 , las ecuaciones anteriores se reducen a:





M Ax  0

M Ay  0 M Az   I Gz - 12 -



16.3 Momentos y Productos de Inercia

En el anterior estudio del movimiento de un cuerpo rígido, hemos encontrado expresiones en las que interviene el producto de la masa de un pequeño elemento por el cuadrado de su distancia a una recta de interés. Este producto recibe el nombre de momento de inercia del elemento.

16.3.1 Momento de Inercia Así pues, el momento de inercia dI de un elemento de masa dm respecto al eje OO es:

El momento de inercia de todo el cuerpo respecto al eje OO es:

dI  r 2 dm

I   r 2 dm m

Siempre será positivo dado que tanto la masa como el cuadrado de su distancia al eje son cantidades positivas y como tiene las dimensiones ML2, su unidad de medida del SI será el kg.m2 - 13 -


I.T.I 1º: MECANICA I Los momentos de inercia de un cuerpo respecto a los ejes de coordenadas de un sistema xyz se pueden determinar considerando un elemento de masa como el de la figura, así:





dI x  rx2 dm  y 2  z 2 dm

Para los ejes y y z se pueden escribir ecuaciones análogas con lo que nos quedaría:













I x   rx2 dm   y 2  z 2 dm m

m

I y   ry2 dm   x 2  z 2 dm m

m

I z   rz2 dm   x 2  y 2 dm m

m - 14 -



Momentos de inercia de cuerpos compuestos

Muchas veces el cuerpo de interés puede descomponerse en varias formas simples tales como cilindros, esferas, placas y varillas, para las cuales se han calculado y tabulado previamente los momentos de inercia. Ver tablas siguientes. El momento de inercia del cuerpo compuesto respecto a un eje cualquiera es igual a la suma de los momentos de inercia de las distintas partes que lo componen respecto a dicho eje. 2 2 2 Por ejemplo, I x  rx dm  y  z dm 







m

m

 y m1

2



 z 2 dm 



 y m2

2



 z 2 dm  ...

 y

2



 z 2 dm 

mn

 I x1  I x2  ... I xn Cuando una de las partes componentes sea un agujero, su momento de inercia deberá restarse del momento de inercia de la parte mayor para obtener el momento de inercia del cuerpo compuesto. - 15 -



16.3.2 Radio de giro

El momento de inercia (al tener las dimensiones de masa por el cuadrado de una longitud) se podrá expresar como producto de la masa m del cuerpo por el cuadrado de una longitud k llamada radio de giro. Así pues, el momento de inercia I de un cuerpo respecto a una recta dad se puede expresar en la forma

I  mk

2

o sea k 

I m

El radio de giro de la masa de un cuerpo respecto a un eje cualquiera puede interpretarse que es la distancia al eje de un punto en el que habría que concentrar toda la masa del cuerpo para tener el mismo momento de inercia respecto al eje que la masa real. No existe ninguna interpretación física útil del radio de giro; no es más que un medio conveniente de expresar el momento de inercia de masa de un cuerpo en función de su masa y una longitud. - 16 -



16.3.3 Teorema de Steiner para momentos de inercia

Considérese el cuerpo representado en la figura, en cuyo centro de masa G se toma el origen del sistema de coordenadas xyz y considérese también un sistema de coordenadas xý´z´ de origen en el punto Oý ejes paralelos a los anteriores. En la figura se observa que

x´ x  x

y´ y  y

z´ z  z

La distancia dx que separa los ejes xý x es

dx  y2  z 2 Así pues, el momento de inercia del cuerpo respecto al eje x´, paralelo al eje x que pasa por el centro de masa es, 2

I x   rx´ dm

desarrollando

m

- 17 -








I x   rx2´ dm    y  y   z  z  dm 


m



2

2

m

  y 2  z 2 dm  y 2  dm  2 y  ydm  z 2  dm  2 z  zdm m

Ahora bien, como

 y

m 2

m



m

m

 z 2 dm  I xG

m

y como los ejes y y z pasan por el centro de masa G del cuerpo,

Por tanto,

 y dm  0

 z dm  0

m

m

  x  x

 m  I m  I

I x´  I xG  y 2  z 2 m  I xG  d x2 m I y´  I yG I z´  I zG

2

2

z

2

 y2

yG

d m 2 y

Teorema de Steiner para momentos de inercia

2  d zG zm - 18 -


I.T.I 1º: MECANICA I Así pues, si se conoce el momento de inercia de un cuerpo respecto a un eje que pase por su centro de masa, se podrá hallar el momento de inercia respecto a otro eje cualquiera paralelo a él, sin necesidad de integración, utilizando las ecuaciones anteriores. Entre los radios de giro respecto a estos dos ejes paralelos existe una relación similar dada por 2 2 2

k x´ m  k xG m  d x m

luego

2 k x2´  k xG  d x2 2 k y2´  k yG  d y2 2 k z2´  k zG  d z2

Los dos sistemas de ecuaciones enmarcados sólo son válidos para pasar de ejes xyz que pasen por el centro de masa a otros ejes paralelos a ellos o al revés. ¡No son válidos para ejes paralelos arbitrarios! - 19 -



16.3.4 Producto de inercia

En los estudios de movimientos de cuerpos rígidos aparecen, a veces, expresiones en las que intervienen el producto de la masa de un pequeño elemento por las distancias del mismo a un par de planos de coordenadas ortogonales. Se trata de del producto de inercia del elemento. Por ejemplo, el producto de inercia del elemento representado en la figura respecto a los planos xz e yz es

dI xy  x y dm La suma de los productos de inercia de todos los elementos de masa del cuerpo respecto a los mismos planos ortogonales se define como el producto de inercia del cuerpo.

I xy   x y dm m

- 20 -


Así pues, los tres productos de inercia del cuerpo representado son


I xy   x y dm I yz   y z dm I zx   z x dm m

m

m

Los productos de inercia, como los momentos de inercia, tienen las dimensiones ML2 por lo que su unidad de medida del SI será el kg.m2 El producto de inercia de un cuerpo puede ser positivo, negativo o nulo ya que las coordenadas tiene signos independientes. El producto de inercia será nulo cuando uno u otro de los planos sea un plano de simetría, ya que los pares de elementos simétricos respecto a éste tendrán productos de inercia opuestos cuya suma dará cero. Los productos de inercia de placas delgadas con densidad ρ uniforme, con grosor t uniforme y una sección de área A y suponiendo además que los ejes x e y están contenidos en el plano medio de la placa (plano de simetría), serán

I xym   x y dm   x y  dV   x y  t dA  t  x y dA  t I xyA m

V

I yzm   y z dm  0 m

A

y

V

I zxm   z x dm  0 m

- 21 -


Se puede desarrollar, para los productos de I.T.I 1º: inercia, un teorema de Steiner muy parecido al de MECANICA I los momentos segundos mixtos de superficie vistos anteriormente. Considérese el cuerpo representado en la figura, el cual tiene un sistema de coordenadas xyz con origen en el centro de masa G del cuerpo y un sistema de coordenadas xý´z´ con origen en el punto O´ y ejes paralelos a los anteriores. En la figura se observa que

x´ x  x

y´ y  y

z´ z  z

Por tanto,

I x´ y´   x´ y´ dm   x  x  y  y  dm  x y  dm  x  y dm  y  x dm   x y dm m

como

m

 x y dm  I m

xyG

m

;

 y dm  0 m

tenemos que: I x´ y´  I xyG  x y m

;

m

m

m

 z dm  0 m

I y´ z´  I yzG  y z m

I z´ x´  I zxG  z x m - 22 -



16.4 Traslación, Rotación y movimiento plano cualquiera de un cuerpo rígido

Los problemas de movimiento plano se pueden clasificar, según su naturaleza, en: 1.- Traslación. 2.- Rotación en torno a un eje fijo. 3.- Movimiento plano cualquiera. Los dos primeros son casos particulares del Movimiento plano cualquiera. Para un cuerpo de forma arbitraria, las ecuaciones de Movimiento plano cualquiera desarrolladas anteriormente vienen dadas por las ecuaciones en la forma:

 Fx  max Traslación

 Fy  ma y F

z

0

M Ax   I Azx   2 I Ayz M Ay   I Ayz   2 I Azx

Rotación

M Az  a Ay x m  a Ax y m   I Az - 23 -



16.4.1 Traslación

Un cuerpo rígido lleva movimiento de Traslación cuando todo segmento rectilíneo del cuerpo se mantenga paralelo a su posición inicial a lo largo del movimiento. Durante la Traslación, no hay movimiento angular (ω = α = 0); por tanto, todas las partes del cuerpo tienen la misma aceleración lineal a. La Traslación sólo puede tener lugar cuando la recta soporte de la resultante de las fuerzas exteriores que se ejercen sobre el cuerpo pase por su CDM G. En el caso de Traslación, con el origen del sistema de coordenadas xyz en el CDM G del cuerpo x  y , las 0 ecuaciones para un movimiento plano cualquiera se reducen a:

F  ma F  ma M  0 x

Gx

y

Gy

Gz

- 24 -


Cuando un cuerpo está animado de una traslación I.T.I 1º: como la ilustrada en la 1ª figura, podemos tomar MECANICA I el eje x paralelo a la aceleración aG, en cuyo caso la componente aGy de la aceleración será nula. Cuando el CDM de un cuerpo siga una curva plana, como se observa en la 2ª figura, suele ser conveniente tomar los ejes x e y en las direcciones de las componentes instantáneas normal y tangencial de la aceleración. Si se suman los momentos de las fuerzas exteriores respecto a un punto que no sea el CDM deberá modificarse la ecuación de momentos a fin de tener en cuenta los efectos de aGx y de aGy. Así,

F  ma F  ma M  a x

Gx

y

Gy

Az

Gy

x m  aGx y m - 25 -



PROBLEMA 16.1

La puerta de un hangar tiene por dimensiones 4,8 x 6,0 m, pesa 4 kN y está sostenida por dos rodillos. Para abrirla, se aplica una fuerza F de 1,5 kN. Determinar la aceleración de la puerta y las fuerzas de sustentación que sobre ella ejercen los rodillos. Despréciense los rozamientos y la masa de los rodillos.

- 26 -



PROBLEMA 16.2

El automóvil de 1400 kg de la figura tiene una distancia entre ejes de 3 m. Su centro de masa está situado 1,30 m detrás del eje anterior y 0,5 m por encima del suelo. Si el automóvil es de tracción trasera y el coeficiente de rozamiento entre los neumáticos y la calzada vale 0,80, determinar la máxima aceleración que puede desarrollar el vehículo al ascender por la pendiente de 15º.

- 27 -



PROBLEMA 16.3

Una placa triangular que pesa 450 N está sostenida por dos cables. Cuando la placa pasa por la posición representada, la velocidad angular de los cables es de 4 rad/s en sentido antihorario. Determinar, en ese instante, a) La aceleración del centro de masa de la placa. b) La tensión de cada cable.

- 28 -



16.4.2 Rotación en torno a un eje fijo

Este tipo de movimiento plano se produce cuando todos los elementos de un cuerpo describen trayectorias circulares alrededor de un eje fijo. La figura representa un cuerpo rígido simétrico respecto al plano de movimiento I  I  0



Gzx

Gyz



y que gira en torno a un eje fijo que pasa por el cdm G del cuerpo

x  y  0

En este caso aG = 0; por tanto, las ecuaciones para un movimiento plano cualquiera se reducen a

F F

x

 m aGx  0

y

 m aGy  0

M

Gz

 I Gz  - 29 -



A menudo aparecen rotaciones en torno a ejes fijos que n pasan por el cdm del cuerpo.

La figura representa un cuerpo rígido simétrico respecto al plano de movimiento I Gzx  I Gyz  0





y que gira en torno a un eje fijo que NO pasa por el cdm G del cuerpo En este caso aA = 0; por tanto, las ecuaciones para un movimiento plano cualquiera se reducen a 2 F  m a   m x   x Gx

F

y

 m aGy  mx 

M

Az

x

M

Az

 I Az 

  M Gz   Fy  x   Fx  y   M Gz  x ma Gy  y ma Gx 





  M Gz  x ma Gy  I Gz   x m x    I Gz  x 2 m   I Az 

0

- 30 -



PROBLEMA 16.4

La barra AB de la figura es de sección constante y tiene una masa de 10 kg. A consecuencia de la rotación del cigüeñal C, la barra AB oscila en un plano vertical. En la posición representada, su velocidad angular es 10 rad/s en sentido horario y su aceleración angular es de 40 rad/s2 en sentido antihorario. Determinar la fuerza que ejerce la biela que conecta el cigüeñal con la barra AB y la que sobre ésta ejerce el pasador situado en A.

- 31 -



PROBLEMA 16.4bis

- 32 -



PROBLEMA 16.5

Un contenedor que pesa 4250 N se desplaza mediante un torno. El cilindro del torno pesa 500 N y su radio de giro respecto al eje de rotación es de 525 mm. El coeficiente de rozamiento cinético entre contenedor y piso vale 0,25. Si el contenedor se ha de deslizar sin volcar por el piso horizontal, determinar a) La máxima tensión que puede tener el cable. b) La aceleración del contenedor cuando se aplique la tensión máxima. c) El máximo par C que se puede aplicar al torno.

- 33 -



PROBLEMA 16.6

La masa de la rueda desequilibrada A es de 40 kg y su radio de giro respecto al eje de rotación vale 150 mm. Un cable unido a la rueda sostiene un bloque B de 25 kg. A la rueda se le aplica un par constante C de 30 m.N (antihorario). Cuando la rueda se halla en la posición representada, su velocidad angular es de 5 rad/s en sentido horario. Determinar, en ese instante, la tensión T del cable y la fuerza A que sobre la rueda ejerce el pasador situado en el apoyo A.

- 34 -



16.4.3 Movimiento plano cualquiera

En la figura, donde un émbolo está conectado a un volante mediante una biela AB, se ilustran tres formas de movimiento plano: 1.- Rotación del volante en torno a un eje fijo. 2.- Traslación rectilínea del émbolo 3.- Movimiento plano cualquiera de la biela AB Cuando el volante gira un ángulo θ, el pasador A recorre una distancia sA = Rθ a lo largo de un camino circular. El movimiento del pasador B se puede considerar que es una superposición de los desplazamientos resultantes de una traslación curvilínea de la biela y de una rotación de la biela en torno al pasador A. Como resultado de estos dos desplazamientos, el pasador B recorre una distancia sB a lo largo de un camino horizontal. Así pues, el movimiento plano de la biela AB es la superposición de una traslación y una rotación en torno a un eje fijo. - 35 -



Análisis Cinético de la Biela:

Tenemos dos posibilidades:

A.- Si se toma el origen de coordenadas en el pasador A y los ejes x e y están orientados según el eje de la biela y perpendicularmente a ella  y  0 , respectivamente, las ecuaciones generales de movimiento plano quedan así:

F F

x

 m aGx

y

 m aGy

M

Az

 a Ay x m  I Az 

B.- Si se sitúa el origen del sistema de coordenadas en el CDM G de la biela, las ecuaciones se reducen a: G

F F

x

 m aGx

y

 m aGy

M

Gz

 I Gz  - 36 -



Cuando el cuerpo no sea simétrico respecto al plano del movimiento, habrá que ir con cuidado al aplicar las ecuaciones y reducirlas adecuadamente mediante la selección del sistema de coordenadas xyz solidario al cuerpo.

Ejemplo 1: Disco macizo montado sobre un árbol que forma con el eje del disco un ángulo θ. En un sistema de coordenadas xyz de origen coincidente con el CDM G del disco. El plano xz es plano de simetría

como

x  y  0, I Gyz  0 y aG  0

tenemos:

F F F

x

 maGx  0

M Ax   I Gzx

y

 maGy  0

M Ay   2 I Gzx

x

0

M Az   I Gz - 37 -



Siguiendo con el análisis de cuerpos no simétricos respecto al plano del movimiento tenemos otro ejemplo:

Ejemplo 2: Placa triangular de grosor uniforme solidaria a un árbol circular que gira. Para un sistema de coordenadas xyz con origen A en el eje del árbol. El plano xz es plano de simetría

y  0, I Ayz  0 y a A  0

como tenemos:

2 F  ma   m x   x Gx

 Fy  maGy  mx F

x

0

M Ax   I Azx M Ay   2 I Azx M Az   I Az - 38 -



PROBLEMA 16.7

Un bloque y un carrete están sostenidos por cables arrollados al carrete. El bloque pesa 475 N, el carrete 250 N y tiene un radio de giro de 100 mm respecto al centro de masa. Si se suelta el sistema partiendo del reposo en la posición representada, determinar la aceleración del centro de masa G del carrete y las tensiones de los tres cables.

- 39 -



PROBLEMA 16.7bis

- 40 -



PROBLEMA 16.8

La barra esbelta AB representada tiene sección uniforme y pesa 250 N. Está unida, por sus extremos A y B, a collares montados sobre varillas lisas, una horizontal y otra vertical. Cuando la barra se halla en la posición representada, el collar A lleva una velocidad de 1,5 m/s hacia la derecha y se acelera a razón de 1,2 m/s2. Determinar la fuerza F, la velocidad y la aceleración angular de la barra y las fuerzas que sobre ella ejercen los pasadores A y B.

- 41 -



PROBLEMA 16.8 bis

- 42 -



PROBLEMA 16.9

Un cilindro macizo homogéneo de masa 100 kg descansa sobre un plano inclinado. El coeficiente de rozamiento entre cilindro y plano vale 0,40. un cable arrollado alrededor de una leve muesca practicada en el cilindro lo conecta a un bloque de 75 kg. La polea sobre la que pasa el cable tiene una masa de 10 kg. Si se suelta el sistema partiendo del reposo en la posición representada, determinar la aceleración del centro de masa G del bloque, la aceleración del centro de masa G del cilindro y las tensiones en las dos partes del cable. - 43 -



PROBLEMA 16.9 bis

- 44 -



PROBLEMA 16.10

En la figura se ha representado un sistema constituido por un volante, una biela y un émbolo. La masa del volante es de 50 kg y su radio de giro respecto a su eje de rotación vale 155 mm. La biela AB es de sección uniforme y masa 10 kg. La masa del émbolo es de 15 kg. Un par T hace girar el volante en sentido antihorario con una velocidad angular constante de 500 rpm. Determinar el módulo del par T, la velocidad y la aceleración angular de la biela AB y las componentes vertical y horizontal de las fuerzas que sobre ésta ejercen los pasadores A y B cuando θ = 60º. Despréciense los rozamientos entre el émbolo y las paredes del cilindro.

- 45 -



PROBLEMA 16.10 bis

- 46 -



PROBLEMA EXAMEN

El sistema articulado ABCD se ha formado conectando la barra BC de 3 kg a las barras AB y CD de 1,5 kg. Su movimiento está gobernado por el par M aplicado a la barra AB. Sabiendo que en el instante considerado la barra AB tiene una velocidad angular horaria de 24 rad/s y una aceleración angular nula, hallar: a) El par M. b) Las componentes de la fuerza que en B se ejerce sobre la barra BC.

- 47 -



PROBLEMA EXAMEN

Un cilindro A de 100 Kg y un cuerpo B de 50 Kg están unidos mediante cables a la polea compuesta representada en la figura. La polea tiene una masa de 120 Kg y un radio de giro respecto a su eje de rotación igual a 110 mm. Si el cilindro rueda sin deslizamiento por el plano inclinado, determinar: a) La aceleración del cuerpo B. b) Las tensiones de ambos.

- 48 -



PROBLEMA EXAMEN

La barra AB de la figura es de sección uniforme y pesa 125 N. El collar situado en su extremo A y la corredera en su extremo B son de masa despreciable y se deslizan por superficies lisas. En la posición representada, la barra AB tiene una velocidad angular de 1 rad/s en sentido horario y una aceleración angular de 2 rad/s2 en sentido antihorario. Determinar la fuerza F aplicada al collar A y la fuerza que la guía ejerce sobre la corredera del extremo B de la barra.

- 49 -

Tema 16 Cinetica Del Cuerpo Rigido

Recommend Documents