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| (7 ediciones intermedias no se muestran.) |
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| - | = Introducción = | + | = Introducción = |
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| | En los temas anteriores hemos visto como se aplican los principios de la Mecánica Vectorial al estudio del Sólido Rígido. En Mecánica Vectorial las magnitudes que describen el movimiento del sistema son la Cantidad de Movimiento y el Momento Cinético. Y las acciones sobre un Sólido Rígido se describen utilizando fuerzas y pares de fuerzas. Todas estas magnitudes son vectores, de ahí su nombre. El Teorema del Centro de Masas y el Teorema del Momento Cinético proporcionan las ecuaciones diferenciales del movimiento. Estas ecuaciones también son vectoriales. | | En los temas anteriores hemos visto como se aplican los principios de la Mecánica Vectorial al estudio del Sólido Rígido. En Mecánica Vectorial las magnitudes que describen el movimiento del sistema son la Cantidad de Movimiento y el Momento Cinético. Y las acciones sobre un Sólido Rígido se describen utilizando fuerzas y pares de fuerzas. Todas estas magnitudes son vectores, de ahí su nombre. El Teorema del Centro de Masas y el Teorema del Momento Cinético proporcionan las ecuaciones diferenciales del movimiento. Estas ecuaciones también son vectoriales. |
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| | La Mecánica Analítica es muy potente. Permite encontrar con relativa facilidad las condiciones de equilibrio y las ecuaciones de movimiento de sistemas muy complejos. A cambio, requiere un grado mayor de abstracción en el tratamiento de los problemas. | | La Mecánica Analítica es muy potente. Permite encontrar con relativa facilidad las condiciones de equilibrio y las ecuaciones de movimiento de sistemas muy complejos. A cambio, requiere un grado mayor de abstracción en el tratamiento de los problemas. |
| | + | = [[MR_09 Coordenadas generalizadas | Coordenadas generalizadas ]] = |
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| - | = Coordenadas generalizadas = | + | =[[MR_09 Ligaduras | Ligaduras ]] = |
| - | | + | =[[MR_09 Desplazamientos virtuales | Desplazamientos virtuales]] = |
| - | == Partícula puntual ==
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| - | | + | |
| - | [[Archivo:MR_09_01.png|right]] | + | |
| - | Consideremos el sistema mecánico mas sencillo posible: un partícula puntual libre de masa <math>m</math>. Usando coordenadas cartesianas la posición de la partícula en cada instante de tiempo puede describirse usando su vector de posición respecto a un cierto sistema de ejes coordenados:
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| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{r}(t) = x(t)\,\vec{\imath} + y(t)\,\vec{\jmath} + z(t)\,\vec{k}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Que la partícula sea libre significa que las tres coordenadas <math>\{x, y, z\}</math> pueden tomar cualquier valor independientemente de las otras. Entonces, no hay ningún movimiento prohibido para la partícula, como se indica en la figura.
| + | |
| - | El número de grados de libertad es 3.
| + | |
| - | | + | |
| - | [[Archivo:MR_09_02.png|right]]
| + | |
| - | Supongamos ahora que la partícula está obligada a moverse en el eje <math>OX</math>.Podemos imaginar que la partícula es una cuenta engarzada en un alambre recto y hacemos coincidir el eje <math>OX</math> con el alambre. Esto significa que, no importa la fuerza que ejerzamos sobre la partícula, esta no puede salirse del hilo. Cualquier movimiento que la saque del hilo está prohibido. Se dice entonces que la partícula está '''vinculada''' o '''ligada'''.
| + | |
| - | Entonces, no necesitamos las tres coordenadas cartesianas para determinar la posición de la partícula. Sabemos que se cumplirá siempre <math>y(t)=0</math> y <math>z(t)=0</math>: estas condiciones se llaman '''ligaduras''' o '''vínculos'''.
| + | |
| - | La partícula tiene un grado de libertad y podemos elegir como coordenada <math>x(t)</math>. El vector de posición sería
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{r}(t) = x(t)\,\vec{\imath}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Físicamente, para que la partícula respete la ligadura es necesario que el vínculo (en este caso el hilo) ejerza sobre la partícula la fuerza necesaria para que ésta no se salga del hilo
| + | |
| - | cuando otras fuerzas actúan sobre ella. Estas son las '''fuerzas de ligadura'''. Su magnitud es desconocida antes de resolver el problema, es decir, es una incógnita (no un grado de
| + | |
| - | libertad). Sí tenemos información previa sobre su dirección. Si el vínculo es liso,
| + | |
| - | la fuerza de ligadura es perpendicular al vínculo. Si es rugoso, tendrá una componente normal al vínculo (en este caso, para que la partícula no se salga del hilo) y otra tangencial,
| + | |
| - | la fuerza de rozamiento.
| + | |
| - | | + | |
| - | [[Archivo:MR_09_03.png|left]]
| + | |
| - | Supongamos que el hilo es circular, de radio <math>R</math> y situado en el plano <math>z=0</math>. El vector de posición de la partícula es
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| - | <center>
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| - | <math>
| + | |
| - | \vec{r}(t) = x(t)\,\vec{\imath} + y(t)\,\vec{\jmath}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Vemos dos coordenadas en el vector: <math>\{x, y\}</math>, pero la partícula tiene sólo un grado de libertad. Lo que ocurre es que estas coordenadas no pueden variar de forma independiente. Tienen que cumplir la ligadura <math>x^2 + y^2=R^2</math>. Podríamos escoger <math>x</math> o <math>y</math> para especificar la posición de la partícula y despejar la otra a partir de la condición de ligadura. Pero en este caso es mas conveniente escoger el ángulo de la figura como coordenada: <math>\{\theta\}</math>. De esta forma el vector de posición es
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{r}(t) = R\cos\theta(t)\,\vec{\imath} + R\,\mathrm{sen}\,\theta(t)\,\vec{\jmath}.
| + | |
| - | | + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | | + | |
| - | [[Archivo:MR_09_04.png|right]]
| + | |
| - | En la figura de la derecha tenemos un péndulo plano en el que la cuerda ha sido
| + | |
| - | sustituida por un muelle. La partícula tiene dos grados de libertad. Podemos expresar
| + | |
| - | el vector de posición en función de <math>r(t)</math> y <math>\theta(t)</math>
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{r}(t) = r(t)\cos\theta(t)\,\vec{\imath} + r(t)\,\mathrm{sen}\,\theta(t)\,\vec{\jmath}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | El número de grados de libertad es 2 y las coordenadas usadas son <math>\{r, \theta\}</math>.
| + | |
| - | | + | |
| - | En este último caso hemos usado un ángulo y una distancia para describir la posición de la partícula, aunque sean magnitudes cualitativamente distintas. Este es el concepto de '''coordenadas generalizadas''': son cualesquiera magnitudes que puedan utilizarse para describir un sistema. En este curso serán distancias y/o ángulos, pero en general puede ser cualquier cosa: una componente de momento de una fuerza, un índice bursátil, etc.
| + | |
| - | | + | |
| - | El '''espacio de configuraciones''' es el generado por las coordenadas generalizadas. El movimiento del sistema puede visualizarse como el movimiento de un punto que representa al sistema en el espacio de las configuraciones.
| + | |
| - | En la figura de la izquierda representamos el movimiento del péndulo con muelle del último ejemplo en el espacio real. A la derecha se representa el movimiento de la masa en el espacio de las configuraciones.
| + | |
| - | {|
| + | |
| - | |[[Archivo:MR_Pendulo.gif|left]] || [[Archivo:MR_Fase.gif|right]]
| + | |
| - | |}
| + | |
| - | | + | |
| - | == Sistemas de partículas: Sólido Rígido ==
| + | |
| - | | + | |
| - | Si tenemos un sistema con <math>N</math> partículas, tendremos <math>N</math> vectores de posición <math>\{\vec{r}_i\}_{i=1}^N</math> y, por tanto, <math>3N</math> coordenadas cartesianas. Si las partículas tienen que cumplir <math>k</math> ligaduras, el número de grados de libertad es <math>n = 3N - k</math>. Necesitaremos entonces <math>n</math> coordenadas generalizadas, <math>\{q_k(t)\}_{k=1}^n</math>, para describir en cada instante la configuración del sistema.
| + | |
| - | | + | |
| - | [[Archivo:MR_09_05.png|right|300px]]
| + | |
| - | En el caso de un sólido rígido libre ya hemos visto que se necesitan 6 coordenadas para describir su posición: 3 coordenadas asociadas a la traslación y 3 a la rotación. Aunque un sólido tiene muchos puntos, la condición de rigidez impone condiciones muy restrictivas al movimiento, resultando en 6 grados de libertad para el sólido rígido libre. En el caso de sólidos vinculados habrá que examinar cada sistema individualmente. Por ejemplo, el sistema de la figura, formado por dos sólidos vinculados (la barra "0" y el deslizador "2") tiene 3 grados de libertad
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \{q_1 = x, q_2=\theta, q_3=\rho\} \qquad n=3.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | | + | |
| - | = Ligaduras =
| + | |
| - | | + | |
| - | Como hemos visto en el apartado anterior, las restricciones al movimiento en sistemas mecánicos reciben el nombre de '''ligaduras''' o '''vínculos'''. Hay varias formas de clasificar las ligaduras. En Mecánica Analítica, la distinción mas importante es entre ligaduras '''holónomas''' y '''no holónomas'''.
| + | |
| - | | + | |
| - | == Ligaduras holónomas ==
| + | |
| - | Son ligaduras que pueden expresarse por una relación matemática que involucre sólamante las coordenadas geométricas y, quizás, el tiempo. Si el sistema tiene <math>N</math> partículas, la expresión matemática general de una ligadura holónoma es
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | f(x_1, x_2, \ldots, x_{3N},t)=0
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Como vemos las velocidades no aparecen en la expresión. Si el tiempo no aparece explícitamente en la expresión la ligadura se denomina '''esclerónoma'''. Si el tiempo sí aparece explícitamente se llama '''reónoma'''.
| + | |
| - | | + | |
| - | Veamos algunos ejemples, con su denominación particular
| + | |
| - | ; Geométricas bilaterales
| + | |
| - | [[Archivo:MR_09_06.png|right|180px]]
| + | |
| - | Establece una relación de igualdad entre las coordenadas. Por ejemplo, una partícula engarzada en una circunferencia de radio <math>R</math> centrada en el origen y en el plano <math>OXY</math> es un ejemplo de ligadura holónoma geométrica bilateral y
| + | |
| - | esclerónoma
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \begin{array}{l}
| + | |
| - | z=0\\x^2+y^2=R^2.
| + | |
| - | \end{array}
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Si el aro se mueve con una velocidad prefijada, como se indica en la figura, el tiempo aparece explícitamente en la segunda ligadura, que pasa a ser reónoma.
| + | |
| - | [[Archivo:MR_09_07.png|right|180px]]
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \begin{array}{l}
| + | |
| - | z=0\\(x-v_0t)^2+y^2=R^2.
| + | |
| - | \end{array}
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Si una de las ligaduras es reónoma el sistema entero se denomina reónomo. En
| + | |
| - | muchas ocasiones las ligaduras reónomas corresponden a vínculos con un movimiento prefijado.
| + | |
| - | | + | |
| - | ;Cinématicas integrables
| + | |
| - | Las ligaduras cinemáticas son aquellas en las que se imponen condiciones sobre alguna o todas las velocidades. Su forma general es
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | f(x_1, x_2, \ldots, x_{3N},\dot{x}_1, \dot{x}_2, \ldots, \dot{x}_{3N},t)=0
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Si la expresión puede integrarse para eliminar las velocidades se convierte en una ligadura geómetrica bilateral. Por tanto es holónoma.
| + | |
| - | | + | |
| - | [[Archivo:MR_09_08.png|left|250px]] | + | |
| - | Un ejemplo muy importante en Ingeniería es la rodadura sin deslizamiento en un movimiento plano. Para el aro de radio <math>R</math> de la izquierda tenemos
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{v}^{\,G} = \dot{x}\,\vec{\imath}_1
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | La condición de rodadura sin deslizamiento impone <math>\vec{v}^{\,C}=\vec{0}</math>. Usando el Teorema de Chasles
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{v}^{\,G} = \vec{v}^{\,C} + \vec{\omega}\times\overrightarrow{CG}
| + | |
| - | \Longrightarrow
| + | |
| - | \dot{x} = R\,\dot{\theta}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Esta es una ligadura cinemática, pues involucra a derivadas temporales de las coordenadas generalizadas. Pero puede integrarse. La ligadura puede expresarse como
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \dfrac{\mathrm{d}x}{\mathrm{d}t} = R\dfrac{\mathrm{d}\theta}{\mathrm{d}t}
| + | |
| - | \Longrightarrow
| + | |
| - | \mathrm{d}x = R\mathrm{d}\theta
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Esta expresión puede integrarse
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \int\limits_{x(0)}^{x(t)}\mathrm{d}x = R\int\limits_{\theta(0)}^{\theta(t)}\mathrm{d}\theta
| + | |
| - | \Longrightarrow
| + | |
| - | x(t) - x(0) = R\,(\theta(t)-\theta(0))
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Obtenemos así una ligadura holónoma.
| + | |
| - | | + | |
| - | == Ligaduras no holónomas ==
| + | |
| - | | + | |
| - | En este caso no pueden expresarse con una relación matemática de la forma <math>f(x_1, x_2, \ldots, x_{3N},t)=0</math>. Veamos algunos ejemplos
| + | |
| - | | + | |
| - | ;Geométricas unilaterales
| + | |
| - | La expresión matemática del vínculo es una inegualdad que involucra a las coordenadas y, quizás, el tiempo. Por ejemplo, para una partícula botando en una mesa, de modo que el plano de la mesa es el plano <math>OXY</math>, la ligadura es
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | z\geq0.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Este ligadura es esclerónoma. Si la mesa se mueve con velocidad vertical
| + | |
| - | uniforme <math>v_0</math> la ligadura sería (suponiendo que en <math>t=0</math> la mesa coincide con el plano <math>OXY</math>)
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | z\geq v_0t.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Esta ligadura es reónoma.
| + | |
| - | | + | |
| - | ; Rodadura sin deslizamiento en 3D
| + | |
| - | Supongamos que tenemos un disco de radio <math>R</math> que rueda sin deslizar
| + | |
| - | y pivota sobre una superficie plana, pero sin tumbarse. Podemos imaginar una moneda rodando en el suelo.
| + | |
| - | Escogemos como sólido "0" un triedro cuyo origen se mueve con el centro del
| + | |
| - | disco, <math>G</math>, y el eje <math>GZ_0</math> es siempre perpendicular al disco.
| + | |
| - | El triedro "2",
| + | |
| - | solidario con el disco, tiene como origen su centro y su eje <math>GZ_2</math> coincide en todo momento con el <math>GZ_0</math>. Las coordenadas generalizadas son las
| + | |
| - | coordenadas cartesianas del centro del disco, <math>x, y</math>, el ángulo <math>\theta</math> que forma el eje <math>GX_0</math> con el eje fijo <math>OX_1</math>, y el ángulo <math>\psi</math> que forma el eje <math>GX_2</math> con el eje <math>GX_0</math>. Podría parecer en principio que hay 4 grados de libertad, pero sólo hay 2. Esto
| + | |
| - | puede razonarse así. Un sólido rígido libre tiene 6 grados de libertad. La condición de rodadura sin deslizamiento imponte <math>\vec{v}^{\,C}=\vec{0}</math> (3 vínculos cinemáticos). Si no puede tumbarse hay una componente prohibida de la rotación.
| + | |
| - | Así pues, el número de grados de libertad es <math>n = 6-4=2</math>. Veamos como se obtienen las expresiones de las ligaduras.
| + | |
| - | [[Archivo:MR_09_09.png|right|300px]]
| + | |
| - | | + | |
| - | Para el movimiento {01} tenemos
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \begin{array}{l}
| + | |
| - | \vec{\omega}_{01} = \dot{\theta}\,\vec{k}_1,\\
| + | |
| - | \vec{v}^{\,G}_{01} = \dot{x}\,\vec{\imath}_1 + \dot{y}\,\vec{\jmath}_1,\\
| + | |
| - | \vec{v}^{\,C}_{01} = \vec{v}^{\,G}_{01} + \vec{\omega}_{01}\times\overrightarrow{GC} =
| + | |
| - | \dot{x}\,\vec{\imath}_1 + \dot{y}\,\vec{\jmath}_1.
| + | |
| - | \end{array}
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Para el {20}
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \begin{array}{ll}
| + | |
| - | \vec{\omega}_{20} & = \dot{\psi}\,\vec{k}_0,\\
| + | |
| - | \vec{v}^{\,G}_{20}& = \vec{0},\\
| + | |
| - | \vec{v}^{\,C}_{20}& = \vec{v}^{\,G}_{20} + \vec{\omega}_{20}\times\overrightarrow{GC}
| + | |
| - | =R\dot{\psi}\,\vec{\imath}_0\\
| + | |
| - | & = R\dot{\psi}\cos\theta\,\vec{\imath}_1
| + | |
| - | + R\dot{\psi}\,\mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\jmath}_1.
| + | |
| - | \end{array}
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | La rodadura sin deslizamiento impone <math>\vec{v}^{\,C}_{21}=\vec{0}</math>. Entonces
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{v}^{\,C}_{21} = \vec{v}^{\,C}_{20} + \vec{v}^{\,C}_{01} =
| + | |
| - | (\dot{x} + R\dot{\psi}\cos\theta)\,\vec{\imath}_1 +
| + | |
| - | (\dot{y} + R\dot{\psi}\,\mathrm{sen}\,\theta)\,\vec{\jmath}_1
| + | |
| - | \Longrightarrow
| + | |
| - | \left\{
| + | |
| - | \begin{array}{l}
| + | |
| - | \dot{x} + R\dot{\psi}\cos\theta=0\\
| + | |
| - | \dot{y} + R\dot{\psi}\,\mathrm{sen}\,\theta=0
| + | |
| - | \end{array}
| + | |
| - | \right.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Estas ligaduras no se pueden integrar. Por ejemplo, la primera puede manipularse así
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \dfrac{\mathrm{d}x}{\mathrm{d}t} = -R\cos\theta\dfrac{\mathrm{d}\psi}{\mathrm{d}t}
| + | |
| - | \Longrightarrow
| + | |
| - | \int\mathrm{d}x = R\int\cos\theta\,\mathrm{d}\psi.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | La segunda integral no se puede hacer, pues <math>\theta</math> no es constante durante el movimiento y no sabemos como depende de <math>\psi</math>. Este es un caso en el que hay que describir el sistema con cuatro coordenadas generalizadas, <math>\{x, y,
| + | |
| - | \theta, \psi\}</math>, aunque haya sólo dos grados de libertad.
| + | |
| - | Veremos mas adelante
| + | |
| - | que hay técnicas para tratar este tipo de problemas.
| + | |
| - | | + | |
| - | = Desplazamientos virtuales =
| + | |
| - | | + | |
| - | El concepto de desplazamiento virtual es fundamental para entender la Mecánica Analítica. Un
| + | |
| - | desplazamiento virtual es un movimiento de cualquier parte de un sistema mecánico
| + | |
| - | que sea compatible con las ligaduras, suponiendo que el tiempo se congela.
| + | |
| - | | + | |
| - | == Desplazamientos virtuales para sistemas de partículas ==
| + | |
| - | | + | |
| - | | + | |
| - | [[Archivo:MR_09_03.png|right]]
| + | |
| - | Vamos a empezar con un ejemplo sencillo. Tenemos una partícula engarzada en un aro de radio <math>R</math>
| + | |
| - | centrado en el origen y situado en el plano <math>OXY</math>. Las ligaduras son esclerónomas:
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | z=0, \qquad x^2+y^2=R^2.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Si se aplica una fuerza sobre
| + | |
| - | partícula (la gravedad u otra) esta realizará un movimiento. Este es el movimiento real de
| + | |
| - | la partícula. Cómo es el movimiento real depende de la fuerza que se ejerza. Pero imaginemos que
| + | |
| - | congelamos el tiempo, como si en una película mostrando el movimiento extraemos uno
| + | |
| - | de los fotogramas y lo mostramos aparte. Mirando el fotograma nos preguntamos: ¿que
| + | |
| - | movimiento podría realizar la partícula en este instante? Tiene que ser un movimiento
| + | |
| - | que respete las ligaduras, en este caso, que esté en el plano <math>OXY</math> y la distancia
| + | |
| - | al origen sea <math>R</math>. Las flechas azules muestran movimientos posibles, mientras
| + | |
| - | que las rojas muestran movimientos prohibidos. Los movimientos permitidos en esta
| + | |
| - | circunstancia, con el tiempo congelado, son los '''desplazamientos virtuales'''. No dependen
| + | |
| - | de las fuerzas activas a las que esté sometida la partícula. En general, hay un número
| + | |
| - | infinito de desplazamientos virtuales. En este caso, el ángulo podría cambiar en 1 grado o
| + | |
| - | en 10, en un sentido o en el otro. Todos esos movimientos respetarían las ligaduras. Fijémonos
| + | |
| - | que el
| + | |
| - | desplazamiento real que realice la partícula bajo la acción de una fuerza dada coincidirá
| + | |
| - | con uno de los posibles desplazamientos virtuales. Esto es cierto si el sistema es
| + | |
| - | esclerónomo.
| + | |
| - | | + | |
| - | ¿Cómo podemos expresar matemáticamente los desplazamientos virtuales?
| + | |
| - | Nos limitaremos a
| + | |
| - | desplazamientos virtuales infinitesimales, que son los útiles en Mecánica. Ya hemos visto que este
| + | |
| - | sistema
| + | |
| - | tiene un grado de libertad: <math>\{\theta\}</math>. El vector de posición de la partícula puede escribirse como
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{r} = R\cos\theta\,\vec{\imath} + R\,\mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\jmath}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Un desplazamiento virtual corresponde a una variación infinitesimales del grado de libertad. Si el ángulo
| + | |
| - | cambia en un <math>\delta\theta</math> pequeño el cambio del vector de posición es
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \delta\vec{r} = \left(\dfrac{\partial\vec{r}}{\partial\theta}\right)\delta\theta
| + | |
| - | =
| + | |
| - | (-R\,\mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\imath} + R\cos\theta\,\vec{\jmath})\delta\theta.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Este es un vector tangente al vínculo (la circunferencia) como los vectores azules de
| + | |
| - | la figura. Para cada valor de <math>\delta\theta</math> (positivo o negativo) tenemos un
| + | |
| - | desplazamiento virtual posible.
| + | |
| - | | + | |
| - | [[Archivo:MR_09_07.png|right|180px]]
| + | |
| - | Consideremos ahora un vínculo reónomo, como el de la figura de la derecha. Imaginamos
| + | |
| - | de nuevo que extraemos un fotograma de la película que muestra un movimiento real de
| + | |
| - | la partícula y nos preguntamos cuales son los movimientos posibles en el fotograma, con
| + | |
| - | el tiempo congelado. De nuevo, los movimientos posibles son tangentes a
| + | |
| - | la circunferencia '''en ese instante'''.
| + | |
| - | EL vector de posición de la partícula es
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{r} = (v_0t + R\cos\theta)\,\vec{\imath} + R\,\mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\jmath}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | En el desplazamiento virtual sólo cambia el valor de la coordenada generalizada
| + | |
| - | <math>\theta</math>, pero no del tiempo. Para obtener la expresión del desplazamiento
| + | |
| - | virtual tenemos que derivar respecto a <math>\theta</math> sin variar <math>t</math>
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \delta\vec{r} = \left(\dfrac{\partial\vec{r}}{\partial\theta}\right)\delta\theta
| + | |
| - | =
| + | |
| - | (-R\,\mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\imath} + R\cos\theta\,\vec{\jmath})\delta\theta.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | En este caso el movimiento real no puede
| + | |
| - | coincidir con ninguno de los desplazamientos virtuales. El desplazamiento real tiene una
| + | |
| - | componente horizontal que no respeta el vínculo. Esto ocurre en los sistemas reónomos.
| + | |
| - | | + | |
| - | [[Archivo:MR_09_04.png|right|180px]]
| + | |
| - | Consideremos ahora el péndulo plano con muelle que hemos visto antes. Hay dos grados de
| + | |
| - | libertad: <math>\{r,\theta\}</math>. El vector de posición es
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{r} = r\cos\theta\,\vec{\imath} + r\,\mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\jmath}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | El desplazamiento virtual mas general posible es
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \delta\vec{r} =
| + | |
| - | \left(\dfrac{\partial\vec{r}}{\partial r}\right)\delta r
| + | |
| - | +
| + | |
| - | \left(\dfrac{\partial\vec{r}}{\partial\theta}\right)\delta\theta
| + | |
| - | =
| + | |
| - | (\cos\theta\,\delta r - r\,\mathrm{sen}\,\theta\,\delta\theta)\,\vec{\imath}
| + | |
| - | +
| + | |
| - | (\mathrm{sen}\,\theta\,\delta r + r\cos\theta\,\delta\theta)\,\vec{\jmath}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Cualquier combinación de valores para <math>\{\delta r, \delta\theta\}</math> es un
| + | |
| - | desplazamiento virtual. Por ejemplo
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \begin{array}{l}
| + | |
| - | \delta r=1, \delta\theta = 0
| + | |
| - | \Longrightarrow
| + | |
| - | \delta\vec{r} = \cos\theta\,\vec{\imath} + \mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\jmath},
| + | |
| - | \\
| + | |
| - | \delta r=0, \delta\theta = 1
| + | |
| - | \Longrightarrow
| + | |
| - | \delta\vec{r} = -r\,\mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\imath} + r\cos\theta\,\vec{\jmath}.
| + | |
| - | \end{array}
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | En el primer caso <math>\theta</math> es constante y la partícula se
| + | |
| - | mueve siguiendo la línea radial. En el segundo <math>r</math> es constante y la partícula
| + | |
| - | se mueve tangencialmente a una circunferencia de radio <math>r</math>.
| + | |
| - | | + | |
| - | En el caso más general, si tenemos un sistema de <math>N</math> partículas, descrito por un conjunto de <math>n</math> coordenadas generalizadas <math>\{q_1, \ldots, q_n\}</math> con
| + | |
| - | vectores de posición dados por
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{r}_i = \vec{r}_i(q_1, \ldots, q_n, t)\qquad i=1, \ldots, N
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | un desplazamiento virtual es un conjunto de variaciones infinitesimales de
| + | |
| - | las coordenadas generalizadas:
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \{\delta q_1, \ldots, \delta q_n\}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Para cada partícula del sistema tenemos
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \delta\vec{r}_i = \sum\limits_{k=1}^{n}
| + | |
| - | \left( \dfrac{\partial\vec{r}_i}{\partial q_k}\right)\,\delta q_k
| + | |
| - | \qquad i=1, \ldots, N
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | A partir de ahora, para abreviar denominaremos el conjunto de <math>n</math> coordenadas generalizadas
| + | |
| - | utilizadas para describir un sistema
| + | |
| - | y un desplazamiento virtual genérico respectivamente como
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \{q_k\}\equiv \{q_1,\ldots,q_n\}, \qquad
| + | |
| - | \{\delta q_k\}\equiv\{\delta q_1,\ldots,\delta q_n\}
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | | + | |
| - | | + | |
| - | == Desplazamientos virtuales con sólidos rígidos ==
| + | |
| - | | + | |
| - | Si tenemos un sistema de sólidos rígidos descrito por un conjunto de
| + | |
| - | coordenadas generalizadas <math>\{q_k\}</math>, un desplazamiento virtual es un conjunto de variaciones infinitesimales de esas coordenadas:
| + | |
| - | <math>\{\delta q_k\}</math>. Para cada punto <math>P</math> del
| + | |
| - | sistema,
| + | |
| - | con vector de posición <math>\vec{r}_P= \vec{r}_P(q_k)</math>,
| + | |
| - | el desplazamiento virtual se escribe
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \delta\vec{r}_P = \sum\limits_{k=1}^{n}
| + | |
| - | \left( \dfrac{\partial\vec{r}_P}{\partial q_k}\right)\,\delta q_k
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | | + | |
| - | [[Archivo:MR_09_10.png|right|250px]]
| + | |
| - | En la figura tenemos una barra que realiza un movimiento plano apoyada en el suelo y una pared. El sólido tiene un grado de libertad
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | n=1, \qquad \{q=\theta\}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Los vectores de posición de los puntos <math>A, B, G</math> son
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \begin{array}{l}
| + | |
| - | \vec{r}_A = \overrightarrow{OA} = 2a\cos\theta\,\vec{\imath}_1,\\
| + | |
| - | \vec{r}_B = \overrightarrow{OB} = 2a\,\mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\jmath}_1,\\
| + | |
| - | \vec{r}_G = \overrightarrow{OG}= a\cos\theta\,\vec{\imath}_1 + a\,\mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\jmath}_1.
| + | |
| - | \end{array}
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Para un desplazamiento virtual <math>\{\delta\theta\}</math> tenemos
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \begin{array}{l}
| + | |
| - | \delta\vec{r}_A = \left(\dfrac{\partial\vec{r}_A}{\partial\theta}\right)\delta\theta=
| + | |
| - | -2a\,\mathrm{sen}\,\theta\,\delta\theta\,\vec{\imath}_1,\\
| + | |
| - | \delta\vec{r}_B = \left(\dfrac{\partial\vec{r}_B}{\partial\theta}\right)\delta\theta=
| + | |
| - | 2a\cos\,\theta\,\delta\theta\,\vec{\jmath}_1,\\
| + | |
| - | \delta\vec{r}_G = \left(\dfrac{\partial\vec{r}_G}{\partial\theta}\right)\delta\theta=
| + | |
| - | -a\,\mathrm{sen}\,\theta\,\delta\theta\,\vec{\imath}_1 + a\cos\,\theta\,\delta\theta\,\vec{\jmath}_1.
| + | |
| - | | + | |
| - | \end{array}
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Los vectores de la figura corresponden a un desplazamiento virtual con <math>\delta\theta>0</math>.
| + | |
| - | | + | |
| - | [[Archivo:MR_09_11.png|right|250px]]
| + | |
| - | Al trabajar con sólidos rígidos es interesante definir el concepto de '''rotación virtual''':
| + | |
| - | una rotación infinitesimal describe una rotación infinitesimal que sea compatible con las
| + | |
| - | ligaduras con el tiempo congelado. Una rotación virtual se describe matemáticamente con
| + | |
| - | un vector cuya dirección coincida con el eje de rotación, su magnitud con el ángulo
| + | |
| - | rotado y su sentido con el dado por la regla de la mano derecha. La figura de la derecha
| + | |
| - | representa una barra articulada en su centro de modo que sólo puede hacer una rotación
| + | |
| - | respecto al eje <math>GZ_1</math>. El sistema tiene un grado de libertad: <math>\{\theta\}</math>. Una rotación virtual se representa por
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \delta\vec{\alpha} = \delta\theta\,\vec{k}_1.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | | + | |
| - | == Velocidades virtuales ==
| + | |
| - | Otra forma de abordar los movimientos virtuales de un sistema es utilizando el concepto
| + | |
| - | de '''velocidades virtuales'''. La idea es similar a la de los desplazamientos virtuales.
| + | |
| - | Dado un sistema mecánico sometido a ligaduras, examinamos el sistema en un instante dado.
| + | |
| - | Las velocidades virtuales son aquellas compatibles con las ligaduras en ese instante,
| + | |
| - | pero excluyendo el movimiento de arrastre debido a las ligaduras reónomas que haya en
| + | |
| - | el sistema. Es decir, en las velocidades virtuales sólo aparecen las derivadas
| + | |
| - | temporales de las coordenadas generalizadas.
| + | |
| - | | + | |
| - | Consideremos de nuevo la partícula engarzada en un aro con movimiento prefijado. El
| + | |
| - | vector de posición de la partícula es
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{r} = (v_0t + R\cos\theta)\,\vec{\imath} + R\,\mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\jmath}.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | [[Archivo:MR_09_12.png|right|200px]]
| + | |
| - | La velocidad virtual es la que se obtendría de la variación de las coordenadas
| + | |
| - | generalizadas, dejando congelado el tiempo
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{v}^{\,*} = \left(\dfrac{\partial\vec{r}}{\partial\theta}\right)\,\dot{\theta}
| + | |
| - | = \dot{\theta}\,(-R\,\mathrm{sen}\,\theta\,\vec{\imath} + R\cos\theta\,\vec{\jmath})
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | La velocidad debida al movimiento del vínculo es la velocidad de arrastre
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{v}^{\,arr} = \dfrac{\partial\vec{r}}{\partial t} = v_0\,\vec{\imath}
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | En la figura se muestra una posible velocidad virtual en azul y la velocidad de arrastre
| + | |
| - | en verde.
| + | |
| - | | + | |
| - | En general, para un sistema con <math>n</math> coordenadas generalizadas <math>\{q_k\}</math>, las velocidades virtual y de arrastre de un punto del sistema con vector de posición
| + | |
| - | <math>\vec{r}(q_k)</math> son
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \vec{v}^{\,*} = \sum\limits_{k=1}^n
| + | |
| - | \left(\dfrac{\partial\vec{r}}{\partial q_k}\right)\,\dot{q}_k,
| + | |
| - | \qquad
| + | |
| - | \vec{v}^{\,arr} = \dfrac{\partial\vec{r}}{\partial t}
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Las velocidades generalizadas son paralelas a los desplazamientos virtuales
| + | |
| - | <center>
| + | |
| - | <math>
| + | |
| - | \delta\vec{r} = \vec{v}^{\,*}\delta t.
| + | |
| - | </math>
| + | |
| - | </center>
| + | |
| - | Este <math>\delta t</math> es una especie de intervalo de tiempo virtual.
| + | |
| - | | + | |
| - | Si tratamos con un sólido rígido aparece de manera análoga el concepto de velocidad de rotación virtual <math>\vec{\omega}^{\,*}</math>. Tenemos también <math>\delta\vec{\alpha} = \vec{\omega}^{\,*}\delta t</math>.
| + | |
| | | | |
| - | En ocasiones
| + | = [[MR_09 Principio de los trabajos virtuales | Principio de los trabajos virtuales]] = |
| - | es mas sencillo calcular las velocidades virtuales y, a partir de ellas, obtener la expresión de los desplazamientos virtuales multiplicando por ese <math>\delta t</math>. Esto es especialmente cierto cuando estudiamos
| + | =[[MR_09 Fuerzas generalizadas | Fuerzas generalizadas]] = |
| - | sistemas de sólidos rígidos, pues entonces podemos aplicar las técnicas de movimiento
| + | =[[MR_09 Fuerzas conservativas | Fuerzas conservativas]] = |
| - | relativo estudiadas en temas anteriores.
| + | |
En los temas anteriores hemos visto como se aplican los principios de la Mecánica Vectorial al estudio del Sólido Rígido. En Mecánica Vectorial las magnitudes que describen el movimiento del sistema son la Cantidad de Movimiento y el Momento Cinético. Y las acciones sobre un Sólido Rígido se describen utilizando fuerzas y pares de fuerzas. Todas estas magnitudes son vectores, de ahí su nombre. El Teorema del Centro de Masas y el Teorema del Momento Cinético proporcionan las ecuaciones diferenciales del movimiento. Estas ecuaciones también son vectoriales.
En Mecánica Analítica, en cambio, la dinámica de los sistemas de partículas se describe usando magnitudes escalares: la energía cinética, la energía potencial, la función de Lagrange, etc.
Esto no quiere decir que los vectores no aparezcan. Las acciones sobre un Sólido Rígido todavía se describen usando vectores y pares de fuerzas, especialmente en el caso de sistemas no conservativos. Pero el objetivo será encontrar la función de Lagrange del sistema (un escalar) y a partir de ella encontrar las ecuaciones del movimiento.
La Mecánica Analítica es muy potente. Permite encontrar con relativa facilidad las condiciones de equilibrio y las ecuaciones de movimiento de sistemas muy complejos. A cambio, requiere un grado mayor de abstracción en el tratamiento de los problemas.
