Muelle elástico

Muelle elástico

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Para otros usos de este término, véase Muelle.

«Resorte» redirige aquí. Para otras acepciones, véase Resorte (desambiguación).

Muelles de tracción.

Se conoce como muelle o resorte a un operador elástico, que puede ser de distintos materiales como el acero al carbono, acero inoxidable, acero al cromo silicio, cromo-vanadio, bronces, plástico, entre otros, y que es capaz de almacenar energía y desprenderse de ella sin sufrir deformación permanente cuando cesa el esfuerzo al que se le somete.

Los resortes pueden construirse de muchas formas y dimensiones, y son empleados en una gran cantidad de aplicaciones, desde cables de conexión hasta disquetes, productos de uso cotidiano, herramientas especiales o suspensiones de vehículos. Su propósito, con frecuencia, se adapta a las situaciones en las que se requiere aplicar una fuerza y que esta sea retornada en forma de energía, y siempre están diseñados para ofrecer resistencia o amortiguar las presiones externas.

Tipos de resortes

Resorte de torsión

Hay tres tipos principales de resortes de acuerdo a los esfuerzos que soportan:

• Resortes de tracción: Estos resortes están sometidos a esfuerzos de tracción y se caracterizan por tener un gancho en sus extremos de diferentes estilos: inglés, alemán, catalán, giratorio, abierto, cerrado o de dobles espira. Estos ganchos permiten montar los resortes de tracción en todas las posiciones imaginables.

Resorte cónico de compresión

• Resortes de compresión: Estos resortes están sometidos a esfuerzos de compresión y pueden ser cilíndricos, cónicos, bicónicos, de paso fijo o cambiante.

• Resortes de torsión: Son los resortes sometidos a esfuerzos de torsión.

También hay una gran cantidad de resortes que no tienen la forma de muelle habitual, quizás la forma más conocida sea la arandela grower.

Resorte especial

Física del resorte

Energía de deformación

La manera más sencilla de analizar un resorte físicamente es mediante su modelo ideal global y bajo la suposición de que éste obedece la Ley de Hooke. Se establece así la ecuación del resorte, donde se relaciona la fuerza F ejercida por el mismo con la distancia adicional x producida por alargamiento del siguiente modo:

$F = -k \cdot x \,$, siendo $k = \frac{A \cdot E}{L}$

Donde k es la constante de rigidez del resorte, x es la separación de su extremo respecto a su longitud natural, A la sección del cilindro imaginario que envuelve al muelle y E el módulo de elasticidad del muelle (no confundir con el módulo de elasticidad del material). La energía de deformación o energía potencial elástica U_k asociada al estiramiento del muelle viene dada por la integración de trabajo realizado en cada diferencial dx:

$U_k = - \int_{0}^{x} F(x) \ d x = \int_{0}^{x} k(x) \cdot x \ d x \$

Si la rigidez del muelle es independiente de su deformación, entonces

$U_k = \int_{0}^{x} k \cdot x \ d x \ = \frac{1}{2} kx^2$

Ecuación diferencial y ecuación de ondas

Definiremos ahora una constante intrínseca del resorte independiente de la longitud de este y estableceremos así la ley diferencial constitutiva de un muelle. Multiplicando k por la longitud total, y llamando al producto k_i o k intrínseca, se tiene:

k_i = AE

donde $k=\frac{k_i}{L}$

Llamaremos F(x) a la fuerza que soporta una sección del muelle a una distancia x del origen de coordenadas, k_Δx a la constante de un pequeño trozo de muelle de longitud Δx a la misma distancia y δ_Δx al alargamiento de ese pequeño trozo en virtud de la aplicación de la fuerza F(x). Por la ley del muelle completo:

$F(x)=-k_{\Delta x}\delta_{\Delta x}=k_i\frac{\delta_{\Delta x}}{\Delta x}$

Tomando el límite:

$F(x)=-k_i\frac{{\delta}_{dx}}{dx}$

que por el principio de superposición resulta:

$F\left(x\right)=-k_i\frac{d{\delta}}{dx}=-AE\frac{d\delta}{dx}$

Si además suponemos que tanto la sección como el módulo de elasticidad pueden variar con la distancia al origen, la ecuación queda:

$F\left(x\right)=-k_i\left(x\right)\frac{d{\delta}}{dx}=-A\left(x\right)E\left(x\right)\frac{d\delta}{dx}$

Que es la ecuación diferencial completa del muelle. Si se integra para todo x, de obtiene como resultado el valor del alargamiento unitario total. Normalmente puede considerarse F (x) constante e igual a la fuerza total aplicada. Cuando F (x) no es constante y se incluye en el razonamiento la inercia de éste, se llega a la ecuación de onda unidimensional que describe los fenómenos ondulatorios.

Supongamos, por simplicidad, que tanto la sección del resorte, como su densidad (entendiendo densidad como la masa de un tramo de muelle dividida por el volumen del cilindro imaginario envolvente) y su módulo de elasticidad son constantes a lo largo del mismo y que el resorte es cilíndrico. Llamemos $\Psi\left(x\right)$ al desplazamiento de una sección de muelle. Ahora tomemos un tramo diferencial de muelle de logitud (dx). La masa de esa porción vendrá dada por:

dm = ρAdx

Aplicando la segunda ley de Newton a ese tramo:

$F\left(x\right)-F(x+dx)\left(x\right)=-dm\frac{{\partial}^2\Psi}{{\partial t}^2}=-\rho Adx\frac{{\partial}^2\Psi}{{\partial t}^2}$

Es decir:

$\frac{\partial F}{\partial x}dx=-\rho Adx\frac{{\partial}^2\Psi}{{\partial t}^2}\rightarrow \frac{\partial F}{\partial x}=-\rho A\frac{{\partial}^2\Psi}{{\partial t}^2}$

Por otro lado es sencillo deducir que

$d\delta=\Psi\left(x+dx\right)-\Psi\left(x\right)=\frac{\partial \Psi}{\partial x}dx$

Al introducir, por tanto, esta expresión en la ecuación diferencial del muelle antes deducida, se llega a:

$F\left(x\right)=-AE\frac{\partial\Psi}{\partial d}$

Derivando esta expresión respecto a x se obtiene:

$\frac{\partial F}{\partial x}=-AE\frac{{\partial}^2\Psi}{{\partial x}^2}$

Juntando la expresión temporal con la expresión espacial se deduce finalmente la ecuación general de un muelle cilíndrico de sección, densidad y elasticidad constantes, que coincide exactamente con la ecuación de onda longitudinale:

$\frac{{\partial}^2\Psi\left(x,t\right)}{{\partial t}^2}=\frac{E}{\rho}\times\frac{{\partial}^2\Psi\left(x,t\right)}{{\partial x}^2}$

De la que se deduce la velocidad de propagación de perturbaciones en un muelle ideal como:

$c=\sqrt{\frac{E}{\rho}}$

Muelle con una masa suspendida

Para el caso de un muelle con una masa suspendida,

$\displaystyle F = -kx \ \to \ m\frac{d^2x}{dt^2}=-kx$

Cuya solución es x = Csinωt. Derivando y sustituyendo:

$\ \displaystyle -\omega ^2 \cdot C \sin \omega t = -\frac{k}{m}\cdot C sin\omega t$

Simplificando:

$\displaystyle \omega = \sqrt{\frac{k}{m}}$

Esta ecuación relaciona la frecuencia natural con la rigidez del muelle y la masa suspendida.

Muelle de densidad variable

Para un muelle de densidad variable, módulo de elasticidad variable y sección de la envolvente variable, la ecuación generalizada de las perturbaciones es la que sigue:

$\frac{{\partial}^2\Psi\left(x,t\right)}{{\partial t}^2}=\frac{1}{\rho \left(x\right)}\left[\frac{\partial A\left(x\right)}{\partial x}\frac{E\left(x\right)}{A\left(x\right)}+\frac{\partial E\left(x\right)}{\partial x}\right]\frac{\partial\Psi\left(x,t\right)}{\partial x}+\frac{E\left(x\right)}{\rho \left(x\right)}\frac{{\partial}^2\Psi\left(x,t\right)}{{\partial x}^2}$

En un resorte de estas características, la onda viajera cambiaría su velocidad y, por tanto, su longitud de onda a lo largo del recorrido. Además, en unas zonas del muelle su amplitud sería mayor que en otras.

En el análisis de un resorte real, aparecen también ondas longitudinales, transversales y de torsión lo largo y ancho de las espira que se propagan a una velocidad que depende de la raíz cuadrada del módulo de elasticidad E del material para las longitudinales del módulo de elasticidad transversal G del material para las transversales y del módulo de torsión de la espira para las de torsión, divididas todas por la densidad del material.

Soluciones a la ecuación de ondas en un muelle

La solución general a la ecuación en derivadas parciales del muelle simplificado de longitud infinita se describe a continuación. Dadas las condiciones iniciales:

$\Psi(x,0)=f(x) \,$

${\Psi}_t(x,0)=g(x) \,$

donde ${\Psi}_t=\frac{\partial \Psi}{\partial t} \,$, la función de D'Alembert solución a la ecuación de onda puede escribirse como:

Solución a condiciones iniciales senoidales.

$\Psi(x,t) = \frac{f(x-ct) + f(x+ct)}{2} + \frac{1}{2c} \int_{x-ct}^{x+ct} g(s) ds$

Tal solución admite que F y G puedan ser cualquier clase de funciones contínuas $\scriptstyle f(x) \in C^k$ y $\scriptstyle g(x) \in C^{k-1}$ cuando $\scriptstyle u(t,x) \in C^k$.

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Para un muelle de longitud finita L con sus extremos anclados, el problema se convierte en uno de contorno que puede resolverse mediante separación de variables con la teoría de Sturm-Liouville. Dadas unas condiciones iniciales como las anteriormente descritas y unas condiciones de contorno de extremos fijos. Las condiciones iniciales pueden desarrollarse en una serie de Fourier de la siguiente forma:

$f\left(x\right)=\sum_{n = 1}^{\infty} A_n\sin{\left(\frac{n\pi x}{L}\right)}$

$g\left(x\right)=\sum_{n = 1}^{\infty} B_n\frac{cn\pi}{L}\sin{\left(\frac{n\pi x}{L}\right)}$

En donde los coeficientes de Fourier se obtienen tras integrar las funciones f y g como sigue:

$A_n=\frac{2}{L}\int_0^{L}f\left(x\right)\sin{\left(\frac{n\pi x}{L}\right)}dx$

$B_n=\frac{2}{n\pi c}\int_0^{L}g\left(x\right)\sin{\left(\frac{n\pi x}{L}\right)}dx$

para n = 1,2,...

La solución a este problema queda escrita como sigue:

$\Psi(x,t) = \sum_{n = 1}^{\infty}A_n\sin{\left(\frac{n\pi x}{L}\right)}\cos{\left(\frac{cn\pi t}{L}\right)}+\sum_{n = 1}^{\infty}B_n\sin{\left(\frac{n\pi x}{L}\right)}\cos{\left(\frac{cn\pi t}{L}\right)}$

Una onda estacionaria. Los puntos rojos representan los nodos

Véase también

• Ley de elasticidad de Hooke.
• Módulo de elasticidad.

Enlaces externos

• Wikimedia Commons alberga contenido multimedia sobre resortes.Commons
• Institute of Spring Technology.
• Spring Manufacturers Institute.

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