Meccanica Applicata alle Macchine

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1 Esercitazioni di Meccanica Applicata alle Macchine A cura di Andrea Bracci Marco Gabiccini Università di Pisa Dipartimento di Ingegneria Meccanica, Nucleare e della Produzione Anno Accademico

2 Indice Semplice Cinematismo Planare. Analisi cinematica Metodo analitico Metodo grafico Analisi dinamica Metodo analitico Metodo grafico Extra Energia potenziale Energia cinetica Quadrilatero Articolato 0. Analisi cinematica Metodo analitico Metodo grafico Analisi dinamica Metodo analitico Metodo grafico Soluzione numerica Disco Asimmetrico 3. Analisi cinematica Velocità Accelerazioni Dinamica Equazioni cardinali Equazioni di Lagrange Principio dei Lavori Virtuali Dinamico Slitta con Attrito Analisi Cinematica Analisi Dinamica Extra Soluzione Numerica Metodo pratico per scrivere la dinamica i

3 INDICE ii 5 Frenatura di un Disco Analisi dinamica Soluzione numerica Frenatura di un Disco con un Peso Dinamica Frenatura di un Disco con Molle Precaricate 4 7. Dinamica Carrello con Peso e Attrito Dinamica Soluzione Numerica Oscillazioni Libere di un Sistema a GDL Dinamica Oscillazioni Libere Caso Caso Oscillazioni di un Cinematismo a GDL Dinamica Oscillazioni Libere di un Sistema a GDL 59. Dinamica Oscillazioni libere Caso numerico Oscillazioni Forzate 63. Equazioni di Lagrange Seconda cardinale rispetto a C V di rispetto a Seconda cardinale rispetto a Ct di rispetto a Piccole oscillazioni Oscillazioni Forzate del Doppio Pendolo Dinamica Piccole oscillazioni forzate Caso numerico Oscillazioni Forzate Statica Caso con ω = Caso con ω = cost Equazione del moto Dinamica con Equazioni di Lagrange Termini non conservativi Equazioni del moto Oscillazioni Forzate Dinamica Vibrazioni

4 INDICE iii 6 Ruote Dentate a Evolvente Esercizio Preliminari Prima soluzione Seconda soluzione Terza soluzione Quarta soluzione Extra Linea di contatto e arco d azione Segmento di contatto Rendimento delle ruote dentate cilindriche Rendimento Rendimento medio Oscillazioni di un Rotismo Risoluzione del rotismo Dinamica Grado di irregolarità di una camma 0 8. Caso senza attrito Caso con attrito Grado di irregolarità del manovellismo di spinta Dinamica Lubrificazione 0. Richiami di teoria Pattino lineare Pattino esponenziale Pattino a gradino

5 Capitolo Semplice Cinematismo Planare g B C G A G Figura.: Schema di un semplice cinematismo planare a due gradi di libertà. Si consideri lo schema cinematico riportato in figura.. Si suppongono completamente note la geometria e le caratteristiche d inerzia di entrambi i corpi rigidi: lunghezza l i, distanza del baricentro r i dai punti A e B rispettivamente, massa m i e momento d inerzia baricentrico J Gi. Inoltre si suppongono note le leggi orarie αt e βt. Nota: βt è l angolo relativo fra i due corpi rigidi come indicato in figura.. Si risolvano i seguenti problemi: Determinare le velocità e le accelerazioni di ogni punto dei due corpi. Determinare le coppie da fornire ai giunti per realizzare il moto imposto e, contestualmente, determinare le reazioni vincolari e le forze scambiate sui giunti.. Analisi cinematica In via preliminare si calcola l angolo di rotazione del corpo rigido rispetto ad una retta parallela all asse orizzontale. Tale angolo, indicato con γ è tale per

6 CAPITOLO. SEMPLICE CINEMATISMO PLANARE cui π β + γ = α. Ne discendono quindi le seguenti relazioni. γ = α + β π γ = α + β γ = α + β Nel seguito risulterà comodo ricorrere a queste espressioni nel calcolo delle velocità e delle posizioni dei punti dei corpi rigidi... Metodo analitico Velocità Per risolvere analiticamente il sistema in esame si ricorre alle formule fondamentali della cinematica. In particolare valgono le seguenti relazioni: v B = v A + v BA = v A + αk AB. v C = v B + v CB = v B + α + βk BC. dove v A = 0 perchè il punto A è vincolato al telaio. Essendo noti sia α che β, risultano determinabili direttamente le velocità di ogni altro punto di entrambi i corpi rigidi. Attenzione: le formule precedenti sono un caso particolare della seguente formula fondamentale della cinematica: v B = v t B + vr B.3 dove v t B e vr B sono rispettivamente la velocità di trascinamento e la velocità relativa di B rispetto ad un dato sistema di riferimento. Nel caso delle relazioni. abbiamo: v B = v t B v C = v t C + vr B + vr C = v A + αk AB = v B + α + βk BC dove, per quanto riguarda il punto B, è stato scelto un sistema di riferimento fisso, mentre per il punto C è stato scelto un sistema di riferimento traslante e solidale con il punto B. È interessante trovare le relazioni. considerando un sistema di riferimento diverso. Ad esempio, la velocità del punto C può essere determinata scegliendo un sistema di riferimento rotante solidale con il corpo. In questo caso avremo: ṽ r C ṽ t C = βk BC = αk AC Il vettore AC può essere scomposto come segue AC = AB + BC

7 CAPITOLO. SEMPLICE CINEMATISMO PLANARE 3 ne discende che la velocità assoluta del punto C può essere scritta nel modo seguente: v C = ṽ r C + ṽt C = βk BC + αk AB + BC = αk AB + α + βk BC che risulta identica alla. in quanto v A = 0 e v BA = αk AB. Si fa notare che questo secondo metodo risulta più laborioso rispetto all utilizzo diretto delle.. Accelerazioni Per quanto riguarda il calcolo delle accelerazioni si procede in maniera analoga a quanto visto per le velocità. Si utilizzano le seguenti relazioni fondamentali teorema di Rivals: a B = a A + a BA = αk AB α AB a C = a B + a CB = a B + α + βk BC α + β BC.4 in quanto a A = 0 essendo il punto A rigidamente vincolato al telaio. Come visto in precedenza, dato che gli andamenti temporali di αt e βt sono noti, dalle relazioni precedenti si possono determinare le accelerazioni di tutti i punti dei due corpi rigidi. Analogamente al caso delle velocità le relazioni.4 sono un caso particolare della seguente formula fondamentale della cinematica: a B = a r B + at B + ac B.5 dove a r B, at B e ac B sono rispettivamente l accelerazione di B relativa, di trascinamento e di Coriolis. Nel caso delle.4 l accelerazione di Coriolis è nulla in quanto i sistemi di riferimento scelti sono traslanti. Pertanto valgono le seguenti relazioni: a t B = 0 a r B a t C a r C = αk AB α AB = a B = α + βk BC α + β BC Anche in questo caso è interessante determinare le accelerazioni dei punti utilizzando un sistema di riferimento diverso. Ad esempio per determinare l accelerazione del punto C possiamo scegliere un sistema di riferimento rotante solidale al corpo. In questo caso valgono le seguenti relazioni: ã t C ã r C ã c C = αk AC α AC = βk BC β BC = αk ṽr C

8 CAPITOLO. SEMPLICE CINEMATISMO PLANARE 4 L espressione di ṽ r C è direttamente ricavata dall analisi di velocità svolta in precedenza. Ne risulta quindi ã c C = αk βk BC = α βbc Sommando i tre termini appena trovati si ottiene la seguente relazione a C = ã t C + ãr C + ãc C = αk AC α AC + βk BC β BC α βbc Scomponendo il vettore AC = AB + BC e sviluppando i conti si ottiene da cui che risulta identica alla.4... Metodo grafico a C = αk AB α AB + α + βk BC α + β BC α βbc a C = a B + α + βk BC α + β BC Il metodo grafico consente di determinare, in una particolare configurazione, i valori delle velocità e delle accelerazioni di ogni punto dei corpi rigidi. Il procedimento da seguire è qui riportato. v B v G v C vcb v G v A = 0 Figura.: Determinazione grafica delle velocità. Si traccia la velocità v B assoluta ortogonale all asta ricordarsi che v A = 0 e diretta in maniera congruente con il segno della velocità angolare α nel caso in figura si è posto α > 0. Si traccia la velocità v CB relativa ortogonale all asta. In questo caso è stata assunta una velocità angolare β tale che γ = α + β < 0. Si ricava la velocità v C assoluta sommando i due vettori v B e v CB precedentemente trovati. Si noti che la costruzione grafica sopra riportata è stata effettuata direttamente sui punti dei due corpi rigidi, ma dato che le velocità sono vettori liberi cioè non

9 CAPITOLO. SEMPLICE CINEMATISMO PLANARE 5 a G C a B B a GB a C a CB a G a A = 0 A Figura.3: Determinazione grafica delle accelerazioni. applicati ad un particolare punto la costruzione grafica può essere effettuata trasportando i vettori in qualunque altro punto del piano. Per quanto riguarda le accelerazioni si procede in modo analogo come sotto riportato: Si riportano nel punto B le due componenti tangenziale e radiale dell accelerazione del punto B e si sommano. Il risultato della somma è l accelerazione assoluta del punto B. Il valore di α è assunto positivo. E importante notare che l accelerazione radiale che è diretta lungo BA, cioè da B verso A, ovvero verso il centro di rotazione del corpo. Si riporta sul punto C l accelerazione a B appena trovata. Si riportano in cascata, a partire dalla punta di a B le due componenti tangenziale e radiale dell accelerazione relativa del punto C rispetto a B. Anche in questo caso si è assunto che β sia tale per cui γ < 0. Si ricava l accelerazione a C assoluta, sommando i tre vettori così concatenati. E importante notare che con il procedimento appena esposto si possono determinare le velocità e le accelerazioni di qualunque punto dei due corpi rigidi. In particolare è possibile ricavare le velocità e le accelerazioni dei due baricentri. A titolo d esempio: per determinare l accelerazione assoluta del baricentro G del corpo si traccia la retta passante per A e per la punta del vettore a B. Si traccia poi la parallela ad a B passante per G. Il vettore così determinato è a G. Per quanto riguarda l accelerazione a G del baricentro G del corpo il procedimento è analogo, facendo attenzione al fatto che in questo caso, l accelerazione del punto B non è nulla. Anche nel caso delle accelerazioni è possibile effettuare la costruzione grafica in qualunque altro punto del piano in quanto anche le accelerazioni sono vettori liberi.. Analisi dinamica Una volta che sono state determinate le velocità e le accelerazioni dei corpi rigidi si determinano le forze e i momenti necessari ad ottenere il moto imposto.

10 CAPITOLO. SEMPLICE CINEMATISMO PLANARE 6.. Metodo analitico Si riportano innanzitutto gli diagrammi di corpo libero di ciascuno dei due corpi rigidi. Le equazioni di equilibrio di in un sistema di riferimento fisso sono le X M m a G Y 0 m g Y Y M X m a G m g X 0 M 0 Figura.4: Diagramma di corpo libero e schema delle forze e momenti del corpo. Figura.5: Diagramma di corpo libero e schema delle forze e momenti del corpo. seguenti m a Gx = X 0 X m a Gy = Y 0 m g Y G : J G α = M 0 M + X 0 r sinα Y 0 r cosα+ + X l r sinα Y l r cosα.6 dove l equazione di equilibrio alla rotazione è scritta rispetto al baricentro G. Per il corpo si procede in maniera analoga e le equazioni di equilibrio risultano le seguenti: m a G x = X m a G y = Y m g G : J G α + β = M + X r sinα + β π Y r cosα + β π.7 L insieme delle.6 e.7 costituisce un sistema di sei equazioni nelle sei incognite X 0, Y 0, M 0, X, Y, M che può pertanto essere risolto analiticamente. Nota: si ricordi che la geometria, le caratteristiche d inerzia e l andamento temporale di αt e βt sono noti. Il sistema in esame può essere risolto in modo più semplice notando che le equazioni.7 sono disaccoppiate dalle.6. Per questo motivo è possibile risolvere separatamente le.7 e successivamente le.6. Si ricorda che le equazioni di equilibrio a momento in.6 e.7 sono scritte rispetto al baricentro dei corpi rigidi. Consideriamo ora il caso in cui si scelga

11 CAPITOLO. SEMPLICE CINEMATISMO PLANARE 7 come polo un punto diverso. In particolare andiamo a scrivere le equazioni di equilibrio al momento rispetto al punto A per e rispetto al punto B per. Il punto A è un punto fisso e quindi risulta facile scrivere l equazione di equilibrio alla rotazione: J A α = J G +m r α = M 0 M m gr cosα+x l sinα Y l cosα.8 dove J A = J G + m r per il teorema di Huygens-Steiner. Andiamo a verificare che l equazione appena scritta equivale alla terza equazione di.7. Calcoliamo la differenza fra le due equazioni e verifichiamo l uguaglianza dei termini rimanenti. Nella differenza si eliminano i termini uguali J G α, M 0, M, X l sinα e Y l cosα e rimane quindi m r α = m gr cosα X 0 X r sinα + Y 0 Y r cosα che per le equazioni di equilibrio alla traslazione diventa m r α = m a G xr sinα + m a G yr cosα Dalla cinematica si ricavano le seguenti relazioni π a Gx = αr cos + α α r cosα = αr sinα α r cosα π a Gy = αr sin + α α r sinα = αr cosα α r sinα Sostituendo tali relazioni si ottiene m r α = m r sin α + cosα sinα α + m r cos α cosα sinα α m r α = m r α che dimostra l uguaglianza delle due equazioni di equilibrio a momento del corpo scritte rispetto a poli diversi. Passiamo ora a scrivere l equazione di equilibrio alla rotazione per il corpo rispetto al punto mobile B per semplicità di notazione useremo la forma vettoriale: B : M + BG m g = K r B + v B m v G = = J G γk + BG m a G K r G + BG m a G.9 L espressione vettoriale dell equilibrio alla rotazione intorno a G è invece la seguente: G : M + G B R = K r G = J G γk.0 Dalle equazioni di equilibrio alla traslazione del corpo si ottiene R + m g = m a G da cui, sostituendo nella.9 si ottiene J G γk + BG m a G = M + BG m a G R = M + G B R m a G da cui ricordandosi che BG m a G = G B m a G si ottiene che è identica alla.0. J G γk = M + G B R

12 CAPITOLO. SEMPLICE CINEMATISMO PLANARE 8.. Metodo grafico Passiamo ora a determinare graficamente la soluzione della dinamica nella configurazione rappresentata. Cominciamo con la soluzione per il corpo. Per prima cosa notiamo che la reazione R che il corpo esercita sul corpo è l unica forza incognita e che quindi può essere completamente determinata imponendo l equilibrio con le altre forze che agiscono sul corpo. m a G R m g Figura.6: Soluzione grafica per le forze agenti sul corpo. Attenzione: il vettore m a G è stato modificato per maggiore chiarezza. Rimane da determinare il momento M applicato a. Facendo riferimento a.0 si ricava facilmente M = J G α + β k G B R m a G R R 0 m g Figura.7: Soluzione grafica per le forze agenti sul corpo. Per determinare le forze e i momenti necessari all equilibrio del corpo si procede in maniera analoga: la forza R 0 si determina imponendo l equilibrio alla traslazione secondo.6. Per determinare invece il momento M 0 si utilizza la seguente relazione, ricavata da.8:.3 Extra M 0 = J A αk AG m g AB R M Le equazioni che regolano la dinamica di un sistema meccanico possono essere determinate attraverso le equazioni di Lagrange. A tal fine è necessario determinare correttamente l energia cinetica e l energia potenziale del sistema. Questa parte è dedicata al calcolo di entrambi questi termini, rimandando ad altre sezioni il calcolo della dinamica mediante le equazioni di Lagrange.

13 CAPITOLO. SEMPLICE CINEMATISMO PLANARE 9.3. Energia potenziale L energia potenziale U del sistema è dovuta, in questo caso, solamente agli effetti gravitazionali dei due corpi rigidi in quanto non sono presenti altre forze di tipo conservativo. Risulta quindi U = U + U = m gr sin α + m g l sin α + r sinα + β π.3. Energia cinetica Per quanto riguarda l energia cinetica si sommano le energie cinetiche dei due corpi rigidi. Dato che il sistema in esame è piano, per ogni corpo rigido vale la seguente relazione T i = m iv G i + J G i ω i dove T i è l energia cinetica del corpo i e ω i è la velocità angolare del corpo intorno all asse z ortogonale al piano. L energia cinetica del sistema in esame risulta quindi T = T + T = m v G + J G α + m v G + J G α + β della quale, una volta risolta la cinematica, tutte le grandezze sono note.

14 Capitolo Quadrilatero Articolato µ 3 O 3 3 A G µ B µ O Figura.: Schema di un quadrilatero articolato. Si consideri il sistema in figura.. Il cinematismo in esame è un quadrilatero articolato. Sono note tutte le lunghezze dei tre corpi rigidi e si suppone che solamente il corpo sia dotato di massa m e momento d inerzia baricentrico J G. Gli altri corpi rigidi sono considerati privi di massa e d inerzia. Per semplicità si assume di essere in un piano orizzontale e quindi non ha effetto la forza di gravità. Sia assegnato l andamento temporale θ t, si determini il momento M 0 necessario da applicare al corpo nel punto O al fine di ottenere il moto imposto.. Analisi cinematica Risolviamo innanzitutto la cinematica del sistema determinando le velocità e le accelerazioni di ogni punto dei corpi rigidi. 0

15 CAPITOLO. QUADRILATERO ARTICOLATO.. Metodo analitico Velocità Per quanto riguarda il corpo valgono le seguenti relazioni: v O = 0 v A = v O + v AO = θ k O A. Per il corpo vale quanto segue: v B = v A + v BA = v A + θ k AB. Considerando il punto B appartenente al corpo 3 si ha anche v B = v O3 + v BO3 = θ 3 k O 3 B.3 per cui, in definitiva si ottiene la seguente relazione: v A + θ k AB = θ 3 k O 3 B.4 che è la relazione di chiusura della catena cinematica. La.4 consiste di due equazioni scalari nelle due incognite θ e θ 3 e pertanto può essere risolta analiticamente. Accelerazioni Per quanto riguarda le accelerazioni del corpo valgono le classiche relazioni: Analogamente per il corpo valgono a O = 0.5 a A = a O + a AO = θ k O A θ O A.6 a B = a A + θ k AB θ AB.7 Come visto in precedenza per le velocità, l accelerazione del punto B considerato appartenente al corpo 3 è la seguente a B = θ 3 k O 3 B θ 3O 3 B.8 Imponendo l uguaglianza delle.7 e.8 si ottiene a A + θ k AB θ AB = θ 3 k O 3 B θ 3O 3 B.9 che è la relazione di chiusura della catena cinematica. Come visto in precedenza, la.9 consiste di due equazioni nelle due incognite θ e θ 3 e può quindi essere risolto analiticamente.

16 CAPITOLO. QUADRILATERO ARTICOLATO C O 3 3 v A A v B B v BA O Figura.: Costruzione grafica delle velocità... Metodo grafico Per determinare graficamente le velocità e di ogni punto dei corpi rigidi in una particolare configurazione è necessario risolvere la catena cinematica chiusa, si deve trovare quindi una relazione che leghi le velocità angolari dei corpi rigidi. Si faccia riferimento alla figura.. Cominciamo notando che dei corpi e 3 sappiamo che hanno un moto rotatorio intorno a O e O 3 rispettivamente. Il corpo, invece, ha in generale un moto vario, ancora incognito. Il centro delle velocità C di è facilmente determinabile in quanto conosciamo la direzione della velocità dei due punti A e B. Il punto C risulta quindi dall intersezione dei prolungamenti di O A e O 3 B. Dato che conosciamo la velocità v A, la velocità del punto B può essere determinata completamente in quanto la velocità angolare ω di è calcolata tramite la seguente relazione e la velocità v B risulta ω = θ k = v A C A C A v B = θ k C B Graficamente la velocità v B si determina velocemente attraverso il campo di velocità di tracciato da C ad A. La velocità angolare θ 3 è facilmente determinata attraverso la seguente relazione v B θ 3 = O 3 B

17 CAPITOLO. QUADRILATERO ARTICOLATO 3 O 3 ¹ ¹ 3 3 a A A a B µ B O Figura.3: Costruzione grafica delle accelerazioni. Passiamo ora a determinare graficamente le accelerazioni dei corpi rigidi. Si faccia riferimento alla figura.3. Per quanto riguarda il corpo si effettua la classica composizione delle accelerazioni nel punto A. Rimangono quindi da determinare i valori di θ e θ 3. La strategia da seguire consiste nello scrivere l accelerazione a B nelle due forme.7 e.8 e imporre che siano uguali. I passi da seguire sono qui riportati: Si consideri a B scritta come.7 e si riporti il vettore a A in B. Si sommi il vettore θ k AB sulla punta del vettore precedente. A partire dalla punta dell ultimo vettore tracciato si tracci una retta µ perpendicolare ad AB. Su questa retta si determinerà il vettore θ k AB. Si consideri ora a B scritta come in.8 e si riporti a partire da B il vettore θ 3 O 3 B. A partire dalla punta di quest ultimo vettore si tracci una retta µ 3 ortogonale a O 3 B. su questa retta si individuerà il vettore θ 3 k O 3 B. Il punto di intersezione fra µ e µ 3 individua univocamente i vettori cercati: θ k AB e θ 3 k O 3 B. A questo punto il vettore a B può essere determinato attraverso.7 oppure.8.. Analisi dinamica Passiamo ora a determinare il momento necessario da applicare a per ottenere il moto imposto. È opportuno fare delle precisazioni preliminari: L asta è soggetta ad un momento. L asta è dotata di massa e momento d inerzia e segue, in generale, un moto vario. L asta 3 non ha massa nè momento d inerzia ed è caricata solamente da forze applicate ai suoi estremi.

18 CAPITOLO. QUADRILATERO ARTICOLATO 4.. Metodo analitico Si scrivono ora le equazioni di equilibrio dei tre corpi rigidi, in riferimento ai diagrammi di corpo libero rappresentati in figura... Y X Y Y 0 X 0 X X 3 G M 0 Y 3 a b Y 03 X 03 3 X 3 Y 3 c Figura.4: Diagrammi di corpo libero. Equilibrio di 0 = X 0 X 0 = Y 0 Y 0 = M 0 + X l sinθ Y l cosθ m gr cosθ.0 Equilibrio di m a Gx = X X 3 m a Gy = Y Y 3 J G θ = X r sinθ Y r cosθ + X 3 l r sinθ Y 3 l r cosθ.

19 CAPITOLO. QUADRILATERO ARTICOLATO 5 Equilibrio di 3 0 = X 3 + X 03 0 = Y 3 + Y 03 O 3 : 0 = X 3 l 3 sinθ 3 + Y 3 l 3 cosθ 3. Si noti che l insieme delle.0,. e. è un sistema di nove equazioni nelle nove incognite X 0, Y 0, M 0, X, Y, X 3, Y 3, X 03, Y 03 e pertanto è risolvibile analiticamente. Tuttavia, ai fini di determinare il valore del momento M 0 alcune incognite, così come alcune equazioni non sono necessarie. È pertanto possibile ridurre il sistema ad uno più semplice. Si noti innanzitutto che le incognite X 03 e Y 03 compaiono solamente nelle. e pertanto non sono necessarie per il calcolo di M 0. Delle. l unica equazione utile per i nostri scopi è l ultima in quanto questa ci consente di affermare che 3 è un asta scarica. Siamo quindi a consocenza della direzione della forza R 3 = R 3 che e 3 si scambiano in B. Si noti anche che le due incognite X 0 e Y 0 compaiono solamente nelle prime due equazioni di.0 e pertanto tali incognite e tali equazioni possono essere trascurate nel calcolo di M 0. In definitiva il sistema da risolvere prendendo come configurazione di riferimento quella della figura. è il seguente 0 = M 0 + X l sinθ Y l cosθ m gr cosθ m a G x = X.3 m a G y = Y R 3 J G θ = X r sinθ Y r R 3 l r si noti che nella configurazione di riferimento si ha: θ = π/ e θ 3 = 3π/. Il sistema.3 presenta quattro equazioni nelle quattro incognite M 0, X, Y, R 3 ed è quindi risolvibile analiticamente. È chiaro che la risoluzione di.3 è più semplice della soluzione del sistema 9 9 scritto in precedenza... Metodo grafico Passiamo ora a determinare la soluzione grafica della dinamica del sistema nella configurazione di riferimento. L elemento su cui ci concentriamo è. Notiamo innanzitutto che la direzione della forza R 3 = R 3 è nota in quanto l asta 3 è scarica. Per determinare correttamente la forza R, il modulo e il verso di R 3 si ricorre al seguente procedimento si veda Figura.5: Si tracci da G il vettore m a G e si tracci la sua retta di applicazione µ. Si tracci da B il prolungamento di O 3 B e si determini il punto d intersezione P di tale retta con µ.

20 CAPITOLO. QUADRILATERO ARTICOLATO 6 ¹ P R ma G G R R 3 R Figura.5: Soluzione grafica della dinamica di. Si scriva l equilibrio a momento del corpo rispetto al punto P : P : P A R + P B R 3 = J G θ k + P G m a G.4 dove P B R 3 = 0 P G m a G = 0 per costruzione. Si scomponga R secondo due componenti: R parallela a P A, e R ortogonale alla precedente. Ne risulta che la.4 può essere scritta più semplicemente come P A R + R = P A R = J G θ k che consente di determinare il valore di R. Per l equilibrio alla traslazione di si riportino a partire da G i due vettori m a G e R. A partire dalla punta di questi due vettori si traccino due rette parallele a O 3 B e R rispettivamente. Il punto d incontro delle due rette tracciate consente di determinare il valore di R 3 e R. Le due forze R 0 e R 03 sono uguali e opposte a R e R 3 rispettivamente. Infine il momento M 0 è direttamente ricavabile dalla terza equazione di.0. Un metodo alternativo per determinare graficamente l equilibrio di consiste nell applicare il principio di sovrapposizione degli effetti. Si consideri la figura.6 e si segue la procedura sotto riportata. Si traccia come in precedenza la retta µ e si determina il punto P.

21 CAPITOLO. QUADRILATERO ARTICOLATO 7 ¹ R P R G R 3 R 3 ma G Figura.6: Soluzione grafica della dinamica di medianto sovrapposizione degli effetti. Si considera dapprima solamente l equilibrio alla traslazione e si determinano le due forze R e R 3 imponendo che R + R 3 = m a G Successivamente si applica la terza equazione di. considerando solamente l effetto di J G θ e ponendo nulla l accelerazione lineare. La coppia di forze costituita da R e R 3 è determinata in modo tale che R 3 sia parallela ad O 3 B in quanto 3 è un asta scarica; e l intensità R di tali forze è data da R = J G θ AB In conclusione si ottiene: R = R + R R 3 = R 3 + R 3

22 CAPITOLO. QUADRILATERO ARTICOLATO 8.3 Soluzione numerica Consideriamo ora un caso numerico. In particolare si abbia: l = m l = m r = 0.5 m l 3 = m m = kg θ = π 4 rad J G = kg m θ = rad/s θ = rad/s θ = 0 rad θ 3 = π rad Si noti che in questo caso il punto C in figura. coincide con O 3 per cui si ha C A =. Dalla. abbiamo: v A = l θ sinθ, cosθ =,, 0 v A = m/s La risoluzione numerica di.4 fornisce i seguenti risultati: θ = v A C A = θ 3 = θ C B O 3 B = rad/s rad/s Per l accelerazione del punto A valgono le seguenti relazioni a t A = θ k O A =,, 0 m/s a r A = θ O A =,, 0 m/s a A = a t A + ar A =, 0, 0 m/s Una volta risolta la parte di velocità si ottengono i seguenti valori: a r BA = θ AB =, 0, 0 m/s a r BO 3 = θ 3 O 3 B = 0,, 0 m/s

23 CAPITOLO. QUADRILATERO ARTICOLATO 9 Mentre le accelerazioni relative tangenziali del punto B si ricavano attraverso la risoluzione di.9. Si ottengono i seguenti valori a t BA = 0,, 0 m/s da cui discende: a t BO 3 =, 0, 0 m/s θ = at BA AB = rad/s θ 3 = at BO 3 O3 B = rad/s È necessario calcolare l accelerazione del baricentro di che risulta a G = a A + a t G A + ar G A =, 0, 0 + 0, 4, 0 + 4, 0, 0 = 4, 4, 0 m/s Passiamo ora a determinare i valori di R, R 3 e M 0. Si determinano innanzitutto i valori dei vettori P G e P A P G =, + 4, 0 6 P A =,, 0 Utilizzando il principio di sovrapposizione degli effetti si ottiene: R = 4, 8, 0 N R 3 = 0, 8, 0 m Da cui discende: = J G θ j = 0,, 0 AB N R R 3 = R = 0,, 0 N R = 4, 78, 0 N In definitiva, il momento M 0 risulta M 0 = O A R = 0, 0, N m

24 CAPITOLO. QUADRILATERO ARTICOLATO 0 Per riprova si calcola il valore di R senza utilizzare il principio di sovrapposizione degli effetti. Risulta R = J G θ k AB AB = , , 0 R =.5895, 0.939, 0 R = R + R =.664, 0.875, 0 che coincide col valore trovato precedentemente.

25 Capitolo 3 Disco Asimmetrico G e µ F O C Figura 3.: Schema meccanico. Si consideri lo schema meccanico riportato in figura 3.. Il contatto fra il disco e il piano è di rotolamento senza strisciamento. Si assume completamente nota la geometria del disco: massa m, momento d inerzia baricentrico J G, raggio r, eccentricità del baricentro rispetto al centro del disco e. Al centro del disco sia applicata una forza F t diretta orizzontalmente. Si determinino le equazioni del moto utilizzando diversi metodi: Equazioni cardinali Newton con equilibrio a momento scritto rispetto a Centro delle velocità del disco Centro del disco Baricentro del disco Equazioni di Lagrange Principio dei lavori virtuali dinamico

26 CAPITOLO 3. DISCO ASIMMETRICO 3. Analisi cinematica La cinematica del sistema in esame è molto semplice. Risulta utile scrivere l espressione della velocità e dell accelerazione dei punti di in particolare dei punti G, O e C. 3.. Velocità Cominciamo notando che v C = 0 per il vincolo di rotolamento senza strisciamento. Ne risultano quindi le seguenti relazioni v O = θk CO v G = θk CG = θk CO + OG = v O + θk OG 3. Si noti che all espressione di v G si poteva arrivare tramite la formula fondamentale della cinematica v G = v O + v GO = v O + θk OG L espressione estesa di v G risulta la seguente θ r e sinθ v G = θe cosθ Accelerazioni Si determinano ora le accelerazioni dei punti notevoli del sistema. Si indichi con C V il centro delle velocità di ; tale punto, appartenente a, è il punto che istante per istante coincide con il punto di contatto fra e il telaio C. Per il vincolo di rotolamento senza strisciamento abbiamo che a CV 0. Per determinare correttamente il valore di a CV scriviamo l accelerazione a O come segue a O = a CV + θk C V O θ C V O Per la geometria del sistema la componente di a O lungo C V O è nulla. Inoltre l accelerazione a CV può avere componente diversa da zero solamente lungo la direzione C V O per cui, in definitiva si avrà a CV = θ CO 3.3 Si noti che, come era giusto aspettarsi, il vettore a CV è diretto da C V verso O per ogni valore di θ. L accelerazione del baricentro G risulta quindi a G = a CV + a GCV = θ C V O + θk C V G θ C V G = θk C V G θ OG 3.4 che in componenti diventa a G = e cosθ θ θr + e sinθ 3.5 e θ cosθ θ sinθ

27 CAPITOLO 3. DISCO ASIMMETRICO 3 3. Dinamica Passiamo ora a scrivere le equazioni che regolano la dinamica del sistema ricavandole in diversi modi. Si fa riferimento al diagramma di corpo libero del disco rappresentato in figura 3.. G mg N O F T Figura 3.: Diagramma di corpo libero del disco. 3.. Equazioni cardinali Le equazioni di equilibrio alla traslazione sono molto semplici e vengono qui riportate per completezza ma Gx = T F t ma Gy = N mg 3.6 che in forma vettoriale possono essere scritte come ma G = N + T + F t + mg 3.7 Passiamo ora a scrivere la seconda equazione cardinale della dinamica utilizzando diversi poli di riferimento. Momento rispetto a C V Le due forze di contatto N e T hanno una retta d azione che passa per il punto C V e pertanto, rispetto a tale polo, non esercitano momento. Si applica in questo caso la seguente relazione M CV = K r G + C V G ma G per cui l equilibrio intorno a C V si scrive come C V : C V O F t + C V G mg = J G θk + CV G ma G

28 CAPITOLO 3. DISCO ASIMMETRICO 4 che per la 3.4 diventa C V O F t + C V G mg = J G θk + CV G m θk CV G θ OG Moltiplicando scalarmente per k si ottiene la seguente relazione scalare 3.8 F tr egm cosθ = J G θ + emr cosθ θ + θmr + θe m + + θemr sinθ 3.9 Momento rispetto a O Scrivendo l equilibrio intorno al polo O notiamo che la forza N ha un braccio nullo, mentre la forza T, in questo caso esercita un momento. La forza esterna F t in questo caso ha braccio nullo e quindi non esercita momento. Anche in questo caso utilizziamo la relazione M O = K r G + OG ma G L equilibrio intorno al punto O si scrive quindi come segue O : OC V T + OG mg = J G θk + OG mag = J G θk + OG m θk CV G θ OG che moltiplicata scalarmente per k diventa rt egm cosθ = θe m + J G θ + θemr sinθ Il valore di T può essere ricavato risolvendo la 3.6 lungo la componente x: T = F t θmr em cosθ θ + θ sinθ Tale valore, sostituito nell equazione di equilibrio intorno ad O fornisce la seguente relazione F tr egm cosθ = J G θ + θe m + emr cosθ θ + θemr sinθ + θmr che è identica alla 3.9. Momento rispetto a G 3.0 Nel calcolo dell equilibrio intorno al baricentro G solamente la forza di gravità non esercita momento. L espressione vettoriale dell equilibrio intorno a G è la seguente G : GO F t + GC V N + T = J G θk che moltiplicata scalarmente per k fornisce rt + e sinθt en cosθ + ef t sinθ = J G θ

29 CAPITOLO 3. DISCO ASIMMETRICO 5 L espressione di T è quella trovata precedentemente, mentre N si ricava dalla soluzione della seconda equazione di 3.6 e si ottiene N = m e sinθ θ + g + θe cosθ Sostituendo T e N nell equazione di equilibrio intorno a G si ottiene emr cosθ θ θmr θe m F tr egm cosθ θemr sinθ = J G θ 3. che è identica alle 3.9 e 3.0. Commenti I tre modi sopra esposti di scrivere la seconda equazione cardinale sono equivalenti in quanto, ovviamente, l equazione finale che si giunge a scrivere è la stessa in tutti e tre i casi. Tuttavia, a seconda del problema in esame risulta più comodo utilizzare un modo piuttosto che un altro. Nel problema in esame, se l obiettivo è solamente quello di determinare la forza F t da applicare al disco affinchè questo segua una legge di moto imposta, allora risulta molto più comodo scrivere l equilibrio alla rotazione intorno al punto C V in quanto non è necessario conoscere le reazioni vincolari che garantiscono il moto di rotolamento senza strisciamento. Qualora invece fosse richiesto di conoscere anche il valore delle reazioni vincolari allora è necessario anche risolvere la prima equazione cardinale Equazioni di Lagrange Ora proviamo a determinare le equazioni che regolano la dinamica del moto utilizzando le equazioni di Lagrange. Per prima cosa dobbiamo determinare l energia cinetica T e l energia potenziale U del sistema. Per determinare l energia cinetica facciamo ricorso al teorema di König: Utilizzando la 3. si ottiene per cui risulta T = mv G + J G θ v G = θ e + r sinθe + r T = θ me + mre sinθ + mr + J G = J Cθ θ 3. Si noti che, per effetto dell eccentricità del baricentro rispetto al centro del disco, il momento d inerzia rispetto al punto C risulta non costante al variare di θ. L energia potenziale del sistema è dovuta, in questo caso, solamente al campo gravitazionale. Fissiamo il riferimento dell energia potenziale gravitazionale all altezza del punto O. L energia potenziale assume quindi la seguente espressione U = mge sinθ 3.3

30 CAPITOLO 3. DISCO ASIMMETRICO 6 Si utilizzano ora le equazioni di Lagrange per determinare le equazioni della dinamica del sistema d dt Scriviamo ogni termine separatamente d T dt θ = d dt T T θ θ + U θ = Qa,nc θ J C θ θ = J C θ θ + dj Cθ θ dθ = me + mre sinθ + mr + J G θ + mre cosθ θ T θ = J Cθ θ θ = mre cosθ θ = mre cosθ θ U θ = mge sinθ θ = mge cosθ Indicando con λ il versore lungo cui viene applicata la forza F t si ha O0Oθ Q a,nc θ = F tλ = F tλ rθλ = F tλ rλ θ θ = F tr Combinando tutti i termini si ottiene me + mre sinθ + mr + J G θ + mre cosθ θ mre cosθ θ + mge cosθ = F tr che sviluppando i conti e riordinando diventa me + mre sinθ + mr + J G θ + mre cosθ θ + mge cosθ = F tr 3.4 che è identica alle 3.9, 3.0 e 3.. Qualora non si volesse considerare l energia potenziale gravitazionale è possibile considerare la forza mg come una generica forza esterna per la quale va calcolato il termine relativo Q a,c θ : Q a,c θ = mg O0Gθ θ = mge cosθ che, come ci aspettavamo, è uguale e opposto al termine U θ Principio dei Lavori Virtuali Dinamico Proviamo ora a determinare le equazioni che regolano la dinamica del sistema utilizzando il principio dei lavori virtuali della dinamica principio di d Alambert. Cominciamo da alcune considerazioni generali su un sistema di n particelle, ciascuna dotata di massa m i. Su ogni particella in generale saranno applicate le seguenti forze:

31 CAPITOLO 3. DISCO ASIMMETRICO 7 F a,e i - forza attiva esterna; F a,i ij - forza attiva interna che la particella i esercita sulla particella j; F r,e i - forza reattiva vincolare esterna; F r,i ij - forza reattiva interna che la particella i esercita sulla particella j. Per l equilibrio dinamico della particella i dovrà valere F a,e i + n j= j i F a,i ij + F r,i ij + F r,e i m i a Pi = 0 dove a Pi è l accelerazione della particella i. Moltiplicando scalarmente per lo spostamento virtuale δp i compatibile con i vincoli al tempo t si ottiene F a,e i + R a,i i + R r,i i + F r,e i m i a Pi δp i = 0 Nell espressione precedente si ha subito che F r,e i δp i = 0 cioè il lavoro virtuale delle forze reattive esterne è nullo. A questo punto si sommano tutte le equazioni relative alle n particelle e si ottiene n F a,e i + R a,i i + R r,i i m i a Pi δp i = 0 i= Si nota innanzitutto che vale la seguente relazione n i= R r,i i δp i = n i= n j= j i F r,i ij δp i = 0 per cui rimane n i= F a,e i + R a,i i m i a Pi δp i = 0 Indicando con F a i = F a,e i + R a,i i i si ottiene la seguente relazione n i= F a i Questo vale per ogni massa m i δp i = tutte le forze attive agenti sulla particella n mi a Pi δpi i= δw a = δw I

32 CAPITOLO 3. DISCO ASIMMETRICO 8 Nel caso in esame si ha i= δp i = OP i θ δθ e quindi per le forze attive si ottiene n δw a = F a i OP i δθ = Q a θ θ δθ Il termine Q a θ può essere direttamente ricavato dall analisi svolta precedentemente per le equazioni di Lagrange: Q a θ = F tr mge cosθ Per quanto riguarda le forze d inerzia si ricordi che il sistema è costituito da un corpo rigido, e pertanto valgono le seguenti relazioni δp i = δg + δθk GP i = OG θ δθ + δθk GP i = a G + θk GP i θ GP i a Pi Quindi sommando tutti i contributi si ottiene n n mi a Pi δpi = m i a G + θk GP i θ OG GP i θ δθ + δθk GP i i= i= = ma G OG n θ δθ + a G δθk mi GP i + θk i= n n mi GP i δg + m i θδθ GPi θ n mi GP i δg i= L espressione precedente si può notevolmente semplificare notando che per cui si ottiene n mi a Pi δpi = i= Nel caso in esame si ha i= n mi GP i = 0 i= i= ma G OG δθ + J G θδθ = ma θ G OG θ + J θ G δθ per cui si ottiene O0Gθ = rθ + e cosθ, e sinθ O0Gθ = r e sinθ, e cosθ θ ma G O0Gθ θ = m er cosθ θ + θ e + r sinθe + r

33 CAPITOLO 3. DISCO ASIMMETRICO 9 In conclusione, dovendo valere per ogni δθ, si ottiene F tr mge cosθ = m δw a = Q a δθ = ma G + J G θ δθ che risulta identica a 3.9, 3.0, 3. e 3.4. er cosθ θ + θ e + r sinθe + r + J G θ 3.5

34 Capitolo 4 Slitta con Attrito f g µ G G G f A a a B Figura 4.: Schema meccanico. Si consideri il sistema in figura 4.. Si considera che nel contatto fra i due corpi e il suolo ci sia un coefficiente di attrito f. Il disco rotola senza strisciare sul suolo mentre il corpo striscia senza rotolare. Si assume nota la geometria del sistema: masse m e m = 3m di e, momento d inerzia baricentrico J G di, raggio r del disco e la lunghezza a indicata in figura 4.. Sul sistema agiscono solamente le forze d attrito e la forza di gravità. Note le condizioni iniziali θ0 della velocità di rotazione di si determinino Il tempo d arresto Lo spazio d arresto 4. Analisi Cinematica La cinematica del sistema in esame è molto semplice. Si sceglie come origine del sistema di riferimento il punto O che coincide con A all istante t = 0. Le posizione dei baricentri dei due corpi sono quindi espresse dalle seguenti relazioni OG = rθ, r OG = a rθ, r 30

35 CAPITOLO 4. SLITTA CON ATTRITO 3 Da cui segue che la posizione del baricentro G del sistema + è data da: OG = m OG + m OG m rθ + m a rθ =, r 4. m + m m + m am 3 = rθ, r = m + m a rθ, r 4. La velocità e l accelerazione del baricentro del sistema risultano quindi le seguenti v G = r θ, a G = r θ, 0 4. Analisi Dinamica Per studiare la dinamica del sistema in esame consideriamo l equilibrio del sistema complessivo +. Lo schema delle forze agenti sul sistema è riportato in figura 4.. Si scrivono ora le equazioni cardinali per il sistema complessivo: N G N mg A T B T Figura 4.: Diagramma delle forze agenti sul sistema +. ma Gx = mr θ = T + T = 0 = N + N mg ma Gy A : 3 amg + 3aN = J G θ + m r θ + m r θ 4.4 dove l ultima equazione discende da A : M A = n i= K r G i + AG i a Gi Nelle equazioni 4.4 valgono le seguenti relazioni T = f N sign v Gx = f N sign r θ T f N = frn sign θ 4.5 assumendo N > 0. La prima di queste relazioni può essere sostituita nelle 4.4 mentre la seconda deve essere verificata a posteriori sulla base dei dati numerici.

36 CAPITOLO 4. SLITTA CON ATTRITO 3 Il sistema 4.4, insieme alla prima delle 4.5 costituisce un sistema di tre equazioni nelle quattro incognite N, N, T, θ e quindi è necessario scrivere un altra equazione indipendente dalle altre per poter risolvere il problema. La quarta equazione si può scrivere attraverso l equilibrio alla rotazione di intorno a G : G : T r = J G θ 4.6 Il sistema composto dalle 4.4 e 4.6 risulta quindi risolvibile. θ > 0, e quindi v Gx < 0, si ottiene N = gm 3a 3a + fr 6afgJ G m T = 3a + fr 4m r + J G N = 6agm 3a + fr 6afgm r θ = 3a + fr 4m r + J G Assumendo 4.7 Si noti che θ assume un valore costante e pertanto la legge oraria θt risulta la seguente θt = θ0 + θt = θ0 6afgm r 3a + fr 4m r + J G t 4.8 Ne risulta che l istante di arresto t a è facilmente ricavabile imponendo θt a = 0 ottenendo θ03a + fr 4m r + J G t a = 4.9 6afgm r La legge oraria xt della traslazione orizzontale del baricentro G è data da da cui, ponendo x 0 = 0 si ottiene Metodo alternativo ẋt = v Gx = r θ xt = x 0 + v 0 t r θt x a = xt a = 3a + fr 4m r + J G v 0 afgm r 4.0 Si può determinare lo spazio d arresto mediante considerazioni energetiche. Si scrive innanzitutto l energia cinetica T iniziale del sistema: T = T + T = m + m v0 + J v0 G 4. r

37 CAPITOLO 4. SLITTA CON ATTRITO 33 L unica forza che effettua lavoro, in questo caso, è la forza d attrito in B e pertanto tale lavoro W a si può scrivere W a = fn x a 4. dove si è supposto ancora x 0 = 0. Eguagliando 4. e 4., tenendo conto di 4.7 si può determinare direttamente lo spazio d arresto. 4.. Extra Qualora fosse necessario calcolare la forza R che viene scambiata fra e in G è sufficiente scrivere l equilibrio alla traslazione di come segue m a Gx = X + fn 0 = Y + N m g dove le uniche due incognite sono X e Y che sono facilmente ricavabili in quanto tutte le altre grandezze sono note. 4.3 Soluzione Numerica Siano assegnati i seguenti dati: m = 0 m = 3m = 30 kg kg J G = 0.3 kg m f = 0.3 a = 0.4 r = 0. v 0 = 0 m m m/s Il risultato numerico della soluzione della dinamica è il seguente: N = T = N = N N N T = N θ = 5.9 rad/s A questo punto è necessario verificare la condizione di rotolamento senza strisciamento in A. A tal fine si verifica che T = f = 0.3 N che soddisfa la condizione di puro rotolamento. Visualizziamo ora il diagramma delle forze rappresentato in figura 4.3. Per semplicità non sono rappresentate le

38 CAPITOLO 4. SLITTA CON ATTRITO 34 T T Figura 4.3: Schema delle forze agenti sul sistema. Le forze verticali non sono rappresentate per semplicità. forze verticali in quanto ci concentriamo solamente sulle forze orizzontali. Si noti che le due forze T e T sono dirette in direzione opposta. Questa condizione è compatibile con le condizioni iniziali imposte. Infatti, dato che θ0 > 0 e v Gx < 0 ne discende che T è diretta verso destra cioè, per i versi scelti in figura 4. è positiva. La forza T invece è diretta dalla parte opposta in quanto ha un effetto frenante sul disco e quindi per le convenzioni scelte ha valore negativo. 4.4 Metodo pratico per scrivere la dinamica In questa sezione vediamo come si possono scrivere in maniera semplice le equazioni che regolano la dinamica del sistema in esame. Cominciamo considerando che la velocità iniziale v 0 sia negativa. Da questo discende che T è rivolta verso destra, come rappresentato in figura 4.. Inoltre vale la relazione T = fn. Per quanto riguarda la forza d attrito nel punto A, invece, sappiamo solamente che vale la relazione T fn, con N positiva con in figura 4.. Per quanto appena detto, l equilibrio alla traslazione del sistema + è il seguente: mr θ = T + T = T + fn 0 = N + N mg L equilibrio alla rotazione di + intorno al punto A risulta A : 3aN 3 amg = J G θ + mr θ Infine, l equilibrio alla rotazione di intorno al punto G è la seguente G : T r = J G θ L insieme delle quattro equazioni appena scritte è risolvibile come visto precedenza. Naturalmente, una volta risolto il problema, è necessario verificare le forze d attrito.

39 Capitolo 5 Frenatura di un Disco r a f B C µ 3 O D! 0 A M m f Figura 5.: Schema meccanico. Si consideri il sistema meccanico rappresentato in figura 5.. Si suppone completamente nota la geometria del sistema: momento d inerzia baricentrico del disco J G3, raggio del disco r, distanza a come in figura, lunghezza l dell asta, angolo θ. Inoltre si assume che nei punti A e B ci sia un coefficiente di attrito f e che, in tali punti di contatto fra e 3 ci sia strisciamento attrito radente. Sia assegnata la velocità angolare iniziale del disco ω 0 e il momento M m applicato all asta. Si vuole determinare l istante in cui il disco 3 si arresta. 5. Analisi dinamica In questo caso si effettua da subito l analisi dinamica in quanto la cinematica del sistema è banale e risulta tale per cui i corpi e sono fermi. Si fa riferimento al diagramma di corpo libero di 3 rappresentato in 5. e scriviamo l equilibrio 35

40 CAPITOLO 5. FRENATURA DI UN DISCO 36 T B N B O N A T A Figura 5.: Diagramma di corpo libero del disco 3. Attenzione: la forza vincolare in O non è rappresentata in quanto per risolvere l esercizio in esame non è necessaria. alla rotazione di intorno a O O : M f = T A + T B r = fn A + N B r = J G3 α 5. dove abbiamo sostituito T A = fn A e T B = fn B perchè in questi due punti c è attrito radente. Si noti che, per come sono state scelte le direzioni delle forze in 5. T A e T B sono assunte positive. È necessario verificare questa ipotesi una volta risolto il problema. N B C T B T A N A Figura 5.3: Diagramma di corpo libero del corpo. Attenzione: la forza vincolare in C non è rappresentata in quanto per risolvere l esercizio in esame non è necessaria. Scriviamo ora l equilibrio del corpo intorno al punto C C : afn A a + rn B + N A r = 0 5. Dato che le reazioni scambiate in C fra e non interessano per la risoluzione del problema si scrive l equilibrio del sistema composto da +. In partico-

41 CAPITOLO 5. FRENATURA DI UN DISCO 37 N B C T B T A D N A M m Figura 5.4: Diagramma di corpo libero del sistema +. Attenzione: la forza vincolare in D non è rappresentata in quanto per risolvere l esercizio in esame non è necessaria. lare si scrive l equilibrio alla rotazione intorno a D D : 0 = M m + N A r l sinθ T A a l cosθ + T B l sinθ N B r + a l cosθ = M m + N A af + r + fl cosθ l sinθ+ + N B a r + l cosθ + fl sinθ 5.3 Il sistema composto dalle 5. e 5. è composto da due equazioni nelle due incognite N A e N B e può quindi essere risolto separatamente ottenendo i valori di N A e N B in funzione del parametro M m M m a + r N A = l f + r cosθ af rf + a + r sinθ M m af r N B = l f + r cosθ af rf + a + r sinθ 5.4 Dalla 5.4 si ottiene direttamente che il momento frenante M f sul disco 3 è dato da M f = Per cui il valore di α risulta e la legge di moto αt è la seguente fm m r fa + a + r l f + r cosθ af rf + a + r sinθ α = M f J G3 αt = ω 0 + M f J G3 t Infine, l istante di arresto t a si determina imponendo αt a = 0 e risulta 5.5 t a = J G 3 M f ω 0

42 CAPITOLO 5. FRENATURA DI UN DISCO Soluzione numerica Siano assegnati i seguenti valori numerici ω 0 = 800 rad/s r = 0.08 m a = 0.04 m f = 0.4 J G3 = kg m M m = N m l = 0. m θ = 50 Sostituendo nelle formule trovate precedentemente si ottiene: N A = 5.57 T A = N B = T B = M f = t a = 0.93 s N N N N N m Si noti che i valori di N A, T A, N B e T B sono positivi, confermando le assunzioni fatte.

43 Capitolo 6 Frenatura di un Disco con un Peso g d d B A 4 P G 3 3 C D G 4! f Figura 6.: Schema meccanico. Si consideri lo schema meccanico riportato in figura 6.. Si assume completamente nota la geometria del sistema: lunghezza l e l delle aste e, massa m 3 e momento d inerzia baricentrico J G3 di 3, raggio r e momento d inerzia baricentrico J G4 di 4. È assegnata la velocità angolare iniziale ω 0 del disco e si considera che fra 3 e 4 sia presente un coefficiente d attrito f. Si determini il tempo d arresto del disco. 6. Dinamica Nel sistema in esame il quadrilatero articolato costituito dai corpi, e 3 deve rimanere fermo affinchè il corpo 3 freni il disco 4 attraverso la forza 39

44 CAPITOLO 6. FRENATURA DI UN DISCO CON UN PESO 40 d attrito. Si comincia considerando il diagramma di corpo libero del disco 4 N T R Figura 6.: Diagramma di corpo libero di 4. rappresentato in figura 6.. Per il problema in esame siamo interessati solamente all equilibrio alla rotazione e pertanto l unica equazione che interessa in questo caso è la seguente G 4 : T r = J G4 ω 6. dove si è assunto ω > 0. Qualora si assumesse ω < 0 dovremmo cambiare verso alla forza T. Dato che T è la forza dovuta all attrito, allora fintantochè c è strisciamento fra 3 e 4 vale la seguente relazione: T = f N. Si considera R B T R C N m 3 g Figura 6.3: Diagramma di corpo libero di 3. ora l equilibrio del corpo 3 e si fa riferimento al diagramma di corpo libero rappresentato in figura 6.3. Si nota fin da subito che i corpi e si comportano come aste scariche e pertanto è nota la direzione di applicazione delle forze in B e C. Si scrivono ora le equazioni di equilibrio del corpo 3. 0 = T + R B cosα + R C cosα 0 = N + R B sinα + R C sinα m 3 g G 3 : 0 = Nd d T d R B cosα + dr B sinα + d R C cosα + dr C sinα 6.