Technische Mechanik: Statik, Festigkeitslehre, Kinematik Kinetik, 6. Auflage

Jürgen Dankert | Helga Dankert Technische Mechanik

Aus dem Programm

Mechanik

Klausurentrainer Technische Mechanik I-III von J. Berger Technische Mechanik Statik von G. Holzmann, H. Meyer und G. Schumpich Technische Mechanik Festigkeitslehre von G. Holzmann, H. Meyer und G. Schumpich Technische Mechanik Kinematik und Kinetik von G. Holzmann, H. Meyer und G. Schumpich Grundlagen der Technischen Mechanik von K. Magnus und H. H. Müller-Slany Technische Mechanik. Statik von H. A. Richard und M. Sander Technische Mechanik. Festigkeitslehre von H. A. Richard und M. Sander Technische Mechanik. Dynamik von H. A. Richard und M. Sander Nichtlineare Finite-Elemente-Berechnungen von W. Rust

www.viewegteubner.de

Jürgen Dankert | Helga Dankert

Technische Mechanik Statik, Festigkeitslehre, Kinematik/Kinetik 6., überarbeitete Auflage Mit 1102 Abbildungen, 128 Übungsaufgaben, zahlreichen Beispielen und weiteren Abbildungen und Aufgaben im Internet STUDIUM

Bibliografische Information der Deutschen Nationalbibliothek Die Deutsche Nationalbibliothek verzeichnet diese Publikation in der Deutschen Nationalbibliografie; detaillierte bibliografische Daten sind im Internet über abrufbar.

Prof. Dr.-Ing. Helga Dankert, geb. 1939, von 1957 bis 1963 Studium des Maschinenbaus an der Technischen Hochschule Magdeburg, 1967 Promotion zum Dr.-Ing. Von 1971 bis 1981 Dozentin für Technische Mechanik an der TH Magdeburg, 1981 bis 1986 verschiedene Tätigkeiten in der Industrie (Vakoma, Hewlett-Packard). Ab 1986 Professorin für Technische Mechanik an der HAW Hamburg, seit 2002 im Ruhestand. Prof. Dr.-Ing. habil. Jürgen Dankert, geb. 1941, von 1961 bis 1966 Studium des Maschinenbaus an der Technischen Hochschule Magdeburg, 1971 Promotion zum Dr.-Ing., 1979 Habilitation. Von 1974 bis 1981 Leiter eines Entwicklungsteams eines FEM-Programmsystems, ab 1981 Industrietätigkeit (Takraf, Hewlett-Packard). Ab 1987 Professor für Technische Mechanik an der FH Frankfurt/Main, seit 1990 Professor für Informatik an der HAW Hamburg.

1. Auflage 1994 2. Auflage 1995 3. Auflage 2004 4. Auflage 2006 5. Auflage 2009 6., überarbeitete Auflage 2011 Alle Rechte vorbehalten © Vieweg +Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011 Lektorat: Thomas Zipsner | Ellen Klabunde Vieweg +Teubner Verlag ist eine Marke von Springer Fachmedien. Springer Fachmedien ist Teil der Fachverlagsgruppe Springer Science+Business Media. www.viewegteubner.de Das Werk einschließlich aller seiner Teile ist urheberrechtlich geschützt. Jede Verwertung außerhalb der engen Grenzen des Urheberrechtsgesetzes ist ohne Zustimmung des Verlags unzulässig und strafbar. Das gilt insbesondere für Vervielfältigungen, Übersetzungen, Mikroverfilmungen und die Einspeicherung und Verarbeitung in elektronischen Systemen. Die Wiedergabe von Gebrauchsnamen, Handelsnamen, Warenbezeichnungen usw. in diesem Werk berechtigt auch ohne besondere Kennzeichnung nicht zu der Annahme, dass solche Namen im Sinne der Warenzeichen- und Markenschutz-Gesetzgebung als frei zu betrachten wären und daher von jedermann benutzt werden dürften. Umschlaggestaltung: KünkelLopka Medienentwicklung, Heidelberg Druck und buchbinderische Verarbeitung: STRAUSS GMBH, Mörlenbach Gedruckt auf säurefreiem und chlorfrei gebleichtem Papier. Printed in Germany ISBN 978-3-8348-1375-6

Vorwort Auf die Frage "Lehrbuch oder Internet?" gibt es für die Technische Mechanik nur eine Antwort: "Beides, möglichst oft im Wechselspiel." Nach 15-jähriger Erfahrung mit der Kombination Lchrbuchnl1lernct hattcn wir die 5. Auflage in vielcn Passagen völlig ncu gcschrieben. Die vorliegende 6. Auflage berücksichtigt nun alle Erkenntnisse, die damit speziell hinsichtlich der Fragc "Was gchöl1 ins Buch, was soUte man im Imcrnct ansicdeln?" zu gcwinnen warcn. Wir haben uns bemüht, den Umfang des gedruckten Buchs bei allen Veränderungen nicht zu vergrößcrn, das Internetangebot ist allerdings deutlich umfangreicher gewordcn (die Anzahl der Intcrnctsciten überstcigt dic Anzahl dcr ßuchsciten erhcblich). Dic Zielgruppc sind nach wie vor die SlUdentcn aller Ingenicur-SlUdiengängc an Univcrsitäten und Fachhochschulen, die Kombination Lehrbuch/ll1lernel gestattet jedoch auch, stets die meist anspruchsvollcrcn Problcme dcr Praktiker mit im Blick zu haben. Und dic Ausgangslage ist auch ungeändert: In keinem anderen Fach muss dem Studenten so früh und so umfassend der gesamte schwierige Weg der Lösung von Ingenieur-Aufgaben zugemutet werden wie in der Technischen Mechanik. Er muss Probleme analysieren, das Wesentliche erkennen und ein reales Objekt in ein physikalisches Modell überführen. Das sich daraus ergebende mathematische Problem muss gelöst werden. und die Deutung der Ergebnisse. die wieder den Zusammenhang zum realen Objekt herstcllt, schlicßt den Kreis. Auf einem besonders schwicrigen Tcilstück dieses Wcges ist dcr Computcr zu eincm außerordentlich starken Helfcr gcworden. Dic Zcit, dic früher dcm mühsamen Einlibcn von Lösungsalgorithmen geopfert werden musste, steht heute rur die Problemanalyse und das Studium des Grundlagcnwissens zur Vcrfügung, das Trainieren der (so elegantcn wic aufwcndigcn) grafischcn Vcrfahren gehört der Vergangenheit an. Den Bitten zahlreicher Fachkollegen folgend, die Verfahren nicht cinfach nur aufzulistcn, haben wir deutlich mehr Wertungen der Lösungsvcrfahrcn aufgenommen, Empfehlungen auch dann, wenn sie negativ ausfallen ("... besonders geeignet", " ... nichlmehr zeitgcmäß", " ... spielt praktisch keinc Rollc mehr", "Koppeltafcln habcn ausgedient." ... ). Aber der Computer bleibt für den Ingenieur nur cin Werkzeug. Die eigentlichen SChwierigkeiten, die im Erfassen der Zusammcnhänge, dem Beherrschen von Methodcn zur Analyse und Lösung von Problemen liegen, kann er ihm nicht abnehmen. Er kann ihn aber von dem Ballast befreien, dessen Bewältigung früher häufig so dominierend war, dass der Lernende nicht mehr zum Kcrn dcs Problems vordringcn konnte. Der Ingcnicur in dcr Praxis mit dcn "nicht-akadcmischcn Problemen" stand sogar oft vor unliberwindlichen Schwierigkeiten. Auf keinen Fall darf man das Verstehen der Zusammenhänge durch das Erlernen des Umgangs mit der Benutzeroberfläche eines Rechenprogramms ersetzen, im Gegenteil: Man sollte den Zeitgewirul, den der Computer verschafft, gerade flir die intensive Auseinandersetzung mit den häufig nicht ganz cinfachen Problcmcn nutzcn. Dicser Zeitgewinn crgibt sich gcnau dort, wo nach der Analyse der mcchanischcn Probleme und der Formulierung des mathematischen Modells der aufwcndige, aber formalc Tcil dcr mathcmatischen Lösung abgcarbeitct werdcn muss. Ein angenchmer Nebeneffckt ist, dass dcr Zwang zur Beschränkung auf dic cinfachen Probleme, die

VI der Handrechnung zugänglich sind, entfällt. Der Student kann praxisnahe Probleme lösen, dem Ingenieur in der Praxis wird damit unmittelbar geholfen. Weil es aber häufig sogar noch viel einfacher geht, wird eine Frage von Studenten immer öfter gestellt "Warum muss ich das denn alles lernen, wenn es mit ein paar Mausklicks so bequem zu erledigen ist?" Diese Frage wird von uns an verschiedenen Stellen beantwortet, und wir gehen sogar noch einen Schritt weiter und offerieren liber die Internet-Site www.TM-imeraktiv.de die Möglichkeit, SUlndardaufgaben der Technischen Mechanik genau auf diesem Weg zu erledigen, um auf ein in der Vergangenheit oft stark vernachlässigtes Problem aufmerksam zu machen: Dem Thema "Verifizieren von Computerrechnungen" widmen wir ein eigenes Kapitel. Mit dieser Auflage versuchen wir. das Zusammenspiel "Lehrbuch und Internet" auf eine neue Stufe zu heben. Das Lehrbuch enthält nach wie vor alle Themen, die üblicherweise im Grundkurs Technische Mechanik behandelt werden und geht an vielen Stellen auch darüber hinaus. Überall dort, wo sich Vertiefungen, Erweiterungcn, Ergänzungen anbieten, wollen wir den "Abzweig ins Internet" anbieten. Der Leser findet jetzt noch deutlich mehr von solehen Verzweigungspunkten im Text, auch hier gilt: Es wird ständig erweitert und ergänzt. Den Studenten, die nach dem Grundkurs in Vertiefungsfachern oder bei Problemen aus der Praxis merken, dass sie noch tiefer in bestimmte Themen eindringen müssen, soll auf diesem Wege geholfen werden. Technische Mechanik ist immer auch sehr viel Mathematik. Auch hier versuchen wir zu trennen: Was zum unmittelbaren Verständnis beiträgt, findet sich im Buch. und auf der Internet-Site "Mathematik für dic Technische Mechanik" werden die mathematischen Grundlagen, Ergänzungen und Vertiefungen im Sinne der Ingenieur-Mathematik behandelt. Die Mechanik ist die Lehre von der Bewegung, die leider nach wie vor auf dem Papier nur sehr schwierig demonstriert werden kann. Deshalb finden sich zu fast allen Mechanismen, die in diesem Buch beschrieben werden, die passenden Animationen im Internet. Damit wird die Vorstellung der Bewegung sicher wesentlich erleichtert, die mathematisch zu formulierenden Bewegungsgesetze, Diagranune und Differenzialbeziehungen vereinfachen sich dadurch allerdings nicht. Die im Vorwoll übliche Danksagung kann auch für diese Auflage kurz ausfallen. Der Inhalt entstammt unseren eigenen Vorlesungen, wir haben Text und Zeichnungen eigenhändig in den Computer gebracht, jede Internetseite selbst erzeugt und jede Programmzeile der bereitgestellten Programme selbst geschrieben. Bleibt eigentlich nur ein herzlicher Dank an die Studenten und die Fachkollegen, die sich mit zahlreichen Hinweisen zu den ersten AuBagen geäußert haben, und an Herrn Thomas Zipsner vom Verlag Vieweg+Teubner für sein Engagement, dass das Buch in dicser Form crscheincn kann. Jesteburg, Herbst 20 I0

Helga und Jürgen Dankert E-Mail: [email protected]

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Dieser Service be7jehl sich auf die Auflagen 5 und 6. Für Leser älterer Auflagen wird auf den Lmk im Menü oben rechts verwie<:en. Man kann die pas:-,cnden ErgalILungen (inhaltliche Vertidungcn und Erweilerungen. au..,ruhrlichc Rechnungen. Scripl5 Wegen finden' •

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Über lolgende Links findel man Aufgabensall1mlungen ", ,_, zur Statik , zur Festigkeitslehre .. , zur Kinematik und Kinetik

Die Internet-Site www.TM-interaktiv.deist die zentrale Drehsche.ibe für alle OnJine-Services zu diesem Buch. Der Bildschirm-Schnappschuss der Homepage zeigt die wichtigsten Links: • Ein Verteiler verzweigt direkt über die Seiten nummer im Buch zu der zugehörigen Internetseite (in der Regel wird im Buch darauf verwiesen, dass eine solche Seite existiert). • Man kann auch über einfache Stichwortsuche zu den entsprechenden Seiten kommen. • Die kleine Animation am rechten Rand führt zu bewegten Bildern von Mechanismen, die sich in der Papierversion des Bnehes leider (noch) nicht bewegen können. • Darunter findet man die Lillks zu den drei ergänzenden AufgabensammJungen_ In der oberen Menüleiste findet man u. a. Links zu weiteren Online-Services zu diesem Buch: • Die Homepages von TM-Interakliv und TM-Mathe werden auf der folgenden Seite vorgestellt. • Unter _.Ergänzungen, Vertiefungen" findet man Erweiterungen zu dem im Buch behandelten Stoff, zusätzlich werden Themen behandelt, die im Buch keinen Platz gefunden haben. • Unter "Lösungen der Aufgaben" findet man alle Ergebnisse zu den Übungsaufgaben. die im Buch am Ende der einzelnen Kapitel zusammengestellt wurden.

VIII

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Technische Mechanik interaktiv

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Die" i,,1 ein Service LUIll Buch "DankenJDan~erl: Techni<,che Mechanik", E" <;ind Angel;x){e. Grund.wfgaben der Techni!>Chen Me,:hallik direkt interaktiv 7U lösen (Mau~ ;lUf ein Bildd'lcn legen, um genauere Infonnationen ~u erhalten).

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Die Internet-Site www.TM-interaktiv.de bietet die Möglichkeit. typische Aufgaben der Technischen Mechanik interaktiv zu lösen, An den Aufgaben, die im Buch behandelt werden, kann der Leser dies erproben und ist danll auch für die Lösung umfangreicherer Probleme gerüstet.

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Mathematik für die Technische Mechanik, " = Die Mechanik j<;{ das Paradies der mathem:.tiM:hen Leomlrdo da Vinci

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denn in ihr 7citigl man die Früchte der Mathematik.

Dies i~t ein Service .tum Lehrbuch ,.Dan\...crt!Dnnlel1: Technische Mechanik", Da~ Ver\liindni5. für die mathemali~hen Verfahren. die in der Technischen Mechanik verwendet 'herden. ist für die erfolgreiche Anwendung wichtig und hilfreich. In einem Lehrbuch der Techni<;chen Mechanik kann auf die..e Themen nur III begren;rlem Umfang eingegangen werden, w;:il <;on,\ leiCht das VeNiindni ... für die Probleme der MCl'hdllik. die im Allgemeinen Hir l>ich M:hwicrig genug ..ind.

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Grundregeln der MatriLcnn.-chnung

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Numeri\Che Imcgrallon von Anfangswertproblelllen

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Spaß an der Mathematik

Die hier aufgeführten Themen aus der Mathemalik werden im Sinne der Ingenieurmalhemutik behandelt. Im Vordergrund slchen Aussagen. Anwendungsemprehlungcn, Beispiele, Herleitungen der Aussagen und Bewei~ wurden nur dann aufgenommen, wenn au<; ihnen Vorteile ft.ir das Ver..tändnis der Aus'iagen und Allwendullgsempfehlungen gezogen werden können, Der Zugang ist auch über die Auswahl eines Stichworts aus dem folgenden Angebot möglich:

I Bitte Stichwort auswählen

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Die Homepage derlnlernet-Site www.TM-Mathe.de erklärt die Ziele und Inhaltc selbst.

Inhaltsverzeichnis

Grundlagen der SUltik I. I Dic Kraft . . . . . 1.2 Axiome der Statik. 1.3 Das Schnittprinzip

1 I

3 5

2

Das zentrale ebene Kraftsystem 2. I Äquivalenz .. 2.2 Gleichgewicht. 2.3 Aufgaben . . .

9 9 13 16

3

Das allgemeine ebene Kraftsystem (Äquivalenz) 3.1 Grafische Ermittlung der Resultierenden 3.2 Parallele Kräfte . . . . . 3.3 Kräftepaar und Moment . 3.4 Das Moment einer Kraft 3.5 Äquivalenz . 3.5.1 Versctzungsmomcnt 3.5.2 Analytische Emlittlung der Resultierenden 3.6 Fazit zum Thema Äquivalenz .

17 17 19

4

5

Schwerpunkte 4. I Sch werpunkte von Körpern 4.2 Flächenschwerpunkte . 4.3 Linienschwerpunkte . 4.4 Experimentelle Schwerpunktermittlung 4.5 Flächenschwerpunkte, Computer-Verfahren 4.5.1 Eine durch einen Polygonzug begrenzte ebene Fläche. 4.5.2 Durch zwei Funktionen begrenzte Fläche 4.6 Volumeo-, Flächen- und Lirtienlasten . 4.7 Aufgaben . . . . .. . . Gleichgewicht des ebenen Kraftsystems 5.1 Dic Gleichgewichtsbcdingungen .. 5.2 Lager und Lagerreaktionen in der Ebene 5.3 Statisch bestimmte Lagerung 5.4 Aufgaben .

19 23 24 24 25

28 29 30 31

36 37

38 38 41 43 45 47 47

49 52 59

x 6

r"ha1ts verzeichn is

Ebene Systeme starrer Körper 6.1 Statisch bestimmte Systeme . 6.2 Stäbe und Seile als Verbindungselemente 6.3 Lineare Gleichungssysteme . 6.4 Fachwerke . 6.4.1 Statisch bestimmte Fachwerke 6.4.2 Berechnungsverfahren . . . . 6.4.3 Komplizierte Fachwerke, Computen'echnung 6.4.4 Starrkörpersysteme als Fachwerke, Leichtbau 6.5 Aufgaben . . . . . . . . .. . .

61 61 70 73

Schnittgrößen 7.1 Definitionen . 7.2 Differenzielle Zusammenhänge . 7.3 Ergänzende Aussagen zu den Schnittgrößen 7.4 Aufgaben .

93 93 103 107

8

Räumliche Probleme 8.1 Zcntrales Kraftsystem . 8.2 Räumliche Fachwcrkc . 8.3 AlIgcmcincs Kraftsystem 8.3. I Momcnte . . . . 8.3.2 Das Momcnt eincr Kraft 8.3.3 Äquivalenz und Gleichgewicht. 8.4 Schnittgrößen 8.5 Aufgaben

109 109 115 119 119 123 126 129 131

9

Haftung 9.1 Coulombsches Haftungsgesetz 9.2 Seilhaftung 9.3 Aufgaben .

133 133 137 141

7

10 Elastische Lager 10. I Li neare Federn . 10.2 Gleichgewicht bei steifen Federn . 10.3 Gleichgewicht bei weichen Federn 10.4 Beurteilung der Gleichgewichtslagen . 10.5 Aufgaben . 11 Seilslatik, Kettenlinien, Stülzlinien 11.1 Das Seil unter Eigengewicht . 11.2 Das Seil unter konstanter Linienlasl

80 80 82 85

89 91

99

143 143 145 148 151 155 157 158 . 163

Inhaltsverzeichnis

XI

12 Grundlagen der Festigkeitslehre 12.1 Beanspruchungsarten . . . . 12.2 Spannungen und Verzerrungen 12.3 Der Zugversuch . . . . . . . . 12.4 Hookesches Gesetz, Querkontraktion.

167 167 168 170 172

13 Festigkeitsnachweis 13.1 Belastungsalten 13.2 Dauelfestigkeit 13.3 Gestaltfestigkeit . 13.4 Zeitfestigkeit .. 13.4.1 Spannungskollektive 13.4.2 PaJmgren-Miner. Gaßner-Kurven

173 174 175 177 179 179 181

14 Zug und Druck 14.1 Spannung, Dehnung. . . . . . . 14.2 Statisch unbestimmte Probleme. 14.3 Temperatureinfluss, Fehlmaße 14.4 Aufgaben . . . . . . . .

183 183 186 188 194

15 Der Stab als finites Element 15.1 Die Finite-Elemente-Methode (FEM) 15.2 Fluchtende Stabelemente . . . . . . . 15.3 Ebene Fachwerk-Elemente . . . . . . 15.4 Temperaturdehnung, Anfangsdehnung 15.s Physikalische und mathematische Modelle, Nutzung von FEM-Programmen. 15.6 Aufgaben . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . ..

. . . .

195 195 196 203 207 210 214

. . . . . . . . . . .

215 215 220 220 222 223 224 227 230 235 238 246

16 Biegung 16.1 Biegemoment und Biegespannung 16.2 Flächenträgheitsmomente . . . . 16.2.1 Definitionen 16.2.2 Einige wichtige FonneIn 16.2.3 Der Satz von Steiner . . 16.2.4 Zusammengesetzte Flächen 16.2.5 Hauptträgheitsmomente, Hauptzentralachsen 16.2.6 Formalisierung der Berechnung . . . . . . . 16.2.7 Durch Pnlygonzüge begrenzte Flächen, beliebig berandete Flächen 16.3 Gültigkeit der Biegespannungsformel, Widerstandsmomente, Beispiele. 16.4 Aufgaben . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

XII

r"ha1ts verzeichn is

17 Verformungen durch Biegemomente 17.1 Differenzialgleichung der Biegelinie 17.2 Integration der Differenzialgleichung. 17.3 Rand- und Übergangsbedingnngen 17.4 Einige einfache Biegelinicn .. 17.5 Statisch unbestimmte Systeme 17.6 Superposition 17.7 Aufgaben .

249 · 249 · 251 · 257 .260 · 262 · 268 · 271

18 Computer- Verfahren für Biegeprobleme 18.1 Das Differenzenverfahren . 18.1.1 Differenzenfonneln . 18.1.2 Biegelinie bei konstanter Biegesteifigkeit 18.1.3 Biegelinie bei veränderlicher Biegesleifigkeit 18.1.4 Vermeiden von Übergangsbedingungen 18.1.5 Eirüge spezielle Randbedingungen . . 18.2 Der Biegeträger als finiles Element 18.2.1 Element-Steifigkeitsmatrix für Biegeträger 18.2.2 Element-Belastungen (Linienlasten) .. 18.2.3 Exakte Lösungen, Näherungslösungen . 18.2.4 Biegesteife Rahmentragwerke 18.3 Aufgaben .

273 .273 · 274 · 275 · 279 · 282 · 284 .288 · 288 · 293 · 296 · 299 · 305

19 Spezielle Biegeprobleme 19.1 Schiefe Biegung . . 19.2 Der elastisch gebettete Träger. . . . . .. . 19.2.1 Differenzialgleichung für den elastisch gebetteten Träger. 19.2.2 Lösung der Differenzialgleichung der Biegelinie 19.2.3 Lösung mit dem Differenzenverfahren .. 19.2.4 Lösung mit der Finite-Elemente-Methode 19.3 Der gekrümmte Träger . 19.3.1 Schnittgrößen . . .. . . 19.3.2 Spannungen infolge Biegemoment und Normalkraft 19.3.3 Verformungen des Kreisbogenträgers . . . 19.3.4 Numerische Berechnung der Verformungen 19.4 Aufgaben . . . . . . . . . . .. . .

307 · 307 · 312 · 312 · 313 · 317 · 321 · 323 .323 · 327 · 332 · 338 · 341

20 Querkraftschub 20.1 Ermittlung der Schubspannungen . 20.2 Dünnwandige offene Profile, Schubmittelpunkt 20.3 Schubspannungen in Verbindungsmitteln . 20.4 Verformungen durch Querkräfte 20.5 Aufgaben .

· · · · ·

343 343 349 354 356 360

InhaIts verzeichn is

XTli

21 Torsion 21.1 Torsion von Kreis- und Kreisringquerschnitten 21.2 Sl.- Venantsche Torsion beliebiger Querschnitte 21.3 Sl.-Venantsche Torsion dünnwandiger Querschnitte 21.3.1 Dünnwandige geschlossene Querschnitte 21.3.2 Dünnwandige offene Querschnitte 21.4 Formeln für die Sl.-Venantsche Torsion 21.5 Numerische Lösungen . 21.6 Au~aben

361 · · · · · · · ·

22 Zusammengesetzte Beanspruchung 22.1 Modelle der Festigkeitsberechnung . 22.2 Der einachsige Spannungszustand 22.3 Der ebene Spannungszustand . . . 22.4 Der räumliche Spannungszustand . 22.5 Festigkcitshypothescn . 22.5.1 Normalspannungs- und Schubspannungshypothese 22.5.2 Gestaltänderungshypothese . 22.5.3 Berechnung von Wellen 22.6 Aufgaben . . . . .. . . . . .

385 .385 · 387 · 389 · 396 · 399 · 400 .401 .402 .404

23 Knickung 23.1 Stabilitätsprobleme der Elastostatik 23.2 Stab-Knickung . 23.3 Differenzialgleichung 4. Ordnung . 23.4 Numerische Lösung von Knickproblemen . ..... 23.5 Aufgaben . . . ..

405 .405 .406 · 414 .416 .420

24 .'ormänderungsenergie 24.1 Arbeitssatz . 24.2 Formänderungsenergie für Grundbeanspruchungen . 24.3 Satz von MAXWELL und BETTt 24.4 Verfahren auf der Basis der Formänderungsenergie 24.5 Statisch bestimmte Probleme .. 24.6 Statisch unbestimmte Probleme. 24.7 Aufgaben .

421 .421 .423 .425 .427 .434 .437 .443

25 Rolationssymmelrische Modelle 25.1 Rotationssymmetrische Scheiben . 25.2 Spezielle Anwendungsbeispiele . 25.3 Dünnwandige Behälter (Membranspannungen) 25.4 Aufgaben .

445 .445 .450 .455 .456

361 366 369 369 376 381 382 383

XIV

r"ha1ts verzeichn is

26 Kinematik des Punktes 26.1 Geradlinige Bewegung des Punktes . 26.1.1 Weg, Geschwindigkeit, Beschleunigung 26.1.2 Kinematische Diagramme . 26.2 Allgemeine Bewegung des Punktes . 26.2.1 Allgemeine Bewegung in einer Ebene . 26.2.2 Beschleunigungsvektor, Bahn- und Normalbeschleunigung . 26.2.3 Winkelgeschwindigkeit, Winkelbeschleunigung . 26.2.4 Koppelgetriebe . 26.2.5 Darstellung der Bewegung mit Polarkoordinaten 26.2.6 Allgemeine Bewegung im Raum. 26.3 Aufgaben . . . . . . . . .....

457 .457 .457 .462 .463 .463 .466 .470 .472 .477 .480 .481

27 Kinematik starrer Körper 27.1 Die ebene Bewegung des starren Körpers 27.1.1 Reine Rotation . . . . . 27.1.2 Translation und Rotation 27 .1.3 Der Momentanpol . . . 27.1.4 Geschwindigkeit und Beschleunigung 27.2 Ebene Relativbewegung eines Punktes. 27.3 Bewegung des starren Körpers im Raum 27.3.1 Reine Rotation . 27.3.2 Allgemeine Bewegung . 27.3.3 Relativbewegung eines Punktes 27.4 Systeme starrer Körper 27.5 Aufgaben .

483 .483 .483 .486 .488 .491 .496

28 Kinetik des Massenpunktes 28.1 Dynamisches Gnmdgesetz . 28.2 Kräfte am Massenpunkt . 28.2.1 Geschwindigkeitsabhängige Bewegungswiderstände 28.2.2 Massenkrafl, das Prinzip von d' Alembert . 28.3 Lösungen fUr Bewegungs-Differenzialgleichungen . . . . • 28.3.1 Problemstellung .. . . 28.3.2 Numerische Integration von Anfangswenproblemen 28.3.3 Schrittweiten, Fehler, Kontrollen .. 28.4 Integration des dynamischen Grundgesetzes 28.4.1 Arbeit, Energie, Leistung. 28.4.2 Der Impulssatz . 28.4.3 Der Energiesatz. 28.5 Aufgaben .

· 501 · 501 · 503

· 504 · 506 · 513

515 · · · · · · · · · · · · ·

515 518 518 520 525 525 526 528 532 532 534 535 539

Inhaltsverzeichnis

XV

29 Kinetik starrer Körper 29. I Reine Translation . 29.2 Rotation um eine feste Achse. 29.3 Massenträgheitsmomente . . . 29.3.1 Massenträgheitsmomente einfacher Körper 29.3.2 Der Satz von Steiner . . . . . 29.3.3 Deviationsmomeme, Hauptachsen . 29.4 Beispiele zur Rotation um eine feste Achse 29.4.\ Allgemeine Beispiele. . . 29.4.2 Auswuchten von Rotoren. . 29.5 Ebene Bewegung starrer Körper . . 29.5.1 Schwerpunktsatz, Drallsatz . 29.5.2 Das Prinzip von d'Alembert 29.5.3 Energiesatz . . . . . . . . . 29.5.4 Beispiele .. 29.6 Räumliche Bewegung starrer Körper 29.6.1 Schwerpunktsatz, DraJlsatz . 29.6.2 Körperfeste Koordinaten, Eulersche Gleichungen, Kreiselbewegung 29.6.3 Das Kreiselmoment . 29.7 Aufgaben .

. . . . . . . . . . . . . . . . . . .

541 541 541 547 547 550 552 559 559 564 568 568 571 576 577 585 585 588 592 595

30 Kinetik des Massenpunktsystems 30.1 Schwerpunktsatz, Impulssatz, DraJlsatz 30.2 Stoß . . . . . . . . . . . . . . . . . 30.2.1 Der gerade zentrische Stoß. 30.2.2 Der schiefe zentrische Stoß. 30.2.3 Der exzentrische Stoß 30.3 Aufgaben . . . . . . . . . . .

. . . . . .

597 597 601 601 605 607 610

3\ Schwingungen 3 I. I Harmonische Schwingungen . . . . . . 3 1.2 Freie ungedämpfte Schwingungen 31.2.1 Schwingungen mit kleinen Ausschlägen 31.2.2 Elastische Systeme . . . . . 31.2.3 Nichtlineare Schwingungen 31.3 Freie gedämpfte Schwingungen .. 31.4 Erzwlll1gene Schwingungen. . . . . 31.4.1 Schwingungen mit harmonischer Erregung der Masse 3J .4.2 En'egung über Feder und Dämpfer. 31.4.3 Unwuchterregung . . . . . 31.4.4 Biegekritische Drehzahlen 3 1.5 Aufgaben . . . . . . . . . . . . .

. . . . . . . . . . . .

61\ 611 6 I3 614 6 I6 619 620 623 623 626 628 629 631

XVI

r"ha 1ts verzeichn i s

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden 32.1 Freie ungedämpfte Schwingungen 32.2 Torsionsschwingungen . 32.3 Eigenschwingungen linear-elastischer Systeme 32.4 Biegekrilische Drehzahlen . 32.5 Zwangsschwingungen, Schwingungstilgung .. 32.6 Kontinuierliche Massebelegung, unendlich viele Freiheitsgrade. 32.6.1 Biegeschwingungen gerader Träger . 32.6.2 Analytische Lösung für Träger mit konstantem Querschnitt . 32.7 Aufgaben .

633 · 633 · 637 .640 · 643 .644 · 648 .648 · 649 · 653

33 Prinzipien der Mechanik 33.1 Prinzip der virtuellen Arbeit 33.2 Prinzip der virtuellen Arbeit für Potenzialkräfte, Stabilität des Gleichgewichts 33.3 Prinzip von d' Alembert in der Fassung von Lagrange 33.4 Lagrangesche Bewegungsgleichungen . . 33.4.1 Generalisierte Kräfte, Potenzialkräfte 33.4.2 Virtuelle Arbeit der Massenkräfte . . 33.4.3 Lagrangesehe Gleichungen 2. Art . . 33.5 Prinzip vom Minimum des elastischen Potenzials 33.5.1 Das Verfahren von Ritz. . . . . . . . . . 33.5.2 Randwertproblem und Variationsproblem 33.5.3 Verfahren von Ritz mit bereichsweise geltenden Ansatzfunktionen 33.5.4 Verfahren von Ritz und Finite-Elemente-Methode. 33.6 Aufgaben . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

. . . . . . . . . . . . .

655 655 659 665 668 668 669 670 676 679 683 687 689 693

34 Methode der llniten Elemente 34.1 Zugang zur Theorie . . . . . . . . . . . . . 34.2 Ein- bzw. zweidimensionale FEM-Modelle 34.2.1 ElementauswabJ, Vernelzung . . . . 34.2.2 Reduktion der Elementlasten, Realisierung der Lagerung 34.2.3 Die Element-Steifigkeilsmalrix. . . . . . 34.3 Weitere Elementtypen, Teslrechnungen . . . . . 34.3.1 Scheibenelemenl mit 16 Freiheitsgraden. 34.3.2 Konische Welle . . . . 34.3.3 Sl.-Venanlsche Torsion 34.4 Aufgaben.

. . . . . . . . . .

695 695 698 699 701 702 705 705 709 712 714

35 Verifizieren von Computerrechnungen 35.1 Allgemeine Empfehlungen 35.2 Beispiele

715 . 716 . 719

Sachwortverzeichnis

747

1 Grundlagen der Statik Die Statik ist die Lehre vom Gleichgewicht der Kräfte.

1.1 Die Kraft Der Begriff Kraft wird aus der Erfahrung gewonnen: Die "Muskelkraft", mit der man der Gewichtskraft einer Masse entgegenwirkt, um sie am Herabfallen zu hindern - sie im Gleichgewicht zu halten - gibt ein "Gefühl" für diesen Begriff. Jede Größe, die mit einer Gewichtskraft ins Gleichgewicht gesetzt werden kann, ist eine Kraft. Nach dem NEwTONsehen Gravitationsgesetz übt eine Masse auf einc andere Masse eine Anziehungskraft aus. Dies bewirkt, dass eine auf einer Unterlage ruhende Masse m auf diese infolge der Anziehungskraft der Erdmasse eine Kraft (Gewichtskraft) ausübt. Die Unterlage reagiert auf die Gewichtskraft mit einer gleich großen Gegenkraft und stellt auf diese Weise einen Gleichgewichtszusland her. Wenn keine solehe Gegenkraft wirkt, bewegt sich die Masse m infolge ihrer Gewichtskraft Fe mit einer Beschleunigung, die in der Nähe der Erdoberfläche den Wert g"'" 9,81 nn/s 2 (Erdbeschleunigung) hat. Nach dem 2. NEWTONschen Axiom gilt: Fe=mg

(Kraft = Masse· Beschleunigung, hier: Gewichtskraft = Masse· Erdbeschleunigung). Die physikalische Einheit fLir die Masse ist das Kilogramm (kg), festgelegt durch das in Paris aufbewahrte ,;Urkilogramm'·. Die Einheit für die Kraft ist das Newton (N), es gilt 1N

= I kgm/s 2

<>

Einer Masse m = I kg ist also eine Gewichtskraft F = 9,81 kgm/s2 = 9,81 N zuzuordnen. Wenn bei einem StatikprobJem die Masse m gegeben und die Gewichtskraft Fe zu berücksichtigen ist, so gilt (auf der Erdoberfläche): Fe = mg.

<>

Die Gewichtskraft ist ein Spezialfall der Gravitationskraft. Nach dem NEwTONschen Gravitationsgesetz gilt für die Anziehungskraft zweier Massen m] und 1112. deren Mittelpunkte sich im Abstand r voneinander befinden: (1.1 )

mit der Gravitationskonstanten G = 6,672· 10- 11 Nm 2 /(kg)2

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_1, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

Grundlagen der Statik

2

= 9,81N

mg

Abbildungl.l: Gewichtskraft der Masse m

I

Beispiel: I_ _ _ _ Für eine Masse Inl auf der Erdoberfläche (der Abstand zum Erdmittelpunkt beträgt R= 6373 km, die Erdmasse ist 1n2 = 5,97· 1024 kg) errechnet man ( 1.2)

Die Wirkung der slets zum Erdmillelpunkt gerichteten Gewichtskraft kann durch eine Umlenkrolle beeinflusst werden, so dass sie an einem anderen Körper in beliebiger Richtung angreift: Richtungssinn

A

//h

Betrag /

Angri fTspunk I

Wirkungslinie

Abbildung 1.2: Eine Kraft wird durch vier Auribute beschrieben

Die Masse ist eine skalare Größe, die durch die Angabe eines skalaren Wertes (einschließlich physikalischer Einheit) ausreichend bestimmt ist. Die Kraft ist eine gerichtete Größe (ein Vektor), die erst ausreichend bestimmt ist durch Angabe eines skalaren Wertes (einschließlich physikalischer Einheit), einer Richtung, gekennzeichnet durch die so genannte Wirkungslinie, eines Richfungssinns. gekennzeichnet durch die Pfeilspitze, eines Angriffspunktes.

1.2 Axiome der Statik

3

1.2 Axiome der Statik Axiome sind Lehrsätze, die eine Theorie begründen, ohne bewiesen werden zu müssen. Mit ihnen

wird die theoretische Basis eines Wissenschaftszweiges gelegt. Ein praxisorientiertes Gebiet wie die Technische Mechanik muss seine Axiome natürlich an der Übereinstimmung mit der Realität messen lassen. Die Statik kommt mit den nachfolgenden vier Axiomen aus, die die gesamte theoretische Grundlage FLir dieses Gebiet darstellen. Ob die Probleme der technischen Praxis damit ausreichend genau erfasst werden, muss im Einzelfall an der Übereinstimmung mit den Idealisierungen, die der Theorie zugrunde liegen, überprüft werden. Die wichtigste Idealisierung, auf der die Axiome der Statik aufbauen, ist die

Definition des starren Körpers: Ein starrer Körper ist ein fiktives Gebilde, das sich tlllter der Einwirkung von Kräften nicht verformt. Damit ist auch der Rahmen der Gültigkeit FLir alle Untersuchungen abgesteckt, die nach den Regeln der Statik angestellt werden. Wenn FLir ein Problem die Idealisierung "Starrer Körper" nicht zu rechtfertigen ist (und in der Realität gibt es ein solches Gebilde ja nicht), können die Fragestellungen nicht mehr allein nach den Regeln der Statik behandelt werden. Für sehr viele praktisch sehr wichtige Aufgaben kann man jedoch (bei ausgezeichneter Übereinstimmung mit der Realität) die zu untersuchenden Körper als starr ansehen, Die folgenden vier Axiome sind die Basis rur die Statik der starren Körper, wozu bemerkt werden muss, dass in der technischen Literatur weder die Anzahl noch die Reihenfolge (im Gegensatz zu den NEwTONsehen Axiomen der Mechanik) einheitlich gehandhabt werden. 1. Axiom (Linienflüehtigkeit der Kräfte):

Die Wirkung einer Kraft auf einen starren Körper bleibt unverändert, wenn man sie entlang ihrer Wirkungslinie verschiebt. Es ist leicht einzusehen, dass dieses Axiom nur für den starTen Körper gelten kann: In der Abbildung 1.3 (auf der Seite 4) sei der Hebel ohne Belastung im Gleichgewicht. Werden nun zwei Kräfte F, und Fz aufgebracht, so da s

gilt, bleibt der Hebel im Gleichgewicht, unabhängig davon, ob beide am oberen Holm angreifen (Fall a) oder aber die Kraft F, entlang ihrer Wirkungslinie verschoben ist und am unteren Holm angreift (Fall b). Aus der Sicht der Statik unter der Annahme, dass der Hebel starr ist, sind die beiden Fälle äquivalent. Ein dcformierbarcr Hebel würde sich aber in bei den Fällen unterschiedlich verformen (für eine Verformungsuntersuchung darf eine Kraft also nicht verschoben werden), sogar das Gleichgewicht könnte (durch Veränderung der Hebelarme bei großer Veri'ormung) gestört werden.

I Grundlagen der Statik

4

a

a

b

---x----/

a)

F2

b)

F, Abbildung 1.3: Bei Verschiebung einer Kraft entlang ihrer Wirkungsllnie bleibt das Gleichgewicht erhalten

2. Axiom (Kräfteparallelogramm): Die Wirkung zweier Kräfte F I und Fz, die an einem gemeinsamen Punkt angreifen, ist gleich einer Kraft FR , die sich als Diagonale eines nut den Seiten F I und Fz gebildeten Parallelogramms ergibt. Sonderfall: Wenn FI und F2 auf der gleichen Wirkungslinie liegen, entartet das Parallelogramm, und der Betrag von FR ergibt sich aus der Summe bzw. der Differenz der Beträge von FI und Fz. 3. Axiom (Gleichgewicht): Zwei Kräfte sind im Gleichgewicht (und heben damit ihre Wirkung auf den starren Körper auf), wenn sic auf der gleichen Wirkungslinie l.legen, den gleichen Betrag haben und cntgegengesetzt gcrichtet sind. Man beachte, dass das 3. Axiom auch nur für den starren Körper gelten kann, weil deformierbare Körper sich oatürlich auch bei Einwirkung einer Gleichgewichtsgruppe verformen und außerdem durch die Verfon1ll1ng die Voraussetzung für den Gleichgewichtszustand zweier Kräfte (gleiche Wirkungslinie) verloren gehen kann. 4. Axiom (Wechselwir.kungsgesetz): Wird von einem Körper auf einen zweiten Körper eine Kraft ausgeübt, so reagiert dicser mit einer gleich großen, auf gleicher Wirkungslinie liegenden, aber entgegengesetzt geriehtetcn Kraft (NEWTON: actio = reaetio). Das 2. und das 4. Axiom sind nicht an die Voraussetzung des starren Körpers gebunden und sind auch über die Statik starrer Körper hinaus gültig. Obwohl Kräfte Vektoren sind, wird in der Technischen Mechanik im Allgemeinen nur mit den Beträgen der Vektoren gerechnet, wobei natürlich die in der Vektordarstellung enthaltenen Informationen (Richtung und Richtungssinn) bei Addition und Subtraktion von Kräften beachtet werden müssen. Die Richtung wird durch das (im Kapitel 2 erstmalig behandelte) Arbeiten mit Komponenten, der Richtungssinn durch das Vorzeichen berücksichtigt.

1.3 Dos Schniltprinzip

5

I

I Beispiel: B' . . d d'Je GI eIe . hh . der B" elln 3 . Ax10m Wlf _ eil etrage von FI un d F2 bel. entgegengesetztem Richtungssinn gefordert: aber vektoriell: Bei Rechnung mit den Beträgen muss bei der Addition der unterschiedliche Richtungssinn berücksichtigt werden: (Gleichgewicht).

1.3 Das Schnittprinzip Um die zwischen zwei Körpern wirkenden Kräfte sichtbar zu machen, führt man (gedanklich) an der Berührungsstelle einen Schnillund trägt an den beiden Schnittufem unter Beachtung des Wechselwirkungsgesetzes (4.Axiom) die Schllittkräf'e an, die auf diesem Wege von inneren zu äußeren Kräften werden. Nur durch konsequente Anwendung solcher Schninflihrungen (konsequent heißt, so oft zu schneiden, dass alle äußeren Bindungen eines Körpers gelöst werden'" Schnittprinzip) kann erreicht werden, dass alle am Körper angreifenden Kräfte sichtbar werden und komplizierte Probleme auf überschaubare Teilprobleme reduziert werden können. Die an den beiden Schnittufern anzutragenden Kräfte treten stets paarweise auf (an jedem Schnittufer eine Kraft), liegen auf der gleichen Wirkungslinie, haben den gleichen Betrag, sind aber entgegengesetzt gerichtet. Dabei repräsentiert die an einem Körper anzutragende Kraft immer die Wirkung, die der weggeschnittene Teil auf den Körper ausübt. Vielfach wird der Richtungssinn dieser Schnittkräfte nicht mit Sicherheit vorauszusagen sein. In diesen Fällen darf man den Richtungssinn willkürlich festlegen. Die anschließende Rechnung korrigiert ihn gegebenenfallS über das Vorzeichen des Ergebnisses.

I

Beispiel I: I_"";_ _...1 DIe belden auf elller Unterlage gestapelten Massen 1111 und 1112 belasten diese durch ihre Gewichtskräfte F, und F2. Um die Frage nach den zwischen 111, und 1112 bzw. zwischen 1112 und der Unterlage wirkenden Kräfte zu beantworten, wird zunächst der Schnitt 1-/ geführt.

', 'wlrl 8 IF

m,-

J

1

,y

h

,;

An den beiden Schnillufern werden die Kräfte F, angetragen (entgegengesetzt gerichtet, jedoch gleicher Betrag und gleiche Wirkungslinie).

I Grundlagen der Statik

6

Damit ist die Masse 1111 von allen äußeren Bindungen gelöst, alle an ihr angreifcnden Kräfte (FI und Fi) sind angetragen, das "Teilsystem I" kann nach dem 3. Axiom nur bei FI =FI im Gleichgewicht sein, womit die Frage nach der Kraft, die zwischen den beiden Massen wirkt, beantwortet ist.

Um die Kraft zwischen 1112 und der Unterlage zu ermitteln, wird Schnitt 1/.1/ gelegt, die beiden Schnittkräfte FII werden angetragen, und damit ist auch Tci Isystem 2 von äußeren Bindungen befreit.

Abbildung 1.4: Freischneiden der Einzelmas· sen (zwei Gleichgewichlsbedingungen)

Die gegebene Kraft F2 und die am System I berechnete Kraft Fi = FI können (2. Axiom) zu (Fi + F2) zusanuuengefasst werden, und diese resultierende Kraft kann mit FII nur im Gleichgewicht sein (3. Axiom), wenn die folgende Beziehung gilt: FII = F, +F2 = FI +F2.

Wäre nur die Frage nach der Kraft FII zu beantworten gewesen, hätte der nebenstehend skizzierte Schnitt genügt, um das "System 1111 und n12" von allen äußeren Bindungen zu lösen, und man wäre mit entspre-

chenden Übcrlegungen wie oben zum gleichen Ergcbnis gekommen (Zusammenfassen von FI und F2 nach dem 2. Axiom, Gleichgewicht, wenn Fi, = FI + F2 cnt.sprechcnd Axiom 3). In diesem Fall wären die zwischen den Massen 1111 und trl2 wirkenden Kräfte nicht in die Betrachtung einzubeziehen, weil sie "innere Kräfte des Systems" sind und als solche paarweise auftreten und sich in ihrer Wirkung aufheben. Die Art einer sinnvollen Schnittführung ist also auch von der Fragestellung abhängig. Von besonderer Wichtigkeit ist aber die Beachtung der folgenden Regel:

Abbildung 1.5: Alter· native SchniUrührung

Wcnn Gleichgewicll/sbetrachrungen angcstellt werden, müssen alle an eincm System (odcr Teilsystem) wirkenden Kräfte einbezogen werden. Dazu ist das Freischneiden VOll allen äu· ßeren BilIdungeIl und das Antragen der Schnittkräfle erforderlich. Es ist sinnvoll, zwischen eingeprägten Kräften (vorgegcbene Belastung, Gewichtskräfte) und den durch sie hervorgerufenen (und mit dem Schnittprinzip sichtbar gemachten) Reaktiollskräften zu unterscheiden, obwohl eigentlich auch die eingeprägten Kräfte als Schnittkräfte interpretierbar sind: Wenn man das Schnittprinzip auch auf die so genannten .,Femkräfte" (z. B. clie Gravitationskräfte) ausdehnt., kann die Gewichtskraft einer Masse als Schnittkraft int.erpretiel1 werden, die erst durch das "Wegschneiden der Erde" sichtbar wird. An die von der Masse gelösten Erde muss dann die entsprechende Gegenkraft angetragen werden. Eine solche (durchaus korrekte) Betrachtungsweise ist in der Technischen Mechanik allerdings nicht üblich.

1.3 Dos Schniltprinzip

7

Bemerkungen zu dem behandelten Demonstrationsbeispiel: Der Weg, auf dem die Ergebnisse unter konsequenter Anwendung des Schnittprinzips gefunden wurden, erscheint dem Anfanger möglicherweise recht umständlich: "Dass die obere Masse auf die untere mit ihrer Gewichtskraft drückt und beide gemeinsam auf die Unterlage mit der Summe ihrer Gewichtskräfte, kann man sich ja wohl auch ohne Schnittprinzip vorstellen." Diese Aussage ist richtig. Wenn die Probleme jedoch auch nur etwas komplizierter werden (folgendes Beispiel), kommt man ohne Anwendung des Schnittprinzips nicht mehr aus. Die Anwendung des Gleichgewichtsaxioms nach vorheriger Zusanunenfassung der Kräfte mit Hilfe des Kräfteparallelogramms, so dass nur zwei Kräfte auf einer Wirkungslinie übrig sind. ist tatsächlich umständlich. In den nächsten Kapiteln werden daftir effektivere Verfahren behandelt. Da es in diesem Abschnitt aber auf das Verständnis des so wichtigen Schnittprinzips ankommt, soll auch die folgende Aufgabe aUSSChließlich unter formaler Anwendung der Axiome gelöst werden.

Beispiel 2: ) . . .. . I,-....;._ _ Auf ell1er Palette mll der Masse IIlz (elJlschlteßltch des Bügels) liegt die Masse IIlJ. Die Palette ist über den Bügel an dem Seil I aufgehängt, das über zwei Rollen geftihrt wird und an der Masse IIlJ befestigt ist. Gegeben:

I/1z = 20 kg

I/l)

= 50 kg

Die Gewichtskraft des Seils kann vernachlässigt werden. Man ermittle:

a) b)

die Seilkraft Fs im Seil I, die Kraft FN zwischen den Massen

I/lz

und

1Il3.

Hinweis: Man beachte, dass die Seilkraft durch die bei den Rollen nur umgelenkt wird und in gleicher Größe auch an der Masse 1Il) angreift. Wäre nur die Sei Ikraft gefragt, würde die Betrachtung des "Gesamtsystems IIlz und IIlJ" genügen (Abbildung 1.6). Unter Nutzung sämtliCher Axiome (Wechselwirkungsgesetz für das Freischneiden, VerSChieben von Kräften entlang ihrer Wirkungslinien, Zusammenfassen der Kräfte und Gleichgewicht) kommt man zu 2Fs = I/1zg + IIlJg

Zur Beantwortung beider Fragestellungen müssen in jedem Fall zwei Systcme bci eincr zusätzliChen Schnittftihrung (zwischcn IIlz und 1Il) betrachtet werden (Abbildung 1.7). Dann untersucht man entweder das Gesamtsystem zur Bcrechnung von Fs und eines dcr beiden Teilsysteme zur Bestimmung von FN bei dann bekanntem Fs, oder man betrachtet nur die beiden Tcilsysteme mit den bei den Unbekanntcn Fs und FN, dic Abbildung 1.6: Gesamtsystem m2 und 1113 die beiden folgendcn Glcichungen licfcm:

I Grundlagen der Statik

8

Fs+FN

= m3g

FN+m2g = Fs Das sich daraus ergebende allgemeine Ergebnis für die Kraft zwischen m2 und m3 I

FN = 2(1113 - "'2)g liefert nur für 1113> "'2 positive Werte für FN (nach der in der Schnittskizze angenommenen positiven Richtung für FN : Masse "'3 drückt auf die Palelte, da die Schnittkraft immer die Wirkung des weggeschnittenen Teils repräsentiert).

Im,g Abbildung 1.7: Zwei Tellsysteme

Für m3 < "'2 würde das Minuszeichen im Ergebnis auf eine Kraftrichlung entgegen der angenommenen hinweisen, was praktisch nur möglich wäre, wenn 1113 auf der Palette nicht nur auniegen würde, sondern in irgendeiner Weise befestigt wäre. Mit den gegebenen zahlenwerten erhält man das Ergebnis:

Lieber Leser, wenn Sie sich als Anfanger auf dem Gebiet der Technischen Mechanik bis hierher durchgcarbeitet haben, spricht das für Sie. Wenn Sic darüber hinaus sogar dcr Meinung sind, alles verstanden zu haben, spricht dies für Gründlichkeit, Selbstbewusstsein (oder Leichtfertigkeit). Leider ist Ihr Eindruck, dass es bis hierher gar nicht so schwierig war, vermutlich nicht richtig. Nach den Erfahrungen dcr Autoren wird geradc das so wichtigc Schnitlprinzip zu schnell (und damit sehr leichtfertig) "als verstanden abgehakt". Deshalb (nur zur Vorsicht) noch einmal zur Erinnerung: Erst nach dcm Lösen sämtlicher äußerer Bindunge/l und dcm Antragcn aller Schnittkräfte dürfen GleichgewichtsbelrachlUngen angestellt werden! Haben Sie die schwungvollen "Kringel" um die freigeschniltenen Systeme in den Beispielen registriert? Vielleicht sollten Sie sich das zur Sicherheit auch (zumindest für einige Zeit) angewöhnen, um zu sichcrn, dass ringsherum wirklich keine Bindung mehr besteht. Alle Schnittkräfte tauchen paanveise auf (sichtbar erst nach dem Schneiden). Sie haben an den beiden Schnitlufern der beiden Teilsysteme gleiche Wirkungslinie, gleichen Betrag, aber entgegengesetzten Richtungssinn. Solange nicht geschnitten wird (und es muss wirklich nicht jeder mögliche Schnitt geführt werden), heben sich ihre Wirkungen gegenseitig auf. Leider können Ihnen, lieber TM-Anfanger. die Autoren versprechen, dass Sie den Fehler, auch eine innere Kraft in das Gleichgewicht mit aufzunehmen, vermutlich noch mehrmals machen werden. Versuchen Sie vorsichtshalber doch einmal die Lösung der zur Seite 8 gehörenden Aufgabe, die Sie unter www.TM-aktuell.de finden. Das sollte Ihnen am Ende dieses Kapitels gelingen.

2 Das zentrale ebene Kraftsystem Eine Kräftegruppe wird als zelltrales ebelles Kraftsystem bezeichnet, wenn alle Kräfte in einer Ebene liegen und

(

alle Wirkungslinien dieser Kräfte sich in einem Punkt schneiden.

~ L -_ _----'

2.1 Äquivalenz Definition: Zwei Kräftegruppen sind äqllivalellf, wenn ihre Wirkungen gleich sind. Eine einzige Kraft, die in diesem Sinne einer Kräftegruppe äquivalent ist. nennt man Resultierende der Krä.ftegruppe. Aus dieser Definition (und den Axiomen der Statik) leiten sich alle benötigten Aussagen ab, die zunächst für einen wichtigen Spezialfall, das Zentrale ebene Kraftsystem mit nur zwei Kräften, formuliert werden: Q

Die Resultierende zweier Kräfte, deren Wirkungslinien sich in einern Punkt schneiden, wird nach dem Parallelogrammgesetz (2. Axiom) gefunden, gegebenenfalls nach Verschieben der Kräfte entlang ihrer Wirkungslinien (1. Axiom) bis zum Schnittpunkt. Man ermittelt so auf grafischem Wege Betrag und Richtung der Resultierenden.

Q

Umkehnlllg der vorigen Aussage: Eine gegebene Kraft F kann durch eine äquivalente Kräftegruppe zweier Kräfte Ft und FII eindeutig ersetzt werden, wenn deren Wirkungslinien I und 11 vorgegeben sind und sich mit der Wirkungslinie von F in einem Punkt schneiden (Kraftzerlegung).

Die Kraft F ist die Diagonale im Kräfteparallelogramm. Man neum die beiden Kräfte FI und FII, die bei der Zerlegung einer Kraft F in eine äquivalente Kräftegruppe zweier Kräfte entstehen, Komponenten von F in den Richtungen I und 11.

~F 11

Abbildung 2.1: Zerlegung einer Kraft in 2 Komponenten

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_2, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

F

10

2 Das zentrale ebene Kraftsystem

Ein wichJiger Sonderfall isl die Zerlegung einer gegebenen Kraft F in zwci Komponcnten, deren Wirkungslinien senkrecht zueinander sind (Abbildung 2.2).

t~~F

Für diesen Spezialfall liest man bei gegebener Kraft Fund gegebenem Winkel a aus der Skizze ab:

F;

Abbildung 2.2: Zerlegullg einer

F, = Fcosa

Kraft in zwei senkrecht zueinander

(2.1)

stehende Komponenten

F" = Fsina

c:> Zwei Kräfte, die in einer Ebene liegen, bilden immer ein zentrales Kraftsystem, wenn ihre Wirkungslinien nicht parallel sind.

oe:> Zwei Kräfte, deren Wirkungslinien sich in einem Punkt schneiden, sind immer ein ebenes zentrales Kraftsystem, weil zwei sich schneidende Geraden immer eine Ebene aufspannen. Hinweise für dle Lösung von Aufgaben:

':> Bei der grafischen Lösung ist vorab ein geeigneter Maßstab zu wählen.

c:> Zur Ermiulung der Resultierenden kann vereinfachcnd eine Kraft an die Spitze dcr anderen gesetzt werden (Krafteck), die Resultierende ergibt sich dann als "Schlusslinie" (Verbindnngsgerade von Anfangs- und Endpunkt des Kraftecks):

~

= F' F, -

,FR

1

= p F'

FR

R L J F = F,

F, -

F

2

Abbildung 2.3: Krafteck ersetz' das Kräfteparallelogramm Natürlich ist dies nur zur Vereinfachung der Zeichnung erlaubt, weil eine Parallelverschiebung einer Kraft nicht gestattct ist.

c:> Bei der Kraftzerlegung müssen die Komponenten Fj und F" zusammen mit der gegebenen Kraft F die Figur des Kräfteparallelogramms so ergeben, dass die drei Pfeilspitzen entweder

1

F

II

Fj/

Abbildung 2.4: Kraftzerlegung (Variante I)

2.1 Äquivalenz

J

I

alle von einem Punkt wegweisen (Variante I: Abbildung 2.4) oder alle zu einem Punkt hinweisen (Variante 2: Abbildung 2.5).

Il

F

Abbildung 2.5: Krafrzerlegung (Variante 2)

<>

Bei der analytischen Lösung zur Ermittlung der Resultierenden wählt man zunächst ein rechtwinkliges Koordinatensystem und zerlegt die gegebenen Kräfte in jeweils zwei Komponenten in Richtung der Achsen. Die Teilresultierenden in Richtung der beiden Achsen kann man dann dureb Addition der Komponenten aufschreiben (Richtungssinn durch Vorzeichen berücksichtigen!) und den Betrag der Gesamtresultierenden aus dem Kräfteparallelogramm der senkrecht aufeinander stebenden Teilresultierenden (Pythagoras) berechnen.

I Beispiel: In\

I

.

An einer Ose sind über Umlenkrollen die Massen und 1n2 befestigt.

Gegeben:

= 50kg 1n2 = 60kg

m,

In\

ß

Es sind die Gesamtbelastung FR der Öse und dic Richtung der Kraft FR grafisch und analytisch zu ermitteln (Angabe der Richtung durch den Winkel aR wie skizziert). Da die beiden Rollen die Gewichtskräfte 1n\8 und InZ8 nur in ihrer Richtung umlenken, kann die Resultierende FR aus der Kraft In\ g unter dem Winkel a zur Horizontalen und der Kraft 1n28 unter ß zur Horizontalen bestimmt werden.

m,

Die Demonstration grafischer Lösungen (hier und bei einigen nachfolgenden Beispielen) dient dem Verständnis. Grafische Lösungen dieser Art haben in der Ingenieurpraxis jedoch keine Bedeutung mehr.

Die grafische Lösung ist im Allgemeinen etwas ungenauer als die analytische Lösung. Die Genauigkeit kann durch eine entsprechend große Zeichnung verbessert werden.

12

2 Das zentrale ebene Kraftsystem

Grafische Lösung:

ß (XR ~

o

14,3"

1

(X

Abbildung 2,6: Die beiden Kräfte werden mit Hilfe des Kraftecks addiert.

Analytische Lösung: Die gewählten Koordinatenrichtungen werden symbolisch durch Pfeile angedeutet. Dann ergibt die Rechnung: FR.< = F1x + F2x =

i

mlgcosa +mzgcosß = 641, 14N

FRy = F1y +/;2y = -mtgsina +m2gsinß = 162,92N FR =

JFt

+ Fi) = 662 N

tanaR =

~RY

FR.,

= 0,2541

Bei zentralen ebenen Kraftsystemen mit mehr als zwei Kräften werden die für zwei Kräfte formulierten Aussagen sinnvoll erweitert:

c:> Die Ermittlung der Resultierenden von n Kräften kann durch mehrfache Anwendung des Parallelogrammgesetzes realisiert werden.

c:> Bei der analylischen Lösung werden die gegebenen Kräfte F; in jeweils zwei Komponenten Fix bzw. Gy in Richtung der Achsen eines geeignet zu wählenden kartesischen Koordinatensystems zerlegt, und unter BeachLUng der Vorzeichen werden die Komponenten der Resultierenden FR., und FRy ennittell. Aus den Komponenten ergeben sich dann die Resultierende FR und der Winkel aR, den die Resultierende mit der x-Achse einschließt:

FRr

=

" [hx ;=1

n

FR) =

[Gy 1=1

(2.2)

FRy tanaR = FR.,

Bei der Berechnung von aR bestimmen die Vorzeichen der Komponenten von FRx und FRy • in welchem Quadranten des Koordinatensystems die Resultierende liegt.

c:> Bei der grafischen Lösung zeichnet man zweckmäßig das Krafteck aller Kräfte, indem man (in beliebiger Reihenfolge, mit einer beliebigen Kraft beginnend) jeweils eine Kraft an die Pfeilspitze der vorhergehenden setzt. Man findet (wie beim Krafteck mit zwei Kräften) die Resultierende als Schlusslinie (Verbindlmgsgerade vom Anfangsplmkt der ersten zur Pfeilspitze der letzten Kraft. Abbildu.ng 2,7):

2.2 Gleichgewicht

13

F,

Abbildung 2.7: Resuhjercnde als Schlusslinie eines Kraftecks mit vier Kräften

Auch hier muss darauf hingewiesen werden, dass das Krafteck nur zur Vereinfachung der Zeichenarbeit gedacht ist. Der Angriffspunkt der Resultierenden ist natürlich der gemeinsamc Schnittpunkt aller Wirkungslinicn.

<>

Die Zerlegung einer Krafr in mehr als zwei Komponelllen, deren Wirkungslinien sich alle in einem Punkt schneiden (Ersetzen einer Kraft durch ein äquivalentes zentrales Kraftsystcm mit mehr als zwci Kräften) ist nicht eindcutig und deshalb im Allgcmcinen praktisch bedeurungslos.

2.2 Gleichgewicht Ein Körper bcfindet sich im Glcichgcwicht, wcnn sich die Wirkungen allcr an ihm angreifenden Kräfte aufheben. Für das zentrale ebene Kraftsystem leitet sich aus dieser Definition die Bedingung ab, dass die Resultierende aller Kräfte verschwinden musS:

Diese Bedingung muss nicht vektoriell formuliert werden, weil ein Vektor nur dann gleich Null ist. wenn sein Betrag gleich Null ist. Der Betrag eines Vektors ist wiederum nur dann gleich Null, wenn jede einzelne Komponente verschwindet. Mit diesen Überlegungen ergeben sich die Gleichgewichtsbedingungen für das zentrale ebene Kraftsystem:

(2.3) Das Gleichgewicht der Kräftegruppe drückt sich grafisch durch ein geschlossenes Krafteck aus. Man beachte:

<>

Die durch die Indizes x und y angedeuteten Richtungen können selbstverständlich beliebig gewählt werden. Es ist nicht erforderlich, dass die beiden Richtungen senkrecht zueinander sind. Damit tassen sich die Gleichgewichtsbedingungen für das zentrme ebene Kraftsystem auch so formulieren:

14

2 Das zentrale ebene Kraftsystem

Die Summe aller Kraftkomponenten in jeder beliebigen Richtung muss gleich Null sein (generelle notwendige Bedingung für Gleichgewicht, gilt nicht nur ftir das zentrale ebene Kraftsystem). ~

Es ist trotzdem nicht sinnvoll, mehr als zwei Gleichgewichtsbedingungen aufzuschreiben: Wenn sich die Wirkungen aller Kraftkomponenten (beim ebenen Problem) in zwei unterschiedlichen Richtungen aull1eben, dann gilt dies zwangsläur,g auch fUr jede andere Richtung.

~

Aus der Tatsache, dass ein Körper im Gleichgewicht ist, folgt: Es müssen zwei Gleichgewichfsbedingungen erfüllt sein, also können gegebenenfalls zwei unbekannte Größen berechnet werden.

c:> Gleichgewichtsbetrachtungen sind natürlich nur sinnvoll, wenn alle wirkenden Kräfte einbezogen werden. Dies sind neben den eingeprägten Kräften (gegebene Belastungen, Gewichtskräfte) die durch Freischneiden sichtbar werdenden Kräfte. Prinzipiell sollten die Gleichgewichtsbedingungen erst aufgeschrieben werden, nachdem

der betrachtete Körper von allen äußeren Bindungen gelöst und

alle Kräfte angetragen wurden.

Zur grafischen Lösung: In einem geschlossenen Kra/teck sind die Kraftpfeilc so angeordnet, dass man das Krafteck in Pfeilrichtung umfahren kann und zum Anfangspunkr zurückkehrt, ohne sich einmal gegen die Pfeilrichtung bewegt zu haben.

2

~

I

Beispiel: I'WIe groß muss dIe an dem masselosen Seil horizontal angreifende Kraft F sein, um das durch die Masse m belastete Seil in der skizzierten Lage zu halten (Skizze links)? Gegeben: F

m

m = 20 kg ; a = 30° .

Freischneiden: Das System wird von äußeren Bindungen gelöst, indem das schräge Seil geschnitten wird (rechte Skizze). Da Seile nur Zugkräftc in Seilrichtung übertragen können, werden die Seilkräfte als Zugkräfte (von den Schnittufern wegweisende Pfeilspitzen) angetragen.

F

mg

Am freigeschnjttenen System wirkt mit der Seilkraft Fs und den beiden Kräften Fund mg ein zentrales Kraftsystem, das im Gleichgewicht sein muss.

2.2 Gleichgewicht

15

Grafische Lösung: Das ebene zentrale Kraftsystem mit gegebenem mg und den unbekannten Kräften Fund Fs, deren Wirkungslinien jedoch bekannt sind, darf keine Resultierendc ergeben: Das Krafteck aus mg, Fund Fs muss sich schließen (Abbildung 2.8).

F"

F'

F;,

IX

IX IX

IX

mg

mg

mg

mg

F

Abbildung 2.8: Varianten I (links) und 2 (rechts) des sich schließenden Kraftecks Variante 1: Man zeichnet mg in einem gceigneten Maßstab (z. B.: I cm;:; 100N), trägt an der Pfeilspitze die Richtung von Fs und am anderen Ende von mg die Richtung von Fan. Danach ist eindeutig, wie das geschlossene Krafteck aussehen muss.

Variante 2: Die Wirkungslinien der unbekannten Kräfte werden in geänderter Reihenfolge angetragen. Das Krafteck liefert für Fund Fs dic Längen wie bei Variante I. Aus den maßstäblichen Skizzen kann eine Länge für die gesuchte Kraft F abgemessen und mit dem Maßstabsfaktor in eine Kraft umgerechnet werden. Besser ist eine Kombination der grafischen Lösung mit einer analytischen Auswertung: Aus dem rechtwinkligen Dreieck liest man folgendcs Ergebnis ab:

F = mg tan a = 20 kg . 9,81 m/s2 . tan 300 = 113 N . Analytische Lösung: Man wählt zwei beliebige Richtungen mit jeweils ebenfalls beliebigem positivem Richtungssinn. Auch dies soll für zwci Variantcn gezeigt werden: Variante 1: Es werden die Richtungen "horizontal, positiv nach rechts" und "vertikal, positiv nach unten" gewählt. Die Summe aller Kraftkomponenten in diesen Richtungen muss gleich Null sein (dabei müssen Kräfte. die nicht eine dieser Richtungen haben. in zwei Komponenten zerlegt werden, hier Fs ): --;

F - Fs sin a = 0

1

mg - Fs cos a = 0

F;; cosa

'\

Aus der zwcitcn Gleichung errcchnet man mg Fs = - cosa Einsetzen in die erste Gleichung liefert das bereits angegebene Ergebl1.i s für F.

F;; sino:

F

F

?

mg

mg

Variante 2: Es wird die Gleichgewichtsbedingung für die skizzierte Richtung I-I (senkrecht zum schrägen Seil, Abbildung 2.9) formuliert: /'

F cos

a -mgsin a

= 0

16

2 Das zentrale ebene Kraftsystem

F,\/,

Dem Nachteil, dass in diesem Fall zwei Kräfte (F und mg) in Komponenten zerlegt werden müssen, steht der Vorteil gegenüber, dass die (nicht gesuchte) Kraft Fs gar nicht in die Rechnung hineinkommt, weil aus der einen Gleichgewichtsbedingung direkt die gesuchte Kraft zu errechnen ist: F = mg tan

- /\FsinG< mgsma

\

mgcosa.

Abbildung 2.9: Richtung I-I senkrecht zum Seil

(X

2.3 Aufgaben I

Aufgabe 2.1:

I

Die Seile I und 2 sind wie skizziert durch die beiden Kräfte F, und Fz belastet.

Gegeben:

FI

= 80N ;

(XI

= 70° ;

(X2

= 40° ;

ß=

Seil I

70° .

a) Man ermittle für Fz = 120N die Kräfte in den beiden Seilen.

Seit2

F,

b) Wie groß muss Fz mindestens sein. damit die Konstruktion nicht versagt?

I

Aufgabe 2.2:

I

Eine Walze mit der Masse mw liegt auf einer schiefen Ebene und wird durch ein Seil I gehalten. Sie ist durch ihr Eigengewicht und über das Seil 2 durch die Gewichtskraft der Masse III belastet.

Gegeben: IIlw = 120kg ; (X = 30° ;

= 40kg ; ß = 50°

111

Man ermittle die Sei Ikräfte in den Seilen I und 2. Hinweis: Von der schiefen Ebene kann auf die Walze IIlw nur eine Kraft senkrecht zur Auilagefläche übertragen werden.

ß I Seil I

ß

3 Das allgemeine ebene Kraftsystem (Äquivalenz) Bei einem allgemeinen ebenen Kraftsystem schneiden sich die Wirkungslinien der Kräfte nicht mehr sämtlich in einem Punkt, unter Umständen (parallele Kräfte) schneiden sie sich überhaupt nicht.

3.1 Grafische Ermittlung der Resultierenden Da Kräfte am starren Körper entlang ihrer Wirkungslinie verschoben werden dürfen, kann man die Resultierende jeweils zweier Kräfte (nach vorheriger Verschiebung bis zum Schnittpunkt der Wirkungslinien) crmitteln und durch Wiederholcn dieses Vorgangs schließlich die Gesamtrcsultierende des allgemeinen ebenen Kraftsystems nach Größe und Lage ihrer Wirkungslinie finden (der Fall paralleler Wirkungslinien wird im folgenden Abschnitt behandelt).

I

Beispiel: I_...;._.... An cincm starrcn Körper greifen wic skizzicrt vier Kräfte an. Man emlittle grafisch die Resultierende und die Lage und Rjchtung ihrer Wirkungslinje.

F3/

I

Gegeben:

F I = I kN

F3=2kN a =45 0

F2 =2kN F4=J,5kN; ß=60°

/ß

1

d

a=2m.

Nach Wahl eines Längenmaßstabs (z. B.: I cm ~ 2 m) und eines Kraftmaßstabs (z. B.: I cm ~ I kN), beide Maßstäbe sind natürlich für eine genauere Lösung ungeeignet, wcrdcn nur Operationcn ausgeführt, die sich streng an die Axiome der Statik halten:

PI

~L-

,

_ _-'---

a

---'

2a

Die Kräfte F2 und F3 werden entlang ihrcr Wirkungslinicn bis zu deren Schnittpunkt verschoben, ebenso die Kräfte Fi und F4 bis zum Schnittpunkt ihrer Wirkungslinien. Die Kräfte F2 und F3 werden nach dem Parallelogrammgesetz zur Resultierenden F23 zusammengefasst, die Kräfte Fi und F4 zur Rcsulticrenden F14. Die Resultierenden F I4 und F23 werden entlang ihrer Wirkungslinien bis zu deren Schnittpunkt verschoben. Fi4 lmd F2) werden naeh dem ParalleJogrammgcsetz zur Resultierenden FR des gesamten Kraftsystems zusammengefasst. Aus der Skizze ergeben sieh der Betrag FR '" 3,6kN,

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_3, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

18

3 Das allgemeine ebene Krartsystem (Äquivalenz)

I

~

X,

F.I

cl

2

cl

"l

,

F, ~

F, L-

F, ----j~

2a

a

-'-

I

UR FR = F I234

'

Abbildung 3.1: Ermjulung der Resultierenden eines allgemeinen ebenen Kraftsystems

der Winkel UR Yw "" 2,7m).

""

19° und die Lage der Wirkungslinie (z. B. durch Angabe der Strecke

Den Betrag der Resultierenden FR und den Winkel UR (aber nicht die Lage der Wirkungslinie der Resultierenden!) hätte man auch mit Hilfe des Kraftecks wie beim zentralen Kraftsystem finden können. Man gelangt zur gleichen Resultierenden, wenn man eine andere Reihenfolge der Zusammenfassung zu Teilresultierenden wählt. Die gralische Ermittlung der Resultierenden eines allgemeinen ebenen Kraftsystems auf diese Weise ist rechtmBhsam. Es gibt Verfahren, die den Zeichenaufwand vermindern (frBher war z. B. das so genannte "Seileckverfahren" sehr beliebt), denen aber keine praktische Bedeutung mehr zukommt. Die grafische Behandlung des allgemeinen ebenen Kraftsystems wird deshalb auch in den folgenden Abschnitten nur in dem Umfang vorgestellt, wie für das Verständnis daraus Nutzen zu ziehen ist.

3.2 Parallele Kräfte

19

3.2 Parallele Kräfte Zwei Kräfte auf parallelen Wirkungslinien lassen sich nicht nur durch Verschieben und Anwendung des Parallelogrammgesetzes zu einer Resultierenden zusammenfassen. Hier hilft ein Trick: Nach dem 3. Axiom heben zwei Kräfte, die sich im Gleichgewicht befinden, ihre Wirkung auf den starren Körper auf. Durch Hinzufügen einer (beliebigen) Gleichgewichtsgruppe ändert sich die Wirkung des gesamten Kraftsystems also nicht, es gelingt aber, das so erweitel1e Kraftsystel11 zu einer Resultierenden zusammenzufassen.

I Beispiel:

I

Fr~4

Auf einen starren Körper wirken wie skizziert zwei Kräfte. Es ist die Resultierende der beiden Kräfte (einschließlich der Lage ihrer Wirkungslinie) zu ermitteln.

Als hinzuzufügende Gleichgewichtsgruppe werden entsprechend nebenstehender Skizze zwei beliebige Horizontalkräfte mit gleichem Betrag gewählt, die auf gleicher Wirkungslinie liegen, aber entgegengesetzt gerichtet sind. Jeweils zwei Kräfte werden zu Teilresultierenden und diese (nach Verschieben) zur Gesamtresultierenden zusammengefasst. Diese hat den erwalteten Betrag (Summe der Beträge von Fr und F2) und die erwartete Richtung, durch die Konstruktion wurde zusätzlich ihre Lage bestimmt.

;;:: ;;:/

F, - 3 kN

kN

I

a=5m

/

F,

2.14 m

FR~

7 kN

Abbildung 3.2: Ermittlung der Resultierenden zweier paralleler Kräfte

3.3 Kräftepaar und Moment In den Abschnitten 3.1 und 3.2 wurde gezeigt. wie beliebige allgemeine ebene Kraftsysteme auf eine Resultierende reduziel1 werden können. Der am Beispiel des Abschnitts 3.2 demonstriel1e Trick funktioniert auch für Kräfte auf parallelen Wirkungslinien mir entgegellgeselZlem Richlungssinn:

20

3 Das allgemeine ebene Krartsystem (Äquivalenz)

Man ermittle die Resultierende für dieses Beispiel, indem man für eine der beiden Kräfte F I oder F2 den Richtungssinn umkehrt (die Strategie bleibt gleich, eventuell benötigt man ein etwas größeres Blatt Papier). Der Betrag der Resultierenden ergibt sich wie erwartet als Differenz der Beträge von FI und F2 (FR = I kN), ihre Wirkungslinie ist wieder parallel zu den Wirkungslinien der gegebenen Kräfte, die Lage der Wirkungslinie (weit links von F I ) ist wohl etwas überraschend. Wenn man allerdings diese (für das Verständnis recht nützliche) Konstruktion ausgeführt hat, darf man sich darüber freuen. dass auch diese grafische Lösung keine praktische Bedeutung mehr hat (die analytische Lösung findet man im Abschnitt 3.5.2). In einem ganz speziellen Fall gelingt es jedoch nicht, das Kraftsystem durch eine resultierende Kraft zu ersetzen: Der Versuch, zwei Kräfte mit gleichem Betrag und entgegengesetztem Richtungssinn Clltr parallelen Wirkungslinien zu einer Resultierenden zusammenzufassen, misslingt. Der im Abschnitt 3.2 erfolgreich angewendete Trick mit den Hilfskräften führt nur auf ein anderes Kräftepaar mit den gleichen Eigenschaften:

r

/

/

Abbildung 3.3: Versuch, zwei gleich große parallele Kräfte zu einer Resultierenden zusammenzufassen

Die Beträge der Kräfte haben sich geändert, auch die Lage und der Abstand der beiden Wirkungsbnien, die aber nach wie vor parallel sind. Man nennt zwei auf parallelen Wirkungslinien liegende, gleich große, aber entgegengesetzt gerichtete Kräfte ein Kriijtepaar.

<>

Ein Kräftepaar lässt sich nicht zu einer Resultierenden zusammenfassen und hat keine resultierende Kraftwirkung.

<>

Ein Kräftepaar versucht, den Körper, an dem es angreift, zu drehen. Ein Maß der Stärke dieser Drehwirkung ist das Produkt F· a , wobei a der Abstand der beiden Wirkungslinien ist.

Das Produkt aus dem Betrag der Kräfte und dem Abstand ader Wirkungslinien M = F Cl heißt Moment des von den zwei Kräften F gebildeten Kräftepaares.

3.3 Krärtepaar und Moment

21

oe:> Ein Kräftepaar lässt sich in ein anderes überführen (siehe Abbildung 3.3), wobei sich die

Beträge der Kräfte und der Abstand der Wirkungslinien ändern. Das Moment der beiden Kräftepaare bleibt dabei jedoch unverändert, wie aus der folgenden Skizze (Abbildung 3.4) abzulesen ist:

Abbildung 3.4: Zwei gleichwertige Kräftepaare

Durch Anbringen der beiden Kräfte Ffi wird aus dem "Kräftepaar F" das um den Winkel a geneigte "Kräftepaar F 1", wobei sich der Abstand der Wirkungslinien auf den Wert

b = acosa ändert. Man liest aus der Skizze außerdem ab: F F1 = - -

cosa

und es gilt M=Fa=F1b

Man kann also cin Kräftepaar nicht nur entlang der Wirkungslinien der beiden Kräfte verschieben, sondern durch Drehung der Wirkungslinien (ohne Änderung des Momentes des Kräftepaars) die Kräfte an jeden beliebigen Punkt eines starren Körpers bringen. Es ist daher sinnvoll, ein Kräftepaar durch sein statisch gleichwertiges Moment zu ersetzen: a

Abbildung 3.5: Ein Moment kann am starren Körper beliebig in der Ebene verschoben werden.

Ein an einem staITen Körper angreifendes Moment darf beliebig in der Ebene verschoben werden (im Gegensatz zu Kräften. die nur entlang ihrer Wirkungslinie verschoben werden dllrfen). Mehrere an einem starren Körper angreifende Momente dürfen zu einem resultierenden Moment addiert werden (bzw. subtrahiert bei entgegengesetztem Drehsinn).

22

3 Das allgemeine ebene Krartsystem (Äquivalenz)

I

Beispiel: I_....;_ _ Mit HIlfe ellles Schraubenziehers soll eme 10 emem GewlOdeloch steckende Schraube festgezogen werden. Als Fall a ist (in der Draufsicht) skizziert, wie der Schraubenzieher angesetzt wird. Die Schraube kann sich um ihre Längsachse drehen, die durch den Mittelpunkt des Schraubenkopfes (senkrecht zur Zeichenebene) verläuft. Das auf den Schraubenkopf aufgebrachte Kräftepaar hat ein Moment M = F b: b

a)

8 Abbildung 3.6: So wird der Scttraubenzieher sauber angesetzt.... [m Fall b wird der Schraubenzieher nicht exakt zentrisch angesetzt, es wird aber das gleiche Kräftepaar aufgebracht. Da das Moment M beliebig in der Ebene verschoben werden kann, ändert sich an der Drehwirkung um den Mitte/punkt nichts: b

b)

Abbildung 3.7: ... doch auch das außermiuig angesetzte Werkzeug liefert das gleiche Moment, ...

Auch wenn die Schraubc wie im Fall c ungenau gefertigt wurde (Schlitz ist nicht zentrisch. doch auch dann, wenn die Längsachsen von Kopf und Schaft nicht fluchten) und darüber hinaus der Schraubenzieher nicht in der Mitte des außermittigen Schlitzes angesetzt wird, ändert sich nichts ,m der Momentwirkung um die Drehachse, sofern das aufgebrachte Kräftepaar unverändert gleich M = F bist: b

c)

e Abbildung 3.8: ... und daran ändert sich auch bei einer Ausschuss-Schraube nichts.

23

3.4 Das Moment einer Krafl

3.4 Das Moment einer Kraft

1

Bezugspunkt o

Das MOmelll eil/er Kraft bezüglich eil/es Punktes wird defi niert als das Produkt

Moment = Kraft· HebelarIlI . Hebelarm a Wirkungslinie Abbildung 3.9: Moment M

=

Der Hebelarm ist die kürzeste Verbindung vom Bezugspunkt bis zur Wirkungslinie der Kraft.

Fa

Entsprechend dem Richtungssinn einer Kraft hat das Moment einen Drehsinn, der durch das Vorzeichen des Moments berücksichtigt wird. Dabei kann ein positiver Drehsinn (wie der positive Richtungssinn für Kräfte) beliebig festgelegt werden. Die Definition des Momentes einer Kraft bezliglkh eines Punktes ist völlig gleichwertig mit dem im vorigen Abschnitt behandelten Moment eines Kräftepaares, wie an nachfolgendem Beispiel deutlich wird:

I Beispiel:

I

Ein auf einen starren Körper wirkendes Kräftepaar habe das Moment M = Fa (rechtsdrehend) . Bezüglich des Ponktes A hat die linke Kraft nach der oben gegebenen Definition keine Momentwirknng. weil der Hebelarm gleich Null ist (Wirkungslinie geht durch den Punkt). während die rechte Kraft am Hebelarm a wirkt. Das gesamte Moment der bei den Kräfte ist also

F F

o

A a

__ b_

'-------'B

M = F·O+F·a= F·a. Da sich das Momelll eines Kräftepaares auf keinen speziellen Punkt bezieht, ist auch für den Punkt B dieselbe Momentwirkung zu erwalten. Während die linke Kraft bezüglich des Punktes B eine rechtsdrehende Wirkung (ein "rechtsdrehendes Moment") hat, ist die Wirkung der rechten Kraft bezüglich B linksdrehend, was in der folgenden Gleichung durch ein Minuszeichen berlicksichtigt wird ("rechtsdrehende Momente werden - bei diesem Beispiel - als positiv angenommen"). Die linke Kraft hat nach der oben gegebenen Definition den Hebelarm (a + b), die rechte Kraft den Hebelarm b. so dass man mit B als Bezugspunkt erhält:

M

= F(a+b)-Fb = Fa.

3 Das allgemeine ebene Krartsystem (Äquivalenz)

24

3.5 Äquivalenz Aus den Überlegungen, die in den Abschnitten 3.1 bis 3.4 angestellt wurden, ergibt sich folgende sinnvolle Definition für die Äquivalenzbetrachtungen: Zwei allgemeine ebene Kraftsysteme sind in ihrer Wirkung auf den starren Körper äquivalent, wenn

sie die gleiche Krajrwirkullg (gleiche Resultierende nach Betrag, Richtung und Richtungssinn) haben und ihre Drehwirkungen bezüglich eines beliebigen Punktes gleich sind. Äquivalenz bedeutet also jeweils gleiche Drehwirkung der beiden Kraftsysteme umjedell Punkt der Ebene, Intensität und Drehrichtung sind natürlich von Punkt zu Punkt verschieden. Das allgemeine ebene Kraftsystem kann in jedem Fall auf eine resultierende Kraft oder ein resultierendes Momelll reduziert werden.

3.5.1 Versetzungsmoment Wenn bei der Reduktion eines allgemeinen ebenen Kraftsystems ein resultierendes Moment übrig bleibt, darf dieses beliebig in der Ebene verschoben werden. Wenn sich eine resultierende Kraft ergibt, darf diese nur entlang ilu'er Wirkungsliuie verschoben werden. Es ist jedoch auch eine Parallelverschiebung einer Kraft möglich, wenn die sich dadurch ändernde Wirkung auf den starren Körper durch Antragen eines Momentes ausgeglichen wird (Versetzungsmoment). Allgemein gilt (für eine beliebige Kraft): Wenn eine Kraft F parallel zu ihrer Wirkungslinie um die Strecke a verschoben wird, ändert sich die Gesamtwirkung auf den starren Körper nicht, wenn zusätzlich das Versetzullgsl11omelll F . a angebracht wird. Die Abbildung 3.10 verdeutlicht dies. Eine Kraft F wird durch eine Gleichgewichtsgruppe auf paralleler Wirkungslinie ergänzt. Zwei der drei Kräfte F bilden das Kräftepaar F . a: F

F'

F ,

Q

Abbildung 3.10: Parallelverschiebung einer Kraft muss durch Versetzungsmoment ausgeglichen werden.

25

3.5 Äquivalenz

3.5.2 Analytische Ermittlung der Resultierenden Bei der grafischen Ermittlung der Resultierenden des allgemeinen ebenen Kraftsystems (Abschnitt 3.1) wurde deutl ich, dass Betrag, Richtung und Richtungssinn auch mit Hilfe des Kraftecks (wie beim zentralen ebenen Kraftsystem) ermittelt werden können. Nur die Lage der Wirkungslinie in der Ebene ist auf diescm Wege nicht zu bestimmen. Diese Erkennmis lässt sich auf das Problem der analytischen Ermittlung der Resultierenden des allgemeinen ebenen Kraftsystems übertragen. Betrag, Richtung und Richtungssinn ergebcn sich nach den aus dem Abschnitt 2.1 bekannten Formeln:

" F;x FR, = E

FR)'

"

= Efjy ;=1

i=1

(3.1)

Damit fehlt fUr die Bestimmung der Lage der Wirkungslinie (ihr Anstieg ist mit CtR bekannt) nur noch ein Punkt. Diesen ermittelt man aus der Forderung, dass ein äquivalentes ebenes Kraftsystcm ncbcn der glcichcn Kraftwirkung auch die gleichc Drchwirkung (bczüglich cincs beliebigcn Punktes) haben muss: Die Summe aller Momente der Kräfte F; muss gleich der Momentwirkung der Resultierenden sein. In der BedingungsgleichlLllg n

EF;ai

=

FROR

(3.2)

i=1

sind dementsprechend die Qi die Hebelarme der Kräfte Fi , QR ist der Hebelarm der Resultierenden,jeweils also der senkrechte Abstand der Wirkungslinie vom frei zu wählenden Bezugspunkt (das Lot vom Bezugspunkt auf die Wirkungslinie). Häufig ist cs ratsam, die Kräfte Fi , deren Richtungen nicht den bevorzugten (im Allgemeinen senkrecht aufeinander stehenden) Bemaßungsrichtungen einer technischen Zeichnung folgen, in zwei Komponenten zu zerlegen und mit den Komponenten zu rechnen. Man vermeidet so die unter Umständen etwas schwierigen geometrischen Überlegungen zur Ermittlung der Hebelarme. Der Mehraufwand (doppelte Anzahl von Momentwirkungen) ist unerhcblich, weil die Komponentenzerlegung ohnehin für die Ermittlung des Betrages der Resultierenden erforderlich ist. Ein entsprechendes Vorgehen bietet sich für die Behandlung der Resultierenden r"R in der Momentenbeziehung an: Man verschiebt sie entlang ihrer Wirkungslinie, bis sie direkt über oder unter dem Bezugspunkt (oder auch rechts oder links vom Bezugspunkt) liegt. Dafur muss die Lage der Wirkungslinie irgendwie angenommen werden, weil man ja nur ihre Richtung kennt. Nun werden auf der rechten Seite der Momentenbeziehung anstelle des Momentes der Resultierenden die beiden Momente ihrer Komponenten eingesetzt, wobei nur eine Komponente (infolge der Art der Verschiebung der Resultierenden) cinen von Null verschiedencn Hebelarm hat. Dieser Hebelarm ist die einzige Unbekannte in der Momentenbeziehung. nach deren Berechnung dann aueh die Lage der Wirkungslinie von FR bekannt ist. Am nachfolgenden Beispiel (durch vier Kräfte belastete Scheibe aus dem Abschnitt 3.1) wird dieses Vorgehen demonstriert.

26

3 Das allgemeine ebene Krartsystem (Äquivalenz)

Wenn die Resultierende eines allgemeinen ebenen Kraftsyslems den Betrag FR = 0 hat (keine resultierende Kraftwirkung), können die Kräfte F; natürlich immer noch eine resultierende Momentwirlcung haben. Man kann das resultierende Moment aus der Summe der Momentwirkungen allcr F; bezüglich eines beliebigen Punktes der Ebene bcrechnen.

I

Beispiel]: I_"";_ _...1 An emem starren Körper greIfen wie skizziert vier Kräfte an.

F3

ß

A

a) Es ist das resultierende Moment der vier

a

Kräfte bezüglich des Punktes A zu ermitteln.

,

, 2a

ö

b) Es sind analytisch Betrag, Richtung und

Lage der Wirkungslinie der Resultierenden FR zu ermitteln. Dabei ist als Bezugspunkt für die Momentenbeziehung der Punkt B zu wählen. Die Lage der Wirkungslinie ist durch Angabe von aR und YR zu beschreiben. Gegeben:

F 1 = I kN

Fz =2kN

a =45

ß =60

0

ö

'"

FI

F4 =1,5kN

0

Bei der Fragestellung a sind die Hebelarme für die Kräfte FI und F4 unmittelbar aus der Skizze abzulescn. Bei den Kräften Fz und F) kann man die Hebelarme entweder aus geometrischen Überlegungen ermitteln oder die Kräfte in jeweils zwei Komponenten zerlegen und dann mit den Komponenten rechnen: Das Moment der Kraft F) wird entweder aus dem Produkt F} . a3 (Abbildung 3.11, linkes Bild) oder aus der Summe der Momente der beiden Komponenten F)· sinß (am Hebelarm 1I) und F) ·cosß (am Hebelarm "Null") ermitteil (Abbildung 3.11, rechtes Bild). Beide Varianten führen wegen a3 = a· sinß auf das gleiche Ergebnis. F,

o. A

,

F, sin ß

ß

a,

,

FJ cosß

A

a

F, CI.

F,

a3

=

a sinß

Abbildung 3.11: Hebelarm aus geometrischen Überlegungen oder Zerlegung der Kraft

Die Rechnung liefert:

a) b)

MA = 2.29 kNm (linksdrehend), FR = 3,61 kN; aR = -19, 1°

YR = 2,25 m .

27

3.5 Äquivalenz

Zur Beschreibung der L~ge der Wirkungslinie der Resultierenden kann natürlich eine beliebige Strecke gewählt werden. Wäre der Punkt Aals Momenrenbezugspunkt gewählt worden, hälte man - wie nebenstehend sk.izziert z. B. die Strecke XA cn'echnen können: FR wird bis zum Punkt C verschoben und in zwei Komponenten zerlegt, so dass die Horizontalkomponente keine Momentwirkung um A hat. Das lillksdrehende Gesamtmoment der Kräfte 0 F I bis r"4 muss gleich dem Moment FR' sin 19, 1 • XA sein, das rechtsdrehend ist:

c •

A

I

FR sin 19, \0

Abbildung 3.12: Komponenten der Resu Itierenden

Aus XA . FRsin 19, 10 = -2. 29kNm ergibt sich XA = -I. 94m, wobei das Minuszeichen anzeigt, dass die Wirkungslinie von FR (enrgegen der Annahme) links von A liegt.

I

Beispiel 2: I_....;_ _.. Für dIe skizzlerten Kräfte F I und F2 Ist dIe Lage der Resultierenden FR zu bestimmen (Ergebnis durch Angabe der Koordinate XR). Wenn nach unten gerichtete Kräfte als positiv angenommen werden, kann man mit FR = FI - F2 = I k.N zum Beispiel die Äquivalenzbeziehung für die Momente um den (willkürlich gewählten) Angriffspunkt von F, aufschreiben. Dann geht FI in die Beziehung gar nicht ein (Hebelarm "Null"), und man erhält bei (willkürlich) rechtsdrehend positiv angenommenen Momenten aus

a=5m Abbildung 3.13: entgegengesetztem

Kräfte

mit

Richtung~sjnn

auf parallelen Wirkungslinien

mit XR = -15 m ein Ergebnis, das durch das Minuszeichen anzeigt, dass die Wirkungslinie der Resultierenden weit links von F, liegt. Weil dies etwas schwierig vorstellbar sein mag, zeigt Abbildung 3.14 zwei Systeme mit diesen äquivalenten Lasten. Die Lager würden, wenn das Eigengewicht der Träger unberücksichtigt bleiben darf, in beiden Systemen gleiche Kräfte aufzunehmen haben (wie solche Lagerreaktionen berechnet werden, wird im Kapitel 5 behandelt).

a=5 m

----------ZS,.------ZS" I Abbildung 3.14: Zwei Systeme mit statisch äquivalenten Belastungen

28

3 Das allgemeine ebene Krartsystem (Äquivalenz)

3.6 Fazit zum Thema Äquivalenz Lieber Leser, Sie haben in diesem Kapitel einige wichtige Grundlagen der Technischen Mechanik kennengelernt. Trotzdem finden Sie hier anstelle von Übungsaufgaben ein Fazit. Das hat seinen Grund; Es ist (bis auf wenige Ausnahmen) nicht sinnvoll, Probleme auf der Basis der Äquivalenz von Kräftesystemen zu lösen. Fast ausschließlich sollte das Gleichgewicht von Kraftsystelllen die Gnmdlage für die Lösung von Aufgaben sein. Deshalb gab es am Ende des Kapitels 2 auch nur Aufgaben, die sich mit Hilfe der Gleichgewichtsbedingungen lösen ließen. Die Erfahrung der Autoren hat gezeigt, dass der Anfanger (weil das Thema Äquivalenz inUller am Anfang behandelt wird) die Neigung hat, bei Aufgaben zunächst die gegebenen Kräfte zu einer Resultierenden zusammenzufassen, um erst danach die unbekannten Kräfte und Momente zu berechnen. Das ist nicht sinnvoll (im gerade behandelten Beispiel 2 wird man zur Berechnung der Lagerreaktionen nicht erst die Resultierende ermitteln), und deshalb wird an dieser Stelle das Üben (Lösen von Aufgaben) durch das Rekapitulieren der wichtigsten Erkenntnisse zum Thema Äquivalenz aus den Kapiteln 2 und 3 ersetzt. Es gibt allerdings eine wichtige Ausnahme zu den gerade getroffenen Aussagen; Die Berecllnllllg \'on ScI,welpt/nkten basiert auf den in diesem Kapitel erarbeiteten Grundlagen, Dieses Thema wird deshalb im folgenden Kapitel behandelt. Danach aber gilt: Die Gleichgewichtsbedingungen sind die Grundlage zur Lösung fast aller Probleme der Technischen Mechanik. Die folgenden "wichtigsten Erkenntnisse" zum Thema Äquivalenz mögen eher banal erscheinen und sind in dem Sinne zu verstehen, dass sie ständig als Nebenrechnungen und -überlegnngen bei den Aufgaben der Technischen Mechanik auftreten;

c:> Die Zerlegu ng ei ner Kraft F bei gegebenem Wi nkel a in zwei sellkrecht zueinander stehende Komponenten wurde im Abschnitt 2.1 auf Seite 10 behandelt:

F, = Fcosa

FII = Fsina.

c:> Das Moment einer Kraft bezüglich eines Punktes ist definiert als Produkt Kraft· Hebelarm (Absclutin 3.4). Der Hebelann ist die kürzeste Verbindung vom Bezugspunkt zur Wirkt/llgslinie der Kraft. In der Regel ist es günstiger, unter einem Winkel angreifende Kräfte zunächst in Komponenten zu zerlegen und dann die Momentwirkungen der beiden Komponenten aufzuschreiben (siehe Beispiel I im Abschnitt 3.5.2).

c:> Ein Moment, das an einem starren Körper angreift, ist (im Gegensatz zu den angreifenden Kräften) frei in der Ebene verschiebbar (siehe Seite 21).

4 Schwerpunkte Jeder Körper besteht aus Masseteilen, die der Anziehungskraft (der Erde) unterworfen sind, so dass Gewichtskräfte wirken. Der Punkt eines Körpers, durch den die Resultierende aller Gewichtskräfte bei beliebiger Lage des Körpers hindurchgeht, ist der Schwerpunkt. Die Berechnung der Lage des Schwerpunktes ist damit identisch mit der Ermittlung der Lage der Resultierenden eines allgemeinen Kraftsystems mit parallelen Kräften. Andererseits kann die Gewichtskraft eines Körpers bei Statikproblemen durch eben diese Resultierende berücksichtigt werden, wenn die Lage des Schwerpunkts (und damit die Lage der Wirkungslinie dieser Resultierenden) bekannt ist.

I

Beispiel: I_"";_-, Drei Quader mit den Massen 11I],1112 und 1Il3 sind wie skizziert zu einem Körper zusammengefUgt. Es ist die Schwerpunktkoordinate Xs zu ermitteln. Es ist wohl einzusehen (und mit den Integral formeln des folgenden Abschnitts natürlich auch zu berechnen), dass der Schwerpunkt eines Quaders im Symmetrieschnitt (in der "Mitte" des Körpers) liegt, so dass die drei Gewicbtskräfte mit den nachfolgend skizzierten Abständen anzusetzen sind. Die Resultierende der drei Gewichtskräfte

muss die gleiche Momentwirkung bezüglich eines beliebigen Punktes haben wie die drei Gewichtskräfte zusammen (Moment der Resultierenden = Summe der Momente der Einzelkräfte):

(m] + 11I2 + 1Il3)gxS = lIl]g

m]g

m 2g

I

I

al2

a/2

b/2

FR

bl2

m 3g

c/2 d2 ---

Xs

~ +1Il2g (a + ~) +1Il3g (a +b+~)

Aus dieser Gleichung kann die Schwerpunktkoordinate Xs berechnet werden. Mit einer solchen Äquivalenzbetrachtung erhält man natürlich immer nur eine Schwerpunklkoordinate. Man kann die Rechnung in den beiden anderen Koordinatenrichtungen entsprechend durchfUhren, wobei man sich den Körper gegebenenfalls (wegen der Richtung der Gewichtskräfte) ge-

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_4, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

4 Schwerpunkte

30

dreht denken muss. Das Bezugskoordinatensystems kann (wie der Momentenbezugspunkt bei Äquivalenzbetrachtungen) beliebig gewählt werden.

4.1 Schwerpunkte von Körpern Das behandelte Beispiel hat die Analogie der Schwerpunktberechnung zum Problem der Ermittlung der Resultierenden eines Systems paralleler Kräfte verdeutlicht, so dass man daraus die Formeln fLir den aus 11 Teilmassen zusammengesetzten Körper ableiten kann: In einem beliebigen kartesischen Koordülatensystem haben die Tei Imassen 1Il; die Schwerpunktkoordinaten X;, y; und Z;. Dann gelten folgende Fonnein zur Berechnung der

Koordinaten des Gesamtschwerpunkts eines Körpers: Xs

I " = -Jn

L miXj ges ;=1

J

I

tI

"

YS = - - [, miYi

zs= --[miZ;

m ges ;=J

fn ges i=1

(4.1)

Die Gesamtmasse des Körpers IIl ge , ist die Summe der Teilmassen 111;:

"

(4.2)

m ges = [mi ;-1

Voraussetzung fLir die Anwendung dieser Formeln ist natürlich die Kenntnis der Schwerpunktkoordinaten der Teilmassen. Wenn die Schwerpunktkoordinaten einer Masse nicht bekannt sind, muSs diese gegebenenfalls in sehr viele Teilmassen !J.11l; unterteilt werden, im Grenzfall (!J.m; ---> dm, unendlich viele unendlich kleine Massen) wird die Summe zum bestimmten Integral: Xs = -I-

j' xdlll

m ges v

Ys= _I_J ydm

ZS=_I_JZdm

m ges v

mge.\· v

(4.3)

Das Symbol V unter dem IntegraJzeichen bedeutet "Integral über das gesamte Volumen", was im ungünstigsten Fall auf ein dreifaches Integral führt. Für homogenes Material (Dichte p = konst.) kürzt sich die Dichte aus den Formeln heraus, und man berechnet ausschließlich mit dem Volumen der Körper die

Koordinaten des Gesamtschwerpunkts eines Körpers aus homogenem Material: I

xs=

n

--E ViXi Vges ;=1

I

"

ys=--E V;y; Vges i=l

I

"

Vgn

;=1

zs=--[ Vil i

(4.4)

4.2 Flächenschwerpunkte

31

Entsprechend modifizieren sich die Integral formeln ftir Körper aus homogenem Material: Xs = _1_JXdV Vges

zs= - I Vges

Ys= _1_JYdV V,l,'t's

v

v

j' zdV

(4.5)

v

Wenn man bei einem homogenen Körper den Koordinarel111fsprung in eine Symmelrieebene legen kann, so ergibt sich für die Koordinatenrichtung senkrecht zur Symmetrieebene die Schwerpunktkoordinate Null, weil zu jedem Volumenteil an einem positiven "Hebelarm" ein entsprechendes mit negativem Hebelarm vorhanden ist: Wenn Symmetrieebenen in einem homogenen Körper vorhanden sind, dann liegt der Schwerpunkt in diesen Ebenen. Schwerpunkte einiger homogener Körper: " a,

I

.,

Zs

z,

h

I

5

Zs

1 "

h

R

h

\.-

a, .I.

" Kegel

Kugelabschnitt

Keil

I Zs= -h 4

zs =

ao+at h 2ao+aJ 2

4R-h h Zs = 3R _ h :I

(4.6)

4.2 Flächenschwerpunkte Für den speziellen Fall eines homogenen flächenhaften Körpers (sehr dünnes Blech mit konstanter Dicke) kann das Volumen aus dem Produkt "Fläche . Dicke" ermittelt werden. Aus den SChwerpunktformeln kürzt sich die Dicke dann heraus, und es verbleiben die Formeln zur Berechnung des Flächellschwerpllllkts: I

I

n

xs=--[Aixj A xe ,\. ;=1 Xs = _1- fXdA Ao., es A .

Ys = A

ge.~

Ys= - I

A ges

n

'"' kl" i...J 1./

;=1

j' ydA A

I n ZS=--LA;Zi A gt,,\' ;=1

(4.7)

zs = _1_ fZdA A ges . A

32

4 Schwerpunkte

Die Fonnein 4.7 gelten für beliebige Flächen im Raum. Besonders wichtig in der Technischen Mechanik ist jedoch die Ermittlung von Flächenschwerpunkten ebener Flächen, für die dann natürlich nur zwei Koordinaten bestimmt werden müssen. Die Ausdrücke in den Zählern der Scbwerpunktformeln, die in den Formeln für die Körperschwerpunkte Momente (Gewichtskraft· Hebelarm) sind, werden analog dazu als "statische Momente der Teilftächen" bezeichnet, die Integrale sind die "statischen Momente der Fläche". Statisches Moment einer Fläche: Das statische Moment bezieht sich immer auf eine bestimmte Achse, als Sx wird z. B. das auf die x-Achse bezogene statische Moment bezeichnet:

J

Sx =

(4.8)

ydA

A

I·

..

.

.

.

.

Beispiel: I_....;_..... Fur ein rechtwinkliges Dreieck mit den Katheten a und b Sind dIe Schwerpunklkoordinaten zu ermitteln.

Iy

Iy

!b-Yj ~

jy

~o -

,dy

dx ~

x

..r;

J'h~

Y lb

,a

x

I

x

x

x

Für die Berechnung der x-Koordinate des Schwerpunkts müssen die differenziell kleinen statischen Momente x· dA integriett werden. Da in einem vertikalen Recbteck an der Stelle x jedes Flächenelement den gleichen "Hebelarm" x hat, darf als Flächenelement dA ein Rechteck mit der Breite dx und der Höhe bx/a (Strahlensatz, mittlere Skizze) verwendet werden. Man erfasst die gesamte Fläche bei Integration von x = 0 bis x = a. Eine entsprechende Überlegung gilt für die Berechnung von Ys. Mit der Gesamtftäche A ges = ab/2 ergibt sich: I

xs = Ag"

2 x dA = ab

J

A

a

J

b

x

2bXJ x dx = ab 3

a

.(=0

j' ydA=-2 j' A

2

[a L=o = 3" a

b

1 Ys=A ges

a

ab

y=O

[l

y3]

a 2 a-~-a y(b~y)-dy=b

ab

2

b

b 3 y=o

(4.9)

b 3

Auf gleichem Wege kommt man zu den Schwerpunktformeln für andere ebene Flächen. Für besonders häufig vorkommende Teill1ächen sind die Ergebnisse (Flächeninhalt und Koordinaten des Schwerpunkts) nachfolgend zusammengestellt.

4.2 Flächenschwerpunkle

33

Schwerpunktkoordinaten xs, Ys und Flächeninhalt A ausgewählter ebener Flächen

Dreieck:

s

h A =b-

2

(4.10)

b

Y,

!Y x,

3

Dreieck in beliebiger Lage:

1 XS=3(XI+X2+ X3) Y,

Y,

..

A=

1 YS=3(YI+Y2+Y3) (4.11)

1

2 1(x2 -XI )(Y3 -

Yil- (Y2 - Yil(X3 -xl)1

X

X,

X,.

X,

ßogenlänges

~---

Kreissektor:

,S

;;; (J.

(J.

"

R

2Rb 2 R sin a Ys=--= 3s 3a s , A=R-=R-a . 2

(4.12)

b

Kreisabschnitt:

Bogenlänge s

YS =

b3 6(Rs-Rb+bh)

-:-:-=-----=--:---:-C7

2Rsin 3 a 3(a-sin a COS a) R

(4.13)

I

A = 2(Rs-Rb+bh) b

= R2 (a - sin a cos a)

Mit diesen Formeln kommt man im Allgemeinen aus, so dass die AnwendlLl1g der lnlegralfonnein für die Schwcrpunklberechnung vermieden werden kann. Allgemeine Polygonftächen

34

4 Schwerpunkte

(kompliziert berandete Flächen lassen sich durch Polygone annähern) werden im Abschnitt 4.5 behandelt. Die in der Praxis wohl häufigste Aufgabe ist die Ermittlung dcs Schwerpunkts einer Fläche, die sich aus Teilftächen zusammensetzt, deren Schwerpunkte bekannt sind. Dafür wird folgendes Vorgehen empfohlen:

e:> Die Wahl eines geeigneten Koordinatensystems kann den Aufwand verringern. Wenn dcr Ursprung des Koordinatensystems in den Schwerpunkt einer Teilnäche gelegt wird. verschwinden die statischen Momente rur diese Teilfläche. Eine andere Empfehlung ist. das Koordinatensystem so zu legen, dass alle Teilftächenschwerpunkte im ersten Quadranten liegcn (und damit positivc Koordinaten haben).

c:> Die Gesamtftäche soille in möglichst wenige Teilftächen so zerlegt werden, dass die Schwerpunkte dieser Teilftiichen bekannt sind.

e:> Wenn eine Fläcbe symmetrisch ist, liegt der Schwerpunkt auf der Symmetrieachse. Es genügt aber auch, wenn die statischen Momente der Teil flächen auf den beiden Seiten einer Achse gleiche Beträge haben. So können die Schwerpunkte der beiden skizzierten Flächen ohne Rechnung angegeben werden (Abbildung 4.1).

e:> Vielfach ist es sinnvoll, aus einer größeren Teilftäche eine kleinere auszuschneiden. Solche Ausschnittflächen gehen mit negativem Vorzeichen in die Formeln ein.

,

/

"I

2a . /

s

I

,

2a /' /

,

N",

"I

Abbildung 4.1: Die L.1ge des Schwerpunkts ist bei besLimmten Flächen auch olule Rechnung bekannt.

e:> Für eine größere Anzahl von Teilftächcn cmpfiehlt sich die Berechnung nach folgendcm Tabellenschema: i

A;

Xi

[A; [A;Xi

Xs=--

[A;

Yi

AjXj

A;y;

[A;x;

[A;y;

[AiY; YS= [Ai

(4.14)

Für die Tabelle sind nur die Werte Ai, x; und Y; der Aufgabe zu entnehmen (die grau unterlegten Zellen sind die "Eingabewerte" für die Rechnung), die Ermittlung aller übrigen Werte folgt einem formalen Algorithmus (unter www.TM-aktuell.de findet man hierzu cinc Ergänzung).

e:> Zu beachten ist (natiirlich nicht

I1llf bei der Tabellenrechl1ll\1g), dass sich die Koordinaten der Teilftächenschwerpunkte immer auf das gemeinsame Koordinatensystem beziehen.

4.2 Flächenschwerpunkte

35

I

I Beispiel: F"ur d'le Sk"lZzlerte sc hra ffi erte FI"ac h eist . d'le Lage d es FI"ac hensc h werpun ktes zu berechnen.

5a

4a

,-----...-

2a

~

I cl M

--,

- - -

5

M

, I

cl M

.,.cl

IY

I I

I

14 L

3

I I I I I I I

_

Abbildung 4.2: Einteilung in 5 Teilflächen Die Fläche wird in Standardflächen (Rechtecke, Dreiecke. Kreis) unterteilt. Bei der als Abbil· dung 4.2 skizzierten möglichen Einteilung wurden zwei Rechteckflächen (I und 3) und drei Ausschnittftächen (der Kreis 2 und die Dreiecke 4 und 5) gewählt. Für diese Einteilung ergeben sich unter Verwendung des eingezeichneten Koordinatensystems die Schwerpunktkoordinaten der Teilflächen, die in der folgenden Tabelle (Abbildung 4.3) zu sehen sind. Es bietet sich natiirlich an, die Zahlenrechnung einem geeigneten Programm zu iibertragen. Nebenstehend sieht man die Realisierung der Berechnung mit MS-Excel. Die Excel-Datei, die die auf der Seite 34 zu sehende Tabelle einschließlich der Fonnein 4.14 realisiert, steht unter www.TM-aktueLl.de zum Download zur Verfligung. [n der Tabellenrechnung wurde der Faktor a, mit dem jede Abmessung zu multlplizieren wäre, weggelassen. Dementsprechend muss man sich alle Ergebnisse und Zwischenergebnisse mit den Faktoren a (Längen), a2 (Flächen) bzw. a 3 (statische Momente) multiplizien denken.

i

f>J

1 2 3 4 5 6 7 8 9 10

30,000 -12,56E 60,000 -8,OOC -24,OOC

Summe

45,434

xi 2,500 3,000 8,000 6,333 9,000

Xs = 5,5161

yi

Aixi

Ai yi

7,{)(){ fO,OOO 210,{)(){ 7,{)(){ -37,699 -87,96, 5,{)(){ 460,000 300,{)(){ -50,667 -10,66 1,33 7,33 -216,000 -176,OOC 0,000 O,OOC 0,000 O,OOC 0,000 O,OOC 0,000 O,OOC O{)(){ 0000 250,634

Ys=

235,36,

5,160

1

Abbildung 4.3: Berechnung des Flächenschwerpunkts mit MS-Excel

Es soll hier schon darauf hingewiesen werden, dass die Berechnung des Flächenschwerpunkts die Voraussetzung sein wird für die Ermittlung der Quersehnittswerte in der Festigkeitslehre (wird im Kapitel 16 behandelt). Deshalb sind auch das daflir verfUgbare Rechenprogramm und die Internet-Seite fUr die Online-Berechntmg für die Berechnung von Flächenschwerpunkten geeignet (beides zu erreichen iiber www.TM-aktuell.de).

4 Schwerpunkte

36

4.3 Linienschwerpunkte Analog zur Definition dcs Schwcrpunkts einer Flächc wird auch der Schwerpunkt cincr Linic definiert. Man kann sich diese Linie als unendlich dünnen massebelegten Draht mit konstantem Querschnitt vorstellen (Volumen = Länge· Querschnittsftäche), so dass sich die Querschnittsftächc aus dcn allgemcinen SChwerpunktfomleln hcrauskürzt, und man crhält die Formeln zur Berechnung des Liuieflschwerpuukts: I

I

n

Ys=

xs=_I_JXdS

Ys= _1_JYdS

1ges ;=1

1ges

.,

I

n

xs=- E li X ;

-I: I,y, l~e.\'

i=1

i=l

1ges

n

I: /;z; 'Re.\·

Zs= -

(4.15)

zS=-/1 JZdS ges

.<

,

Besondere praktische Bedeutung hat der Linimschwerpunkt einer ebenen Kurve: Bei einem Stanzvorgang zum Beispiel (ein Werkstiick wird entlang einer Linie, seiner Berandung, aus einem Blech herausgetrennt) sollte die Krafteinleitung in das Werkzeug im Linienschwerpunkt der Berandung des Werkstücks erfolgen, um eine gleichmäßige Scherwirkung zu erzielen. Natürlich liegt auch der Linienschwerpunkt symmetrischer Kurven auf der Symmetrieachse (auf einem Geradenstück in der Mitte, im Mittelpunkt eines Kreises usw.). Mit Hilfe der [ntegralformel errechnet man die Formel für den Bogenlänge s

~

Linienschwerpunkt eines Kreisbogens:

Ys

R

R sina

b

ys=--=Ra s

s=2Ra

(4.16)

b

- 10-- 10 -- 10-

I

I

Beispiel: I_ _ _ _ Es 1St der Ltmenschwerpunkt der skizzterten geschlossenen Linie zu bestimmen (angegebene Abmessungen in mm). Der Linienzug setzt sich aus Geradenstücken und HaJbkreisbögen zusammen, seine Gesamtlänge beträgt

0

0

0

0

N

1ge.< =

, ,

,

I I

","

Xs

(150+3· n:. 5) nUll = 197, I nUll 5

37

4.4 Experimentelle Schwerpunklermittlung

2

Aus der Formel 4.16 für einen Kreisbogen mit beliebigem Öffnungswinkel 2 a folgt für den speziellen Fall a = 7f: /2 (Halbkreis):

3

ys= 2-

6

7f:

so dass z. B. fur die Kreisbögen 7 und 10 (gewählte Nummerierung siehe nebenstehende Abbildung 4.4) folgende Teilschwerpunkte in die Rechnung eingehen: X7

= (20 + 2·

xlo=5mm

~)

4

5

r

8

Iy 9

x

mm = 23, 183 mm

Y7

= 25mm

10

5

Ylo=-2·-nun=-3,183mm

Abbildung 4.4:

7f:

) 2rfn

Nummerierung

der Linien, Koordinatensyslem

Mit dem in Abbildung 4.4 skizzierten Koordinatensystem erhält man schließlich die Koordinaten des Linienschwerpunktes aus den Längen 11 bis 110 der Linienstücke I bis 10 und deren Schwerpunktkoordinaten XI bis XJO bzw. YI bis YJO (alle bezüglich des einheitlichen Koordinatensystems!): 1

Xs = Ige !>

I

10

L lixi =

12.25mm

;=1

10

L liYi = 28,66mm {ges ;=1

Ys = -

4.4 Experimentelle Schwerpunktermittlung Von den zahlreichen Möglichkeiten, für komplizierte Gebilde den Schwerpunkt experimentell zu bestimmen, sollen hier nur zwei besonders einfache Verfahren vorgestellt werden. Ein an einem Faden aufgehängtes Bauteil stellt sich so ein. dass seiu Schwerpunkt unter dem Aufhängepunkt liegt. Man kann auf diese Weise eine Gerade ermitteln, auf der der Schwerpunkt liegt. Nach Wiederholung des Versuchs mit einem anderen Aufllängepunkt ist der Schwerpunkt als Schnittpunkt beider Geraden bestimmt.

Abbildung 4.5: Der Schwerpunkt liegl immer senkrecht unter dem Aufhängepunkt

So wird der Schwerpunkt des in Abbildung 4.5 dargestellten flächenhaften Körpers experimentell ermittelt, indem das aus einem möglichst schweren Material ausgeschnittene Modell einmal im Punkt B, zum anderen am Punkt C aufgehängt wird. Die beiden auf das Modell aufgezeichneten Geraden (Verlängerungen der Fäden AB bzw. AC) bestimmen durch ihren Schnittpunkt den Schwerpunkt der Fläche.

4 Schwerpunkte

38

Eine sehr effektive Methode auch für komplizierte Bauteile ist die Ermittlung des Schwerpunkts durch "Auswiegen". Dabei nutzt man die Tatsache aus, dass die Wirkungslinie der Resultierenden aller Gewichtskräfte durch den Schwerpunkt des Körpers verläuft.

I

Beispiel: I_....;.__ Für das J.D Abbildung 4.6 sktzzlerte Pleuel soll die Schwerpunktermittlung durch Auswiegen erläutert werden.

Federwaagen

Die Pleuelstange wird an den Punkten A und B an zwei Federwaagen aufgehängt, so dass anstelle der Gesamtgewichtskraft die beiden Teilkräfte FA und Fß gemessen werden. Dieses Kraftsystem muss nun dcr Gesamtgewichtskraft äquivalent sein. Neben

muss auch die Momentwirkung bezüglich eines beliebigen Punktes gleich sein. Bei Wahl des Punktes A als Bezugspunkt I11llSS gelten:

Daraus errechnet sich dcr Schwerpunktabstand: Abbildung 4.6: Experimentelle ErmiuJung des Schwerpunkts durch "Auswiegen" mit zwei Federwaagen

4.5 Flächenschwerpunkte, Computer-Verfahren Am Beispiel der besonders wichtigen Flächenschwerpunkt-Berechnung werden im Folgenden einige Empfehlungen gegeben, wie auch komplizierte Gebilde zu behandeln sind. Natürlich lässt sich die im Abschnitt 4.2 demonstrierte Tabellenrechnung, die sowohl für Körper- als auch fLir Linienschwerpunkt-Berechnungen leicht zu modifizieren ist, recht einfach programmieren, so dass aufwendige Berechnungen möglich sind, wenn die Aufteilung der Fläche (des Körpers, des LinienZllges) in Teile mit bekannten Schwerpunktkoordinaten möglich und sinnvoll ist.

4.5.1 Eine durch einen Polygonzug begrenzte ebene Fläche Eine ebene Fläche sei durch einen geschlossenen Polygonzug mit 11 Punkten und damit durch Geradenstücke begrenzt. Die Punkte werden von I bis 11 so fortlaufend nummeriert, dass bei einem Umlauf in dieser Reihenfolge die Fläche immer links liegt (Abbildung 4,7).

11

39

4.5 Flächenschwerpunkle. Compuler-Verfahren

Die Fläche des Trapezes unter dem Geradenstlick 1-2 errechnet sich nach der Formel

IY

7

6

für die Trapezftäche unter einem beliebigen Geradenstück i- j erhält man x

(4.17) wobei sich positive Werte für Xi> Xj und dementsprechend für Xi

<

Abbildung 4.7: Polygon

Xj negative Werte ergeben.

Es ist leicht nachzuvollziehen, dass deshalb die Summe aller vorzeichenbehafteten Trapezftächen die von dem Polygonzug eingeschlossene Fläche ergibt. In dieser Summe heben sich alle Produkte der Punktkoordinaten mit gleichen Indizes heraus, und man erhält die Formel I

n

2 [(XiYi+1

A=

-Xi+1 Yi)

(4.18)

;=1

wobei als Punkt (n + I) noch einmal Punkt I zu verwenden ist (skizziertes Beispiel mit n = 7: Punkt 8 = Punkt I). Eine entsprechende Überlegung liefert die Formeln für die statischen Momente:

S-, =

I "

6 [(Xi Yi+1 -Xi+1 Yi)(Yi + Yi+l) i=1

Sy =

(4.19)

" 6I [(Xi Yi+1 -Xi+l Yi)(Xi +Xi+l) ;=1

Damit können die Schwerpunktkoordinaten der von dem Polygon umschlossenen Fläche nach den bekannten Fomleln ermittelt werden:

Sy

xS=A

S-,

YS=A

(4.20)

Dieser Formelsatz eignet sich hervorragend für die Programmierung selbst auf programmierbaren Taschenrechnern, weil die Koordinaten nicht gespeichert werden müssen. Die drei Summen können gebildet werden, wenn dem Programm bei jeder Eingabe eines Punktes nur noch die Koordinaten des vorhergehenden Punktes zur Verfiigung stehen. Der Formelsatz ist auch anwendbar auf Flächen, die aus mehreren nichlmileinander verbundenen Teilflächen beslehen, wenn man nach Umfahrcn dcr ersten Teilftäche mit einem beliebigen Punkt der zweiten Teilftäche fortsetzt und nach Umfahren dieser Fläche zum Ausgangspunkt der ersten Teilftäche zurückkehrt. Auf diese Weise wird die nicht zum Polygonzug gehörende Verbindungslinie zweimal durchlaufen, so dass sich ihre Anteile zu der Summenformel wegen

40

4 Schwerpunkle

des unterschiedlichen Durchlaufsinns (und damit unterschiedlichen Vorzeichens) aufheben. Danach kann man vom Ausgangspunkt der ersten Tcilftäche zu einem beliebigem Punkt der dritten Tei1ft äche gehen und so weiter. Eine entsprechende Strategie verfolgt man bei Flächen mit Ausschnillen: Nach dem kompletten Umlauf um die Außenkontur entgegen dem Uhrzeigersinn geht man zu einem beliebigen Punkt auf der Ausschnittkontur, um diese dann im Uhrzeigersinn zu durchlaufen, so dass sich diese Anteile insgesamt subtrahieren. Wichtig ist, dass auch nacb dem Umlauf um die Ausschnittkontur wieder zum Stal1punkt auf der Außenkontur zurückgekel111 wird. Die Reihenfolge lässt sich also durch eine recht einfache Regel beschreiben: Die gesamte Kontur ist so zu durchlaufen, dass die Fläche immer links von der Laufrichtung liegt und der Endpunkt gleich dem Stal1punkt ist.

I Beispiel:

I

IY

DIe skIZZierte Fläche (Koordmaten der Punkte entsprechend nachstehender Tabel1e) besteht aus zwei nicbt miteinander verbundenen Teilftäehen, von denen die linke einen dreieckigen Ausschnitt hat. Man ermittle die SchwerpUltktkoordinaten.

x;y

Pkt. x;y

I 12;24 11 9;8

2 0;0 12 12;14

4'

11

-

2

5 17;4

13 12;24

14 27;24

20

Abbildung 4.8:

40 Die

Matlab-

Grafik "versteht" auch diese AI1

der Beschreibung von Flächen, ...

~

'~

6

15

7 24;0 17

27;0

31;0

31;24

~djt

-

x 7

15 -

8 12;24

9 12; 14

18 27;24

19 12;24

16

10 15;8

WlOdow

Deb,ug

Q.esktop

Gesamtfläche

L..l...._"-LU--'

10

3

6 19;0 16

~.) (ommand

o o

-

/4

4 7;4

20

17

~ ,/s

!

3 5;0

Eile

14,18

--

0

In der Skizze sind der gewählte Startpunkt (gleich Endpunkt) und der Umlaufsinn angedeutet. Die Tabelle enthält die Punkte in dieser Reihenfolge. wobei mehrfach anzufahrende Punkte auch mehrmals aufgeführt sind. Pkt.

1,8,13,19 Slart

~ndow

Ijelp

A

Schwerpunktkoordinate xS Schwerpunkt koordinate yS

318 11,1321

10.0168

J

.:J

R h;

Abbildung 4,9: ... und die Rechnung nach den Formeln 4.18 bis 4.20 liefen die Ergebnisse (siehe www.TM-akluell.de)

41

4.5 Flächenschwerpunkle. Compuler-Verfahren

4.5.2 Durch zwei Funktionen begrenzte Fläche Iy

Eine Fläche ist wie skizziert oben und unten durch die bei den Funktionen yo(x) bzw. y,,(x) und seitlich durch die vertikalen Linien bei a und b begrenzt. Unter der Voraussetzung, dass in diesem Bereich

dx

y,(x) /

/

yo(x) 2: y,,(x) yJx)

gilt, kann die Fläche berechnet werden nach

a

b

x

b

J

A=

Abbildung 4.10: Fläche. begrenzl

(4.21)

(yo-y,,)dx

durch zwei Funktionen und zwei vertikale Linien

x=t1

Das hervorgehobene unendlich kleine Flächenelement dA = (Yo - y")dx hat seinen Schwerpunkt bei x und (Yo + y,,)/2 (in der Mitte zwischen den beiden Funktionen), so dass sich die statischen Momente der Gesamtftäche folgendermaßen aufschreiben lassen:

S, =

~

b

b

J

(Yo + y,,)(Yo - y") dx

Sy =

x-a

J

x(Yo - y,,) dx

(4.22)

x-a

Mit der Formel 4.21 ftir die Gesamtftäche A erhält man die rur diesen speziellen Fall sehr nützlichen Formeln für den Flächenschwerpunkt einer Fläche zwischen zwei Funktionen:

*J

b

b

Xs=

I Ys = 2A

x(Yo-y,,)dx

x=a

J

2 (Y o2 -y,,) dx

(4.23)

x=-a

Natürlich kann die Integration manchmal etwas mühsam (und für zahlreiche Funktionen in geschlossener Form sogar unmöglich) sein. Der Wert der Formeln 4.23 besteht vor allen Dingen darin, dass man sie auch für komplizierte Funktionen aufschreiben kann, um dann (ausgesprochen mühelos) das Ergebnis durch numerische Integration mit dem Computer zu ermitteln (siehe hierzu www.TM-aktuell.de).

I

I Beispiel: Eine Fläche wird oben durch die Sinus-Kurve y = sinx und unten durch eine Gerade begrenzt, die die Sinus-Kurve im Nullpunkt und im ersten Scheitelpunkt schneidet. Da dieser Scheitelpunkt bei x = ~ liegt, wird die Gerade durch

y=

2

Jr x

beschrieben. Für die eingeschlossene Fläche sind die Schwerpunktkoordinaten zu berechnen.

42

4 Schwerpunkte

Die nebenstehende Skizze zeigt die Fläche. Die Integrale sind mit erträglichem Aufwand exakt lösbar, z. B. berechnet man nach Formel 4.21:

Y y = sin

X

"/2

A=

J(sinX-~X)dX=I-~=0,2146

x=o

Mit etwas mehr Mühe liefern die Formeln 4.23:

x 'n:

12-n:2 n: Xs = 12 _ 3n: = 0,8273; Ys = 24 _ 6n: = 0,6100.

'2

Einige grundsätzliche Bemerkungen zur Lösung bestimmter Integrale: ~

<>

Die exakte Lösung ist dann sinnvoll, wenn Problemparameter nicht durch Zahlen ersetzt werden, so dass man deren Einfluss auf das Ergebnis erkennen kann. In den Fällen. in denen die exakte Lösung gewünscht wird, sollte man sich der erstaunlichen Fähigkeiten der mathematischen Software-Produkte bedienen. die symbolische Berechnungen ausführen können. Solche Programme sind sogar auf Tisch- und Taschenrechnern verfügbar (siehe Abbildung 4.11 und www.TM-aktueIJ.de)

". ,Tl

-TF "

,T

1r"~Tf ".,T(Other ". PrgMIOJTcClean ". Up ... ~ Algebra Cale

•J~ lSin(X)-~·xJdx-ta

1-

•..!.J1[x[ .in(x)-l- xJJdX a

I .-. a 111'U'"

0

n:

r

2' (X-(SlneX)-. 2 EI

:rt

RAD hUlO

x

JJdX

4

,,2 _ 12 3·(,,-4) .827267

rUHC )t:!'o

Abbildung 4.1 I: Lösung der Integrale mit einem Taschenrechner. hier: Display des TI92

In der Regel genügt die numerische Integration, die aucb dann möglich ist, wenn eine analytische Lösung gar nicht existiert. Die Ergebnisse sind beliebig genau, und man sollte im Zweifelsfall kcinc Zeit darauf verschwenden, eine exaktc Lösung zu erzwingcn.

Und was bedeutet das für denjenigen, der sich bemüht, die Grundbegriffe der Technischen Mechanik zu erlernen? Konzentrieren Sie sich auf die Probleme der Technischen Mechanik, die sind schwierig genug. Das Mcchanik-Problem darf als gelöst gelten. wenn das bestimmte Integral korrekt aufgeschrieben ist. Für die (in der Praxis natürlich sehr wichtige) Lösung darf man auf die VerfLigbarkeit starker Hilfsmittel vertrauen. Bemerkungen dieser Art werden Sie an verschiedenen Stellen in diesem Buch antreffen, immer verknüpft mit dem Verweis auf die Internet-Site "Mathematik für die Technische Mechanik" (www.TM-Mathe.de). Dort gibt es z. B. auch einen Bereich .,Numerische Integration".

43

4.6 Volumen-, F'lächen- und Linienlasten

4.6 Volumen-, Flächen- und Linienlasten [n der Realität sind alle Lasten, die ein Bauteil trägt, über eine Fläche verteilt (oder gar - wie z. B. das Eigengewicht - über das Volumen). Bei der Behandlung des stan'en Körpers kann man stels mit Einzelkräften rechnen, die den verteilten Lasten statisch äquivalent sind (Einzelkräfte als Resultierende für verteilte Kräfte). Dafür werden Körper- bzw. Flächenschwerpunkte benötigt:

e:> Volwnenlasteu (das Eigengewicht) werden durch die Gesamtgewichtskraft ersetzt, die im Schwerpunkt des Körpers angetragen wird.

e:> Flächenlasten (Dimension: Kraft / Fläche) werden durch Integration über die Fläche zu Einzelkräften. Hier soll nur der praktisch wichtigste Fall des konstanten Drucks Po auf eine Fläche A behandelt werden: Die Resultierende

F=POA greift in diesem Fall im Schwerpunkt der Fläche A an.

e:> Linien/asten (es ist auch der Ausdruck S'reckenlasten gebräuchlich) werden mit dem Symbol q bezeichnet und haben die Dimension Kraft / Länge. Sie können über die Länge, auf der sie wirken, veränderlich sein und müssen also im allgemeinen Fall durch eine Funktion q(z) mit der Längskoordinate z dargestellt werden. Die Resultierende Feiner Linienlast ergibt sich aus der Integration über die Länge, ihr Angriffspunkt Z mit der Forderung nach Momentenäquivalenz aus der Schwerpunktformel:

z

q(z)

1111"" a b b

F=

J

b

qdz

z=~JqZdZ

(4.24)

Z=Q

Als Faustregel darf gelten: Die Resultierende F repräsentiert genau die Fläche. mit der die Linienlasl q(z) symbolisch dargestellt wird, und F greift im Schwerpunkt dieser Fläche an. Unter anderem werden Linienlasten zur Erfassung der Eigengewichtsbelastung gerader Träger

verwendet. Für den Fall. dass der Querschnitt des Trägers entsprechend A(z) veränderlich ist, erhält man mit der Dichte p und der Erdbeschleunigung g aus der folgenden Fonnel die Linienlast eines geraden Trägers, verursacht durch sein Eigengewicht:

q(z) = PgA(z)

(4.25)

44

4 Schwerpunkle

Beispiel I:

'-....;_ _.. Der Durchmesser der skizzienen WeIle wächst im konischen Abschnitt 2 von 02 auf 03 und ist im Abschnitt 3 konstanl. Für diese beiden Abschnitte sind die Funktionen der Linienlaslen Q2(Z2) und Q3(Z3) infolge des Eigengewichts zu berechnen (Dichte des Materials: p).

2

3

5

4

LI l, =er: z,

'l

~,

Für die Durchmesser in den beiden Absehnillen gill:

Damit gilt rur die Quersehnilt flächen der Kreisquersehnille:

und nach Formel 4.25 ergeben sich die Linienlasten

npg [ 02+(03- 0 2)Z2]2 (/2(Z2)=-

'2

4

I

Beispiel 2: I,-....;._ _ Fur e'llIge besonders haufige L,nlenlastverläufe sollen Größe und Lage der Resultierenden (Abbildung 4.12) berechnet werden. Für die skizziene Dreieckslast mit der Maximalintensität q, iSI der Verlauf der Linienlaslmil der gewählten Koordinate durch (4.26)

z

,I'"''''''

2

-

3

(4.27)

q,l/21_ 2l/3

, , , , , , , , I, I, l/2

gegeben. Die Intcgralion nach den Formeln 4.24 liefen die Größe der Resultierenden und ihren Angriffspunkt im Schwerpunkt des von der Streckenlast aufgespanntcn Dreiecks: ':7= _/

q,

""""""

l/2 Es ist leicht einzusehen. dass rur eine konstante Linienlast bzw. eine TrapczJasl die angegebenen 2113 Ergebnisse gelten. Dabei ist es sinnvoll, die Trapczlast durch zwei Einzelkräfte (aus konstanter Abbildung 4.12: Dreieckslasl, konslanle Linienlasl und Trapezlasl Linienlast und Dreieckslast) zu ersetzen.

45

4.7 Aufgaben

4.7 Aufgaben I

Allfgabe 4. J:

I

Ein Würfel aus Aluminium (Dichte: PAl = 2,70 g/cm 3 ) mit einer Kantenlänge a = 200 Olm ist mit einem kleineren Würfel (Kantenlänge aus Eisen (Dichte: PFe = 7,85 g/em 3) verbunden.

z

I)

Man ermittle die Koordinaten des Gesamtschwerpunkts bezüglich des eingezeichneten Koordinatensystems.

I

Allfgabe 4.2: I'-';';;'_ _....1 Der skizzierte homogene Körper besteht aus eincr Halbkugel und einem Kegel. Für einen gegcbenen Radius R ist die Höhe H des Kegels zu ermitteln, für die der Gesamtschwerpunkt des KÖ'l:>crs in die Verbindungsftäche von Halbkugel und Kegel fälll.

I

I Allfgabe 4.3: Für die skizzierten Flächen sind die Koordinaten der Flächenschwerpunkte zu berechnen. a

30 d

/i?-# o

So

Al /

00

~. Ys

~.. a

~1

30

d

;-.;

1.5 a __x-L 3a

Weitere Aufgaben findet man im Internet unter www.TM-aktuell.de.

/1

'"

I

d M

46

4 Schwerpunkte

Liebe Studenten, liebe Schüler, Sie haben natürlich recht mit der Frage, die sich geradezu aufdrängt. Sie haben sich möglicherweise eine Software hemntergeladen oder die Online-Berechnung von Schwerpunkten getestet (heides wird über www.TM-aktuell.de bzw. www.TM-interaktiv.de angeboten) und fragen nun: ,.Warum muss ich das denn alles lernen, wenn es so bequem mit ein paar MauskJicks zu erledigen ist?" Sie müssten es auch nicht lernen. wenn Sie ..Schwerpunkt-Berechner" werden wollten (den Beruf gibt es allerdings nicht). Auch der Auto-Mechaniker, der Pkw-Räder auswuchtet, muss die im Abschnitt 29.4.2 behandelte Theorie des Auswuchtens nicht beherrschen. Es genügt, dass seine Maschine ..weiß. wie es geht." Sie aber wollen einen technischen Beruf erlernen. Wahrscheinlich wollen Sie Ingenieur werden. Und dann gibt es mindcstcns dic bcidcn folgcnden Gründc als Antwort auf dic obcn gestellte Frage: • Sie müssen das Herangehen an Probleme und die Strategien zu ihrer Lösung trainieren, um später flir die Probleme, für die cs noch kcine Lösung gibt, gerüstct zu sein. Das muss an ganz einfachen Dingen (wie z. B. Schwerpunktberech.nung) geübt werden. • Man kann bei der Nutzung von Software zur Lösung VOn Problemen beliebig viel falsch. machen. Deshalb zieht sich auch das schwierige Thema .,Verifizieren von Computerrechnungen" wie ein roter Faden durch dieses Buch. Natürlich rechnet der Ingenieur die Lösungen, die der Computer abliefert, nicht ,.von Hand" nach (das geht meistens auch gar nicht). Aber er braucht ein Gefühl daflir, ob die Lösung richtig sein könnte, und er muss in der Lage sein, offensichtlich falsche Ergebnisse möglichst SOfOl1 zu erkennen. Von den zahlreichen Strategien dafür ist das Verständnis für die Theorie, die hinter den Computer-Algorithmen steckt, eine besonders erfolgreiche Methode. Sie werden bemerkt haben, die typische Motivation fijr Studenten und Schüler - "lch muss das lemen, weil es in der Prüfung drankommt.·' - ist eigentlich Imr .für diejenigen wichtig, die die rationalen Argumentc nicht einsehen. Zu dcnen gehören Sie, lieber Leser, ja aber nicht.

Online·Berechnung eines FlächeDschwerpunktes (Beispiel von Seite 35) mit dem Programm, das unter www.TM-imcraktiv.de angebolen wird.

Es ist immer eine gute Idee. eine Software zunächst mit einem Pro-

blem auszuprobieren, dessen Lö-

sung man kennl. noch besser: Man es bereits auf anderem Wege

hat

gelöst.

5 Gleichgewicht des ebenen Kraftsystems 5.1 Die Gleichgewichtsbedingungen Ein Körper befindet sich im Gleichgewicht, wenn sich die Wirkungen aller an ihm angreifenden Kräfte und Momente aufheben. Aus dieser Forderung ergeben sich die Gleichgewichtsbedingungen für das allgemeine ebene Kraftsystem:

[Gy =0

[Mi=O

(5. J)

Man beachte:

<>

Die durch die Indizes x und y angedeuteten Richtungen in den Kraft-Gleichgewichtsbedingungen können selbstverständlich beliebig gewählt werden. Es ist nicht erforderlich, dass die beiden Richtungen senkrecht zueinander sind.

<>

Der Bezugspunkt fUr die Momenten-Gleichgewichtsbedingung kann beliebig in der Ebene festgelegt werden.

<>

Es ist möglich (und vielfach zweckmäßig), eine oder beide Kraft-Gleichgewichtsbedingungen durch zusätzliche Momenten-Gleichgewichtsbedingungen mit anderen Bezugspunkten zu ersetzen, die bei drei Momenten-Gleichgewichtsbedingungen allerdings nicht auf einer Geraden liegen dürfen. Bei zwei Momenten-Gleichgewichtsbedingungen dürfen die beiden Bezugspunkte nicht auf einer gemeinsamen Senkrechten zur Kraft-Gleichgewichts-Richtung liegen.

<>

Da drei Gleichgewichtsbedingungen erfüllt werden müssen, dürfen drei Größen unbekannt sein, die dann mit Hilfe dieser Bedingungen ermittelt werden können.

L-:> Obwohl theoretisch beliebig viele Gleichgewichtsbedingungen aufgeschrieben werden kön-

nen (z. B. durch Wahl immer neuer Bezugspunkte für das Momenten-Gleichgewicht), können doch niemals mehr als drei Unbekannte aus diesen Gleichungen errechnet werden. Zusätzliche Gleichungen können zur Kontrolle der Rechnung nützlich sein.

<>

Neben der Freiheit, beliebige Richtungen für die Kraft-Gleiehgewiehtsbedingungen festzulegen, kann auch jeweils der positive Richtungssinn für dic Kräfte und der positive Drehsinn für die Momente für eine Gleichgewichtsbedingung beliebig gewählt werden.

<>

In die Kraft-Gleiehgewiehtsbedingungen gehen alle Einzelkräfte einschließlich der resultierenden Kräfte ein, auf die verteilte Belastungen (z. B.: Linienlasten) vorher reduziert werden

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_5, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

48

5 Gleichgewicht des ebenen Kraftsyslems

müssen. In die Momenten-Gleichgewichtsbedingungen gehen diese Kräfte mit ihren Hebelarmen und eventuell vorhandene Einzelmomente ein. Letztere werden einfach summiert (oder subtrahiert, abhängig vom Drehsinn), unabhängig vom gewählten Bezugspunkt (Momcnte sind in der Ebcne frei verschiebbar. vgl. das Bcispiel im Abschnitt 3.3). Momcnte haben keinen Einfluss auf das Kraft-Gleichgewicht.

I

2

Bei~piel: I_ _ _ _ E111C rechtccklgc ScheIbe (Gcwichtskraft FG) ist wie skizziert an drei Seilen aufgehängt. Gcgeben:

s

FG = 2 kN

Man ermittle die Kräfte in den Seilen I bis 3.

3 2a

Es ist im Allgemeinen vorteilhaft, wenn man die Gleichgewichtsbedingungen so formulieren kann, dass jeweils nur eine Unbekannte in einer Gleichung auftaucht: In diesem Beispiel ist dies ftir die Gleichgewichtsbedingung "Summe aller Ve.1ikalkräfte gleich Null", in der nur die Unbekannte Fsz vorkommt, gegeben:

i

Fsz sin a

- FG =

.... C

C<

, '-

a cota

0

---<\__~

+ FG

Für eine zweite Kraft-Gleichgewichtsbedingung kann man jedoch keine Richtung finden, die zwei Unbekannte aus der Gleichung heraushält. Im Gegensatz dazu lässt sich die MomentenGleichgewichtsbedingung immer so formulieren, dass nur eine Unbekannte in der Gleichung erscheint, indem als Bezugspunkt der Schnittpunkt der Wirkungslinien zweier unbekannter Kräfte gewählt wird. Für die vorliegende Aufgabe drängt sich der Punkt A in dieser Hinsicht geradezu auf, und es empfiehlt sich dann durchaus, als drittc Gleichgewichlsbedingung das MomcnlenGleichgewicht um den Punkt C aufzuschreiben, so dass alle Gleichungen jeweils nur eine Unbekannte enthalten (und Rechenfehler sich nicht fortpflanzen!)I. Aus den Momenlenbeziehungen

C)

FG(a+acota)-Fs1a=O

und dem Kraftgleichgewicht ermittelt man die Ergebnisse:

FS 1 = FG(1 +cota) = 3, 15kN

FG

FS2 = - . - =2,31 kN Sill

a

FS3 = FG =2kN

1 Die drei Gleichgewichlsbedingungen stellen nos der Sichl der M.athematik ein Lineares GleiclHmgssysrem dar, das durch den beschriebenen ,.Trick" cnlkoppelt wird (und damit leicht ..von Hand" lösbar ist). Es sei schon hier darauf

hingewiesen. dass für komplizicnerc Probleme - wenn die Lösung des GleichwlgssyStcms dem Computer übenragen wird - diese SLrategic nicht mehr zu empfehlen

i~l

(siehe dazu Abschnin 6.3).

49

5.2 Lager und Lagerreilktionen in der Ebene

5.2 Lager und Lagerreaktionen in der Ebene Ein Körper, der sich in einer Ebene frei bewegen kann, hat drei Freiheitsgrade: Translatorische Bewegung (alle Punkte des Körpers bewegen sich aufkongruemen Bahnkurven) ist in zwei Richtungen möglich, der dritte Freiheitsgrad ist eine Rotation um eine Achse senkrecht zur Ebene. Durch Lager werden die Bewegungsmöglichkeiten des Körpers eingeschränkt. Man unterscheidet in der Ebene ein-. z;wei- und dreiwertige Lager. Die WeJ1igkeit eines Lagers gibt all, wie viele Freiheitsgrade es einschränkt. Dies soll am Beispiel der Lagcrung eines starren Körpers verdeutlicht werden:

I

I Beispiel I: Der ungebundene starre Körper hat m der Ebene drei Freiheilsgrade. Eine staJTe Bindung (drciweJ1iges Lagcr) bindct drci Frcihcitsgrade. Eine gelenkige Lagenmg (zweiwertjges Lager) bindct zwei Freibeitsgrade (Rotation ist möglich).

-# 1'·

~

I

Beispiel 2: I_ _ _..... Wenn die gelenkige Aufhängung sIch in einer Richtung bewegen kann, wird nur ein Freiheitsgrad gebunden (einweJ1iges Lager). Die Kombination eines einwertigcn mit eincm zwciweJ1igen Lager bindet auch drei Freiheitsgrade, und der Körper hat wie bei der Lagerung mit einem dreiwertigen Lager keine Bewegungsmöglichkeit mebr. I Beispiele fiir einwertige Lager:

I

Das Seil kann nur eine Kraft in seiner Längsrichtung aufnehmen. Diese wird (wie in der Abbildung 5.1) als Zugkraft angetragen und darf nicht negativ werden (Fs 2: 0).

Seil

Abbildung 5.1: Ein Seil kann nur eine Zugkraft in seiner Längsrichtung aufnehmen.

Der Stab ist sowohl mit dem Körper als auch mit einem FestpuTlkt gelenkig verbunden und kann nur einc Kraft in scincr Längsrichtung aufnehmen. Diese wird (wie in der Abbildung 5.2) als Zugkraft angetragen und darf auch negativ werden. Abbildung 5.2: Ein Stab kann eine Zug- oder eine Druckkraft aufnehmen.

50

5 Gleichgewicht des ebenen Kraftsyslems

Ein loses wger (Abbildung 5.3) lässt Translation in einer Richtung und Rotation zu. Es nimmt eine Kraft senkrecht zur Unterlage auf (das aus dem Bauwesen entlehnte Rollenlager ist symbolisch zu Loses Lager verstehen, FA darf auch negativ werden). Die Rollen werden im Loslager-Symbol .& in der Regel Abbildung 5.3: Ein Los/ager entspricht dem weggelassen. Stab (Aufnahme einer Zug- oder Druckkraft).

Wenn sich der Körper auf einer glauen Oberfläche reibungs/rei abstützt (Abbildung 5.4), kann IllIT eine Kraft FN senkrecht Zllr Oberfläche überlragen werden, die natürlich nicht negativ werden darf (FN :::: 0).

glatt, reibungsfrei

Abbildung 5.4: Eine ideal g/aue Oherfläche kann nur eine Druckkraft aufnehmen.

Eine verschiebbare Hülse (A bbildung 5.5) behindert keine Verschiebung und kann deshalb auch keine Kraft aufnehmen. Sie verhinde,1 aber die Drehung in der Zeichenebene und nimmt dementsprechend ein Moment auf.

I Beispiele für zweiwertige Lager:

r

Abbildung 5.5: Die verschiebbare Hülse kann nur ein Moment aufnehmen.

I

Ein Fesllager A (auch gelenkiges wger genannt, Abbildung 5.6) bindet die bei den transLatorisehen Freiheitsgrade und kann eine Kraft in beliebiger Fesllager Richtung aufnehmen: Man trägt zwei senkrecht zueinander stehende Komponenten als Lagen'eaktio- Abbildung 5.6: Ein Fest/ager kann eine belie-

4;-----1

nen an.

big gerichtete Kraft aufnehmen.

[st der Körper über eine Hülse auf einer Schiene gelagert (Abbildung 5.7), so werden eine Kraft senkrecht zur Schiene und ein Moment, das die Rotation verhindert, übertragen. Abbildung 5.7: Eine Hülse al/f einer Schiene kann eine Kraft und ein Moment aufnehmen.

51

5.2 Lager und Lagerreilktionen in der Ebene

Wenn sich der Körper auf einer rallen Oberfläche abstützt (Abbildung 5.8), kann neben der Normalkraft FN (senkrecht zur Oberfläche) noch eine Haftkraft FH übertragen werden (dieses Problem wird im Kapitel 9 gesondert behandelt).

I Beispiel für ein dreiwertiges Lager:

I

rau

Abbildung 5.8: Eine ralle Oberjiäche erfordert spezielle Überlegungen (siehe Kapitel 9).

Eine starre Einspannung (Abbildung 5.9) verhindert alle drei Bewegungsmöglichkeiten des Körpers und muss dementsprechend drei Lagcrrcaktionen aufnehmen, zwei Kraftkomponenten und (zur Verhinderung der Rotation) ein Moment (Einspannmoment). Praktisch realisiert wird cine Einspannung durch eine beliebige feste Verbindung ei- Abbildung 5.9: Eine starre EinspallmUlg kann nes Körpers (verschweißt, geklebt, verschraubt, ...) drei Lagerreaktionen aufnehmen. mit der übrigen Konstruktion. In der technischen Praxis kommen natürlich die verschiedensten Realisiemngen flir Lagerungen vor, die bei ebenen Problemen dann immer als ein-, zwei- oder dreiwertiges Lager idealisiert werden müssen, z. B.:

<>

Gleitlager UJld Wälzlager werden im Allgemeinen als Loslager angesehen; wenn sie auch axiale Kräfte aufnehmen können, als Festlager. Diese Idealisierung geht also davon aus, dass sie keine Momente aufnehmen, was exakt natürlich nur tUr Pendellager gilt. Bei der Lagerung einer Welle muss allerdings immer auch flir die Aufnahme axialer Lasten gesorgt werden. Dies geschieht durch Auswahl entsprechender Lager oder andere konstruktive Maßnahmen, die in der Regel nur Kräfte mit einem Richtungssinn aufnehmen können. Bei zwei Lagcrungcn diescr Art wird dann cincs dcr bcidcn Lagcr als Fcsllager modclliert.

.-:> Abhängig vom Ziel der Berechnung, können auch komplizierte Gebilde durch einen starren Körper mit cin- und zwciwertigen Lagcrn modellicrt werden. Ein stehendes Auto mit angezogener Hand-

bremse (auf die Hinterräder wirkend) wird (zum Beispiel zur Berechnung der Achslasten) als starrer Körper angesehen. dessen Bewegungsmäglich-

keiten durch ein Festlager und ein Loslager behindert sind. Die Gesamt-Gewichtskraft des Fahrzeugs muss im Schwerpunkt angetragen werden.

Abbildung 5.10: Kompliziertes Gebilde -. einfaches BerechnullgsmodeU

52

5 Gleichgewicht des ebenen Kraftsyslems

Festlager

BA

Abbildung 5.11: Typische Lagerungen eines starren Körpers in der Ebene (oben) und die zugehörigen Schnittskizzen zur Berechnung der Lagerreaktionen (unten)

Für die ein-, zwei- und dreiwertigen Lager werden (unabhängig von der technischen Realisierung) die in der Abbildung 5.11 verwendeten Symbole vereinbart. Dic Kräfte und Momentc, die von dcn Lagern auf dcn starrcn Körper aufgebracht werden (ulgerreaktionen), sind im Allgemeinen zunächst unbekannt und werden mit Hilfe der Gleichgewichtsbedingungen berechnet. Dafür sollten unbedingt Schnittskizzen angcfertigt werden, in denen die weggeschnittenen Lager durch die Lagerreaktionen ersetzt werden (siehe Abbildung 5.11). Da der RichlUngssinn der zu berechnenden Lagerreaktionen häufig nicht vorausgesagt werden kann, wird er willkürlich festgelegt (durch Einzeichnen der Pfeilspitzen in die Schnittskizze). Die Rechnung korrigiert die Annahme gegebenenfalls über das Vorzeichen des Ergebl1isses.

5.3 Statisch bestimmte Lagerung Wenn durch dic Lagerung eines starren Körpers in der Ebene seine drei Bewegungsmöglichkeiten behindert werden, so bleibt er auch unter Belastung in Ruhe. Dafür ist mindestens eine der drei folgenden Kombinationen von Lagern erforderlich: Ein dreiwertiges Lager oder ein einwertiges und ein zweiwertiges Lager oder drei einwertige Lager. Bei gegebener Belastung können für diese drei Kombinationen von Lagern für den starren Körper die Lagerreaktionen aus den drei Gleichgewichtsbedingungen berechnet werden. Dieser Fall hat besondere praktische Bedeutung: Ein Körper ist slOtisch bestimmt gelagert, wenn alle Lagerreaktionen alJeil1 aus den Gleichgewichtsbedingungen beredll1et werden können.

5.3 Statisch bestimmte Lagerung

53

Ist der starre Körper durch mehr als drei Bindungen gefesselt, so liegt ein srcilisch IInbesrimmres Problem vor, das mit den fur die Statik getroffenen Annahmen (starrer Körper) nicht zu lösen ist. Unter Einbeziehung der Verformbarkeit der Körper (wird in der Festigkeitslehre behandelt) können auch fUr statisch unbestimmt gelagel1e Körper die Lagerreaktionen berechnet werden.

I Beispiel I:

I

Die in Abbildung 5.12 skizziet1en Tragwerke mit sratisch besrimmter Lagenmg gestatten die Berechnung sämtlicher (drei) Lagerreaktionen ausschließlich über Gleichgewichtsbelrachlllngen.

/ Abbildung 5.12: Beispiele statisch beSlimmt gelagerter Tragwerke

1

8eispiel2:

I

Tragwerke mit statisch IInbestimmter (überbeslimmrer) Lagerllng (Abbildung 5.13) können nicht mit den Mitteln der Statik allein berechnet werden:

\ Abbildung 5.13: Beispiele statisch unbestimmt gelagerter Tragwerke

I Beispiel 3:

I

Eine statisch ullIerbestimmte Lagerung (Abbildung 5.14) nimmt dem Körper nicht sämtliche Bewegungsmöglichkeiten:

\

r"--'----"-i-

I

"l

I

i '-----L_-_-_-_----.r -.J

Abbildung 5.14: Statisch unterbestimmte Lagerung. Mit den gestrichelt gezeichneten Lagen wird angedeutet. dass trotz der Lagerung eine Starrkörperbewegung mögUch i~t (Bewegung ohne Verformung).

5 Gleichgewicht des ebenen Kraftsyslems

54

Aus der Tatsache, dass eine der eingangs (auf Seite 52) genannten Lagerkombinationen (ein dreiwertiges, ein ein- und ein zweiwe'1iges oder drei einwertige Lager) den starren Körper bindet, kann noch nicht zwingend auf die statische Bestimmtheit der Lagerung geschlossen werden (drei Bindungen sind dafür notwendige, nicht auch hinreichende Bedingung, siehe nachfolgendes Beispiel).

I Beispiel 4:

I

\

Es ist sofort zu sehen (Abbildung 5.15). dass der durch drei Loslager gebundene Träger sich noch horizontal bewegen kann. Die Kraft-Gleiehgewichtsbedingung in horizontaler Richtung ist statisch nicht erfüllbar.

I Beispiel 5:

Abbildung 5.15: Drei einwertige Lager sind keine Garantie flir statisch beslil11ll11e Lagerung

I

Sehwlenger zu erkennen 1st, dass dem durch ein Fest!.ager und ein Loslager gefesselten Rahmen (Abbildung 5.16) noch eine (unendlich kleine) Rotation um den Punkt A möglich ist, weil keine der Lagerreaktionen ein Moment um diesen Punkt erzeugen kann. Aber auch dieser Sonderfall äußert sich durch unerfüllbare Gleichungen. Die Summe aller Momente um Punkt A z. B. führt auf _"";_ _...1

A)

Fa=O

Abbildung 5.16: Schwierig zu er· kennen: Statisch unbestimmtes System, weil unendüch kleine Drehungen um den Punkt A möglich sind

Der statisch bestimmt gelagerte Körper ist in der technischen Praxis nicht etwa die zufallige Ausnahme (unter den unendlich vielen Möglichkeiten, einen Körper zu lagern). Zahlreiche Vorteile sprechen dafür, statisch bestimmte Lagerungen zu bevorzugen. z. B.: Die Lagerreaktionen statisch bestimmt gelagerter Körper sind mit den Milleln der Statik (und damit besonders einfaCh) zu berechnen. Fertigungsungenauigkeiten führen bei statisch bestimmter Lagerung weder zu Spannungen im Bauteil noch zu einem völlig veränderten Tragverhalten (dies demonstrieren die beiden nachfolgenden Beispiele). Thermische Dehnungen (z. B. durch Temperaturerhöhung) können sich bei statisch bestimmter Lagerung frei ausbilden und führen nicht zu innereu Spannungen im Bauteil (dies wird ausflihrlich im Abschnitt 14.3 behandclt).

I

Beispiel 6: I_"";_ _...1 Der zweifach gelagerte gerade Träger der Abbildung 5.17 stellt SIch bei germger Absenkung einer Stütze etwas schräg. was zu keiner nennenswerten Änderung der Lagerreaktionen fWU1, während der dreifach gelagerte Träger einer Stützenabsenkung nur durch Verbiegung (verbunden mit inneren Spannungen) folgen kann:

5.3 Statisch bestimmte Lagerung

55

...L:S:...---

7: :LS:;:r--_

...Ls::;-----X.,,----::::n....-.-

:::LL_._

Abbildung 5.17: Ferligungsungenauigkeil bei statisch bestimmter Lagerung (oben) bei statisch unbeslimmler Lagerung (unlen) --+ Verformung und innere Sp:mnungen

I

----+

kein Problem.

I Beispie/7: Ein an drei Seilen aufgehängter Körper (Abbildung 5.18) belastet die Seile eindeutig (z. B. errechnet man: FS3 = Die Seilkräfte ändern sich kaum, wenn eines der Seile etwas länger (oder kürzer) ist und der Körper etwas schräg hängt (in Abbildung 5.18 als Fall a rechts dargestellt).

.'f).

2

3

2

3

Fe 2

a)

Abbildung 5.18: Statisch bestimlllte Aufhängung: Die Scilkräfte sind weitgehend unabhängig von kleinen Ungenauigkeiten der Scillängen.

Durch Anbringen eines vierten Seiles (Abbildung 5.19) ändert sich das Tragverhalten grundlegend, wenn eines der Seile nicht exakt die vorgeschriebene Länge hat, weil der Körper der Längenänderung nicht durch Schrägstellung folgen kann, beispielsweise: Wenn Seil 4 etwas zu lang ist (Fall b), trägt es niebt mit, und die Seilkräfte I bis 3 haben die gleichen Werte wie im Fall a. 1st dagegen Seil 3 etwas zu lang (Fall cl, muss Seil 4 die gesamte Gewichtskraft aufnehmen:

"

". 0

2

4 y/ '

C '.

2

3

3

4

b)

;.-

/

4

7--: /

-';'" / ""7:

~ Fc

~ f(, Fc 2

ES. ~ 0

3

~ Fc

///,

.,,~

PS3 ~

c)

2

FS4~

Fc

;:.

FSJ~O

Abbildung 5.19: Statisch unbestimmte Aufuängung: Keine (Fall b) bzw. drastische Änderung (FaJl c) der Seilkräfte (im Vergleich mit der Aufuängung an drei Seilen) bei kleinen Ungenauigkeiten der Seillängeu.

56

5 Gleichgewicht des ebenen Kraftsyslems

I

Beispiel 8: I_ _ _....I Wenn zweI Menschen elllen Gegenstand (z. B. eine Leiter, Abbildung 5.20) tragen, hat jeder eindeutig eine anteilige Last zu bewältigen. Ein dritter "Träger" könnte schummeln (oder es schummeln sogar zwei auf Kosten des dritten). Abbildung 5.20: Eindeutige Lastverteiiung

I

Beispiel 9: I_ _ _....I Der skizzierte gerade Träger Ist durch die Linienlast qo und die Einzelkraft F belastet. Er ist bei A gelenkig gelagert und wird zusätzlich durch ein Seil gehalten. Gegeben:

B

Seil

6

I j llllllllil

A

I, qo, F = 3qoL.

0,4 I

Man berechne die Lagerreaktionen bei A und die Seilkraft.

F~

Nach dem Freischneiden des Trägers können die Unbekannten z. B. durch Momcnten-Gleichgewicht um die Punkte A, Bund C unabhängig voneinander berechnet und könnten durch eine weitere Gleichgewichtsbeziehung (z. B.: Summe aller Verlikalkräfte) kontrolliert werden: B

A)

qo·0,6L·0,7/+FL-FS·0,4Lsina =0

ß)

qo·0.6/·0,7/+F/-FAll·0,3/

C)

qo' 0.6L· 0,3/ + F ·0.6L + FAV ·0.4/ = 0

=0

Die benötigte Winkelfunktion kann unmittelbar aus der Geometrie abgelesen werden:

0,3/

sin a =

-v"'j0;;=,';"0"'9~L2C=+=0"',=;176';;i'/2

3 5

und aus den Momenten-Gleichungen ergeben sich die gesuchten Kräfte: Fs= 14,25qo/

FAH = 11 ,4qo/

FAV = -4,95 qo/

IBeispiel JO: IDas in Abbildung 5.21 skizzierte ModeU eines Krans ist durch seine Eigenge_ _ _ _...I

wichtskraft FK und dic Last Fe belastet. Es ist bci A durch ein Festlager, bci B durch ein Loslagcr abgestützt. Das Seil. an dem die Last hängt, ist im Fall CI am Kran befestigt, im Fall b außerhalb des Krans am Boden (technische Realisierung z. B.: Die Winde. die die Last hebt, befindet sich im Kran bzw. außcrhalb des Krans).

rc

5.3 Statisch bestimmte Lagerung

57

b)

A,rta

->-B b

c

d

Abbildung 5,21: Modell eines Krans mit unterschiedlicher Befestigung der Last Gegeben:

FK = 2kN

r(;=lkN

a=0,2c

b =0,7c

d = 0,5c

Man bestimme rür beide Varianten die Lagen'eaktionen bei A und B. Die unterschiedlichen Befestigungen des Seils zwingen zu unterschiedlichen Schnittführungen (Abbildung 5.22). Um ein "von äußeren Bindungen freies System" zu erreichen, muss bei der Variame a das Seil überhaupt nicht geschnitten werden. Bei der Variante b dagegen muss auch das Seil von der Unterlage gelöst werden, so dass eine zusätzliche Belastung durch Fe entsteht.

b)

{soFa FAH , fAv -.A..

fAv I

F I Fs~FC AH- .A..J...

Abbildung 5.22: In Abhängigkeit von der Befestigung des Seils muss unterschiedJich geschnitten werden.

Die AuOagerreakLionen ergeben sich unmittelbar aus den Momenten-Gleichgewichtsbeziehungen um die Punkte A und B [md das Kräfte-Gleichgewicht in horizontaler Richtung.

Fall

a

A)

hb+ Fdc+d) -FBC = 0

B)

FAVc - h(c-b) +Fed = 0

-->

Fall b

A)

FKb+Fe(a +c+d) - FBC = 0

B)

FAvc+ Fdd - c+a) - FK(C-b) = 0

-->

---

-

FB=2,9kN FAV =0,1 kN FAH =0 FB = 3, I kN FAV =O,9kN FAH =0

58

5 Gleichgewicht des ebenen Kraftsyslems

I Beispiel 11:

I

Ern Motor und erne Arbeltsmaschllle sind auf einem gemeinsamen Fundament (Fundamelllmasse: mF) gelagert und belasten dieses durch die Momente MI und M2 und die Gewichtskräfte ihrer

Massen mI lind Gegeben:

j

d

M

I j

1112.

a= 1112

1,5a

d

ß =20

45°

= 2ml

MI = "'Iga

M

SF; mF

0

, j

d

IllF = 41111

M

2

M2 = 311llga

I

C<

Gesucht:

Kräfte in den Stäben I, 2 und 3.

3a

Die Angriffspunkte der Momente werden nicht benötigt, weil Momente am starren Körper in der Ebene beliebig verschoben und zusammengefasst werden können. Deshalb wurde in der Schnittskizze gleich die Differenz MI - M2 eingetragen. An dem freigeschnittenen System gelingt es nur mit Mühe, die Gleichgewichtsbeziehungen so aufzuschreiben, dass jeweils nur eine Unbekannte eingeht (man müsste die Schnittpunkte der Wirkungslinien von jeweils zwei Stabkräften ermitteln und diese als Momcntenbczugspunktc wählcn).

3a

~mlg

m

0

2g

!

M I-M2

3

l'J

ß

"';; C<

C<

~I

./'

mFg

Da der dafür erforderliche Rechenaufwand nicht kleiner ist als das Auflösen gekoppelter linearer Gleichungen 2 , werden die beiden Kraft-Gleichgewichtsbeziehungen in horizontaler und vertikaler Richtung und das Momenten-Gleichgewicht um den Befestigungspunkt des Stabes 2 formuliert. Für das Aufschreiben des Momenten-Gleichgewichts verschiebt man die Kräfte FI und F3 bis in die Punkte CD bzw. @ und zerlegt sie in zwei Komponenten, von denen jeweils nur eine einen Anteil licfert. Aus den drei Gleichungen

....,

T @)

F3COSß +F2cosa - F) cosa = 0 F3sinß - (F I + F2) sin a - (m) +m2 +IIlF)g = 0 F34acosß - FI 6asin a - (4,5ml +m2 + 3mp )ga+M I -M2 = 0

errechnet man z. B. durch Umstellen der ersten Gleichung nach F2 , Einsetzen in die zweite Gleichung, die dann nach F I umgestellt und in die dritte Gleichung eingesetzt wird: I mlgcota F3==5,789mlg 2 cosß(3 -4cota) +3sinßcota

F2 = -7,396/1llg

und damit:

2Auch wenn die Lösung ,.von Hand" für dieses Problem durchaus noch zumutbar i~t. soll ~chon hier auf Abschniu 6.3 (Lineare CfeicJwng.~.\y,~[eme) verwiesen werden. Unter www.TM-aktuell.de finde! man außerdem die Lösung des

Gleichungssyslems rur das hier behandelte

Bei~piel

11 mit Hilfe ulller!>Chiedlicher Software-Produkte.

5.4 Aufgaben

59

5.4 Aufgaben

I

Altfgabe 5./: I_ _ _ _..... Flir den skizzie.1en Träger sind die Lagerreaktionen bei A und B zu ermitteln. Gegeben: a = 220 mm c = 210mm

qo = I Nimm

B4

b = 800 mm d = 270mm

d ,. c -+---

F=2kN

-

I

F

Aufgabe 5.2: I_ _ _ _..... Der skizzierte Hebel ist bei A gelenkig gelagert und wird ZlIsätzlich durch ein über eine Umlenkrolle geführtes Seil gehalten (die Hinweise auf Seite 60 können sicher hilfreich sein). a

Gegeben: Gesucht:

l

Komponenten der Lagerkraft bei A.

Gesucht:

cl

60'

'"

M2 = 180Nm Fe = 200N

1 45"

Stabkräfte in den Stäben 1,2 und 3.

I

,

",, ",,

",, ",

Die Masse 1112 hängt an einem Seil, das am Hubwerk befestigt ist, 1111 ist liber ein Seil an einer Wand außerhalb des Hubwerks befestigt. FK = 3kN 1111

Gesucht:

I

M,

Altfgabe 5.4: I_ _ _ _..... Das skizzierte statische Modell eines Hubwerks ist durch seine Eigengewichtskraft h und die Massen In I und 1n2 belastet.

Gegeben:

,

3a

I

Mj = 120Nm M3 = 200 Nm R =0,3m

'18 A

F .

Altfgabe 5.3: I_ _ _ _..... Eine starre Kreisscheibe ist durch ihre im Mittelpunkt angreifende Eigengewichtskraft und die Momente MI, M2 und M3 belastet. Gegeben:

cl

'"

= 50kg

1n2

= 150kg

LagelTeaktionen bei A und B.

a

a

a

a

60

5 Gleichgewicht des ebenen Kraftsyslems

Lieber Leser, das war ein ganz wichtiges Kapitel, hoffentlich haben Sie es bemerkt. Mit dem Verständnis des gerade behandelten Stoffs (und besonders der Beispiele und Aufgaben) entscheidet sich für den Anfanger nach der Erfahrung der Autoren der zukünftige Erfolg (bzw. Misserfolg) im Umgang mit der Technischen Mechanik. Das Problem besteht nicht in dem durch die Kapitelüberschrift vorgegebenen Thema (dic Theorie zum Gleichgewicht des ebenen Kraftsyslems wurde schließlich komplelt auf der einen Seite 47 behandelt), es sind die daraus zu ziehenden Schlussfolgerungen und das Zusammenspiel der Theorie mit dem bereits in den vorangegangenen Kapiteln behandelten Stoff. Die Vorteile statisch bestinuuter Systeme soUten Ihnen deutlich geworden sein. Dieses Thema wird allerdings im folgenden Kapitel noch einmal ausführlich aufgegriffen. Viel wiChtiger ist das Verständnis für dic Anwendung des Schniltprinzips, unabdingbarc Voraussetzung auch für die Lösung der vier Aufgaben dieses Abschnjtts. Auf die wichtigsten Bcsonderheitcn, die alle in den Beispielen dcmonstriert wurdcn, soll deshalb nachfolgcnd noch einmal hingewiesen werden.

oe;'

Bei der Lösung der Aufgabe 5.1 schneidet man einfach die beiden Lager weg, trägt die insgesamt drei Komponenten der Lagerreaktionen an und schreibt die drei Gleichgewichtsbedingungen auf. Bei der Aufgabe 5.3 dagegen bringt das Wegschneiden der drei Festlager keinen Erfolg, denn dann hat man insgesamt sechs Unbekanntc. Hier muss man durch die Stäbe schneiden, um nur drei unbekannte Stabkräfte zu bekommen. Beides wurdc im Beispiel 9 demonstrien, wo das mit dcm starren Körper verbundene Festlager A weggeschnitten wurde, zum anderen wurde das Seil geschnitten (und nicht etwa das Festlager B gelöst), so dass sich 3 Unbekannte ergaben.

oe:> Um zielführende Schnitte für die Aufgaben 5.2 und 5.4 zu fin-

den. muss man das Beispiel 10 verstanden haben. Weil dieses Beispiel exemplarischen Charakter hat, wurde auf Seite 57 eine "komplelte" Schnittskizze angegeben (dies ist nicht üblich und wird auch bei folgenden Aufgaben nicht mehr praktiziert). Man sieht nicht nur die freigeschnittenen Systeme. sondern auch die weggeschnittenen Lager. an denen die Lagerreaktionen mit jeweils umgekehrtem Richtungssinn als Lagerkräfte wirken. So wiJ'd deutlich, dass die Seilkraft als Belastung des Systems eingeht, wenn das Seil "an der Außenwelt" befestigt ist.

F.' s

F.s F.\ S

Abbildung 5.23: Scbnittskizze für die Aufgabe 5.2

oe:> Feste Rollen lenken Seilkräfte nur um. Deshalb ist die Seilkraft Fs im Beispiel 10 gleich der Gewichtskraft Fe, und die Schniltskizze für Aufgabe 5.2 (Abbildung 5.23) zeigt, dass am starren Körper die Seil kraft Fs zweimal in gleicher Größe angetragen werden muss. L~

Die immer wieder auftauchende Frage. ob man denn nicht auch beim Fall a dcs Beispiels 10 das Seil zerschneiden könnte, kann durchaus mit ,,Ja" beantwortet werden. Allerdings muss man dann auch die (gleich große) Gegenkraft antragcn, und dann wirken am Kran zwei Kräfte die im Gleichgewicht sind und summarisch also keine Wirkung haben.

"s,

6 Ebene Systeme starrer Körper 6.1 Statisch bestimmte Systeme Den erheblichen VOt1eilen statisch bestimmter Lagerung steht oft der Nachteil gegenüber, nur eine sehr begrenzte Anzahl von Lagern anbringen zu können. Wie dieser Mangel behoben werden kann, soll zunächst an cinem Bcispicl erläutcrt wcrdcn.

Beispiel I:

I

I_ _ _ _.... Bel emer stausch bestimmt gelagerten Brücke größerer Spa1lJ1We'te soll durch Anbringen einer zusätzlichen Stütze die Tragfähigkeit erhöht werden. Natürlich scheidet die in Abbildung 6.1 gestrichelt eingezeichnete Variante eines drillen Lagers aus, weil die Lagerung dann statisch unbestimmt wärc (jede geringfügige Absenkung einer Stütze würde das Tragverhalten grundsätzlich verändern).

Abbildung 6.1: Das Anbringen einer zusätzlichen (gestrichelt gezeichnelen) Stütze würde zu einer stalisch unbestimmten Lagerung führen und verbietet dich deshalb.

Wcnn man nun zwci Brückcntcilc baut (Abbildung 6.2), das rcchtc Teilstück bei Bund C lagcrt und für das linke Teilstück eine zusätzliche Stütze G vorsieht, entstehen zwei statisch bestimmt gelagerte Teilsysteme.

Abbildung 6.2: Zwei jeweils statisch bestimmt gelagerte Teilbrücken. Es ist sicher einzuseben. dass dic Tcilsysteme auch dann noch statisch bestimmt gelagert sind, wenn der linke Teil nicht mehr auf der Zusatzstütze, sondern auf einem auf dem rechten Teil angebrachten Festlager (in der Abbildung 6.2 bereits eingezeichnet) gestützt wird, denn • rür den linken Teil ändert sich damit nichts und

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_6, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

62

6 Ebene Systeme stalTer Körper der rechte Brückenteil wird zwar durch ZlIsätzliche Kräfte bei G belastet (in der Abbildung 6.2 bereits gestrichelt angedeutet), aber zusätzliche Kräfte ändern an der statischen Bestimmtheit nichts, da diese nur durch die Lagerung beeinflusst wird.

Abbildung 6.3: Eine Brücke mit drei Stützen und einem Gelenk ist ein statisch bestimmt gelagenes System. Fazit: Das in der Abbildung 6.3 dargestellte Gesamtsystem mit einem Festlager, zwei LosJagern und dem Gelenk G ist statisch bestimmt. Träger auf mehreren Stützen, die durch Einfügen von Gelenken zu statisch bestimmten Trägern wurden, werden Gerber-Träger genannt (nach G. H. GERBER, 1832 - 1912, auf den diese Idee zurückgeht). Gerber-Träger haben alle im AbschnittS.3 diskutierten Vorteile. An dem in Abbildung 6.3 skizzierten Beispiel wird deutlich, dass z. B. eine Absenkung der Mittelstütze nicht zu einer Verbiegung der Träger ftihrt, weil die beiden Trägerteile der Absenkung folgen können, indem sie eine etwas sehräge Lage einnehmen. Es ist üblich, einen Gerber-Träger mit Hilfe der bereits vereinbarten Lagersymbole und einem kleinen Kreis als Symbol für ein Gelenk darzustellen (Abbildung 6.4). 11

:..J5.....

C

---;;;-

A

:..J5..... -.-

4=

C

B

Abbildung 6.4: Symbolische Darstellung eines Gerber-Trägers Natürlich können auch mehrere zusätzliche Lager durch weitere Gelenke ausgeglichen werden. Die beiden in der Abbildung 6.5 skizzierten Systeme sind wie das bereits betrachtete Beispiel statisch bestimmte Tragwerke. 11

:..J5.....

C,

:..J5..... -;:;-

7""': A

:..J5..... --::r B

+

:..J5..... ~

D

C

B

A

:..J5.....

11

C,

!I

I!

CI

C,

:..J5..... ,.....,.,...

:..J5..... //

C

D

Abbildung 6.5: Zwei Varianten von Gerber-Trägem: Das unten zu sehende Beispiel hat im Brückenbau den Vorteil, dass das Minels'Iück ersl 3m Ende der Bauarbeiten eingehängt werden muss.

63

6.1 Statisch bestimmte Systeme

Der Gerber-Träger ist ein einfaches Beispiel für ein System starrer Körper. Die einzelnen Teile eines Starrkörpersystems können im AlJgemeinen auf unterschiedlichste Weise angeordnet sein (die Art ihrer Anordnung wird meist von der Funktion des Bauteils bestimmt, zwei Beispiele zeigt Abbildung 6.6).

'r;===r=='7"-, B

A

A Abbildung 6.6: Beispiele für Systeme starrer Körper

Fast immer aber spielt das Gelenk als Verbindungselement eine wesentliche Rolle, häufig (z. B. im Maschinenbau) auch aus funktionalen Gründen. Zur Berechnung der Lagerreaktionen von Starrkörpersystemen ist die Betrachtung des Gesamtsystems (Lösen von den Lagern und Antragen der Lagerreaktionen) im Allgemeinen nicht ausreichend: Den drei Gleichgewichtsbedingungen stehen mehr als drei unbekannte Lagerreaktionen gegenüber. Es solJ jedoch schon hier ausdrücklich darauf hingewiesen werden, dass die so zu gewinnenden drei Gleichungen richtig (und bei vielen Aufgaben auch nützlich) sind. Man kann nur allein aus diesen Gleichungen nicht sämtliche LagelTeaktionen ermitteln. An dem einleitenden Beispiel I eines einfachen Gerber-Trägers wurde deutlich, dass man ein Gelenk als ein an einem Teil angebrachtes Festlager auffassen kann, auf dem ein anderer Teil gelagert ist. Ein Gelenk kann also wie ein Festlager zwei Kraftkomponenten übertragen. Aus dieser Tatsache ergibt sich folgende Strategie für die Berechnung von Gelenksystemen: Das System wird von allen äußeren Bindungen (Lagern) gelöst (Freischneiden) und zusätzlich an den Gelenken zerschnitten, so dass mehrere Teilsysleme entstehen. An den beiden Schnittufern eines zerschnittenen Gelenks werden jeweils zwei Kraftkomponenten angetragen (gleich groß, aber entgegengesetzt gerichtet: Schnittprinzip!). Danach können flir jedes Teilsystem drei Gleichgewichtsbedingungen formuliert werden. Zu den unbekannten Lagerreaktionen kommen flir jedes zerschnittene Gelenk noch zwei unbekannte Gelenkkraftkomponenten hinzu, für die nun aber auch eine größere Anzahl von Gleichungen zur Verfügung steht. Ein solches System kann nur statisch bestimmt sein, wenn die Anzalll der Gleichungen mit der Anzahl der Unbekannten übereinstimmt.

Notwendige Bedingung für die statische Bestimmtheit von Gelenksystemen: Gesamtanzahl der Gelenkkräfte (zwei pro Gelenk)

+ Gesamtanzahl der Lagerreaktionen Gesamtanzahl der Gleichgewichtsbedingungen (drei pro Teilsystem)

6 Ebene Systeme stalTer Körper

64

Diese Bedingung ist fur alle bisher betrachteten Systeme erfüllt. Es ist eine notwendige Bedin· gung (wenn sie nicht erfLillt ist, kann das System nicht statisch bestimmt sein), sie ist aber nicht hinreichend.

:x ..,-

' I

11

GI

G,

A

~d, A

GI

:x -;r-

:x ---"7

"'"4=

B

C

D

:x ---"7

:x ---"7

4""

B

C

D

Abbildung 6.7: Ein Gerber-Träger. der die notwendige Bedingung für die statische Bestimmtheit erfUlIt. ist durchaus nicht immer tragfähig.

Für den in Abbildung 6.7 oben skizzierten Gerber-Träger ist die notwendige Bedingung fLir die statische Bestimmtheit erfüllt, dieses Gelenksystem ist aber als Tragwerk untauglich. Das rechte Teilsystem ist statisch llllbestimmt gelagert (als starrer Körper kann es zum Beispiel einer Stützenabsenkung nicht folgen), während die beiden linken Teile statisch unterbestimmt gelagert (und damit als Starrkörper beweglich) sind. Schon durch sein Eigengewicht würde ein solches Gelenksystem als Tragwerk versagen. Es kommt also (wie beim einzelnen starren Körper) nicht nur auf die Anzahl der Bindungen an. Die Sonderfälle, bei denen trotz Erfüllung des notwendigen Kriteriums (gleiche Anzahl unbekannter Kräfte und Gleichgewichtsbedingungen) das System nicht statisch bestimmt ist, äußern sich durch Wider>prüche in den Gleichungen. Diese Aussage ist leider nicht umkehrbar: Die meisten Widersprüche in Gleichgewichtsbedingungen werden nicht vom mechanischen System, sondern von dem, der es berechnen will, velUrsacht. Hinweis zur W0I1wahJ: Bei AufgabensteIlungen der Praxis sind häufig Lager- oder Gelenkkräfte vorgegeben und gefragt sind zulässige Belastungen oder Abmessungen, so dass die vorgegebenen Werte nicht überschritten werden. Es ist deshalb nicht ganz korrekt, von den "unbekannten Lager- und Gelenkkräften" zu reden, genauer ist die dafur übliche Bezeichnung ZwongskräJte. Für denjenigen, dem die hier angestellten Überlegungen neu sind, ist aber sicher die "nicht ganz saubere" Bezeichnungsweise zunächst verständlicher.

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Für den skiZZierten emfachen GerberTräger sind die Lager- und Gelenkkräfte zu bestimmen.

Gegeben:

F.

X

A

~I :.K.. W-- B

OA-c " ~,

2a __a__1,5a__ 2,5a

Das System wird VOn den Lagern gelöst und am Gelenk G zerschnitten. Es entstehen die beiden Teilsysteme lund II mit insgesamt 6 unbekannten Kräften. Der Richtungssinn der Kräfte kann beliebig angenommen werden, es ist aber unbedingt darauf zu achten, dass die beiden Komponenten der Gelenkkraft FGH wld FGV an den beiden Schnittufern des Gelenks (in den Teilsystemen I und Ir) in entgegengesetzte Richtungen angetragen werden müssen (Schnittprinzip!).

65

6.1 Statisch bestimmte Systeme

An jedem Teilsystem können 3 Gleichgewichtsbedingungen formuJiert werden, so dass 6 Gleichungen für die Berechnung der 6 Unbekannten zur Verfügung stehen. Gewählt werden jeweils das Kraft-Gleichgewicht in horizontaler Richtung und zwei MomentenGleichgewichtsbedingungcn, so dass am System I (mit 3 Unbekannten) dje Lagerkraft FA und die bei den Gelenkkraftkomponenten sofort zu bestimmen sind. Am Teilsystem " (mit zunächst 5 Unbekanntcn) sind dann die beidcn Gelcnkkräfte bereits bckannt, und die restlichen Lagerreakt-ionen sind leicht zu ermitteln:

I:

--->

FCH =0

=?

FCII = 0

A)

F . 2a - Fcv ' 3a = 0

=?

2 Fcv =]F

C)

FA ·3a-F·a=0

=?

FA =-F

11:

+ Fm =

0

=?

C)

Fy '2, 5a - Fcv ,4a = 0

=?

BC

Fcv' I ,5a+ Fcv' 2,5a = 0

=?

~

FCII

I 3

FCH =0

16 Fy=-F 15 2 Fcv = --F 5

Das Minuszeichen im Ergebnjs für Fcv deutet an, dass djese Kraft (im Gegensatz zur willkü.rliehen Annahme) nach unten gerichtet ist.

I

Beispiel 3: I_"";'_....1 Als statisches Modell für die Berechnung von Achslasten und der Belastung der Kupplung dient für den in der Abbildung 6.8 skizzierten Pkw mit einachsigem Anhänger der GerberTräger. Das System ist statisch bestimmt, wenn die auf die Hinterräder wirkende Handbremse angezogen ist. wodurch eines der d.rei Lager zum Festlager wird Abbildung 6.8: Gerber-Träger als statisches Modell für die (auf die Achslasten, die nur durch vel1i- Berechnung von Achslasten und Bela.stung der Anhängerkai gerichtete Kräfte verursacht werden. Kupplung hat dies ohnehin keinen Einfluss).

~~(~ I 4

k

Die Betrachtung beschränkt sich in diesem Kapitel natürlich auf das ebene Problem. womit Achslasten (und nicht die Kräfte an einem Rad) berechnct werden können.

6 Ebene Systeme stalTer Körper

66

I

Beispiel 4: I_ _ _ _.... Währcnd ein zweiachsIges Fahrzeug statisch bestimmt gelagert ist, ist fur die drei Achsen eines Gespanns (Beispiel 3) ein Gelenk erforderlich, um Fahrbahnuncbenheiten auszugleichen. Für den Lkw mit einem zweiachsigcn Anhängcr (A bbildung 6.9) wird die statische Bestimmtheit erst durch Abbildung 6.9: Vier Achsen e.fordern zwei Gelenke. um zwei Gelenke hergestellt. Bodenunebenhcircn auszugleichen.

I

Beispiel 5: I_ _ _ _.... Schienen fahrwerke von Kranen und Förderanlagen werden häufig mit sehr vielen Rädern (manchmal mehr als 100 pro Schiene) ausgestattet, um die großen Lasten möglichst gleichmäßig zu verteilen. Das in Abbildung 6.10 skizzierte statische Modell eines solchen Fahrwerks mit 8 Rädern verdeutlicht, wie die Last F jeweils über eine Traverse (gleichmäßig) auf zwei darunter liegende Traversen verteilt wird. Für die Bestimmung der 12 Gelenkkraftkomponenten (6 Gelenke GI bis G6) und 8 Lagerreaktionen (8 ungebremste Räder -> 8 Loslager) stehen an 7 TeiJsystemen I bis VII insgesamt 7·3 = 21 Gleichgewichtsbedingungen zur Verfügung (eine mehr als erforderliCh I • weil das Modell in horizontaler Richtung beweglich ist).

F

Abbildung 6.10: Die Last F wird über insgesaml 7 Traversen so verteilt, dass jedes Rad eine Krarl F /8 aur die Schiene überträgt.

Es lässt sich leicht nachvollziehen, dass wegen der Symmetrie der Konstruk1ion die Kraft F gleichmäßig auf die Räder Ueweils verteilt wird. Solche Fahrwerke werden deshalb gern mit einer Radanzalll ausgestaltet, die eine Zweierpotenz ist, weil die Traversen dann die Kräfte über jeweils gleiche Abmessungen links und rechts in gleicher Größe übertragen.

f)

Dass das Ziel, gleichen Lastanteil für jedes Rad zu erzielen, auch clTeicht werden kann, wenn die Radanzahl keine Zweierpotenz ist, wird an einem Beispiel aus der Praxis im Internet gezeigt (www.TM-aktuell.de). 1Wenn formal die Anzahl verfügbarer Gleichgewichlsbedingungcn größer ist als die Anzahl der Unbekannten. änden sich an der statischen BC3limmtheii des Systems dann nichts. wenn die gleiche Anzahl von GleichgewichLSbcdingun-

gen von vornherein erfUlIl ist (hier ist es da'\ HorizonlJlkraft-Glcichgcwicht am GesaJUlsystcm). Dieser FaJl wird mn Beispiel 8 noch einmal ausfLihrlieh erläulert.

67

6.1 Statisch bestimmte Systeme

Beispiel 6:

I

F

I_"';'_....1 Das m der AbbIldung 6.11 skIzzIerte MoF dell des Zuggeschirrs für einen von zwei Pferden gezogenen Wagen demonstriert die mittels Gelenksystem erzwungene F gleichmäßige Belastung (ähnlich dem Prinzip des KranfahrF werks im Beispiel 5): Beide Pferde müssen exakt die gleiche Zugkraft aufbringen und jedes Pferd wird ,.symmetriseh" belastet. Abbildung 6.11: ZuggeschilT eines .,Zweispänners·· in der Draursichl

I

Beispiel 7: I_ _ _ _...I Wellen, dJe mehr als zweIfach gelagert werden müssen, sollten durch Gelenke geometrische Ausgleichsmöglichkeiten (von Montageungenauigkeiten, Verschleiß....) gegeben werden, dreifach gelagerten Wellen z. B. durch eine elastische Kupplung. vierfach gelagerten Wellen durch Zwischenschaltung einer Kardanwelle. Dies ist aus konstruktiven Gründen nicht immer möglich. Die Kurbelwelle eines SechszylinderKolbenmotors z. B. muss mehrfach gelagert werden, und ausgleichende Gelenke können nicht vorgesehen werden. In diesen Fällen sind die Anforderungen an die Fertigungsgenauigkeit extrem hoch.

I

Beispiel 8: I_ _ _ _...I Die Abbildung 6.12 zeIgt eme handelsübliche Gripzange. Die spezielle Konstruktion dieser Zange ermöglicht das Zusammenhalten von Montageteilen, ohne ständig äußere Kräfte aufbringen zu müssen. Diese Eigenschaft spielt aber für die hier anzustellenden Betrachtungen keine Rolle. Die Zange ist durch die beiden Kräfte F belastet. Man bestimme für die in der Darstellung angegebenen Abmessungen die Kraft Fw, die auf das Werkstück aufgebracht wird. Gegeben:

20

40

130

o

I

'f

,

F 100

40

50

Abbildung 6.t2: Handelsübliche Gripzange

F.

Bei der Untersuchung der statischen Bestimmtheit der Zange stellt man fest, dass für die vier Teile der Zange (siehe Schnittskizze in Abbildung 6.13) insgesamt zwölf Gleichgewichtsbeziehungen aufgeschrieben werden können. denen nur neun Unbekannte (8 Gelenkkraftkomponemen an vier Gelenken und die gesuchte Kraft Fw) gegenüberstehen. Das liegt daran, dass die Zange selbst nicht gelagert ist (also in der Ebene noch drei Freiheitsgrade hat). In der AufgabensteIlung ist dies bereits berücksichtigt, da die beiden Kräfte, die die Zange belasten, ein Gleichgewichtssystem bilden: Die drei Gleichgewichtsbeziehungen am Gesamtsystem sind bereits erfüllt.

68

6 Ebene Systeme starrer Körper Wenn man die Aufgabe abändert, indem man eine der beiden Kräfte durch eine Einspannung (mit drei unbekannten Lagerreaktionen) ersetzt, wäre das Defizit an Unbekannten beseitigt (siehe Abbildungen 6.17 und 6.18 auf der Seite 79). Als Ergebnis dieser Aufgabe würde man als vertikalc Lagerreaktion wieder F erhalten, während die beidcn übrigen Lagerreaktionen (Horizontalkomponente und Einspannmoment) gleich Null wären. Mit einigem Geschick lässt eS sich vermeiden, dass bei der Berechnung der Zange sämtliche neun Unbekannten in die Rechnung eingehen. Es kommt darauf an. einen Satz von Gleichgewichtsbedingungen zu finden, so dass die Anzahl der Gleichungen mit der Anzahl der Unbekannten übereinstimmt. Vier Gleichungen mit vier Unbekannten sind nach dem bisher behandelten Berechnungsverfahren möglich, im nächsten Abschnitt wird gezeigt, dass sogar zwei Gleichungen mit zwei Unbekannten genügen.

Mit dem Momcntengleichgewieht um das Gelenk 3 des Teilsystems 1 130FIV - 150F - 40Fw = 0 , dem Kräftegleiehgewieht in vertikaler Riehtung am Teilsystem 11 F2V -FIV = 0,

dem Momentengleichgewicht um das Gelenk I am Teilsystem 11 40Ful - 80F2V

=0

und dem Momentengleichgewicht um das Gelenk 4 des Teilsystems 111 140F + 5F2H - 40F2V = 0

stehen 4 Gleiehungen mit 4 unbe- Abbildung 6.13: An allen Gelenken der Gripzange werden Schnitkannten Kräften zur Verfügung.

te gelegt, so dass vier Teilsystcme entstehen.

Die nicht gefragten Kräfte FIV , F2V und F2H werden eliminiert, indem sie aus den letzten drei Gleichungen (in Abhängigkeit von F) berechnet und in die erste Gleichung eingesetzt werden. Man erhält für die auf das Werkstück ausgeübte Kraft Fw = 11,4F.

Dieses Beispiel mag schwierig erscheinen. Deshalb wird es noch mehmlals aufgegtiffen, um einerseits mit dem vOlteilhaften Ausnutzen der Eigenschaften eines speziellen Teils der Zange die Rechnung erheblich zu vereinfachen, andererseits eine Strategie vorzustellen, um für Aufgaben dieser Alt eine möglichst sichere Lösung mit dem Computer zu erreichen.

69

6.1 Statisch bestimmte Systeme

I

Beispiel 9: I_"";_ _...1 Das skizZierte zusammengesetzte System Ist durch die Gewichtskraft Fe der an einem Seil hängenden Masse belastet. Man ermittle die Lagerreaktionen bei A und B und die Gelenkkraftkomponenten am Gelenk G. Gegeben:

0,

Fe .

Um bei dieser Aufgabe die Teilsysteme freizuschneiden, muss auch das Seil geschnitten werden. Da eine Rolle eine Kraft nur umlenkt, wird als Seilkraft auch im horizontalen Teil des Seils die Gewichtskraft Fe angesetzt. Man könnte natürlich auch die Rolle selbst noch freischneiden (Schneiden im Lagerzapfen, einem ..Gelenk"). Das Momentengleicbgewicbt llm den RolJenmittelpllllkt würde dann auch die Sei I kraft Fs = Fe ergeben.

F~

cl N

B

a

2a

Bei ungeschickter Auswahl der sechs Glcichgewichtsbeziehungen an den Teilsystemen I und 11 kann das Auflösen der Gleichungcn aufwcndig wcrdcn. Deshalb gilt folgende Empfehlung für Systeme mit zwei Festlagern und einem Gelenk (so genannten Dreigelenksystemen): Man schreibt zunächst die MomentenGleichgewichtSbedingungen um die Lager A und B (an den beiden Teilsystemen) auf und erhält ein Gleichungssystcm mit nur zwci Unbekannten. aus dem die Gelenkkraftkomponenten berechnet werden können. Hier errechnet man aus

I: B) 11: A)

Fe '00- Fe ·30+Fev ·20- FeH ·20 =

0,

Fe'o -FeH ·50- Fev ·30 = 0

die Gelenkkraftkomponenten II FeH = 16 Fe

13 _

Fev =

--fe 16

und aus den Kraft-Gleichgewichtsbedingungen die Lagerreaktionen

13

FAv = --Fe 16

5

"-1311 =

T6 Fe

FBv

29

=-Fe 16

a

70

6 Ebene Systeme starrer Körper

6.2 Stäbe und Seile als Verbindungselemente Definition: Ein Slab ist in einem System starrer Körper mit genau zwei Gelenken mit den anderen Teilen des Systems verbunden. Nur über diese Gelenke werden Kräfte in den Stab eingeleitet.

I Beispiel 1:

IFur das zusammengesetzte

System, das zwei Stäbe als Verbindungselemente enthält, sind die Lagerreaktionen in den Lagern A und B zu ermitteln. Gegeben:

I

I

I

,

I

I

I

I

qo

C3

C,

A

I

Stab I

C.

B

"

Cl

a, qo .

a

a

a

a/2

Für die Berechnung der 12 unbekannten Lager- und Gelenkkräfte (4 Lagerreaktionen der beiden Festlager, 8 Gelenkkraftkomponenten in den 4 Gelenken) stehen bei 4 Teilsystemen insgesamt 12 Gleichgewichtsbedingungen zur Verfügung: Das System ist statisch bestimmt. Die Rechnung vereinfacht sich wesentlich, wenn man berücksichtigt, dass zwei Teile des Systems die Kriterien erfüllen, die sie nach der eingangs gegebenen Definition als Stab ausweisen. Dies soll am Beispiel des Stabes I (Abbildung 6.14) erläutert werden. Nach Herausschneiden aus dem Gesamtsystem und Antragen der Gelenkkräfte erkennt man, dass das vertikale KraftGleichgewicht Fcty = Fmy

liefert. Die Momenten-Gleichgewichtsbedingungen um die Gelenkpunkte fUhren auf: FCl.li =

0

Fm,H =0

Abbildung6.14: Stab I

Entsprechende Ergebnisse würde man auch für den Stab 2 erhalten, wenn man die Gelenkkraftkomponenten in Stablängsrichtung bzw. senkrecht dazu anträgt. Allgemein gilt: Ein Stab kann nur eine Kraft in Richtung der Verbindungslinie seiner beiden Gelenke übertragen (diese Aussage gilt auch für das Seil. siehe Bemerkung auf Seite 72). Man nutzt diese Erkenntnis, indem man den Stab nicht als Teilsystem, sondern als Verbindungselement behandelt: Der Stab wird geschnitten, und die Stabkraft wird (in Stablängsrichtung) als Schnittkraft angetragen (anstelle von vier Gelenkkraftkomponenten). Es ist üblich, Slabkräfte SielS als Zugkräjre (Pfeilspitze weist vom Sehnittufer weg) anzutragen (siehe Seh.nittskizze in der Abbildung 6.15). Das Gleichungssystem rür dieses Beispiel lässt sich auch bei geschickter Wah.l der Momentenbezugspunkte nicht so aufschreiben, dass an einem Teilsystem eine Unbekannte direkt berechnet werden kann, weil an jedem Teilsystem vier Kräfte unbekannt sind.

6.2 Stäbe und Seile als Verbindungselemente Um ein Gleichungssystem mit sechs Unbekannten zu vermeiden, sollte man zunächst das MomentenGleichgewicht um den Punkt A (am System I) und das MomentenGleichgewicht UI11 den Punkt B (am System 11) aufschreiben. Aus diesen bei den Gleichungen errechnet man die Stabkräfte

71

1,5 a

I

!3 Q oa

FAll FAV

-

I

1,875qoa; Fi3v =O,750qoa.

-1:

I

/FS2

FSI

/'

Tl

FS2

Ilc===Gy'4~==/===="r;v F.SI

(das Minuszeichen weist den Stab 2 als Druckslab aus). Danach erhält man aus den 4 KraftGleichgewichtsbedingungen die Lagerreaktionen:

FBII =

GJ

==;;===='==7~

FS I = I, 125qoa; FS2 = -2,652qoa

FAH = -I ,875qoa; FAV = 2.250qoa;

1

EH

Abbildung 6.15: Schnittskiue: Nicht die Gelenke werden geschniUen. sondern die Stäbe

I

Beispiel 2: I'-....;_ _.. Das Problem der bereits 1111 vongen AbsehJ1ltt behandelten Gnpzange 1st unler Ausnutzung der Tatsache zu lösen. dass ein Element der Zange ein Stab ist. Man untersuche außerdem den Einftuss der einzelnen Abmessungen auf das Ergebnis. Gegeben:

F. b, c, d, c, f. g, h.

F~

1

Abbildung 6.16: Gripzange mit allgemeinen Abmessungen und die zugehörige Schniuskizze unter Ausnutzung der ,.Stab-Eigenschaft" des VerbindungssWbes zwischen dem oberen und dem

unteren Gliff

Betrachtet werden nur der obere und der untere Zangenhebel. Beide sind durch einen Stab verbunden und über je ein Gelenk mit dem vierten Teilsystem. An den be.iden Verbindungsgelenken 3 und 4 treten je zwei unbekannte Gelenkkräfte auf, die dann nicht in die Rechnung gelangen,

6 Ebene Systeme stalTer Körper

72

wenn Momentengleichgewicht um diese Punkte gebildet wird. Das Momentengleichgewicht um den Punkt 4 am Teilsystem 11

F(b+c+d) + Fsdsin a - Fshcosa

= 0

liefert die Stabkraft

Fs=-

b+c+d F d sin Cl - hcos Cl '

die in das Momentengleichgewicht um den Punkt 3 am Teilsystem 1

F(b+c+d +e) +Fssin a(c+d +e) + FwJ = 0 eingesetzt wird, und man erhält

Fw = ~ [(b+C+d)(c+d+e) _ (b+c+d+e)]

.r

d - hCOla

Mit cota = ~ (aus der Geometrie der Zange ablesbar) kann die auf das Werkstück ausgeübte Kraft durch die gegebenen Größen (Kraft F und die Abmessungen) ausgedrückt werden:

F [(b+C+d)(C+d+e) ( )] Fw = -J c - b+c+d+e . d-hg

Mit den im Beispiel 8 des Abschnitts 6.1 gegebenen Abmessungen der Zange erhält man wieder das dort bereits angegebene Ergebnis Fw = II ,4F. Das jetzt gefundene allgemeine Ergebnis gestattet folgende Überlegungen: Der Nenner des Bruchs in der Klammer kann beliebig klein und damit Fw beliebig groß gemacht werden. Wenn die Anschlussgelenke des Verbindungsstabes und das Gelenk 4 auf einer Geraden liegen. gilt ~ = und der Nenner des Bruchs wird Null (dann bewegt sich das Zangenmaul allerdings nicht mehr). Fw wird umso größer, je näher das Gelenk 4 an dieser Geraden liegt.

1.,

Interessant ist, dass die Abmessung b keinen nennenswerten Einfluss auf das Ergebnis hat und sogar negativ werden könnte, so dass es weitgehend egal ist, wo die Kräfte Fangreifen (wie die Zange gegriffen wird). Praktisch realisiert man die Regulierung der Kraft Fw durch eine Stellschraube, die das linke oberc Gelenk horizontal verschiebt, wodurch sich der Quotient ~ ändert. Die in diesem Abschnitt für den Stab angestellten Überlegungen gelten sinngemäß auch für Seile unter Beachtung folgender Besonderheit: Ein Seil als Verbindungselemenl in einem System starrer Körper wird genauso wie ein Stab behandelt. Da Seile jedoch nur auf Zug belastet werden können, dUrfen die Seilkräfte nicht negativ werden (Fs :::: 0). Eine negative Seilkraft ist ein sicheres Indiz für einen Fehler (in der Konstruktion oder in der Rechnung).

73

6.3 Lineare Gleichungssysteme

6.3 Lineare Gleichungssysteme Bei der Berechnung von Systemen starrer Körper kann die Anzahl der aufzuschreibenden Gleichgewichtsbedingungen sehr groß werden. Durch geschickte Wahl der Momenten-Bezugspunkte und stratcgisch günstiges Vorgehen kann man das Gleichungssystem oft so entkoppeln, dass auch bei komplizierten Systemen die Handrechnung zum Ziel führt. Wenn die Rechnung zu aufwendig (und damit natürlich auch fehleranfälliger) wird, sollte man die Hilfe des Computers in Ansprucb nehmen. Dann sind für das Aufschreiben der Gleichgewichtsbedingungen andere Strategien empfehlenswert, die nachfolgend behandelt werden. Die Gleichgewichtsbedingungen sind linear in den unbekannten Größen (Lagerreaktionen, Gelenkkräfte, Stabkräfte, ...). Sie stellen aus mathematischer Sicht also ein lineare.' GleicllIlIlgssystem. dar. Hier soll nur demonstriert werden, wie man die Gleichgewichtsbedingungen für die Computerrechnung vorbereitet. Für alle Informationen. die der Ingenieur zum Thema ,.Lineare Glei· chullgssysleme" benötigt, wird auf die in der Box unten beschriebene Internet-Site verwiesen. Ordnung schaffen - Matrix-Formulierung Ein lineares Gleichungssystem wird in geordneter Form so allfgeschrieben. dass auf der linken Seite die Unbekannten und auf dcr rechten Seite die bekannten Werte stehen, z. B.: 1<2 4xI 8xI

+ X2 + 5X2

X]

2 II

-

6x]

7

=;.

0 2 - I] [XI] [2] II [ 48 5I -60 7 X2

=;.

Ax=b

X]

Es ist üblich (und als Vorbereitung für die Computerrechnung empfehlenswert). das Gleichungssystem in Matrixsdlreibweise (mit der Koeffizientenmatrix A, dem Vektor der Unbekanlltenx und

~,

WWW - Mathematik für die Technische Mechanik - WWW Lineare Cleichungssysteme auf der Internet-Site MalhematikJiir die Technische Mechanik (www.TM-Mathe.de) bietet u. a. folgende Themen:

Lösbarkeit, Determinanten, Singularität, Rang einer Matrix Direkte Lösungsverfahren (Gauß, Pivotisierung, verketteter Algorithmus, Gauß-Jordan, Matrixinversion, Cholesky, homogene Gleiehullgssysteme, ...) Iterationsverfahren (Tests mit verschiedenen Verfahren, Präkonditionierung, ...) Nutzung von Standardsoftware (numerische und symbolische Mathematik) Rundungsfehler, Kondition einer Matrix, Skalierung, Ursachen für Singularität Große Gleichungssysteme, dünn besetzte Matrix ("Sparse", "Band", ,Skyline") Überbestimmte Gleichungssysteme (mehr Gleichungen als Unbekannte)

74

6 Ebene Systeme stalTer Körper

dem VeklOr der rechTen SeiTe b) zu formulieren. Die Information, die ein solches Gleichungssystem beschreibt (und einem Rechenprogramm eingegeben werden muss), besteht aus der Anzahl der Gleichungen n (hier: n = 3), den n·n Koeffizienten der Unbekannten (wenn Unbekannte in einer Gleichung nicht vorkommen, haben die zugehörigen Koeffizienten den Wert Null), den n bekannten Werten auf der rechten Seite (natürlich könnte man diese auch links vom Gleichheitszeichen anordnen, aber der Begriff "rechte Scite" ist gebräuchlich). Das Ziel der Berechnung ist der Vektor der Unbekannten x. Für das betrachtete Beispiel ergibt sich das nebenstehend angegebene Ergebnis.

Neue Strategie: Einfache Gleichgewichtsbedingllngen bevorzugen Wenn die Gleichgewichtsbedingungen für die Computerrechnung aufbereitet werden, braucht man natürlich nicht auf me Entkopplung der Gleichungen (Bevorzugung der Momenten-Gleichgewichtsbedingungen, sorgHiltige Wahl der Bezugspunkte, ... ) zu achten, im Gegenteil: Man sollte in diesem Fall die im Allgemeinen einfacher zu formulierenden Kraft-Gleichgewichtsbedingungen bevorzugen und Momenten-Bezugspunkte so wählen. dass z. B. unter einern Winkel angreifende Kräfte nicht in die Gleichgewichtsbedingung eingehen.

I

Beispiel 1: I_"";_ _...1 Für das Im Abschmtt 6.2 elllieltend behandelte Beispiel I soll das Gleichungssystem für die Computerrechnung aufbereitet werden. a

a/2

3al2

a

Im Gegensatz zu der für die Handrechnung empfohlenen Strategie werden jetzt die KraftGleichgewichtsbedingungen für beide Teile und die Momenten-Gleichgewichtsbedingungen um die Gelenkpunkte GJ bzw. G4 aufgeschrieben, tUld man erhält das nebenstehende Gleichungssystem mit sechs Unbekannten.

3al2

FAH - FS2 cos a = 0 FAV - FS1 - FS2sina -3qoa = 0 G3) FAv3a ~ FsI 2a - 3qoa 1,5a = 0 --->

I:

i

--->

If :

i G4)

FSH + FS2 cos a + FSI + FS2 sin a

= 0

= 0 -1;Bv l,5a+Fs l a = 0

Fsv

Dieses (für die Handrechnung ungünstige) Gleichungssystem wird nun in Matrixform aufgeschrieben. Vorab werden die beiden Momenten-Gleiehgewiehtsbedingungen durch a dividiert.

75

6.3 Lineare Gleichungssysteme

Die Anteile, die mit keiner Unbekannten gekoppelt sind (enthalten alle den Faktor {foa), werden auf die rechte Seite gebracht, und man erhält (Lösung siehe www.TM-aktuell.de): I

<>

0

0 0 0

0 0 0 0

0 0 0 0 0

0 0 0

0 I 0-1,5

T

T

T

I

3

I

T

0 -eosa

fAll

-I -sina

FAv F8H F8V FS1 Fsz

-2

0 0 eosa I

sina

I

0

T

T

0 3 4,5 0 0 0

{foa.

FAH FAv F8H F8V FS1 Fsz Die Reihenfolge der Kräfte im Vektor der Unbekannten und die Reihenfolge der Gleichungcn könncn beliebig gewählt werdcn. Nach dcr Festlegung der Reihenfolge korrcspondicren die Elemente der i-ten Spalte der Koejfizientenmalr;x mit dem i-Ien Element im Vektor der Unbekannten (wie in der Matrixbeziehung durch die Pfeile angedeutet).

<>

Die Elemente der KoerfizientenmaLrix sind Zahlenwerte, weil die bei den Momenten-Gleichgewichtsbedingungen durch a dividiert wurden und der Winkel a aus der Skizze der Aufgabensteilung entnommen werden kann (a = 45°).

<>

Auch der Vektor der rechten Seite enthält nur noch Zahlenwerte, nachdem {foa als gemeinsamer Faktor aHer Elemente ausgeklammert wurde. Damit stehen die 36 Zahlenwerte der Kocffizientenmatrix und die 6 Zahlenwerte des Vektors der rechten Seite als Eingabewerte für eine rein numerische Rechnung bereit. Man beachte, dass dann trotz reiner Zahlenrechnung das Problem (zum Teil) parametrisiert wurde: Das Ergebnis gilt für beliebiges qoa. Natürlich müssen die 6 Zahlcnwerte, dic die Computerrechnung als Ergebnis (Vektor der Unbekannten) liefert, noch mit dem Faktor {foa multipliziert werden.

<>

Es ist typisch für Probleme der Statik, dass die Koeffizientenmatrix des Gleichungssystems die Geometrie des statischen Systems widerspiegelt (sie ändert sich, wenn man die Ahmessungen oder Winkel ändert). Der Vektor der rechten Seite dagegen enthält die gegebene Belaslllng.

<>

Bei mehreren voneinander unabhängigen Lasten ist es empfehlenswert, für jede Last eine eigene rechte Seite vorzusehen (Arbeit mit mehreren Belastungsvektoren). Der VorbereilUngsaufwand wird dadurch kaum größer, der Mehraufwand für die Berechnung (ohnehin für den Computer) ist nicht nennenswert, aber es ergibt sich ein wichtiger Vorteil: Im Ergebnis bleibt transparent, welche Anteile die einzelnen Lasten an den errechneten Größen haben (bei .,symboliseher Rechnung" ist diese Information im Ergebnis in jedem Fall enthalten). Unter www.TM-aktuel1.de findet man dafür ein Beispiel.

Numerische oder symbolische Rechnung? Um den Einnuss auch der geometrischen Problcmparameter (Abmessungen, Winkel) im Ergebnis sichtbar werden zu lassen, muss "symboliseh gerechnet" werden. Eine Parametrisierung des Ergebnisses für das Beispiel I hinsichtlich des Winkels a ist z. B. nur auf diese Weise möglich (Lösung mit mehreren Software-Produkten siehe www.TM-aktuell.de).

76

6 Ebene Systeme stalTer Körper

Programme mit den Fähigkeiten zur symbolischen Mathematik erledigen Probleme der Art von Beispiel I mühelos. Die Grenzen, die sich dabei ergeben, werden einerseits von der Größe des GJeichungssystems, andererseits aber auch von der Überschaubarkeit (für den Menschen) von komplizierten Ergebnisscn mit mehrcren Parametern gesctzt.

Aufgeschrieben werden an beiden Teilsystemenjeweils das Kräfte-Gleichgewicht in horizontaler und vertikaler Richtung und am Teilsystem I das Momenten-Gleichgewicht um den Punkt C, am Teilsystcm 11 um den Punkt B: <-

I:

11:

T

cosß sinß

C)

0

--->

cosß sinß acosß

1 B)

cosß sinß acosß cosß sinß

0

cosa sina -8asina

0 0 0

0 2sina 0

I

0 0 0 0

0 a

2

PI P2 Ps

-)

0 0 0 0 0

4a

a

MA

FAH PAV

0 P

-4Fa

0 0 0

(6.1)

In der Matrix-Fonn 6.1 kann das Gleichungssystem einem Programm mit der Fähigkeit zur symbolischen Rechnung angeboten werden. Das Ergebnis erscheint dann in Abhängigkeit von den vier Parametern a, ß, F und Cl. Für ein Programm, das nur numerisch rechnen kann, sollten folgende Veränderungen vorgenommen werden:

Auf der rechten Seite wird der Faktor F ausgeklammert. Die dritte und die letzte Gleichung werden durch a dividiert, so dass in der Koeffizientenmatrix nur Zahlenwerte verbleiben und im Vektor der Unbekannten auf der letzten Position ~ steht " .

77

6.3 Lineare Gleichungssysteme

Auf diese Weise ist die Lösung dann immerhin noch teilweise parametrisiert (gilt für beliebiges F und beliebiges a). Die Winkel allerdings müssen vor der numerischen Rechnung als Zahlenwerte vorgegeben werden:

n

a

= 50 180

ß

= arctan 0, 5

cosß

cosß

cosa

sinß 0 cosß sinß cosß

sinß cosß cosß sinß 0

sina -8sina 0 2sina 0

Nebenstehend ist der Lösungsvektor zu sehen, den das Programm Maple nach symbolischer Berechnung des Systems 6.1 erzeugt. Man sieht, dass alle Lagerreaktionen linear von F abhängig sind und dass die Abmessung a nur das Einspannmoment bei A (letzte Zeile im Lösungsvektor) beeinflusst.

0 0 0 I

0 0 0 0

0

I

0 0 0 0 0

I

4

I

2:

F] F2 Fs FAH FAV &

"

0 I

-4 0 0 0

(6.2)

F.

F (4 sin( a) cos(ß) + cos( a) cos(ß) + 4 sin(ß) cos( a)) (-sin( a) cos(ß) + sin(ß) cos( a)) cos(ß) 4F (sin(a)cos(ß) +sin(ß)cos(a))

(-sin( a) cos(ß) + sin(ß) cos( a)) cos(ß)

cos(ß)F -sin( a) cos(ß) + sin(ß) cos( a) F cos( a) cos(ß) -sin( a) cos(ß) + sin(ß) cos( a) (- 2 sin( a) cos(ß) + sin(ß) cos( a)) F -sin( a) cos(ß) +sin(ß) cos( a) I aF(-8sin(a)cos(ß)+ 16sin(ß)cos(a)+cos(a)cos(ß)) 2 -sin(a)cos(ß) +sin(ß)cos(a)

Der Einfluss der Winkel auf die Ergebnisse kann der allgemeinen Darstellung nur schwer entnommen werden. Wenn man beide Winkel als Zahlenwerte eingibt, bekommt die symbolische Lösung die nebenstehend zu sehende Form. Diese unterscheidet sich allerdings von einer rein numerischen Rechnung nach 6.2 nur noch dadurch, dass man bei dieser die Symbole Fund a im Ergebnis nicht sieht.

-12.55329375 F 10.93706220 F 2.248956628 F 1.445601455 F 2.722800729 F -0.3859963649 F a

Fazit: Die symbolische Berechnung liefert allgemeine Ergebnisse. die allerdings recht unübersichtlich werden können. Sie eignen sich jedoch sehr gut für eine Auswertung spezieller Abhängigkeiten, z. B. für die Darstellung einer Funktion Fs(a, ß). Im Allgemeinen genügt die numerische Berechnung, bei der eine teilweise Parametrisierung der Ergebnisse in der Regel möglich ist. Für sehr große Gleichungssysteme ist sie ohnehin die einzige praktikable Alternative. Die Lösung des Beispiels 2 und eine Reihe weiterer Beispiele sowohl mit symbolischer als auch numerischer Berechnung findet man unter www.TM-aktuell.de. Dort wird auch gezeigt, dass alle

78

6 Ebene Systeme stalTer Körper

Aussagen auch schon für kleinere Probleme gelten (z. B.: Beispiel 11 auf Seite 58), andererseits dic symbolische Berechnung durchaus auch flir größcre Systeme noch funktioniert. Lösbarkeit, FehJersuche, Kontrolle Voraussetzungen für eine eindeutige Lösung eines linearen Gleichungssystems: Die Anzahl der Gleichungen muss mit der Anzahl dcr Unbekanntcn übcreinstimmen (Koeffiziemenmatrix hat gleiche Zeilen- und Spaltenanznhl, sie ist quadratisch). Die Koeffizientenmatrix muss regulär sein (der Wert der Determinante der Matrix muss unglcich Null scin), was immer dann dcr Fall ist, wenn zwischen dcn einzelnen Gleichungen keine linearen Abhängigkeiten bestehen. Diesc Bedingungen sind fLir korrekt aufgeschriebene Gleichgewichlsbedingungen eines statisch bestimmten Systems immer erftillt. Wenn Probleme bei der Lösung des Gleichungssystems auftreten (Computerprogramm äußert sich z. B. mit der Bemerkung: "Koeffizienten matrix ist singulär", d. h. nicht regulär), ist entweder das mechanische System nicht statisch bestimmt gelagert (es liegt z. B. einer der auf den Seiten 54 bzw. 64 diskutierten Sonderfalle vor, die noch eine Bewegungsmöglichkeit zulassen), oder ilie Gleichgewichtsbedingungen wurden nicht korrekt formuliert (z. B. vier an einem Teilsystem, an einem anderen dafür nur zwei), oder aber man ist in irgendeine andere Falle gestolpert (z. B. falsche Eingabe der Zahlenwerte in den Computer). Unter www.TM-aktuell.de findet man zahlreiche Beispiele flir Systeme und Fehler, die auf nicht lösbarc Glcichungssystcmc führen, und Hinwcise, wie man durch Einbau von Kontrollmöglichkeiten Fehler erkennen kann. Die Benutzung des Computers zur Lösung des Gleichungssystems kann dazu verleiten, das Nachdenken über günstige Möglichkeiten beim Aufschreiben der Gleichgewichtsbedingungen durch Mehraufwand bci der Berechnung zu ersetzen. Ob dies vcrnünftig ist oder nicht, kann nicht generell entschieden werden. Vernünftig ist es jedenfalls, wenn man versucht, möglichst schnell zu einem (richtigen) Ergebnis zu kommen.

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 Für dIe m den Abschllltten 6.1 und 6.2 bereIts untersuchte Gnpzange wurde dort mit4 bzw. 2 Gleichgewichtsbedingungen ilie Kraft am Za.ngenmaul berechnet. Um ilie ReclUJung so effektiv durchzuflihren, musste man sehr geschickt vorgehcn. Dies gelingt leider nicht immer. Glücklicherweise kann man bei solchen Aufgaben "Geschicklichkeit durch Aufwand ersetzen" und letztcren wcitgchend dcm Computer übertragen. Dies soll an einer neuen Schnittskizze (Abbildung 6.J7) diskutiert werden: Diese Schnittskizze berücksichtigt nicht, dass Tcilll ein Stab ist. Natürlich ist es eigentlich nicht SillnVoll, an diesem Teilsystem mit 4 Unbekannten zu operieren, wenn eine (Stabkraft Fs ) genügen würde. Beim Aufschreiben der Gleichgewichtsbedingungen zeigt sich aber der Vorteil dieser Variante: Alle Kraftkomponenten haben Horizontal- oder Vertikalrichtung, und in die GleiChgewichtsbedingungen gehen keine Winkelfunktionen ein. Wenn man auch nicht darüber nachdenken möchte, wie man die Anzahl der GleichlUlgen möglichst gcring halten kann, muss man für die 9 Unbekannten 9 Gleichgewichlsbedin-

79

6.3 Lineare Gleichungssysteme

~ 1=7 o

~

0

A

Abbildung 6.18: Die Gegenkraft am unteren Griff wird durch eine starre Einspannung er-

setzt Die drei Lagerreaktionen werden als zusätzliche "Unbekannte" betrachtet. deren Er-

Abbildung 6.17: Schniltskizze für "Denkfaule"

gebnisse bekannt sind (KontrolJmöglichkeit!).

gungen bereitstellen, z. B. je drei Bedingungen für die Teile I, 11 und IV (von den maximal 12 möglichen Gleichgewichtsbedingungen an vier Teilsystemen werden drei nicht benöligt, weil das Gleichgewicht am Gesamtsystem per AufgabensteIlung schon erfüllt ist, vgl. die diesbezügliche Diskussion im Abschnitt 6.1 auf Seite 67). Weil an dieser Stelle die Gefahr einer falschen Auswahl (9 aus 12) besteht, die zu einer singulären Matrix fUhren kann, sollte man sogar noch einen Schritt weitergehen: Man ersetzt die äußere Gegenkraft am unteren Zangengriff durch eine starre Einspannung (Abbildung 6.18 oben) und behandelt die drei Lagerreaktionen wie zusätzliche Unbekannte. Dann hat man an den 4 Teilsystemen insgesamt 12 Unbekannte, für die 12 Gleichgewichtsbedingungen zur Verfügung stehen. Für die "unbekannten Lagerreaktionen" kennt man natürlich die korrekten Ergebnisse (FAH = 0, FAv = F, MA = 0), so dass man eine Kontrollmöglichkeit für die Rechnung hat. Alternativ dazu kann man auch auf der Basis der Schniuskizze 6.17 für 9 Unbekannte 12 Gleichgewichtsbedingungen formulieren. Ein solches iiberbesl;mmles Gle;chwlgssyslem muss man dann mit einer Software lösen, die dies nach den Prinzipien der Ausgleichsrechnung erledigt. Da die Gleichungen (im Gegensatz zu einem typischen System der Ausgleichsrechnung) keine Widersprüche enthalten dürfen, kann man durch Weglassen einzelner Gleichungen und entsprechende zusätzliche Rechnungen recht wirkungsvoll die KorrektJleit der Gleichgewicbtsbedingungen überprüfen. Die ausführl ich kommentierten Lösungsvarial1len rur dieses und weitere Beispiele findet man unter www.TM-aktuell.de.

80

6 Ebene Systeme stalTer Körper

6.4 Fachwerke Der beidseitig gelenkig gelagerte Stab, in den die Belastung allein über die Gelenke eingeht, kann nur eine Zug- bzw. Druckkraft (Kraft in Stablängsrichtung) übertragen (vgl. Abschnitt 6.2). Diese Eigenschaft gestattet ein materialsparendes (gewichtsparendes) Konstruieren, weil ein Stab gegen die reine Längsbelastung sehr widerstandsfähig ist. Es ist deshalb nalleliegend, Konstruktionen ausschließlich aus Stäben zusammenzusetzen.

Abbildung 6.19: Fachwerke mit einfachem Aulbau

Man nennt solche Konstruktionen Fachwerke. Die Gelenkpunkte, an denen die Stäbe eines Fachwerks zusammenstoßen, heißen Knoten. Das ideale Fachwerk •

besitzt reibungsfreie Gelenke als Knoten und wird ausschließlich iiber die Knoten belastet.

Beide Voraussetzungen sind praktisch nicht erfiillbar. Die Knoten werden sogar meist durch starre Knotenbleche realisiert, mit denen die Stäbe fest verbunden sind (verschweißt, verschraubt, ...). Das Eigengewicht der Stäbe verhindert in jedem FaU, dass die Belasffing des Facbwerks nur über die Knoten erfolgt. Aber auch die realen Fachwerke haben im Allgemeinen die eingangs beschriebenen vorteilhaften Eigenschaften, und sie diirfen bei guter Annäherung an die Realität so berechnet werden, al.s wiirden sie die Kriterien des idealen Fachwerks erfiillen.

6.4.1 Statisch bestimmte Fachwerke Fachwerke mit einfachem A,tjbau werden konstruiert, indem man ein Basisdreieck jeweils durch zwei neue Stäbe und einen neuen Knoten um ein Dreieck erweitert. Auf diese Weise entsteht ein stalTes (und damit tragfahiges) ebenes Gebilde. Wenn ein so entstandenes Fachwerk statisch bestimmt gelagen wird (z. B. durch ein Festlager und ein Loslager), erhält man ein statisch bestimmtes Fachwerk. Die beiden in der Abbildung 6.19 skizzierten Fachwerke sind nach dieser Bildungsvorschrift entstanden. Es sind statisch bestimmte Fachwerke. Da im Abschnitt 6.2 die Beriicksichtigung von Stäben bereits behandelt wurde, stehen die Grundlagen für die Berechnung von Fachwerken zur Verfügung. Da diese ausschließlich aus (möglicherweise sehr vielen) Stäben bestehen, empfiehlt sich eine Systematisierung. Die einfachste Methode, Stabkräfte und Lagerreaktionen eines Fachwerks zu berechnen, ist das

81

6.4 Fachwerke

Kno/ensellni/lver!ahren: Alle an einen Knoten angrenzenden Stäbe werden geschnitten (Rundumschniff). Die Stabkräfte werden angetragen (als Zugkräjte, Pfeilspitzen weisen vom Schnittufer weg) . • Für das so entstandene zcntrale ebene Kraftsystcm werden die beiden Gleichgewichtsbedingungen formuliert. Bei einem Fachwerk mit k Knoten ergeben sich 2· k Gleichungen. Nur dann, wenn die Anzahl der Unbekanntcn (Stabkräftc und Lagerreaktionen) mit der Anzahl der GJeichgewichtsbcdingungcn übereinstimmt, kann das Fachwerk statisch bestimmt sein. Notwendige Bedingung für die statische Bestimmtheit von Fachwerken: Anzahl dcr Stäbe + Anzahl der Lagerreaktionen = 2 . Anzahl der Knoten Es ist ein notwendiges (für die Feststellung der statischen Bestimmtheit nicht hinreichendes) Kriterium. weil es Sonderfälle, wie sie in den vorangegangenen Abschnitten diskutiert wurden. nicht ausschließen kann. Für die beiden in der Abbildung 6.19 skizzierten Fachwerke mit einfachem Aufbau ist dieses Kriterium selbstverständlich erfüllt. Fachwerke können statisch unbestimmt sein (und sich damit der Berechnung im Rahmen der Statik entziehen), obwohl sie äußerlich statisch bestimmt gelagert sind: Man s.ieht sofort, dass das Kriterium für die statische Bestimmtheit fLir die in der Abbildung 6.20 skizzierten Fachwerke nicht erfüllt ist (beim linken Fachwerk stehen z. B. für 6 Stabkräfte und 3 Lagerreaktionen nur 8 Gleicbgewichtsbedingungen an den 4 Knoten zur VerfLigung). Beide Fachwerke können auch nicht nach dem Bildungsgesetz für Fachwerke mit einfachem Aufbau entstanden sein.

Abbildung 6.20: Statisch unbestimmtc Fachwerke

Abbildung 6.21: Fachwerke mit nicht einfachem Aufbau

1m Gegensatz dazu gibt es Fachwerke mit nicht einfachem Aufbau, die statisch bestimmt sind:

Während das linke Fachwerk in der Abbildung 6.21 auch ohne die Lager ein starres System ist (und dementsprechend äußerlich statisch bestimmt gelagert werden muss). ist das rechte Fachwerk ohne die Lager in sich beweglich, was durch eine entsprechende Lagerung ausgeglichen werden muss (man nennt diese Lagerung äußerlich statisch unbestimmt). Ohne Berechnung der Stabkräfte wäre rLir dieses Fachwerk die Ermittlung der Lagerreaktionen unmöglich.

82

6 Ebene Systeme stalTer Körper

6.4.2 Berechnungsverfahren Das wichtigste (und für alle statisch bestimmten Fachwerke anwendbare) Berechnungsverfahren ist das bereits beschriebene Knotenschnitrveifahren. Dabei kann die Anzahl der Gleichungen rür dic Bestimmung der Stabkräfte und LagelTeaktionen sehr groß werden. DeshaJb sollten folgende Möglichkeiten der Verringerung des Gesamtaufwands beachtet werden: Bei äußerlich statisch bestimmter Lagerung können die LagelTeaktionen unabhängig von den Stabkräften bestimmt werden: Nach dem Freischneiden von den äußeren Bindungen werden die drei Gleichgewichtsbedingungen des allgemeinen ebenen Kraftsystems formuliert. Bei Fachwerken mit einfachem Aufbau ist es (nach vorheriger Ermittlung der Lagerreaklionen) möglich, so von Knoten zu Knoten voranzugehen, dass an dem gerade betrachteten

Knoten nur zwei Stabkräfte unbekannt sind, ctie aus den beiden Gleichgewichtsbedingungen direkt berechnet werden können. Viel fach befinden sich in Fachwerken so genannte Nullstäbe (Blindstäbe .... Stäbe, die keine Stabkräfte aufnehmen). Wenn diese nach den folgenden so genannten Nullstab· Kriterien erkannt werden können, wird ihnen sofort die Stabkraft Fs = 0 zugeordnet: Eine unbelastete Ecke (genau zwei Stäbe. keine äußere Kraft, auch kein Lager) besteht immer aus zwei Nullstäben, weil in ctie Gleichgewichtsbedingung senkrecht zu einem Stab I1lLr die entsprechende Komponente der anderen Stabkraft eingehen würde. An einer belasteten Ecke (genau zwei Stäbe, äußere Kraft in Richtung eines Stabes) ist der nicht in Richtung der äußeren Kraft verlaufende Stab ein Nullstab, weil in die Gleichgewichtsbedingung senkrecht zur äußeren Kraft nur die entsprechende Komponente dicses Stabes eingehen würde. An einem Knoten mit genau drei Stäben olme äußere Kraft (auch kein Lager) ist dann, wenn zwei Stäbe die gleiche Richtung haben, der dritte Stab ein Nullstab. Obwohl Nullstäbe keine Kräfte aufnehmen, dürfen sie nicht aus der Konstruktion entfernt werden, da sie rür die Stabilität (und die statische Bestimmtheit) mitverantwortlich sein können.

~ Nullstäbe

V

Nullstab

~

/-

Nullstab

Abbildung 6.22:

Null·

stab-Kriterien

Neben dem Knotenschnittverfahren gibt es zahlreiche andere Verfahren zur Ermittlung der Slabkräfte von Fachwerken. Die früher sehr beliebten grafischen Verfahren (insbesondere der so genannte CREMONA-Plan) haben heute keine pmktische Bedeutung mehr. Auch andere Berechnungsverfahren werden kaum noch verwendet, weil der einzige Nachteil des Knotenschnittve,fahrens, das unter Umständen sehr große lineare Gleichungssystem, bei Verwendung des Computers unbedeutend geworden ist.

6.4 Fachwerke

83

Für spezielle Fragestellungen (Berechnung nur weniger Stabkräfte eines größeren Fachwerks) kann allerdings das so genannte Rillersche SchllillvetJahrell (nach A. RITTER, 1826 - 1908) nützlich sein: Wenn ein Fachwerk durch einen Sc/mill. der genau drei Stäbe schneidet, in zwei Teilsystcme zerfallt, können die Stahkräfte der geschnittenen Stäbe berechnet werden, wenn die drei geschnittenen Stäbe nicht alle parallel liegen und sich die Wirkungslinien ihrer Stabkräfte nicht alle in einem Punkt schneiden und an mindestens einem der beiden Teilsysteme alle äußeren Kräfte bekannt sind (Lagcrreaktionen z. B. vorab berechnet werden konnten). Für die Berechnung der Stabkräfte an einem Teilsystem stehen dann die drei Gleichgewichtsbedingungen des ebenen Kraftsystems zur Verfügung. Durch geschickte Wahl der MomentenBezugspunkte (Schnittpunkt der Richtungen von zwei geschnittenen Stäben) entstehen besonders einfache Bestimmungsgleichungen Flir die gesuchten Stabkräfte (nachfolgendes Beispiel 2).

I

Beispiel J: I_ _ _ _...I Für das skIzzierte Fachwerk smd dIe Stabkräfte der Stäbe I bis 13 nur durch Anwendung der Kriterien Flir Nullstäbe zu ermitteln. Gegeben:

F.

Die zahlreichen Nullstäbe dieses Fachwerks sind alle ohne Rechnung allein durch Auswertung der behandelten drei Nullstab-Kriterien zu erkennen. Dabei sind die Bedingungen zum Teil erst dann erfüllt, wenn bereits andere Stäbe als Nullstäbe erkannt wurden:

<:l~l=-F~

t

2

~ ~1 ):)--"--~_---;__I:--3:)-_2~F_ <:l

'" I

,

:61

Stab 2 ist (ebenso wie Stab 7) nach dem zweiten der drei angegebenen Kriterien ein Nullstab. Deshalb (und nur deshalb) bilden die Stäbe 3 und 4 eine unbelastete Ecke, also sind auch 3 und 4 Nullstäbe. Nur weil Stab 4 ein Nullstab ist, ist auch Stab 10 ein Nullstab (die Kraft 2F hat die gleiche Richtung wie Stab 6). Die Stäbe 8 und 12 haben die gleiche Richtung, also ist der dritte Stab am Knoten (Stab I I) ein NuJlstab. Nur weil 10 und 11 Nullstäbe sind, bUden 9 und 13 eine unbelastete Ecke. Das Fachwerk verdeutlicht, warum man Nullstäbe nicht einfach "weglassen" kann: Stab 2 fixiert den Kraftangriffspunkt der Kraft F, die Stäbe 3 und 4 hingegen bilden den zweiten Knotenpunkt Flir Stab 2. Wenn man Nullstäbe erkennen kann, liegen oft auch die Belastungen der Nachbarstäbe fest. So wird hei diesem Beispiel die vertikale Kraft F als Dmckkraft durch die Stäbe I, 8 und 12 zum unteren Lager geleitet und die horizontale Kraft 2F als Zugkraft durch die Stäbe 6 und 5 ZUIll anderen Lager, so dass sämtliche Stabkräfte ohne Rechnung bekannt sind: FS2 = FS3 = FS4 = FS7 = FS9 = FslO = FS11 = FSI3 = 0 ; FSI = Fss = FSI2 = -F ;

FS5 = FS6 = 2F .

84

6 Ebene Systeme stalTer Körper

IBeispiel 2: I Man

-

ermittle die Stabkräfte in den Stäben 8, 9, 10, 11, 13.

3F

F

F

",I

11

10

13

NI

" B

F.

Gegeben:

IF

L

6a

3a

-I-

3a

~I -y-

6a

Die günstigste Lösungsvariante ist ein Ritterscher Schnitt durch die Stäbe 8, 9 und 10, nachdem man vorher am Gesamtsystem die Lagerreaktionen mindestens eines der beiden Lager ermittelt hat. Anschließend werden die Kräfte in den Stäben I j und 13 durch einen Kl10tenschnitt sichtbar gemacht und berechnet. Aus dem Momenten-Gleichgewicht am Gesamtsystem um den Punkt A berechnet man die Lagerkraft FB : 13

3F ·40+ F· (60+90+ 12a) - FB · 18a = 0 Am nebenstehend abgebildeten Teilsystem soll verdeutlicht werden, dass die drei Stabkräfte des RitterSchnitts aus drci voneinander unabhängigcn Gleichungen berechnet werden können.

In das Vertikalkraft-Gleichgewicht geht nur die Unbekannte FS9 ein, und für die MomentenGleichgewichtsbedingungen werden die Bezugspunkte C bzw. D gewählt, so dass jede Gleichgewichtsbedingung nur eine Unbekannte enthält:

Fss·2a F ·3a

D)

sina =

2(/

_

V4a2+9a2 -

Fss

IF

Fs~ ~-~

D

11

~IO

C

12

JJ

l}~ Abbildung 6.23: Riuerscher Schnin

1-'59 sin a +1-8

i

ce Mit

FB=-F 6

2

Ji3

FsS = -6,50F

-F = 0 +FB·6a = 0 +FslO·20 -FB ,9a = 0

erhält man die drei Stabkräfte

FS9 = -2, 10F

FSIO = 8,25F

Dcr nebenstehend skizzierte Knotenrundschnitt am Punkt C liefert aus den Kraft-Gleichgewichtsbeziehungen

i

-FS9cosa -FsIO +Fsl3cosß = 0 FS9 sin a + FS 11 - FSI3 sin ß = 0

FS9

S 11

~ß

FsIO

die Stabkräfte

IF

c

......... F Sl3

FS 11 = 3,33F

FSI3=6,85F

6.4 Fachwerke

85

6.4.3 Komplizierte Fachwerke, Computerrechnung I Beispiel:

I

Am Beispiel des nebenstehend skizzierten ModeJJs eines Krans sollen einige Probleme diskutiert werden, die für die Berechnung komplizicrtcrcr Fachwcrke typisch sind.

__ J

F

RSI

D

RS3

RS2

Mit 29 Knoten und 55 Stäben (das Seil, das den Ausleger hält, wird wie ein Stab betracbtet) ist es im Vergleich mit entsprcchenden Problemen der technischen Praxis ein relativ eiJ]faches Modell. • Das Fachwerk ist statisch bestimmt: Den 58 Unbekannten (55 Stabkräfte und 3 Lagerreaktionen) stehen 2·29 Gleichungen gegenüber.

c E H

-a --a ---a --a--a --a --a ---a --a --a ---a --a ---a -Abbildung 6.24: Fachwerk mit 29 Knoten und 55 Stäben

• Da das Fachwerk auch äußerlich statisch bestimmt gelagen ist, können vorab die Lagerreaktionen am Gesamtsystem berechnet werden. Drei Gleichgewichtsbedingungen am nebenstehenden System liefern I FB = -F

6

~ F

F'I

~}{

/FA V

1F'B

• Die Berechnung der Stabkräfte kaull z. B. an der Spitze des Turms starten: Ein Rundumschnitt um den Knoten J gestattet die Berechnung der Stabkräfte FS 1 und FS2. Mit der dann bekannten Stabkraft FS2 können am Knoten L die Stabkräfte FS3 und FS6 berechnet werden. Anschließend findet man am Knoten K mit 4 angeschlossenen Stäben wieder nur zwei unbekannte Kräfte, und dieses Vorgehen wird erst am Knoten D gestoppt, weil don 3 unbekannte Kräfte auftreten. • Am Ausleger kann man auf diesem Wege nur die beiden Stabkräfte an der Spitze (Knoten E) berechnen, an den Knoten G und H tauchen dann 3 Unbekannte auf. • Mit Rinerschen Schnitten kommt man weiter. In der Abbildung 6.24 sind die Vorschläge RSI bis RS4 fiir sinnvolle Schninführungen eingezeichnet.

86

6 Ebene Systeme stalTer Körper

• Am Turm können alternativ zu den beschriebenen Rundumschnittcn auch Ritter-Schnitte vcrwendct wcrdcn, der ncbenstehcnd skizzierte Schnitt RSI gestattet z. B. die Berechnung der 3 Stabkräfte Fsg. FS') und FslO ohne Benutzung vorab errechneter Kräfte (Rechenfchlcr pflanzen sich nicht fort!). Ocr in dcr Abbildung 6.24 angedeutete Ritter-Schnitt RS2 räumt schließlich mit der Berechnung der Sei Ikraft das cntschcidcnde Hindcrnis fur die Ermittlung der re tlichcn Stabkräfte von Turm und Ausleger weg. Empfohlen werden auch dafLir Ritter-Schnitte (wie z. B. RS3 und RS4). • Im Allgemeinen ist man gut beraten, wenn man komplizierte Systeme in mehrere Teilsysteme zu zerlcgcn versucht: Der Ausleger iSI bei C am Portal gelenkig (zweiwertig) gelagert und zusätzlich durch ein einwertiges Lager (Seil) am Turm gefesselI. Entsprechend nebenstehender Skizze können die ..Lagerreaktionen" berechnet werden:

64 FeH = 29 F

• Nun kann der Ausleger VÖllig eigenständig behandelt werden (z. B. mit Rundumschnitten oder - besser - mit Ritterschcn Schnitten wie RS4). Die errcchneten Anschlusskräfte sind an Portal und Turm mit cntgcgcngesetztem Richtungssinn anzubringen. Dies zcigt die nebcnstehende Skizzc exemplarisch für den Tunn. Auch der Turm ist auf dem Portal durch ein zweiwertiges Lager (Gelenk bei N) und ein einwertiges Lager (Stab bei M) befestigt. Mit der nun bekannten Seilkraft Fs können auch diese ..Lagerreaktionen" ermitteil werden:

35

FNH= - F

29

F

P:"s

33 FNV = 29 F

• Schließlich bleibt aber doch mit dem durch die 5 Anschlusskräfte belasteten Portal ein fLir die Berechnung der Stabkräfte höchst unangenehmes Gebilde übrig, obwohl auch die Lagerreaktionen bei A und B bekannt ind. An keinem Knoten stoßen weniger als 3 Stäbe mit noch unbekannten Stabkräften zusammen, und es lässt sich kein Ritter-Schnitt so legen. dass die geschnittenen Stabkräfte berechnet werdcn könnten. atürlich stehen insgesamt genügend Gleichgewichtsbedingungen zur Berechnung der Stabkräfte zur Verfugung. aber die Lösung des Gleichungssystem sollte wohl doch dem Computer übertragen werden.

Abbildung 6.25: Portal

6.4 Fachwerke

87

Empfehlenswert fur die Berechnung der Stabkräfte des in Abbildung 6.25 dargestellten Portals ist folgende Strategie: Neben den 17 Stabkräften werden auch die 3 Lagen'eaktionen als .,Unbekannte" in die Berechnung einbezogen. Dafür sind an den 10 Knoten (einschließlicb der beiden Knoten bei A und B) insgesamt 20 Gleichgewichtsbedingungen zu formulieren. Die Lösung kann dann recht wirksam durch den Vergleich mit den bereits bekannten Lagerreaktionen kontrolliert werden. Dem Leser wird empfohlen, die besprochenen Schritte nachzuvollziehen und schließlich für das Portal das Gleichungssystem zu formulieren und mit einem geeigneten Programm zu lösen (unter www.TM-aktuell.de findet man diese Lösung Schritt für Schritt). Dabei taucht ein hier gerade noch beherrschbares neues Problem auf: Die Lösung eines umfangreichen Gleichungssystems mit einem Rechenprogramm setzt die richtige Eingabe der Werte voraus. Dies kann bei großen Systemen nicht nur sehr mühsam sein, es ist auch sehr fehleranfällig. Ein System mit 20 Gleichungen (Pol1al in Abbildung 6.25) wird durch 420 Werte beschrieben. Wer die oben angestellten Überlegungen (Zerlegnng in Teilprobleme) nicht nachvollziehen möchte und das gesamte System nach dem Knotenschnittverfahren behandeln will (Nachdenken durch Aufwand ersetzen!), muss sich für das Gleichungssystem mit 58 Unbekannten um insgesamt 3422 Werte kümmern. Diese Schwierigkeit kann nur umgangen werden, wenn auch das Aufstellen des Gleichungssystems im Computer durchgeführt wird. Dafür ist dann jedoch ein spezielles Programm erforderlich. in das die lnfonnation eingegeben werden muss, die die Aufgabe eindeutig beschreibt. Allgemein gilt: Ein Statik·Problem wird beschrieben durch

Geometrie-Information (vorzugeben als ein Satz von Punkten, bezogen auf ein beliebig festzulegendes Koordinatensystem, für ein Fachwerk z. B. die Koordinaten aller Knoten). Topologie-Information (beschreibt die Lage der einzelnen Teile des Systems zueinander, für ein Fachwerk ist das z. B. die Information, welche Knoten durch Stäbe miteinander verbunden sind), Information über die Belastung (für ein Fachwerk die Angaben, an welchen Knoten welche Kräfte angreifen), Information über die Lagerung (für ein Fachwerk die Angaben, welche Knoten wie gelagert sind). Dafür findet man unter www.TM-aktueILde neben dem in diesem Abschnitt behandelten Fachwerk noch zahlreiche andere Beispiele, die mit lll1terschiedlichen Software-Produkten gelöst werden. Die Abbildung auf der folgenden Seite zeigt ein Beispiel.

88

6 Ebene Systeme stalTer Körper

DankertiDankert Technische Mechanik

WWoN

TM-interaktiv de

Statisch bestimmte ebene Fachwerke (Ontlne-Berechnung) Slobkräfte: FS1 = -0.5 FS2 = 1.118034 FS3=-1 FS4 --1 FS5 = 1.118034 FSS = 0.5 FS7=-1 FS8=-1.5 FS9 = 1.118034 FS10 -I FS11 = 1 .2068965 FS12 = -0.8965517 FS13 = -1 .3493514 FS14 = 0.67241377 FS15 = 1 .2068965 FS18 = -0.2931034 FS17 = -1 .3493514 FS18 = 0.06896552 FS19 - 1 .2068965 FS20 = 0.31 034482

Weitere Ausgabe

e-:> lugstob

c-=o

Druckstob

c-=o

Nullstob

luruck zur Engobe

Abbildung 6.26: Auch bei Nutzung komfonabler Soflw
Der Bildschjnn-Schnappschuss, der in Abbildung 6.26 zu sehen ist, zeigt einen Teil der Ergebnisse, die mit dem unter www.TM-intcraktiv.dc verfügbaren Programm berechnet wurden. Es ist verführerisch bequem: Ein paar MauskJicks im WWW, und das System ist beschrieben und wird berechnet. Wie aus den Informationen, die das Problem beschreiben, programmintern das Gleichungssystem erzeugt wird, braucht den Benutzer eines solchen Programms nicht zu interessieren. Er muss diese Informationen nur bereitstellen und eingeben. Verifizieren von Comput.errechnungen Die Beschreibung des Problems durch einzugebende Daten ist ein außerordentlich fehleranfalliger Prozess. Für die Kontrolle der Ergebnisse bietet die Theorie der Fachwerke viele Möglichkeiten, z. B.: Nullsrab-Kriterien auswerten, einzelne Stabkräfte mit Ritter-Schnitrell nachrechnen. Besonders effektiv ist es, neben einem komfortablen Fachwerk-Programm zusätzlich ein Programm zur Lösung von Gleichungssystemen zu nutzen. für das man tUr zumutbare Teilsysteme die Gleichgewichtsbedingungen "von Hand" formuliert.

89

6.4 Fachwerke

6.4.4 Starrkörpersysteme als Fachwerke, Leichtbau Ein aus drei (starren) Fachwerkstäben gebildetes Dreieck ist ein starrer Körper (Abbildung 6.27). Wenn an ein solches Dreieck ein weiteres Dreieck aus genau zwei neuen Stäben und einem neuen Knoten angefügt wird (Abbildung 6.28), entsteht ein neuer starrer Körper ("Faehwerk mit einfachem Aufbau", vgl. Abschnitt 6.4. I). Es ist also möglich, jedes statisch bestimmte Starrkörpersystem als Fachwerk zu modellieren, indem jeder einzelne starre Körper durch ei n Fachwerk mit einfachem Aufbau ersetzt wird. Diese Aussage kann sowohl fiirdie Auslegung der Konstruktion als auch fur die Berechnung mit Vorteil genutzt werden:

Abbildung 6.27: Ein Dreieck. das aus drei

(starren) Fachwerkstäbco gebildet wird, ist ein starrer Körper

Abbildung 6.28: Jedes weitere Dreieck muss genau einen neuen Knoten und zwei neue Stäbe erzeugen

<>

Wenn ein Programm zur Berechnung statisch bestimmter Fachwerke verfiigbar ist (wie z. B. auf der Seite 88 demonstrielt), kann das Starrkörpersystem sehr einfach modelliert und berechnet werden.

<>

Die ModelIierung starrer Körper als Fachwerke gibt den Kraft~uss vor, wie die beLastenden Kräfte durch das System auf die Lager iibertragen werden. Durch Variamenrechnungen (und Vergleich der sich ergebenden Stabkräfte) kann nach giinstigen Geometrien gesucht werden. Gegebenenfalls kann dann das System tatsächlich als Fachwerk gebaut werden, oder die starren Körper werden gewichtsparend konstruiert und durch Rippen nur dort verstärkt, wo im Modell die Fachwerkstäbe lagen. Beides fUhrt zu leichteren Konstruktionen.

Dies wird nachfolgend an zwei Beispielen demonstriert (weitere Beispiele findet man unter www.TM-aktuelJ.de). Dabei wird allgemein folgende Vorgehensweise empfoWen: Eventuell vorhandene Linienlasten werden durch statisch äquivalente Einzellasten ersetzt. An jedem Starrkörper werden an allen markanten Punkten (Lastangriffspunkte, Lager, Gelenke, ...) Knoten vorgesehen . • Die Knoten werden durch Stäbe verbunden, die Flir jeden Starrkörper ein .,Fachwerk mit einfachem Aufbau" ergeben.

Beispiel I:

I

I_"";_ _...1 Die Abbildung 6.29 zeIgt das Starrkörpersystem, das als BeIspiel I Im Abschnttl 6.2 berechnet wurde, und die Abbildung 6.30 zeigt das zugehörige Faehwerk-ModelJ: Die beiden Stäbe des StalTkörpcrsystems sind Stäbe geblieben, die beiden Festlager haben sieh auch nicht verändert. Der obere Träger hat vier markante Punkte (Festlager, zwei Anschlussstellen der Stäbe und den Angriffspunkt der Resultierenden der Linienlast), der untere Träger nur drei markante Punkte. Diese sind jeweils die Ausgangspunkte fiir die zu erzeugenden Dreiecke.

90

6 Ebene Systeme stalTer Körper 3 I

I

I

I

I

I

,

I

I

I

I

qo

C3

C,

A

,

Stab 1

C,

E

C2 Abbildung 6.29: Starrkörper.;ystem Abbildung 6.30: Fachwerk-Modell Der in der Abbildung 6.31 ZU sehende Ausschnitt des Bildschirm-Schnappschusses mit den Ergebnissen zeigt, dass man genau die Werte der Starrkörperberechnung aus dem Abschnitt 6.2 erhält. FS13= 1125 FS14 = -26516504

Lagerreaktionen: F1x = -1.875

=:::;;..c;;9:....."...

=

F1 Y = 2.25 F9x = 1.875 F9y = 0.75

Abbildung 6.3\: Ergebnis der Berechnung des Systems der Abbildung 6.30

I

Beispiel 2: I_....;.__

F~ a

E 2a

a

Das Itnks dar-

gestellte Starrkörpersystem (Rechnung siehe Seite 69) soll als Fachwerk modelliert werden. Rechts sieht man das Ergebnis: Die Umlenkrolle wurde als ein Stab· Dreieck modell ien, die beiden anderen Starrkörper mit jeweils zwei Dreiecken. Das horizontale Seil ist ein Stab, an den Lagern ändert sich nichts.

Die beiden hier gezeigten Beispiele und weitere (zum Teil wesentlich kompliziel1ere) Starrkörpersystcme, die als Fachwerke berechnet werden, findet man unter www.TM-interaktiv.de.

6.5 Aufgaben

91

6.5 Aufgaben

I

Aufgabe 6.1:

-F

I

Man ermittle für das nebenstehend abgebildete zusammengesetzte System die Aunager- und Gelenkkraftkomponenten.

Gegeben:

"

F

G

Hinweis: Die Vertikalkomponenten der Lagerkräfte lassen sich auch ohne Zerschneiden des Verbindungsgelenkes am Gesamtsystem ermitteln, die Horizonta!komponenten allerdings nicht.

"

Die Gleichgewichtsbedingungen am Gesamtsystem sind meist besonders einfach aufzuschreiben und immer eine recht wirksame Kontrolle für die errechneten Ergebnisse.

I

Aufgabe 6.2:

a

I

Gegeben:

a = 5cm;

a=

30°;

A

B

a!2

a

a

a!2

a Seil

a_--W- a

Das skizzierte Tragwerk ist bei A starr eingespannt und wird außerdem von einem Seil gehalten, das über eine Rolle geführt ist. Es ist durch cinc Dreieckslast mit der Maximalintensität ql belastet.

IF

;I===~====;T , A G

ql = 3N/cm

Man bcrechne die Lagerreaktionen bei A und die Kräfte in dem Gelenk G. ql

3a I

Aufgabe 6.3:

I Zwei

'" I;

"'2 = 311l[ .

2a

?

-V-

Massen ml und "'2 sind wie skizziert an Seilen aufgehängt. Die Seilmassen können vernachlässigt werden, so dass das System nur durch die in den Schwerpunktcn SI und S2 angrcifenden Gewichtskräfte von", I und "'2 belastet ist. Gegeben:

2a

2a

I\TI 4

3

öl

2

N

S2

m

ö

2

N

30°

~

ml

Es sind die Kräfte in den Seilen 1,2, 3 und 4 zu ermitteln.

a

• SI

2a

-~

3a

I f

92

I

6 Ebene Systeme stalTer Körper

Aufgabe 6.4:

I

Das nebenstehend skizzierte Hubwerk ist durch die Gewichtskraft des Motors F = mg und die Gewichtskraft der Masse M belastet. Es sind die Lagerreaktionen bei A und B zu berechnen.

a;

Gegeben:

Aufgabe 6.5:

M

"8

m=

M;

B

~

I I

I

I_";";' '" Für die nachstehend skizzierten Fachwerke sind für alle Stäbe. die mit Ziffern bezeichnet sind, die Stabkräfte zu berechnen.

P=mg

A

Für die Fachwerke 2 und 4 sind zusätzlich die für die Computerrechnung aufbereiteten Gleichungssysteme zur Berechnung sämtlicher Stabkräfte aufzustellen.

4a

_a_

A 0

"

F 14 7

6

0

19 1;

8

16 9

10

PI

17

11

o o

13

12

1

a

a

3

B

9

a

Gegeben: F = 10 kN

jF

IF

4 5 C<

6

I

0

I

8 2

0

9

, , I

0

13

3

Fachwerk 3

Gegeben: C< ~ 30' ß = 20' ; F =5kN.

2a

Fachwerk 2 (www.TM-akwel1.de) Gegeben: F

Fachwerk I

I

6

4

10

2a

B

a

1 1

A

F

I

a

a

a

Fachwerk 4 (www.TM-akluel1.de) Gegeben: F

Weitere Aufgaben findet man imlnternet unter www.TM-aktueU.de.

F

7 Schnittgrößen 7.1 Definitionen Im Folgenden werden ausschließlich Tragelememe betrachlet, bei denen eine der drci Abmessungen deutlich größer ist als die beiden anderen (Stäbe, Balken. Rahmen•...). gefragt wird nach den inneren Beanspruchungen. Dies dient der Vorbereilung der Verfarmungsberechnung und der Untersuchung der Tragfähigkeit in der Festigkeitslehre. In diesem Kapitel wird das ebene Problem behandelt. So wie an eincr Einspannung als Lagerreaktionen zwei Kraftkomponenten und ein Einspannmoment auftreten, sind auch bei einem Schnitt an beliebiger anderer Stelle des Trägers zwei Kraflkomponenten und ein Moment erfordcrlich. um Gleichgewicht für den abAbbildwlg 7.1: SchoiugrögeSChnittenen Teil zu ermöglichen: Man kann sich am starren TräBen d
• • •

Einspannung vorstellen.

Die Normalkraft FN steht senkrecht auf der Schnittcbene, die QlIerkraf! FQ licgt in dcr Schnittcbcne, das Schnittmoment wird als Biegemoment Mb bezeichnet.

Weil die SchnittgröBen über die Länge des Trägers veränderlich sind, wird die Schnittstelle durch eine Koordinate z gckennzeichnet (nebenstende Abbildung), und es wird folgende Vereinbarung getroffen:

Das Schnillufer auf der Koordinatcnseite wird als positives Schnillufer, das andere als negatives Schniflllfer bezeichnet.

"

~ ,

z

~FF F.

Q

Posilives

Negalives

Schniuufer

Schniuufcr

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_7, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

94

7 Schniugrößen

• Die Normalkrajl FN wird immer als Zugkraft angetragen. • Die Querkraft FQ zeigt am positiven Schnittufer "nach unten", am negativen Schnittufer "nach oben".

• Das Biegemomelll Mb wird so angetragen, dass die "untere" Faser des Trägers auf Zug beansprucht wird. • Um bei Rahmenkonstruktionen mit dem Begriff "unten" keine Probleme zu bekommen, wird immer eine BeZlIgsfaser definiert. die für horizontale Trägerteile liblicherweise auf der Unterseite gezeichnet wird. In den gerade getroffenen Vereinbarungen kann der Begriff "unten" durch "Bezugsfaserseite" ersetzt werden.

IF

A&

d!! z,

z;-

Abbildung 7.2: Definilion

VOll

Bezugsfaser und Ko-

A

'"

ordinaten für einen geraden Träger und einen Rahmen

Die Schnittgrößen ergeben sich wie die Lagerreaktionen aus Gleichgewichtsbedingungen am freigeschnittenen Teilsystem. Da der Träger durch den Schnitt in zwei Teile zerfällt, sollte man die Gleichgewichtsbedingungen an dem Trägerteil formulieren, für den dies mit dem geringeren Aufwand verbunden ist. Empfehlenswert sind • eine Kraft-Gleichgewichtsbedingung in Richtung der Normalkraft, • eine Kraft-GJeichgewichtsbedingung in Richtung der Querkraft. • eine Momenten-Gleichgewichtsbedingung mit der Schnittstelle als Bezugspunkt. Die Schllittgrößen sind Punktionen der Koordinate z. Schon bei relativ einfachen Problemen wciscn diese Funktionen Unstetigkeitsstellen auf (Unstetigkeiten des Funktionswertes bzw. der Ableitung des Funktionswertes nach Z), so dass sie bei Verwendung der elementaren mathematischen Funktionen nur bereiehsweise aufgeschrieben werden können. Es wird empfohlen, einen neuen Bereich für die Formulierung der Schnitlgrößen beginnen zu Jassen • al11 Trägeranfang,

• an den Einleitungsstellen VOn Einzelkräften und -momenten, • an den Punkten, an denen eine Linienlast beginnt bzw. endet, • an Punkten, an denen eine Linienlasl die mathematische Funktion, die ihre Intensität definiert, ändert (z. B.: Übergang von konstanter zu linear veränderlicher Linienlast), • an einem Lager,

• an einer Ecke, • an einer Verzweigung.

95

7.1 Definitionen

Natürlich muss in jedem Bereich ein Schnill gelegt werden, und nach dem Antragen aller Kräfte und Momente an einem der bei den Teilsysteme sind dann die drei Gleichgewichtsbedingungen aufzuschreiben. Die daraus gewonnenen Funktionen für die Schnittgrößen gelten immer nur innerhalb des betrachteten Bereichs. Es ist meist bequemer, für jeden Bereich eine eigene Koordinate zu definieren. Viele der nachfolgend angestellten ÜberlegUJlgen zu den SChnittgrößenverläufen und auch mehrere Anwendungen in der Festigkeitslehre vereinfachen sich erheblich, wenn man folgende Empfehlungen beachten kann:

<>

Bei Definition mehrerer Koordinaten sollten diese vom Beginn bis zum Ende des Tragwerks alle (in Trägerlängsrichtung) gleichsllmig gerichtet sein: F

Abbildung 7.3: Empfohlene Koordinatendefinition (links) und mögliche Koordinatendefinilion (rechts). die aber zu sc.hwierigen Überlegungen zwingen kann (und deshalb vermieden werden sollte)

<>

Die Bezugsfaser sollte in allen Bereichen auf der gleichen Seite des Tragwerks liegen (das Tragwerk "nicht schneiden").

F

•

F

l I I I

. ,I I I I

Bei einem Rahmen (nebenstehende Abbildung) folgt man I dieser EmpfeWung, indem man die Bezugsfaser auf die Innenseite legt, so dass sie für die Abbildung 7.4: Empfohlene Lage der Bezugsfaser (links) und beiden vertikalen Teile einmal mögliche Lage (rechts). die aber nicht empfehlensWeJ1 ist rechts und einmal links liegt.

<>

Der wesentliche Grund für die bei den Empfehlungen ist, dass für die SChnittgrößen, die an den Übergangsstellen ein (noch zu besprechendes) ganz bestimmtes Verhalten zeigen, dies auch durch ihre mathematische Beschreibung widergespiegelt wird. Die Empfehlungen können bei Tragwerken mit Verzweigungen jedoch nicht konsequent eingehalten werden, wie es das nebenstehend skizzierte Beispiel zeigt.

F

Abbildung 7.5: Verzweigtcs System

7 Schniugrößen

96

Die GJeichgewichtsbedingungen dürfen natürlich nur an einem Teilsystem fonnuliert werden, an dem sämtliche Kräfte und Momente angetragen wurden. In dem nachfolgend skizziel1en Beispiel könnte man für die Ermittlung der Schnittgrößen im Bereich 0 ::; 23 ::; c wahlweise den linken oder den rechten Trägerteil betrachten. Hier bietet sich der rechte Trägel1eil für das Aufschreiben der Gleichgewichtsbedingungen an:

crTTTTngo I!

::A..-,-

A 6-------

Z,

a

Ytk

-F"H~gl ,

1

F

a

d

M bJ

~FQJ FNJ

F NJ

lFß

AV

c

b

~go ,

' !

;;;1

C

~FQ3 b

~-z3

d

Abbildung 7.6: Immer das einfachere Teilsystem betrachten. Für den Bereich 0:0; 23:0; c empfiehlt sich das rechte Teilsyslem (das Gelenk muss dabei als nicht existent angesehen werden).

Wenn nur der aktuelle Bereich in die Gleichgewichtsbetrachtungen einbezogen werden soll, müssen unbedingt die Schnittgrößeo am Bereichsanfang bzw. -ende angetragen werden:

Abbildung 7.7: Vorsicht

bei Betrachtung nur des aktuellen Bereichs, denn dann wurden zwei Schnitte

gelegt! Hier kann man das mit Vorteil nutzen. wenn die GelenkkräfLe bekannt sind.

Während am rechten Teil in diesem Fall (bei vorher ohnehin zu berechnenden Gelenkkräften) die Schnittgrößen besonders einfach zu ermitteln sind, wird von der Formulierung der Gleiehgewichtsbedingungen am linken Teilsystem, an dem die Schnittgrößen am Ende des Bereichs o :0; 22 ::; b zu berücksichtigen sind, abgeraten. Einen sehr guten Überblick über die innere Beanspruchung eines Tragwerks liefert die grafische Darstellung der Schnittgrößenverläufe. Dazu wird vereinbal1, dass die Funktionswel1e direkt über der geometrischen Darstellung des Tragwerks gezeichnet werden, positive Wel1e werden

97

7.1 Definitionen

"nach oben" angetragen (bzw. auf der der Bezugsfaser gegenüberliegenden Seite). Dies ergibt beispielsweise die folgenden Darstellungen (Hinweis: Nach Durcharbeitung des Abschnitts 7.3 sollte man in der Lage sein, die Darstellung der Schnittgrößenverläufe für beide Beispiele ohne größere Rechnung zu bestätigen):

I

IA

0

a

I-

al2

F,

G al2

F

~-;;r B al2

I I I

d

'A +

F'2

0

FQ +

0

2

F, 2

IM,

F,

4

+

2

2F

+

F

·F r

F'Q

F

Fa

+

'~

a

0

F,

:::K: B-'-

I

(N

Ei

al2

F2

a

Abbildung 7.8: Zwei Beispiele für die grafische Darstellung von Schnillgrößen Die in den linken drei Skizzen der Abbildung 7.8 eingetragenen Koordinatenpfcile fLir FN , FQ und Mb werden im Allgemeinen nicht gezeichnet und zukünftig stets weggelassen. Unter Beachtung aller Vereinbarungen können die Schnittgrößen nach dem Festlegen von Koordinaten und Bezugsfaser immer entsprechend der Darstellung einer der beiden folgenden Varianten an einem Schnittufer angetragen werden (auf ein beliebiges Schnittufer kann immer eines der beiden Bilder so gelegt werden, dass Koordinate und Bezugsfaser ,.passen"): Die nebenstehend zu sehende Definition positiver Sehnillgrößen ist die Basis für alle ebenen Biegeprobleme gerader Träger.

Po:-.itives Schniltufer

Negatives Schnittufer

98

7 Schniugrößen

I

I_B_e_is,;,p_ie_I_: F"ur den _

S

k"lZZJer1en T rager .. .. I mit eIner E'Inze-

last ermittle man analytisch den Normalkraft-, Querkraftund Biegemomentenverlauf und stelle die Verläufe grafisch dar. Gegeben:

X A

2113

F = 60N; a = 30°; 1= Wcm.

Aus den Gleichgewichtsbedingungen am freigeschnittenen Träger errechnet man die Lagerreaktionen:

:1

FAH

-'

FAH = Fcosa = 52,ON; 1O,0N; "F 6 IF 20,ON. rB J Für zwei Bereiche werden die beiden Koordinaten Zl und Z2 eingefUhrt (vgl. Empfehlungen auf Seite 94). Die Schnittgrößen werden nach den Schnittführungen in beiden Bereichen entsprechend dcr Vorschrift auf Seite 97 angetragen.

FAv

~vl

Rechtes Teilsystem

FAH +FNl FAV - FQI r"AvZI -Mbl

--4

T 5)

=0 =0 =0

2,

52,0 N tO.ON

T 5)

20,ON

66,7

=0 FN2 FB+FQ2 =0 Mb2-FB(~-Z2) =0

<-

r !

B

0---

2I

Im linken Bereich werdcn dic Bedingungen für das Gleichgewicht am linken Trägerteil, im rechten Bereich am rechtcn Trägerteil aufgeschlieben, wobei als Momenten-Bezugspunkt jeweils die Schnittstelle gewählt wird: Linkes Teilsystem

B

1I3

NCl11

Daraus ergeben sich die Schnittgrößenverläufe in analytischer Darstellung. die in den Skizzen grafisch dargestellt sind (die Formeln gelten jeweils für den Bereich. den die entsprechcnde Koordinate erfasst: O:S z, :S 21/3 bzw. 0 :S Z2 :S //3): -52,ON

IO,ON;

o

-20,ON;

~ FZ 1 ~F(~-Z2)

Für FN und FQ ergeben sich an der Übergangsstelle Sprünge im Verlauf, der Biegemomentenverlauf Mb hat dort in diesem Fall sein Maximum, das man wie folgt berechnen kann:

Mb.","", = Mb]

(ZI

= ~ I) = Mb2(Z2 = 0) = ~ FI = 66,7 Ncm .

99

7.2 Differenzielle Zusammenhänge

7.2 Differenzielle Zusammenhänge Zunächst wird ein Träger betrachtet, der nur durch eine LinienJast belastet ist (Einzel kräfte verursachen Uustetigkeiten lind müssen gesonden untersucht werdeu). Alls dem Träger wird an der Stelle z ein sehr kleines Element (Länge Ilz) herausgeschnitten: -_~q(z)

~

,

I

I I

J::2

z

,,,

Fitr

A

6z

tq6Z

Q

z

M b +6M b

& FN +6FN Fq+!'.Fq !'.z

Abbildung 7.9: Änderungen der Schniugrößen um Element der Länge 6.z

Die Schniltgrößen verändern sich von der Stelle z bis zur Stelle (z + Ilz) um !J.FN, !J.FQ bzw. t'1Mb. Das Kräftegleichgewicht in venikaler Richtung und das Momentengleichgewicht lIm den Mittelpunkt des Elements liefern: qllz+MQ = 0,

Ilz

M)

-t'1Mb+f'QIlz+MQ2 =0.

Nach Division beider Gleichungen durch !J.z ergibt der Grenzübergang

!J.z ---; 0

!J.FQ dFQ ----;--

und damit

Ilz

dz'

t'1Mb

--

M

dMb

---;--

dz

und

!J.FQ ---; 0

die Differenzial-Beziehungen fiir die SchniUgrößen: dPQ

(7.1 )

-=~q

dz

Diese bciden Fnrmeln können zur Kontrolle der aus den Gleichgewichlsbedingungen ermittelten Querkraft- und Momentenverläufe benutzt werden. Darüber hinaus lassen sich aus ihnen fnlgende Aussagen ableiten:

Da die Ableitung von PQ der Intensität der Linienlast proportional ist, ist der Querkraftverlauf innerhalb eines Bereichs ohne Linienlast konstant (an den Bereichsgrenzen, an denen Einzelkräfte eingeleitet werden, ändel1 sich die Querkraft sprunghaft). Die Größe der Querkraft ist an jeder Stelle gleich dem Anstieg der Kurve des Momentenverlaufs:

•

Positive Querkraft

•

negative Querkraft

•

konstante Querkraft

----

positiver Anstieg der Mb-Kurve, negativer Anstieg der Mb-Kurve, linearer Verlauf der Mb-Kurve.

7 Schniugrößen

100

I

Beispiel J: I_"";_ _...1 Für den nebenstehend skiZZIerten Träger ermittle man a) den Querkraftverlauf und den Biegemomentenverlauf

analytisch,

I I

~

I, ,I, ,I,q, 1I2

b) die grafische Darstellung des Querkraftverlaufs und

des Biegemomentenverlaufs,

1I2

I,

Gegeben:

qo .

c) Ort und Größe des absolut größten Biegemoments. Vor der Ermittlung der Schnittgrößen ist die Berechnung der Lagerkräfte erforderlich (eine wird unbedingt benötigt, die andere vereinfacht die SchnitlgrößenBerechnung). Nebenstehend sind die Ergebnisse der Lagerkraft-Berechnung und die fiir die nachfolgende Schnittgrüßen-Berechnung gewählten beiden Koordinaten eingetragen.

z,

z,

Es wird jeweils das einfachere Teilsystem zur Berechnung der Schnittgrößen benutzt (im ersten Bereich das linke, im zweiten Bereich das rechte), und die Gleichgewichtsbedingungen liefern (nach Einsetzen der vorab berechneten Lagerreaktionen):

~qOI- qozl - tqol

' 2 83 qO I Zl - 2qoz,

tqOI (~-Z2)

Die Funktionen erfüllen selbstverständlich in beiden Bereichen die differenziellen Beziehungen 7.1. Die nebenstehend skizzierten Funktionsverläufe bestätigen folgende verallge+

mei11.eru11.gsfähigen Aussagen: • Im Bereich konstanter Linienlast ist die Querkraft linear veränderlich, das Biegemoment ist quadratisch veränderlich mit der Koordinate z,.

FQ

• Im (rechten) unbelasteten Bereich bleibt die Querkraft konstant, und das Moment ist linear veränderlich. • An den Enden des Trägers sind die Biegemomente gleich Null, und die Größe der Querkräfte entspricht den dort eingeleiteten Lagerkräften.

Mb J 1I8

1I2

• Zwischen den Lagern trelen keine Querkraft- bzw. Momentensprünge auf, wenn keine Einzelkräfte bzw. -momente in das System eingeleitet werden. • Das Moment hat an der Stelle einen relativen Extremwert, an der die Querkraft einen Nulldurchgang hat.

101

7.2 Differenzielle Zusammenhänge

• Der Momentenverlauf hat keinen Knick (auch nicht am Übergang vom quadratischen zum linearen Funktionsveriaut), wenn die Querkraft sich nicht sprunghaft ändert. Die beiden letzten Aussagen folgen daraus. dass die Querkraft die erste Ableitung des Biegemomenls ist.

Zur Beantwortung der Frage nach dem absolut größten Biegemoment müssen sowohJ die relativen Extremwel1e des Moments in den Bereichen mit Linienlast als auch die Momente an den Bereichsgrenzen bereitgestellt und miteinander verglichen werden. Im vorliegenden Fall ist der relative Extremwert betragsmäßig größer als das Moment am Übergang vom ersten zum zweiten Bereich. Den Ort des relativen Extremwertes ermittelt man durch das Nullsetzen der ersten Ableitung von Mbl (ZI)' Es ist also die Nullstelle der Querkraft:

z,-

=

81 1

Einsetzen in die Momentenfunktion liefert das relative (hier gleichzeitig absolute) Extremum:

I

Beispiel 2: I_ _ _ _.... Für den nebenstehend skiZZierten Rah men sind zu ermitteln: a) Schnittgrößenverläufe (I;N, FQ und Mb) analytisch,

l/3

2l/3

b) grafische Darstellung der Schnittgrößenverläufe, F

c) Ort und Größe des absolut größten Biegemoments. Gegeben:

I, F.

Am Gesamtsystem werden die Lagerreaktionen berechnet und die vier Koordinaten zur ErmitLiung der Schnittgrößen festgelegt. Die Bezugsfaser wird auf die Innenseite des Rahmens gelegt.

Die nebenstehende Skizze zeigt die Definition der Lagerreaktionen. Das Kraftgleichgewicht in horizontaler Richtung und die Momenten-Gleiehgewiehtsbedingungen um A und C liefern die Lagerreaktionen:

FAN = F;

FAv =

kF;

B

,

A

~

F

FB = ~ F .

Die Schnittgrößen werden an möglichst einfachen Teilsystemen ermittelt: Für die ersten beiden Bereiche werden jeweils die linken Teilsysteme mit positiven Schnittufern z 1 I und für den dritten und vierten Bereich jeweils die rechten Teilsysteme mit negativen Schnittufern gewählt.

c

7 Schnillgrößen

102 a) Im Bereich 0 :S 21 :S / (Abbildung

7.10) ergibt sich: -FAv = -~ F

/'NI

FMI =

F

Mbl = FAH 21 =

F21

FQI

Die Lagerkraftkomponente, die im ersten Bereich die Größe der Normal-

kraft bestimmt, verursacht im zweiten Bereich die Querkraft (und umgekehrt): FN 2 = FAN

F

FQ2 = FAV

~F

Abbildung

7.10:

Schnittskizzen

für

die Bereiche I und 2

Für das Biegemoment liefert die Momenten-Gleichgewichtsbediugung um die Schnittstelle des zweiten Bereichs 0 :S 22 :S //3: Mb2

= FAv22 + FANI = FI G~ + I)

Die Normalkraft bleibt im horizontalen Teil (Abbildung 7.11, linke Skizze) konstant (es wird keine Horizontalkraft eingeleitet), die Querkraft ändert sich sprunghaft an der Einleitungsstelle der Kraft F:

FNJ =

Abbildung 7.11: Schnillskiz-

F

zen für die Bereiche 3 und 4

FQ3 = -Fs = -tF

Der Biegemomentenverlauf für diesen Bereich 0 :S

23

:S 2//3 ergibt sich zu:

2 ) +F-=-FI I I (19 M b3 =FB ( -1-23 - - 52-3 ) 3 2 6 3 I Schließlich erhält man für den vierten Bereich O:S Z4 :S 1/2 (Abbildung 7.11, rechte Skizze):

5 6

FN4 = -Fs = --F

FQ4 =-F

103

7.3 Ergänzende Aussagen zu den Schnittgrößen

F

F

+

FI

6

+

2

+

19 FI 18

5p 6

b) FN

FQ

F

+

Mb

5 P

F

6

6

PI

,

F

c) Für die Bestimmung des absolut größten Biegemoments ist keine Extremwertbetrachtung crfordcrlich. Da nur Iincar verändcrlichc Momcntenvcrläufe vorlicgen, gcnügt dcr Verglcich aller Momente an den Bereichsgrenzen. Das absolut größte Moment tritt im horizontalen Bereich des Rahmens unter der Kraft F (bei Z3 = 0) auf und beträgt Mb.mox = I, 06F I.

7.3 Ergänzende Aussagen zu den Schnittgrößen Aus den im Abschnitt 7.1 behandelten Definitionen der Schnittgrößen und den im Abschnitt 7.2 hergeleiteten differenziellen Beziehungen lassen sich Aussagen ableiten, die für die Kontrolle der ermittelten Schnittgrößenverläufe nlitzlich sind und zum Teil sogar eine aufwendige Rechnung ersparen können:

<>

Die Normalkraft ist bereichsweise konstant. wenn keine Linienlast in Längsrichtung des Trägers wirkt (wie zum Beispiel die Eigengewichtsbelastung eines vertikalen Trägerabschnitts). Bei allen im vorigen Abschnitt behandelten Aufgaben war diese Bedingung erflillt. Man beachte außerdem, dass an rechtwinkligen Ecken die Querkraft des einen Bereichs zur Normalkraft im Anschlussbereich wird und umgekehrt.

<>

Die Querkraft ist in Bereichen ohne Linienlast konstant. Eine Eitlzelkraft senkrecht zur Trägerlängsachse (bzw. diese Komponente einer Kraft) verursacht einen Sprung im Querkraftverlauf, der (bei gleichsinnig gerichteten Koordinaten und gleicher Lage der Bezugsfaser in den angrenzenden Bereichen) in Größe und Richtung der äußeren Kraft folgt (Abbildung 7.12 zeigt dies flir Beispiel 2 aus Abschnitt 7.2).

F 6

F

+ l F

-.

+

5 F 6

F

5F

6

.-

F 6

p

F Abbildung 7.12: .,Sprünge" im Querkraftverlauf

Eine Einzelkraft am Trägeranfang bewirkt einen Sprung "von Null auf die Größe dieser Kraft", eine Einzelkraft am Trägerende einen entsprechenden Sprung "auf den Wert NuJJ". In Bereichen mit konstanter Linienlast ist die Querkraft linear veränderlich. Diese Aussagen gestatten es häufig, den Querkraftverlauf ohne Rechnung zu ermitteln. was mit den beiden folgenden Beispielen demonstriert wird.

7 Schniugrößen

104

I

Beispiel J: I_"";_ _...1 Die vertlkalen Lagerreakllonen des skizzIer-

3F

I

ten Trägers errechnen sich zu

i

B....6-

FB =8F

2a

a

Dementsprechend beginnt der Querkraftverlauf am linken Rand mit FQ = 7F, positiv, weil dcr "Sprung von Null" dcr Richtung von FAV folgt, bleibt konstanl bis zum Sprung um 12F nach unten auf den Wert -5F, bleibt konstant, bis cr um den Bctrag von FB auf3F springt, um schließlich am rechten Rand, der dort angreifenden Kraft 3F folgend, "auf Null zu springen". Der Querkraftverlauf kann ohne Rechnung gezeichnet werden, am rechten Rand ergibt sich sogar noch eine Kontrolle des Kräfte-Gleichgewichts.

a 3F

I i

3F

+

+

-5F

I

Beispiel 2: I_ _ _ _...I Für den ncbenstehend dargestellten Träger führen nach Berechnung der Lagerreaktionen folgende Überlegungen Zur grafischen Darstellung des Querkraftverlaufs: (j) Am linken Rand "Sprung von Null" auf

l/2

l/2

iqol.

@ am rechten Rand "Rücksprung" um iqOI auf Null, @

im rechten Abschnitt konstanter Verlauf,

@)

im linken Abschnitt linear veränderlicher Verlauf.

- ~qol

+

Diese vier Aussagen gemeinsam genügen, um den kompletten Querkraftverlauf Zu zeichnen.

c:> Der Verlauf des Biegemoments ist in Bereichen ohne LinienJast li ncar veränderl ich, an den Angriffspunkten von Einzel kräften hat der Momentenverlauf einen Knick. Der Momentenverlauf kann Sprungstellen nur dort haben, wo äußere Momente eingeleitet werden (Ei nzelmoment. Ei nspannung. Verzweigung des Trägers). Ansonsten ist dcr Momcntenverlauf (auch an Trägerecken) stetig (Abbildung 7.13).

F

Fl

+

+

Fl

I

2 19 Fl 18

+

Abbildung 7,13: Verhalten des Momentenverlaufs an Einleitungsstellen von Einzelkräften und an Ecken

105

7.3 Ergänzende Aussagen zu den Schnittgrößen

Q

Das Biegemoment hat den Wert Null (Mb = 0)

c

an Gelenken, • am TrägelTand, wenn dort kein äußeres Moment eingeLeitet wird. Fcstlagcr odcr Loslagcr am Trägerrand beeinflussen diese Aussage nicht, weil sie kein Moment einlciten, am eingespannten Trägerrand ist das

Nullstellen im Momenlenverlauf

Biegemoment im Allgemeinen

jedoch ungleich Null.

I

Beispiel 3: I_ _ _ _....I Da die BIegemomente an den Ecken des nachstehend sk,ZZlel1en Rahmens (ohne vorherige Ermittlung der Lagerreaktionen) berechnet werden können, wenn die vertikalen Abschnitte an den Ecken geschnitten werden, kann man den Momentenverlauf sofort zeichnen: Der lineare Verlauf im horizontalen Teil ist durch die bekannten Werte an den Ecken (Biegemoment ändert seinen Wert dort nicht!) eindeutig bestimmt. F

6A:

"

I

N

Mb

+

- I Fa

+

3a

2

2Fa

Abbildung 7.14: Zeichnen des Momentenverlaurs ohne Rechnung und ohne Kenntnis der Lagerreaktionen

Der Biegemomelllenver/auj hat relative Extremwerte an allen Punkten, an denen der Querkraftverlauf das Vorzeichen wechselt. Q

Für die Beurtcilung der Haltbarkeit eincs Trägers hat das absolute Maximum des Biegemoments Mb Im".< eine besondere Bedeutung. Dies kann nur auftreten 1

• in Bereichen, in denen eine Linienlast wirkt oder • an den Bereichsgrenzen. Wenn keine Linien/ast vorhanden ist, kann IMbi",,,.< nur auftreten an • Einleitungsstellen von Einzelkräften oder Einzel momenten, • Lagerpunktcn, Trägerecken und -vcrzweigungcn.

7 Schniugrößen

106

I

Beispiel 4: I_ _ _ _...I Für den nebenstehend dargestellten Träger ist das Biegemoment am freien Trägerende und am Lager A jeweils Null. In den beiden Bereichen muss wegen des Fehlens einer Linienlast ein linearer Verl.auf vorl.iegen. das Moment am Punkt Bist Mb,B = -Fa, wobei das Vorzeichen aus der Anschauung gewonnen werden kann (die untere Faser wird offensichtlich gedrückt).

:EO.. B 2a

a

-Fa Mb - - - - - - - - -

I

BeispielS: I_ _ _ _...I In belden BereIchen hat der skizzIerte Träger einen linearen Momentenverlauf. Am freien Ende ist das Biegemoment Null. Wenn das auf den Träger wirkende Einspannmoment bei A rechtsdrehend positiv gewählt wird (wie das Biegemoment vereinbarungsgemäß gewählt werden IDUSS), ergibt es sich zu

M~2Fa

) 2a

a

Fa

+

:x

MA =2Fa-F·3a= -Fa

-Fa

Mit diesem Wel1 startet der VerLauf bei A, verläuft linear bis zur Einleitungsstelle des Moments und nach dem dadurch bedingten Sprung wieder linear bis zum Wert Null am Trägerende und kann also nur den skizzierten Verlauf haben.

Abbildung 7.15: Sprünge im Momentenverlauf s-ind nur an EinleitungssteIlen von Momenten mög-

lich.

oe;> Die freie Verschiebbarkeit eines am starren Körper angreifenden Moments darf selbstver-

ständlich erst nach dem Freischneiden genutzt werden. Es ist sicher klar, dass f!irden Verlauf des Biegemoments der Angriffspunkt des äußeren Moments einen wesentlichen Einfluss hat.

I

Beispiel 6: I_ _ _ _...I Zur Darstellung des Momentenverlaufs für den skizzierten Gerberträger werden folgende Erkenntnisse genutzt;

Fj

A

;p; a

2a

a

• Das Biegemoment ist an den Punkten A, G und C gleich Null. • Die vertikale Lagerkraftkomponente bei A hat den Wert FAv = F /2, weil F in der Mitte von AG angreift. Mit dieser Lagerkraft ist das Moment unter der Last F bekannt.

+ I

B

G

C

0

a

-Fa 0

2 Fa

• Die Verbindungsgerade von diesem Wert durch das Gelenk G bis zum Lager B (erst hier darf ein Knick im Momentenverlauf auftreten) liefel1 das Moment an dieser Stelle, und es kann die letzte Verbindungsgerade zum Punkt C gezeichnet werden.

7.4 Aufgaben

107

·1

I_B_e_is,;"p_ie_I_7· . . AI S B' 'I 2 (au ,. S' ' T" ,. _ elspte elfe 104) wurde f"ur einen rager mit einer L"InJen Iast der Querkraftverlauf ermillelt. Da die Querkraft-Funktion als Ableitung der Funktion des Biegemomenls in jedem Punkt ein Maß für den Anstieg der Biegemomenlen-Funktion ist, kann diese vielfach (zumindest qualitativ) bei bekanntem Querkraftverlauf unter Ausnutzung der librigen bereits benutzten Aussagen gezeichnet werden. 1m Einzelnen werden für dieses Beispiel folgende Erkenntnisse herangezogcn (realisicrt in Abbildung 7.16): • Das Biegemoment ist an den Trägerrändern (Punkte CD) gleich Null. • Die Kurve des Momentenverlaufs ist im linken Bereich (linearer Querkraftverlauf) eine quadratische Parabel @, im rechten Bereich hat Mb einen linearen Verlauf@.

~ goi

• Der Anstieg der Parabel ist zunächst positiv, wird aber immer !lacher (Querkraft wird kleiner) bis zum Maximum von Mb @ beim Nulldurchgang der Querkraft, danach immer stärker negativ bis zur Mitte des Trägcrs. Bei danach konstanter Querkraft ändert sich der Anstieg nicht mch.r@.

- I goi 8

+

• An der Übergangsstellc vom linken zum rechten Bereich @ hat die Momentenlinie keinen Knick (keine Einzelkraft- Querkraftverlauf ändert sich nicht sprunghaft),

FQ

3U8

-'

- go l/8

+ Abbildung 7.J6: Die Größe der Querkraft

iSl

in jedem Punkt proportional zum Anstieg des

Momentenverlaufs.

7.4 Aufgaben I Allfgabe 7.1:

I

Der skizzierte Träger ist durch eine konstante Linienlast mit der Intensität qo und eine Einzelkraft F = 4 qoa belastet. Man ermittle a) die Lagerreaktionen bei A, b) die Schnittgrößenverläufe analytisch, e) dic grafische Darstellung der Schnittgrößenverläufe.

[Allfgabe 7.2:

;/IA

3U

a

a

I

Flir den Gerber-Träger enmttle man:

a) Schnittgrößenverlällfe (Normalkraft. QlIerkraft, Bie-

gemoment) analytisch, b) grafische Darstellung der Schnittgrößenverläufe, e) Ort und Größe des absolut größten Biegemoments. Gegeben:

~ 1111111 , 11I , IllI, !go

a; qo; F = qoo .

go

F

Illlllj '"

a

G

'" 2F a 7"B

108

7 Schniugrößen

I

I Aufgabe 7.3: Für den skizzierten Rahmen ermittle man: a) Lagerreaktionen bei A und 8,

b) Schnittgrößenverläufe (Normalkraft, Querkraft, Bie-

gemoment) analytisch, c) grafische Darstellung der Schnittgrößenverläufe, d) Ort und Größe des absolut größten Biegemoments. Gegeben:

a; qo; F = 2qoa.

20.

IAufgabe 7.4: IEin Tragwerk mit einem Gelenk G ist bei A durch ein Loslager gestützt und bei 8 starr eingespannt. Es trägt die Linienlas! qo und die Kraft F = 4qou. Man ermittle: G

a) Lagerreaktionen bei A und 8, b) Schnittgrößenverläufe (Normalkraft, Querkraft, Bie-

gemoment) analytisch, e) grafische Darstellung der Schnillgrößenverläufe, d) Ort und Größe des absolut größten Biegemoments.

d N

B

I

I Aufgabe 7.5: Der skizzierte Rahmen ist durch eine konstante Linienlast und zwei Einzelkräfte belastet. Man ermittle:

F

a) Lagerreaktionen bei A und 8,

1I

b) SchnillgrößenverJäufe (Normalkraft, Quer-

kraft, Biegemoment) im Bereich der Linienlast analytisch. c) grafische Darstellung der Schnillgrößenverläufe rür den gesamten Rahmen, d) Ort und Größe des absolut größten Biegemoments.

Gegeben:

I

F N

B~

A

'; qo; F = 2" qO' .

Weitere Aufgaben findet man im Internet unter www.TM-aktueU.de.

8 Räumliche Probleme Wenn die Wirkungslinien der Kräfte nicht mehr aJle in einer Ebene liegen oder die Drehachsen der Momente nicht alle senkrecht zur Ebene der Kräfte gerichtet sind, liegt ein räumliches Problem vor. In solchen Fällen sollte zunächst überprüft werden, ob die Betrachtung in mehreren Ebencn (und damit dic Lösung mchrcrcr Tcilaufgaben) möglich ist. Erst dann, wcnn dics nicht gelingt, sollte man die Aufgabe als räumliches Problem auffassen.

8.1 Zentrales Kraftsystem Eine Kräftegruppe wird als zentrales Kraftsystem bezeichnet, wenn sich die Wirkungslinien aller Kräfte in einem Punkt schneiden. Da durch zwei sich schneidende Geraden eine Ebene aufgespannt wird, kann man für jeweils zwei Kräfte in dieser Ebene nach den Regeln des zentralen ebenen Kraftsystems verfahren (z. B. ein Kräfteparallelogramm konstruieren). Aus dieser Überlegung folgt, dass zur Ennittlung der Resultierenden auch die Vereinfachung der Konstruktion in Form des Kraftecks auf das räumliche Problem übertragen werden kann. Allerdings lässt sich ein "räumliches Krafteck" in der Zeichenebene nur schwierig darstellen. Die Formeln des ebenen Problems 2.2 müssen nur um die dritte Komponente erweitert werden, und man gewinnt die Formeln zw'

Berechnung der Resultierenden des zentralen räumlichen Kraftsystems: n

FRx

=

EPix i=J

FRy

"

= LF;y

"Rz =

;=1

L" F;,

i=1

(8.1)

Die Richtung der Resultierenden lässt sich zum Beispiel durch die Angabe der Winkel, die sie mit den Achsen eines kartesischen Koordinatensystems bildet. beschreiben: (8.2)

wobei gilt: 22 cos2 ax+cos ay+cos a, = I

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_8, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

(8.3)

8 Räumliche Probleme

110

Die Winkel Cl", ~, und a, werden in den von der X-, y-, bzw. z-Achse und der Kraft FR aufgespannten Ebenen gemessen. Obwohl immer Gleichung 8.3 gilJ, ist die Lage eines Vektors im Raum erst eindeutig bestimmt durch die Angabe der drei cos- Werte (Richtungskosinusse schreibt sich tatsächlich mit k, und der lustig klingende Plural ist auch richtig), weil aus 8.3 die für die Lage des Vektors wichtigen Vorzeichen dcr cos-Werte nicht zu entnehmen sind.

z

P Ry

Die Abbildung 8.1 verdeutlicht arn Beispiel, wie diese Winkel gemessen werden: Der Winkel Cl.• liegt in der Ebene, die von der x-Achse und FR aufgespannt wird. Man verwendet zweckmäßig diese Winkel auch für die Zerlegung ciner Kraft in ihre drei Komponentcn.

,x Abbildung 8.1: Beispiel

ruf

einen Win-

kel. rur den der Rich-

Ein zentrales Kraftsystem befindet sich im Gleichgewicht, wenn die Resultierende aller Kräfte gleich Null ist. Da ein Vektor im Raum nur verschwindet, werm jede Komponente Null ist, folgen daraus die drei

tungskosinus angege-

ben wird

GJeichgewichtsbedingungen des zentralen räumlichen Kraftsystems:

" L/ix=O

" =0 [p;,

i=l

i=1

(8.4)

.-:> Aus der Forderung nach Gleichgewicht können also beim zentralen räumlichen Kraftsystem drei Unbekannte ermittelt werden.

C:> Die Schwierigkeit, schon einfache räumliche Konstruktionen anschaulich zu elfassen, legt es nahe, wesentlich formaler als beim ebenen Problem vorzugehen: Man ermjttelt eine Komponente eines räumlichen Kraftvektors aus dem Produkt "Betrag des Vektors· Richtungskosinus", wobei der Richtungskosinus im Allgemeinen aus der Geometrie des Systems folgt. oe;> Typisches Vorgehen bei der Lösung von Aufgaben: Man schreibt einen beliebigen Vektor

auf, der aber die Richtung der Kraft haben musS. Dieser Vektor wird durch seine Länge (seinen Betrag) dividiert und man erhält den Vektor der Richtungskosinusse. Da dieser wegen 8.3 ein Einheitsvektor ist, wird er nach Multiplikation mit dem (bekannten oder unbekannten) Betrag der in diese Richtung wirkenden Kraft zum Kraftvektor. Die Gleichgewichtsbedingungen 8.4 beziehen sich dann jeweils auf die Komponenten der so ermittelten Kraftvektoren.

c:> Wenn man sich auf ein einmal festgelegtes Koordinatensystem bezieht, ergeben sich die Richtungskosinusse eines Vektors (formal und vorzeichensicher) aus der VorschrifJ "Komponente dividicrt durch Betrag des Vcktors'·.

BeispielJ: I I_"';_ _...1 Zwei Stäbe I und 2 smd an emer Wand befestIgt und werden durch den vertIkalen Stab 3 gehalten (Abbildung 8.2). Man berechne die Stabkräfte

FS1 , FS2

und

FS3.

Die vier KräfJe F, FS1 , FS2 und FS3 miissen ein Gleichgewichtssystem bilden (natiirlich können auch Stäbe im Raum nur Kräfte in Stablängsrichtung aufnehmen. vgJ. die Definition des Stabs im Abschnitt 6.2 auf Seite 70).

III

8.1 Zentrales Kraftsystem

Bezüglich des gewählten Koordinatensystems werden für die Stäbe I und 2 die Geometrievektoren Si und Si aufgeschrieben (Abbildung 8_3). Aus den Geometrievektoren können die Vektoren der Richwngskosinusse Ci Ulld Ci durch Division durch die Stablängen

SI S2

~

"

J2 2 +12+3 2 m=JT4m J2 2 + 22 + 32 m = J17 m

z 3

Y

" ~

berechnet werden, aus denen sich nach Multiplikation mit den (noch unbekannten) Beträgen der Stabkräfte I'SI und FS2 die Stabkraftvektoren ergeben.

'" ~

Für den Stab 3 und die Kraft F, deren Richtungen jeweils mit einer der gewählten Koordinatenrichtungen zusammenfallen, können die Kraftvektoren direkt aufgeschrieben werden. Die vier Kräfte müssen ein Gleichgewichtssystem bilden. In vektorieller Foml lautet die Glcichgcwichisbedingung

,'f1\' ,.-'

~'"

~

"

Abbildung 8.2: Gegeben sind die Kraft F und die eingezeichneten Abmessungen

Entsprechend der Komponel1tenformulierung nach 8.4 ergibt sich daraus folgendes Gleichungssystem (eine Vektorgleichung entspricht drei skalaren Gleichungen) fUr die Stabkräfte:

__2_ F v'i4 SI y/ --t-F v'i4 sl 3_ FSI z i __v'i4

x"'-"

+

k k 3

v'T7

-F

FS2 FS2

+

FS3

0

Die Lösung dieses Gleichungssystems liefe11:

-2m] 2m [-3m

vF] [=714

[-vt]

-v'i4

-v'T7

=

-'T] [=~ v'i4

FS1

= ip F,

FS2 =

4,l F,

FS3 =

~F .

7Jj

__3_

3

0

FS2

-2m] [-Im -3m

vi? ]

FSI,

1," = [_ vP

Abbildung 8.3: Geometrievektoren -

FS2

v'T7

Rich-

tungskosinusse -+ Kraftvektoren

c:o

Auch wenn die vektorielle Behandlung des Problems schließlich doch auf die Lösung eines Gleichungssystems der Komponenten-Gleichungen fUhrt, sollte man den formalen Weg über die Richtungskosinusse immer dann gehen, wenn man an die Grenze seines räumlichen Vorstellungsvermögens gelangt.

Bei dieser einfachen Aufgabe könnte man natürlich noch den "anschaulichen Weg" dem formalen Weg vorziehen. Dieser führt vielfach über die Betrachtung des Problems in unterschiedlichen Ebenen sehr schnell zu Teillösungen.

8 Räumliche Probleme

112

Die Lösung des Beispiels I mit dem "anschaulichen Weg", bei dem nacheinander in drei Ebenen gearbeitet wird, findel man mit ausführlicher Diskussion unter www.TM-aktueILde. Das verallgemeinerungsfahige Fazit ist:

':> Die Berechnung räumlicher Probleme durch Betrachten in unlerschiedlichen Ebenen (der Versuch, den "anschaulichen Weg" zu gehen) ist häuhg unübersichtlich. schlecht formalisierbar und damit auch fehleranfallig. Formaler und damit weniger fehleranfällig ist das Rechnen mit Vektoren, zumindest die formale Ermittlung der Richtungskosinusse ist empfehlenswert. Zwei Griinde können jedoch fur eine Abweichung von dieser Empfehlung sprechen: o

Fiir den (konservativen) Konstrukteur, der mit seiner technischen Zeichnung ohnehin "zweidimensional in verschiedenen Ebenen denkt", kann auch die Berechnung auf diese Art einfacher sein.

o

Quasiebene Probleme (wie das folgende Beispiel 2) sind in jedem Falle Kandidaten ftir eine Betrachtung in mehreren Ebenen.

I

Beispiel 2: I_ _ _.... Em nächenhafter Körper (Blech) mit einer Symmetrieachse soll an den Punkten A, Bund C an gleich langen Seilen mit Hilfeeines Krans transportiert werden. Die Seile werden jeweils an den Punkten A, Bund C und am Kranhaken befestigt. Gegeben:

Fe I CI, C2

Xs

B A

OOS ...

(Gewicht des Blechs), (Länge eines Seils), (Blechabmessungen), (Lage des Schwerpunkts),

c

Man ermittle die Seilkräfte FSA , FS B und Fsc , die sich beim Anheben des Blechs einstellen. Beim Anheben des Blechs stellt sich die Gleichgewichtslage so ei11, dass der Schwerpunkt S des Blechs senkrecht unter dem Aufhängepunkt liegt. Man beachte den Unterschied zu allen bisher behandelten Aufgaben: Die Geometrie des Gleichgewichtszustandes ist nicht direkt vorgegeben, ihre Ermittlung macht sogar einen nicht unerheblichen Aufwand bei der Lösung der Aufgabe aus. Wegen der Symmetrie sind die Seilkräfte FSA und FS B gleich, alle iibrigen Kräfte liegen in der Ebene ECD. Es empfiehlt sich also, zunächst die Ebene ABD zu betrachten, um die Komponenten zu berechnen, die FSA und FSB in der Ebene ECD haben, um anschließend ein rein ebenes Problem in dieser Ebene behandeln zu können.

, oS

8.1 Zentrales Kraftsystem

113

Die Abbildung 8.4 zeigt die Abmessungen in der Ebene ABO. Wenn die Symmetrie nicht vorab erkannt wird, liefert die KraftGleichgewichtsbedingung in Richtung J - J die Gleichheit der beiden Seilkräfte

If

I

<5 <5

FS A = FS H .

und

2

FSHcos15

Das Dreieck ECD ist durch seine Seiten CI. fund 11 gegeben, wobei 11 (siehe Abbildung 8.4) durch fund C2 ausgedrückt werden kann. Nach dem Anheben der Last stellt sich dieses Dreieck so ein. dass der Schwerpunkt S unter dem Anhängepunkt 0 liegt. Neben dem Winkel 8, dessen Winkelfunktionen auch aus der Abbildung 8.4 abzulesen sind, werden für die beiden Gleichgewichtsbedingungen am Punkt 0 noch die bei den Winkel Cl und ß benötigt. Von den verschiedenen Möglichkeiten, mit elementargeometrischen Überlegungen zu diesen Winkeln zu kommen, soll hier eine Variante vorgestellt werden, die direkt die erforderlichen Winkelfunktionen ergibt. Dabei wird nicht angestrebt, die Winkelfunktionen in einer Formel durch gegebene Größen auszudrücken. Das Beispiel macht deutlich, dass dies nicht immer sinnvoll sein kann, bei nur etwas kompliziel1eren Problemen ist es ohnehin unmöglich. EmpfehlensweIl ist die Formulierung eines Formelsatzes, bei dem jede Formel nach Berechnung aller vorherigen ausgewertet werden kann. die erste Formel darf natürlich nur gegebene Größen enthalten. Um Rechenfehler weitgehend zu vermeiden, sollten möglichst einfache Beziehungen aufgeschrieben werden.

c, 2 B

E

A 11

können zu 2FsA cos 8 zusammengefasst werden. Diese Kraft liegt in der Ebene ECO, gerichtet von 0 nach E. Damit wurde das Problem auf ein zentrales ebenes Kraftsystem reduziert. Die Abbildung 8.5 zeigt das Dreieck ECO in Skizze a vor dem Anheben und in Skizze b nach dem Anheben der Last. Skizze c zeigt das zentrale ebene Kraftsystem am Punkt D. Es müssen noch einige geometrische Betrachtungen angestellt werden:

I,

c,

Beide Seilkräfte haben je cine Komponente in Richtung JJ - l/:

FSAcos15

I

D

Abbildung 8.4: Ebene ABO

• D

a)

e>:

ß

I,

h

E

•S

C

j X

s

Cl

1Fe

b)

• D

I, E

h

c r:e e)

1Fe

---

2 F'SAcos6 E ____

.In

. ß e>:"'-.{se

.s

k

"'c

Abbildung 8.5: Dreieck ECD

Dies wird mit dem nachfolgend zusammengestellten Formelsatz realisiert. Für die Auswertung solcher Formelsätze eignen sich fast alle Mathematik-Programme vorzüglich. Einmal definiel1 (und für spätere Verwendung gesichert), können die Formelsätze automatisch immer wieder mit unterschiedlichen gegebenen Größen ausgewellet werden (siehe www.TM-aktuell.de).

114

8 Räumliche Probleme

Am rechtwinkligen Dreieck in der Ebene ABO (Abbildung 8.4) liest man dic Formeln FUr /) und coso ab. Da a und ß nicht direkt aufgeschrieben werden können, werden als Hilfsgrößen entsprechend der Skizze CI in Abbildung 8.5 der Winkel y und die Strecke h (Höhe des Aufhängepunktes über dem Schwerpunkt nach dem Anheben der Last) eingeführt. Der Winkel y kann mit dem Kosinussatz FUr das Dreieck ECO berechnet werden, und der Kosinussatz für das Dreicck SCO liefert /l.

J -1 I2

/1 =

I1

I

coso =

12 + c2 _/2

cosy=

I

I

2/el

Am gleichen Dreieck wird dcr Kosinussatz noch einmal angewendet, und man erhält eine Beziehung für a. Am Nachbardreieck ESO liefert dann der Kosinussatz eine Beziehung für ß. Um die Berechnung der Winkel völlig zu vermeiden, komplettie'1 man schließlich die benötigten Winkelfunk-

sina =)1 -cos2 a

tion durch den "trigonometrischen Pythagoras·'.

sinß = )1 - cos2 ß

Empfehlenswert ist es natürlich, in die Auswertung des Formelsatzes gleich die Berechnung der gesuchten Seilkräfte mit einzubeziehen. Aus den beiden Gleichgewichtsbedingungen am Punkt o (Abbildung 8.5, Skizze c)

1 ~

2FsAcosocosß -2FsAcososinß

+ +

.d.gJ2>J

Fsccosa = Fe Fsc sina =

°

1

.

a cos ß + cos a Sill ß

l~

4 5 xS

o

sinß

2

1

sina FSA = . . Fe, 2 cos (Sill a cos ß + cos a Sill ß) Sill

ängeproblem

2 c 1

errechnen sich die SeiJkräfte

Fsc= .

F~A~:=d;~=B~9~

Fe,

0,7

1

6 FG 7 1I

1,2

die den oben angegebenen Formelsatz komplettieren.

B cosDel!a

0,923076923

Unter www.TM-aktuell.de findet man die Auswertung des kompletten Formelsatzes (einschließlich SeilkraftBerechnung) mit verschiedenen Software-Produkten.

9 cosGamma

0.817307692

10 h

0,832165849

Selbst Tabellenkalkulationsprogramme eignen sich dafür. Der nebenstehende Bildschirm-Schnappschuss zeigt das Ergebnis eiller Berechnung mit MS-Excel. Nur die fünf gegebenen Größen müssen mit Zahlen belegt werden, für die hier folgende We,1e gewählt wurden: c)

= 2;

C2

= I ; / = 1,3 ; xs = 0,7 ; Fe = I .

11 cosAlpha

0,874686959

12 cosBe!a

0,221560402

13 ,inAlpha

0,484688276

14 ,mBe!a

0,97514665

15 FSA 16 FSB "

•• "

0,273383004 1,01S422S881..:J Tabelle!

J~J

~0

Nachdem einmal der angegebene Formelsatz definiert wurde, können automatisch sämLliche Formeln immer wieder für beliebige Eingabewerte ausgewertet werden.

8.2 Räumliche Fachwerke

115

8.2 Räumliche Fachwerke Räumliche Fachwerke bestehen aus räumlich angeordneten Stäben, die über Gelenke miteinander verbunden sind. Nur über diese Gelenke werden Kräfte eingeleitet (ideales Fachwerk, vgl. Seite 80). Für reale Fachwerke gilt, was schon für ebene Fachwerke gesagt wurde: Sie dürfen im Allgemeinen bei sehr guter Annäherung an die Realität trotz nicht gelenkiger Verbindungen der Stäbe nach der Theorie der idealen Fachwerke berechnet werden. Auch ein räumliches Fachwerk ist dann statisch bestimmt, wenn die Stabkräfte und Lagerkräfte ausschließlich aus Gleichgewichtsbedingungen zu berechnen sind. Notwendige Bedingung für die statische Bestimmtheit räumlicher Fachwerke: Anzahl der Stäbe + Anzahl der Lagerreaktionen = 3 . Anzahl der Knoten Auch hicr gilt: Dic Erftillung dieser notwendigen Bedingung ist keine Garantie für die Tragfahigkeit des Fachwerks. Untaugliche Konstruktionen äußern sich durch Widersprüche in den Gleichgewichtsbedülgungen. Das schon für ebene Fachwerke universell einsetzbare Knotenschnittverfahren (siehe Seite 81) muss für die räumlichen Fachwerke nm leicht modifiziert werden: Rundumschnitte um sämtliche Knoten, so dass alle an den Knoten angrenzenden Stäbe geschnitten werden, liefern zentrale räumliche Kraftsysteme, und für jeden Knoten können drei Gleichgewichtsbedingungen formuliert werden. Dabei sollte man konsequent an jedem Knoten für jeden Stab nach folgendem Algorithmus vorgehen: Die Lage eines Stabes 5 im Fachwerk und seine Länge ls werden eindeutig durch die Koordinaten seiner beiden Knoten festgelegt (Abbildung 8,6). Das kartesische Koordinatensystem, auf das sich diese Angaben beziehen, kann beliebig gewählt werden. Die in Stablängsrichtung wirkende Stabkraft (mit dem Betrag Fs) wird an bei den Knoten als Zugkraft angetragen (Pfeilspitze weist vorn Knoten weg). Der Kraftvektor am Knoteo i kann dalU] mit Hilfe der Richtungskosinusse aufgeschrieben werden:

xi

y,

Yj

Abbildung 8.6: Stab S mit den KnOlen i und j

(8.5)

Man beachte: Die Richtungskosinusse (Quotient aus Koordinatendifferenz und Stablänge) werden ausschließlich aus den geometrischen Informationen (Knotenkoordinaten) gewonnen. Am Knoten j hat die Stabkraft gerade die entgegengesetzte Richtung, was sich durch Umkehrung der Koordinatendifferenzen bei der Berechnung der Richtungskosinusse automatisch ergibt, so dass man folgende einfache Regel fw: das Aufschreiben des Stabkraft-Vektors des Stabes 5 am Knoten i formulieren kann:

8 Räumliche Probleme

116

oe:> Flir jeden Stab S am Knoten i kann der Stabkraft-Vektor nach 8.5 aufgeschrieben werden, wenn der andere zum Stab S gehörende Knoten als Knoten j betrachtet wird.

Mit dem Stabkraft-Vektor sind die drei Komponenten in Ricbtung der gewäWten Koordinaten gegeben, lind mit allen an einem Knoten angreifenden Stabkräften können die drei Gleichgewichtsbedingungen für den Knoten formuliert werden.

I

Beispiel I_ _ _..I Das abgebildete Fachwerk besteht aus fünf Stäben, die in der Horizontalebene als Rechteck mit einer Diagonalen angeordnet sind, und vier weiteren Stäben, die zu einem Knoten zusammenlaufen, der senkrecht über dem Mittelpunkt des Rechtecks in der Horizontalebene liegt.

D

Das Facbwerk ist durch drei Stäbe (einwertige Lager) bei ß, C und D gelagert und im Punkt A durch ein räumliches Festlager (kann drei Kraftkomponenten aufnehmen) abgestUtzt. An einer Ecke des Fachwerkes werden die Kräfte Fl, F2 und F3 eingeleitet.

9

6

7

2a

3a IV A

Gegeben:

Man berechne die Stabkräfte der Stäbe I bis 9, die Kräfte in den Lagerstäben und die Lagerreaktionen bei A. Flir die 15 Unbekannten (9 Stabkräfte, 3 Kräfte in den Lagerstäben und 3 Kraftkomponenten am Lager A) stehen an jedem der Knoten I bis V drei Gleiebgewiehtsbedingungen zur Verfiigung: Die notwendige Bedingung für die statische Bestimmtheit ist erfüllt. Mit dem Koordinatensystem. dessen Ursprung im Knoten I liegt (Skizze neben der Tabelle). haben die 5 Knoten die in der folgenden Tabelle zusammengestellten Koordinaten:

x y

z

I

ff

III

IV

V

0 0 0

a 1,5a 3a

0 3a 0

2a 0 0

2a 3a 0

Die Abbildung 8.7 zeigt die Rundumschnitte um alle flinf Knoten. Das Aufstellen der Gleichgewichtsbedingungen soll am Beispiel des Knotens I erläutert werden:

117

8.2 Räumliche Fachwerke

Die drei äußeren Kräfte F I , F2 und F3 und die Stabkräfte Fss und FS9 liegen in Richtung einer der definierten Koordinatenachsen und müssen nicht in Komponenten zerlegt werden. Für die Stabkraft des Stabes I wird 8.5 aufgeschrieben (Knoten j ist hier Knoten 1/):

!f

Für die Stabkraft des Stabs 6 muss 8.5 mit Knoten V als Knoten j und 16 = V13a formuliel1 werden. Mit den direkt aufzuschreibenden Vektoren der Stabkräfte der Stäbe 8 und 9 lauten also die Vektoren der 4 Stabkräfte am Knoten I:

-

FSI =

[

v

F'S2

mit LI = 3,5a.

1;51 ]

F, IV

'A3 Abbildung 8.7: Rundumschnitte um die 5 Kno[cn

2] 3 F [OV13

f'SI

S6

3,5

1ss

=

[~]

1S9 =

Fss

[~]

FS9

Nun können die drei Gleichgewichtsbedingungen für den Knoten I aufgeschrieben werden:

1 3 5 FS I 1.5 F

x'\,

y/, ZT

D

SI

+ +

0

1I3FS6

+

Fss

k FS6

-FI

+ FS9 =

F2 F3

-h,Fsl

Auf gleichem Wege kommt man zu den Gleichgewichtsbedingungen der übrigen Knoten. Für den Knoten 11 ergibt sich:

x'\,

--"-3.5 FSI _.!.2 FSI 3.5 _2- FSI

y/, ZT

3,5

+

1 3:5 F51 + /5 FS3 - 3 5 FS4 F 1.5F:S3 + .!.2 .!.2 3.5 F:51 + 3,5 3.5 S4 3:5 F51 -

/5 FS3 -

l5 FS4

=0 =0

+

FB = 0

Die restlichen Gleichgewichtsbedingungen sind etwas einfacher:

fsFS 4 +FS5 =0;

KIloteIl 11/: Klloten IV: Klloten V:

FAI -FS5 -

-

-FS9+Fe- JjFS4 =0;

-h,FS4 =0.

F,\7 - FA2 + ~; F51 = 0 ; 335 F51 - FA 3 = 0 . FS6 _.!.2 F = 0 ; FS3 = 0 ; -F,\7 - --b FS3 + Fo = 0 . v 13 3.5 S3

Fss - 315F51 = 0 ;

frJ FS6 -

1 35

l5

8 Räumliche Probleme

118

Diese fünfzehn Gleichungen lassen sich durchaus noch "per Handrechnung" lösen: Slab 4 iSI ein Nullstab (als einziger Stab am Knoten 11/, der nicht in der Horizontalebene liegt) und damit auch Stab 5. Das Ergebnis für FSI ist aus dem "z-Gleichgewicht" des Knotens / abzulesen, und mit diesen bekannten Kräften entkoppeln sich die Gleichungen so, dass maximal 2 Gleichungen mit 2 Unbekannten als "System·' zu behandeln sind. Wenn die Aufgabe nur unwesentlich komplizierter wird, gilt das natürlich nicht mehr, und man sollte für die Lösung des Gleichungssystems den Computer bemühen. Für das behandelte Beispiel findet man unter www.TM-aktuell.de die Lösung mit verschiedenen Software-Produkten. Bei Nutzung einer Software, die symbolisch rechnen kann, erscheinl das Ergebnis in Abhängigkeit von den Kräften F1, F2 und /;3 (Ergebnis mit Maple siehe Abbildung 8.8). Aber aucb eine rein numerische Rechnung kann das Ergebnis ohne Vorgabe von Zahlenwel1en für die Belastung erzeugen. Dafür muss die rechte Seite des Gleiebungssystems wie folgt in drei Vektoren zerlegt werden (Ergebnis mit Matlab siehe Abbildung 8.9):

Abbildung 8.8: Das Ergebnis der symbolischen Berechnung mit Maple enthält die Kräfte FI. F2 und F.1 als Symbole (die seh.r kleinen Zahlenwerte resulljeren aus RUl1dungsfehlern).

Abbildung 8.9: Das Ergebnis der numerischen Berechnung mit Matlab besteht aus drei Vektoren.

die mit FI , F2 bzw. f3 multipliziert lind dann ad· dielt werden müssen.

8.3 Allgemeines Kraftsystem

119

8.3 Allgemeines Kraftsystem Kräfte dürfen im Raum (am starren Körper) wie in der Ebene nur entlang illrer Wirkungslinie verschoben werden (I. Axiom), und zwei Kräfte dürfen nacll dem Parallelogrammgesetz wie Vektoren addiert werden (2. Axiom). Die im Abschnitt 1.2 vorgestellten vier Axiome sind selbstverständlich die vollständige Basis auch für die dreidimensionalen Probleme der Statik. Schon bei den Kräften aber kann eine zusätzliche Schwierigkeit auftreten: Die Wirkungslinien zweier Kräfte im Raum brauchen sich auch dann nicht zu schneiden, wenn sie nicht parallel sind ("windschiefe" Geraden). Noch etwas schwieriger sind die Überlegungen, die mit dem Verhalten von Momenten verknüpft sind. Ihnen wird deshalb ein gesonderter Abschnitt gewidmet.

8.3.1 Momente An drei einfachen Beispielen wird die Verschiebbarkeit von Momenten und die Möglichkeit der Zusammenfassung von Momenten zu einem resultierenden Moment untersucht:

a)

b)

Abbildung 8.10: Getriebegehäuse als "Black box", die Wirkungen an Antriebs- und Abtriebswelle werden durch Momente repräsentiert. über das .,Jnnenleben" des Getriebes ist nichts bekannt Für die drei in Abbildung 8.10 dargestellten Getriebegehäuse sollen jeweilS die resultierenden Belastungen ermittelt werden, die von ihnen auf die Fundamente aufgebraellt werden (benötigt z. B. flir die Auslegung der Fundamentschrauben). Neben dem Eigengewicht, das hier nicht betrachtet werden soll, besteh1die Belastung nur aus den Drehmomenten der beiden Wellen, die in das Getriebegehäuse hineingehen. Nach dem "Wegschneiden der Wellen" müSsen die (von den Wellen auf das Geh.äuse wirkenden) Momente MI und M2 angetragen werden (Erinnerung an das Schnittprinzip: Was im Inneren des Getriebegehäuses passiert. ob und wie viel Stirnräder, Kegelräder, ob überhaupt Zahnräder oder Reibräder oder Keilriemen die Drehbewegung umformen, ist flir diese Betrachtung völlig unerheblich). Tm Fall a liegen die beiden Momente in einer Ebene. Dieses Problem wurde bereits im Abschnitt 3.3 behandelt: Momente dürfen beliebig in der Ebene verschoben und damit natürlich auch addiert (bei entgegengesetztem Drehsinn subtrahiert) werden. Die resultierende Belastung ist das resultierende Moment

8 Räumliche Probleme

120

2F*

Abbildung 8.1 J: Bei der Verschiebung eines Kräflepaars in eine parallele Ebene änden sich seine Wirkung nicht

Im Fall b liegen die bei den Momente in unterschiedlichcn (abcr parallclen) Ebenen. Es wird deshalb zunächst untersucht, ob und unter welchen Voraussetzungen z. B. das Moment Mz in die Ebcnc dcs Momcntcs MI vcrschoben wcrdcn darf. Dazu wcrdcn entsprcchcnd Abbildung 8.11 einige erlaubte Operationen (auf der Basis der Axiome der Statik) ausgefLihrt: • Moment Mz wird durch ein beliebiges (statisch äquivalentes) Kräftepaar ersetzt: Mz = Fa. • In einer parallelen Ebene wird cin Gleichgewichtssystem aus vier gleich großen Kräften F crgänzt, dcssen Wirkung auf dcn starrcn Körper natürlich statisch neutral ist. • Schließlich werden je zwei Kräfte der beiden Ebenen zu einer Resultierenden zusammengefasst: Die in der Skizze mit einem Stern gekennzeichneten Kräfte haben gleichen Richtungssilln und gleichen Betrag und liegen auf parallelen Wirkungslinien. ihre Resultierende 2F* liegt in einer Mittelebene zwischen den Ebenen, in denen die bei den Kräfte F' liegen. In gleicher Weise werden die beiden mit einem Querstrich gekennzeichneten Kräfte zusammengefasst. Die beiden neuen Resultierenden in der Mittelebene sind gleich groß und entgegengesetzt gerichtet, so dass sich ihre Wirkungen aufheben. Es bleibt ein Kräftcpaar in der zur ursprünglichen Ebene parallelen Ebene übrig: Mz darf in die Ebene des Moments MI verschoben werden. und das Ergebnis dieser Überlegungen darf verallgemeinert werden: Am starren Körper darf ein Moment entlang der Drehachse und parallel zu dieser verschoben werden, die Richtung der Drehachse und die Drehrichtung bleiben jedoch erhalten. Am starren Körper angreifende Momente sind also wesentlich "beweglicher" als Kräfte. Da Mz in die Ebene von MI und innerhalb dieser Ebene dann auch noch beliebig verschoben werden darf, ergibt sich die resultierende Belastung auch im Fall b zu MR =M 1 +Mz

Festzuhalten ist, dass diese besonders einfache Art der Zusammenfassung zweier Momente zu einem resultierenden Moment die Parallelität der Drehachsen der Momente voraussetzt. Diese Bedingung ist im Fall c nicht mehr erfüUt. Nach den bereits bekannten Aussagen ist die Frage, ob sich die beidcn Drehachsen der Momente in einem Punkt schneiden, natiirJich belanglos, weil die Momente ja innerhalb der Ebenen. in denen sie wirken, ohnehin beliebig verschoben werden dürfen. Die Möglichkeit, diese beiden Momente zu einem reSlLltierenden Moment zusammenzufassen, wird mit nachfolgendem Gedankenexperiment untersucht:

8.3 Allgemeines Kraftsystem

121

Abbildung 8.12: Ersetzen der Momente durch Kräftepaare

• Die Momente in beiden Ebenen werden durch Kräftepaare MI = PI a,

M2 = P2a

ersetzt. Dabei ist der Abstand a beliebig, aber für beide Kräftepaare gleich groß zu wählen. Die vier Kräfte werden (Abbildu.ng 8.12, rechte Skizze) bis an die Schnittgerade der beiden Ebenen verschoben.

~,

/l

l

I I

I FR I

...... ,

1

,

a

1

J

FR

,-

• Jeweils zwei Kräfte FI und F2 können nach dem Parallelogrammgesetz zu einer Resultierenden PR zusammengefasst werden. Die Resultierenden liegen in einer anderen, beide aber in der gleichen Ebene. Sie bilden ein neues Kräftepaar, das resullierel1de Momell/ der beiden Momente MI und M2. • Unter der speziellen Annahme, dass die bei den Ebenen, in denen MI und Mz wirken, senkrecht zueinander sind, kann der Betrag der Resu.llierenden berechnet werden:

Abbildung 8.13: Zusammenfassen der Kräftepaare zu ei·

PR= VP?+Pl

nern resultierenden Moment

Damit ist auch der Betrag des resultierenden Moments für den Fall c bekannt:

Dem aufmerksamen Leser wird nicht entgangen sein, dass bei den vorangegangenen Überlegungen gar nicht vorausgesetzt werden musste, dass die beiden Ebenen senkrecht zueinander sind. Die Kräfte, die das resultierende Kräftepaar bilden, entstanden vielmehr nach dem bekannten Paralle Iogrammgesetz. Da zwei Ebenen, die nicht parallel sind (der Spezial fall paralleler Ebenen ist ohnehin besonders einfach, siehe Fall b), als Schnittlinie immer eine Gerade haben, ist damit das Problem der Zusammenfassung von Momenten zu einem resultierenden Moment allgemein gelöst: Momente addieren sich ganz ähnlich wie Kräfte, LInd es ist desbalb naheliegend, auch die Momenle als VeklOren zu definieren, zumal sie alle Eigenschaften von Vektoren aufweisen. Wie eine Kraft ist ein Moment gekennzeichnet durch einen Betrag (gemessen z. B. in der Maßeinheit Nm), eine RichlUllg (Richtung der Drehachse) und einen Riclllul1gssinn (Drehsinn).

122

8 Räumliche Probleme

Zur Unterscheidung von den Kraftvektoren werden bei Mo· mentvektoren zwei Pfeilspitzen gezeichnet. Die Lage des Pfeils legt die Drehachse des Moments fest, die Richtung der Pfeilspitzen kennzeichnet die Drehrichtung (Drehsinn): Eine Rechtsschraube würde sich bei entsprechender Drehung in die Richtung bewegen, die die Pfeilspitlen andeuten.

Abbildung 8.14: Das Moment als Vektor

Die Rechtsschraltben·Regei (für denjenigen, der mit der technischen Praxis noch nicht so vertraut ist: "Korkenzieher-Regel") ist anschaulich auch als Rechte-Falts/-Regel zu formulieren: Zeigt der abgespreizte Daumen der rechten Faust in Richtung der Pfeilspitzen. dann zeigen die übrigen Finger die Drehrichtung an. Im Gegensatz zu den linienflüchtigen Kraftvektoren (Verschiebung ist nur entlang der Wirkungslinie erlaubt) sind die Momentefreie Vekto· ren, die zusätzlich parallel verschoben werden dürfen. Im Unterschied zu den "Rundpfeilen", mit denen bisher die Momente dargestellt wur· den, gilt: Der Momentvektor steht senkrecht auf der Ebene. in der das äquivalente Kräftepaar liegt. Nach den Überlegungen, die zum Einführungsbeispiel c angestellt wurden, ist wohl einsehbar, dass man die beiden Momente besonders einfach (wie in Abbildung 8.15 in den oberen drei Skizzen dargestellt) addicren kann. Darunter sind noch einmal (in der ..Draufsicht") ein Kräfteparallelogramm, wie es bei der Betrachtung mit den Kräftepaaren auftrat, und das Momentenparallelogramm skizziert. Die Längen der Kräfte und Momente sind proportional (Proportionalitätsfaktor ist der gewählte Abstand a). das Momentenparallelogramm ist gegenüber dem Kräfteparallelogramm um 90° gedreht. Da die Momente freie Vektoren sind. können alle an einem starren Körper angreifenden Momente zu einem resultierenden Moment zusammengefasst wcrdcn (im Gcgensatz zu den Wirkungs linien der Kräfte sind "windschiefe" Drehachsen kein Problem).

r-

M,!

M

\M~

Abbildung 8.15: Momen.

Weil Momente wie Vektoren addiert werden dürfen, können sie natiir- te werden wie Vektoren lieh auch in Komponenten zerlegt werden. Für die analytische Lösung addiert. des Problems, ein resultierendes Moment zu ermitteln, wird dies genutzt: Man zerlegt zunäehst jedes Moment in drei Komponenten (bezogen auf ein kartesisches Koordinatensystem), addiert die Komponenten, die in jeweils eine Richtung fallen, zu Teilresultierenden, die schließlich zum resultierenden Moment zusammengefasst werden (wie beim zentralen Kraftsystem).

8.3 Allgemeines Kraftsystem

123

8.3.2 Das Moment einer Kraft Die im Abschnitt 3.4 eingeführte Definition für das Momel1l einer Kraft bezüglich eines PunkTes ("Moment = Kraft· Hebelarm") und der Begriff Hebelarm (kürzeste Verbindung vom Bezugspunkt zur Wirkungslinie der Kraft) bleiben auch bei dreidimensionaler Betrachtung gültig. ALlerdings können die damit verbundenen geometrischen Überlegungen recht komplizien werden, zumal eine Frage hinzukommt: In welcher Ebene wirkt das Moment bzw. welche Lage nimmt die Drehachse im Raum ein? Bei ebenen Problemen ist die Antwon klar: Kraft, Hebelarm und das durch die Kraft hervorgerufene Moment liegen in der Ebene, die Drehachse des Moments steht senkrecht auf der Ebene (und ist deshalb auch in den Skizzen nicht zu sehen). Nach den Betrachtungen im vorigen Abschnitt ist einsehbar, dass auch diese Aussage auf das räumliche Problem übenragen werden kann: Das Moment, das eine Kraft bezüglich eines Punktes hervorruft, wirkt in der Ebene, die von der Wirkungslinie der Kraft und dem Hebelann aufgespannt wird. Seine Drehachse steht senkrecht zu dieser Ebene. Ocr allgemeine Fall liegt vor, wenn eine beliebige Kraft im Raum (gegeben durch ihre drei Komponenten Fx , F, und Fz) an einem beliebigen Punkt (gegeben durch seine drei Koordinaten r.,., r" und rz) angreift, gefragt wird nach der Momentw;rkung bezüglich des Nullpunktes (Abbildung 8.16). Die Wahl des Nullpunktes als Bezugspunkt ist keine Einschränkung der Allgemeinheit: Man legt das Bezugskoordinatensystem (willkürlich) in den Bezugspunkt. Zur Vereinfachung der Betrachtung wird zunächst nur die Momentwirkung einer Komponente untersucht: Die Kraftkomponente F" wird entlang ihrer Wirkungslinie (von Punkt CD nach@)verschoben, so dass ihr Angriffspunkt in der y-z-Ebcne liegt, ihr Hebelarm bezüglich des Nullpunktes ist die Diagonale des Rechtecks mit dcn Sciten rl' und r,. Die Drchaehse steht senkrecht auf der Ebene, die diese Diagonale und Fx aufspannen. Noch übersichtlicher wird die Betrachtung, wenn man F, konsequent weiter parallel zu den Koordi.natenachsen verschiebt: Bei Parallelverschiebung von @ nach @ (um die Strecke rJ muss natürlich das VerseTzungsmOmenT Fxr, zusätzlich angetragen werden. ScWießlich kommt bei der Parallelversehiebung in den Nullpunkt noch das Versetzullgsmoment F"ry hinzu.

z

Fy

1'; r'

y

F

Fx Tz

x 2

z

Abbildung 8.16: Moment einer Kraft bezüglich des Nullpunkts

Die Pfeilspitzen der Momentvektoren entsprechen der vereinbarten Rechtsschraubenregel.

8 Räumliche Probleme

124

Die Verschiebung einer Kraftkomponente, die zur x-Achse parallel ist, in den Nullpunkt erzeugt also zwei Komponenten des Versetzungs moments um die beiden anderen Achscn. Die Momentwirkung der Komponente r"'x bezüglich des Nullpunktes ist das aus diesen beiden Komponenten zu bildende Momcnt. Entsprechende Ergebnisse erhält man bei der Untersuchung der Momentwirkung der beiden anderen Kraftkoll1ponenten. Wenn die Momentkomponenten, deren Pfeilspitzen in Richtung der Koordinatenachsen zeigen, als positiv angenommen werden, können die Ergebnisse dieser Überlegungen zusam.mengefasst werden zu den

Komponenten der Momentwirkung einer Kraft bezüglich des Nullpunktes: (8.6)

c:> Das durch die drei Komponenten 8.6 definierte Momelll (der Momentvektor) ist das Momelll einer Krafl bezüglich eines Punktes.

c:> Einc cinzelne Komponente (Momentvcktor in Richtung einer Koordinatenachse) ist das Moment einer Krafl bezüglich einer Achse. Da die Lage der Bezugsachsen im Allgemeinen beliebig festgelegt werden darf. kann häufig ausgenutzt werden. dass eine Kraft kein Momenl bezüglich einer Achse hai, wenn • die WirkungsJinie der Kraft parallel zur Achse verläuft (Fx hat z. B. keine MOll1entwirkung um die x-Achse) oder • die Wirkungslinie der Kraft die Achse schneidet, weil dann der Hebelarm Null ist. Die durch 8.6 gegcbenen Komponenten des Momentvektors lassen sich formal (und damit bei komplizierter Geometrie wesentlich übersichtlicher) mit Hilfe des Vektorprodukts ermitteln: Die drei Koordinaten des Kraftangriffspunktes werden zum ürtsvektor zusammengefasst. Dann erhält man das Moment einer Kraft bezüglich des Nullpunktes:

mit

c~

r=

rx ] [

~~

und

(8.7)

Das Vektorprodukt ist nicht kommutativ (Reihenfolge der Faktorcn darf nicht vertauscht werden). Wenn die in 8.7 angegebene Reihenfolge der Faktoren gewählt wird, ergibt sich der Momemvektor automatisch mit der durch die Rechtsschraubenregel definierten Richtung.

c:> Das Vektorprodukt errechnel man z. B. nach der Detcrminamenregel. Mit den Einheitsvektoren e'y und i: in Richtung der drei Koordinatenachsen gilt (man erkennt, dass die Kom-

e.,.

ponenten des Momentvektors identisch sind mit denen, die entsprechend 8.6 aus der Anschauung gewonncn wurden):

8.3 Allgemeines Kraftsystem

125

[~ ]

=

e:. ey iz =

r x F=

rx

fy

rz

Fx Fy

Fz

(8.8)

if., (ryF, - rzFy) + ey (rfx - rxF,) + e, (r.,Fy - r,Fx )

I

Iz

Beispiel 1: I_ _ _....I An elnem Quader mit den Abmessungen a, bund c greifen wie skizziert drei Kräfte an. Gegeben:

I , ~y

a, b, C. F 1 , F2, F3.

'---,

--

a) Man berechne das resultierende Moment der drci

Kräfte bezüglich des Punktes A.

B

A

a

b) Wie groß müsste F3 sein, so dass kein resultierendes Momelllum die Achse A-B wirkr7

C

b

~I

,x

a) In dem gewählten (und in der Skizze angedeuteten) Koordinatensystem liegen alle Kräfte

parallel zu den Achsen, so dass ihre Momentwirkungen aus der Anschauung aufgeschrieben werden könnten. Es wixd trotzdem der formale Weg über das Vektorprodukt gewählt (und die Anschauung dient der Kontrolle):

MresA

=

~.

ey

iz

a

0 0

0

0

-FI

+

e..:

ey

fz

a F2

0 0

c 0

= e;.a F1 + eyc F2 - ""cF3 =

[

+

""0 0

ey iz b F3

c 0

-F3C ] Fla ~ F2C

Der resultierende Momentvektor hat keine z-Komponente, weil die Wirkungslinie von F 1 parallel zur z-Achse liegt und die Wirkungslinien von F2 und F3 die z-Achse schneiden. b) Die Momentwirkungen der drei Kräfte um die Achse A-B (Raumdiagonale des Quaders) sind

anschaulich nur mühsam zu ermitteln. Auch hier empfiehlt sich die Vektorrechnung: Der resultierende Momentvektor hat dann keine Komponente in Richtung der Achse A-B, wenn er senkrecht auf ihr steht. Zwei Vektnren sind dann senkrecht zueinander, wenn ihr Skalarprodukt (Summe der Produkte der Vektorkomponenten) verschwindet. Das Skalarprodukt aus dem Vektor der Raumdiagonalen J und dem resultierenden Momentvektor liefert:

8 Räumliche Probleme

t26

8.3.3 Äquivalenz und Gleichgewicht Im vorigen Abschnitt wurde gezeigt, dass am starren Körper jede Kraft in einen beliebigen Punkt verschoben werden d3lf, wenn das entsprechende Versetzungsmoment (Moment der Kraft bezüglich dieses Punktes) zusätzlich angetragen wird. So können alle Kräfte auf ein zentrales Kraftsystem reduziert und dieses durch eine Resultierende ersetzt werden. Die am starren Körper angreifenden Momente können ohnehin frei verschoben und natürlich auch zu einem resultierenden Moment zusammengefasst werden, so dass ein beliebiges allgemeines räumliches Kraftsystem äquivalent ist mit einer resultierenden Kraft und einem resultierenden Moment. Eine weitere Reduktion ist im Allgemeinen nicht möglich. Im Unterschied zum allgemeinen ebenen Kraftsystem, das immer auf eine resultierende Kraft oder ein resultierendes Momem reduziert werden kann (Abschnitt 3.5), lässt sich das alJgemeine räumliche Kraftsystem im Allgemeinen nur auf eine resultierende Kraft und ein resultierendes Moment reduzieren. Durch geeignete Parallelverschiebung der resultierenden Kraft kann man immer ein zusätzliches Versetzungsmoment so erzeugen, dass bei der Addition mit dem vorhandenen resultierenden Moment schließlich die resultierende Kraft und das resultierende Moment die gleiche vektorielle Richtung haben. Man nennt ein solches Paar DynGme (Kraftschraube). Diese Zusammenfassung liefert jedoch außer einer gewissen Anschaulichkeit der Gesamtwirkung einer Kräftegruppe auf den starren Körper im Allgemeinen kaum nennenswene Voneile. Ein stafTer Körper befindet sich unter der Wirkung eines allgemeinen räumlichen Kraftsystems im Gleichgewicht, wenn weder eine resultierende Kraft noch ein resultierendes Moment auf ihn wirkeI], Da ein Vektor nur dann verschwindet, wenn jede Komponente für sich Null ist, können die Gleichgewichtsbedingungen zum Beispiel so formuliert werden:

<>

Summe aller Kraftkomponenten in Richtung von drei zueinander onhogonalen Achsen gleich Null (3 Gleichungen) und

'e:> Summe aller Momente um drei zueinander orthogonale Achsen gleich Null (3 weitere Gleichungen). Natürlich sind die Richtungen für die Kraft-Gleichgewiehtsbedingungen und die Achsen fü.r die Momenten-Gleichgewiehtsbedingungen frei wählbar, sie müssen auch nicht unbedingt onhogonal zueinander sein. Auch darf man wie beim ebenen Problem die Kraft-Gleiehgewiehtsbedingungen durch zusätzliche Momenten-Gleiehgewichtsbedingungen ersetzen. Es gibt aber wie beim ebenen Problem einige Einschränkungen dieser Freiheiten (z. B. dü,fen nicht drei parallele Momenten-Bezugsachsen gewählt werden), deren Nichtbeadltung auf Gleiehungssysleme mit singulärer Koeffizientenmatrix führen. die dann nicht eindeutig lösbar sind. Bei der Handrechnung ist dies unbedeutend: Wenn es bei der Lösung bemerkt wird, musS eine zusätzliche Gleichgewichtsbedingung formuliert werden. Für die Computerreehnung ist dies ein sehr unangenehmer Effekt. Ein absolut sicherer Weg, tUr ein statisch bestimmtes Problem ein lösbares Gleichungssystem zu erhalten, ist: Man wählt drei senkrecht aufeinander stehende Richtungen und fonlluliert die folgenden

8.3 Allgemeines Kraftsystem

127

Gleichgewichtsbedingungen fiir das allgemeine räumliche Kraftsystem:

[F" = 0

[F;y = 0

[M;.-=O

[M,y=O

[F;, = 0

i i

(8.9)

[Mi' =0

oe:> Im allgemeinen Fall des räumlich belasteten und gelagerten Körpers können also sechs un-

bekannte Größen aus sechs Gleichgewichtsbedingungen berechnet werden. oe:> Für die Formulierung der Momenten-Gleichgewichtsbedingungen bezüglich der drei Ach-

sen wird auf die Formeln 8.6 verwiesen. Bei kompliziener Geometrie sollte man sogar das vektorielle Aufschreiben der Momente nach 8.7 bevorzugen.

I

Beispiel 2: I_....;_ _.... Das aus 9 Stäben gebIldete Raumfachwerk (Rechteck mit einem Diagonalstab als Basisebene und vier Seilenstäbe) ist ein starrer Körper (vgl. das Beispiel im Abschnitt 8.2), der statisch bestimmt durch sechs Stützstäbe gelagert wird. Gegeben:

F, = F2 = F) = F. a.

o

3a

Zu berechnen sind die Kräfte in den Lagerstäben Abis F. Durch das Schneiden der Stützstäbe wird der starre Körper von äußeren Bindungen getrennt. An den Schnittstellen werden die Stabkräfte als Zugkräfte angetragen. Da das Fachwerk bei der Berechnung der Lagerreaktionen wie ein starrer Körper behandelt wird, genügt es, seine Geometrie vereinfacht zu erfassen (Abbildung 8.17).

A

3a

2a

c

B

Es gelingt, die Stützkräfte nacheinander aus Gleichungen zu berechnen, die jeweils nur eine unbekannte Kraft enthalten. Das Kräfte-Gleichgewicht in Richtung der Kraft FF FF - F, = 0 liefert: FF = F. Die Momentensumme um die Achse I-IV Fe3a - F23a+F) I ,5a = 0 liefert: Fe = 0.5 F. Die Momentensumme um die Achse IV- V -FA2a+F,3a-FJa=0 liefert: FA =F. Die Momentensumme um die Achse I-JlI (Fn + Fe l2a + F, 3a+ F3a = 0 liefert:

2a

Fn = -2,5F.

Die Momentensumme um eine vertikale Achse durch V FE 2a - F, I, 5a - 1'2 a = 0 Iieferl: FE = 1,25 F .

Abbildung 8.17: Information

Die Momentensumme um eine vertikale Achse durch I -FF3a - Fo2a + F, 1,5a + F2a = 0 liefert: Fo = -0,25F.

Gleichgewichtsbedingungen

ftir

das

FormuJieren

der

128

8 Räumliche Probleme

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 Die belden Zahnräder mJt den TeIlkreisdurchmessern d l und d2 des skizzierten Stirnradgetriebes besitzen eine Geradverzahnung. Das Verhältnis der radial zu übertragenen Kraft F, zur tangential Zu libertragenen Umfangskraft F" ist durch F, 0 - = tan20

I

I

..l..A

B..l..

MI

=;=--+------;::~--

F"

gegeben. Die Welle AB wird durch das Antriebsmoment M] belastel. a Gegeben: d], d2, M], }j = 0,8.

I

I

M2

T

T

I I I ..L

I I I ..L

--=--.O=---+---=--.;='

Man ermillie

a

a) F, und Fu ,

b

b) das Abtriebsmoment M2, c) die resultierende Lagerkraft bei B.

1~

_2=-0=--0

Die Getriebewellen werden freigeschnitten und sämtliche an ihnen wirkenden Kräfte und Momente angetragen (Skizze unten rechts).

Mindestens ein Lager pro Welle müsste drei Lagerkraftkomponenten aufnehmen können. Da keine Längshelastung in WellenrichlUng wirkt. wird hier auf die dritte Komponente verzichtel. a) Das Momenten-Gleichgewichl um eine Achse, die durch

die Mittellinie der oberen WelJe verläuft, und die gegebene Beziehung zwischen Radial- und Umfangskraft liefern:

-

b) Mit der bekannten Umfangskraft am unteren Zahnrad lie-

fert das Momenten-Gleichgewicht um die Achse der unteren Welle das Abtriebsmomenl:

c) Die Komponenten der Lagerkraft des Lagers B gewinnt man aus zwei Momenten-Gleiehgewichtsbedingungen um eine horizontale bzw. vertikale Achse im Punkt A:

F,a+F8y (a+b) =0 MI a 0 FBV = -2---lan20

d , a+b

F"a - FBfI(a+b) = _

f 8H

MI

a

=2--d l a+b

° -

FR =

JF§H + F§y

M, F8 =0,946-.

d]

8.4 Schnillgrößen

129

8.4 Schnittgrößen Da bei einem allgemeinen räumlichen Kraftsystem Gleichgewicht nur bei ErtUllung von sechs Gleichgewichtsbedingungen hergestelll werden kann, sind in einem beliebigen Schnilt sechs SChnittgrößen anzutragen. die mit dem Kraftsystem des abgeschnittenen Trägerteils wieder eine Gleichgewichtsgruppc bilden. Es sind drei Schnitt kräfte und drei Schnittmomente. Ein Rechtssystem (x, y und z wie ..Daumen, Zeigefinger, Mittelfinger der rechten Hand") wird so eingeführt, dass die z-Aehse (wie beim ebenen Problem) in Richtung der Trägerlängsachse liegt (Abbildung 8.18). Die Scbnittgrößen werden nun so definiert, dass sie sowohl in der y-z-Ebene als auch in der x-z-Ebene mit der Definition I1ir das ebene Problem übereinstimmen. Dazu muss man sich die beim ebenen Problem eingeführte Bezugsfaser jeweils auf der Seite des Trägers vorstellen, zu der die y- bzw. die x-Achse zeigt (in der Skizze also

x

Abbildung 8.18: Sehniugrößen um Träger im Raum

"unten" bzw. "vorn").

• Die Normalkraft FN wird positiv als Zugkraft definiert. • Die positiven Querkräjte FQx bzw. FQy sind am positiven Sehniltufer (Sehnitlufer auf der Seite, auf der das Koordinatensystem liegt) zur ,.Bezugsfaserseite" gerichtet (Richtungen der x- bzw. y-Koordinate). • Die Biegemomeme Mbx bzw. cken (auf Zug belasten).

Mby

sind positiv, wenn sie die jeweilige Bezugsfaser stre-

Diese fünf Schnittgrößen sind vom ebenen Problem her bekannt. Ein um die Trägerlängsachse drehendes Moment ist jedoch neu: • Als sechste Sehniltgröße wird das Torsiollsmoment M, definiert, dessen Pfeilspitzen (wie die Pfeilspitze der Normalkraft) stets vom Schniltufer weg zeigen. Bei der Definition der Schnittgrößen ist ein Kompromiss unumgänglich: Dem Nachteil der hier gewählten Vereinbarung, dass nur fünf Schnittgrößen am positiven Schnittufer mit ihren Pfeilspitzen den gewählten Koordinatenricbtungen folgen, während Mby der y-Achse entgegengerichtet ist, steht der Vorteil gegenüber, dass die Definition in den beiden Ebenen x-z und y-z gleiche RichlUngen für die Schniltgrößen zeigt. Es ist deshalb oft ratsam, das räumliche Problem durch Betrachtwlg von zwei ebenen Problemen zu behandeln. wobei das im ebenen Fall nicht auftretende Torsionsmoment nicht vergessen werden darf.

8 Räumliche Probleme

130

Ein Vergleich der nachfolgend in den beiden Ebenen gezeichneten Schnittgrößen für das räumliche Problem mit der Der,nilion rur das zweidimensionale Problem auf Seite 97 zeigt die Übereinstimmung:

~~ft~ Ix

FQx

Abbildung 8.19: Die Der,nilion der Schniltgrößen für den räumlich belasteten Träger stimmt in beiden Ebenen mit der Definition rur das ebene Problem (AbschniLl 7.1) überein.

I

Beispiel: I_....;_ _ EIIl zweifach abgewinkeltes Tragwerk ABCD ist bei C durch ein "räumliches Festlager" (kann Kraftkomponenten in drei Richtungen aufnehmen) und die drei Stäbe I, 2 und 3 gelagelt. Die TeileAB und BC bzw. BC und CD stehen jeweils senkrecht aufeinander, ebenso die Ebenen ABC und BCD. Gegeben:

2

3

B

D

A

a

2a

c 1,5a

a, Cfo, F = qo a.

Man ermittle die Lagerkräfte bei C und die Stabkräfte Fs l , FS2 und FS3 sowie die SchnittgröBenverläufe in den Abschnitten AB. BC und CD. Die sechs Lagerreaktionen (drei Kraftkomponenten am festen Lager und drei Stabkräftc) werden mit Hilfe von sechs Gleichgewichtsbeziehungen am Gesamttragwerk ermittelt. Für die Kräfte am Festlager deuten die Indizes die Raumrichtung eines Stabes an (z. B.: Index I - Lagerkraftkomponente des Lagers C parallel zu Stab I). Die Ergebnisse sind: Fe3

1,I25qoa 1,I25qoa

FS3

Zur Berechnung der Schnittgrößen sind drei Bereiche erforderlich, für die jeweils eigene Koordinatensysteme (nebenstehende Skizze) benutzt werden. Die SchnittgröBen werden in jedem Abschnitt wie vereinbart (Abbildungen 8.18 bzw. 8.19) an den Schnittstellen angetragen.

B

8.5 Aufgaben

131

Am jeweils ausgewählten TeiJsystem werden die Gleichgewichtsbeziehungen ausgewenet:

FN1 FQxl FQyI Mbxl Mbyl

0 0 -qozi

=

M'I

0 0 -O,5qoa -O,5qoaZ2 0 -I, J25qoa 2

FN2 FQx2 FQy2 Mbx2 Mby2 Mt 2

-O,5qOZT 0 0

0 -I, J25qoa qOa -qOa(a-Z3) J, 125qoa(a - Z3)

FN 3 FQx3 FQy3 Mbx3 Mby3 Mt 3

0

8.5 Aufgaben I

Altfgabe 8./:

I

Für das skizziene Fachwerk sind die Stabkräfte in den Stäben I bis 9 zu berechnen. Gegeben:

FI = F2 = F3 = F. a.

Die Kräfte in den LagerstäbenA bis F wurden bercits im Beispiel 2 des Abschnitts 8.3.3 ermittelt. Unter Benutzung der dort angegebenen Ergebnisse ist die Berechnung der Stabkräfte "von Hand" durchaus zumutbar.

2

Alternativ dazu könnte natürlich ein lineares Gleichungssystem formulien und mit einem geeigneten Programm gelöst werden. In diesem Fall ist das Einbeziehen der Lagerstäbe in die Rechnung empfehlenswen (GJeichungssystem mit J5 Unbekannten), weil dann das Ergebnis sehr wirkungsvoll über die ,.bekannten Unbekannten" kontrolliert werden kann (siehe www.TMaktuell.de).

I Altfgabe 8.2:

D

3a 5 6

9

7

3a A B

I

Es sind zwei Varianten eines räumlichen Fachwerkknotens zu untersuchen. Gegeben sind die Länge a und die Kraft F, zu bestimmen sind die Stabkräfte Fs 1 , FS2 und FS3. -....

-....

3a

3a 3

....

x

"-

2

, F

2a

a ,;

1

Variante I

,F

a

2a ,;

Variante 11

132

I

8 Räumliche Probleme

Aufgabe 8.3:

I

Man berechne für die Kurbelwellen 1 und 11 für die in den Abbildungen 8.20 bzw. 8.21 dargestellten Lagen a) das Abtriebsmoment M A •

b) die Lagen'eaktionen bei A und C (Kurbelwelle I) bzw. A und 0 (Kurbelwelle 11),

e) die Torsionsmomel1le in allen Abschnitten (mit grafischer Darstellung).

Gegeben: F,

ß,

a, b.

np -1b

a

L..:.

2

F b -r--

~b

b C

Bb b\F

r

~

2b"

b B

(,\

i F,....\-,-ß.. -A(Ln-)--'C

MA

Abbildung 8.20: Kurbelwelle I Abbildung 8.21: Kurbelwelle /I

I Aufgabe 8.4:

I

Eine Getriebewelle ist mit den geradverzahnten Rädem I und 2 besetzt. Zwischen radialer Zahnkraft Fr und Umfangskraft F" besteht über den Zahneingriffswinkel a = 20° der Zusammenhang

Fr = F;, lan a

. Am Al1lriebsrad wird im Punkt Pz das entgegen dem Uhrzeigersinn drehende Moment Mo eingeleitet und am Abtriebsrad im Punkt Pi abgegeben. Gegeben:

Mo = 50 Nm a = 500 mm

a

0/A F

2

d t = 200 mm d2 = 100 mm

u

~ ~

Man ermittle a) die Zahn kräfte Ful , Frj , F,,2 und F,2,

b) die resultierenden Lagerkräfte bei A und B,

c) die Schniltgrößen in der Welle (mit grafischer Darstellung in zwei Ebenen).

Weitere Aufgaben findet man im Internet unter www.TM-aktuell.de.

9 Haftung 9.1 Coulombsches Haftungsgesetz Wenn auf einen auf einer rauen Unrerlage liegenden Körper eine Kraft parallel zur Unterlage wirkt, so tritt eine Reaktionskraft zwischcn Körper und Unterlagc auf. die einer möglichen Verschiebung des Körpers entgegenwirkt (Abbildung 9.1): Die HaftkraJt FH kann wie die Lagerreaktion FN aus einer Gleichgewichtsbedingung ermittelt werden:

FH=F

/

Die Haftkraft ist also eine Reaktionskraft. Sie ist in ihrer Größe begrenzt (wie die übrigen Lagerreaktionen durch die Grenzen der Tragfähigkeit der Lager natlirlich auch), was man sich sehr anschaulich an einem Versuch mit einer schiefen Ebene verdeutlichen kann: Eine nur durch ihre Gewichtskraft belastete Masse m wird auf eine schiefe Ebene gelegt (Abbildung 9.2). Nach dem Freischneiden und Antragen der Gewichtskraft und der Reaktionskräfte FN und FH liefern die Gleichgewichtsbedingungen:

FN = mgcosa

~~

FH = mgsina

".,;

//

'/

Abbildung 9.1: Nomlalkrafl FN und Haft-

kraft FH

Abbildung 9.2: Auf der schiefen Ebene kann die Haftkraft FH die Masse m nur bis zu einem bestimmt.en Winkel Cl 3m Abrut~ schen hindern.

Es gibt nun einen Grenzwinkel a = Po, bei dem die Masse zu rutschen beginnt. Aus den Ergebnissen für die nur durch ihr Eigengewicht belastete Masse liest man ab: Fu

-

FN

und somit erhält man für den Grenzfall

a

=

=taoa

Po:

Fu .max = FN tan Po = tJoFN

(mit ~o = tanPo)

Dieses Ergebnis lässt sich auch auf Körper, die nicht nur durch ihr Eigengewicht belastet sind, erweitern. und man erhält (nach C. A. de COULOMB, 1736 - 1806) das COULOMBsehe Haftungsgesetz: Die maximale Haftkraft zwischen zwei sich berührenden Flächen ist der zwischen diesen Flächen wirkenden Normalkraft (Druckkraft) proportional:

jFH.maxl = tJo FN

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_9, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

(9.1)

9 Haftung

134

oe:> Die Absolutstriehe bei Ffl.max im COuLoMBsehen Haftungsgeselz deuten an, dass der Ma-

ximalwert natürlich für beliebige Richtungen gilt. oe:> Der HaJtllngskoeffizient J10 ist sowohl vom Material der sich berührenden Flächen als auch

von deren Oberftlichenbeschaffenheit abhängig. Man beachte unbedingt ganz genau, was das COuLOMBsehe Hal'tungsgesetz aussagt: Mit

~loFN

ist die obere Grenze für die Haftkraft gegeben. Die tatsächlich wirkende HajJkraJr

FfI wird immer aus einer Gleichgewichtsbedingung berechnet, und es muss gelten: (9.2)

Da die Nichtbeachtung dieser Allssage einer der häufigsten Fehler bei der Behandllmg von Haftungsproblemen ist, soll sie an dem folgenden kleinen Beispiel noch einmal verdeutlicht werden:

1: I I_Beispiel _;"'_-, Eme Masse

111 wIrd von emer Kraft F so gegen eine vertikale Wand gedrückt, dass sie nicht abwärts rutscht. Unter dieser Voraussetzung (F ist groß genug, um ein Abrutschen zu verhindern!) gilt immer

FH =mg

unabhängig davon, wie groß die Kraft F tatsächlich ist. F beeinflusst nur die Normalkraft FN , und diese setzt (COULOMBsches Haftungsgesetz) das obere Limit für die Hal'tungskraft FH .

B""

_m F'

Abbildung 9,3: Im Ergebnis FH = 1/18 kommen weder die Kraft F noch der HaflUngskoeffizienl J.1o vor

Wenn FfI den maximal möglichen Wert überschreitet, beginnt der Körper zu rutschen, wobei in der Berühfllngsfläche Glei/reibllflg auftritt. Die Untersuchung der Bewegung mit der Reibungskraft FR als Bewegungswiderstand ist nicht Gegenstand der Statik und wird in der Kinetik behandelt l • Es muss noch darauf hingewiesen werden, dass der HaflUngskoeffizient J10 nur mit großer Vorsicht aus Tabellen entnommen werden sollte. Neben dem Material der sich berührenden Flächen und deren OberAächenbcschaffenheit (Rauigkeit, trockene oder geschmierte Flächen) haben auch Temperatur, Feuchtigkeit, unter Umständen auch die Größe der Normalkraft einen nicht in jedem Fall zu vernachlässigenden Einfluss auf diesen Koemzienten. So findet man zum Beispiel für die Reibpaarung Stahl-Stahl in verschiedenen Lehr- und Tabellenbüchern Werte im Bereich J10 = 0, I ... 0,8. Der Praktiker sollte bei höheren Genauigkeitsanforderungen an die Rechnung J10 gegebenenfalls experimentell bestimmen. IDie Autoren sind ganz WVlISSI (aus didaktischen Grunden) von der speziell in Physik-Lehrbüchern (aber auch Lehrbüchern zur Technjschen MechanLk) üblichen Behandlung von ..Haft- und GleiLreibung" in einem Kapitel abgewichen. weil ruf die beiden Phänomene sehr ähnliche Ponneln gehen und beide mit dem Namen COULOMB verknüpfl sind. aber die Berechnungsstralegien sich drastisch unterscheiden: Die Gleitreibungskrafl wird nach einer Formel berech-

net. die Haftungskraft aus einer Gleichgewichtsbedingung! Die Glciucibungskrafl ist ein Bewegungswiderstand. die Hafrungskrart (das Wort "Haftreibung" sollte man venneiden)

i~t

eine Lagerreaktion.

135

9.1 Coulombsches HaflUngsgesetz

I

Beispiel 2: I_....;_ _.... D,c Massc m auf Clncr schlcfcn Ebcne Ist durch Ihrc Gewichtskraft und eine zusätzliche Kraft F belastet.

Gegeben:

/11

= 20kg;

a=

30°;

ß=

15°; 1.10 = 0,2.

a) Für F = 150 N ist die Haft.kraft Fu zwischen der Masse und der schiefen Ebene zu berechnen.

b) Wie groß darf die Kraft F maximal werden. ohne dass die Masse tri zu rut.schen beginnt? c) Wie groß muss die Kraft F mindestens sein, damit die Masse /11 nicht rutscht?

Die Masse wird freigeschniuen (von der schiefen Ebene gelöst, Normalkraft und Haftkraft wcrdcn angetragcn), und das Kräftcglcichgcwicht wird in Richtung der Normalkraft und in Richtung der Haftkraft formuliert: FN -/IIgcos a - Fcos(90° - a - ß) = 0 Fu - mgsina +Fsin(90° - a - ß) = 0 a) Aus der zweiten Gleichung wird die Haftkraft berechnet: FfI = mgsina - Fcos(a

+ ß) =

-7,97 N

Das Minuszeichen zeigt an, dass die Haftkraft entgegen der in der Schnitlskizze angenommenen Richtung wirkt und somit ein Aufwärtsrutschen der Masse verhindert. Es müsste nun noch überprüft werden, ob diese Kraft innerhalb des vom COULOMBschen Haftungsge etz vorgeschriebenen Limits liegt, aber Fragestellung b beantwortet dies natürlich ohnehin. b) Aus der ersten Gleichgewichtsbeziehung folgt für ein beliebiges F die Normalkraft: FN

= mgcosa + Fsin(a + ß)

Diese Kraft bestimmt die absolute obere Grenze für FH . Aufwärtsrutschen kann nur durch eine Haftkraft vermieden werden. die entgegen der in der Skizze getroffenen Annahme wirkt. Deshalb ist der Grenzfall durch

gegeben. Einsetzen der für FN und Fu bereits ermittelten Beziehungen ergibt: sin a + l.Iocos a

gegeben, und man errechnet durch Einsetzen von FN und Fu: Fmin

=

sina-Ilocosa 6 mg = 75, N cos(a + ß) + Ilosin(a + ß)

9 HafLung

136

oe:> Man beachte, dass die bei gegebener Belastung (Fragestellung a des Beispiels 2) berechnete Haftkraft aus einer Gleichgcwichtsbetrachtung ermittelt wurde. Das COULoMBsche Haftungsgesetz wurde nur fiir die Grenzzustände (Fragestellungen bund c) herangezogen. oe:> Der tatsächliche Richtungssinn der Haftkraft (wie bisher der RichtungssiLln von Lagerreak-

tionen) ist selbst bei einer so einfachen Aufgabe nicht mit Sicherheit vorherzusagen. Wie bei den Lagerreaktionen wird eine "falsche" Annahme durch das Vorzeichen des Ergebnisses korrigiert (Fragestellung a). oe:> Die Absolutstriche fLirdie Haftkraft im COULoMBschen Haftungsgesetz 9.1 zwingen immer

dann, wenn ein Verlassen der Ruhelage in unterschiedlichen Richtungen möglich ist, zur Untersuchung der Grenzzustände für jedcn RichlUngssinn, dcn die Haftkraft haben kann (im Beispiel 2 durch beide möglichen Vorzeichen von FIJ realisiert).

':> Obwohl die an dem Körper angreifenden Kräfte ein allgemeines ebenes Kraftsystem darstellen, wurden nur zwei Gleichgewichtsbedingungen formuliert, weil nur zwei Unbekannte zu berechnen warcn. Die dritte Unbekannte ist die Lage der Wirkungslinie der Normalkraft, die aus einer Momenten-Gleichgewichtsbedingung berechnet werden könnte, aber im Allgemeinen nicht interessiert (Normallcraft und Haftkraft sind ja ohnehin selbst Resultierende von Flächenkräften, die über die Haftfläche verteilt sind).

I

Beispiel 3: I_....;_ _.... EII1 SeIl hält ell1e Walze auf ell1er sehLefen Ebene. Man ermittle

R r

a) die Kräfte zwischen der Walze und der schiefen Ebene

und die Kraft im Seil, b) den minimalen Haftungskoeffizienten, der ein Rutschen der Walze vemleidel. Gegeben:

Ci

m; R=I,5r; a=lSO.

An der freigeschnittenen Walze liefert das Kräfte-Gleichgewicht in Richtung der Normalkraft:

FN=mgcosa=0,966mg

R

Aus dcm Momenten-Gleichgewicht um den Punkt A errechnet man:

FH =

r

.

--lIlgSIl1 Ci

R-r

= 0.518mg

Das Momenten-Gleichgewicht um den Punkt 8 liefert die Seilkraft:

Fs

=

....!!.... mg sin a = R-r

0, 776 mg

Der erforderliche Haftungskoeffizient, der gerade noch ein Rutschen verh inderl2 , ergibt sich aus Walze rolll doch ohnehin einfach abwärts." Sie rul es niclu, wie sollie sie auch, es sei denn, sie rutscht. Rollen bedeutel ja Drehung um den AuftagepunkL und gerade dies wird durch das Seil verhindert. Wer es trotzdem nicht einsieht. sollte in tiefes Nachdenken verfallen. ein Modell bauen. einfach den Gleichgcwiclllsbedingungcn glauben oder sich lIösten: Rollen wird in der Kinelik noch ausftihrlich behandelt werden.

2 In den Vorleswlgen der Autoren provozie.rtc diese Aufgabe immer den Zwischenruf: ..Aber die

137

9.2 Seilhaftung

dem Grenzfall FII = J4JFN durch Einsetzen der ermittelten Beziehungen für FH und FN: r

Po ",in = - - tana = 0.536

.

<>

R-r

Ein letztes Mal soll auf den Unterschied aufmerksam gemachi werden: Wenn vorausgesetzt wird, dass kein Rutschen eintritt, werden die Kräfte ausschließlich aus Gleichgewichtsbedingungen ermittelt. Für die Fragestellung (I ist es unwichtig, ob das Rutschen durch Haftung oder formschllissig (z. B.: Zahnrad auf Zahnstange) verhindert wird. Das COuLoMBsehe Haftungsgesetz ist nur für den Grenzfall (Fragestellung b) zuständig.

9.2 Seilhaftung An einer frei drehbar gelagerten Umlenkrolle, "ber die ein Seil geführt ist (Abbildung 9.4. linkes Bild), kann sich das statische Gleichgewicht nur einstellen, wenn die Sei Ikräfte in den beiden Seilabschnitten I und 2 gleich sind. Wird die Umlenkrolle jedoch arretiert (Abhildung 9.4, rechtes Bild), so kann das Momenten-Gleichgewicht auch bei unterschiedlichen Seilkräften erflillt sein, da auch die Arretierung eine tangential gerichtete Kraft FB auf die Rolle aufbringen kann.

T

(FG2 - Fc!)r = 0

=>

FCI

= FG2

(FC2 - Fc! - F8)r = 0

=>

Fc ! 01 FG2

Abbildung 9.4: Die Momellten-GJeichgewicht.,;bedingungen um die Drehpunkte A erzwingen bei der frei drehbaren Rolle gleiche Scilkräftc. bei der arret.ienen Rolle sind untcrschiedJiche Seilkriifte möglich.

Damit bei unterschiedlichen Seilkräften das Seil nicht über die arretierte Rolle rutscht, müssen zwischen Seil und Rolle Haftkräfte übertragen werden. Der Ermittlung dieser Haftkräfte dient die nachfolgende Betrachtung (nebenstehende Skizze): Über einen feststehenden Zylinder wird ein Seil geführt. Die Seilkraft Fs! sei bekannt. Bei einem gegebenen Umschlingungswinkel a und einem konstanten Haftungskoeftizienten J4J zwischen Seil und Zylinder soll die maximale Kraft FSl ennittelt werden, bei der das Seil nicht über den Zylinder rutscht.

9 Haftung

138

Innerhalb des Umschlingungsbereichs ändert die Seilkraft Fs ihre Richtung und Größe. Es wird deshalb an einer beliebigen Stelle (gekennzeichnel durch die Koordinate cp) ein sehr kleines Element (Öffnungswinkel !'>cp) herausgeschnitJen (nebenstehende Skizze). Die an der Stelle cp vorhandene Seilkraft Fs(cp) ändert sich vom linken Rand zum rechten Rand des Elements um den ebenfalls sehr kleinen Belrag !'>Fs. Die beiden Seilkräfte müssen mit den Kräften, die vom Zylinder auf das Seil (Normalkraft und Haftkraft) übertragen werden, im Gleichgewicht sein. Auch diese Kräfte ändern sich mit dem Winkel cp, und an das herausgeschnitJene Seilelement werden nU.r die auf dieses Stück wirkenden Anteile !'>FN und !'>FII angetragen. In Richtung dieser beiden Kräfte werden nun die Kraft-Gleichgewichtsbeziehungen formuliert: . !'>cp !'>FN - 2Fs sm 2

-

!'>Fs

. !'>cp S1I1

2

= 0

,

!'>cp !'>FII - !'>Fs cos 2 = 0

Da die maximal übertragbare Haftkraft wirken soll, darf in der zweiten Gleichung !'>FII durch !'>Fu = 110 !'>FN

"t

ersetzt werden. Anschließend werden die erste Gleichung durch durch M's dividiert. Dann liefert der Grenzübergang!'>cp --. 0, !,>""s

dFN --. -

!'>cp cos- --. I

2

dFs

und die zweite Gleichung

--. 0, !,>""N --. 0 und damit .~

S111 2

~

--.1

T

die beiden Gleichungen dFN -=""s dcp

dFN

1

dFs

110

aus denen die Normalkraft eliminiert werden kann: dFN dFN dFs I dFs Fs=-=--=-dcp d,..,s dcp 110 dcp

Nach Trennung der Veränderlichen ""s und cp wird auf beiden Seiten über den gesamten Bereich der Seilumschlingung integriert. Die Integrale in der entstehenden Gleichung a

FSl

J d~s J =

FSI

Ilo d cp

q>~o

sind GrundintegraJe. Nach einigen elementaren Umformungen erhält man: FS2 = Fs 1e J1oa

9.2 Seilhaftung

139

Die so errechnele Kraft r""s2 ist die MaxiInalkraft, die aufgebracht werden darf, um statisches Gleichgewicht zu garantieren. Sie ist (im Allgemeinen deutlich) größer als Fsl . Natürlich ist auch bei einer kleineren Kraft FS2 Gleichgewicht möglich. Wenn FS2 kleiner wird als FSI, ändern sich die Richtungen der Haftkräfte zwischen Seil und Zylinder, und man ermittelt auf entsprechendem Wege die Minimalkraft, für die statisches Gleichgewicht noch möglich ist. Bei konstantem Haftreibungskoeffizienten /lQ kann ein Seil, das mit dem Umschlingungswinkel a um einen Zylinder gelegt ist, nur im statischen Gleichgewicht sein. wenn rur die Scilkräfte folgende Ungleichung erfüllt ist: (9.3)

I

Beispiel J: I____.... E1I1 Ledernemen WIrd l1-mal um eIne runde Haltestange aus Holz geschlungen. Das frei herabhängende Ende ist nur durch die Gewichtskraft seiner Masse /1/1 belastet. Am anderen Ende des Riemens greift horizontal die Kraft F an, so dass der gesamte Umschlingungswinkel a = 27W + ~ beträgt. Gegeben:

F = 4kN;

/1/1

= 200g; /lQ = 0,5.

Wie viel UmscWingungen n sind erforderlich, um mit der geringen Gewichtskraft des frei herabhängenden Teils der Kraft F das Gleichgewicht zu halten?

Abbildung 9.5: Western-Film: Das parkende Pferd vor dem Saloon versucht. sich mil F zu

befreien. der zechende Cowboy vertrauL auf 1111 g lind die Seilhaftung.

Zwischen den beiden Kräften Fund "'Ig besteht bei größtmöglicher Haftungswirkung der Zusammenhang

Umstellen dieser Beziehung nach a (Division durch Inlg und Logarithmieren) liefert den erforderLichen Umschlingnngswinkel und damit das gesuchte 11: I a=-In

Po

(F) =15,24 II1lg

a I n = - - - = 2 18 2n 4 '

Da n ganzzahlig sein muss, würde man n = 3 (und damit a = 6, Sn) wählen. Damü kann dann sogar einer Kraft F = 53 kN das Gleichgewicht gehalten werden. Q Durch das sehr starke Ansteigen der Exponentialfunktion mit größer werdendem Argument

werden die schon bei wenigen Umsehlingungen mit geringer Gegenkraft zu haltenden Kräfte außerordentlich groß (F = 53 kN im behandelten Beispiel ist mehr als das 27000-fache der Gegenkraft Inl g = 200 g' 9. 81m/s 2 = 1,962 N). Es ist also auch kein Kunststück, wenn ein Matrose einen Ozeanriesen am Tau festhält, wenn er dieses mehrmals um einen Poller geschlungen hat.

140

9 Haflung

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 DIe Bremsscheibe einer Bandbremse wird durch das Drehmoment Mo belastet (Haftungskoeffizient zwischen Bremsscheibe und Band ist iJO). Durch die Kraft F soll die Scheibe im Ruhezustand gehalten werden.

2a

a A I

B ./

Gegeben:

Mo = 300 Nm ; a = 20cm; /10 = 0,4.

a) Man ermittle die erforderliche Kraft F = FI fur

d

I d

"

den eingezeichneten Drehsinn des Momentes und b) die erforderliche Kraft F = F2 fLir den entgegengesetzten Drehsinn.

F

Am freigeschnittenen Bremshebel liefert das Momelllen-Gleiehgewieht um den Punkt A die Bandkraft Fs = I,SF. Zwischen den beiden Bandkräften an der Scheibe besteht bei der eingetragenen Richtung des Mome11les im Grenzfall (maximal mögliche Haftung voll ausgenutzt) der

I d

Zusammenhang Fs = Fsel'oa d

Der eingezeichnete Winkel ß tritt auch am Punkt B (zwischen dem Band und der Horizontalen) auf und kann aus den Abmessungen ermittelt werden, so dass der Umschlingungswinkel a errechnet werden kann:

a I sinß=-=2a

F

7n

ß=!!.

2

a=n+ß=-

6

6

1m Momenten-Gleichgewicht an der Scheibe um den Punkt C Fsa+Mo -Fsa =

0

werden mit den bereits angegebenen Beziehungen alle Kräfte durch F ersetzt, und man erhält: F=F1 =

2MO 7

3a el'o.H - I

=300N

Für diesen Drehsinn ist die Bremse besonders geeignel. Bei entgegengesetztem Drehsinn geht Mo in das Momenten-Gleichgewicht mit anderem Vorleichen ein, und für die Bandkräfte gilt:

Es ist die wesentlich größere Kraft F = F2 = 1300N erforderlich.

9.3 Aufgaben

t41

9.3 Aufgaben

IAllfgabe 9./: IFür dIe skIzzIerte Bremse Ist dIe Kraft F zu

~

~,;;,;;,

F

berechnen, die dem an der Scheibe angreifenden Moment Mo das Gleichgewicht hält a) für die kizzierte Drehrichrung von Mo. b) bei entgegengesetzter Drehrichtung von Mo . c) Man untersuche. ob Selbsthemmung möglich ist (ob bei bestimmten Parameterkombinationen das System auch bei F = 0 im Gleichgewicht sein kann).

Gegeben:

"

a. b. c. R. Mo, /J{).

a

IAllfgabe 9.2: IDer skIZZIerte RIegel kann sIch auf der vertI~,;;,;;,

a

kalen Stange bewegen, da der Durchmesser der Hiilse geringfügig größer ist als der Durchmesser der Stange. Der Riegel ist nur durch seine im Schwerpunkt S angreifende Gewichtskraft belastet. Gegeben:

b

a, h, d.

So

Wie groß muss /J{) mindestcns sein. damit infolge der Selbsthemmung ein Abwärtsgleiten des Riegels vermieden wird? Hinweis: An der oberen und an der unteren Kante der Hülse liegt der Riegel an der Stange an. Dort treten ormalkräfte auf, die gegen eine Abwärtsbewegung Haftkräfte erzeugen. Die (nicht vorgegebene) Gewichtskraft des Riegels darf rur die Rechnung in beliebiger Größe angenommen werden. lm Ergebnis wird sie nicht erscheinen.

b-

-d -

I

I

Allfgabe 9.3:

I

I

~ I

Das skIZZIerte System ISt nur durch die Kraft F belastet.

Gegeben:

a. b. c, I.

a.

F.

Wie groß muss der Haftungskoeffiziem zwischen dem Gleitstein A und der Unterlage mindestens sein. damit das System in Ruhe bleibt? a

c

I

9 HafLung

142

I

Aufgabe 9.4: I Ein Seil wird über zwei feststehende Zylinder mit unterschiedlicher Rauigkeit geflihrt. Es soll so belastet werden, dass es nicht über die Zylinder rutscht. Wie groß muss die Kraft F2 mindestens sein (F2.",;,,) und wie groß darf sie maximal sein (I'i.",ax), um ein Rutschen des Seils über die

Zylinder zu vermeiden? Gegeben:

F I = IOON ; IloL = 0,4

1lo2 = 0,3

Weitere Aufgaben findet man im Internet unter www.TM-aktuell.de.

Lieber Leser, bei der Behandlung des Stoffs des Kapitels 9 haben die Auloren in ihren VorIcsungen immer wieder einige Irritationen bei den Studentcn bemerkt, die offensichtlich dadurch verursacht wurden, dass das Thema "Haftung und Reibung'" auch im Physikunterricht in der Schule bereits (und möglicherweise ganz anders) behandelt wurde. Deshalb hicr noch folgende Bemerkungen: Auf der Seite 133 erschien zum ersten Mal eine schiefe Ebene, die in der Vorlesung regelmäßig den Zwischenruf auslöste: "In der Physik war da immer noch eine Hangabrriebskrafr. Wo ist denn die geblieben?" Die ist natürlich nicht verschwunden, es ist die in Hangrichtung wirkende Komponellle der Gewichtskraft der Masse, und wenn man die Gewichtskraft angetragen hat, dann darf man keine zusätzliche Hangabtriebskraft beriicksichtigen, und weil man die Gewichtskraft sowieso berücksichtigen muss. gilt der Vorschlag: Vergessen Sie einfach den Begriff "Hangabtriebskraft".

In diesem Buch wurde bisher nur die Haftung behandelt, die Reibung (zwischen zwei Körpern, bei denen mindestens einer sich bewegt) kommt erst viel später (wenn sich die Körper tatsächlich bewegen). Warum das ganz anders als im PhysikuLlterrieht gehandhabt wird (dort wird sogar oft gleich die "Roilreibung" mit behandelt, das ist aUerdings wieder ganz was anderes), wurde in der Fußnote auf Seite 134 erkläL1. Wenn Sic dic überlesen habcn. sollten Sie noch einmal zllrückblättern. Manchmal stehen in Fußnoten ganz besonders wichtige Informationen.

10 Elastische Lager 10.1 Lineare Federn Elastische Lager oder elastische Verbindungselemente geben im Gegensatz zu den bisher behandelten starren Elementen der Belastung nach. Im einfachsten Fall, der hier zunächst nur betrachtet werden soll, überträgt eine solche Feder eine Kraft nur in Richtung einer Wirkungslinie, die durch die bei den Federendpunkte verläuft. Man beachte die Analogie mit dcm im Abschnitt 6.2 definierten Stab. Deshalb wird auch das Federsymbol (Abbildung 10.1) durch zwei Gelenke begrenzt.

1// Abbildung 10.1: Das Federsymbol deutet an. dass eine Kraft nur entJang der Wir-

kungsUnie durch die beiden Federendpunk-

le übertragen werden kann.

Im Gegensatz zum starren Stab können sich jedoch die Endpunkte einer Feder relativ zueinander verschieben (seiH häufig ist der skizziel1e Fall, bei dem ein Endpunkt unversehiebbar ist). Diese Verschiebung erfolgt entlang der Wirkungslinie der übertragenen Kraft.

c:> Das rür die Feder verwendete Symbol ist der Schraubenfeder nachgebildet, die im Allgemeinen auch Querbelastungen übertragen kann. Deshalb ist die Modellvorstellung "Schraubenfeder" nicht besonders gut. Man sollte das Symbol besser als "elastischen Stab" interpretieren (selbst dann, wenn die technische Realisierung tatsächlich eine Schraubenfeder ist). Für Federn, die durch eine Zugkraft belastet sind, ist die ModellvorsteUung "Gummiband" besonders zutreffend. Da die Frage, wie die Feder die Kraft von einem Federendpunkt zum anderen überträgt, für die nachfolgenden Betrachtungen völlig unerheblich ist, sollte man sich schon deshalb niehtmil der Modell vorstellung "Schraubenfeder" belasten, weil für diese die Kraftübertragung relativ kompliziert ist. Der Zusammenhang zwischen der von der Feder übertragenen Federkraft Fe und der relativen Verschiebung der beiden Federendpunkte zueinander (Federweg f) heißt Federgesetz und kann mit der Federzahl c in der Form (10. I)

aufgeschrieben werden. Die Federzahl c hat die Dimension "KraftlLänge" und kann experimentell (Aufbringen definierter Lasten und Messen des Federweges) oder rechnerisch (mit den Mitteln der Festigkeitslehre) bestimmt werden. Analog dazu wird der Widerstand gegen eine Verdrehung dllfch eine so genannte Dreh/edel' (auch: Torsion>Jeder) symbolisiert. Das Federgesetz dafür verknüpft den Verdrehwinkel ({! mit

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_10, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

10 Elastische Lager

144

dem von der Drehfeder aufgenommenen Moment Me über die Drehfederzahl "Kraft· Länge"):

CT

(Dimension:

( 10.2) Auch für die Drehfedcr ist die praktische Realisierung durch cinen Stab eine sinnvolle Vorstellung: Ein senkrecht zur Zeichenebene befestigter elastischer TorsiollssTab (vgl. hierzu Kapitel 21), der an seinem anderen Ende starr eingespannt ist, entspricht auch den in der technischen Praxis gebräuchlichen Torsionsfedern.

Abbildung 10.2: Drehfeder

Im Allgemeinen sind die Federzahlen vom Federweg abhängig (eine Feder wird bei Änderung des Federweges .,weicher" oder "steifer"). Der Cll der technischen Praxis mit Abstalld wichtigste Sonderfall ist jedoch die so genannte

Lilleare Feder: Wenn in den Federgesetzen die Federzahl C bzw. die DrehfederzahJ Cr konstant (unabhängig vom Federweg) sind, spricht man von linearen Federn bzw. linearen Drehfedern mit der FederkollsTanTen c bzw. der Drehfederkonstanten CT. Fiir lineare Federn gilt: Die Federkraft ist prop0l1ionai zum Federweg. Analog dazu gilt für lineare Drehfedern : Das Federmoment ist proportional zum Verdrehwinkel. Bei linearen Federn kann man dic Federkraft mit beliebigcm Richtllngssinn antragen, wenn man den Federweg mit dem gleichen Richtungssinn als positiv betrachtet (Abbildung JO.3). Häufig ist ein starrer Körper mit mehreren Federn gelagert. Unter der Voraussetzung eines linearen Federgesetzes können mehrere Federn, deren Federkräfte gleich groß (Reihenschaltung) oder deren Fcdcrwege gleich sind (Parallelschaltung), zu einer ErsaTifeder zusammengefasst werden. Dieser Ersatzfeder wird eine Federkonstante Cm so zugeordnet, dass sich der gleiche Federwcg wic bei dCll von ihr crsctzten Fcdcrn crgibt. Die Abbildung 10.4 (auf der folgenden Seite) zeigl die beiden möglichen Anordnungen rur zwei Federn. Bei einer Reihenschaltung siJld die Federkräfte in beiden Federn gleich (Schninprinzip: Bei Schnill durch eine beliebige Feder muss deren Federkraft mit der äußeren Kraft F im Gleichgewicht sein).

Abbildung 10.3: Das Federgesetz 10.1 setzt voraus. dass die angreifende Kraft und der Fe-

derweg in gleicher Richtung positiv angenommen werden.

Die beiden Federwege addieren sich zum Federweg der Ersatzfeder, deren Federkraft auch Fist:

F

F

F

CI

C2

Cers

/m=/I+12=-+-=liefert die ErsaTifederzahlfür die Reihenschaltung zweier linearer Federn: I

I

I

Cers

CI

C2

-=-+-

(10.3)

10.2 Gleichgewicht bei steifen Federn

145

Abbildung 10.4: Reihenschaltung (links) und Parallelschaltung (recbts) zweier Federn

Bei der Parallelschaltung sind die Federwege gleich (und natürlich gleich dem der Ersatzfeder), die Federkräfte müssen mit der äußeren Belastung im Gleichgewicht sein:

F= FCI +FC2 =cd+c2f=cm ! liefel1 die Ersat;ifederzahlJür die ParallelschalTung zweier linearer Federn: Cer.f

= CI + C2

(10.4)

Ohne weitere Begründung kann man wohl die folgenden Fonnein akzeptieren. Für Reihen- bzw. Parallelschaltung von n Federn gilt:

Reihenschaltung:

I

11

I

-~Lcers

11

Parallelschaltung:

i=J Ci

Cm

=

L

Ci

( 10.5)

;=1

10.2 Gleichgewicht bei steifen Federn Wenn die Belastung eines auf Federn gelagerten Systems starrer Körper nur sehr kleine Federwege hervofluft, so dass sich die geomettischen Verhältnisse durch die Verschiebungen nicht nennenswert ändern, dann dürfen die Gleichgewichtsbedingungen ohne Berücksichtigung dieser Änderungen aufgeschrieben werden. Der Begriff "Steife Federn" ist also relativ wr Belastung zu definieren: Federn gellen dann als steif, wenn die starren Körper sich unter der einwirkenden Belastung nur so gelingfUgig verschieben, dass die Gleichgewichtsbedingungen am unverfonnten Syslern fornutliert werden dürfen. Für statisch bestimmt gelagerte Systeme starrer Körper ändert sich also für die Berechnung der Lagen·eaktionen und der Federkräfte nichts gegenüber dem bisher praktizierten Verfahren (Freischneiden, Gleichgewichtsbedingungen), wenn diese Voraussetzung erfüllt ist.

10 Elastische Lager

146

I

Beispiel J: I_"";_ _...1 Der bel A durch ein Festlager und am anderen Ende durch eine Feder gestützte Träger trägt die konstante Linienlast qo. In der Schnittskizze sind neben der Resultierenden der Linienlast die beiden Lagerkraftkomponenten bei A und die Federkraft eingezeichnet. Aus dem MomentenGleichgewicht um den Punkt A errechnet man (wie eine Lagerreaktion) die Federkraft I

Fe = ZqOl Für die Längenänderung der Feder gilt

f=

Fe = qol c 2c wobei bei gegebenen Größen überprüft werden muss, ob dieser Wert wirklich klein im Vergleich mit den übrigen Abmessungen (hier: Länge I) ist.

l

2

f

Man erkennt, dass das Verhältnis durch das Verhältnis "BelastunglFederzahl" bestimmt wird (siehe oben: Der Begriff steif ist relativ zur Belastung zu verstehen). Bei statisch bestimmten FederabstülZungen mit steifen Federn können die Federkräfte wie Lagerkräfte bei starren Lagern ermittelt werden. Es ist bei Systemen starrer Körper, die (wenigstens teilweise) auf Federn gelagert sind, auch möglich, die Lagerreaktionen und die Federkräfte zu berechnen, wenn die Lagerung insgesamt statisch ullbestimmt ist. Da die Gleichgewichtsbedingungen dafür bekanntlich nicht ausreichen, müsscn zusätzlich Verformungsbetrachtungen angestellt werden. Dabei werden bei steifeIl Federn die Gleichgcwichtsbedingungennach wie vor am unvcrformten System formuliert. Diese für die weitaus meisten praktischen Probleme gerechtfertigte Vereinfachung ist die

Theorie 1. Ordnung: Die Gleichgewichtsbedingungen werden am unverformten System formuliert. Bei den am verformten System anzustellenden Verformungsbetrachtungen dürfen die wegen der Kleinheit dcr Verfonnungen gerechtfertigten geometrischen Vereinfachungen genutzt wcrden. Es wird sich zeigen, dass die Theorie I. Ordnung im Regelfall völlig ausreichend ist. Es gibt im Wesentlichen zwei Gründe, die ein Abweichen von t1ieser Theorie erforderlich machen können: Wenn (z. B. bei Systcmen mit weiehcn Federn) die Verformungen in die Größenordnung der Abmessungen des Systems kommen, ist eine genauere Rechnung geboten (Abschnitt 10.3). andererseits gibt es Phänomene, die auch bei kleinen Verfonmlngen mit der Theorie J. Ordnung nicht zu erfassen sind (Abschnitt 10.4).

10.2 Gleichgewicht bei steifen Federn

147

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Der sklzzterte Träger Ist durch ein Festlager und zwei Federn gestützt und durch eine konstante Linienlast belastet. Man ermittle die Kräfte in den beiden Federn. Die drei Gleichgewichtsbedingungen sind für die Berechnung der vier Unbekannten (zwei Lagerkraftkomponenten bei A und zwei Federkräfte) nicht ausreichend. Da die bei den Lagerkraftkomponenten nicht gefragt sind, wird auf das Aufschreiben der KraftGleichgewichtsbedingungen verzichtet, lind es wird nur das Momenten-Gleichgewicht um den Punkt A formuliert (Einsparen von zwei Gleichungen bei gleichzeitigem Heraushalten von zwei - nicht gefragten - Unbekannten aus der Rechnung): A)

qü lZ T-FCtlt-Fczl=O

Diese eine Gleichung enthält aber inuner noch eine überzählige Unbekannte, für die cntsprechend nebenstehender Skizze die Verformungsbedingung formuliert wird. Da der Träger starr ist, verhalten sich die Federwege I1 und h wie die Abstände der Federn vom Punkt A (Strahlensatz):

~q

F..H

-Zl t.

Fel 1

2

A

0

1

I

Fc,l

LI

,~

,I,

-L5:.:- - - - - 7 " - - I

h

..

J

fl = I 1I Dabei wurde die Kleinheit der Verschiebungen genutzt, denn eigentlich bewegen sich die beiden Angriffspunkte der Federn auf Kreisbögen, was in diesem Fall ohnehin zur gleichen Velformungsbedingung geführt hätte. Nach dem Federgesetz I1 = FCI

h

CI

= Fez Cz

werden in der Verformungsbedingung die Federwege It und 12 durch die Federkräfte ersetzt: Fez _ FCI =0 Icz lici

ist neben der Momenten-Gleiehgewiehtsbedingung um den Punkt A die zweite Gleichung zur Berechnung der beiden Federkräfte. Die Auflösung dieser beiden Gleichungen liefert: FCI =

qülZ

ItcI

Z 2 fZC2+ltcI

qülZ fcz Fez = - , 2 IZcz + Iiel

Die Lösung des (statisch bestimmten) Beispiels I ist in diesem Ergebnis als Sonderfall (mit CI = 0, C2 = c) enthalten.

10 Elastische Lager

148

oe:> Der in den Abschnitten 5.3 und 6. J ausführlich diskutierte Nachteil statisch unbestimmter

Lagerung, bei Fe'1igungsungenauigkeiten und Verschleiß zu völlig verändertem Tragverhalten führen zu können, kann durch Lagerung auf Federn beseitigt werden, wenn eine solche Lagerung der Funktion dcs Bauteils gcrccht wird. L-:> Es iSI sicher einsehbar, dass auch eine größere Anzahl von Federn nicht zu prinzipiellen

Schwierigkeiten bei der Berechnung der Federkräfte führt: Für jede zusätzliche Feder kann eine weitere VerformungsbediJJgung formuliert werden. Allgemein gilt als Strategie für die

Lösullg statisch ullbestimmter Probleme: Zusätzlich zu den Gleichgewichtsbedingungen werden VerfornlltlJgsbedingungen formuliel1, deren Anzahl der Anzahl der überzähligen Unbekannten entspricht.

10.3 Gleichgewicht bei weichen Federn Bei Lagerung eines Systems starrer Körper mit weichen Federn dürfen die GleichgewichtSbedingungen nicht mehr am unverformten System formuliert werden, weil die Gleichgewichtslage sich von der Lage des unbelasteten Systems erheblich unterscheiden kann. Ohne Verformungsbetrachrungen können solche Aufgaben (auch bei statisch bestimmter Lagerung) nicht gelöst werden, denn es kommt zu den unbekannten Lagerreaktionen und Federkräften noch die unbekannte Geometrie der Gleichgewichtslage hinzu. Im einfachsten Fall kann die (unbekannte) Gleichgewichtslage durch einc einzige geometrische Größe beschrieben werden, so dass bei statisch bestimmter Lagerung vier Unbekannte zu ermitteln sind. Bei statisch unbestimmten Problemen gilt, was im vorigcn Abschnitt bereits gesagt wurde: Für jede zusätzliche Feder kann eine weitere geometrische Beziehung formuliert werden. Typisch für Probleme mit großen VeIformuJlgen ist, dass die mathematische Formulierung auf nichtlineare Gleichungen fuhrt, deren Lösung dem Computer übertragen werden sollt.e.

I

Beispiel: I_....;_ _ Em starrer Stab (Masse m, Länge I, Gewichtskraft greift im Mittelpunkt des Stabes an) ist bei A drehbar gelagert. Er wird in eine Feder (Federkonstante c) eingehängt, deren Länge 10 (unbelastet) sich dadurch erheblich vergrößert. Gegeben:

In,

I: c,

-

I

o

A

A

ß

Gleichgewichtslage bei einer ,"eichen Feder

'0.

Man ermittle die sich einstellende Gleichgewichtslage, die wie skizziel1 durch den Winkel beschlieben werden kann.

ß

10.3 Gleichgewicht bei weichen Federn

149

Das System ist statisch bestimmt gelagert. Trotzdem taucht neben den beiden Lagerkraflkomponenten und der Federkraft als vielte Unbekannte der Winkel ß auf. Um die Erläuterung (und auch das Aufschreiben der Beziehungen) zu vereinfachen, sind in der nebenstehenden Schnittskizze zusätzlich die Längen a und b und der Winkel 0 eingetragen, die aber durch die gegebenen Größen und die Unbekanme ß ausgedrückt werden können. Für a und b entnimmt man der Skizze die folgenden Beziehungen und kann damit auch die Gesamtlänge der gedehnten Feder I' aufschreiben:

a = leosß

b=lsinß

a

~H

A

~I

ß? mg

1* = J(l-a)2 + (l0+b)2

Für den Winkel 0 lassen sieb die beiden benötigten Winkelfunktionen angeben:

I-a sinO = - 1*

COSO =

lo+b 1*

Der Federweg ist die Differenz aus der Länge der gedehmen Feder I' und ihrer Länge im unbelasteten Zustand 10, so dass die Federkraft als Fe = c(l' -/ol

aufgeschrieben werden kann. Man beachte, dass als einzige Unbekannte ß in diesem Formelsatz vorkommt und bei bekanntem die Federkraft berechnet werden könnte. Die Lagerkraftkomponenten bei A sind nicht gefragt und werden aus der Rechnung durch Verzicht auf die beiden Kraft-Gleiehgewiehtsbedingungen herausgehalten. Als BestirnJJJungsgleiehung für ß wird das Momenten-Gleicbgewicht um den Punkt A formuliert (Fe in zwei Komponenten zerlegen):

ß auch

A)

mgi-FeaeosO-Febsino=O

Das Einsetzen der bereits angegebenen Beziehungen in die Gleichung, damit diese nur noch ß als unbekannte Größe enthält. ist nicht erforderlich, da ihre Lösung ohnehin dem Computer übertragen wird. dem dann der Formelsatz (in der aufgeschriebenen Reihenfolge) eingegeben wird. Sinnvoll ist es dagegen, die Anzahl der vorzugebenden Parameter auf ein Minimum zu begrenzen. Wenn man die geometrischen Beziehungen durch die Länge I und die Federkraft durch mg dividiert (und die MomentenGleichgewichtsbeziehung durch beide Größen), erhält man den nebenstehenden Formelsatz.

a / = cosß

<_ I

.

u -

Fe _

-a/I 1* / I I

I - -Fe -

(aI

a

2I

ß

• _ lo/I+b/I eos u I' / I

!'.!.. (~ _ 'Q) mg

mg

.

Sill

a 2 (10 b)2 (1-/)+ ,+/

I'

Sill

b

/ =

mg

I

b.) -COSO+-SIl10 I

=0

Ahbildung 10.5: Gleichung als FormeIsalz

150

10 Elastische Lager

Man beachte, dass der in Abbildung 10.5 dargesleille Formelsatz nur eine Gleichung (die Bestimmungsgleichung für ß) repräsentiert. Weil er ausschließlich dimensionslose Größen enthält, kommt man mit nur zwei Parametern (,~~ und anstelle der vier gegebenen Größen aus.

9')

Für die Lösung der nichtlinearen Gleichung, die durch den Formelsatz beschrieben wird, bedient man sich natürlich eines geeigneten Programms, mit dem die Nullstellen einer Funktion bestimmt werden können (unter www.TM-aktuell.de findet man die Lösung mit verschiedenen Software-Produkten). Die letzte Gleichung wird als Funktion f(ß) eingegeben. Ihre Nullstellen sind die gesuchten Gleichgewichtslagen.

c:> Schon dieses rclativ cinfache Problcm führt auf cinc Funktion, die sinnvollcrwcise nicht mehr in einer Zeile aufgeschrieben wird (obwohl es durchaus noch möglich Wäre). Die Berechnung eines Funktionswertes für einen Wert ß geschieht durch Auswerten des gesamten Formclsatzcs (in dcr angcgcbencn Rcihcnfolgc), bis f(ß) schließlich aus

f(ß) =

~'!- - Fe ('!-coso + ~Sino) 2I

mg

I

I

berechnet werden kann.

f(ß) eine Nullstelle hat}, wenn ja, wie vicle Lösungen möglich und ob bei mehreren Lösungen alle von praktischem Interesse sind, kann allgemein nicht entschieden werden. Natürlich ist für das behandelte Problem unter der Voraussetzung, dass die Feder die Belastung ertragen kann (und nicht bricht), in jedem Fall eine Gleicbgewichtslage im Bereich

oe:> Ob eine nichtlineare Gleichung überhaupt eine (rcelle) Lösung hat (ob

0"<ß<90" zu erwarten. Da ß nur als Argument der periodischen Winkelfunktionen sin und cos auftritt, ist auch klar, dass dic Funktion unendlich viele Nullstellen hat, von dcnen allcnfalls dic im Bereich 0° :S ß :S 360 0 interessant sind. Die Nullstellensuche für nichtlineare Funktionen sollte vorsichtshalber immer mit der grafischen Darstellung des Funktionsverlaufs gekoppelt werden. Der nebenstehende BildschirmSchnappschuss (Maple) zeigt den Verlauf dcr Funktion f(ß) für dic Parameterkombination

0° :S

,~~ = I und

f=

.(00"1

I im Bereich

ß :S 360°.

Die Funktion hat im untersuchten Bereich vier Nullstellen (mögliche Gleichgewichtslagen), auch die erwartctc bei Eine Diskussion der drei übrigen Gleichgewichtslagen crfolgt im nachfolgenden Abschnitt.

10.4 Beul1eilung der Gleichgewichtslagen

151

10.4 Beurteilung der Gleichgewichtslagen Ein System befindet sich im Gleichgewicht, wenn die Gleichgewichtsbeziehungen erfüllt sind. Damit ist jedoch noch nicht gesichert, dass das System auch bei einer STÖrung (Erschünerung, kleine Auslenkung aus der Gleichgewichtslage, ...) in dieser Lage bleibt bzw. in diese Lage zurückkehrt. Tut es dies, dann ist die Cleichgewichtslage STabil, wenn nicht, dann ist sie hlsTabil (Beispiele stabiler und instabiler Gleichgcwichlslagen zeigt die Abbildung 10.6).

J Abbildung 10.6: Stabile (linke Skizzen) und instabile Gleicbgewichtslageo einer Kugel und eines Stabs

Das Phänomen instabiler Gleichgewichtslagen kann natürlich nur auftreten, wenn das System noch Bewegungsmöglichkeiten hat (z. B. dadurch, dass ein möglichcr Freiheitsgrad nicht durch ausreichende Lagerung behindert ist). Wenn ein starres System miT starren Lagern mindestens statisch bestimmt gelagen ist, hat es keine Bewegungsmöglichkeit mehr. Seine Gleichgewichtslage ist immer stabil. Bei elastischen Lagern muss also auch bei Erfüllung der Gleichgewichtsbedjngungen stets überlegt werden, ob die Gleichgewichtslage stabil ist. Instabile Gleichgewichtslagen von Konstruktionen sind im Allgemeinen nicht akzeptabel.

I

Beispiel J: I_"";_ _...1 Der skiZZierte vertIkale Stab tst in einem Fesllager gelagert und wird durch

eine Feder gestützt. Er trägt nur die venikal gerichtete Kraft F. In der skjzzierten (nicht ausgelenkten) Lage sind die Gleichgewichtsbedingungen erfüllt. Die Belastung wird durch das Festlager aufgenommen, die Feder ist lastfrei und hat ausschließlich eine stabilisierende Funktion: Bei einer Störung der Gleichgewichtslage wird sie gedehnt oder gestaucht und versucht, den Stab wieder in die vertikale Gleichgewichtslage zurückzubringeu, indem sie dem Moment der Kraft F um den Lagerpunkt ein entsprechendes Moment entgegenbringt. Wenn die Kraft F einen bestimmten Wert (die kritische Kraft Fh ) übersteigt, wird die Feder dazu nicht mehr in der Lage sein. Dann stellt sich eine Gleichgewichtslage (rechte Skizze) ein, bei der die Feder nicht mehr lastfrei ist. Auch in dieser ,.ausgelenkten Lage" müssen natürlich die Gleichgewichtsbedingungen erfüllt sein.

10 Elastische Lager

152

Zu jeder Kraft F > Fk ,· wird also mindeslens eine mögliche (ausgelenkte) Gleichgewichtslage existieren. die aber im Allgemeinen nicht interessiert. Viel wichtiger ist die Antwort auf die Frage nach der kritischen Kraft, bei deren Überschreitung solche Gleichgewichtslagen möglicb sind. Dazu müssen die Gleichgewiclllsbedingungen in der ausgelenkten Lage formuliert werden. Dabei darf man annehmen, dass die Auslenkung sehr klein ist, weil ja gerade dcr Grenzzustand (dic Größe der kritischen Kraft) gesucht ist. Die Fedcrkraft wird deshalb horizontal angetragen und wirkt am (näherungsweise) unveränderten Hebclarm 11, und der Hcbelarm der Kraft Fk>' darf durcb Isinß",Iß

ß

angenähert werden.

Die AuswertlUlg des Momenten-Gleichgewichts um den Lagerpunkt A liefert mit den genannten Vereinfachungen:

A ~

Fk"

ß-

A

Fell = 0

Auch beim Aufschreiben der Federkraft

Fe=IJßc wird die Kleinheit der Auslenkung vereinfachend ausgenutzt. Nach Einsetzen in die Gleichgewichtsbedingung erhält man nach Umstellen der Gleichullg die kritische Kraft

F:h--

c1 2

I -,-

Wenn diesc Kraft überschrittcn wird, sind also auch Glcichgewichtslagcn mil ß # 0 möglich, und die nicht ausgelenkte (Gleichgewichts-)Lage ist instabil, weil der Stab bei der gerillgsten Störung nicht durch die Feder in diese Lage zurückgeführt wird. Das am Beispiel I demonslrierte Vorgehen zur Ermittlung der kritischen Kraft basiert auf der

Theorie 2. Ordnung: Dic Gteichgewichtsbedingungen wcrden am verformtcn Systcm formuliert. Die Verformungen werden aber als so klein vorausgesetzt, dass für das Aufschreiben der Gleiehgewiehlsbedingungen und der Verformungsbetrachtungen die entsprechenden geomctrisehen Vereinfachungen genutzt werden dürfen. Auf diese Weise können kritische Belastungen berechnet werden (Belastungen, für die ausgelenkte Gleichgewichtslagen existieren). Die (meist ohnehin nicht interessierenden) Gleichgewichtslagen erbält man allerdiJlgs bei diescm Vorgehen nicbt. Für das bchandelte Beispiel I bedeutet dics, dass dcr Winkel ß, der die ausgelenkte Gleichgcwichtslage beschreibt, nach der Theorie 2. Ordnung nicht berechnet werden kann. Man erhält auch keine Aussage darüber, ob es mehrere Gleichgewichtslagen dieser Art gibt und ob diese stabil oder instabil sind.

10.4 Beul1eilung der Gleichgewichtslagen

153

Wenn die Beantwortung auch dieser Fragen erwünscht ist, muss auf die Vereinfachungsmöglichkeiten der Theorie 2. Ordnung verzichtet werden, und man rechnet nach der

Theorie 3. Ordnung: Bei der Formulierung der Gleichgewichtsbedingungen am verformten System und bei allen Verformungsbetrachtungen werden große Verformungen angenommen, so dass die geometrischen Verhältnisse exakt erfasst werden. Nach dieser Theorie können auch die möglichen Gleichgewichtslagen ermittelt werden. Das Beispiel des Abschnitts 10.3 ist nach dieser Theorie berechnet worden, weil die Verformungen bei weichen Federn natürlich nicht als klein angenommen werden dürfen. Die Rechnung ergab 4 mögliche GleichgewichtSlagen (Abbildung 10.7):

r/

ß02

130,

130, =

= 28,4'

I30J =

174'

ß". =

270'

305'

Abbildung 10.7: Vier Gleichgcwichtslagen sind möglich (Beispiel aus Abschnitt 10.3) Die Gleichgewichtslage ßoI ergibt sich beim Einhängen des Stabes in die Feder und ist sicher stabil. Bei der Gleichgewichtslage ßo3 ist wegen = I (Stablänge = Länge der entspannten Feder) die Feder entspaJ1JJt und stabilisiert nur die vertikale Lage, in der das Lager die gesamte Gewichtskraft aufnimm!. Um über die Stabilität aller Gleichgewichtslagen eine Aussage treffen zu können, soll das Beispiel zunächst leicht modifiziert behandelt werden:

'f

I Beispiel 2:

I a

A

M

FAH

-6

~, 0 ~

M

1 I

ß "'AV

"'c

.c

Der bei A in einem Festlager und zusätzlich mit einer weichen Feder gelagerte Stab ist durch sein Eigengewicht und ein Moment M belastet (alle übrigen Größen entsprechen den Werten des Beispiels im Abschnitt 10.3). Es ist das Moment M(ß) zu ermitteln, das den Stab in einer durch den Winkel ß bestimmten Lage ;m Gleichgewicht hält.

10 Elastische Lager

154

Aus dem Momenten-Gleichgewicht um den Punkt A ergibt sich mit

I

.

M(ß) = zlllga - Fc(acos 15 + bSIIl (5) eine Bezichung, dic nach Division durch mgl auf dic Funktion fühl1, deren Nullstcllen im Bcispiel des Abschnitts 10.3 die gesuchten Gleichgewichtslagen bestimmten':

M'(ß) = M(ß) IIlgl

f

0,' . ;

a Fe (a-cos15+-sll1o b.)

=f(ß) = -I - - 2I

IIlg

I

".. . ;

I

··i···········;·····

,.+ ,. .~ .

I:;''''''''\······.JOO'····ti. ··i····~···

Man kann also diese Funktionswerte als zusätzlich aufzubringende Momente M' deuten, um den Stab in einer durch ß vorgegebenen Gleichgewichtslage zu halten. Die nebenstehende Abbildung 10.8 gilt für die spezielle Parameterkombination ,~~ = I und = I.

'00'

f

Damit bieten sich folgende Überlegungen zur Stabilität der vier Gleichgewichtslagen an, die für M = 0 möglich sind und hier für ille beiden Lagen /3ot und /302 angestellt wcrden sollcn:

Abbildung 10.8: Die Funktionswerte sind proportional dem Moment M(ß). das den Stab im Gleichgewicht häll

L-:> Wenn in der Gleichgcwichtslage /3ot ein kleines positives (linksdrehendes) Moment aufge-

bracht wird, dreht sich der Stab in eine Lage mögliche Gleichgewichtslage cin.

ß < /3or

und nimmt die bei diesem Moment

/302 ein kleines positives (linksdrehendes) Moment aufgebracht wird, dreht sich der Stab in eine Lage ß < /302, wo allerdings nur bei negativem (rechtsdrehendem) Moment Gleichgewicht möglich ist, so dass diese Störung zu einem Abwandern bis über die Gleichgewichtslage /3or hinaus (in den Bereich positiver Momente) führt. Die Gleichgewichtslage /302 ist im Gegensatz zur Gleichgewichlslage /30, instabil.

e:> Wenn in der Gleichgewichtslage

/303 wieder stabil und instabil ist, und diese Erkenntnisse lassen sich wie folgt verall-

e:> Entsprechende Überlegungen ergeben, dass die Gleichgewichtslage die Gleichgewichtslage gemeinern:

f304

Stabile und instabile Gleichgewichtslagen wcchseln einandcr ab. Wenn die Nullstellen der Funhion j(ß) (Gleichgewichtslagen) aus geometrischen Gründen 2n-periodisch sein müsscn, kann es nur eine geradzahlige Anzahl von Gleichgewichtslagen geben. I Unter www.TM-akluell.de findclman auch das Ergebnis des Versuchs von Maple, symbolische Lösungen zu finden.

1m Plinzip gelingt das sogar. allerdings sind diese Lösungen (bis auf ß03

=

-!) unbrauchbar. Aber sie sind tichtig.

wie ihre numerische Auswertung zeigt. Hier gill die Empfehlung: Lieber gleich

numeri~h

rechnen!

10.5 Aufgaben

155

I

Beispiel 3: I_....;._...... FÜr den nebenstehend abgebildeten Stab Ist das kritische Verhältnis

(,~~) k, zu bestimmen. bei dem die vertikale

c

Stablage instabil wird. Da nur die Ermiltlung der kritischen Belastung gefragt ist. kann nach der Theorie 2. Ordnung gerechnet werden. Das Momenten-Gleichgewicht um den Lagerpunkl am verformten System (sehr kleine Auslenkung, siehe untere Skizze) liefert 6l

1

Fe l - mg5 2" = 0

Mit der Federkraft Fe = c51 erhält man daraus den kritischen Wert:

~) kr =05 ( mg 1

Das Ergebnis des Beispiels 3 gestattet eine weitere Aussage zum Beispiel 2: FÜr ,~,~ = 0,5 wird die vertikale Gleichgewichtslage instabil. Da stabile und instabile Gleichgewichtslagen einander abwechseln, entfallen die bciden für das Beispicl 2 ermittelten instabilen Gleichgewichtslagen. Es gibt insgesamt nur zwei mögliche Gleichgewichtslagen.

10.5 Aufgaben

I

Aufgabe 10.1: I_.;.;. .... Eme starre Stahlstange (DIchte p) mit konstantem Querschnitt A ist unten in einem Festlager gelagert und durch einc Drehfeder gestützt. Es ist die kritische Länge der Stange zu ermitteln, bei der die Drehfeder die senkrechte Lage (Skizze rechts) nicht mehr garantieren kann.

F

1 •

-

F Ci.

Zunächst wird die Drehfederkonstante CT experimentell ermittelt: An einem Stab der Länge 1 wird die Kraft F aufgebracht (linke Skizze), die eine Verdrehung des Stabs um den Winkel a hervorruft (mittlere Skizze). a)

b)

Wie groß ist die Drehfederkonstante CT (dabei sollte das Moment infolge des Eigengewichts des schräg stehenden Stabes nicht vemachlässigt werden)? Wie groß ist die kritische Länge Ih (Stab nur durch Eigengewicht belastet)?

Gegeben:

F= 100N; p=7,85g/cm 3

;

1= Im; A=20cm 2

;

a=4.8°

10 Elaslische Lager

156

I

I Aufgabe 10.2:

Für den dargestellten starren Stab mit elastischer Abstützung bestimme man den kritischen Wen Fh der Kraft F, bei dem die vel1ikale Gleichgewichtslage instabil wird.

Gegeben:

I

I

Cl , C2.

1

I

Aufgabe 10.3:

Zwei Federn mit den Federkonstanten CI lind C2 lind den Längen I, und h im unbelasteten Zustand halten eine Masse m in einer glatten (reibungsfreien) Führung (die Skizze zeigt die Federn im unbelasteten Zustand und nicht die Gleichgewichtslage des Systems).

Gegeben:

CI

C2, LI ,

l

12, m 1 a.

*

Man ernlittle die Gleichgewichtslage > 0 der Masse m (wie in der unteren Skizze angedeutet) für die Parameterkombinationen

a)

'JiJ. = I mg

,

!:l!2.I mg -0, !l= {,

b)

'JiJ. =0 mg

1

~=I = , !l {, 1118

C)

'JiJ. mg -- 5 , ~=5 mg

,

, a = 60° , I , a = 45° ,

!lI {, -

a = 45° .

C,

I

Aufgabe 10.4: I_.;.;. .... Das System der Aufgabe 10.3 ist für die gleichen Parameterkombinationen a. bund C auf weitere Gleichgewichtslagen (im negativen Bereich von x) zu untersuchen. Die Stabilität der ermittelten Gleichgewichtslagen ist festzustellen. I

Aufgabe 10.5:

I

C,

x

Man ermittle für das System des Beispiels im Abschnitt LO.3 die möglichen GJeiehgewiehtslagen für die Parameterkombination

!!.... =0.5 mg'

'Q = 1

I

und untersuche die Gleichgewichtslagen auf Stabilität.

Weitere Aufgaben findet man im Internet unter www.TM-aktuell.de.

11 Seilstatik, Kettenlinien, Stützlinien Für die Berechnung der Kräfte, die von Seilen und Ketten libertragen werden, wird folgende idealisierende (mit der Praxis gut übereinstimmende) Annahme gen'offen:

Seile und Kellen könncn ausschlicßlich Zugkräftc übcrtragcn, dic in jcdcm Punkt die Richtung der Tangente der Seil- bzw. Kettenlinie haben. Da Seile und Ketten weder Querkräfte noch Biegemomente übertragen können, bezeichnet man sie als biegeschlajf Die durch die Zugkräfte hervorgerufenen Verformuugen siud klein und können für die statischen Untersuchungen vernachlässigt werden: Die Seile und Ketten werden als dehnstarr behandelt. Da Seile und Kctten auf gleiche Weise idealisiert werden, wird im Folgcnden nur noch von Seilen gesprochen. Alle Aussagen gelten auch fur Ketten. Überwiegt die äußere Belastung deutlich gegenliber dem Eigengewicht des Seils, dann kann das Eigengewicht vernachlässigt werden. Wenn ein solches Seil nur durch Einzelkräfte belastet wird, nimmt es (zumindest abschnittsweise) die Form einer Geraden an. Die Seilkräfte können dann wie Stabkräfte bzw. Lagerkräfte berechnet werden. So nimmt beim System der Abbildung 11.1 (die Linienlast wirkt auf den Träger, auf das Seil wü'kt eine Einzelkraft) das Seil die Hälfte der Resultierenden der Linienlast auf. Das System der Abbildung 11.2 ist dagegen nicht tragfähig, weil das Seil eine Druckkraft aufnchmen müsste. Während die inneren Kräfte in einem Seil immer in der Längsrichtung des Seils liegen, können äußere Kräfte das Seil durchaus in QuerrichtlLng belasten. Wenn das Eigengewicht des Seils vernachlässigt wcrden kann, können die Seilkräfte in dcn beiden geraden Teilen des (straff gespannten) Seils wie die Kräfte an einem Fachwerkknoten berechnet werden.

j lliJJ Lll /

Abbildung 11.1: Tragfahiges System

Abbildung U.2: System ist nicht tragfahig.

Das in Abbildung 11.3 skizzierte Beispiel zeigt eine sehr kleine Rolle, die die Last F trägt. auf einem gewichtslosen Seil. Sie stellt sich so ein. dass reehter und linker Winkel des gespannten Seils gleich groß sind (Gleichgewichtslage der Rolle). Die beiden Seilkräfte sind in diesem Fall gleich: F

Fs=-2sin a

Seil

0:

Abbildung 11.3: Konstante Seilkraft bei masselosem Seil

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_11, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

158

11 Seilsimik, Kettenlinien, Stützlinien

Ist das Eigengewicht gegenüber der äußeren Belastung nicht zu vernachlässigen (z. B. bei Seilbahnen), oder ist es die dominierende Belastung (Hochspannungsleitungen), so stellt sich in der Regel irtfolge der Biegeschlaffheit des Seils eine Seilkurve ein (bei Ketten ist der Ausdruck Keffenlinie gebräuchlich). Die Größe der Scilkraft ist dann nicht mehr konstant. sondern von der Form der sich einstellenden Kurve, insbesondere von ihrem Anstieg, abhängig.

11.1 Das Seil unter Eigengewicht

tFs

Die Eigengewichtsbelastung ruft in dem vertikal hängenden Seil (Abbildung 11.4) eine veränderliche Scilkraft hervor. In jedem Schnitt muss die Seilkraft mit der Gewichtskraft des darunter liegenden Teils des Seils im Gleichgewicht sein. Vorbereitend auf die etwas schwierigeren nachfolgenden Betrachtungen soll die Scilkraft aus dem Gleichgewicht am differenziell kleinen (aus dem Seil an der Stelle z herausgeschnittenen) Element der Länge dz (Dichte p, Querschnitt As) ermittelt werden:

n

+

dFs

ld

llJ ,

Z

• pg Asdz

!s F

Abbitdung J 1.4: Seil unter Eigengewicht

An den Sehnittufem müssen die Scilkraft Fs bzw. die um den (differenziell kleinen) Betrag dFs vergrößerte Seilkraft angetragen werden, die mit dem Eigengewicht des Elements im Gleichgewicht sein müssen. Das Kräfte-Gleichgewicht in vertikaler Richtung führt auf d~=~~

~

und die Integration dieser Beziehung liefert bei konstantem Seilquerschnitt As: Fs = pgAsz+C Die Integrationskonstante wird aus der Randbedingung Fs{z = 0) = 0 zu C = 0 bestimmt. Wenn, wie nebenstehend skizziert, zusätzlich eine Einzelkraft Fa am unteren Seilende angreift, dann errechnet sich die lnlegrationskonslante aus Fs(z = 0) = Fa zu C= Fa.

!~

Die Abbildung lJ.5 zeigt ein an zwei Punkten aufgehängtes Sei I unter Eigengewichtsbelastung, aus dem ein Element herausgeschnitten wurde. Das Koordinatensystem wurde (willkürlich) in einen Festpunkt des Seils gelegt.

Iy

B ds

A

x Abbildlmg 11.5: Kräfte am differenziell kleinen Element des Seils unter Eigengewicht

Da auf das Element die Resultierende seines verteilten Gewichts q = pgAs (Gewicht pro Länge, vgl. Seite 43) wirkt, müssen die Sei Ikräfte am rechten und linken Schnittufer unterschiedlich groß

159

I 1.1 Das Seil unter Eigengewicht

sein. Es wird deshalb in positiver Koordinatenrichtung x ein (differenziell kleiner) Zuwachs angesetzt. Stellvertretend für die tangential gerichteten Sei I kräfte wurden jeweils deren Horizontalund Vertikalkomponente eingezeichnet. Das Gleichgewicht in x-Richtung liefert

FSH = konstant so dass folgende Aussage getroffen werden kann: Der Horizoll/alzug (horizontale Komponente der Seilkraft) ist in einem nur durch sein Eigengewicht belasteten Sei I konstant. Das Kräfte-Gleichgewicht in y-Richtung liefert:

dFsv=qds

mit

ds=.Jdx2+dy2=~dx

Die beiden Seilkraftkomponenten sind natürlich nicht unabhängig voneinander. Da die resultierende SeilkrafttallgentiaJ zur Seilkurve gerichtet ist, gilt:

, Fsv tanrp = .v = FSH Diese Beziehung wird (unter Beachtullg, dass FSII konstant ist) noch einmal nach x abgeleitet, und nach Einsetzen der Gleichgewichtsbedingung in y-Richtung erhält man:

y" = _l_dFsv = _1_dFsv ds =...!L ~ FSH dx FS H ds dx FS H V t -j- Y'In der so entstandenen Differenzialgleichung 2. Ordnung

y"

q

Il+?

FSH

tritt Y nicht explizit auf, so dass die Gleichung nach der Substitution y' = z ein erstes Mal und nach Rücksubstitutioll ein zweites Mal integriert werden kann. Man erhält als allgemeine Lösung die Funktion, die die Lage eines Seils unter Eigengewicht beschreibt, die

Seillil/ie oder Kettel/linie: H y = -FS cosh q

(

q ) +C2 -x+C I FSH

(I I. I )

<>

In der Funktion 11.1 sind noch drei Größen unbestimmt, die beiden Integrationskonstanten CI und Cl und der Horizontalzug FSH.

<>

Diese drei Unbekannten können z. B. berechnet werden aus zwei Randbedingungen (Lage der Seilaufhängepunkte A und B) und der Bedingung. dass die (vorgegebene) Länge des (dehnstarren) Seils der Bogenlänge der Fun.ktion y{x) zwischen den Punkten A und B entsprechen muss.

160

11 Seilsimik, Kettenlinien, Stützlinien

I

Beispiel J: I_"";_ _...1 Für das skiZZIerte SeIl ermIttle man

B

a) die Funktion der Seillinie, b) den Horizonralzug,

x

A

c) dje maximale Seilkraft. Gegeben:

Seillänge L, X8, Y8, q (GewichtILänge).

Für das (obne Einsch.ränkung der Allgemeinheit willkürlich im Punkt A) festgelegte Koordjnatcnsystem erhält man aus den Randbedingungen die beiden Gleichungen:

y(x=O) =0 Y(X8) = YB

FSII

=}

C2

--coshC, q

=}

Y8 =

FS

H

q

[COSh (.-i..- XB + CI ) -COShC,] FSH

Die Länge L des Seils muss gleich der Bogeulänge der Seilkurve zwischeu A uud B sein: X8

X8

L=

~dX=/

.;

x=x}\=O

=

F~H

2

I +sinh (.-i..-X+CI)dX FSH

..=0

[sinh

(~H X8+CI) -sinhC,]

Diese drei Gleichungen sind ein (recht unangenehmes, weilnichtlineares) Gleichungssystem FLir die drei Unbekannten C" C2 und Fs H . Die lntegrationskonstame C2 kommt nur in der ersten Gleichung vor, so dass es sich anbietet, zunächst aus den beiden letzten Gleichungen C, und FS H zu berechnen. Diese lassen sich mit Hilfe der Beziehungen

aiß) sinh ( ~) 2 sinh (a;ß) cosh (ai ß )

cosh a

cosh ß = 2 sinh (

sinh a

sinhß =

cosh 2 a - sinh 2 a = I

so umformen, dass die Konstante CI in Abhängigkeit von FS II in ciner Gleichung erscheint und in der zweiten Gleichung nur noch die Unbekannte FSH vorkommt: 2

FSf/. q X8 2 2 2-slOh ( - - )] +YB-L =0 [

q C, = artanh ( Y8) - --XB L 2FsH

q

2FsII

Aus der letzten Gleichung kann FSf/ (numerisch) bereennet werden, und damit en'eehnet man dann C, und C2. Es ist empfehlenswert, vorher die letzte Gleichung durch L2 und die Gleichung für C2 durch L zu dividieren und mit den dimensionslosen Unbekannten -

FSH

FSf/=-

qL

-

C2

C,=-

-

L

weiterzurechnen (Fsf/ ist der auf das Gesamtgewicht des Seils bezogene Horizontalzug). Dann kommt Illan mit den beiden Parametern _ XB _ Y8 X8=[; Y8=[;

161

I 1.1 Das Seil unter Eigengewicht

(anstelle der vier gegebenen Größen) aus, und es ist folgender Formelsatz auszuwerten:

[-

2FSH sinh

( Xs_ )]2 +Ys 2

2Fs

I= 0

-

FS H

-

(numerisch)

H

Xs

CI = artanhyS - - - -

2Fs H

Mit einem geeigneten Programm (siehe www.TM-aklUell.de) wird dieser Formelsatz für die nebenstehend angegebenen Parameterkom-

binationen (xs und YS) ausgewertet (Nullstellen einer Funktion bei gleichzeitiger Berechnung von CI und C2):

Xs

Ys

FSH

CI

C2

0,5 0,8

0 0,2

0.1148 0,3555

-2,1773

0,98

0

1.4046

-0,5130 -0,5178 -1,4909

-0,9224 -0,3489

Abbildung 11.6: Hori.zontalzug und J.ntegrationskonstanten flir drei Parameterkombinationen

Damit sind die Seilkurven bekannt. Aus dem Horizontalzug FSf/ = FSf/qL können die vertikale Komponente der Seilkraft Fsv = FSf/tal1q> = FSf/y' = FSf/sinh

(-.!L FSf/

X

+ C1 )

(11.2)

und daraus die resultierende Seilkraft an einer beliebigen Stelle bereehnet werden:

(l1.3) Die maximale Seilkraft tritt dort auf, wo der Anstieg der Seilkurve am größten ist (am höheren Lagerpunkt). Bei einem Seil mit sehr ~achem Durehhang (drille Parameterkombination) kann der Horizontalzug (und damit natürlieh aueh die resultierende Seilkraft) größer als das Gesamtgewieht des Seils werden. Die Abbildung .11.7 zeigt links die Seilkurven y(x) und rechts die Verläufe der normierten Seilkräfte Fs Fs=qL

die sich nur um die Konstante C2 unterscheiden:

y=

y - = FS+C2 L

Man erkennt, dass die Seilkraft in dem Seil mit sehr ~achem Durchhang deutlieh größer als in den bei den anderen Seilen ist.

+-~-_

~

..

1

j

,

I

i

i

_.-->---~~_.--<-._

..

_~_

i

....•-

_ .._ .....

!

:

1.4··'-'--r~·

t'

iI

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+--~"'--'-'-r-'-:'--~--'r-----:

; ~.~ __ ~_._.__<--

Ii

12

oi~

iI ..._~_._. ~_.L_

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1/, i 2 i

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:

I 1

o[a

]

I

.-+--

.

I

1...-._._. L..._..__.;._...._...l_....__1.__ !!

i

_.

18

X;L

.. _

t

I

!

!

I

i

I! ·--+; i

l'I/--·l--"--I-·-"-~-_·_·:· __

'

j I i

--- '--1-'

i.

-'

-J-.- j---- 1--· ~-_.~~··_· __·__ ·t-·---~-i-'-·· .,-_.. ·i--·---·~-··~ I

J,

!

,4_···

.

i

j

! 2

. .-..,~--L.. l-------r

.,-+-..

i! 1

-.-.1-.. .--1:·.._.

j . -- ii _. 1 . --l"'-" - .. u- .- -t·_· o:t

j i

-~

I

t _. I

0·'

018

Abbildung 11.7: Sei 1kurven (links) und Seilkräfte (rechts)

:

-~"t'-

11 Seilsimik, Kettenlinien, Stützlinien

162

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Das skiZZierte SeIl Ist an zweI Punkten gelagert und durch sein Eigengewicht q (GewichtILänge) und eine zusätzliche Einzelkraft F belastet. Gegeben:

a, q.

Seillänge L. a, b, c, F,

Es sind die Bestimmungsgleichungen für die Berechnung der Integrationskonstanten zu formulieren.

F

"-0:

An der Krafteinleitungsstelle müssen die (tangential zur Seilkurve gerichteten) Scilkräfte in den beiden Abschnitten mit der äußeren Kraft im Gleichgewicht sein. Das ist nur möglich, wenn die Seillinie an dieser Stelle einen Knick hat. Die Seillinie muss deshalb in beiden Abschnitten gesondert aufgeschrieben werden, womr wie skizziert auch zwei unterschiedliche Koordinatensysteme gewählt werden. Natürlich gilt in beiden Abschnitten die allgemeine Foll11 der Seillinie I J.I, die unter der Voraussetzung (Seil trägt nur sein Eigengewicht) hergeleitet wurde, die auch bei dieser Aufgabe für jeden Abschnitt gilt. Allerdings müssen unterschiedliche Integrationskonstanten und auch unterschiedliche Werte für den Horizontalzug angesetzt werden:

NI YI = FS cosh (-q-xi +CI) +C2 FS/Il q

Y2 = Fsm cosh (-q-X2 +CJ) +C4 q Fsm

Für die Berechnung der sechs Unbekannten FS NI Bedingungsgleichungen zur Verfügung:

,

Fsm, CI, Cz. CJ, C4 stehen die folgenden Y2(X2 =b) =C

(Seillinien müssen durch die Lagerpunkte gehen). An der Übergangsstelle gilt: YI (XI

= a) = Y2(X2 = 0)

(Seillinien müssen am Kraftangriffspunkt zusammenlaufen). Außerdem muss an diesem Punkt das Kräfte-Gleichgewicht in horizontaler Richtung

FSIIl + F sin a =

F~H2

und in vertikaler Richtung (vertikale Seilkraftkompcnente = Horizontalzug . Anstieg der Seilkurve) erfüllt sein:

FSH IYI'(XI

= a) + I' cosa = FsmYz'(xz = 0)

Die letzte Bedingung ergibt sich aus der Forderung, dass die Summe beider Seillinienlängen die vorgegebene Gesamt-Seillänge L ergibt: b

a

L=

J XI=O

)1+YI'ZdXI+

J

)1+YZ, ZdX 2

A"2=O

In diese sechs Beziehungen müssen die oben angegebenen Funktionen YI und YZ eingesetzt werden, und es entsteht ein nichtlineares Gleichungssystem, dessen Lösung mim dem Computer überantworten sollte. Die Lösungen sind im Bereich positiver Werte flir FSHI und FSHZ zu suchen (formal gibt es auch eine Lösung im Bereich negativer Werte).

163

11.2 Das Seil unter konstanter Linienlast

11.2 Das Seil unter konstanter Linienlast Bei der exakten Berücksichtigung des Eigengewichts (verteilte Belastung längs des Bogens) wie im vorigcn Abschnitt erhält man die hyperbolische Kosinusfunktion als Seillinie. Eine Vereinfachung der Rechnung ergibt sich, wenn bei Seilen mit flachem Durchhang das Eigengewicht nähcrungsweisc als eine konstante Linienlast in x-Richtung angenommen werden darf. Der gleiche Lastfall ist gegeben, wenn das Seil eine Last trägt, die an einer relativ großen zaW von (äquidistanten) Punkten am Seil befestigt ist (z. B. eine Brücke). Die Herleitung der für diesen Lastfall geltenden Beziehungen unterscheidet sich von den Betrachtungen im vorigen Abschnitt nur dadurch, dass sich die Resultierende der Linienlast am differenziell kleinen Element (nebenstehende Skizze) durch Multiplikation ntit dx (anstelle von ds) ergibt. Das Gleichgewicht in horizontaler Richtung

IY I

x

f , , , , , , 1 , , , "

~-

~ !

,,·2

Abbildung 11.8: Seil unter konstanter Linienlast

FSH = konstant

dFsH =0

zeigt, dass auch fLir diesen Lastfall gilt: Der Horizontalzug (horizontale Komponente der Seilkraft) ist in einem durch eine konstante Linienlast belasteten Seil konstant. Das Kräfte-Gleichgewicht in vertikaler Richtung liefert: dFsv -qodx = 0 I Fsv tanq>=y = -

FS II

Durch zweimaliges Integrieren gewinnt man daraus die

Seillinie oder Kettenlinie bei konstanter Linien/ast: ( 11.4)

0::> Die Funktion der Seillinie ist für den Lastfall "Konstante Linienlast" eine quadratische Para-

bcl. Sic enthält drci Unbekannte, dic beiden Integrationskonstanten und dcn Horizontalzug. 0::> Die Unbekannten errechnen sich aus den Randbedingungen (Lage der Seilaufhängepunkte)

und z. B. aus der Bedingung. dass die vorgegebene Länge des dehnstarren Seils der Bogenlänge der Funktion y(x) zwischen den Authängepunkten entsprechen mnss.

164

11 Seilsimik, Kettenlinien, Stützlinien

Wenn das Koordinatensystem in den Aufhängepunkt A des Seils gelegt wird und der Aufhängepunkt 8 dann die Koordinaten X8 und Y8 hat, lauten die Randbedingungen: y(X = 0) = 0

=;.

C2 = 0

Y(X=XB) =YB Die Bedingungsgleichung File die Länge der Seillinie fuhrt auf das Integral: );0

L= JdS= J

x=o

~dx=

XB

J

x=o

Die Auswertung ergibt:

FSH qu L= -2 [( -_-XB+CI ) qo FSH

-~~:

(CI

VI

qo . qo 1+ ( -XB+CI ) 2 +arslnh ( -XB+CI )] FSH FSH

+CT+arsinhCI)

Wenn die aus den Randbedingungen errechnete Beziehung für Cl eingesetzt wird, ergibt sich eine (nichtlineare) Gleichung für den Horizontalzug FSI/:

SH L = F (A + arsinM - B arsinhB) 2qo mit A = YB + qoxB 8 = YB _ qoxB XB 2Fs H X8 2Fs H

JJ+B2 -

VJ+A2

Diese Gleichung wird numerisch gelöst, danach kann die noch fehlende lntegrationskonstante Cl berechnet werden. Damit ist die Seillinie bekannt. Die Kräfte im Seil berechnen sich nach:

Fs =

VF;I1 + Flv = FSH

I+

(~: x +CI

r

(I 1.5)

Die Schwierigkeit bei der Lösung von Aufgaben besteht im Allgemeinen im Berechnen des Horizontalzuges Fs I1 . Bei bekanntem FS I1 sind dann die Integrationskonstanten und damit die Seillinie und die Sei.lkräfte sofort aufzuschreiben. Die Berechnung von FS I1 bei vorgegebener SeilJänge L (wie oben angegeben) ist sicher die aufwendigste (allerdings wohl praktisch wichtigste) Variante. Da die angegebene Beziehung für die Seillänge, aus der FSH bestimmt wird, ohnehin numerisch gelöst wird, ist ihr etwas kompliziertes Aussehen bedeutungslos. Das nachfolgende Beispiel zeigt, dass eine andere Zusatzbedingung auf eine einfachere Bestimmungsgleichung für den Horizolltalzug fUhrt.

165

11.2 Das Seil unter konstanter Linienlast

Beispiel J:

Iy

I

I_ _ _ _...I Flir ell1 Seil mit flachem Durchhang, dessen Lager auf gleicher Höhe liegen, ist die Abhängigkeit der maximalen Seilkraft vom Durchhang Im"x zu ermitteln. Gegeben:

qo

1

/max,

1I nl ,

..&.. A

XB·

Aus der Seillinie 1104 erminelt man mit den beiden Randbedingungen

Y(X = 0) = 0

und

y(x = XB) = 0

die Integrationskonstanten

C2 =0 und damit die Seillinie

Der maximale Durchhang trin in der Mitte des Seiles auf. Aus dieser Bedingung ergibt sich der Horizontalzug im Seil:

y ('iJJ.) 2

qox~ 8!mllr

_ r --jmax

FSH= - -

Die maximale Seilkraft tritt an den Lagern auf, weil dort der Anstieg der Seilkurve am größten ist. Aus 11.5 folgt mit x = 0:

• Die maximale Seilkrafl kann bei flachem Durchhang ein Vielfaches des Seilgewichtes betragen. Wird das Seilgewicht durch FG.5eU = qoxB angenähert, errechnet man aus

Fs. max

I

Fe, Seil

8

Xu

Fs,max

/max

qOXB

100 50 20 10

12.5 6,27 2,55 1,35

--

zum Beispiel die Ergebnisse entsprechend nebenstehender Tabelle.

• Bei bekanntem Horizontalzug kann man auch die Seillänge aufschreiben, die natürlich bei dieser Aufgabe schon durch die Geometrie (der quadratischen Parabel) gegeben ist: I L= -

2

.2 A/J+

~

Im

.. h (4- o.<) I 6J.2/IIax+ --31sm Slmax

XfJ

166

11 Seilsimik, Kettenlinien, Stützlinien

Bei der numerischen Auswertung der nichtlinearen Gleichung für FSfI (z. B. bei vorgegebener Seillänge) ergibt sich stets auch eine negative Lösung (gilt auch fUr die exakte Elfassung des Eigengewichts, Abschnitt 11.1), die natürlich fUr Seile nicht sinnvoll ist. Die Kurve y(x), die sicb mit dieser Lösung ergibt, wird als Stützlinie bezeichnet. Sie beschreibt die Form eines Trägers, der durch die Belastung ausschließlich auf Druck belastet wird (keine Biegemomente, keine Querkraft). Da in einem solchen Träger wie beim Seil als Schnittgröße nur eine Nomlalkraft wirkt, überträgt er die Belastung wesentlich günstiger als ein gerader Träger. Dieser Effekt wurde schon im Mittelalter im Bauwesen (Brlickenbau, Gewölbe) ausgenutzt.

I

Beispiel 2: I_ _ _ _...I EIl1 Bogenträger soll ellle Brlicke tragen (konstante Linienlast qo). Die Lage der Stützgelenke liegt durch das Geländeprofil fest. Welche Form muss er haben, damit er nur durch Dnlckkräfte belastet ist, die den vorgegebenen Wert Fs.",,,x an keitler Stelle überschreiten.

Gegeben:

qO, Xn, YB

<0

I

Iy x

FS,IIUH.

Wenn der Träger nur Dnlckkräfte aufnehmen soll, muss er die Form der Stützlinie haben. Diese entspricht der mathematischen Funktion der Seillinie mit negativem FSN. Für die Funktion 11.4 ermittclt man mit den Randbedingungcn y(x = 0) = 0 und y(x = XB) = YB die Integrationskonstanten

j

I

I r 1III1 r 111111 r 1r lqo Abbildung 11.9: Die Srülzlillie ist die ideale Form eines Trägers ftir konstante LinienlasL

CI = )'B _ qOxB

2FsII

XB

Die größte innere Kraft (Druckkraft) tritt (wie beim Seil) an der Stelle des größten Anstiegs der Stützlinie auf, im vorliegenden Fall am Lager B. Die resultierende Kraft Fs nach I 1.5 wird mit x = XB lind Fs = Fs.max zur Bestimmungsgleichung für die Horizontalkraft: F:2

SH

+

qOYB

I+(~)

2

F

SN

+

la 2

..a _ 1':2S,"''''' = 0

4 '0 B

I+(~)

2

Diese quadratische Gleichung hat eine positive und eine negative Lösung. Für die gesuchte Stützlinie muss die Horizontalkraft negativ sein. Mit der negativen Lösung der Gleichung

und den Integrationskonstanten kann die Gleichung der Stützlinie aufgeschrieben werden:

y=

~~2+ (YB 2 FSH

XB

_ qOXB)x 2FsH

12 Grundlagen der Festigkeitslehre Die Festigkeits/ehre untersucht die inneren Kräfte in Bauteilen und die daraus resultierenden Beanspruchungen und Verformungen: Q Du.rch Vergleich mit Materialkennwerten, die durch Versuche ermittelt werden (Werkstoff-

kunde), kann man das wichtige Problem der Dimellsionierullg lösen. Q

Die wichtigsten Methoden zur Festlegung der Abmessungen von Bauteilen sind • die Dilllensiollienmg auf Festigkeit durch Vergleich der Beanspruchung mit den zulässigen Beanspruchungen ("Kann das Bauteil cUe Belastung ertragen, ohne zerstört zu werden?") und • die Dill1ensiollienmg auf Steifigkeit ("Bleiben die Verformungen infolge der Belastung innerhalb der tolerierten Grenzwerte?").

Q Weil iJ1 der Festigkeitslehre auch die Verformungen der Bauteile betrachtet werden, muss

man das Modell des "starren Körpers" aufgeben. Die statischen Gleichgewichtsbedingungen dürfen jedoch (bis auf wenige Ausnahmen) am unverformten System aufgestellt werden (Theorie I. Ordnullg, vgl. Abschnitt JO.2): Die Berechnung von Lageueaktionen und Schnittgrößen wird also im Allgemeinen so ausgeführt, wie es aus der Statik starrer Körper bekannt ist.

12.1 Beanspruchungsarten Die vielfältigen Möglichkeiten der Beanspruchung von Bauteilen lassen sich klassifizieren. Die in der technischen Praxis wichtigsten werden in den nachfolgenden Abbildungen 12.1 bis 12.6 an einigen einfachen Beispielen vorgestellt:

---

=::====-

Abbildung 12.1: Bei der 2ugbe-

Abbildung

bei

Abbildung 12.3: Von Biegebe-

ollspruchung liegt die Wirkungs-

der Druckbeanspruchung liegt

anspruch/mg wird gesprochen.

12.2:

Auch

linie der Kräfte in der Richtung

die Wirkungslinie der Kräfte

wenn im Bauteil Biegemomen-

der Stabachsc. Es gibt Bauteilc.

in Richtung der Stabachse. Es

te auftreten. Die Biegebeanspru·

die ausschließlich auf Zug beansprucht werden können. z. B. Sei-

gibt Materialien. die (fast) ausschließlich Druckbeanspruchung

chung ist im Allgemeinen mit einer Schubbeanspruchung infolge

le und Kellen.

ertragen. z. B. Beton.

der Querkraft gekoppelt.

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_12, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

168

12 Grundlagen der Festigkeitslehre

j

o

!?

,S

Blech beim Stanzvorgang

Abbildung 12.4: Bei der Torsionsbeanspruclwl1g werden die

Abbildung 12.5: Bei der Sellt/boder Scherbeanspruchullg liegen

Qucrschnitlc des Bautei Is durch

die Kräfte auf parallelen Wirkungs-

Torsionsmomente belastet,

bes drehen. Diese versuchen, die

linien und sind entgegengesetzl gerichtet. Eine reine Scherbeanspruchung liegt vor. wcnn die Wir-

Quersclmiue rel'ltiv zueinander

kungslinien sehr dicht (theoretisch

zu verdrehen.

unendlich dicht) beieinander liegen.

tull

die

die Längsachse des Sta-

Abbildung

12.6:

Schlanke

Drucksläbe können instabil werden und senkrecht zur Be· lastungsricbtullg ausweichen. Dieser als Knickung bezeichIlele Beanspruchungsfall kann nicht mehr mil der Theorie I. Ordnung behandelt werden.

12.2 Spannungen und Verzerrungen Um die Beanspruchungen von Bauteilen zu ermitteln, wird das aus der Statik bekannte Schnittprinzip zur Berechnung der inneren Kräfte verwendet. In wenigen AusnahmefalIen kann man die Festigkeitsberechnung ausschließlich unter Verwendung der Schnittgrößen ausführen (z. B. beim Vergleich einer Kraft in einem Seil mit einer vom Hersteller angegebenen zulässigen Seilbelastung). Im Allgemeinen fließen in die Festigkeitsrechnung auch die Abmessungen der Bauteile ein (in der Angabe einer zulässigen Seilbelastung ist der Seilquerschnitt natürlich bereits berücksichtigt). Das unler Zugbeanspruchung stehende Seil iSI das einfachste Beispiel, um Festigkeitsuntersuchungen (Ermittlung von Beanspruchung und Verformung) anzustellen:

T IFs

Seil

I

FS

IF

t

;;

IF

Abbildung 12.7: Die Belastung F ist Ursacbe fUr die innere Kraft Fs und die Verlängerung fit des Seils.

oe:> Ein durch die Kraft F belastetes Seil der Länge I wird beanspruch/ durch die (innere) Kraft

Fs und velformt (verlängert) um die Länge!11 (Abbildung 12.7).

Um die Beanspruchung und die Verformung von den Abmessungen (Querschnitt A und Länge I des Seils) unabhängig zu machen, wird als Maß für die Beanspruchung die auf die Querschnittsfläche bezogene innere Kraft, die Spannung. deliniert. und die Verfom1Ung wird auf die Gesamllänge I bezogen und als Dehnung bezeichnet:

169

12.2 Spannungen und Verzerrungen

Spannung:

Fs

er= A

(12.1)

Delmllng:

1'.1

[; = l

( 12.2)

Die Spannung ist wie die Kraft ein Vektor, der nicht unbedingt senkrecht zur Querschnillsfläche gerichtet sein muss. Es ist iiblich, einen solchen allgemeinen Spannungsvektor in Komponenten zu zcrlegen: Die Normalspannllng er ist senkrecht zur Querschnittsfläche gerichtet, die Schubspannung T (Scherspannung) liegt in der Querschnittsfläche (Abbildung 12.8). Es ist einleuchtend, dass man im allgemeinen Fall zweckmäßig mit zwei (senkrecht zueinander stehenden) Schubspannungskomponenten in der Schnittfläche rechnet.

AbbUdung 12.8: Der Spannuogsvektor wird zerlegt in Normalspannung und Schubspannung.

Analog zur Dehnung [; (hervorgerufen durch die NormaJspannung er) definicn man dic durch dic Schubspannung T hervorgerufenen Gleiwng y (Gleitwinkel, Abbildung 12.9).

<>

Die Dimension der Spannung ergibt sich aus Abbildung 12.9: Die Sehubspannung erdem Quotientcn "KraftlFläche", gesetzliche Einzeugt einen Gleitwinkel. beit ist N I -2 = I Pa (Pascal) m in der technischen Praxis üblich (und erlaubtl) ist

N I -= I MPa (Mega-Pascal) mm 2 veraJtet, abcr in alten Bcrcchnungsuntcrlagen vielfach noch anzutreffen: lkp= 9,81N ""O,I~ cm 2 IOOmm 2 mm 2

<>

Die Dehnung [; ist dimensionslos, in der Praxis teilweise üblich ist eine Angabe in % (z. B.: [; = 0,03 "" 3%), die Gleitung (als Winkel im Bogenmaß) ist ebenfalls dimensionslos.

Bei den vorangegangenen Betrachtungen wurde stillschweigend vorausgcsctzt, dass sich dic Spannung unabhängig von der Lasteinleitung gleichmäßig über den Querschnitt veneilt. Ähnliche (natürlich streng genommen nicht giiltige) Annahmen werden auch bei nachfolgenden Überlegungen häufig getroffen werden müssen. Tatsächlich ergibt sich in unmittelbarer Nähe der Lasteinleitung ein recht komplizierter Spannungszustand. Man darf aber annehmen, dass in "genügend großem Abstand" von dieser Stelle die durch die Art der Lasteinleitung verursachten Effekte abgeklungen sind. I

Eigentlich ist es nicht erlaubt, denn die SI-Konvention lässt Präfixe wie m (Milli) oder M (Mega) nur im Zähler von Brüchen zu. Aber weil man sich dort. wo N/mm 2 sleht. immer die korrekte Einheil MPa denken darf. iSl es nichl wirklich fabch und n3rürlich nichl so lästig wie das in Amerika wohl unausronbare Ilblin 2 = I psi ~ 6,89476 kPa.

170

12 Grundlagen der Festigkeilslehre

Prinzip von Sr. Venant:

Homogener Spannungszustand in "genugender" Entfemung

von der Lastcinleitung

Abbildung 12.10: Im Folgenden wird die .•genügende" Entfernung immer vorausgesetzt.

Diese Vereinfachung wird nach dem französischen Physiker BARRE DE ST. VENANT (1797 1886) als Prinzip von SI. Venant bezeichnet. Für anspruchsvollcre Berechnungen muss man gegebenenfalls zusätzlich eine genauere Untersuchung der Spannungsverhältnjsse an den Lasteinleitungsstellen durchführen.

12.3 Der Zugversuch Aus der Erfahrung weiß man, dass die Verformung bei gleicher Belastung (gleicher Spannung) für unterschiedliche Materialien verschieden groß ist. Aufgabe der Werkstoffkunde ist es unter anderem, für dic Matcrialien die Kennwene experimentell zu ermitteln.

0----.--0~D "tl

Abbildung 12.11: Der Probestab für den Zugversuch ist genormt.

Das wichtigste Experiment dafür ist dcr so genanntc Zugversuch, desscn Ablauf in DIN EN 10002 (früher: DIN 50145) genormt ist. Wegen der Wichtigkeit der daraus für die Festigkeitslehre zu gewinnenden Ergebnisse wird dicscr Versuch kurz beschrieben: Ein genon1ller Stab (Abbildung 12.11) wird in einer Zerreißmaschine zügig (nicht stoßartig) belastet. Dabei zeichnet die Maschine sowohl die Kraftzunahme als auch die Verlängerung einer Messstrecke '0 auf. Schließlich erhält man als wichtigstes Ergebnis das SpannlllZgs-Dehnungs-Diagramm (Abbildung J 2.12), in dem die Spannung (Ao ist die Querschnittsftäche

fo

des unverformten Stabes) über der Dehnung e = ~ aufgetragen ist. Diese Kurven sehen für verschiedene Materialien sehr unterschiedlich aus. Ihr Verlauf wird hier am Bcispiel des Diagramms für Baustahl diskutien:

Abbildung 12.12: Spannungs-DehnungsDiagramm

':> Bis zu einer Spannung ap (ProporliolZalilälsgrenze) verläuft die Kurve linear, und es gilt

a=Ee

12.3 Der Zugversuch

171

mit dem Proportionalitätsfaktor E, der den Anstieg der Geraden repräsentiert. Dieser Faktor wird Elastizitätsmodul genannt, für Stahl hat er z. B. den Wert ESlähl = 2, I . 105 N/mm 2 . c:> Dic Elastizitätsgrenze OE: (schr nahe bei op) kennzeichnet den Punkt, bis zu dem bei nachfolgender Entlastung keine bleibenden Verformungen des Stabes gemessen werden.

c:> Für d.ie Beurteilung der Tragfahigkeit einer Konstruktion ist die Streckgrenze Re (früher: bzw. FIi~ßgrenze OF) besonders wichtig. Beim Erreichen dieser Spannung beginnt eine Verschiebung der Kristallgitter im Material, so dass unter Umständen selbst bei abfallcndcr Spannung eine weitere Debnung verzeichnet wird. Os

Für zahlreiche Materialien (z. B. hoch feste Stähle) zeigt sich diese Grenze im SpannungsDchnungs-Diagramm nicht so dcutlich. Da mit dcr Streckgrcnze (unter Berücksichtigung von Sicherheitsfaktoren) die zulässigen Spannungen festgelegt werden, wird dann ersatzweise die so genannte RpO.2-Grenze bestimmt. Dies ist die Spannung, bei der die Probe nach Entlastung eine bleibende (plastische) Dehnung von 0,2% (E: = 0,(02) behält.

c:> Nach dem Fließen setzt die so genannte Kalrve/festigung ein, die eine weitere Steigerung der Belastung ermöglicht, bis sich bei der Spannung Rm eine Einschnürung des Querschnitts der Probe zeigt, die zum Bruch fül1l1 (R m - Bruchspannung, früher: OB). Für die sehr häufig verwendeten Baustähle wurde früher die Bruchspannung zur Kennzeichnung verwendet: Der Stahl St37 hat eine Bruchspannung von Rm = 370N/mm 2 (bei einer Streckgrenze Re = 240 N/mm 2 ), für St52 gilt Rm = 520 N/mm 2 für die Bruchspannung und Re = 320N/mm 2 für die Streckgrenze. In den neueren Euronorm-Bezeichnungen (z. B.: S235JR bzw. S355JO) steckt die Information über die Rpo,2-Grenze.

I

Beispiel J: I_"";_ _...1 Ein Traggestell mit n Personen (durchschl1ltthche Masse pro Person: 75 kg, Masse des Traggestells ebenfalls 75 kg) soll an einem Draht aLLS S355JO (St52) aLLfgehängt werden. Bei weichem Drahtdurchmesser würde in dem Draht gerade die Bruchspannung hervorgerufen werden?

Die Spannung im Draht ergibt sich aus dem Quotientcn des Gesamtgewichts und der Querschnittsfläche des Drahtes. Diese Spannung soll gerade die Bruchspannung erreichen: Rm

=

(n+ I) ·75kg·9,81 m nd2

;2

4

Mit Rm = 520N/mm 2 kann daraus der Drahtdurchmesser berechnet wcrden: _

J(n+I).75.9,8IN 20 mm n·5 N Für n = 40 z. B. ergibt sich ein Durchmesser VOn d = 8.59 mm. Der erstaunlich kleine Wert bestätigt die alte Konstrukteursformel: "Man glaubt ja nicht, was Eisen aushält". d- 2

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 W,e lang darf em an emem Punkt aufgehängter Draht aus Stahl (S235JR, frühere Bezeichnung: St37) mit konstantem Querschnitt und einer Dichte p = 7,85 g/cm 3 maximal sein, um nicht schon durch sein Eigengewicht zu reißen (Berechnung der so genannten Reißlänge).

12 Grundlagen der Festigkeilslehre

172

Die größte innere Kraft tritt am Aufhängepunkt auf (Gesamtgewicht des Drahtes), und bei konstantem Drahtquerschnitt findet man dort auch die maximale Spannung:

Durch Umstellen der Gleichung erhält man die Reißlänge:

R",

IReiß

= -

pg

=

370N cm 3 s2 2 = 4,805km 7,85·9.8Imm gm

12.4 Hookesches Gesetz, Querkontraktion Die Beziehung

er =Ee

( 12.3)

wird nach dem englischen Physiker ROBERT HOOKE (1635 - 1703) Hookesches Gesetz genannt. Mit jeder Dchnung eines Stabes in Längsrichtung ist eine Ändcrung dcr Querschnittsabmessungen verbunden. Beim Zugversuch kann sie als Verjüngung des Durchmessers gemessen werden, und man definiert als Querdehllullg

e" =

!'J.d

(12.4)

-

da

Da mit einer Verlängerung des Stabes (!'J./ > 0) eine Verringerung des Durchmessers (M < 0) verbunden ist (und umgekehrt), wird das Verhältnis":': negativ. Nach dem französischen Physiker StMEON DENIS POISSON(1781-1840)wirdderQuoticnt

e

v =_3.

e

(12.5)

als Querkol1/rakliollszahL bezeichnet, ihr reziproker Wert m = ~ wird Poissvl1sche ZaIzL genannt. Für Stahl ergibt sich (wie fur dic meisten Metalle) der Wert v = 0,3. Für alle Materialien liegt v zwischen 0 (keine Querdehnung) und 0,5 (inkompressibles Material). In der Nähe dieser theoretischen Grenzen liegen unter anderem die Werte für Beton (v "" 0) bzw. Gummi (v "" 0,5). Analog zum Hookeschen Gesetz. das die Normalspanmlllg mit der Dehnung verknüpft, gibt es eine Beziehung für Schubspannung und Gleitung: 1:

= Gy

(12.6)

mit dem so genannten Glei/moduL G, der sich aus dem Elastizitätsmodul E und der Querkontraktionszahl v nach der Formel

G=

E

2 (I

+ v)

(12.7)

berechnen lässt. Für Stahl (mit E = 2, I . 105 N/mm 2 und v = 0,3) erhält man GStahl =

0,808· 105 N/mm 2

(12.8)

13 Festigkeitsnachweis Dimensionierung auf Festigkeit bedeutet, die Beanspruchung Beines Bauteils mit der WidersTandsfähigkeit W des Bauteils gegen ein Versagen zu vergleichen (wobei diese drei Begriffe von Fall Zu Fall genau definiert werden müssen). Logischerweise muss gelten:

B< W. Dabei sind zahlreiche Einflüsse zu berücksichtigen. Nachfolgend werden in diesem Kapitel einige davon behandelt, und es wird ein kurzer Einblick in das Thema Festigkeitsnachweis gegeben, der nur ein ganz kleiner Ausschnitt dieses umfangreichen und wichtigen Spezialgebietes sein kann (vgl. www.TM-aktuell.de). Um den Festigkeitsnachweis führcn zu können, müssen die geomctrischen Abmessungen des Bauteils, seine zu ertragende Belastung (diese beiden Informationen beeinflussen im Wesentlichen die Beanspruchung B), die Werkstoffeigenschaften (kennzeichnen die Widerstandsfahigkeit W) und gegebenenfalls vorgeschriebene Sicherheitsbeiwerte bekannt sein. Der Konstrukteur steht allerdings vor der inversen Problematik: Er muss die Geometrie und den Werkstoff so festlegen, dass der Festigkeitsnachweis erfolgreich zu erbringen ist, andererseits soll die Konstruktion weder überdimensioniert noch durch Verwendung spezieller Werkstoffe zu teuer sein. Der Festigkeitsnaehweis ist aber in vielen Fällen nicht durch eine Formel zu führen, die sich ,.nach den gesuchten Größen umstellen lässt". Wenn die in einem Bauteil auftretende Spannung die wesentliche Größe ist, die das Versagen hervorruft, dann folgt das übliche Vorgehen des Konstrukteurs folgender Strategie: Er schätzt möglichst alle Einflüsse, die beim anschließenden Festigkeitsnachweis zu berücksichtigen sind, so ab, dass er mit einer zulässigen Spannung (J,,,t (auf der Basis der von den Werkstoffversuchen vorliegenden Ergebnissen) einen Wert hat, mit dem er die Dimensionierung des Bauteils vornimmt. Er kann dabei alle in diesem Buch in den Kapiteln 14 bis 25 behandelten Verfahren zur Berechnung von Spannungen anwenden und mit (J,,,! vergleichen. Vielfach ist es sogar möglich, die Spannungsfomleln nach den geometrischen Größen umZllslellen, die für die Dimensionierung des Bauteils benötigt werden (vgl. die beiden kleinen besonders einfachen Beispiele im Abschnitt 12.3). In den Beispielen und Aufgaben der nachfolgenden Kapitel wird dieses pragmatische Vorgehen in der beschriebenen Form (mit dem Vorgeben einer zulässigen Spannung) praktiziert. Wichtig ist deshalb folgender Hinweis: Die pragmatische (und durchaus ZlI empfehlende) Vorgehensweise, Bauteile auf der Basis einer zulässigen Spannung zu dimensionieren, darf in der Regel kein Ersatz sein für den anschließenden Festigkeitsnachweis unter Berücksichtigung möglichst aller Einflüsse.

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_13, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

13 Festigkeitsnachweis

174

13.1 Belastungsarten Die mit dem Zugversuch gewonnenen Ergebnisse gelten nur für (zügig aufgebrachte und danach) ruhende Belastung, auch staTische Belastung genannt. Bewegle Maschincnbauteile sind jedoch dynamischer Belastung unterworfen. Folgende Skizzen verdeutlichen die wichtigsten BelaslUngsarten, wobei die Änderung der Spannung im Bauteil als Funktion der Zeit aufgetragen ist (Abbildungen 13.1 und 13.2):

Irr

-+-

t

t

Abbildung 13.1: Eine sLatische Belastung (linkes Bild) wird zügig aufgebracht und bleibt dann konstant. die schwingende Belastung ändert ihre Intensität ständig um einen Mittelwert.

t Abbildung 13.2: Eine stoBartige Belastung (linkes Bild) wird plötzlich aufgebracht und pendelt sich danach auf einen Endwert ein, die stochastische Belastung (rechtes Bild) ist völlig unregelmäßig.

Für die Behandlung der slOtischen Belaslllng sind die aus dem Zugversuch zu gewiooenden Erkenntnisse ausreichend. Man dimensioniert unter Beachtung eines Sicherheitsfaktors 5 je nach Materialverhalten bei Versagen infolge großer bleibender Formänderungen nach cincr aus der Streckgrenze Re (bzw. der Rp.o.2-Grenze) ermittelten zulässigen Spaooung

Re

(5,ul

= 5p

(13.1 )

bei Versagen durch Trennbruch (spröde Materialien) nach einer aus der Bruchspannung R", ermiuelten zulässigen Spannung:

RII1 (5zul

= 58

( 13.2)

Dicse Formeln gelten für eine gleichmäßige Spannungsverteilung im Querschnitt. Die anzusetzenden Sicherheitsbeiwerte hängen in hohem Maße von der Erfahrung, branchenüblichen Werten, Vorschriften flir spezielle Konstruktionen ltnd den zu erwartenden Folgen bei einem Versagen der Konstruktion ab. Auch die Kosten könncn von hohen Sicherheitsbeiwerten sowohl nega-

13.2 Dauerfestigkeit

175

tiv (höhere Materialkosten) als auch positiv (geringerer Prlif- und Wartungsaufwand) beeinftusst werden. Gebräuchliche WCl1e sind:

Sp = 1,2 ... 2

SB =2 ... 4

bzw.

(13.3)

Bei dynamischer Belastung tritt nach einer hohen Lastwechsclzahl ein Bruch vielfach schon bei Maximalspannungen auf, die weit unter der Streckgrenze (und noch weiter unter der Bruchspannung) liegen ("ZelTüttung" des Materials). Dieser Belastungsfall kann nicht mit den aus dem Zugversuch gewonnen Erkenntnissen behandelt werden, es werden die Resultate der im Folgenden beschriebenen Dauerfestigkeitsversuche benötigt. Hier werden zunächst nur die wichtigsten Begriffe dieser Belastungsart bei konstanten Amplituden erläutert: Die schwingende Belaslllng ist durch • die Oberspannung Cfo, • die Unterspannung au_

• die milliere Spannllng Cfm =

~ ( Cf" + Cf,,)

• und den Spannungsausschlag 1 Lastspiel

gekennzeichnet. Das Verhältnis von Unter- zu überspannung wird mit dem speziellen Parameter R = ~ ("Ratio") beschrieben.

Abbildung 13.3: Schwingende Belastung mit konstanten Amplituden

Die wichtigsten SpezialfäJle der schwingenden Belastung mit konstanten Amplituden sind die schwellende Belastung und die Wechselbelastllllg, für die gilt:

= 0,

•

Schwellende Belastung:

(J/I

•

Wechselbelaslung:

Gm =

0

(jm 1

(Ja

= =

1O'Q

oder

0'0

=0

l

(Jm

= 1- Cf"

1

-(Jo .

13.2 Dauerfestigkeit Für die Untersuchung des Verhaltens von Werkstoffen bei dynanüscher Beanspruchung werden Dallerfes I igkei I sveYSllche du rchgefüh rt. Bei einer bestimmten Mittelspannung Cf", werden die Proben ständigen Lastwechseln mit Spannungsausschlägen Cf" unterworfen. Die Anzahl der Lastwechsel wird gezählt und die so genannte Bruchlastwechselzahl registriert. Dies wird (bei gleichem Cf",) für viele verschiedene Cfa wiederholt. Wenn man den Spannungsausschlag Cf" in einem Diagramm über der Anzahl von Lastwechseln, die von der Probe bei diesem Spannungsausschlag bis zum Bruch ertragen wurden, aufträgt, ergibt sich die nach AUGUST WÖHLER (1819 - 1914) benannte Wöhlerkurve (Abbildung 13.4). Es ist üblich (und sinnvoll). die Abszisse, auf der die Lastwechselzahl N aufgetragen wü·d, logarithmisch zu teilen.

176

13 Festigkeitsnachweis

Die wichtigste Erkenntnis aus den Dauerfestigkeitsversuchen ist, dass die Proben, die eine gewisse Anzahl von Lastwechseln ohne Bruch überstanden haben (z. ß. für Stahl etwa 2.000.000 ... 10.000.000 Lastwechsel), auch bei Fortsetzung des Versuchs nicht versagen. Der größte Spannungsausschlag O"A, mit dem diese Crenzschwingspielzahl en'eicht wird, definiert mit der so genal1llten Dauerfestigkeit (beiO"m (beiO"m

(Jm

konstant

> 0) bzw. < 0)

N

BCf('ich der

Zeit festigkeit

den wichtigsten Wert, der aus dem Dauerfestigkeitsversuch gewonnen wird. Zm Ermittlung einer einzigen WöhJerkurve, die jeweils nur flir ein bestimmtes O"m gilt. sind zahlreiche Daue.festigkeitsversuche erforderlich. Die wichtigsten Parameter allcr WöhJerkurven eines Materials werden deshalb in so genannten Dauerfestigkeilsschaubildern zusammengefasst. Hier wird zunächst das früher vornehmlich verwendete Smith-Diagramm (Abbildung 13.5) bescllrieben, wcil cs die Schwingung sehr anschaulich dem Schaubild zuordnet:

(Ja

Dauerfestigkeit O"A

(N)

Abbildung 13.4: Wöhlerkurve

Kurven werden an Streck- bzw.

Quetschgrenze korrigierL

I

b""

,

I .; ,_ _L-_-'--,

/

../

/ /

Die Werte auf einer vertikalen

Linie entsprechen einer Wöhlcrkurve

Abbildung 13.5: Dauerfesligkeitsschaubild (Smith-Diagramm)

e:> Über

O"m werden die Ober- und Umerspannung, die von der Probe auf Dauer ertragen wurden, aufgetragen. Damit werden auch O"A und die Dauerfestigkeit O"D erkennbar.

e:> An der Streckgrenze (und für Druckspannungen an der Quetschgrenze) wird das Dauerfestigkeitsschaubild so korrigiert, dass diese Grenzen nicht überschritten werden (horizontale Linien an diesen Stellen). Da 0"0 und 0"" immer den gleichen Abstand von O"m habcn, sind von dieser Korrektur jeweils beide Zweige des Diagramms betroffen.

e:> Der auf der vertikalen Achse ablesbare Wert

O"w heißt Wechselfesligkeil (Dauerfestigkeit bei der Mittelspannung O"m = 0). Der Wert für die Dauerfestigkeit bei einer Ulllerspannung 0"" = 0 wird als Schwellfestigkeit O"Sch bezeichnet. Man beachte, dass die Schwellfestigkeit der Summe der beiden Spannungsausschläge, die Wechselfestigkeit nur dem einfachen Spannungsausschlag entspricht.

13.3 Gestaltfestigkeit Heute wird vielfach das etwas einfachere Dallerfestigkeitsschaubild nach Haigh bevorzugt, in dem nur die auf Dauer ertragbare Amplirude aA über der Mittelspannung am aufgetragen wird. In diesem recht einfachen Diagramm (es ist eigentlich nur dcr Teil eines um 45° gedrehtcn SmithDiagramms) sind die durch den Ursprung gehenden Geraden Linien gleichen Verhältnisses R zwischen Untcr- und Oberspannung:

177

., 11

<>:

Abbildung 13.6: Hajgh-Diagramm

Die Abszisse kennzeichnet den statischen Lastfall, der Punkt auf der Ordinate die Wechselfestigkeit, die jeweils unter 45° zu den Achsen liegenden Geraden schneiden die Haigh-Kurve bei der halben Schwellfestigkeit (Zug bzw. Druck). Der Versuchsaufwand zur Ermittlung der Dauerfestigkeitsschaubilder ist außerordentlich groß, zumal sich dic meisten Materialien bei Zug, Bicgung und Torsion (zum Tcil auch bei Druck anders als bei Zug, z. B. Grauguss) unterschiedlich verhalten, so dass für diese Belastungen gesonderte Versuche gefahren werden müssen. Die ermittelten Spannungen werden durch einen zusälzlichen Index gekennzeichnet, z. B. sind mit abIV und TrIV die Wechselfestigkeiten bei Biegeund Torsionsbeanspruchung gemeint. Die wichtigsten Ergebnisse der Versuche zur Ermittlung der Festigkeitseigenschaften von Werkstoffen (Wechsel festigkeit, SchwellfesLigkeit, Streckgrenze) findet man in Tabellen in einschlägigen Handbüchern. Es ist üblich, das reale Dauerfestigkeitsschaubild mit Wesen drei Werten anzunähern, indem die gekrümmten Kurven durch Geraden ersetzt werden.

13.3 Gestaltfestigkeit Die tatsächJich in einem Bauteil auftretende Spannung kann (durch recht unterschiedlicbe Einflüsse bedingt) höher sein als die errechnete. Die wichtigsten Einflüsse, die zu solchen Abweichungen führen, sind genauer untersucht worden, man kennt Versuchsergebnisse und Erfahrungswerte. die beJücksichtigt werden können (Bauteilgröße. Oberflächenbeschaffenheit. Eigenspannungen, Härtung, ... ). Die trotzdem stets verbleibenden Unsicherheiten müssen durch Sicherheitsfaktoren erfasst werden. Hier soll nur der wichtigste Einflussfaktor. die so genannte Kerbwirkung, kurz behandelt werden. Querschnittsänderungen in einem Bauteil führen zu Spannungsspitzen, die rechnerisch nur mit erheblichem Aufwand ermittelt werden können. Sie werden deshalb durch die Formzah/ell [Xk (für statische Belastung) und die Kerbwirklillgszahlen ßk (für dynamische Belastung) erfasst. Mit dcr Formzahl [Xk korrigiert man "eigentlich falsche Voraussetzungen" bei der Spannungsberechnung. Bei den in der Abbildung 13,7 zu sehenden Beispielen dürfte man nicht voraussetzen, dass sich in der Nähe der Kerben eine gleichmäßige Spannungsverteilung einstellt. Zur Vereinfachung der Berechnung tut man es doch, rechnet die so genannte NellllSpanllullg an mit einfachen

178

13 Festigkeitsnachweis

"-...-Y

)

(

-

d

...........,

Welle mit Kerbe

Gelochtes Blech

°max=CXka n

Nennspannungen unter

Tatsachliche Span-

der Annahme einer konstanten Spannungsverteilung

nungsverteilung mit der Spannungsspilze Gmax

Abgesetzte Welle

Abbildung 13.7: Nennspannung und Maximalspannung an Kerben

Formeln aus und korrigiert diese dann mit der Formzahl ab Für die Formzahlen gill stets

U111

die Spannungsspitze zu erfassen.

Es gibt Berechnungsverfahren, die die genaue Ermittlung der Spannungsverteilung gestatten (z. B. die Methode der finiten Elemente). Um nicht in jedem Einzelfall eine solche aufwendige Berechnung durchfUhren zu müssen, sind für zablreiche Kerbformen Diagramme entwickelt worden, aus denen man die ak- Werte entnehmen kann. Versuche haben ergeben. dass die Kerbwirkung bei dynamischer Beanspruchllllg nicht so groß ist wie bei statischer Belastung. Damit gilt für die als

13.4 Zeilfestigkeil

ßk =

179

(JA (JAk

=

Ertragbarer Spannungsausschlag der glatten Probe Ertragbarer Spannungsausschlag der gekerbten Probe

definierte Kerbwirkungszahl ßk:

Die Ermittlung der ßk-Werte ist schwierig und aufwendig. Wenn keine geeigneten Werte fur die Kerbwirkungszahl zur Verfügung stehen, was in der technischen Praxis eher die Regel als die Ausnahme ist, daDll liegt man mit der Annalulle

auf der sicheren Seite.

13.4 Zeitfestigkeit Bei den Überlegungen zur Dauerfestigkeit im Abschnitt 13.2 waren stets konstante Amplituden für die schwingende Belastung angenommen worden. Man darf die dort gewonnenen Ergebnisse natürlich auch verwenden, wenn man "konstante Amplitude" durch "maximale Amplitude" ersetzt. Doch spätestens dann, wenn die maximalen Amplituden nicht sehr häufig auftreten, führt die Dauerfestigkeitsrechnung oft zur Überdimensionierung. In diesem Fall und immer dann, wenn die Lebensdauer eines Bauteils (und damit die Anzahl der zu ertragenden Lastwechsel) abschätzbar ist oder gewollt begrenzt wird, jedoch auch, wenn Material- und Gewichtseinsparungen im Vordergrund stehen (Leichtbau), wird nach den Regeln der Zeitfestigkeit dimensioniert. Die Wöhlerkurve zeigt, dass höhere Spannungsausschläge durchaus fur eine begrenzte Zahl von Lastwechseln ertragbar sind. Die Überlegungen zur Zeitfestigkeit gehen nun davon aus, dass jeder Spannungsausschlag einen "gewissen Schadensbeitrag" liefert und sich die einzelnen Schadensbeiträge summieren, bis nach einer bestimmten Zeit das Versagen des Bauteils eintritt. Die von dem Bauteil zu ertragenden Belastungen werden dafür in so genannten Spannul1gskollekfiven zusammcngefasst, dcrcn Wirkung auf das Bauteil abgcschätzt wcrden kann.

13.4.1 Spannungskollektive Man kann fur typische Beanspruchungssituationen von Bauteilen (ein Auto fahrt über eine längere Strecke über unterschiedliche Straßen, Flugzeuge starten oder landen, ...) die Spannungs-ZeitDiagramme durch Aufzeichnungen ermitteln. Dabei ergeben sich unterschiedliche Amplituden, vielfach darf die Belastung als "stochastisch" bezeichnet werden. Wenn eine ausreichende Menge solcher Untersuchungen vorliegt, darf man daraus auf die während seiner Lebensdauer zu ertragenden Belastungen des Bauteils schließen.

180 Um mit der gewalJigen Menge an Daten praktikabel umgehen zu können, kann man (sehr grob beschrieben) z. B. so vorgehen: Die aufgetretenen Spannungsspitzen werden geeignet klassiert, und es wird ausgezählt. wie häufig 11; eine Spannungsspitze der Klasse (J; auftritt. Dies wird in einem Balkendiagramm dargestellt (Abbildung 13,8).

13 Festigkeitsnachweis

ja(t)

ja

Kl3ssc

a.

=======~ ----------------,---' ,I

'

-------

-------

Klassicrung der

Spannungsspit-J'cn

Abbildung 13.8: Das Klassieren und Auszählen der Spannungsspitzen erfolgt nach recht feinsinnig ausgedachten Regeln.

Das "Auszählen" ist übrigens kein ganz einfacher Vorgang', weil im Gegensatz zur harmonisch sChwingenden Belastung (Abbildung 13.3 auf Seite 175) nicht jedem Lastspiel eindeutig genau eine Ober- und eine Unterspannung zugeordnet werden kann. Die Anzahl der Lastwechsell1;, die zu den Klassen gehören, die über der Dauerfestigkeit liegen, müssen im Bereich der Zeitfestigkeit natürlich links von der Wöhlerkurve (Abbildung 13.4 auf Scite 176) liegen. Das genügt aber nicht, denn die Lastwechsel, die zu den höheren Klassen gehören, haben ja mindestens das gleiche Schädigungspotenzial, so dass gefordert werden muss, dass die Summe der Lastwechsel einer bestimmten Klasse und aller höhercn Klasscn kleiner als die der ertragbaren Lastwechsel dieser Klasse ist. Deshalb wird aus dem Balkendiagramm der Abbildung 13.8 ei.ne "Summenhäufigkeitskurve" konstruiert. Diese heißt Spal1l1l1l1gskollekriv (nebenstehende Abbildung 13.9) und enthält also die Information, wie häufig eine Spannungsspitze aufu'in, deren Größe mindestens der Klasse (J; zuzuordnen ist (man sieht allerdings auch die weniger interessierende InfOlmation über die Häufigkeit des Auftretens der einzelnen Klassen).

[ru

Wöhkrlinie-

N

Abbildung 13.9: Spannungskollektiv

Das Spannungskollektiv muss also (wie in Abbildung 13.9 zu sehen) kompleu links von der Wöhlerlinie liegen. Spannungskollektive zeigen häufig einander ähnelnde Kurvenverläufe, die die Definition von Normkollekrivel1 (z. B.: Normalverteilung, Geradlinienverteilung) nahelegen. Auf diese Weise können aufwendige Versuchsreihen immer dann vermieden werden, wenn man die wichtigsten Kenngrößen des Kollektivs (z. B. funktionaler Verlauf, Umfang u.nd Höchstwert) zumindest abschätzen kann. I "Es wird ausgezählt". klingt viel einfacher als es ist Was eine ,.SpanIllUlgsspiIZC'· ist, wäre einfach zu deGnieren, wenn jedem Maximum eindeutig das Minimum eines Lasl"picJs folgen würde. Genau das ist aber nicht der Fall, und deshalb sind eine "Reihe von K/assierungswrfahren entwickelt worden. die diesen Prozess nach jeweils eindeutig definierten Regeln ablaufen Jassen (Rainflow-Verfallrell. Reservoir-Methode. ... ). Natürlich gibt es geeignete Software. die das Zählen libemimmt.

13.4 Zeilfestigkeil

181

13.4.2 Palmgren-Miner, Gaßner-Kurven Auf der Basis der Untersuchungen von ARVID PALMGREN und MILTON A. MINER basiert die als Hypothese von Pa/mgrell ulld Miller bezeichnete Annahme, dass jede Spannungsamplitude (J; eines Spannungskollektivs entsprechend der Häufigkeit n; ihres Auftretens zum Versagen des Bauteils beiträgt. Aus der Wöhlerkurve (Abbildung 13.4 auf Seitc 176) ist zu entnehmen, dass die Spannungsamplitude (J; maximal N;·mal ertragen werden kann, und deshalb setzt man die tatsächlich aufgetretene Anzahl mit dieser Anzahl ins Verhältnis zum so genannten Teilschädigungsquolienfen

!Jj-. ,

Wären alle Spannungsamplituden gleich, dürfte dieser Quotient den Wert I nicht übersteigen. Damit erscheint die so genannte Miner-Regel zumindest plausibel, die für ein Spannungskollektiv fordert, dass die Summe aller Teilschädigungsquotienten kleiner oder gleich I sein muss: 111 112 113 ~ ni -+-+-+ ... =/...-<1

NI

N2

N3

; N; -

(13.4)

Spannungsamplituden unterhalb der Daucrfestigkeit liefern keincn Beitrag zu dicser Formel, wcil ihre ertragbare Anzahl unendlich ist. Man beachte, dass auch die Reihenfolge der Schadensbeiträge (bei dieser Theorie) keine Rolle spielt. Wenn die Summe der Teilschädigungsquotienten für ein Spannungskollektiv nach der MinerRegel 13.4 einen Wert deutlich kleiner als I liefert, kann man angeben, wie oft dieses Spannungskollektiv von dem Bauteil ertragen wird. Damit ist eine LebellsdalierabschälzlIllg möglich. Die auch als Origillal-Miner-Regel bezeichnete Formel 13.4 liefert allerdings in der Regel (zu) optimistische Werte, so dass sich in den einschlägigen Berechnungsvorschriften verschiedene Modifikationen dieser Fomnel finden. Ein alternatives Vorgehen ist nach einem Vorschlag von E. G ASSNER bei Bezug auf ein bestimmtes Nornlkollektiv möglich. Dieses kann als Basis rur Versuchsreihen ähnlich derer zur Emnittlung von Wöhlerkurven dienen: Die Probe wird (wiederholt) einer schwingenden Belastung mit Amplitudcn cntsprechcnd dcm Nomnkollcktiv unterworfcn. Es ist üblich, dcn Höchstwert cines Normkollektivs als charakteristische Größe für die Darstellung zu verwenden, so dass die sich ergebenden Gaßller-Kurven im entsprechenden Diagramm rechts von den Wöhlerkurven liegen (Probe kann mehr Lastwechsel ertragen, weil ein sehr großer Anteil mit kleineren Amplituden erfolgt). Die Abbildung 13.10 zeigt den Unterschied zwischen der Ermittlung eines Punktes der Wöhlerlinie und eines Punktes einer Gaßnerlinie: • Für die Bestimmung der Wöhlerlinie wird (bei einer festen Mittelspannung) cine schwingende Belastung mit konstantem maximalen Schwingungsausschlag (Ja aufgebracht. Diese Belastung kann man als Rechteckkollektiv bezeichnen, das so oft wiederholt aufgebracht wird, bis die Probe nach Nw Lastwechseln bricht. • Für die Bestimmung der Gaßneriinie wird (bei ebenfalls fester Mittelspannung) eine schwingende Belastung mit wechselnden Amplituden (Ja aufgebracht, die ein ganz bestimmtes Nonnkollektiv nachbilden. Auch diese Belastung wird so oft wiederholt aufgebracht, bis die

13 Festigkeitsnachweis

182

Gaßneriinie

WöhJeriinie

Rechteck·

Norm-

kollektiv

kollektiv

N

Abbildung 13.10: Ermittlung eines Punktes der Wöhlerlinie und eines Punktes einer Gaßneriinie

Probe nach Ne Lastwechseln bricht. Weil die maximale Amplitude Ga,n",..- als charakteristische Größe im Diagramm erscheint, liegt die Gaßnerlinie weiter rechts. weil die zahlreichen kleineren Amplituden nicht so stark schädigen. Die so zu ermittelnde Gaßnerlinie gilt genau für das Normkollektiv, das mit dem Versuch abgebildet wurde. Wenn eine passende Gaßner-Kurve bekannt ist, kann der direkte Vergleich mit dem aktuellen Spannungskollektiv die Schadensakkumulalions-Rechnung ersetzen.

Fazit: Das Gebiet der BelriebsJesligkeit ist ein so weites Feld, dass eS einen eigenen Wissenschaftszweig darstellt. Es wird in der Regel auch nicht unter der Überschrift "Technische Mechanik" gclehrt. Hier sollte nur cin klciner Einblick gegeben wcrden (vgl. auch www.TM-aktucll.dc). weil es mit der Technischen Mechanik naturgemäß besonders eng verzahnt ist. Es ist darüber hinaus ein Gebiet, das sich in den letzten Jahren besonders schnell entwickelt hat, wobei die Wichtigkeit für die Praxis der Motor der Entwicklung war und ist. Von den zahlreichen Richtlinien und Normen, die auf diesem Wege entstanden sind und ständig weiter entstehen, seien hier nur die FKM-Richtlinie Festigkeilsnachweis (Maschinenbau) und der Eurocode 3 (Stahlbau) genannt.

14 Zug und Druck In diesem und den folgenden Kapiteln werden die Spannungen und Verformungen von Bauteilen berechnet, bei denen eine der drei Abmessungen deutlich größer ist als die beiden anderen (Stäbe, Balken, Rahmen, Wellen, ... ). Dafür werden die aus der Statik bekannten Schnittgrößen (Normalkraft, Querkräfte, Biegemomente, Torsionsmoment) verwendet, die die resultierende Wirkung der über die Querschnittsfiäche verteilten Spannungen repräsentieren.

Bei den Verformungsberechnungen wird immer vorausgesetzt, dass die Verformungen klein gegenliber den Abmessungen des Bauteils sind und sich das Material linear-elastisch verhält (Gültigkeit des Hookeschen Gesetzes). In diesem Kapitel werden Bauteile betrachtet, die ausschließlich durch die Normalkraft FN beansprucht werden (Seile, Stäbe).

14.1 Spannung, Dehnung Die Normalkraft Fi; ist die Resultierende der über die Querschnittsfiäche verteilten Normalspannung: FN

=/

(JdA

IN

(14.1)

A

Es darf fast immer angenommen werden (Prinzip von SI. Venant, siehe Abschnitt 12.2), dass die Spannung gleichmäßig über die Querschnittsfiäche verteilt ist (FN = (JA, wobei FN und A in Längsrichtung veränderlich sein dürfen, vgL die beiden Beispiele der Abbildung 14.1). und man erhält die Formel flir die

_ {

I ~

FN(z)=egA(l-z) a (z) = e g(l-z)

z

a(z)

=

Atz)

_----~JA(z) F

Abbildung 14.1: Eigengewichlsbelaslung lind Slab mit veränderlichem Querschnitt

Normalspannung infolge der Normalkraft FN :

(14.2)

Mit dem Hookeschen Gesetz 12.3 können die durch die Spannung hervorgerufenen Dehnungen berechnet werden, die im Allgemeinen auch von der Längskoordinate z abhängig sind. Die Deh-

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_14, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

184

14 Zug und Druck

nungen korrespondieren mit den Längsverschiebungen w, wie es die Abbildung 14.2 für ein differenziell kleines Element zeigt ("Dehnung = VerlängerungfUrsprungslänge"). Damit kann der Zusammenhang von Dehnung, Normalkraft und Längsverschiebung formuliert werden:

e(z)

=

o-(z) E

=

FN

EA

=

(w+dw) - w dz

= dw = w'(z) dz

Bei konstantem e kann aus der Dehnung die Verlängerung des Stabes der Länge I nach (14.4) !il = el

dz

z

(siehe Formel 12.2 auf Seite 169) cmlittelt werden, für veränderliches e(z) ergibt sich die Verlängerung !il aus der Integration über die Dehnung: ( 14.5) !il = e(z) dz

dz

1'// I w+dw

J

t Für den sehr wichtigen Snnderfall, dass snwohl die Normalkraft FN als auch die Querschnittstläche A zumindest in einem Bereich eines Stabes konstant sind, erhält man aus den Formeln 14.3 und 14.4 die Formel für die

(14.3)

EAw' = FN

c::::::J

w

Abbildung 14.2: Element der Länge dz mit Längsver~ schiebungen H' und w+dw

Lällgenällderung eines Srababscllllifls mit der konstanten Normalkraft FN und der konstanten DehnsleijigkeiL EA: ( 14.6)

IBeispiel]: I Em Stab mit stückweise konstantem _ _ _.....I

Querschnitt (Skizze links) trägt die Kräfte F, und F2, sein Eigengewicht kann vernachlässigt werden. Man berechne

E;

A,

a) die Spannung im oberen Abschnitt,

2

b) die Querschniustläche A2, so dass sich im unte-

ren Abschnitt die gleiche Spannung ergibt wie im oberen,

E, A,

c) die Absenkungen der Querschnitte CD und @.

F, = 12kN I , = 30cm ; F2 = 9kN 12 = 40cm ; //// A, = 80 mm 2 E = 2, I . 105N/mm 2 Die Glcichgewichtsbedingungen an den rechts dargestellten Teilsystemen liefern die Normalkräfte in den bei den Abschnitten: Gegeben:

/

FN, = -F,

FN2 = -F, - F2

Für den oberen Abschnitt folgt daraus die Spannung

14.1 Spannung, Dehnung

185

F

F]

a, = - NI = - - = -150N/mm

2

AI A, Die Spannung im unteren Abschnitt soll die gleiche Größe haben. Aus dieser Forderung ergibt sich die Querschnillstläche Az:

F, +Fz F1 +Fz 0 Fm = - - - - = al ~ Az = - - - - = 140mmAz Az al Die Absenkungen der Querschnitte
=-

I

Beispiel 2: I_"';'_....1 Em StahJstab (Dichte p) mJt Krelsqucrschmtt 1st durch dJe Kraft F belastet. Man ermittle jeweils unter Vernachlässigung bzw. bei Berücksichtigung des Eigengewichts a) den erforderlichen Durchmesser bei einer zulässigen Spannung von a"'l = 200 N/mm z . b) die Verlängerung des Stabes bei einem gewählten Durchmesser

von dsew = 16mm. Gegeben: F

= 40kt'l ; I = 4 m ; E = 2, 1. 105 N/mm Z ; p = 7,85 glcm3 •

Für die Normalkraft gilt ohne Berücksichtigung des Eigengewichts:

FN=F und bei Berücksichtigung des Eigengewichts (vgl. Seite 43): FN=F+pgAz=F+q,z mit qe=pgA Die crfordcrlichcn Durchmesscr werden bestimmt, indem dic maximalc Spannung gleich der zulässigen Spannung gesetzt wird. Bei Vernachlässigung des Eigengewichts ist die Spannung im gesamten Stab gleich: N a= F =':.A

A

qe=

eg A

~ I1"J,' ~ =~=az"l ~ da!' n =2) F = 15,96mm. nd,r!.1 a"d I

Bci Berücksichtigung des Eigengewichts ist die Spannung im Stab veränderlich und hat am Aufllängepunkt ihren größten Wert: FN .max = F +q,1

FN.m'H AerJ,z

F Aer!,z

qel AerJ.z

4F nder!,Z

= - - = - - + - - = - z - + pgl

~

a""

~

der!.z = 2

F

n ( a,al- pgl )

= 15,97mm.

Der Eigengewichtseintluss ist bei diesem Beispiel fUr die Dimensionierung unerheblich. Das Eigengewicht, das in der Regel um Größenordnungen kleiner ist als die äußere Last. kann deshalb häufig völlig unberücksichtigt bleiben.

186

14 Zug und Druck

Bei der Ermittlung der Stabverlängerung kann bei Vernachlässigung des Eigengewichts wegen der konstanten Dehnung (folgt aus der konstanten Spannung bei konstantem Querschnitt) mit der Formel 14.6 gearbeitet werden:

Bei Berücksichtigung des Eigengcwichts muss cntsprcchend 14.5 integriert werden: I

!!.12 =

J

erz) dz

Z~O

I

J

!!./2 =

FI qe 2 FI pg 2 !!.12=-+--1 = - + - / =3.79mm

z=o

EA

2EA

EA

2E

Der EinRuss des Eigengewichtes ist auch bei der Stabverlängerung wie bei der Dimensionierung bei diesem Beispiel zu vernachlässigen.

14.2 Statisch unbestimmte Probleme Bei statisch unbestimmten Problemen könncn die Lagerkräfte (und auch Stabkräfte. Seilkräfte, Schnillgröl\en) nicht allein aus den Gleichgewichtsbedingungen ermittelt werden. Da zusätzliche Lager aber immer Aussagen über die Verformung ermöglichen, können unter Einbeziehung von Verformungsbetrachtungen auch diese Aufgaben gelöst werden. In dem folgenden Beispiel I kann die Kraft im Seil3 direkt berechnet werden, fürdie Berechnung der beiden Kräfte in den Seilen I und 2 steht aber nur eine Gleichgewichtsbedingung (Kräftegleichgewicht in vertikaler Richtung an der unteren Masse) für diese bei den Unbekannten zur Verfügung. Wegen der VertikaJführung der Masse muss die Verlängerung der Seile I und 2 jedoch gleich sein. Dies ist die zweite BestimmungsgleichuJlg für die Seilkräfte:

I

Beispiel 1: I_"";'_.....1 Em starrer Körper mll der Gewichtskraft F Ist an den beiden elastischen Seilen I nnd 2 aufgehängt und wird außerdem über das Seil 3 von dem Gegengewicht Fe gehalten. Man ermittle die von den Seilen 1 und 2 aufzunehmenden Kräfte. Gegeben:

F = 8 kN ; /J = 60cm ; AI = 36mm 2 Fe =5kN; 12 =30cm ; A2 = 12mm2

(A I und A2 sind die Querschnittsflächen der Seile I und 2, alle

Seile haben den gleichen Elastizitätsmodul).

2

187

14.2 SLatisch unbeslimmLe Probleme

Die Seilkraft im Seil 3 ist gleich der Gewichtskraft r{;, die drei aufwärts gerichtelen Seilkräfte müssen mit der Kraft 1" im Gleichgewicht sein: FSI +1"52 +Fe -1" = 0

Die schon genannte Verformungsbedingung (Gleichheit der Seilverlängerungen) führt unter Verwendung von 14.6 zur zweiten Gleichung für die beiden unbekannten Seilkräfte: !l[1=!l[2

=}

FS I [I

1"52[2

EA I

EA2

AI [2 Fs l =F52-A2 [I

=}

Mit den gegebenen Größen errechnet man aus diesen beiden Gleichungen: FSI = ~(F-Fe) = 1800N

I

Beispiel 2: I_"';"_.....1 Ein starrer Körper (Gewicht Fe) Ist bel A gelenkig gelagert und außerdem Im Fall a an den elastischen Seilen I und 2, im FaH b an einem über zwei Rollen geführten Seil 3 aufgchängt. Alle Scile habcn den gleichen Elastizitätsmodul E und den gleichen Querschnitt A. Man berechne die Spannungen in den drei Seilen und die Verlängerung !l[1 des Seils I. Gegeben:

Fe = 240N ; a = 5cm ; [ = 6cm ; A = 0, 5mm 2 ; E = 2, I . 105 N[mm 2 . a)

b) 2

3

A

A.",-

Ire a 2

a

- --

2

Ire

--

a

a 2

- -- --

a

2

a

Die beiden Teilaufgaben erfordern unterschiedliche Lösungsstrategien, da das System astatisch unbestimmt, System b dagegen statisch bestimmt gelagert ist (nachfolgende Schnittskizzen): a)

~Il

~t

F S1

b)

FSl

Psl!

~t

k

k

a

a

- 2-

2

--

a

a

a

- 2-

2

--

a

a) Das Momentengleichgewicht um den Punkt A ist die erste Bestimmungsgleichung für die unbekannten Sei I kräfte FS I und 1"52 (auf weitere Gleichgewichtsbedingungen wird verzichtet,

weil die Lagerkräfte bei A nicht gefragt sind):

a

Fe2-Fsla-Fs22a=0

188

14 Zug und Druck Die zweite Gleichung ergibt sich aus einer Verformungsbetrachwng: Da nur die Seile elastisch sind, kann sich der stan·e Körper nur um den Punkt A drehen und eine Sehrägstellung einnehmen. Es müssen sich also die Längenänderungen der Seile I und 2 wie ihre Abstände zum Drehpunkt A verhalten:

"*

"*

"*

FsII 6h 2a !'.h = 2!'./1 FS2I=2 FS2=2Fs l MI a ~ ~ Die beiden Gleichungen (Momentengleichgewicht und Verformungsbedingung) liefern: FSI =

Fe 10 =

24N

5Fe

FS2 =

= 48N

Daraus ergeben sich die gesuchten Spannungen und die Verlängerung des Seiles I: 0"1

F

= ASI = 48 N/mm0

0"2 =

FS2 2 A- = 96N/mm

b) Die Seilkraft FS3 kann, weil das System statisch bestimmt ist, ohne Verformungsbetrachtungen direkt aus einer Momentenbetrachtung um den Lagerpunkt A errechnet werden:

a 2

"*

Fe - - Fs3 a - FS32a = 0

Fe FS3 = - = 40N

6

Daraus ergibt sich die Spannung in diesem Seil: FS3 0"3 = =

A

80N/mm

2

14.3 Temperatureinfluss, Fehlmaße Bei einer TemperalLlrerhöhullg um !'.T dehnt sich ein Stab zusätzlich zur elastischen Dehnung um die Telllperalurde/mullg

c,

= a,!'.T

(14.7)

mit dem Temperaturatlsdelrnungskoeffizienlen a, (Dimension: K- I, "I durch Kelvin"), für Stahl giltz.B.: a, = 1,2·IO- 5 K- 1 Die Gesamtdehnung eines durch eine Normalkraft FN belasteten Stabes, der zusätzlich einer Temperaturerhöhung !'.T unterworfen ist, errechnet sich nach cRes =

Darin ist

0"

0"

E + a,!'.T

die durch die NormaLkraft FN hervorgerufene Spannung

(14.8) 0"

= FN. A

c:> Man beachte: Die Temperawrdehnung erfolgt stets spannungsfrei . TemperaturspanIlungen werden nur bei belrindener thermischer Dehnung hervorgerufen. Dies ist nur bei statisch unbestimmten Systemen möglich. In SIatisch beSlimmten StabwerkeIl Ire/eil keine Temperarurspannungell auf

189

14.3 TemperaLureinfluss, Fehlmaße

I

Beispiel]: I_"";_ _...1 Wenn em Stab (oder mehrere oder alle Stäbe) des statisch bestimmten Stabwerks (linkes System) erwärmt wird, kann er sich spannungsfrci ausdehnen. Dic übrigen Stäbe reagieren wie ein Getriebe mit einem Freiheitsgrad.

Abbildung 14.3: Statisch bestimmtes System (links) und statisch unbestimmtes System (rechts)

Wenn bei dem statisch unbestimmten Stabwerk (rechtes Stabwerk in Abbildung 14.3) z. B. der Stab 3 eine Wärmedehnung erfährt, verspannt er die beiden Stabzweischläge 1-2 und 4-5, und in allen fünf Stäben werden Spannungen hervorgerufen. Dies gilt auch bei Erwärmung jedes anderen Stabes. auch bei gleichmäßiger Erwärmung des gesamten Stabwerks.

I

Beispiel 2: I_ _ _ _...l Der sktzzterte Stab wurde bet 0° C zWIschen den starren Lagern A und C montiert.

'l'/////

a) Man ermillie die Spannungen in den Teilen I und 2 bei einer

Temperaturerhöhung auf +400 C. b) Welche Kraft F müsste bei B (senkrecht nach unten) aufgebracht werden, so dass bei +40 0 C in den Teilen I und 2 die Spannungen gleich sind? c) Welche Spannungen ruft die unter b errechnete Kraft bei 0° C hervor? Gegeben: AI = 16cm2 A2 =4At

1,2·1O- 5 K- t E = 2. I . 105N/mm2

2

c

Cl, =

Der Stab ist statisch unbestimmt gelagert (zwei Einspannungen). Durch die spezielle Belastung werden jedoch nur Kräfte in vertikaler Richtung übertragen. Für die Berechnung der vet1ikalen Lagerkräfte in den Punkten A und C steht nur die Gleichgewichtsbeziehung .,SUlurne aller Kräfte in vertikaler RichlUng" zur Verftigung, so dass sich dieses System als einfach statisch unbestimmt erweist. Es ist also eine Verformungsbetrachtungen erforderlich. a) Durch die Erwärmung und die verhinderte thermische Ausdehnung des Stabes entstehen die Lagerkräfte FA und Fe- Zur

Gleichgewichtsbedingung FA =Fc

wird noch eine Verformungsbedingung benötigt. Die gesamte Längenänderung. die sich auS den Längenänderungen beider Stababschnitte zusammensetzt, muss gleich Null sein, da die starren Einspannungen keine Verschiebungen zulassen:

14 Zug und Druck

190

Dies sind die beiden Bestimmungsgleichungen, aus denen die Lagerreaktionen (und damit die Schnittgrößen und die Spannungen) berechnet werden können. In der Verformungsbedingllng werden die beiden Verlängerungen entsprechend

!1/ 1 + !1[2

= CI ! I + cd I = 0

durch die Dehnungen ausgedrückt, die sich jeweils aus einem thermischen Anteil (verursacht durch !1T) und einem elastischen Anteil (verursacht durch die Normalkräfte in den beiden Abschnitten) zusammensetzen. Die Dehnungen müssen also durch 14.8 ersetzt werden, die beiden Spannungen <1, und <12 werden entsprechend FN' FN2 <1, = und <12 = A,

A2

durch die Normalkräfte ausgedrückt, und diese können (Gleichgewicht, Scl1nittskizzen auf der Seite 189) durch die Lagerreaktionen

FNI = FA

Fm = FA

ersetzt werden. Es ergibt sich folgende Rechnung:

(~ +a,!1TH+(~+a,!1T)~/=O FNi Fm -+2-+3a,!1T=0 EAI EA2

=?

3 FA • --=-3a,!1T 2 EA,

=?

=?

FA =-2EA,a,!1T.

Dabei wurde bereits A2 = 4A I (siehe Aufgabensteilung) berücksichtigt. Mit der nun bekann, ten Lagerkraft FA errechnet man die Spannungen in den Abschnitten 1 und 2: (J,

FA

= -

A,

rA

0

= -202 Nimm'

<12 = - = A2

0

-50,4N/mm'

b) Durch das Aufbringen der zusätzlichen Kraft F (nebenstehende Skizze) ändem sich die Lagerreaktionen und die Schnittgrößen. Nun gilt:

Die gleiche Vcrformungsbedinglll1g wie im Fall

Q

liefert damit:

FA-F -FA + 2 - - + 3a,!1T =

EA,

EA2

0

Mit Hilfe der daraus folgenden Lagerkraft FA = ~ - 2EA I a,!1T kann über die Normalkräfte und die Spannungen in den beiden Bereichen des Stabes die Bestimmllngsgleichung für die Kraft F gewonnen werden, die in beiden Abschnitten die gleiche Spannung hervorruft:

c) In der rür Fragestellung b ermittelten Formel rür die Lagerkraft wird !1T = 0 gesetzt, und daraus erhält man folgende Spannungen in den Stababscl1nitten: F FA = -

3

<11 = -

F

3A,

= 101 Nimm

2

2F

<10 = - - =

-

3Az

-50,4N/mm

2

14.3 TemperaLureinfluss, Fehlmaße

191

Beispiel 3: ) I_....; Das skIzzierte System Ist bezügltch der äußeren Geometrie und der Dehnsteifigkeit der Stäbe symmetrisch. Der Stab 2 soll um die Temperaturdifferenz t1T erwärmt werden. Die dadurch entstehenden Stabkräfte sind zu berechnen. Gcgebcn:

(EA)I =5·106 N (EAh=8·106N a, = 1,2·1O- 5 K-]

~

a = 240mm 12 = 450 mm 6T = 200K

Die in der nebenstehenden Skizze angedeutete Verschiebung des freien Knotens nach rechts um 61z entspricht nichl der durch die thermische Dehnung des Stabes 2 erzeugten Verschiebung a,t1Tlz, die sich einstellen würde, wenn der Stab sich frei ausdehnen könnte. Da in dem statisch unbestimmten System durch die Dehnung Stabkräfte hervorgerufen werden, wird die thermische Dehnung von einer elastischen Dehnung überlagert. Die skizzierte Verschiebung stellt die GesamtVerschiebung (dcn Endzustand) aus beidcn Amcilen dar. Der Winkel

a

ist durch die AufgabenstelJung gegeben, es gilt z. S.: cos a = v'~' , = 'i+ a-

o

1-]5 7 •

Wegen der Symmetrie gilt FS3 = FSI

Damit entnillt die Gleichgewichtsbedingung "Summe aller Vertikalkräfte" am nebenstehend skizzierten Knoten, und es verbleibt die Gleichgewichtsbedingung in horizontaler Richtung: -2Fs1 cos a - Fsz = 0

Da das System einfach statisch unbestimmt ist, muss nur eine zusätzliche Gleichung aus Verformungsbetrachtungen gewonnen werden. Wegen der Symmetrie verschiebt sich der Knoten nur in horizontaler Richtung, und die Stabverlängerungenmüssen so beschaffen sein, dass auch das deformierte System am Knoten zusammenpasst. Dafür ist die so genannte Kompatibilitälsbedingung zu fonnul ieren. Es darf natürlich vorausgesetzt werden, dass die Längenänderungen der Stäbe wesentlich kleiner sind als dic Stablängen, so dass der Winkel zwischen dcn Stäben auch am defonllierten System noch mit a angenähert werden darf (Theorie I. Ordnung, die für die Gleichgewichtsbedingung ohnehin schon genutzt wurde). Dann kann aus der Verformungsskizze abgelesen werden:

t1I J =6lzcosa Während t1/ L ausschließlich aus der elastischen Dehnung (infolge Fsl ) resultiert, wird t1/2 durch thermische llnd elastischen Dehnung (infolge t1T und FS2) erzeugt, so dass die Beziehungen 14.6 bzw. 14.8 gelten:

14 Zug und Druck

192

_

FS I

tlll - -(- )

EA

I

~

V 12 +a-

Aus dieser Beziehung und der Gleichgewichtsbedingung errechnen sich die beiden Stabkräfle: CXttl1'cos Z a

FS I = ---'----,-------,--- = 1 2cos J a

(EA)

1+

5026N

2a,tl1'cos 3 a

FS2 = -

(EA)

(EAh

2cos J a

I I

+

= -8870N

(EA)2

L-:> Nur durch die Verwendung der Theorie I. Ordnung (Verschiebungen sind klein gegenüber

den Abmessungen des Systems) bleiben die Beziehungen, aus denen die Stabkräfte berechnel werden, linear. Erfahrungsgemäß macht diese (flir die weitaus meisten praktischen Probleme gerechtfeJ1igte) Lillearisierullg dem Anfänger einige Schwierigkeiten. Fiir das behandelte sehr einfache Beispiel kann der Fehler, der dabei begangen wird, deutlich gemacht werden. Die exakte Kompatibilitätsbedingung lautet (Pythagoras): ( Jli +a 2 + MI

bzw. tll,

Y

(2 Jli + a2 + tll l )

= (12 +tlI2)Z +a = tllz

2

(212 +tlI2)

Wenn in den Klammern die (kleinen) Verlängerungen gegenüber den (im AIJgemeinen wesentlich größeren) doppelten Stablängen vernachlässigt werden, entsteht daraus mit I,

Abschließend wird noch ein Beispiel behandelt, das mit dem Problem der Temperaturdehnung eng verwandt ist: Wenn ein Stab in eine (statisch unbestimmte) Konstruktion eingebaut wird, dessen Länge ein Fehlmaß aufweist, so dass er eigentlich ,.nicht passt" und nur unter Zwang eingefügt werden kann, entstehen dadurch VorSpallllltllgell bereits im unbelasteten Tragwerk. Man kann nun z. B. ein Übermaß u so interpretieren, als wäre es eine Verlängerung eines Stabes der Länge 1 infolge der Temperarurerhöhung dieses Stabes um tl1'. wenn

u= a,tl1'1 gesetzt wird.

193

14.3 TemperaLureinfluss, Fehlmaße

Die so genannte AJljangsdehnung Co = ~ kann also wie die Temperaturdehnung zur elastischen Dehnung hinzugefügt werden. und die Beziehung 14.8 erweitert sich zur Formel für die

Gesamrdehnl//lg ei/les Srabes i/ljolge Normalkraft FN. Temperarltrerhöhung !1T u/ld AJljangsdehJlung Co: (14.9)

I ...

.

...

I Beispiel 4:... Es wIrd em ähnlicher Stabdrelschlag wie IITI BeI'spiel 3 betrachtet. Das System trägt keine äußere Belastung. aber der Stab 2 war infolge einer Fertigungsungenauigkeit vor dem Einbau um 0.2% zu kurz. Gesucht sind die Spannungen in den Stäben infolge des Einbaus von Stab 2 unter Zwang. Gegeben:

cl

S",b2

.~----: EA

cl

a = 240mm /2 =450mm E = 2. I . 105 N/mm 2

Die Querschnillsflächen A der drei Stäbe sind gleich groß. Die Gleichgewichtsbedingung und die Kompatibilitätsbedingung können ungeändel1 vom Beispiel 3 übernommen werden. In den Ergebnissen ist nur die Temperaturdehnung CXr!1T durch die Anfangsdehnung Ü2

Co 'V

= -

/2

= -0 002

•

zu crsctzcn. und man erhält (nach Vcrcinfachung unter Bcnutzung dcr gegebencn Größen): FS 1

(), = (}Z

A

=

Fsz = =

A

E cos 2 a

"2

1+2cos3 a/z 3 2Ecos a

"2

I + 2cos 3 a Iz

- 138 N/mmz

243 N/mm z

Das Ergebnis bestätigt die Anschauung. dass Stab 2 auf Zug und Stab I und Stab 3 auf Druck beansprucht werden.

<>

<>

Das Ergebnis des Beispiels 4 zeigt. dass schon geringe Fertigungsungenauigkeiten zu erheblichen Spannungen führen können (natürlich nur bei statisch unbestimmten Konstruktionen). Man beachte. dass die Querschnillsfläche in das Ergebnis nicht eingeht. so dass die Spannungen durch größere Querschnitte nicht verringert werden können. Die Praxis des Einbaus ..nicht passender" Bauteile bestätigt die Verwandtschaft zwischen

Feh/maß und TemperarurdehJlu/lg: Man erwärmt ein zu kurzcs Bauteil. bis es sich problemlos einbauen lässt. Stab 2 des Beispiels 4 (Stahlstab mit a, = 1.2.10- 5 K- 1) müsste um 167 0 erwärmt werden. um spannungsfrei montiert werden zu können. Bei der Abkühlung können unter Umständen Spannungen entstehen. die oberhalb der zulässigen Werte liegen.

194

14 Zug und Druck

14.4 Aufgaben

I

Aufgabe 14.1: I_ _ _ _ _.... Ein Körper ist an zwei Stahlseilen I und 2 aufgehängt, die sich durch dessen Gewichtulll ""I bzw. verlängern. Man berechne

Seil I

Seil2

""2

a) die Zugspannung im Seil I, b) die Gewichtskraft Fe und die Strecke a bis zu ihrem

Angriffspunkt. Gegeben:

""I

'I

= 0, 8 mlll ; = 80cm; 1 = 130cm ; ""2 = 1,2mm; 12 = 100cm; AI = 1=2 ; A2 = 21ll1ll 2 ; E = 2, I . 105 N/nun 2 .

I

Aufgabe 14.2: I Das skizzierte Systcm bestchi aus drei gelenkig miteinander verbundenen Stäben. Der horizontale Stab zwischen den Lagern A und B hat stückweise konstanten Querschnitt. Gegeben:

,=

=

180ml1l; Ao 9mm 2 ; 0: = 30° ; E = 2, I . 105 N/Ill1ll 2

l/3

l/3

l/3

F, wenn infolge der Verlängerung des horizontalen Stabes am Lager B eine Verschiebung "'I = 0,2mm (nach rechts) gemessen wird? b) Bei welcher alll Punkt C angreifenden Kraft F = Fm".< wird in dem horizontalen Stab die Bruchspannung Rm = 520 N/nUl1 2 erreicht?

a) Wie groß ist die bei C angreifende Kraft

21

I

Aufgabe 14.3: I_...;. .... Eine starre Scheibe ist bei A drehbar gelagert und wird zusätzlich durch zwei elastische Stahlseilc mit den Querschnitlsflächen AI bzw. A2 gehalten. Gegeben: F

EAI

Seil 1 Seil 2

AI = 3A2

Es sind die Kräfte in den Seilen zu ermitteln. 31

Weitere Aufgaben findet man imlnternet unter www.TM-aktueU.de.

15 Der Stab als finites Element 15.1 Die Finite-Elemente-Methode (FEM) Die Methode der finiten Elemente' basiel1 auf der Idee, das zu berechnende Gebilde in eine (große) Anzahl einfacher (und damit der Berechnung zugängiger) Elemente zu zerlegen und aus den Elementlösungen unter Berücksichtigung von Kontinuitäts- und Gleichgewichtsbedjngungen eine Lösung für das Gesamtsystem zu konstruieren. Diese Bedingungen werden dabei nur an einer endlichen Zahl von Punkten (so genannten Knotell) formuliert. Der Vorschlag. physikalische Probleme auf diese Weise zu lösen. wurde erstmals 1943 von dem Mathematiker RtCHARD COURANT (1888-1972) gemacht, die Zulässigkeit djeses Vorgehens wurde mathematisch einwandfrei bewiesen und die Anwendbarkeit in einer Veröffentlichung an einem Beispiel demonstriert. Der Gedanke wurde jedoch nicht weiter verfolgt, weil vermutlich die Lösung des sich ergebenden (recht umfangreichen) Gleichungssystems abschreckte. Auf ganz anderem Wege wurden von verschiedenen Ingenieuren (vorwiegend aus dem Flugzeugbau) in der zweiten Hälfte der fünfziger Jahre des 20. Jahrhunderts "Elementlösungen" zu "Gesamtlösungen" zusammengesetzt. Diese eher intuitiv entstandene Methode fand sehr schnell viele Anwender: Die Methode der finiten Elemente wurde erfolgreich eingesetzt, ohne dass der mathematische Nachweis für die Richtigkeit des Verfahrens erbracht war. Erst Ende der sechziger Jahre gelangen die mathematische Absicherung der Finite-ElementeMethode und der Nachweis, dass sie mit dem von Courant vorgeschlagenen Verfahren identisch ist. Anfang der siebziger Jahre erschienen die ersten großen Programmsysteme, deren Einsatzmöglichkeiten weit über die AufgabensteIlungen der Technjschen Mechanik runausgingen. Heute ist die Methode der finiten Elemente sicher das an1 meisten benutzte Verfahren, um naturwissenschaftliche und technische Probleme numerisch mit Hilfe des Computers zu lösen. Sie wird für Festigkeitsuntersuchungen, dynamische Prohleme und in der Strömungsmechanik eben1.. 1,,1 es nicht zu früh. die Methode der finiten Elcrnl.:ntc schon zum Beginn der Fcstigkcilslchrc zu bringen'!" ist eine durchaus berechtigte Frage. In der Ingenicurausbildung wird hir das Verfahren im Allgemeinen sogar eine spezielle Vorlesung nach der Technischen Mechanik reservien. Die Autoren sind jedoch der festen ÜberLCugung, da<;s zu diesem frühen Zeitpunkt schon alles verfügbar ist, was einen Einstieg in das Verfahren ermöglicht. Und nach dieser Einführung kann dann bei allen michfolgenden Themen das Verfahren, das später für fast alle praxisrelevanten Probleme eingesetzt wcrden wird, immer,.im HinterkopfprHscnt sein". Dem Praktikcl'. der nachträglich den Einstieg in dieses wichlige Verfahren ~uchl. wird damit signalisiell. das~ man daflir nicht mehr als die erl,ten Grundlagen der Festigkeilslehre benötigt. Und ein recht pragmatischer Grund spriCht auch genau fiir diesen Zeitpunkt: Am Ende dcs Kapitels 14 offenbarten die Studentcn immer beträchtliche Schwierigkeiten bei der Berechnung der Stabkräfte der Aufgabe 14.2 (..Statik iSlja schon so lange her!"). Da bietet sich die FEM-Einfübrung im Abschnitt 15.2 mit der intensiven Wiederholung der Themen Schniuprinzip und Gleichgewicht geradezu an.

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_15, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

196

15 Der Stab als finites Element

so eingesetzt wie in der Thermodynamik, fur die Berechnung von Magnetfeldern, in der Gezeitentheorie und fur die Wettervorhersage. Man kann sich der Methode der finiten Elemente auf recht unterschiedlichem Wege nähern (siehe Kapitel 34). Nachfolgend wird sie am Beispiel der Verformungs- und Spannungsberechnung für Stabwerke aus linear-elastischem Material erläutert. Dies ist der typische ..Ingenieur-Einstieg" .

15.2 Fluchtende Stabelemente Betrachtet wiJ'd eine scbr einfache Stnlktur (nebenstehende Skizze), die sich aus Stäben mit konstanten Querschnitten zusammensetzt. Die Stäbe sind ausschließlich durch Normalkräfte in Längsrichtung belastet, Einzelkräfte greifen nur an den VerbindungssteIlen der Stäbe (Knoten) an. Als verteilte Belastung wird die pro Stab konstante LinienJasl Cf (EigengewichJ) berücksichtigt. Dieses Syslem wird so zerschnitten, dass die KnOien (einschließlich der äußeren Einzelkräfte) von den Elemenlen getrennt werden. Man erhält das einfachste finite Element der Elastomeehanik, den ausschließlich dureb Normalkräfte belasteten geraden Stab.

/

Knoten

Elemente

Die am Element angetragenen Kräfte VI und V2 (Schniltkräfte) und die Linienlast Cfe werden in gleicher Richtung positiv definiert (man beachte den Unterschied zur Definition der Schnittgrößen), die Verschiebungen der Punkte I und 2 übereinstimmend mit den Kraftrichtungen (Abbildung 15.1). Die elastischen Eigenschaften des Elementes e sind durch die Dehnsteifigkeit (EA)e und die Länge le gegeben. Am Element sind natürlich VI, V, und die Resultierende der LinienJast Cfe im statischen

V,

I

Gleichgewicht:

VI

+ V, + Cf,le = 0

(15.1 )

Die Gesamtverschiebung des Knotens 2 ist die Summe aus der Verschiebung des Knotens I und der Verlängerung des Elements infolge der Kraft V, und der Linienlasl Cfe. Letztere wurde im Beispiel 2 des Abscbnitts 14.1 für deLl am oberen Ende eingespannten Stab berechnet. Das Ergebnis kann direk1 von Seite 186 übernommen werden (dort als tll, bezeichnet). Es ist die Aussage ZLlf Velforml/Ilg:

V,l e '" =

"I

Cf,I;

+ (EA), + 2(EA),

Diese bei den Gleichungen lassen sich Llmsehreiben zur

uI,

"

I I I I I I I I I I I I LU u,

I

I

(EA)e

I

I

.:: q,

2

,V,

(15.2) Abbildung 15.1: Einfachstes finites Element: Gerader Stab

197

15.2 Fluchtende Stabelemente

EIemen I -Sleifigke i Isbeziehung: Uz = - ( Et ) e U I

+ ( t~A )

e U2 -

~qele.

(15.3)

Die beiden Gleichungen 15.3 werden in Matrixform zusammengefasst:

(15.4)

<>

Die Größen in der Elcmcnt-SteiAgkcitsbezichungfe = Kev e - fued haben folgende Na-

--

men:

-

Elemenl-Kraftl·eklor, Element- Verschiebllngsveklor, EIemenI-SIeijigkeilsmal rix, Veklor der reduzierlen Elemenllaslen.

Mit diesem einfachsten aller Elemente soll nun das einfachste System berechnet werden, das sich daraus bilden lässt, der aus zwei Elementen a und b bestehende Stab.

I

Beispiel J: I_....;_ _.... Der skizzierte Stab ist an den Punkten I und {{ durch die Kräfte F1 bzw. FIJ und zusätzlich durch das Eigengewicht (rcpräscntien durch qa und qb) belastet und bei lI/gelagert. Gegeben:

I

Ea , Aa , la, q,,, Eb, Ab, Ib, qb, Fi. FIJ.

Berechnet werden sollen die Verschiebungen der Punkte I und {{ und die Lagerkraft bei I {{. Natürlich ist djese Aufgabe mit elementaren Mitteln der Festigkeitslehre lösbar, und man kann die Ergebnisse nahezu ohne Rechnung angeben (FIIf muss die Summe aus F" FIJ und dem Gesamtgewicht sein, die Verschiebung UIJ entspricht der Längenänderung des Elements bund 111 der Summe der Längenänderungen bei der Elemente).

II

(EA)

b

Hier soll jedoch der typische Finile-Elemente-Algorilhmlls demonstriert werden: Die Punkte I, {{ und {{I werden als Knoten betrachtet, die die äußere Belastung tragen. Auch die Lagerkraft FIII wird zu den äußeren Kräften gezählt, wie iiberhaupt alle Knoten zunächst gleichartig behandelt werden. Die Elemente werden durch Schnitte von den Knoten getrennt. Die Schnitte werden unendlich dicht neben den Knoten angebracht, so dass diese keine Längenausdehnung haben, die äußeren Kräfte werden jedoch den Knoten zugeordnet. Die als Schnittkräfte sichtbar werdenden inneren Kräfte sind nach dem Schnittprinzip der Statik am Element und am Knoten gleich groß mit entgegengesetztem Richtungssinn anzutragen.

15 Der Stab als finites Element

198

Sie werden an beiden Enden beider Elemente (im Folgenden als Elemelltkllobezeichnct und in Llebcnstehcnder Schnittskizze als klcine Kreise zu sehen) entsprechend der in der Abbildung 15.1 gegebenen Definition gleichsinnig angetragen. Diese Richtung gilt allgemein als positive Kraft- ulld VerschiebLll1gsrichtLlllg. Auch dic an den SystemkIloteIl (dicke schwane Punkte) angreifenden äußeren Kräfte und die Knotenverschiebungen werden dann positiv gezählt, wenn sie in diese Richtung weisen. (eil

Es ergeben sich also drei Knoten, für die jeweils das Knotengleichgewicht erfüllt sein muss, und zwei Elemente, für die die ElementSteifigkeitsbeziehungen 15.3 gelten müssen:

( E: ) a Lli - ( E: ) a 111/

Via

U2n = - ( E,A ) a Lli

+ ( ~A ) a 111/

( E,A ) b Ll/l - ( UZb =

~ ~qa'a -

,U'a

(EA)a

2Qa'a

~A ) b 11(1/ - ~qb'b

- (EA) LlI/ + (EA) 111/1 -

~ I

~q"',,

U'a

IU'a

'" I" 2 In diesen Element-Steifigkeitsbeziehungen wurden die Kompatibilitätsbedingungen bereits berücksichtigt, indem die Verschiebungen 111, 111/ und 1111I verwendet wurden, so dass die Gleichheit der Verschiebung des Elementknotens 2 des Elements a mit der Verschiebung des Elementknotens I des Elements b garantiel1 ist. Dagegen ist die geometrische Randbedingung (1111I = 0) noch nicht berücksichtigt. An den Systemknotcn müssen die Element-Knotcnkräfte (angetragen mit entgegengesetztem Richtungssinn zur Definition am Element) mit den äußeren Kräftcn im Gleichgewicht sein:

Aus diesen Kraft-Gleichgewichtsbedingungen an den drei Knoten erhält man durch Einsetzen der oben angegebenen Element-Steifigkeitsbeziehungen (Element-Knotenkräfte U werden durch die Verschiebungen 11 ausgedrückt) die so genannten System-SteifigkeitsbeziehLlngen:

EA) (EA) ( -,- a Lli - -,- a 111/ - ( E: ) a 111 + -

(

-EA)

'"

"/I

I - 2 Qa 'a,

[ ( E: ) a + ( E,A )

+ (EA) -

J

-q,,'''.

"/lI - I I" 2

"1/ -

• III (

E,A )

,,1111I -

~Q(,1a - ~Q"'''.

15.2 Fluchtende Stabelemente

199

Alle Belastungen (Kräfte FI , F/l und Fm und die reduzierten Elementlasten) werden zum SystemKraftvektorf, die drei Knotenverschiebungen UI, U/l und lI/l1 werden zum System- Verschiebllngsvektor v zusammengefasst, der Zusammenhang zwischen diesen beiden Vektoren wird dann durch die System-Steijigkeilsmatrix K beschricbcn:

o

-(En + (CA) ( CA) {a I b

-

UI

(~A)b

=Kv.

[

]

(~A )b

-(Cnb

]

UII "'UI

Die System-Steifigkeitsmatrix K ist (wie d.ie Element-Steifigkeitsmatrizen) symmetrisch (bezüglich der Hauptdiagonalen). Sie ist im Allgemeinen nur spärlich mit von Null verschiedenen Elementen besetzt. hat häufig eine ausgeprägte Bandstruktur (nur in einem schmalen Band rechts und links von der HauptdiagonaJen sind von Null versch.iedene Elemente zu finden), was sich bei diesem einfachen Beispiel durch die Nullen auf den Positionen kl3 und kJI schon andeutet. In dcn drci Gleichungen der Systcm-Steifigkcitsbezichung sind drci Größen unbckannt (dic Vcrschiebungen UI und lI/l und die Lagerkraft Fm). Das Gleichungssystem kann nach diesen drei Größen aufgelöst werden. Um die rur die Lösung großer linearer Gleichungssysteme extrem wichtige Symmetrie der Koeffizientenmatrix zu erhalten, wird folgende Strategie praktiziert: I.) Die dritte Gleichung (mit der unbekannten Kraft Fm) wird aus dem Gleichungssystem herausgenommen, gleichzeitig wird die dritte Spalte der Koeffizientenmatrix K entfernt. Dies ist erlaubt, wcil dic Verschiebung 1I1/l gleich Null ist (Einarbeitung dcr bisher unberücksichtigten geomelrischen Randbedingung). Das verbleibende reduzierte Gleichungssystem

(En"

_ (CA) I a

_ (CA) I

a

+ (CA) ( CA) I I b (I

UI ]

[

]

Hf(

hat eine regllläre Koeffizientenmatrix (im Gegensatz zur singulären System-Steifigkeitsmall·ix K) und kann nach den unbekannten Verschiebungen aufgelöst werden. Man erhält:

~,

WWW - Mathematik für die Technische Mechanik - WWW Matrizenrechnllng (Grundlagen) auf der Internet-Site Mathematik für die Technische Mechanik (www.TM-Mathe.de) bietet u. a. folgende Themen:

Lineare Transformation, Matrix, Vektor Der n-dimensionale Vektorraum Rechertregeln für Matrizen und Vektoren Invcrse Transfornlation, reguläre und singuläre Matrizen, Ähnlichkeitstransformation Eigenwerte, Eigenvektoren, quadratische Formen Spezielle Matrizen (Diagonairnatrix, Einheitsmatrix. Dreiecksmatrix, symmetrische Matrix, dünn besetzte Matrix, BandmatJix, Tridiagonalmatrix, Hessenbergmatrix, ...) Lineare Gleichungssysteme (siehe hierzu Hinweis auf Seite 73).

15 Der Stab als finites Element

200

U/ = [(dA)a + (dA )b] (F/ + 1qa la) + (dA)b [FIl + 1(qala +qblb)] UIJ = (dA)b (FI + 1qa la) + (dA)b [FIJ + 1(qala +qb/b)] Es ist das erwaltete Ergebnis ("i ist die Summe der Längenänderungen beider Stababschnitte, UIJ entspricht der Längenänderung des Elcments b). 2.) Die zunächst aus der SYSlem-Steifigkeitsbeziehung herausgenommene drille Gleichung wird nun bei bekiUmten Verschiebungen zur Berechnung der noch unbekannten Lagerkraft FIJI verwendet. Mit dem berechneten Wert von UIJ und UIJI = 0 ergibt sich: Fm

+ 1qb lb = -

(E,A) b"IJ

'*

Fm

= -!'J -

FIJ - qala - qb l"

Die besondere Stärke der Finite-Elemente-Methode ist, dass alle an das Ergebnis zu stellcnden Forderungen (Bcrücksichtigung von Materialcigenschaften und Geometrie, Gleichgewicht, Kompatibilität, Randbedingungen) dUJch formale Prozesse mit Matrizen errullt werden. An dem einfachen Beispiel wurden alle wesentlichen Schritte des Finite-ElementeAlgorithmus sichtbar. Zusammenfassend soll noch einmal auf die Formalisierung des Ablaufs aufmerksam gemacht werden. Die physikalischen Zusammenhänge in der Struktur werden durch Einspeichern und Umspeichern der in Matrizen und Vektoren enlhaltenen Informationen berücksichtigt:

<>

Die Informationen über dic Maleria/eigenschaften und die Geomelfie (Abmcssungen der Elemente) stecken in den Element-Steifigkeitsmatrizen. Diese werden für einen bestimmten Elementtyp (hier: Stab) nach einem einmal festzulegcnden Algorithmus (hier: Ke wird durch Formel 15.4 definiert) aufgebaut.

<>

Die Kompatibililät der Verschiebungen der einzelnen Elemente wird über die Knoten errcichl, indcm die Vcrschiebungcn der Elementknoten durch die Verschiebungen dcr SystemKnoten ersetzt werden. Die Verschiebungen der Knoten I und 2 beider Elemente wurden zu den Knotenverschiebungen der Knoten I, 11 und 111: Element-Knoten Element a : Element b :

(l,2) (I ,2)

System-Knoten

-

[ I,

"1

[11, /ll]

Koinzidenzmatrix

-

I "] [ 11 /11

Die rechts mit römischen Zahlen dargestellte so genannte Koinzidenzmarrix beschreibt die lopologische Zusammensetzung der Struktur aus den Elementen.

<>

Gleichgewicht zwischen den inneren Kräften und den äußeren Belastungen wird durch das Einspeichern der Element-Steifigkcitsmatrizcn in die Systcm-Stcifigkeitsmatrix und das Einspeichern der Vektoren der reduzierten Elementlasten und der Knotenkräfte in den SystemKraftveklOr erz.ielt: In eine Null-Matrix wird zunächst die Element-Steifigkeitsmatrix des Elements a auf die Positionen gespeichert, die durch die Koinzidenzmatrix vorgegebenen

15.2 Fluchtende Stabelemente

201

werden (betrifft hier die Zeilen bzw. Spalten I und 11). Algorithmisch übereinstimmend mit dem Prozess für die nachfolgenden Elemente ist die Interpretation: Die Matrixelemente werden "zu den Null-Elementen addiert". Danach wird die Element-Steifigkeitsmatrix des Elements b eingefügt, indem alle Matrixelemente auf die wieder durch die KoinzidenzmalJ;X bestimmten Positionen (hier: Zeilen bzw. Spalten 11 und 111) addiert werden. Für das behandelte Beispiel ist die SystemSteifigkeitsmatrix damit komplett:

: :J-[ 0

(Ena _ (EA)

0

0

0

[

1

-(Ena (EA) I

"

"

0

(EA) 1 " _ (EA)

:J-[

1

"

0

_ (EA) 1

0

"

(E/t,+(Enb -(Enb -(Enb (~A) b

]

Erzeugen der Systern-Steingkeitsll1:urix durch additives Einspeichern der Elcmcnl-Steifigkeilsmatrizen

Entsprechend wird der System-Kraftvektor erzeugt:

0] [iqa1a ] o - iqa1a [o 0

[

I iqa1a ] [ iqal" + F ] iqa/~ + iqb1b - i (q(,1~ + qb~) + F" '2qb'" '2qb1br/ll

Ertcugen des System-Kraftvekton; erforden einen Schritt mehr (Addieren der Knotenlasrcn)

c:> Die verhinderten Verschiebungen (geomelrische Randbedingungen) werden eingearbeitet, indem man die zu einer Nullverschiebung (im Beispiel: U/ll am Knoten 111) gehörenden Zeilen und Spalten der System-Steifigkeitsmatrix und die entsprechenden Positionen im System- Verschiebungsvektor und im System-Kraft vektor streieht:

(E/la _ (EA) 1 a

-(Ena (EA) , , , +(EA) I b

0

-(Enb

FI + ~qal"

UI

0

_ (EA) 1 b (EA) 1 b

[ ] [ llll

0

F"

+ i (q"l" + '!blb) F/II + iqb1b

]

~

[

(Ena -(tna

-

(~A Ja

(EA) + (EA) I alb

][ ] [ UI

11"

F,

F"

+ iqa1a

+ i (q"l" +qb1b)

]

Neben dem hohen FormaJisierungsgrad des Finite-Elemente-Algorithmus, der der Progranlinierung außerordentlich entgegenkommt (Erfüllung der Gleichgewichtsbedingungen dureh "Einspeichern". Berücksichtigung der Lagerung durch ,,Zeilen-Spalten-Streichen"), ist die Möglichkeit der einfachen Variation der berechneten Struktur ein gewaltiger Vorteil:

c:> Eine Änderung der Belastung (oder ein zusätzlicher Lastfall) beeinflusst die System-Steifigkeitsmatrix nicht. Wenn für die Lösung des Gleichungssystems ein geeignetcs Eliminationsverfahren benutzt wird, braucht die Dreieckszerlegung der Koeffizientenmatrix (im Allgemeinen der aufwendigste Teil der Finite-Elemente-Berechnung überhaupt) in diesem Fall nieht neu ausgeführt zu werden.

202

15 Der Slab als finiles Element

oe:> Änderungen der Element-Abmessungen und der Materialeigenschaften können beräcksich-

ligl werden, indem einzelne Elemente aus der Syslem-SleifigkeitsmaLrix wieder entfernt (Einspeichern "negativer"' Elemente) und neue Elemente hinzugefligt werden (Berechnung verschiedencr Varianten eincr Konstruktion). L-:> Nach dem Aufbau der System-Steifigkeitsmatrix kann diese durch unterschiedliche Lage-

JUng der Struktur unterschiedlich modifiziert werden (Berechnung verschiedener LageJUngsvarianten einer Konstruktion). oe:> Die statisch unbestimmte Lagerung eines Systems macht die Berechnung weder komplizier-

ter noch aufwendiger, im Gegenteil: Das nachfolgende Beispiel zeigl, dass sich die Anzahl dcr Gleichungen im lincaren Glcichungssystem sogar vcrringert.

I

Beispiel 2: I_ _ _ _.... Der nebenstehend skIzzIerte Stab hat dIe glelchen Abmessungen und Materialeigenschaften wie im Beispiel I. Er trägt jedoch nur eine äußere Kraft FI/ und ist an den Punkten I und 111 (statisch unbestimmt) gelagert (auch das Eigengewicht soll unberücksichtigt bleiben, würde jedoch die Aufgabe nicht nennenswert komplizierter machen). Die für das Beispiel I aufgebaute System-Steifigkeitsbeziehung kann wieder verwendet werden, weil sich die Abmessungen und Materialeigenschaften nicht geändert haben. Die beiden geometrischen Randbedingungen 11/ = 0 und 111// = 0 werden durch Streichen der ersten und dritten Zeile (Spalte) realisiel1, und das Gleichungssystem dcgencricrt zu cincr cinzigcn Gleichung:

(EA) I a

[ - (En" 0

- (EtL, (~A)a + ('nb - (Enb

111

0

-

(~A)b

(Enb

][ .:'] [Z,]

!

[ (En" + (~A) b ] [ "1/ Die Lösung liefert die Verschiebung des Punktes

111/

=

(EA) I

]

= [

FI/ ]

11:

FII a

+ (EA) I b

Mit diesem Ergebnis ergeben sich die Kräfte bei I und 111 (Lagerreaktionen) auch hier aus den (zunächst gestrichenen) Gleichungen I und 3 der System-Steifigkeitsbeziehung: F, =

FII

F:

__

111-

I

FI/ (-L) + EA b(EA) I a

15.3 Ebene Fachwerk-Elemente

203

15.3 Ebene Fachwerk-Elemente Ebene Fachwerke (vgl. Abschnitt 6.4) bestehen aus Stäben, die wie die im vorigen Abschnitt bchandclten Elemcnte nur cine Kraft

Verformtes S~tem

in Stablängsrichtung übertragen. Der einzel-

ne Fachwerkstab verformt sich auch nur durch seine Stabkraft, die eine Dehnung (und dadurch Längenänderung) des Stabes hervorTuft. Die Längenänderungen aller Stäbe, die dabei selbstverständlich ihre ursprünglich gerade Form beibehalten. führen zu Knotenverschiebungen, die durch zwei Komponenten beschrieben werden müssen.

VilI'SCh

3527-lactl V'lf roossert

Abbildung 15.2: Verformungsbild eines Fachwerks

An den Knoten, an denen in der Regel mehr als zwei Stäbe zusammenstoßen, wirken natürlich nicht nur Kräftc in Stablängsrichtung (wic in dcn Stäbcn). Deshalb wird als allgemeines (ebenes) Fachwerk-Element ein Stab definiert, der eine beliebige Lage in der Ebene einnimmt, zur x-Achse um den Winkel a gedreht ist und an jedem Knoten zwei Knotenkräfte Vi.< und Viy (i = 1,2) übertragen kann (Abbildung 15.3). Dic beiden Kraftkomponenten sind natlirlieh nicht unabhängig voneinander, weil ihre Resultierende Vi in die Stablängsrichrung fallen muss. Es gill;

Vix = VicOSa

x

Viy = Uisina

Uix cosa Von den bei den Knotenverschiebungen "i.< und "iy (i = I ,2) sind jeweils nur die in Stablängsrichtung fallenden KompoIJ. uiysinex nenten für die Uingcnänderung des Stabes verantwortlich. Die IJ. .2-----''---_ _ uix Knotenverschiebung in Stablängsrichtung "i wird aus der Ab· Abbildung 15.3: Ebenes Fachwerkbildung 15.3 abgelesen; Element Ui = lfixcosa+uiysina

Der Zusammenhang zwischen den Verschiebungen in Stablängsrichtung "I und "2 und den in gleicher Richrung wirkenden Kräften UI und V2 wurde bereits im vorigen Abschnitt mit der ersten der beiden Beziehungen 15.3 gefunden, wobei verteilte Belastungen (Eigengewicht) entsprechend der für Fachwerke üblichen Annahme im Folgenden vernachlässigt werden. Aus VI =

(~A) e "I -

wird durch Ersetzen der Verschiebungen VI =

(E,A)

e [cosa·

"I

und

"2

(

EtA)

e "2

durch die Verschiebungskomponenten;

"Ix+sina· "Il' -cosa·

"2,- sina· "2)']

204

15 Der Slab als finiles Element

Multiplikation dieser Gleichung mit cos a liefert die Knotenkraftkomponenle Vlx: Vlx = VI cosa =

EA) (-,-

e

[ COS 2 a· l/Ix +' sma cosa . l/Iy -

cos-o a . l/2x . - sma cosa . U2)' ]

Entsprechend erhält man durch Multiplikation mit sin a die Knotenkraftkomponente

VI)'.

Da

und (Gleichgewicht am Element) gelten muss, sind alle Beziehungen bekannt, die die vier ElementKnotenkräfte mit den vier Element-Knotenvcrschiebungen verknüpfen. Sie bilden die Element-Steiligkeilsbeziehung

das ebene Fachwerk-Element:

[ür

e2

Vlx Vly V2x

=

(Et).

sc

_e2

-sc

UI ..

s2

-sc

_s2

Li I)'

e2

sc

U2r

s2

U2y

symm.

V2y

mit

e = eosa

und

( 15.5)

s=sina.

c:> Mit dem Bereitstellen der Element-Steiligkeitsmatrix 15.5 ist die

nen Erweiterung:

2,2

Abbildung 15.4: Einteilung der

Elemenr·

Stcifigkeilsmatrix

in

Blöcke, wegen der Symmetrie Beschrän-

kung auf das rechte obere Dreieck

I

I

_ _ _ _ Für den nebenstehend sklzzterten Stabdretschlag ist der Finite-Elemente-Algorithmus für die Berechnung der Verschiebung des Kraft-Angriffspunkts und die Ermittlung der Stabkräfte anzugeben. Gegeben sind alle in der Skizze eingetragenen Größen (Dehnsteifigkeiten und Längen der Stäbe, Kraft F und die Winkel ß und y).

~~]

2,1

Da einem Elementknoten eines Fachwerk-Elements zwei Verschiebungen und zwei Kräfte zuzuordnen sind (der Knoten hat zwei Freiheitsgrade), beziehen sich die Speicheroperationen nicht mehr auf ein Matrixelement, sondern auf eine 2*2-Untenuatrix. Man unterteilt (Abbildung 15.4) die Element-Steifigkeitsmatrix in vier Untermatrizen und führt den im vorigen Abschnitt beschriebenen Algorithmus mit diesen Umermatrizen aus.

I Beüpie':

1,2

1,1

theoretische Vorarbeit für die Fachwerk-Berechnung nach der FiniteElemente-Methode geleistet. Der gesamte Algorithmus für die Behandlung von Systemen (hier: Fachwerke) ist mit dem im vorigen Abschnitt beschriebenen Ablauf identisch, allerdings mit einer klei-

(EA)a .la

a (E'A)b·1b II

ß

b

'Y

2 IV 2

c III

(EA)c·1c

2

F

15.3 Ebene Fachwerk-Elemente

205

Die Stäbe werden als finite Elemente a, b, c aufgefasst, und die Elementknoten I und 2 eines jeden Elements werden den Systemknoten I, 11,111 und IV zugeordnet. Für jedes Element kann bei bekanntem Lagewinkel, gegebener Dehnsteifigkeit und Länge die Element-Steifigkeitsmatrix nach 15.5 aufgeschrieben werden. Dabei ist zu beachten, dass der Winkel a in 15.5 von einer Parallelen zur x-Achse durch den Elemenlknoten I zum Element gemessen wird. so dass für die drei Elemente die folgenden Winkel einzusetzen sind:

a,,=-ß

ab=O

ac=y

I II III IV

Die System-Steifigkeitsmalrix verknüpfl acht äußere Knotenkräfte (sechs unbekannte Lagerreaktionen an den Fesllagern und die äußeren Kräfte in horizontaler und vertikaler Richtung am Knoten IV) mit den acht Verschiebungen an den Knoten I, 11, /I I und IV. Es ist also eine 8*8-Matrix, die wie die Element-Steifigkeitsmatrizen in 2*2Untermatrizen unterteilt wird (Abbildung 15.5).

I

II III IV Abbildung 15.5: Aucb

Die Syslem-Sleifigkeitsmalrix wird aus den Elemenl-Steifigkeilsmatri zen nach dem bekannten Einspeieherungs-Algorithmus (Abschnitt 15.2) aufgebaut. Auf welche Positionen die 2*2-Untermatrizen zu speichern sind, wird durch die gewählte Zuordnung der Elementknoten zu den Systemknoten gesteuert. Enlsprechend der Nummerienmg in der Skizze zur AufgabensteIlung gilt dafUr nachfolgende Koinzi-

die Systcm·Stcifigkeilsmatrix wird in Blöcke unterteil!. Die gesamte erforderliche Informmjon steckt im rechten oberen

Dreieck der Matrix.

denzmatrix:

Element-Knoten Element a :

(1,2)

Element b :

(I ,2)

EI.ement c:

(I ,2)

System-Knoten

--

Koinzidenzmatrix

[ I, IV]

I IV] 11 IV

[ 11, IV] [

[/11, IV]

Dies bedeutet zum Beispiel, dass die Untermatrizen (I, I), (1,2) und (2,2) der Element-Steifigkeitsmatrix des Elements a (siehe Skizze zur AufgabensteIlung) auf die Positionen (I,/), (I,IV) und (IV, IV) der System-Steifigkeitsmatrix gelangen (nebenstehende Skizze). Nach Aufaddieren auch der Untermatrizen der EI.emente bund c ist die SystemSleifigkeitsmalrix K komplett. Sie definiert den Zusammenhang des System- Verschiebungsvektors v mit dem System-Kraftvektor I:

kl 2

kl3

kt4

k l5

k t6

kl7

k22

k23

k24

k25

k26

k27

k33

k34

kJ5

k36

k37

k44

k45

k46

k47

kS5

k 56

kS7

Kv

k 66 symm.

k 67

kn

o o o o o o

111 IV IIIIIIIV

I

a

II III IV

Fix

F,y Fllx

Ff'y Fllix F ll1y

o -F

=1.

(15.6)

206

15 Der Stab als finites Element

Zur Erinnerung: Der Einspeicherungs-Algorithmus steht für die Erfüllung der Gleichgewichtsbedingungen, wenn in den System-Kraftvektor die äußeren Kräfte mit dem gleichen Richtungssinn eingefügt werden, der auch für die Elementkräfte gewählt wurde (nach rechts bzw. nach oben). Deshalb wurde die vertikale Kraftkomponente am Knoten IV mit negativem Vorzeichen in J eingesetzt. Die ersten 6 Gleichungen (mit den 6 unbekannten Lagerreaktionen) werden zunächst aus dem Gleichungssystem herausgenommen. Gleichzeitig werden die ersten 6 Spalten in K gestrichen, die bei der Multiplikation K v wegen der Nullen auf den ersten 6 Positionen in v (verhinderte Verschiebungen an den Lagern) ohnehin keinen Beitrag leisten würden (Einarbeiten der geometrischen Randbedingungen durch "Zeilen-Spalten-Streichen"). Es verbleibt das lineare Gleichungssystem

mit

kn = (EA) cos2 ß + (EA) + (EA) I " I I b

k78 = - (E:)" sinßcosß + (E:) kss =

cos2 Y, c

c sinycosy,

(15.7)

(~A) "sin 2 ß+ ( ~A ) c sin 2 y ,

aus dem die beiden Verschiebungskomponenten des Knotens IV berechnet werden können. Anschließend lassen sich die 6 Lagerreaktionen bci I, 11 und 111 aus dcn zunächst gcstrichenen Gleichungen ermitteln (einzeln, die Lösung eines weiteren Gleichungssystems ist nicht erforderlich), z. B.: Fix = k17l1/Vx

+ kl8111Vy

Die Stabkräfte ergeben sich bei nunmehr bekannten Knotenverschiebungen aus den ElementSteifigkeitsheziehungen 15.5, die ohnehin für den Aufbau der System-Steifigkeilsmalrix hereitgestellt werden mussten. Bei Fachwerken genügt natürlich die Berechnung der Stabkraftkomponenlen eines Knotens. Q Die Berechnung der Knotenverschiebung fllr das behandelte Beispiel wäre ohne den Finite-

Elemente-Algorithmus (Formulieren der Kompatibilitätsbedingung aus der "Anschauung") sChwierig und fehleranfallig. Ohne eine Verschiebungsberechnung sind natlirlich auch die Stabkräfte nicht zu ermitteln (statisch unbestimmtes System). oe;> Statische Unbestimmtheit erschwert die Finite-Elemente-Recl1nung nicht, im Gegenteil: Je

mehr Verschiebungen verhindert sind, desto stärker reduziert sich das Gleichungssystem flir die Verschiebungsberechnung. Q Die einmal durch die Wahl des Koordinatensystems definierten positiven Richtungen gelten

global: Die vorgegebenen Kräfte und die berechneten Knotenverschiebungen und Knotenkräfte sind positiv. wenn ihr Richtungssinn mit den gewählten Koordinatenriehtllngen übereinstilnmt.

15.4 TemperalUrdehnung, Anfangsdehnung

207

15.4 Temperaturdehnung, Anfangsdehnung Zunächst wird wieder das einfache Stabelement betrachtet, das nur mit gleichgerichteten (nuchtenden) weiteren Elememen zusammengesetzt wird. Es soll neben der Knotenbelastung und der verteilten Belastung q, noch einer Temperaturänderung !'J.T, und einer Anfangsdehnung fQe unterworfen sein (Abbildung 15.6). Das Element-Gleichgewicht ist auch hier (Gleichung 15.1) durch VI +V2 +qele = 0

zu erfüllen, für die Gesamtdehnung gilt nun aber 14.9, so dass die Längenänderung des Elements durch

U2 -

UI

V2 1, = eR,,/e = (EA)e

qe l; + 2(EA)e

+

(

)

(

Cl,!1T I e + fQl

)

,

VI

Ut

,'-,

I I I I

I I I I

I I

I I

1

(EAJ e (a t 6TJe 'Oe

I I LU

2

u2

e

beschrieben wird (die ersten beiden Summanden wurden aus Gleichung 15.2 übernonmlen). Aus diesen beiden Gleichungen werden die Knotenkräfte berechnet:

Abbildung 15.6: Element mit drei

"Elementlasten":

Anfangsdehnung. Temperatur und Eigengewicht

Diese beiden Gleichungen werden zur erweilerren E/emenT-Sleijigkeilsbeziehung des fluchtenden Stabes zusammengefasst:

[VI] V2

=

(EA)

-'-. e

[

I-I] [uI] '2I [I]

- I

1

U2

-

qele

I

- (EA)e

(~!1T + fQ)e

[-I] I

(15.8)

Die E1ement-Steifigkeitsmatrix und der Vektor der reduzierten Elementlasten infolge der veneilten Belastung q, sind erwartungsgemäß identisch mit denen in Formel 15,4, und Temperaturdehnung und Anfangsdehnung ergeben genauso einen Vektor wie die verteilte Belastung q,. Es ist deshalb naheliegend, alle drei "ElementJasten" zu einem erweiterten Vektor der reduzierten Element/asten zusammenzufassen:

fe.red =

I [I]

= '2 q"e [Fmt.l] Fred .2

I

+(EA)e(~!'J.T+
[-I]

(15.9)

I

Der Finite-Elemente-Algorithmus, wie er in den Abschnitten 15.2 und 15.3 demonstriert wurde, kann also unverändert bleiben, bei der ErftiJlung der Gleichgewichtsbedingungen an den Knoten müssen nur für die Element-Knotenkräfte die durch 15.8 gegebenen erweiterten Ausdrücke verwendet werden. Der Algorithmus bleibt so formal. wie er beschrieben wurde. und mit EinzeIkräften (greifen an den Knoten an), Temperatur- und Anfangsdehnungen sowie verteilten Lasten (Eigengewicht, Fliehkräftc, ...) wurden am einfachen Beispiel alle praktisch relevanten Belastungen berücksichtigt. Folgende Strategie wird empfohlen:

208

t5 Der Stab als finites Element

Verteilte Element/astell, Temperatur- lind Allfangsdehmmgell der einzelnen Elemente werden nach 15.8 berechnet. Die beiden Komponenten dieses Vektors der reduzicncn Elementlastcn werden danach dcn äußeren Einzcllasten, die an dcn Knotcn angreifen, zu denen das Element Kontakt hat, zugeschlagen. Diese Knotenlasten bilden den System-Kraftvektor. Das Erzeugen der System-Steifigkeitsmatrix (durch den in den Abschniuen 15.2 und 15.3 demonstrierten Einspeicherungsprozess) wird von den am Sy tem und an den Elementen angreifenden Belastungen überhaupt nicht beeinllusst. Die nebenstehende Skizze verdeutlicht diese Strategie für das Element e, das mit den übrigen Elemcnten über dic Knoten i und i + I verbunden ist. Die Zusatzknotenkräfte (Fced . I ), und (F",/,2)', die die Wirkung von veneilter Belastung, Temperaturund Anfangsdehnung ersetzen, werden nach 15.9 berechnet.

?

F

i

1

(at l1T)e

.'Oe

-qe-

i

e

Fi+g

?

i+1

Abbildung 15.7: Befreiung des Elements von allen Belastungen

Auch die anderen an den Knoten i und i + I angeschlossenen Elemente können entsprechende Anteile zu den Knotenlasten licfcm. Schließlich gibt cs nur noch lastfreie Elemente und Lasten tragende Knoten. Diese Regel gilt allgemein. Für das im Abschnitt 15.3 behandelte allgemeine Fachwerk-Element, dessen Element-Steifigkeitsmatrix dltrch Gleichung 15.5 gegeben ist, lindet man die entsprechenden Formeln, indem die durch 15.9 gegebenen Kräfte (wie im Abschnitt 15.3 die ElementKnotenkräfte) in zwei Komponenten zerlegt werden. Verteilte Lasten q, werden (wie für Fachwerke üblich) weggelassen, und man erhält den

Vektor der reduzierten Elementlasten infolge Temperatllr- und Allfallgsdehmmgenfiir das ebene Fachwerk-Elemellt: -cosa

FrelJ.lx F,w/,ly

fe.ced =

= Fred.2r Fred.2y

~qele [:] +(EA),(a,ßT+ I:Q),

-sina

( 15.10)

cosa sina

In dieser Formel ist a wieder der Winkel, der von einer Parallelen zur x-Achse durch den Knoten I und dem Fachwerk-Stab eingeschlossen wird (vgl. Abschnitt 15.3). Bei der Berechnung der Stabkräfte (aus den Verschiebungen über die E1ement-Knotenkräfte) müssen natürlich die erweitenen Element-Sleifigkeitsbeziehungen genutzt werden. Für die flueh-

209

15.4 TemperalUrdehnung, Anfangsdehnung

tenden Stabelemente ist das die Gleichung 15.8, die aus der einfachen Element-Steifigkeitsbeziehung 15.4 durch Subtraktion der Zusatzknotenkräfte 15.9 entstand. Entsprechend ergeben sich die Elemelll-KIlOTellkräjle alls der erweiterteIl Eleme/1/-S1eijigkeilsbeziehllllglür Fachwerk-Elemenle:

Vlx

Ie =

Vly

c2

sc s2

V2x V2y

,

-c-

-sc

Ulx

Fred,Jx

-sc c2

_s2

Uly

Fred,ly

sc

1I2r

F,wJ.2x

s2

ltz y

F,"('({.2y

symm.

=

Keve - fe.red (15.11)

mit c = cos Cl und s = sin Cl undle,red nach 15.10.

I BeispieL:

I

Das skizzierte (statisch unbestimmte) Fachwerk ist an den Knoten 2 und 4 durch äußere Kräfte belastet. Stab b wurde unter Zwang eingebaut, weil er um 6b zu lang war. Nach dem Einbau wird Stab a um 67;, erwärmt.

F

2

Gegeben sind die Dehnsteifigkeiten (EA)i und Längen Li fUr alle Stäbe, der Temperaturausdehnungskoeffizient Cl, des Stabs a und die Werte fur 6b, 6Ta , ß, y und F. Es ist der System-KraftveklOr I für die System-Steifigkeitsbeziehung K v = f anzugeben. An den Knoten I und 5 werden die (unbekannten) Lagerreaktionen Fix. Fly, l'5x, Fs)' eingetragen, an den Knoten 2 und 4 die beiden gegebenen Einzelkräfte. An den Knoten I und 2 werden außerdem dic Zusatzknotenkräfte infolge Temperaturdehnung des Stabs a und an den Knoten I und 3 die Zusatzknotenkräfte infolge Anfangsdehnung des Stabs beingefügt. Die Zusatzknotcnkräfte am Knoten I wirken sieh auf die Verschiebungsrechnung nicht aus, weil diese Zeilen (verhinderte Verschiebungen) gestrichen werden, flir die Bereehnung von Fix und Fly sind sie zu berücksichtigen.

r,: eosß (EA)aCl,ST" sin y- (EA)b r,: sinß

Fix - (EA)aa,6Tacosy- (EA)b

Ft)' -

2F + (EA)aCl,I'J.1;,eosy (EA)a Cl,6Ta siny

f=

(EA)b ~: cosß (EA)b

r,: sinß o

-F

210

15 Der Stab als finites Element

15.5 Physikalische und mathematische Modelle, Nutzung von FEM-Programmen Die Technische Mechanik beschäftigt sich ausschließlich mit physikalischen Model/en. Die Eigenschaften der real existierenden Bauteile werden zum Teil - wenn für die Untersuchungen irrelevant - ignoriert (z. B. ihre Farbe) und zu einem großen Teil idealisiert. So betrachtet man in der Statik z. B. "starre Körper auf idealisierten Lagern umer diskreter Belastung". Alle Beispiele und Aufgaben (auch in diesem Buch) sind in diesem Sinne physikalische Modelle. Sie sind gekennzeichnet durch ihre Geometrie, ihre Topologie (welches Bauteil hat mit welchem anderen Kontakt), die vorgegebene Belastung und Lagerung und ihre Materialeigenschaften. In der Regel werden diese Modelle (wie die Aufgaben und Beispiele in diesem Buch) durch eine Skizze mit begleitendem Text beschrieben. Die Aufgabe der Technischen Mechanik besteht darin, aus einem physikalischen Modell ein mathematisches Modell zu erzeugen und daraus Lösungen zu gewinnen. Die mathematischen Modelle können z. B. Gleichungen, Gleichungssysteme, Foroleln, Integrale oder Differenzialgleichungen sein. Weil die Empfehlungen für den Umg,mg mit dem physikalischen bzw. mathematischen Modell bei Finite-Elemenle-Rechnungen etwas anders ausfallen als bei den bisher behandelten Problemen, soll hier die Unterscheidung al11 Beispiel von Systemen, die sich aus elastischen Stäben zusammensetzen (behandelt in den Abschnitten 15.1 bis 15.4), noch einmal verdeutlicht werden. Das physikalische Modell FachlVerk wird mit folgenden Informationen definiert: • Die Geometrie des Systems wird durch die Koordinaten sämtlicher Knoten, bezogen auf ein beliebiges Koordinatensystem, beschrieben. • Die Topologie des Systems wird durch eine Koinzidenzmatrix festgelegt, die die Zuordnung der Knoten aller Elemente zu den Systemknoten enthält. Im Zusammenhang mit der Geometrieillformation sind dantit aucb wesentliebe Element-Abmessungen bekannt. • In einer Matrix der Element-Informationen werden elementbezogene Parameter (Materialeigenschaften, Querschnitte, Elementbelastungen wie Temperatur- und Anfangsdebnungen) zusammengestellt. • Informationen über die äußeren Knotenlasten beschreiben, welche Knoten durch welche Kräfte belastet sind. • Informationen über die geollletrischen Randbedingungen legen fest, an welchen Knotcn welche Verschiebungen durch Lager verhindert werden. Aus diesen Informationen wird das mathematische Modell erzeugt: • Die Abmessungen und Materialeigenschaften eines Elements (hier: Fachwerkstab), die Anzahl der Elementknotcn (hier: 2), die Anzahl der Freiheitsgrade pro Knoten (ebenfalls 2) und der Zusammenhang zwischen Kräften und Verformungen auf der Basis einer bestimmten Theorie (hier: Dehnung linear-elastischer Stäbe mit kleinen Verformungen. Theorie I. Ordnung) werden durch die Elemel1l-Steifigkeitsbeziehlll1g repräsentierJ (z. B. 15.5 und 15.11).

15.5 Physikalische und mathematische Modelle, Nutzung von FEM-Programmen

211

• Ein spezieller Algorithmus ermöglicht die Reduktion von Element-Belastungen (im Abschnitt 15.4: Temperatur- und Anfangsdchnung) auf äußere Knotenlasten. Diese werden mit den diskreten Lasten an den Knoten zum Syslem-BeiastllllgsI'ekfor zusammengefasst. • Nach einer sehre.infachen und eleganten Vorschrift werden dje Element-Steifigkeitsmatrjzen zur Sysfem-Sfeijigkeifsmatrix zusammengebaut. • Die (allerdings noch singuläre) System-Steifigkeitsmatrix und der System-Belastungsvektor dcfinieren dic Syslem-Steifigkeitsbezielllmg. • Das Einarbeiten der geometrischen Randbedingungen (verhinderte Verschiebungen, hier bisher realisiert durch das "Zeilen-Spalten-Streichen") fuhrt schließlich auf ein lineares Gleichllngssystem mit regulärer Koeffizientenmatrix. dessen Lösung die unbekannten Verschiebungen liefert. Das mathematische Modell für das physikalische Finite-Elemente-Modell ist bei Problemen der ElaslOstatik letztendlich ein (in der Regel sehr großes) lineares Gleichungssystem, dessen Lösung dem Computer überantwortet werden sollte. Weil aber auch das Erzeugen des Gleichungssystems im Allgemeinen sehr aufwendig ist, gilt folgende Empfehlung: Bis auf wenige Ausnahmen sollte bei der Finite-Elemente-Rechnung schon das Erzeugen des mathcmatischcn Modells (und natürlich danach auch dcsscn Lösung) von einem Computcrprogramm übernommen werden.

An einem ganz kleinen Beispiel, für das man von dieser Regel durchaus noch abweichen kann, sollen die Unterschiede im Umgang mit den beiden Modellen demonstriert werden. I Beispiel;

I

Das skizzicrtc System ist durch eine Kraft F bclastet. Der Stab 2 soll um die Temperaturdifferenz IH' erwänm werden. Die Verschiebungen des Kraftangriffspunktes sind zu berechnen.

Gegeben: EAI = 5· 106N EA2=S·106 N EA3=2·106N

a,

= 1,2·1O- 5 K- 1

a= 320mm b = 240mm 12 = 450mm ~T

= 200K

F = 3OO0N Die Aufgabe hat eine gewisse Ähnlichkeit mit dem Beispiel 3 im Abschnitt 14.3 auf Seite 191. Wegen der fehlenden Symmetrie ist das Beispiel hier jedoch für die analytische Lösung ungeeignet. Aus der Sicht der Finite-Elemente-Methode ist es jedoch mit dem Beispiel aus dem Abschnitt 15.3 (Seite 204) weitgehend identisch. weil nur die Belastung erweitert wurde. Erzeugen und Lösen des mathematischen Modells Das Erzeugen der S*S-System-Steifigkeitsmatrix 15.6 braucht hier nicht noch einmal erklärt zu werden, ebenso wenig die Formeln für die verbleibenden Matrixelemente 15.7 nach der Einarbeitung der verhinderten Verschiebungen. Im System-Kraftvektor muss auf der Position für die

15 Der Stab als finites Element

212

Horizontalkomponente der Kraft am Knoten 4 der Anteil ergänzt werden, der aus der Erwärmung des Stabes 2 resultiert. Entsprechend Formel 15.10 ergibt sich:

h.,·= EA 2a,fl.T = 19200N Damit erhält man das mathematische Modell für die Berechnung der Verscruebungskomponenten des freien Knotens auf der Basis der Formeln 15.7 mit den hier gegebenen Zahlenwerten: 2,7816· J04 [ -0,2360· 104

4

-0,2360· 10

] [

0,3388·1~

114x ]

= [

//4y

[U4X] U4)'

19200] => -3000

= [

0,6538 ] -0,4301

Weil alle Zahlenwerte in N bzw. mm eingesetzt wurden, ergeben sich die Verschiebungen in mm. Unabhängig davon, ob man die Lösung des Gleichungssystems oder auch bereits den Aufbau des Gleichungssystems nach den Formeln 15.7 einem Mathematik-Programm überträgt, kann dieser Weg nicht empfohlen werden (und verbietet sich für kompliziertere Probleme von selbst). Beschreibung des physikalischen Modells Das physikalische Modell muss nut 3 "Knoten-Informationen" beschrieben werden: Knoten-Koordinaten, hier bezogen auf ein Koordinatensystem mit Ursprung im mittleren Lager, Knoten-Lasten und die Information, welche Kuotenverscruebungen verhindert sind. Zusätzlich werden 2 "ElementInformationen" benötigt: Topologie (an welchen Knoten ist ein Element angeschlossen) und Element-Parameter (hier: Dehnsteifigkeit EA und Temperaturbelastung a,fl.T). Die nebenstehenden Tabellen zeigen das schon in 5 Matrizen geordnete physikalische Modell.

Knoten-Informationen Kn.-Koord. Kn.-Lasten x y F,. Fr 240 0 0 0 0 0 0 0 -320 0 0 0 -3000 450 0 0

Kn. I

2 3 4

u-verh. U.f

uy

I I

I I

I

I

0

0

Element-Inforluationen Topologie Parameter Kn. Ku. EA a,fl.T 6 5.10 4 I 0 8.106 240·10 2 4 2.106 3 4 0

EI.

I 2 3

5

Natürlich ist es wesentlich komfortabler, einem Programlll diese Informationen zu übergeben. Dafür wird dann allerdings ein Modul benötigt. der aus dem physikalischen Modell das mathematische Modell erzeugen kann. Das nebenstehend zu Matlab-Scri pt sehende benutzt dafür die Funktion femalg_ITI, die über www.TM-aktuell.de zum Download verfügbar ist. Man erkennt in dem Scrip! die 5 Matrizen aus den bei den Tabellen.

Xy

[0 240

FK • [0 Lg •

0

[I

o o

0

I

I

0 -320

0 ; 0

0

)

450

0

0

-3000)

0

0

)

I. I.

Kn. -Koord. Kn. -Lasten

Y. ti-verhindert

'l.

KM • [ I 4 EP • [5.6 0 'l. [Slice uv]

2

4

8.6 1.2e-5*200

. fernalg_m

3

4)

2.6 0)

(XY.KM,EP,Lg,FK)

I. Topologie I. EI. -Parameter

I. FEH-Algorithmus

15.5 Physikalische und mathematische Modelle, Nutzung von FEM-Programmen

213

Die Funktion femalg_m liefert natürlich exakt die bereits angegebene Lösung (das Matlab-Script findet man unter www.TM-aktuell.de ausftihrlich dokumentiert mit zusätzlich implementierter grafischer Ausgabe und der Berechnung der Stabkräfte). Diese Art der Lösung bietet sich für Probleme an, bei dcnen das physikalische Modell durch cinfach zu erzeugende Daten beschrieben werden kann, bei großen Fachwerken z. B., wenn immer wiederkehrende Felder mit gleichen Abmessungen aneinandergereiht sind, so dass Koordinaten, Topologie und Steifigkeiten in einer einfachen Programmschleife erzeugt werden können. WYSIWYG-Erzeugen des physikalischen Modells Die komfortabelste Variante. das physikalische Modell zu definieren. bieten Programme. die mit interaktiver Grafik schrittweise ein Bild entstehen lassen (WYSfWYG - "What you see is what you get") und daraus das mathematische Modell selbst erzeugen (und es natürlich auch lösen). Das unten zu sehende Modell wurde erzeugt mit Mausklicks in das rechte Menü und Verschieben des jeweils ausgewählten Elements (Stab, Lager, Knoten, Kraft) entlang eines Rasters auf der Zeichenftäche bis zum gewünschten Ort (im Bild ist gcrade das dritte Lager auf seinem Weg zum nllteren Knoten, wo es dann mit MauskLick fixiert wird). FEM-Programme mit grafischer Oberl1äche liefem natürlicb anch die Ergebnisse in aussagekräftigen Grafiken ab. Weil solche Programme für den Ingenieur das Standard-Werkzeug auch für die Lösung komplizierter Probleme sind, sollte man sich an solchen einfachen Aufgaben mit ihrer Benutzung schon anfreunden. Knoten, stabe, lager I Kratte, Raster:

Knoten) Stabe

Zeichentlache

Krden-Nr K-

y-

I ~==I

fK'

Knoten loschen

Eing:abe Knoten

~ Modell:

....

r, Fenster ----~

ti

Zoo~

Zeichnung - -

""'~

]i

11

t

Ruter

Kn

I

=:]

optim~

kleiner

~hno

J

.,:;;;:-j

-

100

200

300

400

Stab-t1rn

Abbi.ldung )5.8: Inlcraktivc Berechnung eines Fachwerks mil der Methode der finiten Elemente, zu finden

(mit mehreren - auch wesentHeb komplizjertcren - Beispielen) unter www.TM-interaktiv.de

15 Der Stab als finites Element

214

15.6 Aufgaben

IAufgabe /5.1: I

Die ElementSteifigkeitsmalrizen für die Stäbe 6, 7 und 9 des nebenstehend skizzierten Fachwerks sind aufzustellen und ihr Einspeichern in die System-Steifigkeitsmatrix symbolisch anzudeulen, indem die Plätze der einzelnen Untermatrizen in der System-Steifigkei ts matri x geken nzei chnet werden.

" CD ,"-

öl, "

A

Man untersuche, welche Plätze in der System-Stei fi gkei tsmatri x auch dann nicht besetzt sind. wenn aJ le Elemente eingespeichert werden. Gegeben: I

(2) ,

"'81_

®

3

-

F

11

8)

9 ~

tF

2

5

8

I

öl,

(j)

7

CD

4

6 10

J

(5)

2a

2a

F, a, EA (für alle Stäbe gleich groß).

Aufgabe /5.2:

I

Der skizzierte Stab wurde bei 0° C zwischen den starren Lagern A und C montiert. Man ermittle

/

A EA 1

a) die System-Steifigkeitsbeziehung unter Berücksichtigung einer Temperaturerhöhung um L\ T = +400 e, b) die Verschiebung des Punktes B durch die Temperaturerhöhung umL\T, c) die Kraft am oberen Lager.

Gegeben: A I = 16 em 2 112 =4At

al

= 1,2·1O- 5 K- 1 E = 2, I . lOs N/mm 2

B '-

2

c

IAufgabe 15.3: IMit einem geeigneten FEM-Programm (z. B. mit dem Programm "Statisch unbestimmte ebene Fachwerke", zu finden unter www.TM-interaktiv.de) berechne man die Stabkräfte des Fachwerks der Aufgabe 15.1 uJHer Annahme nachfolgender ZaWenwerte. Gegeben: a = 0,5 LU

F = IOkN

Weil das Fachwerk statisch unbestimmt ist, kann ein Stab entfernt werden, ohne dass die Tragfähigkeit eingebüßt wird. a) Welche Stäbe dürfen auf keinen Fall entfernt werden?

b) Es soll einer der drei Stäbe 3, 4 oder 11 entfernt werden. Welcher sollte gewählt werden,

wenn die absolut größte im Fachwerk auftretende Stabkraft möglichst klein sein soll?

Weitere Aufgaben findet man imlnternet unter www.TM-aktuell.de.

16 Biegung Im Folgenden werden Träger behandelt, die ausschließlich durch ein Biegemoment Mb belastet sind. Dieser als reine Biegung bezcichnete Belastungsfall ist ausgesprochen selten, weil bei einem nicht konstanten Biegemoment immer auch eine Querkraft wirkt. Es ist jedoch sinnvoll, die besonders wichtige Belastung durch ein Biegemoment gesondert zu betrachten.

In einigen nachfolgenden Kapiteln wird die gleichzeitige Belastung eines Trägers durch mehrere Schnittgrößen behandelt. In sehr vielen Fällen können die übrigen Belastungen gegenüber der besonders gefährlichen Biegebelastung sogar vernachlässigt werden.

16.1 Biegemoment und Biegespannung Der in Abbildung 16.1 skizziene Träger ist im Mittelteil (zwischen den bei den Kräften F) nur durch das konstante Biegemoment Mb = F . a beansprucht, so dass in diesem Bereich die Bedingung für die reine Biegebeanspruchung crfüllt ist. Es soll nun die Frage gcklärt werdcn, welche Spannungsverteilung in einem Querschnitt dieses Bereichs dem Biegemoment Mb äquivalent ist. Eine Momentwirkung um eine im Querschnitt liegende Achse kann nur durch (senkrecht zur Querschnittsfläche gerichtcte) Normalspannungen (und nicht durch in der Fläche liegende Schubspannungen) hervorgerufen werden.

A-

Fj

jF

A

a

Mb

B

a Fa

L

+

Abbildung 16.1: Reine Biegung

IlTI

mittleren Bereich

Weil diese Normalspannungen bei reiner Biegung keine resultierende Kraftwirkung haben dürfen, müssen sie in einem Teil des Querschnitts positiv, im anderen Teil negativ sein: Biegespannnngen sind NormalspallllUngen, die in jedem QuerSChnitt als Zug- und Druckspannungen vorhanden sind.

Da ein Moment einem Kräftepaar äquivalent ist, ruft das skizzierte positive Biegemoment im oberen Bereich des Querschnitts eine Druckspannung, im unteren Bereich eine Zugspannung hervor.

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_16, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

216

16 Biegung

Zur Berechnung der Spannungen im Querschnitt (und der Verformung des Trägers) genügen diese Aussagen jedoch noch nicht. Sie werden durch eine Annahme ergänzt, die erstmals von JACOB BERNOULLI (l654 - 1705) formulierte und nach ihm benannte Bernoullische Hypothese der ßiegetheorie: Alle Punkte einer zur Trägerlängsachse senkrechten ebenen Fläche befinden sich auch nach einer reinen Biegeverformung in einer ebenen Fläche, die dann senkrecht zur verformten Trägerachse liegt.

E~--------j

=

[m Querschnitt wird nun ein Koordinatensystem so eingeführt, dass Mb um die x-Achse drehl und die positive y-Achse zu der Kante des Querschnitts zeigt, an der ein positives Biegemoment eine Zugspannung erzeugt. Diese Festlegung entspricht der Lage der Bezugsfaser, die bei der Einführung der Schnittgrößen (Abschnitt 7. I, Seite 94) flir die Definition positiver Biegemomente benutzt wurde. Da sich zwei benachbarte Querschnitte, die vor der Verformung parallel waren, entsprechend der Bernoulli-Hypothese bei der Verformung nur als starre Ebenen (um die x-Achse) drehen, ist die Dehnung der Längsfasern zwischen diesen Ebenen über die Querschnittshöhe (in y-Richtung) linear veränderlich. Mit dem Hookeschen Gesetz (Dehnungen verhalten sich wie die Spannungen) folgt daraus, dass auch die Spannung über die Querschnittshöhe linear veränderlich ist. Für die Spannungsveneilung im Querschnitt wird deshalb die Funktion (Jb = CY mit dem zunächst unbekannten "Anstieg c" angenommen. Die

Wirkung der so über den Querschnitt verteilten Spannung muss dem Biegemoment Mb (Moment um die x-Achse) äquivalent sein. Es darf sich weder eine resultierende Kraft noch ein resultierendes Moment um die y-Achse aus den Spannungen ergeben, so dass die nachfolgend formulierten drei Äquivalenzbedingungen gelten müssen.

___xV Y

Du

Abbildung 16.2: Dehnung der Längsfasern bei der Biegeverfor· mung

,-----fr;:) =-==-=-=-:=-=x="~A I" gb IY Abbildung 16.3: Die .,Krartwirkung" der Biegespannung

Am differenziell kleinen Flächenelement dA (Abbildung 16.3) hat die dort angreifende Biegespannung (Jb die Kraftwirkung (JbdA, als Momentwirkung dieser differenziell kleinen Kraft erhält man um die x-Achse y(JbdA und um die y-Achse x (JbdA.

<>

1. Äquivalenzbedingung: Oie ßiegespannung hat keine resultierende Kraftwirkung. Die differenziell kleinen Kräfte (JbdA werden über die Querschniusfläehe imegrien:

16.1 Biegemomem und Biegespannung

jeJbdA=O

217

cjydA=O

=}

A

jydA=O

=}

(16.1)

A

A

Das sich ergebende Flächenintegral ist das aus der Statik (Formel 4.8 auf Seite 32) bekannte statische Moment der Fläche A, das genau dann verschwindet, wenn der Ursprung des Koordinatensystems im Schwerpunkt der Fläche liegt. Wegen eJb = cy gilt also: In der Schwerpunktfaser (Verbindungslinie der Schwerpunkte aller Querschnitte des Trägers) wirkt keine Biegespannung (nel
<>

2. Äquivalenzbedingung: Die resultierende Momentwirkung der Biegespannung um die x-Achse muss gleich dem Biegemoment Mb sein. Die differenziell kleinen Momente yeJbdA werden über die Querschniltslläche integriert:

j

YeJbdA=Mb

cjidA=Mb

=}

A

c=J~b

=}

Y dA

A

=Mb

A

I.n

. (16.2)

Damit ist der Faktor c im Biegespannungsansatz bekannt, und man erhält die Biegespannl
Mb eJb= - Y

(16.3)

ji

( 16.4)

1.",

mit dem Flächenträghe;lSInoment

Ixx =

dA

A

<>

3. Äquivalenzbedingung: Die Biegespannung hat keine resultierende Momentwirkung um die y-Achse. Die differenziell kleinen Momente xeJbdA werden über die Querschniltslläche integriert: jXeJbdA=O A

=}

cjXYdA=O

=}

.!XydA=O

(16.5)

A

A

Die Biegespannungsformel gilt nur, wenn das x-y-Koordinatensystem in der Querschnittslläche so liegt, • dass der Ursprung des Koordinatensystems mit dem Schwerpunkt der Querschnittsfläche übereinstimmt und • das so genannte Deviatiol1smoment verschwindet:

Try= /XYdA=O

(16.6)

A

Die Achsen x und y, die diese Bedingungen erfüllen, heißen Hal
16 Biegung

218

der Querschnittsfläche des Trägers ist, anderenfalls muss das Problem nach den Regeln der so genannten schiefen Biegung (Abschnitt 19.1) gelöst werden. Die wichtigsten Erkenntnisse aus den bisherigen Betrachtungen zur Biegetheorie werden nachfolgend noch einmal zusammengestellI:

c:> Ein Biegemoment Mb, das um eine Biegeachse x dreht, die eine Hauptzentralachse des Trägerquerschnitts ist, ruft im Querschnitt einc Bicgespannung hervor, dcren Verteilung über die Querschnittsfläche nach 16.3 berechnet werden kann. Das nach 16.4 zu berechnende Flächenträgheitsmoment Ixx ist (wegen des Quadrats bei y) stets positiv. Die Koordinate y weist vom Schwerpunkt des Querschnitts in Richtung zur Bezugsfaser, mit der das positive Bicgemoment definiert wird. Unter Beachtung dieser Vorschrift liefert 16.3 rur jeden Punkt des Querschnitts auch das korrekte Vorzeichen für die Biegespannung. Im Schwerpunkt der Querschnillsfläche (y = 0) tritt keine Biegespannung auf (neutrale Faser).

c:> Die Biegespannung ist in einem Querschnitt in y-Richtung linear veränderlich und nimmt an den Rändern des Querschnitts (in der Abbildung 16.4 bei y = ej bzw. y = -ez) die größten Werte an, wobei jeweils ein Wert positiv (Zugspannung), der andere negativ (Druckspannung) ist. Die absolut größte Spannung eines Querschnitts ergibt sich für die Punkte mit dem größten Abstand von der Biegeachse x (Punkte mit absolut größtem yWert y = emax ). Es ist üblich. rur einen Querschnitt auch den Quotienten aus lxx

,

yl

Abbildung 16.4: Die Biegespannungen haben am oberen und unteren Rand des Querschnitts ihre Maximalwelte

lind e max zu erm.itteln: lxx

(16.7)

Wx = e max

Mit dem so genannten Widerstandsmoment berechnet man die absolut größte Spannung im Querschnitt:

I

Beispiel: I_ _ _ _ Für den SkiZZierten Träger mit Rechteckquerschnitt sind Ort und Größe der maximalen Biegespannung zu ermitteln. Gcgeben: I = 30cm b = 10mm qo=IOON/cm; h=15mm

mTTTTTTl qo

1""lllI!

o l/2

, h I

-b-

Die Gültigkeit der Biegespannungsformel ist an die Erfüllung der Beziehung 16.6 geknüpft. Ohne Rechnung ist klar, dass

219

16.1 Biegemomem und Biegespannung

b 2

b

JxydA=O

2

- -- -

A

ist, weil zu jedem Flächenelement dA = dx·dy auf der positiven Koordinatenseite ein entsprechendes Element auf der negativen Koordinatenseite vorhanden ist (Abbildung 16.5), so dass x und y Hauptzentralachsen sind. Diese Aussage gilt natürlich nicht nur für das Rechteck: Symmetrieachsen sind immer Hauptzentralachsen. Für die Berechnung von lxx wird zweckmäßig ein Flächenelement dA = b· dy (Abbildung 16.6) verwendet. so dass aus dem Integral über die Fläche ein Integral über die Höhe wird:

N

--~

"lliJ dxdy

?! t:' "';,

'y

Abbildung metrieachsen

16.5:

Sym-

sind

immer

Hauptzentralachsen

h

2

Ixx = J

i

dA

=

3

l

J

b dy = b/;

y=_~

A

Das maximale Biegemoment (vgJ. Abschnitt 7.2, Beispiel I auf Seite 1(0) befindet sich an der Stelle z\ = 0,3751 und hat den Wert

Mb.max =

9

bd:-~ 'y

Abbildung 16.6: Flächenelement dA = b . dy

2

128 qa 1

so dass sich rür diesen Querschnitt dic folgende Biegespannungsvcrteilung ergibt: 9qol2 12

ab =

128 bh3 Y =

27qol2

32bh3 Y

Die maximalen Spannungen in diesem Querschnitt erhält man am oberen (y = - ~) bzw. unteren (y = ~) Rand des Rechteckquerschnitts (Abbildung 16.7): ab

( y=

-2h) =

27Qol2h

32b!J32

N

= -169 mm2

ab

(")

y=

N 2 = 169 mm 2

Zur Ermittlung des Absolutwertes der maximalen Biegespannung würde die Kenntnis des Widerstandsmomentes genügen, das sich mit dem maximalen Randfaserabstand e max = ~ tUr den Rechteckquerschnitt zu maximale Druckspannung maximale

Zugspannung

A -:r

ergibt. Damit erhält man natürlicb nur den Absolutwcrt dcr maximalcn Biegcspannung: 3l/8

Iab IlIIax

N = - - - = 169 - - 2 W, mm

IMhlma,

Im Regelfall ist diese Information völlig ausreichend.

l/2

l/2

Abbildung 16.7: Am Ort des absolut größten Biegemoments findet man die maximalen Biegesparulungen

220

16 Biegung

16.2 Flächenträgheitsmomente 16.2.1 Definitionen Zur Berechnung von Biegespaonungen und -verformungen werden die im Abschnitt 16.1 eingeführten Kennwerte für die Querschnittsflächen benötigt. in die die Abstände der Flächenelemente von einer Achse quadratisch eingehen. Für diese Flächenlllomente zweiten Grades (die fLjr die Scbwerpunktberechnung benötigten statischen Momente siod Momente ersten Grades) wird üblicherweise der (nicht sehr glücklich gewählte) Begriff Flächellträgheitsmomente verwendet. der sich wegen der formalen Übereinstimmung der mathematischen Ausdrücke mit den Massenträgheitsmomentcn der Kinctik durchgcsetzt hat. Für ein beliebiges kanesisches Koordinatensystem gelten die folgenden Definitionen. lu =

Axiale Flächelllrägheitsl1Iomellle:

.I y2 .I x .I

dA

A

111 =

2

dA

(16.9)

A

Deviatiollsmomelll:

I,>, = -

xy dA

A

lu und I li werden auch als äquatoriale Flächenträgheitsmomeote bezeichnet, das Deviationsmoment lij wird auch (in Anlehnung an den Begriff aus der Kinetik) Zentrifugal moment genannt. Die Querstriche über den Koordinaten sollen andeuten. dass die Definitionsformeln sich auf ein beliebiges Koordinateosystem bezieben. Koordinaten ohne Querstriche werdeo im Folgeoden nur benutzt, wenn sie ihren Ursprung im Schwerpunkt der Fläche haben. Man beachte, dass das Flächenträgheitsmoment Ix." das sich auf die .'-Acbse bezieht, mit dem "Hebelarm" y definiert werden muss und dementsprechend I vl mit dem "Hebelarm" x definiert ist. Die Vorstellung, dass die Flächenelemente an (quadratisch in die Rechnung einfließenden) "Hebelarmen" wirken, ist durchaus gerechtfertigt. Die Produkte aus FlächeneJementen und diesen Hebelarmen kamen (Abschnitt 16.\) über die Momentwirkungen der Spannungen am Flächenelement in die Rechnung hinein. Aus den Definitionen lassen sich rolgende Aussagen ablesen: oe:> Die Werte für die axialen Flächenträgheitsmomente und das Deviationsmomcnt sind sowohl

von der Art der Fläche als auch von dem gewählten Bezugskoordinatensystem abhängig. Sie haben die Dimension ,.Länge hoch 4", z. B.: cm4 •

c:> Für Flächen, die aus mehrcrcn Teilflächcn zusammengesetzt sind, gilt: Axiale Flächenträgheitsmomente, die sich auf gleicbe Achsen beziehen (bzw. Deviationsmomente, die sich auf das gleiche Achsenpaar beziehen), dünen addiert werden. oe:> Ix.< und Ili sind für beliebige Flächen und bei beliebigem Koordinatensystem stets positiv.

16.2 Flächenlrägheilsmomenle

221

oe:> /;:y kann positiv oder negativ werden. Es wird Null, wenn mindestens eine der beiden Koor-

dinatenachsen eine Symmetrieachse der Fläche ist, weil dann zu jedem Flächenelement dA bei ",y ein entsprechendes mit einem negativen Produkt x· y existiert. Das (recht willkürlichc, aber auch nicht weitcr störcnde) Minuszeichen in der Definition des Deviationsmomentes ist üblich, weil dadurch die Transformationsformeln für die Drehung des Koordinatensystems (Abschnitt 16.2.5) exakt den gleichen Aufbau haben wie die (im Kapitel 22 behandelten) Formeln ftir die Transformation der Spannungen des ebenen Spannungszustandes.

Ti

b

I

Beispiel: I '-_ _...... Ein rechtwinkliges Dreieck liegt mit seinen Seiten a und b auf den Koordinatenachsen. 'x." Iyy und l')' sind zu berechnen. Gegeben:

a. b.

a Für die Berechnung der axialen Flächenträgheitsmomente können die Flächenintegrale in einfachc Integrale überführt wcrden, indcmjcweils ein strcifcnförmiges Flächenclement benutzt wird. Dies ist erlaubt, weil alle Flächenanteile eines solchen Streifens am gleichen "Hebelarm" x bzw. y hängen. Dabei wird das linke Streifen-Element (nachfolgende Skizze) für das Flächenträgheitsmoment bezüglich der x-Achse benutzl und das in der Mitte skizzierte bezüglich der y-Achse. Für die Berechnung des Deviationsmomentes muss ein Doppelintegral gelöst werden, weil die Lage eines jeden Flächenelemenles durch ein individuelles Wertepaar x,y bestimmt wird.

y

y

b dA=

b- Y ady b

b

b

dx dA

_ I

'dy

=

a-x bdx a

I

Y

a

-_ X

a--x

x

j i dA

j a

l,y =

2

j x dA A

/xy=-jXYdA A

j j'=O

~

i~(b-.Y)dY=

ab3

x2~(a-x)di=

a3 b

12

12

~dX;y

I

x

y~O

A

Y=b(I-~)

dx , dy

Y:J

b

1;.1;=

y

a

222

16 Biegung

16.2.2 Einige wichtige Formeln Alle nachfolgend angegebenen Formeln bezieben sicb auf ein im Scbwerpunkt der jeweiJigen Fläche liegcndes x-y-Koordinatensystcm. IY

I~V S .. X

"" ,

Rechteck:

,

bh 3 12

/5'-'

b3 h

'",,=.. 12

I xx = -

b

l.,y=O

Kreis:

l,y = 0 al3

al3

Rechtwinkliges Dreieck:

ab 3

.0

1." = 36 a3 b

a

lyy = 36

Kreissektor: lx.x = ;: (18a +9sin2a _ r4

"8 (2a -

lyy =

sin2a)

32SiJ~ a) lxy = 0

Kreisabschnitt: lx.x =

~

144

lJY=;

6

(36a-9sin4a-

64sin a ) a-sinacosa

(a-~sin2a+112sin4a)

lxy=O

Man beachte: In den Formcln für dcn Kreisscktor lind den Kreisabschnitt ist a dcr halbe Öffnungswinkcl. Sclbstverständlich müssen dimensionslose Wertc für a (Bogenmaß) eingesetzt werden.

16.2 Flächenlrägheilsmomenle

223

16.2.3 Der Satz von Steiner Wenn eine QuerschnittsOäche aus TeilOäehen zusammengesetzt ist, deren Flächenträgheitsmomente bekannt sind, dann dürfen die Flächenträgheitsmomente der Teilflächen addiert (bzw. bei AusschnitLen subtrahiert) werden, wenn sie sich sämtlich auf die gleiche Achse beziehen. Da im Allgemeinen (siehe die Tabelle des vorigen Abscilnüts) die Flächenträgheitsmomente der geometrischen Grundflächen bezüglich ihrer Schwerpunktachsen bekannt sind, müssen diese gegebenenfalls auf die gemeinsame Bezugsachse umgerechnet werden. Das häufigste dabei auftretende Problem ist die Umrechnung eines auf ein Schwerpunktachsensystem bezogenen Flächenträgheitsmoments auf ein parallel verschobenes Koordinatensystem. Für eine beliebige Fläche A sollen Im Iyy und Ixy , alle bezogen auf das durch den Schwerpunkt der Fläche gelegte x-y-Koordinatensystem, bekannt sein. Gefragt sind die entsprechenden Werte bezüglich des um a bzw. b verschobenen Koordinatensystems i,ji.

y

Aus der Abbildung 16.8 ist die Koordinatentransformation i=x+a

ji=y+b ablesbar, und man errechnet z. B.:

fx., = J

i

dA

=

A

x

r

J CV+b)2 dA A

=

J /dA+2b JYdA +b2 J dA A

A

lxx

+

A

o

x

a Abbildung 16.8: Umrechnung auf ein parallel verschobenes Koordinatensystem

Das Integral des mittleren Summanden ist das statische Moment bezüglich einer Schwerpunktachse und hat dementsprechend den Wert Null. Auf gleichem Wege ergeben sich die Fomleln für die beiden anderen Trägheitsmomente. Nach STEtNER (1796 - 1863) werden diese Umrechnungsformeln bezeichnet als

JACOB

Steinerscher Satz: (16.10)

Diese Formeln gelten nur unter der Voraussetzung, dass auf der rechten Seite die Flächenträgheitsmomente stehen, die sich auf ein Scbwerpunklkoordillalensystern beziehen, während die Flächenträgheitsmomente auf der linken Seite fiir ein beliebiges (dazu parallel liegendes) Koordinatensystem gelten. Man beachte also: Die Steiner-Formeln dürfen nicht für die Umrechnung zwischen zwei beliebigen parallelen Koordinatensystemen verwendet werden.

224

Beispiel:

16 Biegung

I

I_....;_ _ Man ermittle mJl Hilfe der Formeln des Abschnitts 16.2.2 y und den Formeln 4.12 bzw. 4.13 des Abschnitts 4.2 die Lage des Schwerpunkts und die Flächenträgheitsmomente eines Halbkreises und zeige. dass sich die Formeln für die Flächenträgheitsmomente e der Kreisfläche ergeben, wenn man diese aus zwei Halbkreisflächen i (natlirlich unter Berücksichtigung der Steinersehen Anteile) zusammensetzt. Als Sonderfalle des Kreissektors oder des Kreisabschnitts mit halbem Öffnungswinkel erhält man die Formeln für den Halbkreis:

,

I).".);

=

9Jt: 2 - 64 4 r 72Jt:

I xy = 0

4r

e=3Jt:

x

a

= ~

(16.11)

Da das Koordinatensystem im Schwerpunkt der vollen Kreisfläche nur in y-Richlllng gegenüber den Schwerpunktsystemen der beiden Halbkreisflächen parallel verschoben ist (also nur ein Abstand zwischen den x-Acbsen vorliegt). muss bei der Emlittlung von I.c, der Steinersehe Satz angewendet werden, während die I yy der beiden Halbkreisflächen einfach addiert werden können. Man beachte, dass sieb die Koordinaten x und y rur den Kreis auf seinen Mittelpunkt beziehen und nicht mit den Schwerpunktkoordinaten des Halbkreises der obigen Skizze libereinstimmen:

_

2

Ixx,K"i, -

2

{yy.Krei., =

2

2

[9Jt: -64 4 2 Jt:r ] 72Jt: r +e '"2 Jt:r4

8

Jt:r4

=

4

=

_

-

2

2

[9Jt: -64 4 72Jt: r +

(4r)2 Jt:r 3Jt: '"2 2

]

4

Jt:r 4

4

Jt:d 64

Jt:d4 64

16.2.4 Zusammengesetzte Flächen Für die Berechnung von Aufgaben nach der Biegetheorie werden die Flächenträgheitsmomente benötigt, die sieb auf Achsen durch den Schwerpunkt der Querschnittsfläche bezieben. Wenn sich die Querschnittsfläche aus mehreren Teilflächen zusammensetzt, muss zuerst der Gesamtschwerpunkt der Fläche ermittelt werden. Die axialen Flächenträghcitsmomcntc sind ein Maß rur dcn Widerstand, den ein Querschnitt der Biegeverformung entgegensetzt. Da in die Steinersehen Formeln die Abstände der Flächen von dcr Bezugsachse quadratisch eingehen, kann man mit relativ kleinen Querschnittsflächen grol.\e Flächenträgheitsmomente erreichen, wenn Teilfl'ichen in möglichst großem Abstand von der Bezugsachse (Achse durch den Schwerpunkt der Gesamtfläche) angeordnet werden (vorteilhaft sind Hohlquerschnitte, Abbildung 16.9: I-Profil llnd I-Träger usw., Abbildung 16.9). Kasten·Profil In die Formeln für die axialen Flächenträgheitsmomente (einschließlich der zugehörigen SteinerFormeln) geben jeweils I1lLf die Abstände in einer Richtung ein (in d.ie Ixx-Fonneln z. B. nur die Abstände in y-Richtung).

16.2 Flächenträgheitsmomente

225

B

Y

Y

I;?

B

B

Y

~1;

1/ s I~

,

k!:f>:0ß

//

;c/

//

x

S

x

::r::

~

;:

~

/

;//./

/:/

~

b

b

Abbildung 16.10: Wenn b = b, +b2 ist. gilt flir alle drei Querschnine: {u =

iJ (BH 3 - b/l3)

Deshalb ergeben sich für unterschiedliche Flächen. die aus gleichen Teilftächen zusammengesetzt sind und deren Teilftächenschwerpunkte die gleichen Abstände von der Bezugsachse haben, die gleichen Werte für die Flächenträgheitsmomente für diese Bezugsachse. Diese Aussage kann bei Änderungen einer Konstruktion nützlich sein und wird in Tabellenbüchern genutzt, um mit einer Formel eine ganze Klasse von Querschnitten abzuhandeln. So erhält man z. B. für die drei Qucrschnilte in der Abbildung 16,10 unter dcr Voraussetzung, dass b = bt + b2 ist, jeweils das gleiche {xx' Natürlich haben diese drei Querschnilte unterschiedliche (r)', weil die Teilftächen zur y-Achse unterschiedliche Abstände haben. Die wichtige Aufgabe, die Flächenträgheitsll10mente einer Fläche zu bestimmen, die sich aus mehreren Teilftächen zusammensetzt, für die die Flächenträgheitsmomente bekannt sind, soll zunächst am einfachen Beispiel demonstriert werden:

I Beispiel:

I

Für die beiden skizzierten Flächen sind I.u , I yy und Ixy zu berechnen, jeweils bezüglich des gezeichneten Schwerpunktkoordinatensystems.

Y

cj ~

,,

X

x

cj'

Gegeben:

a.

N

Da das T -Profil eine Symmetrieachse besitzt, vereinfacht sich die Rechnung: Der Schwerpunkt liegt auf der Symmetrieachse.

a

a

a

3a

1,5a

Zur Ermittlung der zweiten Schwerpunktkoordinate wird das x-yKoordinatensystem (nebenstehende Skizze) benutzt, und es folgt für das in zwci RechteckOächen aufgeteilte T -Profil:

xs=O

2

2)

5 I f, I ( 19 YS=-t...AiYi=-2 3a -2a+2a a =-Oa Age.• i~ I 5a I

,

IY S

Ys

x

IY

x

226

16 Biegung

Im nun bekannten Schwerpunkt der zusammengesetzten Fläche liegt das x-y-Koordinatensystem zur Berechnung der Flächenträgheitsmomente. Die Koordinaten der Schwerpunkte der beiden Rechteckteilflächen in diesem Koordinatensystem sind

Xi = 0

Yi = Yi - Ys

Das sind gleichzeitig die Abstände zur Ermittlung der "Steiner-Anteile", die in diesem FaU nur bei der Ermittlung von I,n ungleich Null sind, Da eine der Bezugsachsen eine Symmetrieachse ist, wird das Deviationsmoment Ixy = O. Die Rechnung liefert:

3aa

J

1.c,.=~+3a

a27 a 3

2(3)2 ja

2aa 3

a8a

3

2(9TOa )2 =3,62a4

+~+2a

1)')' = -1-2- + -12- = 2,42a

4

Ix)' = 0

'

Die zweite zu behandelnde Fläche dieses Beispiels zeigt keine Symmetrie, so dass für beide axialen Flächenträgheitsmomente der Steinersehe Satz angewendet werden muss (Abbildung 16.11),

y

Um mit den bekannten Formeln für die Standardflächen arbeiten zu können, muss die Fläche in eine vorhandene Fläche (Kreis) und eine Fehlfläche (Rechteck) aufgeteilt werden. Sowohl Flächeninhalt als auch Flächenträgheitsmomeme der Fehlfläche gehen mit negativem Vorzeichen in die Rechnung ein, Hier bringt cs einen Rechenvorteil, das x-,v-Koordinatensystem in den Schwerpunkt des Kreises zu legen. Zunächst wird wieder die Lage des Gesamtschwerpunkts der Fläche berechnet:

Xs = ----;:-----,-,,---: ( - 63 a 2 4 16na 2 - @a 4

2

3

( - -4

a)) = 0, 3422 a

Abbildung 16.11: Fläche = Kreis - ("Rechteck einschließ-

1 Ys = ---,------:-I-----;c,---: (- 63 a 2 ( - -4 a)) = 0, I 141 a 2 2 16na - @a 4 4

lich

Anteil

aus

Steinerschem

Satz 16, 10")

Schließlich ergeben sich die Flächenträgheitsmomente aus der Subtraktion der Anteile von Kreis und Rechteck, jeweils unter Berücksichtigung der Steiner-Anteile:

6

n(8a)4

2-2

I,,=~+I na Ys -

_ n(8a)4 I)'y - ~ 2

+ I 6 na 202 Xs

-

2

[4,5a(3,5a)3 63 (a _ 12 +'4 a :\+YS [3,5a(4,5a)3 12

Ixy = -16na (-.ts)(-Ys)- [-

)2]

63 2(3 a - )2] + '4 a :\ + Xs

~ a2 (-3~ - ts) (-~-YS)]

= 183,55a4

_ 161 , 58 a4

-

4,30a

4

Bei der Ermittlung des Deviationsmomentes wurde berücksichtigt. dass die beiden Teilflächen Symmetrieachsen besitzen und deswegen nur Steiner-Anteile der Teilflächen das Deviationsmoment der Gesamtfläche bilden.

16.2 Flächenträgheitsmomente

227

16.2.5 Hauptträgheitsmomente, Hauptzentralachsen Die im Abschnitt 16.1 hergeleitete Biegespannungsformel 16.3 (Seite 217) gilt nur, wenn sich das FlächenträgheitslUoment Ixx auf eine durch den Schwerpunkt des Querschnitts gehende x-Achse bezieht und außerdem das Deviationsmoment Ix)' für das x-y-Koordinatcnsystem verschwindet. Die zweite Bedingung ist immer dann erfüllt, wenn wenigstens eine der beiden Achsen (x oder y) eine Symmetrieachse des Querschnitts ist. Aber auch für unsymmetrische Querschnitte existiert ein Achsenpaar, für das das Deviationsmoment verschwindet. In diesem Abschnitt wird das Problem behandelt, die Richtungen dieser Achsen zu ermitteln. Zunächst wird untersucht, wie sich die Flächenträgheitsmomente bei einer Drehung des Bezugskoordinatensystems ändern. Aus der Abbildung 16.J2 können die Transformationsformeln für den Übergang vom x-y-Koordinatensystem auf ein um den Winkel cp gedrehtes ~ -1)-Koordinatensystem abgelesen werden: ~ =

jy 7)

x

xcoscp+ysincp

1) = -xsincp+ycoscp Wenn diese Transformationen in die Definitionsformeln für die Flächenträgheitsmomente eingesetzt werden, z. B.

I~~ =

J'1

2

2

dA = sin cp

A

J

2

2

x dA +cos cp

A

Jl

Abbildung 16.12: Drehung des Koordi natensystems

dA - 2sin cpcoscp

A

J

xydi\ = ...

A

so erhält man nach einigen elementaren Umformungen die Formeln für die

Transformation der Flächenträgheitsmomente auf ein gedrehtes Koordinatensystem: I

I

I~~ =

2' (I", + I)y) + 2' (/.e, -ly)')cos2cp + /.",sin2cp

Iry I) =

~ (lAX + Iy)') - ~ (lA., -I)'y) cos 2cp -/.,)' sin2cp

I~ry =

-2'(/.u-lyy)SIll2cp+Jx)'cos2cp

I

(16.12)

.

Zu besonders wichtigen Aussagen führt die Beantwortung der Frage, für welche Winkel die Flächenträgheitsmomente I~~ und /')1) extreme WeIte annehmen. Die Bedingungsgleichungen dafür sind: d I~~ dlry 1l =0 bzw. -=0 dcp dcp Beide liefern das gleiche Ergebnis: • 2/A )' ran2cp = - - lxx - lY).

228

16 Biegung

Da der Tangens des Winkels 2'P' im Bereich von 0 0 bis 360 0 auf zwei Winkel führt, die sich um 1800 unterschcidcn, erhält man rur den einfachen Winkel rp' zwei Lösungen, die sich um 90° unterscheiden: Die Extremwerte der Flächenträgheitsmomente ergeben sich für zwei aufeinander senkrecht stchcnde Richtungen. Die Frage, welcher der beiden Winkel zum Maximum und welcher zum Minimum gehört, wird durch die zweite Ableitung entschieden. Diese Rechnung führt auf die unten angcgebene Formel 16.14. Durch Einsetzen der Bedingllngsgleichung für den Winkel 'P' in die allgemeinen Transformationsformeln für die Flächenträgheitsmomente 16.12 ergeben sich die Formeln 16.13 für das maximale bzw. minimale Flächenträgheitsmomem und eine weitere wichtige Erkenntnis: Das Deviationsmoment verschwindet für das durch rp' definierte Koordinatensystem, diese beiden Koordinaten sind also auch die Hauptzentralachsen der Fläche. Alle flir die Biegetheorie erforderlichen Kennwerte einer Fläche können errechnet werden, wenn lxx, Iyy und Ix)' für ein beliebiges, im Scbwerpunkt der Fläcbe liegendes x-yKoordinatensystem bekannt sind: Es existiert immer ein gegenüber dem x-y-Konrdinatensystem um den Winkel 'PI gedrehtes Koordinatensystem mit den Achsen I und 2. für das das Deviationsmomem verschwindet (I und 2 sind die Hauptzentralachsen der Fläche). Die Flächenträgheitsmomente bezüglich dieser Achsen heißen Hauplfrägheitsmomenre: Ixx + I vy 11 =--2-"-+

h=

lxx + In 2 ."

(lxx -

l y ,)2

4"

1

+Ixy

(16.13) (lxx - Ivy )2 4

+/ 1 .'y

h das kleinste aller Flächemrägheitsmomente. die sich bezüglich beliebiger Schwerpunktachsen finden lassen. Die Achsen I und 2 stehen senkrecht aufeinander. Der Winkel 'PI zwischen der x-Achse und der Achse 1 des größten Fläehenlrägheitsmoments errechnet sich nacb: lxv tan'Pl = - - " ( 16.14)

1 ist das größte und 1

Ii -Iyy

c:> Der positive Drehsinn des Winkels 'PI ist durch die Koordinaten x und y festgelegt (Abbildung 16.13). Ein positiver Winkel wird linksdrehend an die x-Achse angetragen und führt zur Achse I mit dem größten Flächenträgheitsmoment.

0::> Für Flächen mit mindestens einer Symmetrieachse kann man sich diese Berechnungen ersparen, da eine Symmetrieachse und zwangsläufig auch die zu ihr senkrecht verlaufende Schwerpunktachse immer Hauptzentralachsen sind und damit zu einer von beiden das größte, zur anderen das kleinste aller Flächenträgheitsmomente bezüglich der Schwerpunktachsen gehört.

x

Abbildung 16.13: Winkel 'PI

16.2 Flächenlrägheilsmomenle

<>

I

229

Weil man bei einem Quadrat für beide Hauptzentralachsen das gleiche Flächenträgheitsmoment erhält (Maximum gleich Minimum), muss sich dieser Wert auch für beliebige andere Schwerpunktachsen ergeben. Es gilt also: Bei einem Quadrat und bei beliebigen anderen regelmäßigen n-Ecken und natürlich auch beim Kreis (und immer dann, wenn I, = 12 ist, nebenstehend skizzierte Beispiele) sind sämtliche Schwerpunktachsen auch Hauptzentralachsen.

Beispiel:

a

d

b

b

b

b

I

Für die skizzierte Fläche ermittle man

y 2

a) die Hauptträgheitsmomente, tI

b) die Lage der Hauptzentralachsen.

00

Der Schwerpunkt der entsprechend der Skizze aufgeteilten Fläche wird bezüglich des x-.y-Koordinatensystems ermittelt:

1",

,

/

S

x 2

"---'-/_"-~---'---' ~ 6a

a 7 xs = _1_2 (sa 2 -2 +5a 2 -2 a) = 1,654a 13a

Die beiden Flächenträgheitsmomente I xx und Iyy , die sich auf das x-y-Koordinatensystem im SChwerpunkt der Gesamtftäche beziehen. ergeben sich aus jeweilS vier Summanden (zwei Rechtecke, jeweils unter Berücksichtigung der Steiner-Anteile). Das Deviationsmoment Ix} resultiert ausschließlich aus den Steiner-Anteilen, da die Rechtecke bezüglich ihres eigenen SchwerpunktKoordinatensystems (Symmetrieachscn) keine Deviationsmomcnte haben:

a(8a)3

2

_

2

5aa3

1.« = -1-2- +Sa (4a-ys) + ~ + 5a 8aa 3

1.,= - - +8a

))

Ix)'

12

=

2 (_

Ys -

a)2

'2

= SO, 78a 4

2(_Xs--a)2 +a(5a)3 _)2 =3S 78a4 - - +5a2(7-a-xs

-8a 2 (-xs+

2

12

D

2

(4a- Ys) -Sa 2 Ga-xs)

'

G-

4

ys) = 32,31 a

Aus diesen Werten errechnen sich die beiden Hauptträgheitsmomente nach 16.13 und der Lagewinkel flir das Hauptachsensystem (vgl. Skizze oben rechts) nach 16.14: 11=9S,3Ia4

tan CPI = 0,5427

<>

h=21,24a4 =?

CPI = 28,49°

Für eine L-fönnige Fläche mit gleichen Schenkcllängen ist das Hauptachsensystcm um 45° gegenüber dem x-y-System gedreht. Obwohl man für eine solche Fläche aus der Anschauung sofort dic Lage der Hauptachsen kennt (Symmetrie), ist zur Ermittlung von 11 und 12 trotzdcm einc Rechnung wie bci dem geradc gelÖsten Beispicl crforderlich.

16 Biegung

230

16.2.6 Formalisierung der Berechnung Eine in der Praxis sehr häufig vorkommende Aufgabe ist die Ermilliung der Trägheitsmomente einer Fläche, die sich aus Teilflächen zusammensetzt, deren Schwerpunkte und Trägheitsmomente bekannt sind. Dafür wird folgendes Vorgehen empfohlen: CD Die Fläche wird in geeignete Teilflächco A; zerlegt. Dabei ist es oft sinnvoll, aus größeren Teilflächen eine kleinere auszuschneiden (Abbildung 16.14: 2 Rechtecke mit einem Kreisausschnitt). Ausschnittl1ächen gehen mit negativem Vorzeichen in die Rechnung ein.

y

@ Bezogen auf ein globales .r-y-Koordinatensystem

werden die Schwerpunktkoordinaten Teill1ächen eingezeichnet.

x;,y;

der

@ Für jede Teill1äche A; wird ein lokales x;-y;'

Schwerpunkt-Koordinatensystem so festgelegt, dass die Achsen parallel zu den Achsen des globalen Koordinatensystems verlaufen. @) Ausfüllen der schattierten Zellen in folgender Ta-

belle (vgl. auch www.TM-aklUell.de): i

A;

x;

f:lächen und Ausschnitten zusammengesetzl

y;

LI i

Xj-XS

y;- YS

Abbildung 16.14: Eine Fläche wird aus Teil-

Ixixi

I)-'ivi

Ixivi

A;x;

A;y;

L2

L3

L4

L5

Li,

A;(x; -xs)2

A;(y; - YS)2

-A;(x; -xs)(y; - Ys)

L7

L8

L9

Die A; sind die einzelnen Teill1ächen (negativ für Ausschnittflächen), x; und y; die Schwerpunktkoordinaten der Teilflächen, bezogen auf das globale Koordinatensystem. lxix;, I)';)'; und I,;)'; sind die Flächenträgheitsmomente der Teilflächen (negaliv für Ausschnille), bezogen jeweils auf das zugehörige lokale Koordinatensystem der Teilfläche. @

Nur der schallierte innere Teil der Tabelle hat einen unmittelbaren Bezug zur aktuellen Aufgabe (..Eingabewerte" der Rechnung), die Ermittlung der übrigen Werte folgt einem formalen Algorithmus, der dureh die Angaben im Tabellenkopf, die Summenbildlll1g in den angegebenen Spalten und die folgenden Formeln bestimmt wird.

16.2 Flächenträgheitsmomente @

231

Zunächst muss der obere Teil der Tabelle ergänzt werden. um die Schwerpunktkoordinaten der Gesamtfläche, bezogen auf das globale Koordinatensystem. nach nebenstehenden Fonnein berechnen zu können.

Schwerpunkt-Koordinaten:

xs = L5 LI

YS = L6 LI

CD Berechnung der Flächenträgheitsmomente der Gesamtfläche, bezogen auf das x-y-Koordinatcnsystem, das (parallcl zu x.y) im Schwerpunkt dcr Gcsamtfläche liegt: ~=L+~ @

~=L+L

~=~+~

Die Hauptträghcitsmomcnte (bezüglich der Hauptzentralachsen I und 2) erhält man aus 16.13, den Winkel ({>J zwischen der x-Achse und der Hauptzentralachse I aus 16.14:

Ix., + I)')'

Y'I x

I x\' tan ({>I = - - ' - . 1I -I,.)'

1'2=--'-± , 2

I

I_ BeispielJ: . d d'JC Haupttrag .. hcllsmo. _ _ _.... F"ur d'Je s k"lZZICrlC FI"ac hc S1l1 mente und die Lage der Hauptzentralachsen zu ermitteln

4

6 M

Hinweis: Die in der Sk.izze eingeu'agenen Längen sollen die Dimension mm haben. Bei der Tabellenrechnung werden die Maß-

, ,,

einheiten mm, mm 2 , 111m 3 und mm4 weggelassen.

Für die in der unteren Skizze angegebene Einteilung der Fläche in zwei Rechtecke mit der Kreisfläche als Fehlfläche (Fläche und Flächenträgheitsmomentc negativ) crgibt sich der unten zu schende erste Teil der Tabelle. Man beachte, dass nur für den schattierten Teil die einzutragenden Werte aus der Aufgabenskizze entnommen werden müssen. Alle weiteren Werte folgen aus vorherigen Tabelleneinträgen. Vor der Auswertung des zweiten Tabellenteils muss die Lage des Schwerpunkts der zusammengesetzten Fläche ermittelt werden, dessen Koordinaten aus dem ersten Tabellenteil berechnet werden:

xs = L5 LI

= 4,863 mm

Ys=

~~

, I

,

=4,989mm

i

Ai

Xi

Yi

lxix;

{yi)';

I

44,0 48,0 -12,6 LI = 79,4

2 7 3

5,5 4 3

443.7 256,0 -12.6 L2=687,1

58.7 144,0 -12,6 L3 = 190, I

2 3

M

lXi)';

AjX;

88,0 336,0 -37,7 ~=O L5 = 386,3 0 0 0

AiYi

242,0 192,0 -37,7 L6 = 396,3

Mit den nun bekannten Schwerpunktkoordinaten .i's und Ys kann auch der zweite Teil der Tabelle ausgefüllt werden, wobei man nur formal den angegcbenen Rechenvorschriften folgen muss:

232

16 Biegung i

Xi-XS -2,863 2,137 -1,863

1

2 3

Yi-YS

Ai(Xi - XS)2

Ai(Yi - YS)2

-Ai (Xi -XS)(Yi - YS)

0,511 -0,989 -1,989

360,7 219,2 -43,6

11,49 46,96 -49,72

1:7 = 536,2

1:s = 8,73

64,37 101,45 46,57 1:9 = 212,4

Mit diesen Werten bcrcchnelman dic Flächcnträgheitsmomcntc dcr Gcsamlflächc bczüglich dcs x-y-Koordinatensyslems, das (parallel zu x,y) im Schwerpunkt der Gesamtfläche liegt: {xx

= 1:2 + 1:s = 695,8mm 4

(yy

= 1:3+1:7 = 726,3mm 4

Ix)'

= L+1:9=212,4mm

4

Damit ergeben sich die Hauptträgheitsmomente (bezüglich der Hauptachsen I und 2): {xx

+ {yy

1,2=--2-± =}

(fxx

- lyy )2

4

4 1, = 9241lun

2

, I

2 3

tan'Pl = --'-

= 1,074

'PI =47,1° .

{, - {>y

Natürlich bieten sich fUr die Auswertung der Tabellen moderne Tabellellkalkulationsprogramme geradezu an (Abbildung 16.15, siehe auch www.TM-aktueILde). so dass der BenUlzer nur die grau unterlegten Zellen ausfüllen muss.

"

7 3

-12,57

l:xixi

lxi')li

1')Ii')li

58,7 5.5 443,67 2S6 '44 3 .12,566 -12,57

•

79,04

h=498mm4

=}

2

x"

t

1

.~86J

2 3

2,1368

687,1 100,13

~

.~ 0,5109

"I> "I> I>

"i

:;

I>

"i

~

"',, '"

336

-37,699

5 6 7

I

I,y

44

4

+I,y

Den Winkel zwischen dcr x-Achse und dcr Hauptachse I berechnet man folgendermaßen:

,..

»q

AI

0

"".

242

192 .37,699 0 0 0 0

0 0 0 0 386.3 396,301

I>~

~.~

.1> " >,10

"' .

~86319

360.1D6 11,486 64,366

Xs.

46,958 101,45

Ys-

~98908

bUI

695,825

-0,989 219,166

-1,863 -1.989 -43,624 -49,718 46,571

e

4

Iw" 726,381

5 6 7

bcy- 212,384 11 .. 924,036

12· 498,11 536,248

8,725 212,38

phi1 '" 47,0513

Abbildung J6.15: Auswertung mit einem Tabellenkalkulationsprogranun. llier: MS-Exc.e1

I

a

Beispiel 2: F"ur d'Je S k"IZzlcrte FI"ac he sm . d d'Je Kocrd'Inaten des I_ _ _ _...I

3a

Schwerpullkts, die Hauptträgheilsmornente und die Lage der Hauptzentralachsen zu berechnen. Bei der Aufteilung der Fläche in Teilflächcn und Fcstlegung der lokalen Koordinatensysteme (parallel zu einem globalen Koordinatensystem!) wird man feststellen, dass sich die im Abschnitt 16.2.2 angegebenen Formeln fiir mindestens eine Fläche auf ein anders liegendes Koordinatensystem beziehen. Für diese Teilfläche müssen die TransformationsformeID für die Drehung des Koordinatensystcms 16.12 genutzt werdcn.

ö 0

I

/'

ö M

/

I

2a

öl

NI

7a

16.2 Flächenlrägheilsmomenle

233

Bei der Einteilung der Fläche entsprechend Abbildung 16.16 in zwei Rechteckfiächen, eine Dreiecksfiäche und eine Halbkreisftäche (als Fehlftäche) sind für die ersten drei Tcilftächen die Koordinaten der Schwerpunkte sofort anzugeben. Für die Halbkreisfiäche, deren Schwerpunkt auf ihrer Symmetrieachse liegt, ist e durch die Fonnel 16.11 gegeben (Sonderfall des Kreissektors bzw. Kreisabschnitts. vgl. auch Abschnitt 4.2). Da die Halbkreisftäche unter einem Winkel von 45° gedreht liegt, sind die horizontale und vertikale Komponente von e gleich groß:

8a J2 4J2 - = -- a 3Jr 2 3Jr Aus diesen Komponenten und den gegebenen Koordinaten des Mittelpunktes des Halbkreises ergeben sich die Koordinaten X4 und Y4 bezüglich des skizzierten Koordinatensystems: e/r

=

e1,

=-

Abbildung 16.16: Rechteck Dreieck - Halbkreis

+ Rechteck +

_ ( 4J2) 3n a

Y4 =

5-

Für das im Halbkreis eingetragene x* -y* -Koordinatensystem (für diese Teilfiäche die Hauptzentralachsen) sind die Flächcoträghcitsmomeote als Fonneln 16.1 I im Abschnitt 16.2.3 bereits bereitgestellt worden (die Drehung des Koordinatensystems um 1800 ist prinzipiell für die Flächen trägheitsmomente bedeu tungslos): 2

I x• x" =

9Jr -64 6 4 1 a 72Jr

Die Beziehungen für die Drehung des Bezugskoordinatensystems 16.12 im Abschnitt 16.2.5 transformieren mit cp = 45° und damit cos2cp = 0 und sin2cp = 1 die Flächenträgheitsmomente aus dem x*-y*-System in ein ~-1]-System (hier mit dem X4-Y4-System identisch):

I/;/; = 1,4...4 = (2Jr-

~) a4

I'I~ = 1)'4)'4 =

(2Jr-

~) a4

1/;11 = 1,4/4

=~ a4

Der Rest ist wieder formales Einspeichern in die Tabelle und Abarbeiten des 8-Punkte-Algorithmus, der am Beginn des Abschnitts 16.2.6 beschrieben wurde. Die komplette Tabellenrechnung tindetman unter www.TM-aktuell.de. Aber es geht natürlich noch wesentlich bequemer. Neben der Möglichkeit, ein Tabellenkalkulationsprogramm (zur Auswertung des mathematischen Modells der Fläche) zu nulzen, ist die Berechnung von Flächenträgheitsmomenten ein geeigneter Kandidat für die Benutzung eines "WYSIWYG-Programms"!, wie man es mit dem Script "Flächenträgheitsmomente - OnlineBerechnung" unler www.TM-interaktiv.de findet. I Zu

diesem Begriff vgl. auch die Erläuterungen auf Seite 2' 3

234

16 Biegung

Abbildung 16.17: Besonders komfortabel: Der Benutzer beschreibt die Fläche. und die Software zeichnet und berechnet alle interessierenden Parameler

Die Abbildung 16.17 zeigt das Ergebnis fur das Beispiel 2, das man auf diesem Wege ohne die auf der Seite 233 angestellten Überlegungen erhält. Und da ist sie natürlich schon wieder, die Frage: "Und warum muss icb das alles Jemen, wenn es mit der verfügbaren Software so einfach ist?" Zum ersten Mal wurde diese Frage auf der Seite 46 beantwortet. Alles, was dort zu lesen ist, gilt auch hier. Für das Thcma "Flächenträghcitsmomcntc" kommt noch cin wichtigcs Argumcnt hinzu: Dic Biegebeanspnlchung von Trägern ist wohl das häufigste (und besonders kritische) Problem in der Festigkeitslehre. Dic Flächenträgheitsmomente bilden die Grundlagc für die Beurtcilung der Tragfähigkeit, und man sollte unbedingt ein Gefühl dafür entwickeln, wie man ihre Größe beeinllussen kann. Das gelingt nur durch das Berechnen von möglichst vielen Beispielen, denn die Größe eines Parameters mit der merkwürdigen Dimension cm4 entzieht sich zunächst ganz sicher der Vorstellungskraft. Noch viel weniger kann man sich unter dcm Deviationsmoment l,y vorstellen. Zunächst genügt es, ein Ixy # 0 als "Spielverderber" anzusehen: Es bedeutet, dass die Biegespannungsformel 16.3 (Seite 217) nicht verwendet werden darf. Deshalb kommt den Hauptzentralachsen eine besondere Bedeutung zu, und als Test, ob man schon ein "Gefühl" für das gesamte Thema ,.Flächenträgheitsmomente" hat, kann empfohlen werden: Vor der Berechnung eines Beispiels (ob ,.von Hand" oder mit Software-Unterstützung) sollte man versuchen abzuschätzen, welche Lage die Hauptzentralachse I für diese Fläche haben wird.

16.2 Flächenlrägheilsmomenle

235

16.2.7 Durch Polygonzüge begrenzte Flächen, beliebig berandete Flächen Für Querschnine. die sich nur mir Schwierigkeiten oder gar nicht in Standardqucrschnine zerlegen lassen (diese Zerlcgung war Voraussetzung f1ir die Beispiele im Abschnill 16.2.6), liefert in jedem Fall das nachfolgend beschriebene Velfahren eine Lösung, zumindest eine ausgezeichnete Näherungslösung. Behandelt wird eine Fläche, deren Außenkontur und (beliebig viele) Innenkonturen (Ausschnitte) sich durch Polygon züge beschreiben lassen (Abbildung 16.18). ZWlächst wird ein einzelnes Geradenstück der Außenkontur betrachtet (Abbildung 16.19); Die Gerade I - 2 schließt mit den Koordinatenachsen Flächen (Trapeze) ein, die durch Integrale ausgedrückt und wie foJglmjt Vorzeichen behaftet werden;

Abbildung 16.18: Durch Polygonzüge begrenzte Fläche mit Ausschnitt

Y2

X2

ßA i = - j ydi

ßA, = j idy

YI (mit dem ß wird angedeutet, dass ein Trapez als Teiltläche betrachtet wird). Wenn Punkt 2 links von Punkt I liegt, kehren sich die Vorzeichen der Flächen automatisch um. Es ist leicht nachzuvollziehen, dass für einen geschlossenen Polygonzug bei Nummerierung der Punkte entgegen dem Uhrzeigersinn die Summe aller (mit den ßA i oder den ßA y gebildeten) Trapeztlächen die von dem Polygon umschlossene Gesamtftäche liefert (sinnvoll für Außenkontur), bei Nummerierung im Uhrzeigersinn wird das Ergebnis negativ (sinnvoll für Ausschnitte). '\'1

d

Y, Y Y,

x, Abbildung 16.19: Ein Geradenstück der Außenkon-

tur

Dieses bereits im Abschnitt 4.5.1 für die Berechnung von Flächenschwerpunkten genutzte Verfahren wird nun auf die statischen Momente und Flächenträgheitsmomente erweitert. Die starischen Momenre der Trapeze setzen sich aus den statischen Momenten unendlich vieler unendlich schmaler Rechtecke zusammen, für das statische Moment bezüglich der i-Achse sind dies z. B. Rechtecke ydi mit dem SChwerpunkt bei ~;

i, j2

y2

ß5i = -

My =

di

j'" i

2

2

dy

SI

il

Bei den axialen Flächenrrägheirsmomell/en ist zu beachten, dass das unendlich schmale Rechteck Yd.f mit dem Schwerpunkt bei ~ z. B. bezüglich der i-Achse einschließlich eines SteinerAnteils aufzuschreiben ist;

"'[3Y12di+(~) 2] "'f ydi =-j~di 2' 3

M--=-j xx

.i:]

j'1

h~ ßh=j~dY;) 3 5'1

Dementsprechend ist für das Deviationsmoment für ein unendlich schmales Rechteck nur der Steiner-Antei I zu beachten, dessen negatives Vorzeichen nach 16.10 für das Trapez unter der Geraden I - 2 das positive Vorzeichen vor dem Integral erzeugt:

16 Biegung

236

Zur Auswertung der Integrale wird dic Gcradcngleichung benötigt, als Zwei-Punkte-Gleichung wahlweise nach x oder Y aufgelöst: _

X2 - XI (_

_)

x = -_--_- Y - YI Y2 -YI

•

+XI

.

h-Y,( .

. )+.YI

Y = -.--.- X-XI X2

~Xl

Die Auswertung der Integrale ist nicht schwierig (aber mühsam). Durch Summation über alle Geradenstlicke, die einen geschlossenen Polygonzug bilden müssen, erhält man die Hächenkennwerte einer von einem geschlossenen Polygonzug begrenzten Fläche:

5"

=

Sy=

I

6 E (y; + Y;+I) (Y;+I x; ,

y;X,+I)

I

6 E(X;+Xi+I)(Yi+IX;-Y;X;+I) ,

(16.15)

Koordinaten des Schwerpunkts:

. XS=

S,

A

. YS=

Si

A

(16.16)

Flächenträgheitsmomente bezüglich des Schwerpunkt-Koordinatensystems:

~=~-~A

<>

~=~-~A

~=~+khA

( 16.17)

Ein geschlossener Polygonzug aus n Geradenstücken mit 11 Eckpunkten wird in den Formeln 16.15 durch 11 + 1 Punkte dargestellt, indem der Startpunkt als Endpunkt noch einmal verwendet wird. Dabei sind die Punkte entgegen dem Uhrzeigersinn abzuarbeiten.

oe;> Innenkonturen (Ausschnitte) sind im Uhrzeigersinn abzuarbeiten. Da bei formaler Anwen-

dung der Formeln auch das Geradenstück zwischen dem letzten Punkt der Außenkontur und dcm ersten Punkt der lnncnkontur eincn Anteil liefert und damit die Rechnung verfälschen würde. muss entweder die Innenkonlur gesondert behandelt werden, oder man hält sich an folgende einfache Regel (ein zweimal in unterschiedlichen RichtlLl1gen durchlaufendes Geradenstück liefert zwei gleiche Anteile, die sich aufheben):

237

16.2 Flächenlrägheilsmomenle

Die Außenkontur wird. beginnend mit einem beliebigen Punkt, entgegen dem Uhrzeigersinn durchlaufen. Vom Endpunkt (gleich Startpunkt) geht man zu einem beliebigen Punkt einer Tnnenkontur, die dann im Uhrzeigersinn durchlaufen wird, vom Endpunkt (gleich Startpunkt) der Innenkontur eventuell zu weiteren Innenkonturen (sämtlich im Uhrzeigersinn zu durchlaufen). Nach Durchlaufen der letzten Innenkontur geht man über die Verbindungslinien der einzelnen Konturen bis zum Startpunkt der Außenkontur zurück. Die Summen in den Formeln 16.15 erstrecken sich über alle auf diesem Weg berühllen Punkte.

I

I Beispiel: F"ur d'Je nebenste hen d Sk"JZZlerte FI"ac Ile lTI.lt . emer . A LI Be 11kontur mit 6 Punkten und einer Tnnenkontur (Ausschnitt) mit 4 Punkten erstrecken sich die Summen in den Fonnein 16.15 über insgesamt 13 Summanden. Dabei könnten die Knotenkoordinaten z. B. in folgender Reihenfolge berücksichtigt werden:

1 - 2- 3 -4-5 - 6-7 (= 1)8-9-10-11-12(=8)-13(= I)

h

Vj

4

.~

11~8tt2J ; , I~ 9 2 :

6~~/

I (7) (13)

x

Für viele krummlinig bcrandetc Flächcn, dic nicht durch mathcmatischc Funktioncn beschrieben werden können, ist die Annäherung durch Polygone häufig die einzige Möglichkeit, um die Flächenkennwerte zu ermitteln. Der nachfolgende Bildschirm-Schnappschuss zeigt die Berechnung der Flächenkennwerte für eine Turbinenschaufel, deren Kontur als Polygon mit insgesamt 43 Punkten gcnähert wurde (siche www.TM-aktuell.de): I!lIiJEI

~P,oYlilmm FNOW lF1dch.mBlu1lltlnte] - [FmomlJ

flle 5.1and
AnSlChVO~1Of"ler'l

~i'IdI:JI-I

tl'*'

IDI~I,,".II"I.IIBI '~I Programm 'F1ächenmomentc', Berechnungsmodell:

Polygon (Teilfläche). Punkte: (11 ; 0). (15 ; 2). (20 ; 4.5). (25; 6), (30 Progrllmm 'Flächenmomentc', Ergebnisse Gesamtfläche:

A

= 2866.25

Statisches tr.4omenl um x: Statischr:s tr.4omr:nl um y:

Sx Sy

= 80421.7 :;: 119813

Sch~,punld-Koordina1r:n:

xS yS

= 41.8224 " 28.0582

Flächenträgheitsmomenle. bezogen

txxS

= "'13540

auf Schwerpunlct3chscn (parallel zu x und y)

tyyS IxyS

"1 ,16491:f006 :: -701937.9

:::::::: Hauptträ"ghr:itsmomentr: und Hauptzr:ntralachsen :::::::: Oie Haupthägheilsmomenle Imax und Imin beziehen sich auf die (dUfch den Schwerpunkt verlaufenden und senkrecht aufeinander sIehenden) Hauplzentralachsen: Imax :: 1.76904et006 Imin :: 409397 Winkel zwischen x-Achse und Achse von Imax:

Fertig

PHII'I

: -86.8357

NUM

238

16 Biegung

16.3 Gültigkeit der Biegespannungsformel, Widerstandsmomente, Beispiele Zur Erinnenmg: Die Biegeochse ist die Achse in dcr Querschnittsfläche, um die das Bicgemoment Mb dreht Sie steht senkrecht auf der Las/ebene, in der die Wirkungslinien aller Kräfte liegen. Nur wenn die Biegeachse x eine Hauptzentralachse der Querschnittsfläche ist, gilt die einfache Bicgespannungsformel

Auf diese wichtige Einschränkung soll mit dem nachfolgenden Beispiel noch einmal aufmerksam gemacht werden.

I

l

/:ft" , ~ -

I_"";_ Beispiel_...1 1: E'In T rager -. D rClCC . ksquerscI '''' mll 11lltt" Ist eInseItig eingespannt un d

2

~ ~

nur durch sein Eigengewicht belastet (in den Skizzen durch die konstante Linienlast angedcutet). Für den nebenstehend skizzierten Querschnitt (gleichschenkliges rechtwinkliges Dreieck) sind die Achsen I und 2 die Hauptzentralachsen (I i t Symmetrieachse) mit den Hauptträgheitsmomenten a4 1) = -

~

a

a4

d

-

I

12=-

24 72 0) In der ersten Einbauvariante wird der Träger um die Achse des kleinsten Flächenträgheitsll10ments gebogcn, und in dic Bicgcspannungsfomlcl ist cinzusctzcn:

,l,

~

04 lxx = 72

/'

,.;

x

,y

,y

b) In der um 90° gedrehten Einbauvariante wird der Trä-

ger um die Achse des Hauptträgheitsmoments T, gebogen, und in dje Biegespannungsformel ist einzusetzen:

x~

04

I

T.u = 24

'y

x

c) In der letzten Einbauvariante ist die x-Achse, um die

das Biegemoment Mb infolge der Belastung in der Lastebene y-z dreht. keine Hauptzentralachse, und es gilt: a4

a4

.

Ixx = Iyy = 36 und I,y = -72' (vgl. Abschmtt 16.2.2). Deshalb darf die einfache Biegespanßungsformei nicht verwendet werden. Die Biegespannungen müssen nach den (im Abschnitt 19.1 behandelten) Regeln der schiefen Biegung berechnet werden.

,

I

"I',....

, ,y

Es soll aber schon hier erwähnt werden. dass sich der Träger (im Unterschied zu den Einbauvarianten 0 und b) bei der Einbauvariante c nicht nur in der Belastllngsebene verformt, sondern auch in x-Richtung ausweicht.

239

16.3 Gültigkeil der Biegespannungsformel, Widerslandsmomenle, Beispiele

Die absolut größte Biegespallllullg in einem Querschnitt tritt in dem Punkt auf. der den absolut größten Abstand e",,,x von der Biegeachse hat. Das als Quotient des zugehörigen Flächenträgheitsmoments 1 und des Abstands e",,,, definierte Widerstandsmome11f W kann genutzt werden. um die absolul größte Biegespannung 100bill/lJX im Querschnitt zu berechnen: 1

W=-

e max

Die Biegeachse muss dabei natürlich eine der beiden Hauptzentralachsen des Querschnitts sein: Widerstandsmomellfe bezieheIl sich immer auf Hauptzelltralachsen. Im allgemeinen Fall gehören zu einem Querschnitt also zwei Widerstandsmomente. Für die HauptzentraJachsen des gleichschenkligen rechtwinkJjgen Dreiecks aus Beispiel I erhält man mit den aus der Sk.izze abzulesenden maximalen Entfernungen von den beiden Hauptzentralachsen:

,2a/2

Y

x

-- /1 ~

12 V2 a W=--=-x 1 V2a 48

3

;;'

3

Die Formel für die maximale Biegespannung (mit dem Widerstandsmoment im Nenncr) liefert keine Aussage darüber, ob diese Spannung eine Dmck- oder Zugspannung ist. Wenn diese Information benötigt wird (und man der durch Anschauung eigentlich immer zu gewinnenden Aussage nicht traut). muss mit der allgemeinen Biegespannungsformel 16.3 (mit dem Flächenträgheitsmoment im Nenner) gearbeitet werden. Diese liefert bei Einhaltung der Konventionen über die Koordinaten und die Definition positiver Biegemomente für jeden Punkt des Querschnitts die Biegespannung mit dem richtigen Vorzeichen. Für Querschnitte, die zur Biegeachse symmetrisch sind, ist diese Überlegung meist schon deshalb belanglos, weil die maximale Biegespannung an einem Rand des Querschnitts als Dmckspannung und in gleicher Größe am gegenüberliegenden Rand als Zugspannung auftritt. Dies gilt z. B. flir das Rcchteck und den Kreis. Aus dcn Formeln für die Flächcnträghcitsmomcnte (Abschnitt 16.2.2) errechnet man die

Widerstalldsll1011lellte für Rechteck IIlld Kreis: Rechteck:

'~ .

~

Kreis: (16. I8)

Y

IY

/

b

~

x

x

-

//

d

Das Widerstandsmoment W einer QuerschnittsOäche ist ein Maß für die Festigkeit des Querschllius gegenüber einer Biegebelastung. das Flächenträgheitsmoment ist ein Maß für die Steifigkeit (gcgen Verfonnung). Widerstandsmomente haben die Dimension "Uingc hoch 3", z. B.: cm 3 Weil sie als Quotient und nur für die Biegung um Hauptzentralachsen definiert sind. gilt bei QuerschnittsOächen, die sich aus mehreren TeilOächen zusammensetzen. gegenüber den Flächenträgheitsmomenten folgender wichtiger Unterschied:

240

16 Biegung

Im Gegensatz zu den Flächel1lräghei/smomelllen dürfen Widers/cmdsmomel1le in keinem Fall addiert (sub/rahiert) werden, auch dann nicht, wenn sie sich auf die gleiche Achse beziehen.

I .

I Beispiel 2: , Es Ist das Widerstandsmomel1l der skizzierten Kreisringnäche zu ermiucln.

Weil Widerstandsmomente nicht addiert bzw. subtrahiert werden dürfen, wird zuerst das Flächenträgheitsmoment als Differenz

nD4 nd4 n(D4 _d 4 ) = ----'----:-,------'64 64 64 berechnet, um dann das Widerstandsmoment zu ermitteln: 10 n(D4 _d 4 ) WO=Q.= 32D 10 = - - - -

2

d

D

•

Man überzeugt sich leicht, dass die Differenz der beiden Widerstandsmomente des äußeren und inneren Kreises mit den Formeln 16.18 zu einem anderen (falschen!) Ergebnis fUhren würde. Da fLir die Dimensionierung auf Fes/igkeit die maximale Spannung maßgebend ist, muss für jeden Querschnitt eines Biegeträgers die Beziehung

IMbl

lablmax=w:sa,al

(16.19)

erfüllt sein. Bei Biegeträgern mit konstantem Querschnitt bestimmt das maximale Biegemoment den gefährdeten Querschnitt, für den dann zweckmäßig zunächst das erforderliche Widerstandsmoment nach Wer! =

1Mb I"""

(16.20)

(J:;ul

ermillelt wird, um danach die erforderlichen Querschnittsabmessungen festzulegen. Für Materialien mit unterschiedlichen ertragbaren Spannungen im Zug- und Druckbereich sind natürlich dann, wenn der Querschnill nicht symmetrisch zur Biegeachse ist, gesonderte Betrachtungen für die gezogene bzw. die gedrückte Faser des Biegeträgers anzustellen.

I

Beispiel 3: I_ _ _ _.... EIn BIegeträger Ist aus emern Flachstahl mit Rechteckquerschnill (Breite 100 mm, Höhe 10 mm) und einem Normprofil T50 (DJN EN 10055, früher: DlN L024, Querschnillswerte siehe Abbildung 16.20) zusammengeschweißt. Es ist das für den skizzicrten Bclastungsfall maßgcbliche Widcrstandsmoment zu ermitteln.

Flachstahl l00mmx IOmm

7

Der Schwerpunkt der zusammengesetzten Fläche liegt auf der Symmetrielinie. Seine Lage in vertikaler Richtung wird im gewählten i-yKoordinatensystem (nebenstehende Skizze) aufgeschrieben:

/y' ?i YIY

i

x

J

I

241

16.3 Gültigkeil der Biegespannungsformel, Widerslandsmomenle, Beispiele

;>

Jl' /1

x

H' "',

/,

/

x ..:

'

b mm

mm

A cm 2

50

50

5,66

h

ex cm 1,39

W, cm 3

I"

Wy

cm 4

cm 4

12,1

3,36

6,06

cm 3 2,42

lxx

I

;>

-

b

Abbildung 16.20: Querschnittswerte rur Normprofil TSO

-

YS =

I _ 1000+566 (1000,) -566, 13,9) mm = -1,831 mm

Da bei dem skizzierten Lastfall die x-Aehsc (Schwerpunkt-Achse der Gesamtftäche) die Biegeachse ist, muss vor der Ermittlung des Widerstandsmoments das Flächenträgheitsmoment Ixx der Gesamtftäche bercchnet werden:

Dcn größten Abstand zum Schwerpunkt hat dic untere RandfaseL Mit

e",,,, = h -15',1 = (5 - 0,1831) cm = 4, 8169cm ergibt sich das Widerstandsmomenl: lxx

W, = - - = 5,37cm

3

e l1U1.X

I

Beispiel 4: I_ _ _ _.... Em Träger mit Quadratquersehllltt bei Imear veränderlicher Kantenlänge ist nur durch eine Kraft F belastet. Man ermittle in Abhängigkeit von F, I und ao Ort und Größe der maximalen Biegespannung für (11

a) -

ao

= 2;

01

b) -

ao

G]

= 1,25;

c) -

ao

F

~------.l

f

I

tl,

= I

Das Biegemoment (nebenstehende Skizze)

Mll(Z) = -Fz ist linear veränderlich und hat an der Einspannung seinen absolut größten Wert, Da auch die Querschnittsabmessungen und damit das Widerstandsmoment 3

a (z)

W(z)=-6-

mit

z

Z

a(z)=ao+(a,-ao),

von der Koordinatc z abhängen, muss die größtc Bicgespannung durch cinc Extremwertbctrachtung gewonnen werden, Nach 16,8 ergibt sich der Betrag der Spannung in Abhängigkeit von z zu

lab(z)1 = 6Fz a3(z)

=

6Fz [aO+(al -ao),Z]3

Zw' Ermittlung des relativen Extremwel1S dieser Funktion wird die Nullstelle ihrer Ableitung nach z bestimmt. Aus

242

16 Biegung

a, - ao - 3 al - Go - 0 ao+---Z- ---Z=

dGb = 0

dz

I

I

erhält man deo Orl des relativen Exlremwerts der Spannungsfunktion:

_

Z=

aal I = ::-;-,;:----:-c 2(a,-ao) 2(~-I)

Bei der Auswertung ist zu beachten, dass die SpauJllIngsfunktion für beliebige z definiert ist. aber für die Aufgabe nur Lösungen im Bereich 0 :; Z :; I gesucht sind.

~=2

a)

ao

b) Formal ergibt sich mit

_

I

Z=

2

~=125=~ ' 4

'*

(10

z=21

ein Wert für den Ort des relativen Extremwerts, der außerhalb des interessierenden Bereichs liegt, also muss der maximale Wert an einer Bereichsgrenze liegen. Da bei Z = 0 das Biegemoment (und damit die Spannung) Null ist, liegt der Extremwert bei Z = I:

384 FI

T?5 3 - °0

Gb.""" = Gb{l) =

c) Für den konstanten Querschnitt versagt die Formel für Z (eine lineare Funktion hat keinen relativen Extremwert). Auch hier ergibt sich die maximale Spannung bei Z = I: CJb.max:

= (Jb(l)

6FI

= -3-

ao

I

Beispiel 5: I_ _ _ _.... Ern an den Enden gestützter Träger mit konstantem Querschnitt ist nur dtJIch sein Eigengewicht belastet. Welche Länge 1 darf er maximal haben, ohne dass die zulässige Spannung 2 G,,,I = 240N/mm überschritten wird bei

l

2

a) einem Träger 1200 nach DIN EN 10024 (früher: DIN 1025-1, Querschnittswerte siehe Ab· bildung 16.21) in der Einbauvariante CD, b) dem gleichen Träger in der Einbauvariante @,

a Ä

a

c) einem Rundstab @ aus dem gleichen Material l und gleicher Masse pro Länge? d) Wie lang können die Träger in den FäJlen a, bund c sein, wenn sie nicht an den Enden, sondern im günstigsten Abstand a von den Enden symmetrisch gelagert werden? Die konstante Linienlast wird aus dem Gewicht pro Länge ernlitlelt: ka

m

N

qa = 26,2~ ·9,81- = 257m 52 III

243

16.3 Gültigkeil der Biegespannungsformel, Widerslandsmomenle, Beispiele

I ;»·

,

X

b mm 90

I ~

,

h

A

G

mm

cm-0

200

33,4

kg/m 26,2

w,

'xx

em 3 214

cm4

2140

'yv

WI'

cm4

em 3 26,0

117

Abbildung 16.21: Quersehnittswene flir Normprofil 1200

Die Lager nehmen jeweils die halbe Gewichtskraft auf, das größte Biegemoment wirkt in Trägenuitte:

Bei konstantem Querschnitt ergibt sieh don auch die größte Spannung, und es muss gelten: I 0 Mb,,,,,u = gqOI- = <J,,,,W

Dies wird nach I umgestellt. Mit der zulässigcn Spannung erhält man die maximal mögliche Stützweite: 'mox =,

Bei der EiJlbauvariante
a)

'max.lJ)

=

8 .240~ ·21400ümm 3 onon , = 39 98m O.257~ , 11ml

b)

Imox,r:J>

=

13,94m

c) Ein Rundstab aus gleichem Material bei gleicher Masse pro Länge muss die gleiche Querschnittsftäche wie der Träger 1200 haben. Damit ist sein Durchmesser bekannt: d = 6,521 cm

Das Widerstandsmoment errechnet sich nach 16. I8, und man erhält die Stülzweite: 8 <J,,,, nd 3

qo·32

240·n·6521 3

0,257'~

mm=14.26m

Die drei Ergebnisse verdeutlichen den erheblichen Einfluss des Widerstandsmomems einer Querschnitlsfläche. Obwohl die Querschnittsftächen gleich sind (gleiches Gesamt-Gewicht der Konstruktionen), weichen die möglichen Stütz längen erheblich voneinander ab.

244

16 Biegung

d) Für einen beliebigen Lagerabstand a vom Träger-

rand erhält man ftir das Biegemoment an beiden Lagern: a

a

und für das Biegemoment in Trägermitte: Mb,M =

~ qol ( ~ -

a)

Das Bicgcmomcnt in dcr Mittc kann sowohl positiv < ~) als auch negativ (a > ~) werden. Der Be-

(a

trag eines negativen Biegemol11cnts in Trägermitte

q I

bleibt aber immer kleiner als der Betrag des Biegemoments am Lager, da nur a < ~ sinnvoll ist. Da fiir ein kleines Biegemoment am Lager die Strecke a möglichst klein sein muss, kommt nur der Fall a < ~ flir die günstigste Lagerung in Frage, für den in Abbildung 16.22 der Mb-Verlauf skizziert ist.

+

~ (-a+l!4)

Abbildung 16.22: Lagerreaktionen und Mb- Verlauf bei symmetrischer Lagerung

Der Betrag des Biegemoments am Lager verringert sich mit kleiner werdendem a, der Betrag des Biegemoments in der Trägermitte wird dabei größer. Der günstigste Fall tritt also bei gleichen Beträgen der beiden Biegemomcnte ein. Damit ist die Bestimmungsgleichung für

wesen Fall gegeben. Aus der Forderung

~qOI (~-ii) = ~qOii2 resultiert eine quadratische Gleichung für die Berechnung der optimalen LagersteIlung ii: -2 _ 12 a +Ia--=O 4

I

_

'*

J2

aI2=--±-1 . 2 2

Nur eine der beiden Lösungen ist sinnvoll. Aus I

ii= (J2-I)2' =0,20711 eO'echnet sich dcr Betrag des größten Biegemoments, das an den Lagern und in der Trägermitte auftritt:

IMbl",ax =

I

-2

2' qOa

=

3 - 2J2 8

qol

2

Wird dieses Moment in die Formel zur Ermittlung der Stützlängen ten CD, ® und @ eingesetzt, so ergeben sich folgende Stützlängen: a)

T,lIax,®=96,5m

b)

T",a.•-, = 33,7 m

c)

I",ax

für die Einbauvarian-

!,nax,@=34.4m

Die errechneten Längen sind für den Fall d deutlich größer als bei Lagerung an den Trägerenden: Durch eine optimale Lagerung kann die Beanspruchung des Materials erheblich verringert werden.

16.3 Gültigkeil der Biegespannungsformel, Widerslandsmomente, Beispiele

Beispiel 6:

I

I_"";_ _...1 Ein Träger 1400 mit einem Widerstandsmoment \\Ir = 1460em 3 wird durch die Last F, die über die beiden Räder einer Laufkatze übertragen wird, belastel. Gegeben:

a

a

2

2

V @:'=0

L

a = 0,8111

l= 10m

245

z

Für die ungünstigste Stellung der Laufkatze soll die maximal zulässige Last F berechnet werden, wenn die Spannung (J,,,I = 160 N/mm 2 nicht überschritten werden darf.

a

Ll~ 2

Da der Träger nur durch Einzelkräfte belastet ist, ergibt sich ein stückweise linearer Biegemomentenverlauf mit jeweils einem Knick unter den Kräften ~. Damit kann das größte Biegemoment nttr an einer dieser beiden Stellen auftreten. Seine Größe ist von der Stellung der Laufkatze abhängig. Zur Ermittlung der ungünstigsten Laststellung werden die Lagerkräfte und die Biegemomente an den Stellen Q) und ® in Abhängigkeit von Z ermittelt. Die Ergebnisse sind: F -(2l-2Z-a) 21

rs =

F 21 (2Ha)

F

-(2lz-2Z2 - a z) 21 F - (2lz+al-2Z 2 - 3az - a 2 ) 2l

MM! = FB(l-z-a)

Eine Extremwertbetrachtung für die beiden Funktionen M b.UJ und Mb.flJ liefert: _ 1 a M b.UJ wird maximal für 21 - 4z - a = 0 =} ZI = - - 2/-4z - 3a = 0

Mb,flJ wird maximal für

Die Abbildung 16.23 zeigt die berechneten LaststeIlungen, bei denen das eine bzw. andere Moment am größten wird. Durch Einsetzen der Werte ZI in Mb.UJ bzw. Z2 in Mb,1Z werden diese MaximalweI1e berechnet. Sie sind erwaI1ungsgemäß gleich groß (symmetrisches Problem): F M b.max,tJ) -M b,max,('J) - 2/

(t22

- - al 2

=}

Z2 =

2

4

1

3a

2: - 4

a 4

__LJ__ I

2

2

a

+ -8

)

Die gesuchte maximal zulässige Kraft F wird aus der Bedingung Mh,mal;

=

ten Laststellungen

ermittelt und ergibt sich zu: F,r/ax

=

Mb.max.2

Abbildung 16.23: Die beiden ungünstigs-

CJ'::.u! W x

2· 160..li.,. . 1460· J0 3 mm 3 mm-

2

(5-0,4+08~ )·103 mm

= 10lkN

246

16 Biegung

16.4 Aufgaben

IAufgabe 16.1: I Ein

Biegeträger mit Kreisquerschnitt wird durch eine Einzelkraft F belastet.

Gegeben:

1=3m

1/2

F= 10kN

1/2

er,ul = ISO N/mm 2 nicht überschritten wird. b) Welche prozentuale Materialeinsparung ergibt sich beim Ersetzen des Kreisquerschnitts durch einen Kreisringquerschnitt mit ~ = 0,8 (Innenciurchmesscr/Außendurchmesser)?

a) Man ermittle den erforderlichen Durchmesser da!, so dass eine zulässige Spannung

I

Allfgabe 16.2:

I

I

Für den Biegeträger mit Quadratquerschnitt wähle man die Kantenabmessung so, class bei Belastung durch die Kraft F die zulässige SpaJUlUng er,u' nicht überschritten wird. Anschließend cnnittle man die tatsächlich vorhandene Maximalspannung, wenn zusätzlich das Eigengewicht des Trägers (Dichte p) berücksichtigt wird.

Gegeben:

I = Im

I Aufgabe 16.3:

I

F = I kN

=F=======;;;c====='7.

er,u' = 2ooN/mm 2

F, b,

I Aufgabe 16.4:

(JmlL'C0

Gesucht:

l/2

~

p = 7. 85g/cm 3

!

Ein so gcnannter Träger gleicher Fesligkeil ist so dimensioniel1, dass in jedem Querschnitt die gleiche maximale Spannung er",,,, auftritt. Ein Kragträger mit Rechtcckqucrschnitt (konstantc Breite b) soll durch eine veränderliche Höhe h(z) zum Träger gleicher Biegefestigkeit werden.

Gegeben:

A

1/2

F

h(z)

'--------+----I~ z

h(z).

I

Aus einem kreisrunden Baumstamm mit dem Durchmesser D ist ein Balken mit einem Recbteckquerschnitt h· b so auszuschneiden, dass dieser ein möglichst großes Widerstandsmoment hat. Man ermittle hund b in Abhängigkeit von D.

I

Aufgabe 16.5: I_ _ _ _ _..... Für den skizzierten Biegeträger ermittle man a) Ort und Größe des absolut größten Biegemomcnts

IMbl max •

b) die erforderliche Breite b fLir einen

Rechteckquerschnitt mit h = 2 b. Gegeben:

a =20cm

F=60N

a

a

2a

16.4 Aufgaben

Altfgabe 16.6:

I_.;.;;

247

I

.... Für den skIzzIerten Rahmen berech-

A

ne man

a) die Kantenlänge a des Quadrat-Querschnitts j - I. b) den maximal zulässigen Durchmesser d der Boh-

I

(Jb. :ul

F

Allfgabe l6.7:

= 240 N/mm 2 = 160N

I

B

I

"

M

12

2F

b

so dass die zulässige Spannung (Jb",,1 nicht überschritten wird. Gegeben:

{

--

rung im Schnitt 2 - 2 bei gegebener Kantenlänge des Quadrat-Querschnitts b.

c = 32mm b= 10mm

2c

.

2a

2a

I_.;.;; .... Für den skIZZIerten Rahmen berechne man

'c

F

I

,c

a) den Ort und die Größe des absolut größten

Biegemoments IMblma". b) die maximale Biegespannung im Schnitt c - c. wenn der Träger dOl1 den skizzierten kreuzförmigen Querschnitt hat.

3F

b

b

b

B

Gegeben: F=IOOON; a=87cm; b=3clll

Allfgabe l6.8:

I

I_.;.;; .... Der skIZZIerte Träger 1st aus zwei Norlllprofilen U50 nach DIN 1026 (Querschnittswerte siehe Abbildung 16.24) zusammengeschweißt. Gegeben:

2a

3a

3a

F = 1,5kN ; a = 200lllm

Man ermittle a) den Ort und die Größe des maximalen Biegemoments. b) die maximale Biegespannung für die skizzierte Einbauvariante der Normprofile.

c) Wäre eine um 90° gedrehte Einbauvariante der zusammengeschweißten Normprofi le für die Größe der entstehenden maximalen Biegespannungen günstiger?

b

mm

38 Y b

hAG

e

I"x

Wx

'.\'."

cm 2 7.12

1.37

26,4

10.6

9.12

mm 50

kglm 5.59

Abbildung 16.24: Querschnillswerte für Normprofil USO

3,75

248

16 Biegung

I Aufgabe 16.9:

I

FI

jF 4S" b

b

lF b

:zs: b

,

4a y/,

J b ;;;Y" '?

/.

0 '

0 j

I

molo' _a _

0

'"

~

,0::

0"," ,

_a_

2a

5a

Für den skizzierten Biegeträger berechne man a) den Ort und die Größe des absolut größten Biegemoments IMb!",ax, b) für eine gegebene zulässige Spannung (J,,,I die erforderlichen Querschnittsabmessungen lI"j,® und lI er j,'>J rur die bei den Einbauvarianten (j) und ~. Gegeben:

F = 250N

b = 6cm

(J,,,I =

120N/mm2

Weitcrc Aufgabcn findct llIan im Intcrnct untcr www.TM-aktuell.de. Das ist Ihnen hoffentlich aufgefallen, lieber Leser: Von den 8 Seiten des Abschnitts 16.3 wurden mehr als 6 Seiten für die Beispiele verwendet, und im Abschnitt 16.4 gab es deutlich mehr Übungsaufgaben als in den vorangegangenen Kapiteln. Das hat im Wesentlichen drei Gründe: • Die Biegebeanspruchung ist ein ganz besonders wichtiges Thema der Festigkeitslehre, weil in der Regel durch die Biegemomente sehr große Spannungen hervorgerufen werden. Deshalb beschäftigen sich auch die drei folgenden Kapitel noch mit diesem Thema. • Der in diesem Kapitel behandelte Stoff ist ein besonders typisches (tückisches) Beispiel für die Aussage: "In keinem anderen Fach wird man von der Vorstellung, ctwas verstanden zu haben, so ge- und emtäuscht wie in der Technischen Mechanik, wenn man die recht einfach erscheinende Theorie auf praktische Probleme anwendet." • Im Abschnitt 16.3 wird deutlich, dass man verloren ist, wenn man den Stoff vorangegangener Kapitel nicht beherrscht: Die Themen "Lagerreaktionen" und "Schnittgrößen" (die Themen, die in der Statik erfahrungsgcmäß Schwierigkeiten machen) und "Flächenträgheitsmomente" sind unabdingbare Voraussetzungen fLir die Biegespannungsberechnung. Immer wieder "Sigma gleich M durch W", und doch ist jede Aufgabe anders! Und wenn Sie sich, lieber Leser, gerade auf eine Klausur vorbereiten, in der auch das Thema Biegung ansteht, dann können Sie darauf vertrauen, dass demjenigen, der die Klausur stellt, auch wieder etwas Neues eingefallen ist. Da hilft weder das Lernen von Formeln noch das Einpauken eines Algorithmus. Üben und Aufgaben rechnen (und das immer wieder) ist die einzige empfehlenswerte Strategie. Die vier letzten Aufgaben des Abschnitts 16.4 stammen übrigens aus Klausuren, die die Autoren dieses Buchs ihren Studenten zugemutet haben. Es gibt aber auch eine angenehme Aussage: Wenn man den im Kapitel 16 behandelten Stoff nicht nur verstanden, sondern auch auf wirklich unterschiedliche Probleme erfolgreich angewendet hat. kann man ein positives Fazit der bisherigen Beschäftigung mit der Technischen Mechanik ziehen und darf an die vielen noch folgenden (und ganz gewiss nicht leichteren) TI,emen recht optimistisch herangehen.

17 Verformungen durch Biegemomente 17.1 Differenzialgleichung der Biegelinie Die Theorie der Biegeverformung basiert auf den gleichen Annahmen wie die im Kapitel 16 behandelte Biegespannungsberechnung:

<>

Das Material verformt sich elastisch (Gültigkeit des Hookeschen Gesetzes), die Querschnitte bleiben bci der Verformung ebcn (Gültigkeit dcr Bernoulli-Hypothcse).

<>

Die Theorie wird flir die ,.reine Biegung" (konstantes Biegemoment) formuliert, aber auch auf den allgemeinen Fall (veränderliches Biegemoment) angewendet.

<>

Die Biegcachse (Achse, um die das Bicgcmoment dreht) ist mit einer HauptzentraJachse des Querschnitts identisch.

Unter diesen Voraussetzungen verformt sich ein ursprünglich gerades Element der Länge dz durch ein (konstantes) Bicgcmoment Mb so, dass alle Längsfasern zu konzentrischen Kreisen werden (Abbildung 17.1).

neurrale Faser

dep

dz

Die Schwerpunktfaser (y = 0) wird bei der Verformung ruchl gedehnt (neutrale Faser), deshalb gilt mit dem Krlimmungsradius der neutralen Faser p: eiz = Ipldrp

Abbildung 17.1: Das unverfofl11le Element (links) verformt sich durch Mb: Gerade Fasern werden zu konzenuischen Kreisen (Gültigkeit der Bernoulti-Hypothese)

Eine beliebige Längsfaser im Abstand y vom Schwerpunkt verlängert sich um den Bctrag

(ipl + y) drp und dehnt sich also um

dz =

Ipl drp + ydrp -

ydrp

ydrp

y

dz

Ipldrp

Ipl

eiz = ydrp

E=--=--=-

Aus der Dehnung kann mit dem Hookeschen Gesetz (0), = EE) auf die Spannung in dieser Faser geschlossen werden, die sich andererseits auch nach der Biegespannungsformel t6.3 (Seite 217) aus dem Biegemoment errechnen lässt:

IMbl Y (Jb=--y=EE=EI Ipl

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_17, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

250

17 Verformungen durch Biegemomenle

Die Querschnittskoordinate y hebt sich aus dieser Beziehung heraus, und es ergibt sich der Zusammenhang zwischen Biegemoment und Verformung: I IMbl = El

jpj

~ ist der Betrag der Krümmung einer Kurve:

Die Krümmung der Schwerpunktfaser ist dem Biegemoment proportional. Der Proponionalitätsfaktor EI (Produkt aus Elastizitätsmodul und Flächenträgheitsmoment bezüglich der Biegeachse) wird als Biegesteijigkeit bezeichnet. ullverformter

<> Es wird vereinbart: Als Kurve des durch ein Biegemoment vetformten Trägers wird die verformte neutrale Faser (Biegelillie) angesehen, deren Verschiebung gegenüber der unverformten Lage mit einer Koordinate v (positiv in gleicher Richtung wie die Querschnittskoordinate y) gemessen wird (Abbildung 17.2).

Träger

~

jZ~) Iv

/ verformter Träger

Abbildung 17.2: Biege/illie v(z)

Der mathematiscbe Zusammenhang zwiscben der Funktion v(z) und der (vorzeichenbebafteten) Krümmung der zugehörigen Kurve ist durch I

V"

( 17.1)

P gegeben (siehe .,Mathematik für die Technische Mechanik" unter www.TM-aktuell.de). Das Vorzeichen der Krümmung wird durcb die 2. Ableitung (Änderung des Aostiegs) der Verschiebung v bestimmt. Die Abbildung 17.3 zeigt, dass ein positives Biegemoment eine negative Krümmung hervorruft, was beim Weglassen der Bctragsstriche in der Verfomlungsgleichung auf ein Minuszeichen fuhrt: V"

,

z

(17.2)

[I + (1")212

Für Materialien. die (im elastischen Bereich) sehr große Verformungen zulassen (z. B.: Stab des Stabhochspringers), muSs mit dieser nichtlinearen Differenzialgleichung gerechnet werden.

Abbildung 17.3: VelTingcrung des Tangentcnanstiegs :::} negatjves v" => negative Krümmung

Für die in der technischen Praxis besonders häufig vorkommenden sehr kleinen Verformungen ist insbesondere der Anstieg v' ebenfalls sehr klein, so dass das noch viel kleinere (v'? gegenüber I vernaChlässigt werden kann (noch bei einem Anstieg von 5° ergibt sich mit I + (1")2 = I + (tan 5°)2 = 1,00765 ein Fehler kleiner als I %). Damit erhält man für kleine Verformungen die

Differenzialgleielumg der Biegelillie 2. Ordnullg: EIl''' = -Mb

(17.3)

17.2 Tntegration der Differenzialgleichung

251

Die Biegelinie 2. Ordnung 17.3 iSI eine lineare inhamogene gewöhnliche Differenzialgleichung 2. Ordnung, in der der Koeffizient von v" (Biegesteiflgkeit) und die rechle Seite (Biegemoment) von der Koordinate z abhängig sein können. Zweimaliges Differenzieren von 17.3 führt auf

(Elv")" = -Mb" und mit den aus der Statik (Abschnitt 7.2, Seite 99) bekannten Differenzialbeziehungen 7.1 für die Schnittgrößen bzw. (q ist eine auf den Träger wirkende Linienlast) erhält man (für kleine Verformungen) die

Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung: (Elv")" = q

(17.4)

In der linearen inhomogenen gewöhnlichen Differenzialgleichung 4. Ordnung 17.4 dürfen die Linienlast q und die Biegesteifigkeit EI von der Koordinate z abhängig sein. Für konstante Biegesteifigkeit EI vereinfacht sich diese Differenzialgleichung zur

DifferenziaLgleichung der Biegelinie 4. Ordllung bei kOlls/anter BiegesteiJigkeit: Elv"" = q

( 17.5)

17.2 Integration der Differenzialgleichung Der einfache Aufbau der Differenzialgleichungen der Biegelinie gestattet die Lösung durch direktes (zwei- bzw. viermaliges) [ntegrieren bei der Seiten. Dabei sollte gegebenenfalls ein veränderliches EI auf die rechte Seite gebracht werden. Zu beachten ist, dass jeder Integrationsschritt eine [ntegrationskonstante erzeugt. Die allgemeine Lösung der Differenzialgleichung 2. Ordnung enthält zwei. die allgemeine Lösung der Differenzialgleichung 4. Ordnung vier Konstanten, die mit Hilfe von Randbedingullgen bestimmt werden müssen. Die Randbedingungen FLir eine Differenzialgleichung II-ter Ordnung dürfen die Ableitungen der gesuchten Funktion bis zur (n - I)-ten Ordnung enthalten. Beim Arbeiten mit der Differenzialgleichung der Biegelinie 2. Ordnung sind dies Aussagen über die Verschiebung v (Durchbiegung) und den Anstieg der Biegelinie v' (Biegewinkel). beim Arbeiten mit der Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung kommen noch Aussagen über das Biegemoment Mb = -Elv" und die Querkraft FQ = -(Elv")' hinzu. Bei statisch bestimmten Aufgaben stimmt die Anzahl der Randbedingungen mit der Anzahl der [ntegrationskonstanten überein. Zur Bestimmung der [ntegrationskonstanten stehen bei dem nachfolgenden Beispiel I die beiden Verformungsbedingungen

252

17 Verformungen durch Biegemomenle

v(z=I)=O

v'(z = I) = 0

zur Verfügung (eine Einspannung lässt keine Absenknng zn und erzwingt eine horizontale Tangente), mit denen bei Verwendung der Differenzialgleichnng der Bicgelinic 2. Ordnung dic bciden Integrations konstanten ermittelt werden können. Dem Nachteil, bei Verwendung der Differenzialgleichung der Biegelinie 2. Ordnnng vorab den Biegemomentenverlauf ermitteln zu müssen, steht bei Verwendung der Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung der Nachteil gegenüber, mehr (und vielfach kompliziertere) Randbedingungen zu benötigen. Zwar könnte bei dem folgenden Beispiel I der Integrationsprozess mit der besonders einfachen Differenzialgleichung

Elv"" =0

(keine Linienlast!)

bzw.

v"" =0

sofort gestartet wcrden, für die Bestimmung dcr 4 Integrationskonstanten müssen aber neben den beiden Verformungsbedingungen am rechtcn Rand noch jc cinc Aussagc über das Bicgc1110ment und dic Qucrkraft am linken Rand formuliert werden (Abbildung 17.4):

Mb(Z = 0) = -Elv"(z = 0) = 0

=;.

v"(z = 0) = 0

FQ(z = 0) = -Elvlll(z = 0) = -F

=;.

vlll(z = 0) = EI

F

Abbildung 17.4: Schnitt ,.unendlich nah" bei F

I

Beispiel i: I_"";_ _...1 EIIl Kragträger mit konstanter Blegestelhgkelt EI (Quadratquerschnitt mit der Kantenlänge a) ist am linken Rand durch die Kraft F belastet. Man berechne a) die Biegelinie

Ei z

v(z),

b) die Absenkung des Lastangriffspunktes.

Gegeben: l=lm; F=500N; a=4cm; E=2.1·1Q 5 N/mm 2 .

Mb = -Fz (Abbildung 17.5) startet die Rechnung mit der Differenzialgleichung der Biegelinie 2. Ordnung, die sOfol1 zweimal integriert wird:

a) Mit dem Biegemoment

Elv" = Fz

z

Elv'=~Fz2+CI

Abbildung 17.5:

Elv= ~FZ3+CIZ+C2

M h = -Fz

Aus den beiden Randbedingungen ergeben sich die Bestimmungsgleichungen für die IntegTationskonstantcn Cl und C2:

v (z=l) =0

~F13 +CII +C2 = 0 ,

v'(z=I)=O

~FI2+CI =0

17.2 Tntegration der Differenzialgleichung

253

Die sich daraus ergebenden Konstanten C I =-!FI 2 werden in die Funktion v(z) eingesetzt, und man erhält nach einigen elementaren Umformungen dje Biegelinie:

v(z) = -F/3

6E I

[(Z)3 - 3 -Z+ 2] I

I

b) Zur Ermittlung der Durchbiegung unter der Kmft F wird der Koordinatenwert des Kraftangriffspunktes z = 0 in die Biegelinie eingesetzt, und es entsteht: FI3 vp = v(z = 0) = -

3EI

Mit den gegebenen Zahlenwerten und dem Flächenträgheitsllloment ftir den quadratischen Querschnitt I = ~ (Abschnitt 16.2.2) ergibt sich die Durchbiegung am Angriffspunkt der Kraft F zu Vp = 3, 72mm.

I

Beispiel 2: I'-....;_ _... Ein 40 m langer Stahlträger nut dem Normprofil 1200 nach DIN EN 10024 (früher: DIN 1025-1) ist an beiden Enden gelenkig gelagert und nur durch sein Eigengewicht belastet. Die erforderlichen Parameter sind der Abbildung J6.2l auf Seite 243 (Biegung um die x-Achse) zu entnehmen (Elastizitätsmodul: E = 2, I· lOs N/mm 2 ).

EI

Man berechne die maximale Durchbiegung des Trägers und dic maximale Tangentenneigung (Biegewinkel). Mit der konstanten Linienlast qo kann die Rechnung mit der Differenzialgleichung der Biege!inie 4. Ordnung sofort starten:

Elv"" =qO Das viermalige Integrieren bis zur Durchbiegung v führt Elvfl!

=

Elv" Elv' = Elv

+ CI !QOZ2 + CIZ + i; qoz3 + !CIZ2 + I 4 24 qoz + i; CI Z3 +

ZU

vier Integrationskonstanten:

qoz

C2 C2Z !C2Z

2

+ C3 + C3Z + C4

Zur Bestimmung der Integrationskonstanten sind vier Randbedingungen erforderlich: • An jedem Lager muss die Durchbiegung gleich Null sein (zwei Bedingungen). • An den Trägerenden verschwinden die Biegemomente, wenn dort (wie bei diesem Beispiel) keine äußeren Momente eingeleitet werden (vgl. Abschnitt 7.3, Seite 105), worauS zwei weitere Bedingungen resultieren.

254

17 Verformungen durch Biegemomenle

Aus diesen vier Randbedingungen erhält man die erforderlichen Bestimmungsgleichungen für die Integrationskonstanten:

Mb(z=O) =0 Mb(Z=/)=O

v(z=O) =0

=;.

C4 =0

v"(z=O) =0

=;.

Cz=O

v(z=/)=O

=;.

d4 qO/4 + ~ CII] +Cli = 0

,,"(z=/)=O

=;.

=;.

i

qolZ +

CII

=0

Aus den letzten beiden Gleichungen werden die Konstanten Cl und Cl bestimmt:

CI = -

t qol

d4 qO/3

Cl =

Damit können die Biegelinie und ihre erste Ableitung aufgeschrieben werden:

v(z) = qO/4 [ 24 E I

v'(z) = qO/3

24E I

(~)4 _2 (~)3 +~] I

I

I

[4 (~)3 _6(~)Z + I] I I

Ocr Ort dcr maximalen Durchbicgung ist bci dicser Aufgabe durch die Anschauung gegeben (Trägermitte aus Symmetriegründen). Für eine kompliziertere unsymmetrische Belastung müsste diese Stelle durch die Auswertung von v' = 0 gewonnen werden. Die größten Tangentenneigungen (maximale Biegewinkel) ergeben sich an den Lagern. Wenn diese Aussage nicht (wie bei dieser Aufgabe) aus der Anschauung zu gewinnen ist, müsste v" = 0 ausgewertet werden. Die gesuchlen Maximalwerte sind: 1'",,,,

=

v (z =

D :8~O~41 =

v;""' = v'(z = 0) =

2~o:1

Mit den Zahlenwerten für 1200 (Abbildung 16.21 auf Seite 243) und dcn gegcbenen Werten erhält man: vmax =l,9lm V;nax = 0, 1525 Die Durchbiegung ist recht erheblich wegen der großen Stützlänge vnn 40 m, bei der dieser Träger (Beispiel 5 des Abschnitts 16.3 auf Seite 242) aber auch an der Grenze seiner Tragfähigkeit ist (er erträgt gerade sein Eigengewicht).

c:> Es ist üblich, v' als "Biegewinkel" zu bezeichnen, obwohl die erste Ableitung natürlich der Tangens des Anstiegswinkels der Kurve ist. Bei den im Allgemeinen sehr kleinen Winkeln ist der Untersch.ied gering. Selbst bci dcm außcrgewöhnlich großen Zahlenwert des gerade behandelten Beispiels würden sich aus v' = 0, 1525 exakt 8,74° ergeben, bei Interpretation dcs Anstiegs als Biegewinkel kämc man auf 8,67° (Abweichung ist kleiner als 1%). oe;> Während bei dem Beispiel I wegen des relativ einfach aufzuschreibenden Biegemomenten-

verlaufs die VerwendlLl1g der Differenzialgleichung der Biegelinie 2. Ordnung vorteilhaft ist (man vermeidet so auch die schwierige Formulierung der Querkraft- und MomentenRandbedingungen), ist bei dem Beispiel 2 die Arbeit mit der Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordl1lLl1g empfehlenswel1, zumal die Randbedingungen (v = 0 wld v" = 0 an beiden Rändern) recht einfach zu fornlulieren sind.

17.2 Tntegration der Differenzialgleichung

255

Eine generelle Empfehlung, welche der beiden Differenzialgleichungen der Biegelinie bei beSlimmten Aufgabentypen zu bevorzugen ist, kann kaum gegeben werden. Einzelkräfte als Belastungen erschweren die Formulienll1g der Randbedingungen für die Differenzialgleichung 4. Ordnung, Linienlasten (insbesondere veränderliche Linienlasten) machen das Aufsch.reiben des Biegemomentenverlaufs (für die Differenzialgleich.ung 2. Ordnung) schwieriger. Als Basis für Computerprogramme und die Anwendung numerischer Verfahren bei komplizierteren Aufgaben wird die Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung allgemein bevorzugt, weil der formalere Rech.enprozess der Programmierung entgegenkommt. Wenn der Biegemomentenverlauf nur absch.nittsweise aufgeschrieben werden kann (EinzeIkräfte, Einzelmomente, Zwischenstiitzen, ...), muss für jeden Absch.nitt auch die Differenzialgleichung der Biegelinie 2. Ordnung gesondert formuliert (und integriel1) werden. Entsprechendes gilt bei Verwendung der Differenzialgleich.ung der Biegelinie 4. Ordnung, weil in diesen Fällen Unstetigkeiten in den Ableitungen der Funktion v(z) vorkommen (z. B. ein Querkraftsprung bei Einzelkräften oder Zwischenstützen), über die nicht integriert werden darf. In diesen Fällen erhöht sich natlirlich die Anzahl der Integrationskonstanten, und man muss Randbedingungen auch an den "Bereichsrändem" r0n11ulieren, die häufig nur als so genannte Übergangsbedillgullgen aufgeschrieben werden können. Für das nachfolgende Beispiel 3 wird die Arbeit mit der Differenzialgleichung der Biegelinie 2. Ordnung empfohlen. Da der Momentenverlauf für zwei Abschnitte aufgeschrieben werden muss, ergeben sich vier lntegrationskonstanlen. Neben den beiden Randbedingungen (keine Absellkung an den bciden Lagern A und B) müssen noch zwei Übergangsbedingungen am Kraftangriffspunkt formuliert werden: Die Absenkung am rechten Rand des linken Abschnitts muss gleich der Absenkung am linken Rand des rechten Abschnitts sein. Eine entsprechende Bedingung muss für die Biegewinkel gelten, weil die Biegelillie an dieser Stelle keinen Knick haben darf.

I.

..

.

.

Beispiel 3: I_"";_ _...1 Für den sk,zzlerten Trager ermIttle man B

A

a) die Biegelinie,

EI

b) Ort und Größe der maximalen Durchbiegung.

Gegeben:

1I3

2113

I. F. EI =konstant .

Zur Bereitstellung der Biegemomenle für die Integration der Differenzialgleichung 2. Ordnung werden die Lagerkräfte benötigt:

FAv = ~ F

FB = ~ F

Für die beiden Trägerbereiche werden die nebenstehend skizzierten Koordinatensysteme definiert. Die Biegemomente werden an den dargestellten Teilsystemen ermittelt und damit die Differenzialgleichungen aufgeschrieben und integriel1:

IF

F'.4H

-IF!~_=====~I ;;'V

z,

z2 F/3

Fe Z2

Mb2(~

2F131

256

17 Verformungen durch Biegemomenle

Mb'

=

Elv( =

1 FZ I -1 FZI

EIl~ = -~

Elv] =

~F(~-Z2)

Mb2 =

Elv;' = -~ F (~-Z2)

Fd+c I

1F(~-Z2)2+C3

Elv2

-18 Fzi +C,ZI +C2

EIl'2 =

-4 F (~- zd +C3Z2 +C4

Zur Bestimmung der vier Integrationskonstanten werden zwei Randbedingungen und zwei Übergangsbedingungen formuliert uud ausgewertet:

VI (ZI

= 0) = 0

VI(Z,=~i)=V2(~2=0)

=}

v~ (ZI = ~ i) =

=}

V

C2 = 0 3 -2:J/ + ~ C,' = -2~3 F/3 +C4 2 F12 I 12 -n + C1_- nF +C3

=}

2(Z2

=

0)

V2(Z2=~)=0

1C3/+C4 = 0

=}

Aus den drei letzten Gleichungen errechnet man: 5 F/ 2 C3 --81 a) Mit den ermittelten Konstanten werden die Biegelinien für beide Bereiche anfgeschrieben:

FI3 [ (ZI ) 3 ZI] VI = 162EI -9 T +8 T FI3 [ V2 = 243EI -27

~ 243EI

(I3 - fZ,)3 -

[27 (Z2)3 -27 I

Z2

IST +5

I

3"

fLir 0 :S Z2 :S

"3' .

]

(~)2 _6 Z2 +4] I

2

fLir O:Sz,:S

I

b) Aus der Anschauung ist klar, dass die größte Durchbiegung im linken Abschnitt liegt. Des-

halb wird die Ableitung der Funktion V, (z) gebildet und zur Ermittlung des Ortes ZI von VI,ma" gleich Null gesetzt:

V',

=

I:;~I [- 27 C/r+ 8]

v~=O V"""

=}

= VI (ZI =

-27zT+8t2=0

z,) =

=}

z,=a'=~161

16 F/3 FP 2187 16EJ = 0,01792

EJ

oe:> Die Überprüfung, ob der errechnete Extremwert ein Minimum oder Maximum ist (mit Hilfe

der zweiten Ableitung) kann man sich ersparen, wenn (wie im vorliegenden Fall) klar ist, welche Form der verfomlte Träger etwa hat. oe;:. Formal ergeben sich für den Ort ZI des Extremwerts von VI zwei Lösungen. Der negative Wert wurde nicht berücksichtigt, weil er nicht im Trägerbereich liegt. Wer seiner Anschauung nicht traut und auch im rechten Bereich nach der gleichen Strategie nach Extremwerten

257

17.3 Rand- und Übergangsbedingungen

für die Durchbiegung sucht, würde dort fonnal zwei Lösungen finden, die beide nicht im Trägerbereich liegen. Generell gilt natürlich: Innerhalb eines interessierenden Bereichs nimmt eine Funktion ihre Extremwerte entweder an Stellen mit verschwindender erster Ahleitung oder an den Rändern des Bereichs an. Q Die in der Statik (Abschnitt 7.1, Seite 95) gegebene Empfehlung, beim Aufschreiben der

Momentenveriäufe sämtliche Koordinatensysteme gleichsinnig zu definieren, findet hier eine weitere Begründung. Die Abbildung 17.6 verdeutlicht, wie bei Nichtbeachtung dieser Empfehlung die Übergangsbedingungen formuliert werden müssen, weil gleiche Tangentenneigungen in den beiden Abschnitten dann unterschiedliches Vorzeichen haben: VI (ZI

v; (ZI

= j/) = V2 (Z2 =!!) = j/) = -v; (Z2 = !l)

I

21/3

Eine ähnliche Fehlerquelle ergibt sich in diesem Fall für die Querkraft-Bedingung an der Übergangsstelle (erforderlich für das Arbeiten mil der Differenzialgleichung 4. Ordnung).

1/3

Abbildung 17.6: Nicht zu empfehlen: Gegenläufige Koordinaten haben unterschiedliche Vorzeichen für den Anstieg zur Folge

17.3 Rand- und Übergangsbedingungen Beim Arbeiten mit der Differenziaigieichullg der Biegelinie 2. Ordnung werden die Integrationskonstanten mit Hilfe von Aussagen über die Verschiebung v und die Ableitung v' (Biegewinkel) bestimmt. Die Abbildung 17.7 zeigt die häufigsten Varianten der Ralldbedingullgell (es sind Aussagen über die Werte von v bzw. Vi möglich) und Übergallgsbedillgungen (es sind nur Aussagen über die Gleichheit von v bzw. Vi an den Übergangsstellen von einem Bereich zum anderen möglich).

2

3

4

mögliche Farnl der Biegelinie

a

b

c

d

Abbildung 17.7: Bei 4 Bereichen müssen 8 bzw. 16 Bedingungen formulicI1 werden

Da die Differenzialgleichungen ftir vier Bereiche aufgeschrieben (und integl;eI1) werden müssen, wurden vier Koordinaten cingefLihrt (aus den bereits im vorigen Abschnitt genannten Gründen

258

17 Verformungen durch Biegemomenle

sind alle z-Koordinaten von links nach rechts gerichtet). Randbedingungen können formuliert werden • am linken Rand des I. Abschnitts (keine Verschiebung v und horizontale Tangente der Biegclinic an der Einspannung A), • am rechten Rand des 3. Abschnitts (v = 0 am Lager B). • am linken Rand des 4. Abschnitts (v = 0 am Lager B). Sie werden ergänzt durch cüe Übergangsbedingungen: • Gleichheit der Verschiebungen v am rechten Rand des I. Abschnitts und linken Rand des 2. Abschnitts und Gleichheit der Biegewinkel an dieser Stelle (Biegelinje hat keinen Knick), • Gleichheit dcr Verschiebungen v am rechten Rand des 2. Abschnitts und linken Rand des 3. Abschnitts (am Gelenk jedoch keine Gleichheit der Biegewinkel), • Gleichheit der Biegewinkel am rechten Rand des 3. Abschnitts und linken Rand des 4. Abschnitts (auch am Lager ergibt sich kein Knick in der Biegelinie). Für die Bestimmung der 8 Integrationskonstanten stehen also 8 Bedingungen zur VerfLigung:

0) = 0

5.)

VI (ZI =

a) = "2(Z2 = 0)

=0) =0

6.)

1"1 (21 =

a)

1.)

"1(ZI =

2.)

1"1(21

=

11'2(22

= 0)

3.) "3(Z3 = c) = 0

7.) V2(Z2 = b) = "3(Z3 = 0)

4.)

8.) vj(Z3 = c) = "~(Z4 = 0)

"4(Z4 =

0) = 0

Beim Arbeiten mit der Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung kommen zu diesen Bedingungen noch Aussagen über die 2. und 3. Ableitung von v hinzu, so dass an Rändern und ÜbergangssIelIen das Gleichgewicht der Schnitlgrößen (Biegemoment und QuerkraJt) mit den äußeren Kräften und Momenten hergestellt wird. Dazu werden Schnitte "unendlich dicht"' neben Rändern und Übergangsstellen betrachtet. Deshalb gehen Linienlasten, die ja bereits von der Differenzialgleichung erfasst werden, in diese Gleichgewichtsbedingungen nicht ein. Die acht so genannten geometrischen Rand· und Übergangsbedingungen, die für das Arbeiten mit der Differenzialgleichung 2. Ordnung aufgeschrieben wurden, werden um noch einmal acht dynamische Rand· und Übergangsbedingungen ergänzt. Folgende Randbedingungen können formuliert werden: • Die Biegemomente sind Null am rechten Rand des 2. Abschnitts und am linken Rand des 3. Abschnitts (Gelenk kann kein Moment übertragen), ebenso am rechten Rand des 4. Ab· schnitts (freier Rand ohne äußeres Moment). • Am rechten Rand des 4. Abschnitts muss die Querkraft mit der Kraft F2 im Gleichgewicht sein (Abbildung 17.8):

Abbildung "unendlich rechten Rand

17.8: dicht"

Schniu 001

259

17.3 Rand- und Übergangsbedingungen

Abbildung 17.9: Schnittstellen liegen "unendlich dicht" neben den Übergangsstellen Aus den in Abbildung 17.9 dargestellten Schnitten der ÜbergangssteJlett lassen sich folgende Übergangsbedingungen ablesen: • Gleichheit der Biegemomente links und rechts von der Kraft PI bzw. links und rechts vom Lagcr B, • Gleichheit der Querkräfte links und rechts vom Gelenk. • Der Querkraftsprung bei PI wird durch die Gleichgewichtsbedingung der Kräfte in vertikaler Richtung beschrieben: PQI (ZI = a) = PI

+ FQ2(Z2 =

'*

0)

-(EI vf()'b~a = FI - (EI v~)'b=o

In dieser allgemeinen Form müssen die Bedingungen formuliert werden, wcnn die Biegesteifigkeit veränderlich ist. Nachfolgend sittd diese für die Arbeit mit der Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung zusätzlich erforderlichen Rand- und Übergangsbedingungen zusammengestellt, wobei vereinfachend angenommen wurde, dass die Biegesteifigkeit über alle Abschnille des Trägers konstant ist, so dass sie aus den meisten Gleichungen verschwindet:

9.) V~(Z2 = b) = 0

13.) V'((ZI = a) = V~(Z2 = 0)

10.) V~(Z3 = 0) = 0

14.) V~(Z3 = c) = V~(Z4 = 0)

11.) V~(Z4 = d) = 0

15.) V~f(Z2 = b) = \'~'(Z3 = 0)

12.)

V~f(Z4 =

d) = -

;~,

16)

V~ff(ZI =

a) = v'{'(Z2 = 0) -

;~

c:> Die Gesamtanzahl der Rand- und Übergangsbedingungen entspricht auch hier der Anzahl der Integrationskonstanten (4·4 = 16), die bei Integration der Differenzialgleichungen für vier Abschnitte entstehen. Man beachte, dass dafür an den Lagern die Querkraft- und Biegemomentbedingungen, in die die Lagerreaktionen eingehen würden. nicht benötigt werden.

c:> Da bei statisch bestimmt gelagerten Trägern die Lagerreaktionen aus Gleichgewichtsbedingungcn bcstimmt wcrden könncn, stehcn mit diescn nicht benutztcn Bcdingungen wirksame Kontrollmöglichkeiten zur Verfügung. So müssen bei dem betrachteten Beispiel Biegemoment und Querkraft am linken Rand des I. Abschnitts mit den Lagerreaktionen an der EinspannsteIJe im Gleichgewicht sein. Am Lager B muss z. B. gelten: PQ3(Z3 = c) + 1"8 = FQ4(Z4 = 0)

'*

-Elv~'(Z3 = c) + 1"8 = -EI V~'(Z4 = 0)

Eine komplett durchgerechnete Aufgabe mit einer besonders großen Vielfalt an Rand- und Übergangsbedingungen findet man als Beispiel 3 im Abschnitt 17.5 (Scite 265).

260

17 Verformungen durch Biegemomenle

17.4 Einige einfache Biegelinien

VF=

a)

Vi (

=

0) =

I ZI

Fa 2b2 3EIJ Fab(l +b) 6EII

'( _)_ Fab(l+a) Vz zz-b - - 6EII

+I)

2 Fab [( 21 zj ] vI = 6EI 1 b , - abi 2 Vz = Fa b +~) b-Z2 _ (b-Z 2)3] 6EI 0 abi

[(I

a')

Für

a? b:

Fbzj Vmax = 3 Eil

Für

a::;b:

Vmax

~

Iv

I

l/2

=

Fa (b - Z2)3 3EIJ

Vmax

l/2

o::; ZI

FLir

o :5: ~z ::; b

bei

ZI =

bei

2 2 _ JI _0 zz=b- - 3

= VF =

-

::;

a

Z J /z - b -3-

FI 3 48EJ 2

v '( z=O ) =-v '( z=1 ) = Fi -16EI

V

b)

fLir

5'10 /4

---

max-

384EI

v'(z = 0) = -v'(z = I) = qo/3 24EI

014- [z--2 (Z)3 v_-'1- + (Z)4] 24EI I I /

c)

261

17.4 Einige einfache Biegelinien

er: M

d)

v",ax=

~~:2 bei

z=1

(1- '7)

I

,vmax

v z

v'(z=O)= MI 3EI

. •

v'(z=I)=- MI 6EI

v=~~: [z7-3Gr+(f/] ~F

e)

g:r

z

FI v= 6EI

;~~

~

'~

g)

a, t==z

~ ~

Mr::::. ~ ;:>

I

I

, r

I

f'

(/l 14 max V = 30EI

I

11 q,/4

[ q,/ v=120El

3-4,+ er] 7

6EI

z

(/l/3

24EI

4-5,+

zer 7]

v'(,=O) -

v --"'''' - 120El 4

= _ QO/3

V'(Z=O)=-

Q,14 [ V= 120EI

=='z~=====

'~

v'(z = 0)

vnu/x-SEI -QO/4 [

I I ,I r , , , ,

~:rz v

z

v= 24EI

Iv

~

i)

I

= 0) = - 2EI

2-3 7+,C)3]

qO/4

f

1

q,

h)

,,,,

I

, ,

Ffl

v'(z

3[

~

-$

f)

3

FI vmax - 3E!

= _ q,/

3

8EI

11-15,+5,er - er] 7 z

MI 2 vmllX 2E!

2

MI v= 2EI

v'( z=O ) = -MI EI

1-2,+ (Z)2] 7

[

z

262

17 Verformungen durch Biegemomenle

17.5 Statisch unbestimmte Systeme Bei statisch unbestimmten Problemen können Lagerreaktionen und Schnittgrößen nicht allein aus den statischen Gleichgewichlsbedingungen berechnet wcrden. Mit Hilfe von Verformungsbetrachtungen sind aucb diese Aufgaben lösbar, weil für jedes zusätzliche Lager eine weitere Verformungsaussage (Rand- oder Übergangsbedingung) formuliert werden kann. Dies soll am Problem des nachfolgenden Beispiels I (Abbildung 17.10) diskutiert werden. Beim Arbeiten mit der Differenzialgleichung der Biegelinie 2. Ordnung kann der Biegemomentenverlauf zunächst nur mit einer noch unbekannten Lagerreaktion (zum Beispiel der Lagerkraft FB des Lagers B) aufgeschrieben werden (die übrigen Lagerreaktionen müssen gegebenenfalls mit Hilfe der statischen Gleichgewichtsbedingungen eliminiert werden). Nach der Integration der Differenzialgleichung stehen jedoch für die 3 Unbekannten der allgemeinen Lösung (2 1ntegrationskonstantcn und die Lagerkraft) auch 3 Randbedingungen zur Verfügung, so dass auch die unbekannte Lagerkraft (und aus den statischen Gleichgewichtsbedingungen dann auch die übrigen Lagerreaktionen) und die Schnillgrößen berechnet werden können. Beim Arbeiten mit der Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung ist kein prinzipieller Unterschied zum statisch bestimmten Problem zu nennen, weil die Lagerreaktionen ohnehin nicht in die Differenzialgleichung eingehen, so dass man mit vier Randbedingungen auskommt.

Nach dem Bestimmen der Inlegrationskonstanten können die Schnillgrößen nach Mb = -Erv"

FQ = -(Elv")'

und die Lagerreaktionen aus den Gleichgewichtsbedingungen mit den Schnittgrößen an den LagerstelIen bestimmt werden. Beispiel I: I I_"";_ _...1 Für den skizzierten Träger mIt der konstanten

Biegesteifigkeit Er sind die Lagen'eaktionen bei A und B und der Biegemomentenverlauf zu ermitteln. Gegeben:

rpn I

Abbildung 17.10: Einfach statisch

1, qo, EI.

unbestimmter BiegeLräger

Das System ist einfach statisch unbestimmt. Die Lagerreaktionen und der Biegemomentenverlauf können nicht allein aus Gleichgewichtsbeziehungen berechnet werden. Für die erforderlichen Verformungsbetrachtungen wird hier die Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung gewählt (Diskussion der Vor- und Nachteile dieser Wahl siehe oben), mit der die Rechllllng (ohne Vorarbeit) sofort gestartet werden kann: Elv"" =

Elv'" Elv"

Elv' Elv

qo

+ tqOZ2 + i qoz3 + I 4 24 qOZ +

C,

qoz

C,z

t

i

C IZ 2 C ,Z3

+ + +

C2

C2Z

i

C2Z2

+ C3 + C3Z + C4

263

17.5 SLatisch unbeslimmLe Systeme

FEI Abbildung 17.11: Koordinaten und Lagerreaklionen

Die vier Randbedingungen zur Bestimmung der vier Integrationskonstanten (,,Absenkung bei A gleich Null"•••Biegewinkel bei A gleich Null". "Absenkung bei B gleich Null" und .•Bie-

gemoment bei B gleich Null") werden mit Bezug auf das in der Abbildung 17.11 definierte Koordinatensystem formuliert:

v(Z=O)=O

C4 =0

,

v'(z=O)=O

C3 =0

,

d4 qO/4 + i C l / 3 + ~ C2/ 2 =

v(z=l) =0

~ qO/2

v" (z = I) = 0

+

Ci I

+

C2

0

= 0

Die beiden letzten Gleichungen liefern die Integrationskonstanten CI = -

i qol

C2 =

i qO/2

mit denen der Momentenverlauf aufgeschrieben werden kann:

Mb(Z)=-Elv 11

qOl2 [ -4, (Z) 2 +5,-1 Z ] =8

Zur Berechnung der Lagerreaktionen wird zuvor der Querkraftverlauf bereitgestellt: 111 qol ( z ) ( ) FQz=-Elv =8 -8,+5

Aus Glcichgewichtsbetrachtungen an den freigeschnittenen Lagern (Schnitte "unendlich dicht" neben den Lagern, Abbildung 17.12) erhält man mit den bereits ermittelten Funktionen für Biegemoment und Querkraft die gesuchten Lagerreaktionen:

FAv = MA =

FQ(O) =

I

Mb(O) = -"8qOI

FB = -FQ(l) =

MA

5

"8 qol

3

"8 qOI

2

Mb(Oj

~~IC I) J'Q(Oj FAV

Abbildung 17.12: Schniue ..unendlich dicht" an den Lagern

Die Kontrolle des Gleichgewichts am Gesamtsystem zeigt, dass die ermittelten Lagerreaktionen die Gleichgewichtsbedingungen identisch erfüllen. Zur grafischen Darstellung des Biegemomel1lenverlaufs werden markante Stellen (Extremwert und NullstelIen) der Funktion ermittelt. Mb(z) hat einen relativen Extremwert bei = (NullsteIle des Querkraftverlaufs):

f i

264

17 Verformungen durch Biegemomenle

Die Nullstellen im Momentenverlauf ergeben sich als Lösungen einer quadratischen Gleichung:

Zl = I Die grafische Darstellung des Momentenveriaufs zeigt. dass der berechnete relative Extremwert an der Stelle, wo die Querkraft verschwindet, nicht das absolut größte Biegemomenl ist. Dieses liegt an der Einspannstelle.

-/

I /

I

Beispiel 2: I____.....I Für den skizzlCrten statisch unbestimmt gelagerten Träger mit Kastenquerschnitt und konstanter Biegestcifigkeit sind Ort und Größe der maximalen Biege-

I

~ ~'

,

spannung zu bestimmen.

Gegeben:

bl=30mm; b2=40mm; h l =40mm; h2 =50mm; F=4kN; a=500mm.

Obwohl keine Biegeverformungen gefragt sind, ist die Ermittlung von Verformungen nötig, da es sich um ein statisch unbestimmtes System handelt. Die Biegelinien müssen für zwei Bereiche formuliert werden. Weil das Aufschreiben der Biegemomente in diesem Fall relativ einfach ist, wird die Differenzialgleichung 2. Ordnung verwendet. Da das System einfach statisch unbestimmt ist, muss eine unbekannte Lagerreaktion in die Biegemomentenverläufe aufgenommen werden. Dafür bietet sich die Kraft FA an. Mit den gewählten Koordinaten Hir die beiden Bereiche (Abbildung 17.13) werden die beiden Mb-Verläufe formu-

Abbildung 17.13: Koordinalen und

liert, und d.ie Rechnung wird gestartet:

FA

Mbl

= -Fz l

Elv'( =

Mb2 =

FZ 1

+Cj

Elv;

1Fz;

Elvi

~Fzi+clzi +C2

EI/; =

FAz2 - F(a + Z2) (F -FA)Z2 +Fa

E/~

HF -/';,)zi + FaZ2

Elv2

~(F - FA)zi + Fazi +C3Z2 +C4

+ C3

i

Für 5 Unbekannte (4 Integrationskonstanten und FA) werden 5 Randbedingungen formuliert:

=a) = 0

~Fa3+Cla+C2=0

2.) V2(Z2 = 0) = 0

C4 =0

1.)

VI(ZI

I 3 '1I F a2 + C-C

3.) ,I) (ZI = a) = V;(Z2 = 0)

4.) V2(Z2

= b) = 0

5.) V;(Z2 = b) = 0

~(F~FA)b3+iFab2+C3b+C4=0

i (F -

FA )b 2 +Fab+C3 = 0

,

265

17.5 SLatisch unbeslimmLe Systeme

Da ftir die Ermittlung der Biegespannung nur der Momentenverlauf erforderlich ist, der wiederum nur die unbekannte Lagerkraft FA enthält, wird nur diese berechnet: Gleichung 5 wird nach C3 umgestellt und C3 und C. (Gleichung 2) werden in Gleichung 4 eingesetzt. Diese liefert dann:

FA = F

G: + I)

Mit FA sind auch die Momentenverläufe bekannt. Die gesuchte maximale Biegespannung tritt bei konstantem Querschnitt des Trägers am Ort des absolut größten Biegemoments auf. Der Biegemomentenverlauf ist stückweise linear, so dass ftir die Extremwerte nur die Punkte A und Binfrage kommcn. Für die beiden Stellen errechnet man: I

MbA=-Fa

MbB=FAb-F(a+b)="2Fa

Bemerkenswert ist, dass die Abmessung b für den Biegemomentenverlauf (und damit tlir die Biegespannungen) keine Rolle spielt. Mit den Qucrscnnittskennwerten I

1

1=-(b,h~-blhi)=25,67cm' 12 -

W-, =10,27cm 3

=?

..'.2. 2

und dem absolut größten Biegemoment berechnet man die maximale Biegespannung CYb.max

=

Fa

IV =

195 NImm

2

Sie tritt an der Trägeroberkante als Zugspannung und an der Trägerunterkante als Druckspannung im Querschnitt über dem Lager A auf.

I

Beispiel 3: I_"';_ _...1 Für den skIzzierten Träger sollen die Biegelinie, der Biegemomentenverlauf und der Querkraftverlauf berechnet werden. Gegeben: 1I = 1200mm 12 = 1300mm

EIl = 2,5kNm 2

CI

kNm 2

C2

Eh = 5

= 50N/mm = 250N/mm

ql = 1.3 NImm = 5 kNm

CT

F = 800N M=250Nm

Mit diesem Beispiel eines Trägers mit stückweise konstantem Querschnitt und einem Gelenk, der durch ein Lager, Federn und eine Drehfeder gefesselt ist und durch eine Kraft, ein Moment und eine Linienlast bclastet ist, sollen möglichst viele Besonderheiten demonstriert werden. Eine Aufgabe dieser Art analytisch zu lösen, ist hart an der Grenze der Zumutbarkeit. Hier soU die Lösung so weit aufbereitet werden, dass die Auswertung dem Computer übertragen werden kann. Die Differenzialgleichung der Biegelinie muss für zwei Abschnitte formuliert werden. Wegen der nur mit erheblicher Mühe zu formulierenden Momentenverläufe, die außerdem mehrere unbekannte Kräfte enthalten würden. empfiehlt sich das Rechnen mit der Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung, in die die Linienlastverläufe (im linken Bereich gleich Null, im rechten Bereich linear veränderlich) eingesetzt werden. Der auf diese Weise sehr bequeme Start der Rechnung wird mit dem aufwendigeren llltegrationsprozess und der größeren Anzahl zu bestimmender Integrationskonstanten bezahlt.

266

17 Verformungen durch Biegemomenle

Mit den nebenstehend zu sehenden Koordinaten gilt: V~III =

Nil

0

\'2

qI

= --Z2 EI212

Viermaliges Integrieren führt auf die beiden allgemeinen Lösungen: 1

3

I

3

6C1Z,

VI =

q,

5

I

,

I

2

+ 2" C2Z, +C3ZI +C4

IWEhG~+6~~+2"~~+G~+~ Es sind 8 Integralionskonstanten zu bestimmen, für die Aussagen über die Verschiebung, die Ableitung der Verschiebung, das Biegemoment und die Querkraft formuliel1 werden können. Da in die Rand- und Übergangsbcdingungen die Federkräfte und das FedemlOment eingehen, sind die in Abbildung 17.14 zu sehenden SehniLtskizzen hilfreich. Für die Richtungen der anzutragenden Sehnittgrößcn gelten die auf der Seite 97 zu sehenden Der,nilionen, und rur die RiehJung der anzutragenden Federkräfte gilt: Weil positive Verschiebungen nach unten gerichtet sind (Feder wird zusammengedrückt), reagiert die Feder mit einer nach oben gerichteten Kraft. Verdrehwinkel sind in einem solchen System im Uhrzeigersinn positiv (siehe Abbildung 17.14, rechte Skizze). so dass das von der Drehfeder auf den Träger wirkende Momem entgegen dem UIu'zeigersiJul anzutragen ist:

M( ~l'Mb/:I~O}

t

F,)/z,-O} c,v/z,=O}

Abbildung 17.14: An allen Übergangsstellen müssen die Gleichgewichtsbedingungen crftillt sein

Und das sind die 8 Rand- und Übergangsbedingungen:

1.) Mb' (0) = M

=}

-EI, ,1((0) =M

2.) FQI (0) = C, VI (0)

=}

-EI, v'('(O)

=}

v'((IL)

=}

,1;(0) = 0

=}

-EI, v('(IJl + C2V2(0) - F + Ehvz'(O)

3.)

VI

=

c, V, (0)

(I,) = V2(0)

4.) Mb' (L,)

=0

5.) Mb2(0) = 0 6.) FQ' (I,) + C2V2(0) - F - FQ2(O) 7.) v2(12) = 0

8.) Mb2(l2) = CTV~(l2)

=0

=0 =0 ,

267

17.5 SLatisch unbeslimmLe Systeme

Damit kann das folgende Gleichungssystem fonnuliert werden:

0

-Eil

-EIl

0

0 0

13 :.L

12 :.L

2

1I

I

It

I

0

0 0

0 0 0

0 0 0

6

-Eil

0 0

0 0

0 0

0 0

0 0 0

0 0

-I

Eh

0

0 0 0 0

I~

I~

0 -CI

0

0

0

0

0

0

0

0

I

"6 - E/2 /

/2

cr 2-Y

"2

0 0 C2

12

-E/2 - CT /2 -er

M

Ct C2 C3 C, Cs C6 C7 Cs

0

0 0 0 0 F _

,

qlf;~ 120Eh

- 3

~+~ 6 24E/2

Die Lösul1g dieses Gleichungssystems ist (mit einiger Mühe) durchaus noch "von Hmd" möglich. Weil danach die Auswertung der allgemeinen Lösung mit den dann bekannten Integrationskonstanten aber auch recht aufwendig (und natürlich sehr fehleranfällig) ist, kann dieser Weg kaum empfohlen werden. Unter www.TM-aktuell.de findet man deshalb ein Matlab-Script, das das oben zu sehendc Gleichungssystem aufbaut, löst und mit den berechneten Integrationskonstanten die Funktionen fLir die Durchbiegung, das Biegemoment

~&:=;2 o

0.5

1

1.5

2

2.5

BIegemoment

und dic Qucrkraft FQI = -EIl /(' = -E/IC I 2

FOl

= - E h V2111 = - QlZ2 2 2/

C - E12 S

auswertet. Die Abbildung 17.15 zeigt die grafische Darstellung der Funktionen. Natürlich sind auf diesem Wege auch weitere interessierende Ergebnisse ohne Schwierigkeiten zu erlangen (Maximalwerte von Durchbiegung und Biegemoment, Lagerreaktionen, Fedcrkräftc, ...).

l====

-0.5

o

0.5

1

1.5

2

2.5

Querkraft

~I-=:J o

0.5

1.5

2

2.5

Abbildung 17.15: Grafik-Ausgabe des Matlab-ScriplS (Dimensionen: m bzw. kN)

Diese Aufgabe ist allerdings auch Anlass zu einer grundsätzlichen Bemerkung: Auch bei sorgfliltigstem Arbeiten und mit der Unterstützung geeigneter Software bleibt die ReChnung fehleranfällig, schon etwas kompliziertcre Probleme können auf diesem Wege nicht mehr gelöst werden. Deshalb wird diese Aufgabe im Kapitel 18 (Seite 286) noch einmal mit dem Differenzenverfahren geLöst, llnter www.TM-aktuell.de findet man außerdem die Verfofl1lllngsberechnung nach der Methode der finiten Elemente.

268

17 Verformungen durch Biegemomenle

17.6 Superposition Die Differenzialgleichungen der Biegelinie für kleine Durchbiegungen sind linear. Deshalb dürfen Lösungcn von Einzel-Lastfällen zu eincr Gcsamtlösung (glcichzeitigcs Wirken aller Einzel-Lastfalle) überlagert (superponiert) werden. Ncben der Verschiebungsfunktion v dürfen auch deren Ableitungen und damit der Biegewinkel v' und die Schnittgrößen Mb und FO superponiert werden.

I

Beispiel I: I_"";_ _...1 Der skiZZierte Träger mn konstanter Blegestelfigkell ist durch die konstante Linienlast qo und die Einzelkraft F belastet. Man ermittle die Biegelinie. I, F, qa. EI.

Gegeben:

Die Lösung wird entsprechend Abbildung 17.16 aus zwei Lastfallen zusammengesetzt: 2U3

+

r

)<-'<"======'7-A "'-"_2 1

2

>--

2U3

22~

r-ninqo _=1

J.S..

A

22-

Abbildung 17.16: "Lastfall qo" + "Lastfall F" = Gesamt-LaSlfall

Die Biegelinie muss wegen der Einzelkraft in zwei Bereichen formuliert werden, für die die beiden Koordinaten ZI lind Z2 eingeführt wurden, Für den "Lastfall F" kann die Biegelinie fLir die beiden Bereiche direkt der Formelzusammenstellung im Abschnitt 17.4 entnommen werden (Fall a mit a = ~I und b = ~): F/] Vlf'= -.

162EI

3

V2F

.

FI= -

243 EI

[ -9 (ZI)J ZI] +8I I

[(Z2)3 Z2 ] 27 -27 (Z2)2 -6-+4 I

I

I

Der "Lastfall qa" (Fall b im Abschnitt 17.4 mit der Koordinate z) muss nun für die gleichen Koordinaten ZI und Z2 aufgeschrieben werden. Tm linken Bereich mit Z = Zl gilt:

v

I.q

=~[(~)4_2(~)J~] 24 E i l I + I

Im rechten Bereich muss die Koordinate Z durch

2

Z= Z2 + 31

2l!3

l/3

Abbildung 17.17: Ko-

ersetzt werden (Abbildung 17.17), und man erhält:

ordinatentransformation

269

17.6 Superposition

Die Gesamtlösung für die Biegelinie ergibt sich aus der Addition beider Teillösungen:

:s: ~I

+ VI ,q(ZI)

für

O:S: ZI

V2(Z2) = V2.P(Z2) +V2,q(Z2)

für

O:S:z2:s:t l

VI (ZI) = VI.P(ZI)

Besonders sinnvoll kann man die Superposition einzelner Lastf
Lager werden durch (unbekannte) Lagerreaktionen ersetzt, so dass ein statisch bestimmt gelagertes System verbleibt.

c:> Die Verfonnungen an den Punkten, an denen Lager entfernt wurden. werden mit Hilfe der Superposition einzelner Lastfälle aufgeschrieben. Anschließend werden die unbekannten Lagerreaktionen aus Bestimmungsgleichungen ermittelt, die die Verformungen an genau diesen Punkten Null werden lassen.

I

2: [. Beispiel ....1 Für den statIsch unbestimmt gelagerten Träger mJt konstanter Biegesteifigkeit berechne man die Lagerkraft bei A. Gegeben:

IF i

;;;::A

a, b, F.

a

Das Lager A wird durch die (unbekannte) Lagerkraft FA ersetzt. Dann liefert Lastfall e (Formeln im Abschnitt 17.4) an dcr Stclle A eine Durcltbiegllng infolge der Kraft F:

VAF = v(z=a) = F(a+b)3 , 6EI

[2- ~ + a+b

(_a_) a+b

3]

b

~F IF

An der gleichen Stelle ergibt sich (ebenfalls Lastfall e) die OlIreItbiegung infolge der Kraft FA: v

FA b3

VA.FA = - 3EI

A,

JA

Br

jfA

r

" vA,F

V

lfA

~

Die Überlagerung liefert die Gesamt-Durchbiegung an der StelleA, die wegen des Lagers gleich Null sein muss. Dies liefel1 entsprechend

VA.F+VA,f:'=O

~

FA=F(~~+I)

das Ergebnis, das bereits im Abschnitt 17,5 für dieses System (siehe Seite 264) auf anderem Wege gefunden wurde.

270

17 Verformungen durch Biegemomenle

I

q~q2

Beispiel 3: I_ _ _ _...l Der sklzzlCrte Trager mit konstanter BIegesteifigkeit ist durch eine Linienlas! (Trapezlast) belastet. Gegeben:

:o;J 1 r 1 i ! I I

I~

ALB

I, ql , q2·

Man ermittle die vertikalen Lagerkräfte und die Einspannmomente bei A und ß. Der beidseitig eingespannte Träger ist dreifach statisch unbestimmt gelagert. Da aber keine Kräfte in Längsrichtung eingeleitet werden, sind die horizontalen Lagerreaktionen gleich Null, weil (Theorie I. Ordnung) Längskräfte. die durch die Biegung entstehen (der verfomlle Träger ist zwangsläufig länger als der gerade Träger), vernachlässigt werden. Das zu behandelnde Berechnungsmodell muss also an einem Lager eine Längsversctliebung zulassen (Abbildung 17.18) und ist nur noch zweifach statisch unbestimmt. Diese Nachgiebigkeit des Lagers in Längsrichtung kommt bei Biegeproblemen der Praxis der Realität ohnehin meist näher.

q~q2

r-l

,--, A

I 1 i

J

I

'II" B

Abbildung 17.18: Korrektes BerechnungsmodellIlach Theorie I. Ordnung

Zunächst werden die bei den Lagerreaktionen bei A durch Superposition von vier Lastfallen entsprechend Abbildung 17.19 berechnet. Die Summe der VerfomlUngen (Vertikal verschiebung und Biegewinkel), die durch alle Lastfalle bei A hervorgerufen werden, muss gleich Null sein. Mit den Formeln, die im Abschnitt 17.4 zusammengestellt sind, entstehen die beiden folgenden Gleichungen: _ ql14 _ (qZ -ql)14

8EI ql/3

6EI

+

+ 3EI

2EIMAI_

24EI

+

FA/ 3 _ MAlz _ 0

(qz-qIlI 3 _FAlZ

30EI

==:::::::::jl~

q 1Ii:::=1=1=:,:1::::::,::::1

2EI

+

EI-

_~~--r-r""'f, q2 ql

====1' + F'===I

O

Die Lösung des Gleichungssystems liefert: I IZ FAV

= 20 (7ql +3qz)

MA

= 60 (3ql +2qz)

Mit diesen Werten können nun die Lagerreak1ionen bei ß aus den statischen Gleichgewichtsbedingungen berechnet werden, nachdem auch die Einspannung bei B durch zwei Lagerreaktionen ersetzt wurde. Man erhält mit den Definitionen entsprechend nebenstehender Skizze:

I (

FBv = 20 3qj +7qz)

kv MA

+

(=1=====jl~

Abbildung 17.19: Berechnung des Systems durch Überlagerung von vier Laslfällen

17.7 Aufgaben

271

17.7 Aufgaben

I

Allfgabe 17.1: I_.;.;. .... Für den skIzzierten zusammengesetzten Träger sind sämtliche Rand· und Übergangsbedingungen anzugeben, die benötigt werden

IF

qo

t=====;c====EJ=a"",=',,=l :J::.... a

=,==,I==iI~I,==,1 h t

=r

~

c

b

d

a) zur Berechnullg der Biegeliille mit der Differenzialgleichung 2. Ordnung und b) zur Berechnung der Biegelinie mit der Differenzialgleichung 4. Ordnuog.

a, b, c, d. F. EI = konstant.

Gegeben:

I

Allfgabe 17.2: I_ _ _ _ _.... Der skiZZIerte Träger mIt konstanter BIegesteifigkeit ist durch eine konstante Linienlast qO im Bereich B - C belastet. Wie groß muss eine bei A angreifende Kraft F sein, damit die Durchbiegung am Punkt B Null wird? Gegeben:

f=·:====qo=TITH

t

3a

2a

a, qo.

I

Allfgabe 17.3: I_ _ _ _ _.... Ein Blegelräger Ist aus einem Profil U40 nach DIN 1026 und zwei Profilen L20 nach OIN 1028 zusammengeschweißt, bei A starr eingespannt und nur durch sein Eigengewicht belastet (Gewicht des Schweißwerkstoffs ist vemachlässigbar).

A

.

B

~~~~I

I

L20

Man berechne die vertikale Verschiebung des freien Trägerendes. 1= 800111111; E = 2, I . 10 5 N/mm 2 .

Gegeben:

I

~

a mm

y

~e~

~s I x ;::/0

d

x

20

/~~:""7l

!

-

y a

-

2

cm 1,12

kg/111 0,88

e cm 0.60

I.ex cm4

W, cm}

/ 'y cm4

W, cm}

0,39

0.28

0,39

0,28

Abbildung 17.20: Querschnittswerte für Normprofil L20

b

mm 35 Y b

G

A

hAG

e

I,x

Wx

'.\'."

cm 2 6,21

1,33

14,1

7,05

6,68

mm 40

kg/m 4,87

Abbildung 17,21: Querschnillswerte für Normprofil U40

3,08

272

17 Verformungen durch Biegemomenle

I

Aufgabe 17.4: I Für den skizzierten Träger mit konstanter Biegesteifigkeit berechne man die Lagerkräfte bei A, Bund C (Empfehlung: Superposition unter Verwendung der Fonnein aus dem Abschnitt 17.4). Gegeben:

~I , "

I, q, .

I Aufgabe 17.5:

I

Für den zweifach statisch unbestimmt gelagerten Träger mit konstanter Biegesteifigkeit ermittle man

a

a

a) die Biegelinie, b) die Schnittgrößenverläufe (Biegemoment und Querkraft) einschließlich grafischer Darstellung,

c) die Lagerreaktionen bei A, Bund C, d) den Ort und die Größe der maximalen Durchbiegung, e) den Ort und die Größe des absolut größten Biegemoments. Gegeben: a, q, , EI = konstant.

I..

.

Aufgabe 17.6: I Fur den skizzierten Träger mit stückweise konstantem Querschnitt berechne man a) die Biegelinie, b) den Ort und die Größe der maximalen Durchbiegung. c) den Ort und die Größe des maximalen Biegemoments, d) die Federkraft. Gegeben:

= 600mm 12 = 800111111 I,

; EI, ; Elz

= 3.109 Nmm 2 = 8.109 Nmm z

;

q,

; c

= 5,2N/mm = 200N/m111

; F ; M

= 2000N = 106 Nmm

Hinweis: Bei diesem System können die Federkraft und die Schnittgrößenverläufe aus den statischcn Gleichgewichtsbedingungen crmittelt wcrden. Empfchlenswert ist trotzdem das Arbciten mit der Differenzialgleichung der Biegelinie 4 . Ordnung zur Verfomllll1gsberechnung, wobei die Sehnittgrößen als Nebenprodukt anfaHen. Dann steht mit den statischen Gleichgewichtsbedingungen eine ganze Rcihc rccht wirksamer Kontrollcn zur Verfügung, z. B. muss die Qucrkraft am linken Rand der Federkraft entsprechen.

Weitere Aufgaben findet man imlnternet unter www.TM-aktueH.de.

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme Dem aufmerksamen Leser des vorigen Kapitels wird nicht entgangen sein, dass die Differenzialgleichungen der Biegelinie zwar für veränderli-

che Biegesteifigkeit EI formuliert wurden, die behandelten Beispiele aber sämtlich (zumindest stückweise) konstante Biegesteifigkeit voraussetzten. Der Aufwand für die Integration der Differenzialgleichungen hielt sich so in erträglichen Grenzen. Bei praxisnahen Problemen (Abbildung 18,1) ist eine geschlossene Lösung durch Integration der Differenzialgleichungen nicht mehr praktikabel.

L [

.A..

~ I ::J

Abbildung L8,1: Abgesetzte Welle, koni·

sehe Welle

Wegen der Wichtigkeit der Biegebeanspruchung wurden deshalb in der Vergangenheit zahlreiche Verfahren für solche Aufgaben entwickelt (die Verformung abgesetzter Wellen wurde besonders gern grafisch ennittelt, was zwar enonn aufwendig, aber immerhin praktikabel war). Heute sind eigentlich nur noch die Verfahren sinnvoll, bei denen der größte Teil des Aufwands dem Computer übertragen werden kann. Selbst in der relativ kurzen Geschichte der ComputerNutzung für die Berechnung von Mechanik-Problemen gibt es schon Veränderungen: Die ant1inglich (wegen des knappen Speicherplatzes) sehr beliebten Verfahren mit so genannten Übertragullgsmatrizen spielen heute keine Rolle mellr. Die bei den nachfolgend beschriebenen Verfahren kommen der ComputerNutzung in besonderem Maße entgegen. Wie an den behandelten Beispielen deutlich werden wird, ist das Differenzenverfahren sehr gut anwendbar auf Probleme, wie sie in der Abbildung 18.1 skizziert sind. Für biegesteife Rahmenkonsu'uktionen (Abbildung 18.2) ist es weniger geeignet, während die bereits im Kapitel 15 (am Beispiel von Fachwerken) behandelte Methode derfiniten EleIIlenIe gerade auch für solche Aufgaben das geeignete Verfahren ist.

Abbildung 18.2: Biegestei fer Rahmen

18.1 Das Differenzenverfahren Das Differenzenverfahren basiert auf der Idee, die Differenzialquotienten in der Differenzialgleichung und den Randbedingungen eines Randwertproblems durch Differenzenquotienten zu ersetzen. Eigentlich ist es tragisch: Eine der genialsten Leistungen des menschlichen Geistes, der Übergang vom Differenzen- zum Differenzialquotienten, wird dabei (für den Computer) rückgängig gemacht. Die Differenzenquotienten werden für ausgewählte Punkte (SlütZSlellen) aufgeschrieben und bilden ein Gleichungssystem, das die Berechnung der Funktionswerte an diesen StützsteIlen gestat-

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_18, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

274

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

tet. Um den damit unvermeidlich verbundenen Fehler in Grenzen zu halten, müssen die StützsteIlen möglichst nah beieinander liegen, was zwangsläur,g auf ein recht großes Gleichungssystem führt. Praktikabel ist das Verfahren (auch bei Computer-Nutzung) deshalb Ilur/lir lilleare Randwer/probleme, weil dann auch das Gleichungssystcm linear wird. Das DijJerenzellver/ahren überfUhrt ein lineares Randwertproblem (Differenzialgleichung und Randbedingungen) zur Bestimmung einer unbekannten Funktion in ein lineares Gleichungssystem zur Bestimmung der Funktionswerte an bestimmten Punkten.

18.1.1 Differenzenformeln Die Abszisse x wird äquidistant (Abstand h) untcrteilt (Abbildung 18.3). Dann kann der Differenzialquotient als Grenzwert des Differenzenquotienten

IY

I~

dy = y'(x) = lim 6.y = lim y(x+h) - y(x) dx lI.<-o6.x 1.-0 h

Yi+2

an der beliebigen Stützsteile i (bei XI) auf unterschiedliche Art durch Differenzenquotienten angenähelt werden, wobei jeweils der Anstieg der Tangente durch einen Sekantenanstjeg ersetzt wird:

+

--'x i - 1 Xi h

1

h

x

Xi+t

xi

h

xi+Z

h

Abbildung 18.3: Slützstellen

y:~ (~}

Yi+l

y;~ (~}

Yi- Yi-I

-)li

(vorwärts genommene Differenzenformel)

h

(rückwärts genolllmene Differenzenformel)

h

Beide Näherungswel1e sind mit einem Fehler behaftet. der umso kleiner ist, je kleiner h ist. Wenn die zweite Ableitung (Änderung des Anstiegs) im IntervaJl XH ~ x :0: XI+ I das Vorzeichen nicht wechselt, wird eine der beiden Formeln einen etwas zu großen, die andere einen etwas zu kleinen Wert liefern, so dass das arithmetische Millel aus beiden Formeln im Allgemeinen einen besseren Näherungswert liefert. Dieser Mittelwert

y'~ (6.Y) ,

6.x

= I

~

2

(YHl -YI +Yi-Yi ,) =Ylrl-YI-l h h 2h

wird als zentrale Differenzen/armel bezeichnet und kann geometrisch als Anstieg der Sekante vom Punkt i - I zum Punkt i + I gedeutet werden. Auf die gleiche Formel kommt man, wenn man durch die Punkte i-I. i und i + I eine quadratische Parabel legt und deren Anstieg an der Stelle Xi berechnet. Auf analoge Weise können höhere Ableitungen genähert werden, z. B.: y" ,

~

(6.

2y

&2

) = I

~ &

(6.Y) = &

I

~ (YI+I h

h

YI _ YI - Yi-I) h

wobei in der Klammer die Differenz der ersten Ableitungen an den Zwischenpunkten i+V, und

i-V, steht.

275

18.1 Das Dirrerenzenverfahren

Für die Berechnung der Biegelinie mit dem Differenzenverfahren werden die ersten vier Ableitungen benötigt, die nachfolgend zusammengestellt sind.

Zentrale DitTerenzenformeln: / I Yi '" 211 (~Yi-I 11

I

Yi '" 112

(y i-I

+ Yi+l)

- 2Yi + Yi+1

) (18.1)

11/ I ( ) Yi '" 211 3 -Yi-Z+ 2 Yi-1 -2Yi+1 +)'i+Z

Yi/III~~(. ~ 114 Y/ Z -4)'i-1 +6Yi -4Yill +-"i+Z)

18.1.2 Biegelinie bei konstanter Biegesteifigkeit Die Anwendung des Differenzenverfahrens soll zunächst am besonders einfachen (kontrollierbaren) Beispiel demonslI;ert werden. Ausgangspunkt ist immer die Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung, weil dafür nicht vorab der Biegemomentenverlauf ermittelt werden muss und die Behandlung statisch unbestimmter Problcmc keine zusätzlichen Überlegungen erfordert. In der Differenzialgleichung 17.5 1 E/v'/lf = q

wird die 4. Ableitung von v durch die emsprechende Differenzenformel 18.l angenähert. Man erhält die

Dill'erenzengleichung der Biegelinie bei konstanter Biegesteifigkeit: qi l14 vi_Z- 4vi I + 6Vi- 4vill+vHZ=/f/

(18.2)

Auch in dcn Randbcdingungen wcrdcn die Diffcrenzialquoticnten durch die Diffcrcnzenformcln ersetzt. Für die Aussagen über die Schnillgrößen benötigt man die

DifferenzengJeichungen fiir ßiegemoment und Querkraft bei konstanter Biegesteifigkeit: (18.3)

I

Der Mathematiker köonte einwenden. dass dies eigentlich gar keine "richtige Differenzialgleichung", sondem eher eine Inregratiollsaufgabe ist (und noch dazu eine triviale, wenn EI konst:lnt ist, möglichenveise sogar auch noch q), so dass eine numerischc Lösung nicht gerechtfertigt ist. Aber es ist das Randwertproblem. das die Schwicrigkeitcn erzeugt Es wird sich zeigen. dass ge,rade die bei der analytischen Lösung oft sehr lästigen Rand- und Übergangsbe· dingungen bei der Anwendung des Differenzenverfahrens keine nennenswerten Schwierigkeilen bereiten.

276

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

I

I_B_e_is,;,p_ie_I_: F"ur den S k"lZZleJten Trager .. . konstanter B"legesteI_ mit figkeit EI sind die Durchbiegung und die Schnittgrößen nähe-

rungsweise mit dem Differenzenverfahren zu bestimmen und mit den Werten der exakten Lösung zu vergleichen. Gegeben:

a, q 1 , Ei = konstant.

Der Träger wird zunächst (sehr grob) in = 4 äquidistante Abschnitte der Länge h = 1/4 unterteilt (nebenstehende Skizze). IlA

1,

2

h

h

h

I, I I, ,

I

I

I

6

5

4

h

I

8

7

h

h

h

9

h

Für die 5 Punkte 3 ... 7 (Inncnpunktc), für die natürlich dic Differenzialgleichung der Bicgelinie gelten muss, werden ersatzweise die Differenzengleichungen entsprechend 18.2 aufgeschrieben, in dic f1ir die randnahen Punkte zusätzlichc AuGenpunkte eingehen:

;=3:

qO/4

vl~4v2+6v3-4v4+VS= - -

Il~EI

qO/4 Il~EI

QO/4 Il~Ei QO/4 Il~EI ; = 7 : Vs - 4 V6 + 6 V7 - 4 V8

+ V9

QO/4

= --

Il~Ei

In dicscn fünf Differenzcnglcichungcn erscheinen cinschließlich dcr Wertc fiir die Außcnpunktc I, 2, 8 und 9 insgesamt neun Unbekannte. Das Defizit von vier Gleichungen wird genau durch dic Randbedingungen ausgeglichen:

V(z = 0) = 0

~

V3 = 0

~

V3 = 0

v'(z=O)=O

~

v)=O

~

-V2+V4=0

I'Q(z = I) = 0

~

FQ7 = 0

=}

-Vs

+ 2 V6 - 2 V8 + V9

= 0

Mb (z=I)=O =} Mb7=0 ~ V6-2"7+V8=0 Dieses lineare Gleichungssystem (9 Gleichungen mit9 Unbekannten) ließe sich leicht auf weniger Unbekannte reduzieren (V) ist bekannt, V2 wird durch V4 ersetzt usw.). Wenn man es ohnehin mit Hilfc des Computers lösen will, ist dics weder erforderlich noch sinnvoll. Es kommt vielmehr darauf an. das Gleichungssystem f1ir die Computerrechnung in geeigneter Form aufzuschreiben. Aus nachfolgend noch ausführljch diskutierten Gründen werden die beiden Randbedingungen des linken Randes als erste Gleichungen, die Randhcdingungen des rechten Randes als die heiden letzten Gleichungen aufgeschrieben. Aus den Ausdrücken auf den rechten Seiten der Gleichungen wird der gemeinsame Faktor für beliebige Werte dieser Größen gilt.

~ herausgezogen, so dass das Ergebnis der Rechnung

277

18.1 Das Dirrerenzenverfahren

Es ist dagegen nicht sinnvoll, auch noch den Faktor Il~ aus dem Vektor der rechten Seite herauszuziehen, weil IlA ein Verfahrensparameter ist, der das Ergebnis der Rechnung möglichst nicht beeinflussen sollte. Für "A

= 4 ist also folgendes Glcichungssystem mit Il = "A + 5 = 9 Glcichungen zu

°°I -4° ° °° °° °° °° °° -I

°6 -4° °°I °° °° °° ° °° °° 6 -4 ° ° °° ° -4 °6 -4-2 °°° I

I

I -4

6-4

I -4

I

6 -4

I

I

1-4 I

0-1

2

~2

I

lösen:

° °

°° ° ° °°

236

°

°°

I 256 I

256 I

256 I

256 r

I I

<>

Schon bei dieser sehr groben Einteilung des Trägers in vier Abschnitte sind in der Koeffizientenmatrix des Gleichungssystems zahlreiche Nullen zu sehen, und weil auch bei feinerer Diskretisierung in jeder Zeile maximal 5 von Null verschiedene Elemente auftreten können, nimmt der Prozentsatz der Nu.llelemente drastisch zu (und das so genannte FilL-in wird kleiner). Es sind "Dünll besetzte Matrizell" (sparse lIIarrices), für die außerordentlich effektive Lösungsalgorithmen verfLigbar sind. Ab einer gewissen Größenordnung der Matrizen bieten diese Algorithmen auch auf sehr Icistungsfahigen Computern die einzige Chance, die Gleichungssysteme zu lösen.

<>

Hier kommt noch ein weiterer Vorteil hinzu: Die von NuJl verschiedenen Matrixelemente konzentrieren sich in einem rclativ schmalen Band in der Nähe der Hauptdiagonalen. Für diese so genannten Bandll1atrizen (band marrices) stehen besonders effektive Algorithmen zur VerfLigung.

<>

Vorteilhaft ist auch die Regelmäßigkeit dcr Matrix im "Mittelteil", so dass auch sehr große Matrizen mit wenigen Programmieranweisungen aufgebaut werden können. Große Matrizen müssen grundsätzlich "aufgebaut" werden, man kann sie nicht "eingeben" (z. B.: HA =

100

'*

n = 105

'*

105· 105 = I 1025 Wel1e für die Koeffizientenmatrix, unzumutbar!).

Die nebenstehende Lösung des Gleichungssystems ist natürlich cntsprechcnd der sehr groben Einteilung des Trägcrs nur eine relativ grobe Näherung der exakten Lösung. An ihr soll die Berechnung der Schnitlgrößen demonstriert werden. Nach den Formeln 18.3 errechnet man z. B. für den Punkt 3 (Schnittgrößen gleich Lagerreaktionen) das Biegemoment:

EI Mb3=-

=

h2

(V2-2v3+V4)

16EI QO/4 ------r(0,015625+0,015625) EI = -0,5qoL

2

.

VI

V2 V3

0,080078 0,015625

°

0,015625 0,048828 0,089844 0,132813 0,175781 0,220703

278

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

Für das Biegemoment an der Einspannstelle erhält man genauso wie ftir die Querkraft

Ergebnisse, die mit der exakten Lösung übereinstimmen, weil für konstante Linienlast der Biegemomentenverlauf eine quadralische Parabel ist, ftir die die zentralen Differenzenformeln die Differenzialquotienten fehlerfrei ersetzen. Bei diesem Beispiel sind also nur Durchbiegung (Funktion 4. Grades) und Bicgewinkcl (Funktion 3. Gradcs) mit eincm Fchlcr bchaftet, der bci fcincrcr Einteilung des Trägers (größeres "A) kleiner wird. Die Tabelle in Abbildung 18.4 (vgl. www.TM-aktuell.de) zeigt dies für die Absenkung des Trägerendes v(I) und den Biegewinkel ,; (I). der entsprechend 18.1 berechnet wird: Vi (I)

=

1

V;,_2 = 2 h (-V,,-3 + V,,_I) =

IlA

!!..!...- v(I)

Fehler

q~:3 Vi (I)

4 20 50 100 500 Exakt

0,132813 0,125313 0,125050 0,125013 0,125000 0,125000

6,25% 0,25% 0,04% 0,01%

0,171875 0,166875 0,166700 0,166675

0,00%

0,166667 0,166667

"A

2i (-V,,-3 + V,,_I)

(der rechte Randpunkl des Trägers ist jeweils der Punkt 11 - 2). Selbst bei grober Einleilung des Trägers ist die Genauigkeil für praktische Anforderungen mehr als ausreichend.

qol4

Fehler 3,125% 0,125% 0,020% 0,005% 0,000%

Abbildung 18.4: Absenkwlg und Biegewinkel am Trägerende

Andererseits hat die Biegelinie bei diesem einfachen Beispiel einen recht glatten Verlauf (ohne Wendepunkte), der sich besonders gut annähern lässt. Doch selbst bei komplizierteren Verläufen erhält man mitIlA = 100 im Allgemeinen sehr gule Ergebnisse (und es spricht ja nichts dagegen, bei der Computen'echnung IlA = 1000 zu wählen. siehe llinweis unlen). Es soll schon hier daranf hingewiesen werden. wie einfach Variantenreehnungen zu realisieren sind. Der Träger in Abbildung 18.5 ist znsätzlich durch ein Lager am rechten Rand (und damit statisch unbestimmt) gestützt. Bei einer Berechnung mit dem Differenzenverfahren ist (unabhängig von der Fcinheit der Diskretisierung) nur eine einzige Gleichung (die vorletzte) zu ändern. Die Querkraftrandbedingung wird durch folgende Gleichung ersetzt:

V,,-2 =

°

(Tl ist die Anzahl der Gleichungen, n - 2 der Randpunkt).

Abbildung 18.5: Varianlenreehnllngen sind besonders einfach:

Nur eine Gleichung muss geändert werden, um aus dem Träger des Beispiels 1 dieses statisch unbestimmte System zu machen

WWW - Mathematik für die Technische Mechanik - WWW Lineare Cleichllngssystellle auf der Inlernet-Site Mathematik/iir die Technische Mechallik (www.TM-Malhe.de) bietet ausführliche Infonnationen zur Lösung sehr großer Gleichungssysteme, siehe Seite 73.

279

18.1 Das Dirrerenzenverfahren

18.1.3 Biegelinie bei veränderlicher Biegesteifigkeit Die Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung bei veränderlicher Biegesteifigkeit 17,4

[EI(Z) v"(z)]" = q(z) wird in zwci Schrillcn in cinc Differenzcnglcichung übcrfiihrt. Zunächst wird dic 2. Ableitung der eckigen Klammer entsprechend 18.1 ersetzt:

1:2 {[EI

v"L, -2 [Elv"1. + [Elv"1.+,} = q;

Nun werden die 2. Ableitungen in den eckigen Klammern durch die gleiche Differenzenformel ersetzt, wobei beachtet werden muss, dass dies an drei verschiedenen Punkten geschieht und jeweils für diese Punkte die Nachbarpunkte in die Fnrmel eingehen: I

[E1v'l_, '" Eli-I h2 (Vi_2-2v;_1 +v; [Elv"1.

I

'" EI;

~ 11 2

'" EI;+I

-2

I h

(v'f - I -2v'I (v;

+v;,,-Il

-2v;_1 +V;"-2)

Es ergibt sich die Di[[erel/zengleichung der Biegelil/ie bei veräl/derlicher Bieges/eijigkei/:

1;_IV;_2- 2 (1;_1 +1;)v;_1 +(1;-1 +4/i +li+I )V;-2(1i+ I;+I)V;+1 +li+IV;+2

=

q;h4

E'

(18,4)

Bei den Schnillgrößen

Mb(Z) = -EI(z) v"(z) FQ(z) = M~(z) = - [E1(z) v"(z)]' muss nur bei der Querkraft das Ersetzen der Differenzialquotienten in zwei Schritten elfolgen, während sich rur das Biegemoment die gleiche Differenzenformel wie bei konstanter Biegestei· figkeil ergibt. Für die Querkraft errechnel man: 1

v"LI + [EI v"1.+,} -~ { - [Eli- I -.!, (Vi-2 + Vi)] + [Eli"-I ~ (V; 2h hh

FQ; '" - 2 " { - [El =

2Vi_1

2Vi"-l

+ Vi+2)] }

Dies wird nach den Verschiebungen geordnet, und man erhält die Dif[erel/zengleichungen der Schl/itlgrößel/ bei veräl/derlicher Bieges/eijigkei/: Mbi

Eli

= - 2 (Vi-I

"

-

2vj +Vj-J-I)

EI FQi = - 2h J (-1;-1 V;-2 +2/;-1 V;_I - (1;-1 -1;+1) v; - 2/;+1 V;+I +1;+1 Vi+2)

(18.5)

280

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

oe:> In die Differenzengleichungen für die Randpunkte und die Querkraft-Randbedingungen ge-

hen mit li-t bzw. li+t Werte für Punkte ein, die außerhalb des Trägers liegen. Da diese "Außenwerte" durch das Ersetzen der Ableitung der Funktion I(z) durch Differenzenformeln in die Rechnung hineinkommen, sind dafür die Wert.e einzusetzen, die sich bei Erweiterung des Definitionsbereichs der Funktion I(z) über die Randpunkte hinaus ergeben würden. oe:> Wenn bei sprunghafter Änderung der Biegesteifigkeit (z. B. bei abgesetzten Wellen) ein

Punkt des Differenzenschemas direkt auf der SprungsteIle liegt, nimmt man fw· diesen Punkt sinnvollerweise den arithmetischen Mittelwert der Biegesteifigkeiten der beiden Abschnitte (bei feiner Diskretisierung darf man auch einen der beiden Werte nehmen). oe:> Bei veränderlicher Bicgesteifigkeit ist es cmpfehlenswert, ein "Bezugs-Trägheitsmoment"

10 zu definieren und damit die Biegesteifigkeit für alle Punkte in der Form

(18.6)

Eli =)1i Elo

aufzuschreiben. Dann kann Elo aus allen Gleichungen ausgeklammert werden, und die Koeffizientenmatrix des Gleichungssystems bleibt dimensionslos. Ein wesentlicher Grund ftir diese Strategie ist die bei großen Gleichungssystemen wichtige Kondition der Kocffizientenmatrix (siehe www.TM-aktuell.de). Die Kondition würde von den im Allgemeinen stark unterschiedlichen Größenordnungen der Matrixelemente mit dem Eli und den wesentlich kleineren Matrixelementen in den Randbedingungszeilen ungünstig beeinflusst werden. Die typischen Zeilen mit

o

0

I -4

6-4

o

0 ... ,

die bei konstanter Biegesteifigkeit im Mittelleil der Matrix stehen, sind also durch ... 0 0 )1i-1

-2()1i-1 +)1;)

)1i-1 +4)1i+)1i+t

-2()1i+)1i+t)

)1i+1

0 0

...

zu ersetzen. Man sieht, dass der Fall konstanter Biegesteifigkeit (alle)1i = 1) als Sonderfall in den Differenzenformcln für veränderliche Biegesteifigkeit enthalten ist.

'e:> Aucb bei den Zeilen im Gleicbungssystem, die die Randbedingungen beschreiben, sollten die Biegesteifigkeiten entsprechend ersetzt werden. Empfohlen wird also die Verwendung der folgenden

DilTerenzenformeln für die Biegelinie bei veränderlicher ßiegestei.6gkeit: )1i-1Vi-2 -2 (/1i-1 + /1i)Vi-J + (/1i-1 +4/1i + /1i+1 Mbi

qi l14 )v; - 2(/1; + /1i+l) V,+I + /1i+1 V;+2 = - - . Elo

) Elo ( = -1,2 j.L;Vi_1 -2j. Li Vi+/1i l1i+1

Elo FQi = - 211 3 [-/1i-1 Vi-2 + 2 J.Li-1 Vi-I - (/1i-1 - /1i+l) Vi - 2/1i+ I "i+ 1+ /1i+ 1Vi+2]

mit

li

/1; = 10

(/0 ist ein beliebiges Bezugs-Trägheitsmoment). (18.7)

281

18.1 Das Dirrerenzenverfahren

I

Beispiel: I Der skizzierte Träger mit Rechteckquerschnitt (konstante Höhe, linear veränderliche Breite) ist nur durch sein Eigengewicht belastet. Mit dem Differenzenverfahren ist näherungsweise die Durchbiegung zu berechnen.

A = bB , E. Dichte p . bA Die mit einem Breitenverhältnis A = 2 berechneten Werte sollen ausgewertet werden.

bA

Gegeben:

,

Mit der linear veränderlichen Breite

[ bB - bA Z] b(Z)=bA+-/-Z=b A I+(A-l),

h /'

1

z

W

werden auch die Linienlast q(z) = pgftb(z) = qA [I

+ (A -

I)

7]

(Trapezlast, nebenstehende Skizze) und die Biegesteitigkeit E/(z) = E -.!..-ft 3b(z) = E/A [1

12

+ (A -

i):]I

linear veränderlich. Der Wert für die Biegesteifigkeit am linken Rand I 3 E/A = EID = E· 12ft bA

103

3

wird als Bezugsgröße verwendet. In der eckigen Klammer der Formel oben stehen also die für die Formeln 18.7 benötigten /l-Werte, die bei einer Einteilung des Trägers il1l1A Abschnitte und dem Punkt 3 als linkem Randpunkt auch in der Form

J.1; =

[1 +(A _I) i-3] I1A

aufgeschrieben werden körlllen. Damit kann das Gleichungssystem bei entsprechender Unterstützung durch die Software (siehe www.TM-aktuell.de) mit geringem Aufwand erzeugt werden.

Für eine (recht grobe) Einteilung des Trägers in nur "A = 100 Abschnitte (105 Gleichungen) wurden die Ergebnisse ermittelt, von denen nebenstehend eine kleine Auswahl im Vergleich mit der exakten Lösung angegeben ist. Es sind die dimensionslosen Verschiebungen V;, die noch mit dem

"tE,

Faktor der aus den Gleichungen ausgeklammert wurde, multipliziert werden müssen. Die Abweichungen von der exakten Lösung liegen deutlich unter 0,2%, die Ergebnisse können praktisch als exakt angesehen werden. Eine Rechnung mit einer feineren Unterteilung erührigt sich.

i

1 2 3 4 5 13 23 33 43 52 53 54 63 73 83 93 103

Vj

-0.000409445 -0.000204956 0.OOOOOOOOO 0.000204956 0.000409464 0.00 1981580 0.003606643 0.004657002 0005040644 0.004825657 0.004771756 0.004712320 0.003956104 0.002780082 0.00 1502345 0.000447305 0.OOOOOOOOO

Exakt

0.OOOOOOOOO

0.001980908 0.003605449 0.004655431 0.005038842 0.004769868 0.003954281 0.002778476 0.001501113 0.000446607 0.OOOOOOOOO

282

18 Computer·Verfahren für Biegeprobleme

Die Frage, woher denn die Werte der exakten Lösung kommen, ist übrigens durchaus berechtigt. Sie stammen aus der Auswertung der nachfolgend angegebenen exakten Biegelinie 2 , die (unter erheblichem Zeit- und Papieraufwand) durch Integration der Differenzialgleichung ermittelt wurdc. Von einer Nachahmung wird dringend abgeraten, das Nachempfindcn dcr numcrischen Lösung mit dem Differenzenverfahren wird allerdings nachdrücklich empfohlen.

EIA I ( Z)4 I ( Z)3 qAt4 Vexak,(Z) = 72 1-, - 9" 1-, - 36 (I

~12In2)

[j -7

29-361n2 ( Z)2 -2In2) 1-,

+ 72(1

(18.8)

D G t)] Z

+ ( 1+

In

+ 2

18.1.4 Vermeiden von Übergangsbedingungen Bisher wurden nur einfeldrige Träger betrachtet, die in I1A Abschnitte unterteilt wurden. wobei sich 11 = "A + 5 Stützpunkte (einschließlich der vier Außenpunkte) ergaben. Die jeweils zwei Randbcdingungcn wurden für die Randpunkte 3 bzw. 11- 2 fomluliert. Die analytische Lösung (Kapitel 17) wurde immer dann besonders aufwendig. wenn Diskontinuitäten (Unstetigkciten) in der Belastung (Einzel kräfte, Einzelmomente), Lagerung (Zwischenstützen. Federn) oder Biegesteifigkeit (abgesetzte Welle, Gelenk) auftraten. Dann musste "mehrfeldlig" gerechnet werden, wobei an den Übergangsstellen jeweils vier Übergangsbedingungen

fonnuliert werden mussten (vgl. Abschnitt 17.3 und Beispiel 3 im Abschnitt 17.5 auf Seite 265). Gerade für solche Probleme kann das Ditferenzenverfahren eine besondere Stärke ausspielen, indem die Unstetigkeiten auf eine endliche Breite (ein Feld der Schrittweite h) "verschmiert" werden. Nachfolgend werden die wichtigsten "Tricks" dieser Art zusammengestellt: ~

Eine Einzelkraft. die nicht am Trägerrand angreift (und dort über die Querkraft-Randbedingung zu elfassen ist), wird ZU einer Linienlast "verschmiert": Eine am Knoten i angreifende Kraft F; wU'd durch eine Linien]ast "

'" ,

Fj

q, =T, ersetzt (Abbildung 18.6), die mit einer Wirkungsbreite h Ueweils ~ links und rechts vom Punkt i) nur in die Gleichung für den Knoten i eingeht.

i+1

i

h

h

i-I

i+\

i

h

h

Abbildung 18.6: ..Verschmieren" einer Eiuzetkraft

Der Fehler, der dadurch in die Rechnung hineinkommt, ist vernachlässigbar, weil er in der Größenordnung des unvermeidbar beim Differenzenverfatu'en in Kauf genonunenen FehIcrs liegt und mit feinerer Untcl1cilung des Trägers kleiner wird (eigentlich ist ohnehin die Ei nzel kraft eine "künstliche" Größe, die in der Realität immer "verschmiert" angreift). 2Die Möglichkeit des Vergleichs mit einer exakten Lösung ist nalürlich eine seltene Ausnahme. Die exakte Biegetinie wurde hier auch deshalb angegeben. wu zu zeigen. wo man mit dem Versuch einer anaJytischen Lösung landet. wenn man vom Pfad der "akademischen Probleme·' auch nur leicht abweicht.

283

18.1 Das Dirrerenzenverfahren

oe:> Ein Einzelmoment M; am Punkt i wird erfasst, indem es vorher durch ein an den Punkten i-I und i + I angreifendes Kräftepaar ersetzt wird (die gewählten Vorzeichen gelten fUr ein

linksdrehendes Moment):

F:,'_I

Mi = -F:,'+I = 2/1

* - -q '" - -Mi qi-I i+1 - 2h Z

=}

oe:> Eine diskrete Feder am Punkt i bringt dort eine Einzelkraft Fej =

-CjVj

*

=>

qj

=

Fci

h

h i-I

-CjVi

= -/-,-

h

i+l

i

i

ein, Das Minuszeichen ist erforderlich, weil bei nach unten gerichteter positiver Verschiebung die Feder mit einer nach oben gerichteten Kraft (also entgegen der Richtung positiver Kräfte) reagiet1,

ci ~

Abbildung 18.7: Diskrete Feder

Auch diese Kraft wird verschmiert, qi kann allerdings nicht eillfach der rechten Seite der cntsprechcndcn Gleichung zugcschlagcn wcrden, weil dic noch unbekanntc Verschicbung Vi darin enthalten ist. Der von der Feder erzeugte Linienlastanteil wird deshalb als gesondener Anteil in die Differenzengleichung 18.7 eingesetzt (muss dabei mit multiplizien werdcn) und wird dann auf die linke Seite der Gleichung gebracht. Die entstehende Gleichung c;h 3

:;0

!li-I V;-2 -

2 (!li_1

+ p;) V;_I + (Pi-I +4p; + Pi+1 + ) V; E10 - 2 (Pi + Pi+l) Vi+1

+ Pi+1 Vi+2 =

q;h4

E10

zeigt, dass es eine ganz einfache Möglichkeit gibt, eine diskrcle Feder am Punkt i zu reali-

C; ::0

sieren: Zum Hauptdiagonalelement dieser Gleichung wird addiett. Eine andere Möglichkeit der Realisierung von diskreten Federn wird im Abschnitt 19.2.3 vorgestellt. Diese führt auf das gleiche Ergebnis wie die hier demonstrierte Variante. oe:> Eine vorgeschriebene Verschiebung (dem Punkt i wird eine Verschiebung

V, aufgezwungen) wird erfasst, indem im Gleichungssystem die i-tc Gleichung ersetzt wird durch

Vi

=

VI'

oe:> Eine starre Zwischenstütze ist nur ein Sonderfall der vor-

i-I

i

i+1

geschriebenen Verschiebung und wird dementsprechend durch

:is... '7'"

Vi=O

Abbildung 18.8: Zwischenstülzc

erfasst (man beachte die besondere Interpretation dieser Realisierung im Abschnitt 19.2.3). oe:> Ein Gelenk am Punkt i wird berücksichtigt, indem die Biegesteifigkeit für den Punkt i gleich

Null gesetzt wird, realisiert durch p;=O

Natlirlich müsscn (auch bci ansonsten konstanter Bicgcsteifigkeit) bei der Realisierung eines Gelenks durch diesen simplen Trick in jedem Fall die Differenzengleichungen ftir die Biegelinie bei veränderlicher Biegesteifigkeit 18.7 verwendet werden, weil neben der i-ten Glcichung auch jeweils cinc Gleichung davor und danach betroffen sind.

284

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

18.1.5 Einige spezielle Randbedingungen Nachfolgend werden einige typische Randbedingungen zusammengestellt, die gegebenenfalls auch kombiniert werden können.

<>

Am starr eingespannten linken Rand (punkt 3) sind Absenkung und Biegewinkel gleich Null:

V3 =0

,

'*

v) =0

-V2+V4 =0

h

Entsprechend gilt für den starr eingespannten rechten Rand (punkt 11 - 2): v~'_2 = 0

vll -2 = 0

.~

2

Abbildung 18.9: Starre Einspannungen am linken bzw. rechten

-v,,-3 + vn-l = 0

=>

h

Rand

oe:> Bei einem momentenfreien Lager (Fest- oder Loslager) sind Absenkung und Biegemoment gleich Null. Für ein momentenfreies Lager am linken Rand gilt:

V3=0

,

Mb3=0

'*

n-2

3

=:t

~ 4

2

V2-2v3+V4=0

h

n-3 h

h

~

. n-I

h

Entsprechend gilt für das momentenfreie Lager am Abbildung 18.10: Momenlenfreie rechten Rand (Punkt 11 - 2): Lager am linken bzw. rechten Rand vn

2

=0

l

Mb . n- 2 =0 => v,,-3

-2V,,_2+V,,_1

=0.

':> Am linken Rand angreifende Einzelkräfte und Einzelmomente müSsen mit den Sehn ittgrößen am linken Randpunkt 3 im Gleichgewicht sein:

234

h

h

h

5

h

Abbildung 18.11: Einzellasten am linken Rand

MhZ 113 V2- 2 113 V3+113 V4 = EIn -112 V j

<>

+ 2~12 V2 -

2Fh 3 EIn

(112 -!14 )V3 - 2!14 V4 +!14 V5 =

Am rechten Rand angreifende Einzelkräfte und Einzelmomente müssen mit den Schnillgrößen am rechten Randpunkt 11 - 2 im Gleichgewicht sein:

==.M~

n-4 h

n-2 h h

n h

Abbildung 18.12: Einzellasten am rechten Rand J.1n-2 v n-3 - 2J,ln-2 V n-2

-tl n-3 V,,-4 + 2J1n-3 Vn-3 -

(J..ln-3 - J1n-1

+ J.ln-2 vn-1

)V,,-2 - 2 J..l.1I-1 Vn-I

Mh 2 = - E10

+ J111-1 v" =

2Fh 3

---

EIn

285

18.1 Das Dirrerenzenverfahren

Q

Eine Federkraft ist proportional zur Absenkung. Bei einer Feder am linken Rand muss die Querkraft am Randpunkt 3 mit der Federkraft im Gleichgewicht sein:

h

h

h

2

h

3

4

5

ci Abbildung 18.13: Feder am linken Rand

Q

Bci einer Feder am rechten Rand muss die Querkraft am Randpunklll - 2 mit der Federkraft im Gleichgewicht sein: FQ,n-2

Q

+ CVn -2 =

0

h

h

n-4

h

n-2

=}

n

Abbildung 18.14: Feder am rechten Rand

h

Eine Drehfeder erzeugt ein Moment proportional zur ersten Ableitung der Verschiebung. Bei einer Drehfeder am linken Rand muss das Biegemomenl am R3Jldpunkt 3 mit dem Federmoment im Gleichgewicht sein:

(

h

h

3

4

5

ocrQ;t=o=

Abbildung 18.15: Drehfeder am linken Rand

2E~

h gilt bei einer Drehfeder am rechten Rand:

h 2

~h) 1l3+--

Q Entsprechend

h

n-4

V2-

h

2 1l3 V3+ (~h) 1l3--- V4=0 2E~

h

n-2

= .~7"

h

n

Abbildung 18.16: Drehfeder am rechten Rand

Das folgende Beispiel zeigt. wie am linken Rand die Querkraft-Bedingung für die Feder nach Abbildung 18.13 mit dcr Biegemoment-Bcdingung nach Abbildung 18.1 I kombiniert wird.

286

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

I

Beispiel: I_....;_ _ Für den skizzIerten Träger, mit dem im Abschnitt 17.5 die Realisierung unterschiedlicher Rand- und Übergangsbedingungen demonstriert wurde (Seite 266), sollen die Abscnkung des Gelenks und die Kraft in der Feder C2 berechnet werden.

11 = 1200mm 12 = 1300mrn

Eil =2,5kNm 2 Eh =5 kNm 2

..... CI

C2

50 Nimm = 250 Nimm

=

.....

.....

n-2

ic

3

F = 800N

ql = 1,3N/mm = 5 kNm

M = 250Nm

CT

Bei der Einteilung des Trägers in/lA Abschnitte sollte man darauf achten, dass ein Punkt mit dem Gelenk zusammenfallt, was bei den gegebenen Abmessungen bei jedem Vielfachen von 25 garantiert ist. Zunächst wird /lA = 25 gewählt, dann entstehen /l = 30 Gleichungen, die Schrittweite ist h = /J 'JA +h = 100 nun. Die Randpunkte haben die Nummern 3 bzw. /l - 2 = 28, das Gelenk liegt bei Punkt ic = 15. Als Bezugsbiegesteifigkeit wird (willkürlich) EIO = Eil gewählt, dann gilt:

lli=~=1 Ili = 0 lli=~=2

für

i=I ... ic-1

für für

i=ic+I ... TI

i = ic = 15

(i=I ... 14)

(Gelenk) (i=16 ... 30)

Als Linienlasten qi an den Stützpunkten gelten folgende Werte: qi = 0

t

für i = 3 ... ic - I

qi = für i = ic = 15 qi = {/I (i - icJ ~ für i = ic + I ... TI

-

(lastfreier linker Bereich) (verschmierte Einzelhaft) 2 (Dreieckslast im rechten Bereich i = 16 ... 28)

Damit stehen alle Größen für das Aufschreiben der Differenzengleichungen für die Innenpunkte 3 ... 11 - 2 (3 ... 28) nach 18.7 bereit. Abschließend wird das HauptdiagonaJelement der Gleichung für Punkt /lC = 15 (Angriffspunkt der Feder Cl) um cl terung zu Abbildung 18.7 auf Seite 283).

;;'J = 0, I vergrößert (siehe Erläu-

Die 4 Randbedingungsgleichungen können aus dem Katalog dieses Abschnitts (Seiten 284 und 285) zusammengestellt werden. An den Rändern gilt (mit III = 113 = 114 = I, Ill8 = 2): Vl - 2 V3 + V4 = -I V28 =

0

- VI

+ 2 V2 + 0, 04 V3 - 2 V4 + V5 - 4 V28 + 2,1 Vl9 = 0

= 0

J, 9 V27

Es ist also das folgende Gleichungssystem zu lösen, in dem nur die von Null verschiedenen Elemente angegeben sind. Man erkennt den regelmäßigen Aufbau der Koeffizienlenmatrix: Die beiden ersten bzw. letzten Gleichungen repräsentieren die Randbedingungen, ansonsten findet man im oberen Tcil (Ili = I) dic typischcn "I, -4, 6, -4, I "-Gleichungen, im unteren Teil wcgenIli = 2 entsprechend modifizierte Gleichungen. Nur die 3 Gleichungen im Mittelteil weichen wegen des Gelenks und der Feder von den übrigen Gleichungen ab. Die Feinheit der Diskrelisierung (Schrittweite h) stcckt in der rechten Seite in allen Elementen, in der Koeffizieillenmatrix

287

18.1 Das Dirrerenzenverfahren

nur in den vier Elementen, die von den Federn beeinflusst sind. Wenn man also von IlA = 25 auf IlA = 2500 übergeht, sind nur diese Elemente von der Änderung betroffen. Oie neu hinzukommenden Gleichungen haben alle den hier zu sehenden Aufbau: I I -2 -I -2 2 0,04 I I -4 I 6 -4 -4 6 -4 I

VI

-4

VI3

V2 V3 V4

6 -4 1 I -4 5 -2 0 I -2 3, I -4

VI4

2 0 -4 10 -8 2 2 -8 12 -8

VI5 VI6

2

2 -8

VI7

o o

1,9 -4 2, I "A

25 250 2500 Exakt

0 0 0,32 0,004 0,008

0,052

12 -8 2 I

Unter www.TM-aktuell.de findet man ein Matlab-Script, das dieses Gleichungssystem aufbaut und löst. Realisiert wird das natürlich nicht durch den Aufbau einer 30*30Matrix und des entsprechenden Vektors der rechten Seite, sondern für eine beliebige Oiskretisierung 1lA- Tn der nebenstehenden Tabelle sind einige Ergebnisse ZlIsammengestelit.

-I 0 0 0

[Olm] 4,9772 4,9826 4,9826 4.9826

VGeI.nk

Fc2 IN] 1244,3 1245,6 1245,7 1245.7

Schon bei "A = 25 (30 Gleichungen) sind die Ergebnisse ausreichend genau. Bei feinerer Oiskretisierung muss man schon mehr Stellen angeben, als im Ingenieur-Bereich im Allgemeinen sinnvoll sind, um überhaupt Unterschiede zur exakten Lösung zu erkennen.

WWW - Mathematik für die Technische Mechanik - WWW Dijferenzenve1"ahrell auf der Internet-Site Mathematik für die Technische Mechanik (www.TM-Mathe.de) bietet u. a. folgende Informationen:

• • • •

Skript "Das Oifferenzenverfaluen - kurze Einführung-" Einführungsbeispiel mit verschiedenen Strategien zur Lösung des Gleicbungssystems Matlab-Script als Vorlage für unterschiedliche Probleme Zahlreiche Beispiele zu folgenden Themen: Biegeträger, elastisch gebettete Träger, gekrümmte Träger, Biegeschwingungen gerader Träger, Knickstäbe, ...

288

18 Computer·Verfahren für Biegeprobleme

18.2 Der Biegeträger als finites Element Der im Kapitel 15 eingeführte Finite·Elemente·Algorithmus ist dort so allgemein beschrieben worden. dass er auf andere Problemklassen übertragen werden kann. wenn für ein zn definierendes finites Elemcnt der Zusammcnhang zwischen Element-Knotenlasten und ElementKnotenverschiebungen (Element-Steifigkeitsbeziehung) bekannt ist. In den folgcndcn Abschnittcn wcrden finite Elemente für Bicgeträgcr (unter Biegcmoment- und Querkraft-Belastung) und biegesteife Rabrnentragwerke (unter Biegemoment-, Querkraft- und Normalkraft-Belastung) entwickelt. Dabei wird ansschließlich auf die im Kapitel 17 behandelte Theorie der Biegeverformung znrückgegriffen.

18.2.1 Element-Steifigkeitsmatrix für Biegeträger Als finites Element wird ein Biegetrager der Länge I, mit der konstanten Biegesteifigkeit EI, definiert, der an den Knoten I und 2 durch die Element-Knotenlasten VI und MI bzw. V2 und M2 belastet ist (Abbildung 18.17). Die Knotenlasten werden entsprechend den Formalisierungsprinzipien der Finite-ElementeMethode an beiden Knoten mit gleichem Richtungssinn (nach oben bzw. linksdrehend) angetragen. Die Element-Knotenlasten sind nicht unabhängig voneinander (natlirlich müssen die Gleichgewichtsbedingungen am Element erfüllt sein). Sie verformen das Element, die Verformung wird durch die Element-Knotenverformungen Vt, !PI, V2 und f/J2 beschrieben, die mit den gleichen Richtungen wie die ElementKnotenlasten positiv definiert werden.

M,

M,

0=E=le=~

VI

~

_I ~

le

Abbildung 18.17: Finites Element und Knotenverformunge,n

Gesucht ist nun der Zusammenhang zwischen den Element-Knotenlasten und den ElementKnotenverformungen (Element-Steifigkeitsmatrix). Diese Aufgabe wird in zwei Schritten gelöst: Zunächst werden nur Knotenverformungen am Knoten I zugelassen (das Element wird am Knoten 2 eingespannt, Abbildung 18.18), und es wird nach den Belastungen gefragt, die diese Verformungen hervorrufen, anscWießend wird diese Prozedur für den Knoten 2 ausgeführt, um dann schließlich die beiden Falle zu überlagern. a) In der Zusammenstellung wichtiger Grundlastfälle für die

Biegeverformung im Abschnitt 17.4 findet man (Varianten e und i) die Formeln, nach denen die Verformungen VI und !Pt infolgc der Belastungen VI und M I aufgeschrieben werden können (Superposition beider Lastfjlle): VII; Vt

Md;

= 3 EI, - 2EI,

V/i !PI

= - 2 EI,

+

MI/~ EI,

Diese beiden Formeln werden nacb den Belastungen V, und M, umgestellt:

Abbildung

18.18:

mungen am Knoten 1

Verfor·

289

18.2 Der Biegelräger als finites Elemenl

12EI, 6Ele VI = -/-3-vl +rCPI e

-

6EI,

4 EI,

e

e

MI = r V I +-,-CPI

e

Aus Gleichgewichtsbedingungen gewinnt man Kraft und Moment an der Einspannung:

-

-

12EI,

6Ele

,

,

V2 =-V I = --/3-VI-rCPI

b) Auf gleichem Wege werden die Belastungen ermittelt, die die Verformungen des Knotens 2 erzeugen:

,

V2 =

,

M2 = -

12EI, -3-

le 6Ele

6EI,

V2 - - " -

I, 4EI,

- 2 - v2

" I;

'P2

+ - - 'P2 " 6 EI,

, , 12 EIe VI = -V2 = ---V2+ - - 'P2 ,

,

I;

6Ele

A

2EI,

Abbildung 18.19: Verformungen und BelasLUngen am Knoten 2

MI=-V2 /,-M2=- --V2+--'P2

I;

',-

Wenn die für die beiden Fälle a und b berechneten Belastungen gleichzeitig auf das Element aufgebracht werden (Addieren der Kräfte und Momente), dann rufen sie auch die Summe der unter a und b erzeugten Verformungen hervor (Abbildung 18.20):

Abbildung 18.20: Addilion der beiden Verfollllnngsfälle zur Veli'ormung des finilen Elements Die Addition der Knotenbelastungen der bei den Lastfälle entsprechend

VI = VI +VI V2 =

MI=MI+MI

V 2 +V2

M2=M2+ M 2

fuhrt zur Element-Sleifigkeitsbeziehung für den ebenen Biegeträger:

12

VI MI V2 M2

=

(~:),

6',

-12

61 e

VI

4';

-6/,

2/;

CPI

12

-61e

V2

4/;

'P2

symrn.

(18.9)

290

18 Computer·Verfahren für Biegeprobleme

oe:> Damit ist die theoretische Vorarbeit für die Berechnung des geraden Biegeträgers nach der

Finitc-Elemcnte-Methode geleistet. Die Elemente mit zwei Freiheitsgraden pro Knoten (Verschiebung und Biegewinkel) können· wie im Kapitel 15 beschrieben· zu Systemen zusammengcbaut wcrden. Wic im Kapitel 15 crläutcn, werdcn durch den EinspcichcrungsAlgorithmus, der unverändert übernommen werden kann, die Gleichgewichrsbedingungen

erfüllt. Der wesentliche Vorteil der Finite·Elemente·Strategieliegt darin, dass man sie ganz formal auf unterschiedliche Probleme übertragen kann. oe:> Bcim Einspcichcrn der Elcmcnt-StciAgkcitsmatrizcn in die Systcm-

Steifigkeitsmatrix werden jeweils 2*2-Untennatrizen übertragen (wie bei den Fachwerk-Elementen des Abschnitts 15.3). Im Gegensatz zu den Fachwerk-Elementen des Abschnitts 15.3 können mit den durch 18.9 beschriebenen Elementen jedoch nur gerade Biegeträger (fluchtende Elemente, keine Rahmen) berechnet werden.

I

I Beispiel: _ _ _ _ Für den skiZZierten Blegetrager soll die Berechnung der Velformung am Kraftangriffspunkt und des Biegewinkels am rechten Lager nach dem Finite-ElementeAlgorithmus demonstrien werden. Für das Element a sollen die Element-Knotenlasten berechnet werden. Gegeben:

1,2

1,1

[~]

2,1

2,2

V Eh I

Ib

1:

Elb Ib Ela ; Ä. = El =0,25; la; )1= T;, =0,5; F. a

Abbildung 18.21: FEM-Berechnungsmodell: 2 Elemente, 3 Knoten Die Abbildung 18.21 zeigt die Einteilung des Systems in zwei finite Elemente a und b und die drei von den Elementen gelösten Systemknoten I, 11 und lIl, auf die die äußeren Belastungen wirken (gegebene Kraft F und die Lagerreaktionen h MI und FIII ). Die Element-Steifigkeitsmatrizen für die Elemente a und b werden nach 18.9 aufgeschrieben (nebenstehend, bei K,> wurden die gegebenen Werte fur Ä. und )1 bereits eingearbeitet).

12 EI"

61a

-12

61 a

4/;

-61a

21;

12

-61a

Ka=y a

41;

symm.

24 Ela

Kb=y

61a

-24

61 a

21~

-6/"

1a2

24

-6/"

a symm.

2/~

Zur Erinnerung: Wenn die Element-Steifigkeitsmatrizen nach den Regeln aus dem Kapitel 15 in die System-Steifigkeitsmatrix und die äußeren Belastungen in den System-Belaswngsveklor eingespeichel1 werden, dann garantiert die Lösung des so entstehenden Gleichungssystems,

291

18.2 Der Biegelräger als finites Elemenl

• dass die Gleichgewichtsbedingungen an den Systemknoten erfullt sind und • die Knotenverformungen der an einem Knoten zusammenstoßenden Elemente kompatibel sind (die geometrischen Übergangsbedingungen werden erfullt). Die Zuordnung der Elementknoten zu den Systemknoten ist in diesem Fall besonders einfach: Element-Knoten Element a:

(1,2)

Element b:

(I ,2)

... ...

System-Knoten [ I,

...

"1

[11,1111

Die System-SteifigkeilSmatrix hat 6 Zeilen bzw. Spalten (3 Knoten mit je 2 Freiheitsgraden). Sie wird aus den Element-Steifigkeitsmattizen aufgebaut, indem die 2*2Untermatrizen entsprechend Abbildung 18.22 eingespeichert werden. Im Mittelbloek, zu dem beide Elemente einen Anteil liefern (am Knoten 11 stoßen beide Elemente zusammen) werden die Elementanteile addiert. Man erhält schließlich rolgende System-Steifigkeitsbeziehung:

12

61a

-12

41;

-61a

Ela

r

36

a

symm.

61a

21; 0 61;

Koinzidenzmatrix

I Ir] [11 111 fIlfIl

fIlIlI

;f [~] ;f [~b

JII

~

JjJ

b]

~

Abbildung 18.22: Systelll-Stcifigkeitsmatrix: Ziel positionen rur die Element-Steifigkeitsmau;zen

0 0 -24

0 0

V,

F,

!PI

M,

61a

VII

-61a

l(~

!Pli

24

-61a

V/li

F'II

2/;

!Pm

0

=

-F

0

Die äußere Kraft F wurde mit negativem Vorzeichen in den BelaslUngsvektor eingefügt. weil sie entgegen dem rür den Aufbau der Element-Steifigkeitsbeziehung gewählten Richtungssinn wirkt. Auf die Positionen 4 und 6 des Belastungsvektors wurden Nullen gesetzt, weil keine äußeren Momente an den Knoten 11 und 11 fangreifen. In der System-Steifigkeitsbeziehung sind die beiden Kräfte F, und Fm und das Moment M, und die drei gesuchten Knotenverformungen VII, !Pli und !pm unbekannt. Die Gleichungen 1,2 und 5 mit den unbekannten Belastungsgrößen werden zunächst aus dem Gleichungssystem herausgenommen. Gleichzeitig können die entsprechenden Spalten 1.2 und 5 der System-Steifigkeitsmatrix gestrichen werden, die ohnehin keinen Beitrag liefern, weil die zugehörigen Verschiebungsgrößen VI, !P, und V," den Wert Null haben (Einarbeiten der geometrischen Randbedingungen durch ,2eilen-Spalten-Streichen"). Die zu streichenden Zeilen und Spalten sind in der SystemSteifigkeitsbeziehung grau unterlegt. Es verbleibt das folgende Gleichungssystem:

36 VII 6 la VII

+

+

61a !pll/

+

I; !pm

+

2 I; !Pm

FI"!. Ela

o o

292

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

Wenn man die erste Gleichung durch I" und die beiden anderen Gleichungen durch I~ dividiert, findct man I" nur noch bei der Unbekannten VII, so dass man mit der neuen Unbekannten 1/; das GJeichungssystem aJlgemein lösen kann:

[ ::,] [-~~] 36

~I Fl~ o EI" ]

[

Fl,~ I80

EI"

({iJII

Mit dcn nun bekannten Verformungcn können aus dcn drci Gleichungcn, die aus der SystemSteifigkeitsbeziehung zunächst gestrichen wurden, die Lagerreaktionen F J, F III und MJ berechnet werden:

EI"I" [12·0+61,,·0-12· (-IlFl~) +61,,' (-6Fl~)] --= -8F I 80 EI" 180EI" 15 EI" [61,,·0+41,,·0-61,,· (-IIFI~) (-6FI~)] = 10Ff" 3 180EI" +21,,' J80EI" EI" [ -24· (-IIFI~) -61", (-6FI~) F{{{=- - - +24·0-61,,· (36FI;)] --= -7F 11 180E/" 180EI" 180EI" 15 Pt =

-3-

2

MJ=[f

2

Aus den Element-Steifigkeitsbeziehungen SÜld die Eiemem-Knotenbeiastungen fUr jedes Element zu ermitteln, was hier rur das Elemem a gezeigt wird. Die Elemem-Steifigkeitsmatrix wird mit dem Element- Verfonnungsvektor, der mit den bekannten bzw. berechneten Werten VI =

0

,

({iJ =

ll

0

VII = -

FI,;

6Fl;

180EI"

({ill =

-180EI"

bestückt wird, multipliziert: Via

MI" V21, M21,

EI"

r"

12

61"

-12

61"

0

61"

41~

-61"

21,~

0

-12

-61"

12

-61"

-111"

61"

21~

-61"

41~

-6

16 FI~ I 80 EI"

91" -16

F 30

71"

<:> Die Elemem-Knotenbelastungen entsprechen natürlich (mit Ausnahme des Vorzeichens) den Schniltgrößen FQ und Mb. So ist

Z.

B. das gerade berechnete

7 Mz" = 30

FI"

(Momem am Knoten 2 des Elements a) gleich dem Biegemoment an der Kraftangriffsstelle. Mit den errechneten Elemembelastungen VI" und MI" sind die Schnittgrößen am linken Elementrand und damit die Lagerreaktionen an der Einspannung bekannt. Letztere emsprechen erwartungsgemäß genau den oben bereits berechneten Werten für FJ und MI. oe:> Die errechneten Werte ftlr die Verformungen, Lagerreaktionen und Elementbelastungen sind

exakt, weil dic Biegetheorie von der Element-Steifigkeitsmatrix 18.9 exakt erfasst wird.

293

18.2 Der Biegclräger als finites Element

18.2.2 Element-Belastungen (Linienlasten) Die im Abschnitt 18.2.1 hergeleitete Element-Steifigkeitsbeziehung 18.9 gilt für Elemente, in die nur über die Knoten Kräfte eingeleitet werden. Um auch Linienlasten, die ja Element-Belastungen sind, erfassen zu können, wird ein Weg beschritten. der schon im Abschnitt 15.4 zur Erfassung von Temperatur- und AnJangsdehnungen diente: Die Element-Belasrungen werden auf statisch gleichwertige Knotenlasten reduziert, die dann den äußeren Belastungen zugeschlagen werden können. Diese Reduktion soll am Beispiel einer linear veränderlichen Linienlast demonstrielt werden. Ein Element einer Finite-Elemente-Strukrur ist durch eine Trapezlast belastet (Abbildung 18.23). die konsequenterweise in gleicher Richtung wie alle Elementkräfte (nach oben) positiv definiert wird. Das System soll nun wie skizziert durch zwei Systeme ("Beidseitig eingespannter Träger" + "Reduziertes System") so ersetzt werden, dass deren Summe (hinsichtlich der Verfomlllllgen und der Belastungen) mit dem OriginalSystem identisch ist. Der beidseitig eingespannte Träger. der die Linienlast tragen soll, gestattet keine Verformungen an den Knoten. allerdings wirken dort die Lagerreaktionen.

f

Abbildung 18.23: Originalsystem, ersetzt durch zwei Teilsysteme

Wenn die Summe der beiden Ersatzsysteme dem Originalsystem entsprechen soll. müssen die Lagerreaktionen des eingespannten Trägers durch entgegengesetzt gerichtete Belastungen am reduzierten System kompensiert werden. Mit diesen reduzierten Belastungen werden am reduzierten System alle Knotenverformungen korrekt ausgerechnet, weil das zu überlagernde Element ja keine Verformungen an diesen Punklen beiträgt. Den Element-Knotenlasten, die das reduzierte System liefert, sind allerdings für das Element, das die Linienlast trägt, die Lagerreaktionen der Einspannstellen (negative reduzierte Belastungen) zu überlagern. Man ermittelt die reduziet1en Belastungen am beidseitig eingespannten Träger (Abbildnng 18.24) nach der Theorie der Biegeverformung. Für den skizzierten Fall sind es die Ergebnisse des Beispiels 3 im Abschnitt 17.6 (Seite 270):

Abbildung 18.24: "Lagerreaklionen" inrolge Trapezlast

le FI, = 20 (7ql +3qz) (18.10)

le (3ql +7qz ) Fz, = 20

I; (2ql +3qz ) Mz, = - 60

Auf entsprechendem Wege könnte man für andere Element-Belastungen die reduzierten Belastungen ermitteln, im Allgemeinen kommt man aber mit den Formeln 18.10 aus, die als Sondernille die konstante Linienlast und die Dreieckslast enthalten. Für andere Verläufe bevorzugt der Praktiker meist eine stückweise Nähemng der tatsächlichen Belastungsfunktion durch Trapezlasten (Einteilung des Linienlastbereichs in mehrere finite Elemente).

294

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

Die wichtigste Schritte bei der Berücksichtigung von Linienlasten, die am nachfolgenden Beispiel noch einmal demonstriert werden, sind also:

.:> Die auf die Elemente wirkenden Linienlasten werden durch reduzierte Belastungen ersetzt, die als äußere Knotenlasten behandelt werden.

c:> Das System, das dann nur noch durch Einzelkräfte und Einzelmomente an den Knoten belastet ist, liefert bei der Berechnnng nach dem Finite-Elemente-Algorithmus die Knotenverformungen exakt.

e:> Bei der Berechnung der Element-Knotenbelastungen müssen für die Elemente, bei denen Linienlasten ersetzt wurden, die reduzierten Belastungen subtrahiert werden. Für diese Elemente verwendet man die nachfolgende Beziehung 18.11. Erweiterte Element-Steifigkeitsbeziehung für den ebenen Biegeträger: 12

VI M, V2

=

(~:),

61,

~12

61,

VI

F 1r

411

-61,

2(/

(fl,

Mir

12

-61,

V2

F2r

4/;

q>z

M2r

symm.

M2

I

Beispiel: I_____ Flir den Btegetr"ger des Belsptels aus dem vorigen Abschnitt sollen mit der nebenstehend skizzierten Belastung alle Knotenverformungen und die ElementKnotenlasten des Elements CI berechnet werden. Gegeben:

(18.11 )

/

'I' I , , , , 1 , , ,

qo

Elb Ib Ela ; .1..=-=0,25; la; P.=-I =0,5; qo· Ela a

Die Linienlast am Element CI wird nach 18.10 durch reduzierte Belastungen an den Elementknoten ersetzt (negative Vorzeichen, weil die Linienlast in diesem Beispiel nach unten gerichtet ist): F 1ra

I

F2ra

- 2 qol" I

Mim

-M2ra

,

-T2qOI,/

Da die Abmessungen und Biegcsteifigkciten mit denen des Beispiels aus dem vorigen Abschnitt übereinstimmen, können die Elemenl-Sleifigkcilsmarrizcn und die System-Steifigkeitsmarrix ungeändert übernommen werden. Im (nebenstehend zu sehenden) System-Belastungsvektor tauchen nun allerdings die reduzielten Knotenlasten auf den Positionen der Systemknoten I und IJ auf.

~ -1qOla Mj

-12 qOI;,

-1qOla I I';; T2!fO FIII

°

Systcm-Belastuogsvcktor

295

18.2 Der Biegelräger als finites Elemenl

Man beachte, dass am Knoten I die reduzierten Belastungen zusätzlich zu den Lagerreaktionen ri und MI auftauchen. Zwar werden diese Gleichungen bei der Verformungsberechnung zunächst gestrichen, bei einer anschließenden Berechnung der Lagerreaktionen mit diesen Gleichungen müssten dicse Anteilc berücksichtigt werdcn. Nach dem Einarbeiten der geometrischen Randbedingungen durch "Zeilen-Spalten-Streichen" verbleibt ein Gleichungssystcm wie im Beispiel des vorigen Abschnitt, das sich von diesem nur durch die geänderte rechte Seite unterscheidet:

36 VI/

+

6/"VII

I~lpll

+

61" Ipll/

+

I~lpll/

+

21~lpll/

_ qol~

2 EI" qol~ 12EI" 0

Wcnn man wicder die erste Gleichung durch I" und die beiden anderen Gleichungen durch I;; dividiert, findet man I" nur noch bei der Unbekannten VI/, so dass man mit der neuen Unbckannten 7/; das Gleichungssystem allgemein lösen kann: VII

la

-1 ] = [

~

qol~ 36Ela

Die Element-Knotenbelastungen für das Element a müssen hier mit der erweitel1en ElcmentSleifigkeitsbeziehung ermittelt werden. Der Element-Verformungsvektor wird mit den bekannten bzw. berechneten Werten qOI~ V/ = 0 Ipll = 0 VII = - 36EI" bestückt und in die erweiterte Element-Steifigkeitsbeziehung eingesetzt: VI II M!a V 2a

Mz"

EI"

r"

12

61" -12

6/"

0

61"

41~ -61"

21;'

0

12 -61"

-I

-12 -61" 6/"

21;' -61"

41;'

0

-6 qOI~

--36EI"

10

-I"

qOla

31"

qOI"

-6

12

2

12

L"

la

oe:> Hier soll noch einmal auf die konsequent gehandhabte Vorzeichen-Regelung aufmerksam

gemacht werden: Sämtliche Kräfte und Verschiebungen wurden positiv nach oben definiert, die Momente und Winkel sind linksdrehend positiv. Dies gilt für die äußere Belastung der Knoten (Einzel kräfte bzw. -momente) und der Elemente (Linien lasten) ebenso wie für die Ergebnisse (Knotenverformungen, Element-Knotenbelastungen, Lagerreaktionen). Diese Aussage gilt für die Formuliemng der Theorie. Den Progranunierern von FEM-Programmen ist es natürlich freigestellt, für die Eingabe über die Benutzeroberfläche der Software Vorzeichen regelungen zu treffen, die den Konventionen entsprechen, die dem Anwender vertraut sind (z. B. für Biegeträger: Kräfte und Verschiebungen positiv nach unten).

296

18 Computer·Verfahren für Biegeprobleme

18.2.3 Exakte Lösungen, Näherungslösungen Auch wenn es bisher nicht so aussah: Die MeThode der finiTen ElemenTe iST ein Näherungsver· Jahren. Alle Bcispiele il11 Kapitel 15 und im Abschnitt 18.2 lieferten allerdings Ergcbnisse. die im Rahmen der klassischen Theorien (ebene Fachwerke bzw. ebene Biegeträger) exakt waren. Am Biegeträger lässt sich sehr schön demonstrieren, wo die Grenzen für die exakte Lösung sind. Als bei der Herleitung der Element-Stei r>gkeitsbeziehung (Abschnitt 18.2. I) die Frage beantwortet wurde, welche Knotenkräfte die Knotenverformungen Vt,
(18.12) Abbildung 18.25: ::'1

.~,:,ltC:'.1n,,:,lt

v,. 'Pt. V2, 'P2

T-:t~lrl

'>li,:, tl ..., ",,(11_

"0,"," TM Ill.·'

1~tl' <j ...

Statisch unbestimmte gerade Biegetrager (FEM) Knoten, Stabe. Lager, Krane, Raster.

Knoten· Elemente

KncteovetlorlftJl'"lgM

Zeiche""acoo

-~"' ,.

1

110 100

M' F..,... , C"

00

~.I'Il.der,cT·

00

a

. J'

~

,.

"phl • 00

R

I,

------------ --------- -

ph ... r~(RN)·

"'.0><. O.Qe1121:'34 b., >I. ,

~enk'>

;1

E,n.gllbe Knot...

B
11

[ Fenstc<

1

Zetchnoog

O.......

O::POQ

I

wmin" 0

b.i ><- 0

FQ1R·0.5333333 Mb2\. " 0 2333333

F02l· -0.(66666 Mb2R. 0 f02R -·0466666

b.i.- 0

,.!'t

l~reaktionen

I

fI - 05333333

I,

I

1

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ph3" -0.2

MblL'O -0_3 f01L-OS333333 MblR·02333333

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I

I

M1 .0.3 f3-04666666

JFOm.rx["' 0.5333333

Abbildung 18.26: Programm :,Gerade Biegeträger", zu finden unter www.TM-interaktiv.de

297

18.2 Der Biegelräger als finites Elemenl

Wenn sich die Verformungen aller Elemente mit dieser Funktion beschreiben lassen, ist das Ergebnis exakt. Mit dem Programm "Gerade Biegeträger'" (steht unter www.TM-interaktiv.de zur interaktiven Nutzung zur Verfügung) soll demonstriert werden, was zu tun ist (und was von der Software bereits getan werden konnte), um für die Fälle, bei denen sich die Verformung nicht mehr durch die Biegelinie 18.12 beschreiben lässt, eine ausreichende Genauigkeit zu bekommen. Die Abbildung J8.26 zeigt die Berechnung des Biegeträgers aus dem Abschnitt 18.2.1 (Seite 290). Die Ergebnisse sind erwartungsgemäß exakt, weil die Verformung der beiden lastfreien Elemente mit 18.12 beschrieben werden kann. Aus dem gleichen Grund dalf man auch auf die grafische Darstellung der Biegelinie (Verformungen innerhalb der Elemente) und die Angabe der maximalen Durchbiegung vertrauen. Die Aussage des letzten Satzes gilt nicht mehr für das Beispiel aus dem Abschnitt 18.2.2 (Abbildung 18.27), weil bei der Herleitung der reduzierten Lasten, die die Linienlast für die FEM-Reehnung ersetzen, gezeigt wurde, dass dann mit dem FEM-Algorithmus nur noch die Knotenverfonnungen exakt berechnet werden.

Abbildung 18.27: Verformungen des

Aber dieser Mangel kann geheilt werden:

linken Elements können nicht mehr allein nach 18.12 berechnet werden

Das Originalsystem setzt sich nach Abbildung .18.23 auf Seite 293 aus dem reduzierten System und einem beidseitig eingespannten Träger zusammen. Den nach 18.12 berechneten Verformungen innerhalb eines Elements müssen die Verformungen des beidseitig eingespannten Trägers unter der entsprechenden Linienlast überlagert werden. Das Programm "Gerade Biegeträger" unter www.TM-interaktiv.de führt diese Nachbesserung der FEM-Bereehnung automatisch aus, so dass auch die Verformungen von Elementen mit linear veränderljeher Linienlast (Trapezlast) exakt ausgegeben werden. Weil es auch die uJ1terschiedlichsten Lager (einschließlich Feder und Drehfeder) und Gelenke exakt erfasst, liefert sogar das System, dessen Ergebnis in Abbildung J8.28 gezeigt wird, exakte Werte im Sinne der klassischen Biegetheorie. Dies ist für dieses System ausnahmsweise überprüfbar, weil dieser Träger im Abschnitt 17.5 (Seite 265) mit einiger Mühe durch Integration der Biegelinie berechnet wurde. Fazit: Exakt werden folgende Eigenschaften des Biegeträgers erfasst bzw. durch Nachbesserung korrigiert: Stückweise konstante Biegesteifigkeiten, starre Einspannungen. momentenfreie Lager, lineare Federn und Drehfedern, Gelenke, Einzelkräfte, EinzeImomente und linear veränderliche Linienlasten.

~enverfOfIl'oUl'"ol}efl'

v1 • _4 166666 phi1 "Q.04762439 ptQ. -0.0123756 v2 ·4.982'613 phi2-000477601

""

800

1200

1800

vmin • A.1Meee b.i x" 0

24""

'" • 0 phi3--0.011S301

F1 "-208 33333 F2-124S.6532 FJ - 607.6801 M3 - -57650 78

Abbildung 18.28: Biegeträger des Beispiels 3 aus Abschniu 17.5

298

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

Nicht exakt zu erfassen sind kontinuierlich veränderliche Biegesteifigkeiten. Der nur durch sein Eigengewicht belastete Keil (Abbildung 18.29) ist ein Beispiel dafür. Im Abschnitt 18. 1.3 wurde die Biegeverformung mit Hilfe des Differenzenverfahrens berechnet (Seite 281). Dort findet man auch den Grund dafür, warum die FiniteElemente-Methode für solche Aufgaben keine exakten Lösungen liefern kann: Die auf Seite 282 als Funktion 18.8 angegebene exakte Lösung enthält u. a. die Funktion des natürlichen Logarithmus. Obwohl die Biegesteifigkeit nur linear veränderlich ist, darf man formulieren, dass keine für die Finite-Elemente-Theorie praktikable Verformungsfunktion eine solche Biegelinie exakt nachbilden kann. Es gibt auch keine Chance zur Nachbesserung. Aber genau für solche Probleme kann die Methode der finiten Elemente ihre eigentliche Stärke als Näherungsverfahren ausspielen. Für die Biegeträger-Probleme heißt das z. B.: Es wird weiter mit stückweise konstanter Biegesteifigkeit gearbeitet, aber mit möglichst vielen Abschnitten.

Abbildung

18.29:

Kontinuierlich

veränderliche Bicgeslcifigkeit kann nur näherungsweise elfassl werden.

Das Programm "Gerade Biegeträger" unter www.TM-interaktiv.de unterteilt automatisch (der Benutzer merkt es nicht) einen Träger mit kontinuierlich veränderlichem Querschnitt in 500 Elemente mit stückweise konstanter Biegesteifigkeit. Das Ergebnis ftirden keilfönnigen Träger siebt man in Abbildung 18.30: Ein Vergleich mit der exakten Lösung bestätigt alle ausgegebenen Steilen der Ergebnisse, und das gi It auch für Ort und Größe von V max (und wer es nicht glaubt, kann sicb ja mal eine Extremwertberechnung für die Funktion J8.8 antun). Knotenverformungen: v1

= 0

phi1 = 0.02049576 v2 = 0.00476987 phi2 = -0.0056694 v3 = 0 phi3 = 0

o

0.5

Biegelinie

~ vmax = 0.0050405 bei x::: 0.407117

vmin

=0

Lagerreaktionen: F1 = 0.4576583 F3 = 1.0423418 M3 = -0.2090084

bei x = 0

Abbildung 18.30: Kontinuierlich veränderliche Biegesteifigkeit, scheinbar exakte Erge,bnisse

299

18.2 Der Biegclräger als finites Element

18.2.4 Biegesteife Rahmentragwerke Biegesteife Rahmefltragwerke (Abbildung 18.31) bestehen aus geraden Trägern, die an den Ecken biegesteif miteinander verbunden sind, so dass auch Biegemomente übertragen werden können (im Gegensatz zu den Fachwerken. deren Stäbe nur über Gelenke verbunden sind). Für einen einzelnen Träger eines Rahmens können die Biegevelformung und die Längenänderung infolge der Normalkräfte (umer Voraussetzung kleiner Verformungen, Theorie J. Ordnung) unabhängig voneinander berechnet werden (behandelt in den Kapiteln 14 bzw. 17). An den Ecken allerdings werden aus Biegeverformungen des einen Trägers (zumindest teilweise) Längsverformungen des anderen Trägers.

Abbildung 18.31: Rah· men sind an den Ecken l. B.

fest verschweißt, ver-

schraubt, durch Knotell-

bleche versteift. ...

Die Gleichgewichtsbedingungen müssen an den Ecken rur die Normal- und Querkräfte insgesamt erfüllt sein (an einer rechtwinkligen unbelasteten Ecke wird zum Beispiel aus der Querkraft des einen Trägers die Normalkraft des anderen Trägers und umgekehrt). Als finites Elemem wird zunächst ein aus dem Rahmen herausgeschnittener Träger behandelt, der nur durch die Knotenlasten (Kräfte in Längs- und Querrichtung und Momente) belastet ist und dadurch verformt wird. Die Verformung wird durch die KJlotenversehiebungen in Längs- bzw. QuerrichlUng und die Biegewinkel an den Knoten beschrieben. Die Belastungsund Verformungsgrößen an beiden Knoten werden mit gleichen Richtungen positiv definiert.

~

M,

u

~'[u2

MI

-- \l

r~

2

V

VI

Abbildung J8.32: Finites Rah· menelemenL

Der Zusammenhang zwischen den Kräften in Längsrichtung nnd den entsprechenden Knotenverschiebungen ist mit Gleichung 15.3 (Seite 197) für den durch Normalkräfte belasteten Stab gegeben. der Zusammenhang zwischen den Kräften in Querricbttmg und den Momenten einerseits und den zugehörigen Verformungen andererseits wird durch die Elemem-Steifigkeitsmatrix für den Biegeträger 18.9 (Seite 289) hergestellt. Beide Gleichungen werden nun zur ElementSteifigkeitsbeziehung für das Rahmenelement zusammengefasst:

( A;2) e

ÜI

VI Mt Ü2

=

(~:)

0

0

-(An,

0

0

12

61e

0

-12

61e

VI

41i

0

-61e

21;


C:

e

V2 M2 sym1l1.

2 )e

0

0

12

-61e

iil

ii2 V2

41i

'P2

(18.13)

300

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

In der Form 18.13 ist die Element-Steifigkeitsmatrix flir den Fillite-Elemente-Algorithmus nicht brauchbar, da die Knotenkräfte und die Knotenverschiebungen der angrenzenden Elemente andere Richtungen hätten. Diese werden deshalb auf ein für alle Elemente gültiges globales Koordinatensystem transformiert (Abbildung 18.33). Das finite Rahmenelement ist zur xAchsc des globalen Koordinatensystems um dcn Winkcl a gedreht. Momente und Winkel brauchen nicht transformiert zu werden, weil sie um eine Achse senkrecht zur Zeichenebene drehen.

Abbildung

18.33:

Elemcnt-

Knotenlasten, bezogen auf das

globale Koordinatensystem

Die Knotenverschiebungen in Längs- bzw. Querrichtung, wie sie in 18.13 verwendet wurden_ setzen sich aus den Verschiebungen "1 und VI (in Richtung der globalen Koordinatenachsen) folgendermaßen zusammen (Abbildung 18.34): UI =

/licosa+vlsina

VI = -/lI sin a + VI cosa

'PI =

(18.14)

f/ll

Die hier für den Knoten I aufgeschriebenen Transformationen gelten in gleicher Form auch für den Knoten 2.

Abbildung 18.34: Transformation der KnOlenverschiebungen

VI "t2VIC~I:ine< _

Aus der Abbildung 18.35 kann abgelesen werden, wie sich die in Richtung der globalen Koordinatenachsen wirkenden Kräfte VI und Vt aus den in Längs- bzw. Querrichtung des Elements wirkenden Kräften zusammensetzen: Vt =Ülcosa-Vlsina

cx

cx ~

Vt =Ülsina+Vlcosa

UI

sin cx

(18.15)

Abbildung 18.35: Transfor-

MI=M t

mation der Knoten-Belastun-

Auch hier gelten analoge Beziehungen für den Knoten 2.

gen

Diese Transformationsbeziehungen werden genutzt, um aus 18.13 die Element-Steifigkeitsbeziehung für ein Rahmenelement herzuleiten, dessen Belastungs- und Ve,formungsgrößen sich auf das globale Koordinatensystem beziehen. Dies soll hier nur an einer Gleichung exemplarisch dargestellt werden. Nach 18.15 errechnet sich VI aus zwei Anteilen, die sich in den ersten beiden Zeilen von 18.13 finden, wobei die Verschiebungen schließlich noch durch 18.14 ersetzt werden: VI = Üt cosa - VI sina

(~:), (12 VI +6/,'Pt -

=

(Et), (ÜI - ih)cosa -

=

(~A), [(UI cosa + VI sin a) -

-

(~:), [12( -UI sina + VI cosa) + 6/,(. .. ) -

12v2 +6/,ch) sin a

("2cosa + v2sina)lcosa 12 (... ) +6/,(. .. )1 sin a

301

18.2 Der Biegelräger als finites Elemenl

Auf die gleiche Weise entstehen fünf weitere Gleichungen, die mit der für VI entwickelten Gleichung zusammengefasst werden zur

Elemenl-Sleifigkeitsbeziehung für ein Rahmenelement:

VI

,,\

VI

VI

Mt

Vz Vz

=

(~:),

Ktl [ Kfz

Klz Kn

]

'P\

( 18.16)

112

Vz

M2


mit den Untermatrizen -12s2 - ßc 2 -(ß - 12)sc

12s2+ßcZ (ß - 12)sc

12c2+ßs2

K I1 =

[

symm

12s2 + ßc2 (ß - 12)sc 12c2 + ßs2

K22=

[

'!'yrnm.

K 2= ' [

-(ß-12)sc -12c2 -ß s2 61,s

-6l,c

und den Abkürzungen

ß=(A: )e 2

c=cosa, s=sina,

Auch hier werden Elementbelastungen durch äquivalente Knotenlasten ersetzt und den äußeren Belastungen zugeschlagen. Dafür werden folgende Vereinbarungen getroffen:

<>

Für Linienlasten, die senkrecht zum Element wirken, wird cine Vorzeichenregel vereinbart: Bei Fortschreiten vom ersten zum zwciten EJementknoten zeigcn die Pfeilspitzen positiver Linienlasten nach links. Die reduzierten Knotenlasten für eine linear veränderliche Linienlast (Trapezlast) können dann durch Zerlcgung der mit 18.10 gegebenen Belastungen in Komponenten in Richtung der Achsen des globalen Koordinatensystems gewonnen werden.

<>

AnfangsdelUlungen und Temperaturdehnungen werden wie im Abschnill 15.4 durch die KnOlenkräfte 15. IOcrsetzt, die rür das Rahmenelement auf die Positionen der Kräfte gesetzt werden (Abbildung 18.36), Momente entstehen durch diese Belastungen nicht.

= Abbildung 18.36: Rcduzierte Knolenlasten infolge Linienlas!. Temperatur- und Anfangsdebnung

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

302

Die erweiTerre Element-STeifigkeitsbeziehullg jür das Rahmellelemenl kann dann in der Form VI

UI

F1xr

VI

VI

F ly ,

'Pt

MI,

U2

Fix,

V2

V2

F2yr

M2

'P2

M2,

M, U2

=

(~:),

KII

KI2

[ Kf2

K22

]

(18.17)

mit

1

-EA,(a,ßT+€o),cosa- 2~ (7ql +3{I2)sina 1 -EA,(IX,ßT + €o), sina + 2~ (7 ql + 3q2)COS a

IZ 6~ (3ql +2q2) EA,(a,ßT +€o),cosa -

~~ (3q, + 7q2)sina

( 18.18)

. I. (3ql +7q2 ) cosa EA.(a,ßT+€o ),sma+ 20 [2

- 6~ (2clt

+ 3q2)

aufgeschrieben werden. Nach der Ycrformungsberechnung am System können bei dann bekannten Knotenverformungen die Element-Knotenbelastungen nach 18.16 oder 18.17 ermittelt werden, deren Richtungen sicb auf das globale Koordinatensystem beziehen. Deshalb iSI es vielfach wiinschenswert, diese wieder in die "normalen" Schnillgrößen umzuwandeln. Aus der nachfolgenden Skizze abzulesen sind die

Schnittgrößen für ein Rabmenelement: FNI =-U,cosa-Vlsina FQI = -V, sina + VI eosa

Mb' =-M, Fm =

Vzeosa + Vzsin a

FQz =

Uzsina - V2cosa

Mb2 =

Mz

( 18.19)

303

18.2 Der Biegelräger als finites Elemenl

I

Beispiel:

I

F ~

Für den skizzierten Rahmen sind die Verformungsgrößen und die Schnittgrößen an der Kraftangriffsstelle und an der Rahmenecke zu berechnen. Gegeben:

I; F; EI;

ß=

\,

1

~

,,-

-l-

,I

• "\ Ci a '

Ci a

~, 11 iI

11,

A/ z

-1- = 104

;

Cl"

= 45° .

Wegen der Symmetrie (Abmessungen, Lagerung, Belastung) braucht nur eine Hälfte des Rahmens betrachtet zu werden, so dass das System nur in zwei finite Elemente unterteilt werden a muss. Entsprechend Abbildung 18.37 ist eine Syrnmetriehälfte durch die Kraft ~ belastet. Dic geometrischen SymmcttiebcdinJ gungen (verhinderte Verschiebung in horizontaler Richtung und horizontale Tangente der Biegelinie im Symmetrieschniu) werAbbildung 18.37: Berechnungsden durch eine entsprechende Lagerung simuliert. modell: Symmerriehälfte Für die beiden Elemente a und b können die Element-Steifigkeitsmatrizen nach 18.16 mit den folgenden Untermatrizen aufgeschrieben werden:

4994 K

" IL

= [ 5006

5006

4/ z

symm

K IZ ." =

[=~:: 3J21

-4994 -5006 -3

J2/

4994 K22a = [

5006 symm

-3 J21 ] 3J21

5006

-3 J2/]

3J21

K I 2.h=

2/ z

3J21 ] -3 J21 4l z

Beim Aufbau der System-Steifigkeitsmatrix. die die neun Verformungsgrößen an den drei Knoten mit den zugehörigen Belastungsgrößen verknüpfl, werden jeweilS diese 3*3-Untermatrizen eingespeichert, entsprechend der einfachen Topologie des Systems wie nebenstehend angegeben.

Kri,,, EI

/3

KIZ,u

K Z2,a +Kii,h

[

symtll.

K

~2'b

]

KZZ,b

9*9-System-Steitigkeitsmatrix

Fünf Knoteuverformungen sind durch die Lagerung behindert (L1I, 1'1 und ({!I an der Einspannung und L1111 und ({!III im Symmetrieschnitt). Nach Streichen der entsprechenden Zeilen und Spalten I, 2, 3, 7 und 9 (Einarbeiten der geometrischen Randbedingungen durch "Zeilen-SpaltenStreichen") verbleibt das folgende Gleichungssystem (es wurde wieder der auf Seite 292 beschriebene kleine Trick angewendet, der dimensionslose Matrixelemente erzeugt):

304

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

Ull

15006

4994

3V2

0

5018

6-3V2

-12

8

-6

FI 2

0

-

EI

0

rp"

12

symm.

0

1

v"

-0.5

VIII

Für den Vektor der äußeren Knotenbelastungen (rechte Seite des Gleichungssystems) lieferte nur die Kraft ~ am Knoten III einen Anteil (negativ, weil nach unten gerichtet), weil der Knoten 11 unbelastet ist. Die nebenstehend angegebene Lösung zeigt, dass sich die Rahmenecke (im Vergleich zum Kraftangriffspunkt) kaum verschiebt (www.TM-aktuell.de). Dies liegt daran. dass nur durch Längenänderung der Elemente eine Verschiebung dieses Punktes möglich ist, während sich der Kraftangriffspunkt im Wesentlichen infolge der Biegeverformung verschiebt.

UI/

1

v"

0,00009227 -0,00023454

F/2

-0,05027731

EI

-0,06703986

Die Berechnung der Element-KnOlenkräfte soll für das Element b demonstriert werden. Die bereits formulierten Untenmllrizen der Element-Steifigkeitsmatrix und die nun bekannten Knotenverformungen der Knoten 11 und 111 werden in 18. 16 ei ngesetzt:

0 -10000

VI

10000

0

Vt

0

12

61

61

4/ 2

MI

0

EI

r

V2

-10000

V2 M2

0

0.000092271

0 -12

61

-0,000234541

0 -61

21 2

-0,05027731

F/2 -

0

0

10000

0

0

0 -12

-61

0

12

-61

-0,067039861

61

2/ 2

0 -61

41 2

0

0

b

0

0

EI

Dic Element-Knotcnkräftc, die sich aus dieser Matrizenmultiplikation ergeben, stimmen rur das Element b bis auf die Vorzeichen mit den Schnittgrößen an den Elementknoten, die nach 18.19 berechnet werden, überein: V,

0,9227

FNJ

-0,9227

Vt

0,5000

rQt

0,5000

MI

0.19971

Mbt

-0,19971

F

V2

-0,9227

Ff'2

-0,9227

V2

-0,5000

FQ2

0,5000

M2

b

0,30031

M b2

b

0,30031

F

18.3 Aufgaben

305

18.3 Aufgaben

I

Allfgabe 18.1: I_..;..; -" Für den skIzzIerten zweifach statisch unbestimmt gelagerten Träger mit konstanter Biegesteifigkeit EI ist die Ourchbiegung näherungsweise mit dem Oifferenzenverfahren zu bestimmen.

~A

lp

~qr BK

1I4

EI

l!4

C

A

l!2

Gegeben: 1=600null; F=960N; q,=0,8Nlrnm; EI=2·10 7 Nmm 2 . a) Für die modifizierte Aufgabe mit F = 0 (nur Belastung durch Linienlast) sind Ort und Grö-

ße der maximalen Ourchbiegung (Seite 272) zu vergleichen.

Zll

bestimmen und mit den Ergebnissen der Aufgabe 17.5

b) Beide Rechnungen sind mit der Finite-Elemente-Methode zu iiberprüfcn 3 .

I.

..

. . . .

Allfgabe 18.2: I_..;..; -" Fur den skiZZIerten Blegetrager sllld mit Hilfe des Oifferenzenverfahrens die Biegelinie und die Verläufe von Biegemoment und Querkraft zu berechnen. Gegeben:

J"

I, F, I, E = konst.

1 5

I

5

21 K l

5

jF'

I

I

21 5

Für das statisch bestimmte System sind die Sebnittgrößen am mittleren Lager problemlos exakt zu berechnen. Man vergleiche diese Werte mit den Näherungswerten, die das Differenzenverfahren liefert. Oie Absenkungen der Kraftangriffspunkte sind mit der Finite-Elemente-Methode zu überprüfen) .

I Allfgabe 18.3:

I

Für den skizzierten

Biegeträger sind mit Hilfe des Oifferenzenverfahrens die Biegelinie und die Verläufe von Biegemoment und Querkraft zu berecbnen.

-a

Gegeben:

b

C

-

a = 150mm; b = lOOmm; Eil = 3.109 Nmm2 ; CI = 8 kN/mm c=200ml11; d=300mm; Eh=6·109 Nmm2 ; q=0,4kN/mm e = lOOmm; f = 200mm; EI3 = 2· 109Nmm2 ; Cr = 180 kNm Die Ergebnisse sind mit der Finite-Elemente-Methode zu überprüfen] 3

Nurzung eines geeigneten Programms, zu finden z. B. unter www.TM-intcraktiv.de

d

-- e

f

-

F = 12k.N M = 160Nm ql = 20N/mm

18 Computer-Verfahren für Biegeprobleme

306

I Aufgabe 18.4:

I

Die Theorie des idealen Fachwerks (reibungsfreie Gelenke, Stäbe nehmen nur Zug- bzw. Druckkräfte auf) ist mit der (im Allgemeinen realen) Ausflihrung des Tragwerks mit biegesteifen Verbindungen (Knotenbleche) zu vergleichen. Alle Stäbe bzw. Biegeträger haben den gleichen Rechteckquerschnitt mit der Breite b und der Höhe h. 2

7

Fl

I Ö

5

8

3

,

9

10

4

6

7

20

F

9

10 5

2

6

8

F

4 Ö

7

6

5

2

2a

20

20

Gegeben: a=0,5m; F=IOkN: E=2,1.105 N/mm 2 ; b=I,5em; h=2cm. a) Man berechne mit einem geeigneten FEM-Programm4 die Knotenverschiebungcn und dic

Stabkräfte des idealen Fachwerks (linke Skizze). b) Mit einem FEM-Programm, das die Berechnung ebener biegesteifer Rahmentragwerke ge-

stattet4 , berechne man die Knotenverschiebungen und die Schnittgrößen an den Elementknoten des biegcsteifen Tragwerks (rechte Skizze). c) Die für beide Systeme berechneten Knotenverschiebungen und die sich aus den Schnittgrößen ergebenden maximalen Spannungen in den Elementen nach beiden Theorien sind zu vergleichen und zu diskutieren.

I

Aufgabe 18.5: I Ein biegesteifer Rahmen ist durch eine Dreieckslast und zwei konstante Linienlasten belastet. Alle Elemente haben den gleichen Querschnitt.

qo f~m

j,lql

~

EA = 1010N Gegeben: a = 2 m qo = 3 kN/m EI = IO t2 Nmm 2 qt = q2 = I kN/m .

I

d

e

-- , dIll,

,

Fo

e

I

q2

, ", ö

I

~

2a

a) Mit einem FEM-Programm, das die Berechnung ebener biegesteifer Rahmentragwerke ge-

stattet4 , berechne man die Knotenverschiebungen des Rahmens und vergleiche sie mit den Ergebnissen, die man erhält, wenn die Linienlasten durch ihre Resultierenden (rechte Skizze) ersetzt werden. b) Man stelle die ermittelten Schnittgrößen an den Elementknoten des mit e bezeichneten Ele-

ments fiir beide Varianten einander gegenüber. c) Das Gleichgewicht der Lagerreaktionen mit den äußeren Lasten ist zu iiberprüfen.

Weitere Aufgaben findet man im Internet unter www.TM-aktuell.de. 4

Zu finden z. B. unter www.TM-interakliv.de

19 Spezielle Biegeprobleme 19.1 Schiefe Biegung Die im Abschnitt 16.1 hergeleitete Biegespannungsformel 16.4 gilt nur. wenn die Biegeachse (Achse, um die das Biegemoment dreht) eine Hauptzemralachse dcr Querschnittsfläche ist (siehe auch Diskussion im Abschnitt 16.3). Wenn diese Bedingung nicht erfüllt ist, spricht man von schiefer Biegung. Da jede Fläche zwei aufeinander senkrecht stehende Hauptzentralachsen hat (vgl. Abschnitt 16.2.5), kann die Spannungsberechnung bei schiefer Biegung stets auf zwei Hauptachsenfälle reduziert werden, so dass folgendes Vorgehen immer zum Ziel führt:

<>

Das Biegemoment wird in zwei Komponenten in Richtung der Hauptzentralachsen zerlegt. Wenn für alle zu betrachtenden Querschnitte die Hauptzentralachsen die gleiche Lage haben, ist es meist günstiger, bereits die äußere Belastung in diese Richtungen zu zerlegen.

<>

Für beide Hauptaehsenfjl1e werden die Biegespannungen gesondert berechnet und anschließend überlagert.

Es ist im Allgemeinen nicht empfehlenswert, dabei mit den Widerstandsmomemen zu arbeiten, weil für die Überlagerung die Information über die Vorzeichen der Spannungsanteile benötigt wird. Außerdem kann die maximale Biegespannung auch an einem Punkt auftreten, der von der Berechnung mit dem Widerstandsmoment gar nicht erfasst wird. Es ist auch möglich, dass die beiden Widerstandsmomente einen Punkt "elfassen", der gar nicht zum Querschnitt gehört (z. B. beim Kreis).

+

Abbildung .19.1: Definition der Biegemomente in zwei Ebenen

Wie in der Statik vereinbart (Abschnitt 8.4), werden die Biegemomente Mb)' und Mb,. am positiven Schnittufer so angetragen, dass die im Bereich positiver x- bzw. y-Werte liegenden Fasern auf Zug beansprucht werden (Abbildung 19.1). Der Vorteil dieser Vereinbarung, zwei ebene Probleme mit gleicher Definition positiver Momente betrachten zu können, gilt auch für die Biegespannungsbereehnung: Die aus zwei gieiehaJ1igen Formeln zu gewinnenden Spannungsanteile können einfach durch Addition überlagert werden, und man erhält die

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_19, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

19 Spezielle Biegeprobleme

308

ßiegespannungsformel für zweiachsige Biegung (schiefe Biegung) um die Hauptzentralachsen x und y: (19.1)

<>

Die Formel 19.1 gestattet die Berechnung der Biegespannung für jeden Punkt des Querschnitts. Bei Beachtung der Vereinbarung für die Definition positiver Biegemomente ergeben sich automatisch auch die richtigen Vorzeichen für die Spannungswerte.

Die Spannungsfunktion ab(x,y) ist linear in x und y. Man kann sie sich als Ebene veranschaulichen, die die x-y-Ebene (Querschnitts-Ebene) entlang der Geraden M bx

Mb)'

-y+-x= Jx.;c I y)'

0

schneidet. Diese so genannte Spannungs-Null-Linie geht durch den Schwerpunkt des Querschnitts. Die auf ihr liegenden Punkte des Querschnitts sind biegespannungsfrei. Auf einer Seite der Spannungs-Null-Linie liegen die Punkte mit positiver Biegespannung (Zug), auf der anderen Seite die Punkte mit negativer Biegespannung (Druck). Da die Spannungsfunktion durch eine Ebene repräsentiert wird, wachsen die ab-Werte proportional mit dem (senkrechten) Abstand der Querschnittspunkte von der Spannungs-Null-Linie, und es ergibt sich die wichtige Aussage über den Maximalwert der Biegespannung ;n einem Querschnitt: Die absolut größte Biegespannung in einem Querschnitt wirkt i11 dem Punkt mit der größten (senkrechten) Entfernung von der Spannungs-Null-Linie y = _ Ix.x Mb)' x . I})' Mbx

(19.2)

Die Spannungs-Null-Linie ist eine Gerade, die in der Quersehnittstläehe liegt und durch den Flächenschwerpunkt des Querschnitts verläuft.

Die Strategie für die Biegespannungsberechnung (Überlagerung zweier Hauptachsen-Probleme) kann auch auf die Yerformungsbereehnung übertragen werden. Dies führt im Allgemeinen nicht auf eine ebene Biegelinie, so dass sich die einzelnen Punkte des Trägers iJl unterschiedliche Richtungen verschieben. Als Empfehlung gilt für die Verformullgsberechnung bei schiefer Biegung: Alle Belastungen werden so in Komponenten zerlegt, dass sie mit den Hauptachsen des Querschnitts zusammenfallen. Die Yerf0l111ung kann dann durch Überlagerung zweier ebener Biegelinien ermittelt werden. Dabei ergibt sich im Allgemeinen eine räumlich gekrümmte Kurve als resultierende Biegelinie.

309

19.1 Schiefe Biegung

I

Beispiel]: I_"";_ _...1 EIn Kragträger mit Rechteckquerschnitt (Seitenverhältnis: ~ = 2) ist am freien Ende durch eine Einzelkraft F belastet. deren Wirkungslinie durch den Schwerpunkt der Querschninsmiche verläuft (tan a = 2).

x

F

b Abbildung 19.2: Kraft F: Zerlegung in HaupLzemralachsen-Richtungen

Man diskutiere den Spannungs verlauf im Einspannquerschnitt. Die Kraft F wird in zwei Komponenten in Richtung der HauptzentraJachsen zerlegt (Abbildung 19.2). und an der Einspannstelle ergeben sich damit d.ie Extremwerte der Biegemomente Mbx=-Flsina

Mby=-Flcosa

Damit erhält man nach 19.1 folgende Biegespannuugsverteilung im Einspannquerschnitt:

x ) ab = -12FI(Y. - - -sma+ -cosa 2 2

bl1

11

bzw. mit den gegebenen Zahlenwerten: ~2x

ja Drehachse von Mb~ Fl

x

b

Aus ab = 0 ergibt sich die Spannungs-Null-Linie für diesen Querschnitt: 1,2 .y= -x-cota b2

Y=

/

F

I

yl

SpannullgsNull-Linie

Abbildung 19.3: Biegeachse und Spannungs-Null-Linie

(Abbildung 19.3)

sind

im

Allgemeinen nicht identisch

Die Extremwerte der Biegespannung ergeben sich in den Eckpunkten der Rechteckfläche im ersten Quadranten (Druck) und im dritten Quadranten (Zug).

<>

Dieses Beispiel bringt eine wichtige Information: Die Spannungs-Null-Linie steht im Allgemeinennicht senkrecht auf der BelaslUngsebene und ist damit auch nicht mit der Biegeachse (Drehachse des Gesamtbiegemoments Mb = FI in diesem Querschnitt) identisch.

I

Beispiel 2: I_ _ _ _...I Der skIZZIerte Träger mll emem Normprofil (Abmessungen siehe Abbildung 19.4) ist durch die vertikale Kraft F belastet. Gegeben:

F = I kN ; I = I m

B

A

Quer-

2l/3

l/3

schniu

'-30

Man ermittle Ort und Größe der maximalen Biegespannung. Das maximale Biegemoment tritt am Kraftangriffspunkt auf. Mit der Lagerkraft FB (aus dem Momentengleichgewicht um A) erhält man das Biegemoment (Abbildung 19.5): F 2 2 "-8 = "3 =} Mb.,""" = "-8 1 = () FI

3

310

19 Spezielle Biegeprobleme

;Jl

1) ~

\

o'r) "e'r) ., ,-

'12:

lana

oe

°'1

ee

en

oe

1,655

cm 3,86

cm 0,58

cm 0,61

cm 1,39

cm 3,54

\

°1

x

"

x

\

f '

'-30

al

, a

;Jl

Ci

a'l cm 0,87

'u.

cm4 18,1

'n'l

cm 4 1,54

\

Abbildung J9.4: QuerschnilLswerte für Normprofil

~

,- a,

1)

Das Biegemoment Mb,max biegt um die hori-

zonlale x-Achse (senkrechi zur Zeichenebene, Abbildung 19.5), die bei diesem Profil jedoch keine Hauptzentralachse ist. Die in der ProfilTabelle eingetragenen Achsen ~ und lJ sind die M b,max Hauptzentralachsen des Querschnitts. die zum x~Cl=1====~' y-System um den Winkel a gedreht sind. Die Flächenträgheitsmomente und die Abstände zu ausgewählten Eckpunkten können der Tabelle entAbbildung J9.5: Biegemomem in der Lastebene nommen werden.

r:.

FE!

Deshalb wird das Biegemoment in zwei Komponenlen um die Achsen ~ nnd lJ zerlegt (nebenstehende Skizze). Mit 1)

ergibt sich folgende SpanJlUngsverteilung im Querschnitt:

Die maximale Spannung tritt in dem Querschnittspunkt auf. der am weitesten von der SpannungsNull-Linie SpanllungslJ=-'~~ tana· ~=-19,45~ Null-Linie

'nn

entfernt ist (nebenstehende Skizze). Dies sind offensichtlich die Punkte e bzw. e. Mit den auf das ~-lJ-System bezogenen Koordinaten dieser Punkte, die man der Tabelle in Abbildung 19.4 entnimmt, erhält man für die Punkte e bzw. e: (Jb.e

o C::::O~:::I e X._ _---Jl\J

= -176N/mm 2

Es empfiehlt sich. vorsichtshalber auch für die Punkte Man erhält jedoch (wie erwartet) kleinere Werte.

° und ° die Spannungen zu berechnen.

19.1 Schiefe Biegung

311

I

r/j

Beispiel 3: I_"";_ _...1

Der skIZZierte Träger mIt Rechteckquerschnitt trägt Belastungen in zwei unterschiedlichen Lastebenen. Es sind die Richtungen der resultierenden Durchbiegungen am freien Trägerende und in Träger= 2 zu mitte für das Belastungsverhältnis berechnen.

I

'1-

a

Da die bei den Lastebenen senkrecht zu den Hauptzentralachsen des Querschnitts liegen. dUrfen jeweils die Beziehungen der einfachen Biegung verwendet werden. Mit dem nebenstehend skizziel1en Koordinatensystem gelten sowohl rur die x-z-Ebene, in der die Kraft F wirkt, als auch für die y-z-Ebene, in der die Linienlast wirkt, alle Vereinbarungen, die im Kapitel 17 (flir das ebene Biegeproblem) verwendet wurden, so dass die Formeln des Abschnitts 17.4 verwendet werden dUrfen. Zur Unterscheidung werden die Verschiebungen in y-Richtung (wie im Kapitel 17) mit v und die in x-Richtung mit u bezeichnet (nebenstehende Skizze). Die Richtung der durch geometrische Überlagerung zu ermittelnden Gesamtverschiebung wird durch den Winkel a gekennzeichnet. Mit den Flächenträgheitsmomenten (Abschnitt 16.2.2) i xx

2

=3 a

4

I

lyy = (; a

4

errechnet man mit den Formeln der beiden LastHi.lle e bzw.j des Abschnitts 17.4 die Durchbiegungen:

v(z=O)

qol4 -8 Elxx

3 qol4 = -16 Ea 4

17 qOl4

17 qOl4

v(z=Z)=384EI.u

256Ea4

I

Fl 3 Fl 3 - - - = - 2 -4 3Elyy Ea

,"(z=O)

5 FI J

,u(z=~)=~48EI)y

5 Fl J ~8 Ea 4

Die resultierenden Durchbiegungeu an den betrachteten Stellen folgen aus

j(z = 0) = J,,2(0)

+ v2(0)

j

(z = ~)

=

Ju 2 W+ v2 W

und die Richtungen der resultierenden Verschiebungen aus

v(O)

3 qOI

tana, = - - = - - ,,(0) 32 F

v(~) 17 qol tana2= - - = - - u(~) 160 F

Die Vorzeichen der Verschiebungskomponentenlegen eindeutig fest, dass die Winkel, die die Gesamlverschiebungsrichlllng kennzeichnen, jeweils im zweiten Quadranten liegen mUssen. Also ergeben sich folgende Winkel:

Es sind unterschiedliche Verschiebungsrichtungen am fl'eien Trägerende und in der Trägermitte, was nur bei räumlich gekrümmter Biegelinie möglich ist.

19 Spezielle Biegeprobleme

312

19.2 Der elastisch gebettete Träger 19.2.1 Differenzialgleichung für den elastisch gebetteten Träger Ein Träger, der zusätzlich zu seinen Lagern oder ausschließlich auf einem elastischen Untergrund aufliegt. kann nach der Theorie des elastisch gebeIleieIl Trägers berechnet werden. Diese basiert auf der

q(z)

Hypothese von Winkler/Zimmermann:

rrnTTTl

Die elastische Unterlage reagiert mit einem Gegendruck auf den Träger, der der Durchbiegung v proportional ist. Dieser wird über die Trägerbreite zu einer Linienlast

X

;""/7'%7""

z

)I

Der Proportionalitätsfaktor (Belluilgszahl k mit der Dimension N/mm 2 ) wird experimentell ermittelt.

Iv

x

k(z)

p(z) = k(z)v(z) zusam mcngefassl.

E!(z)

~~

z

~ l~

p( z) ~k(z) v( z)

Unter Beibehaltung der Definitionen des Kapitels 17 ftir die Sehnit1größen, die Koordinaten und Durchbiegungen kann die Differenzialgleichung der Biegelinie 4. Ordnung 17.4 um ein zusätzliches Glied (UnjenJast infolge des Bettungsdrucks) ergänzt werden. Die resultierende Unienlast aus der äußeren Belastung q(z) und der entgegengesetzt gerichteten Benungs-LinienJast p(z)

q,e,(Z) = q(z) - p(z) = q(z) - k(z)v(z) wird in J7.4 eingesetzt, und man erhält aus

durch Umordnen die Differenzialgleichung der Biegelinie des elastisch gebetteten Trägers: (19.3)

Die vier Integrationskonstanten, die in der allgemeinen Lösung der Differenzialgleichung 4. Ordnung auftauchen, müssen aus Rand- und Übergangsbedingungen bestimmt werden. Daftir gilt alles, was im Abschnitt 17.3 behandelt wurde. Auch fur die Schnittgrößen gelten weiter die bekannten Beziehungen:

Mb(z) = -E/(z)v"(z)

FQ(z) = -[E!(z)v"(z)]'

313

19.2 Der elastisch gebettete Träger

19.2.2 Lösung der Differenzialgleichung der Biegelinie Die "Gewöhnliche inhomogene lineare Differenzialgleichung 4. Ordnung" 19.3 kann in der Regel nicht geschlossen gelöst werden. Glücklicherweise ist der nachfolgend behandelte Sonderfall "Biegesteifigkeit EI = konstant und Bettungszahl k = konstant" besonders wichtig. Die Differenzialgleicl1Ung kann unter dieser Voraussctzung dmch die Bicgesteiligkeit dividiert werden. es ergibt sich die

Differenzialgleichung der Biegelinie des elastisch gebetteten Trägers mit konstanter ßie· gesteifigkeit und konstanter Bettungszahl: v'''' +k*v=q*

Iuil

k*

=

~ EI

q'( z) = q(z) EI

(19.4)

Dic allgemcinc Lösung diescr linearen Differenzialgleichung setzt sich entsprechend

v(c) = vp<",(z) + Vhom(Z) aus einer beliebigen Pat1ikulärlösung vwm und der allgemeinen Lösung der homogenen Differenzialgleichung V/""n zusammen I. Für die Lösung der homogenen Differenzialgleichung

v"" +k"'v = 0

(19.5)

erhält man mit dem Ansatz v = e A: die charakTerisTische Gleichung

die vier (komplexe) Lösungen für Ä liefert:

Ät.2.3.4

,;;-:-112 . 2 (±I ±I)

= vk'

Man überzeugt sich leicht, dass die Ä- Werte die Dimension ("Länge") -I haben. Es wird deshalb die Abkürzung

eingeführt, und die Lösung der homogenen Differenzialgleichung kann folgendermaßen aufgeschrieben werden: Vhom =

CI e(l+n i

+ C2 e( -I+i)i + C3e(-I-n i

+C4e(l-i)i

In dieser Form der Lösung müssten sich komplexe Integrationskonstanten ergeben, um auf reelle

Ergebnisse für die Durchbiegung zu kommen. Es ist deshalb sinnvolJ. mit Hilfe der bekannten I Hinweis

für Leser. die die Theorie der Lösung solcher Differenz.ialgleichungen noch nicht kennen: Ohne Einbuße des Versländnjsses rur die mechanischen Zusammenhänge darf die Entwicklung bis zum Ergebnjs 19.6 .. überlesen" wer-

den. Flir die Leser, die in der MaLhcmmik dieses Tema schon behandell haben, gil[: Gewöhnliche inhomogene lineare DijJeren:ialgleicfulflgen mit konstal11en KoeJji=ienten sind ein so wichtiges Thema rur Ingenieure und NalUrwissen-

schaftier. dass man die Chance nicht verpa'lsen wJlte. an diesem anschaulichen Beispiel alle Schritte noch einmal nachzuempfinden.

19 Spezielle Biegeprobleme

314

Zusammenhänge ("Euler-Relation") die e-Funktionen durch die trigonometrischen Funktionen zu ersetzen:

. )'

...

.

e('±1 t =e±t e't =e±t

(z z) cosz +isinZ

e(-I±I) t = e± te-li = e±t (cos f - isin

~J

Nach dem Einsetzen dieser Beziehungen in die Lösung der homogenen Differenzialgleichung können die Integrationskonstanten (zum Teil unter Einbeziehung der imaginären Einheit i) zu neuen (reellen) Lntegrationskonstanten zusammengefasst werden: Vloom =e i

(Clcosf+C2sinf) +e- i (C3cosf+C4sinf)

Die neben diesem Lösungsanteil noch erforderliche Partikulärlösung der Differenzialgleichung 19.4 kann nur bei gegebener Funktion ruf die Linienlast q*(z) ermillelt werden. Man überzeugt sich leicht, dass für Potenzfunktionen bis maximal 3. Grades (wegen des Verschwindens der 4. Ableitung) die inhomogene Differenzialgleichung 19.4 von

q*(z)

Vp{/n=~

erfUllt wird. Beide Lösungsanteile werden zusammengefasst zur allgemeinen

Lösung der Differenzialgleichung des elastisch gebetteten Trägers mit konstanter Biegesteitigkeit und konstanter Bettungszahl, belastet mit einer Linienlast, die durch eine Potenzfunktion maximal 3. Grades beschrieben wird:

(19.6)

<>

Die Integrationskonstanten Cl bis C4 werden aus Rand- und Übergangsbedingungen bestimmt. Da alle Definitionen (Koordinatensystem, Verschiebungen, Schnittgrößen) aus dem Kapitel 17 beibehalten wurden, gelten dafUr sämtliche im Abschnitt 17.3 gegebenen Beispiele.

oe:> Man beachte. dass für elastisch gebettete Träger immer eine Verformungsrechnung erfor-

derlich ist, auch wenn nur die Schnittgrößen interessieren (es gibt keine "statisch bestirurnt gelagerten Träger" mit elastischer Bellung).

pr;

\.~:-j

WWW - Mathematik für die Technische Mechanik - WWW Gewöhnliche Differenzialgleichungen auf der lnternet-Site Mathematik für die Technische Mechanik (www.TM-Mathe.de) bietet u. a.:

ftt· ~

Differenzialgleichungen I. Ordnung Lineare Differenzialgleichungen höherer Ordnung Lineare Unabhängigkeit von Funktionen Lösungsstrategie für lineare Differenzialgleichungen mit konstanten Koeffizienten

19.2 Der elastisch gebettete Träger

I Beispiel:

315

I

Für den skizzierten elastisch gebetteten Träger sind der Verlauf der ßiegelinie und der ßiegemomentenverlauf zu bestimmen. EI Gegeben: qo, EI, I, k = 1024 (4 . Es gilt die allgemeine Lösung 19.6 für die Differenzialgleichung der ßiegelinie des elastisch gebetteten Trägers mit konstanter Biegesteifigkeit und konstanter Bettungszahl, die folgenden Randbedingungen angepasst werden muss:

1.) v(O) = 0

2.) v'(O) = 0

3.) v(l) = 0

,

,

4.) Mb(l) = 0

=}

v"(I) = 0

Neben der Verschiebungsfunktion v(z) werden also noch deren I. und 2. Ableitungen benötigt:

v(z) =

~+ei ei [

(Ct cosz +C2sin Z) +e- i (C3COSZ +C4sinZ) ,

v(z) =

,

L

(C, +C2)eosL:+(C2-CI)sinL:

"()

2

• (

v Z = L2ec

z

z] +T e- i [(C4-C3)COSL:z -(C3+ C4) sin L:z]

'

. Z Z) 2 _ t- ( C3S1nL:-C4coSL: . Z Z) -C,SIl1L:+C2COSL: + L2e

Die Verschiebungsfunktion v(z) und ihre Ableitllngen werden in die vier Randbedingungs-Gleichungen eingesetzt, und es ergibt sich ein lineares Gleichungssystem für die vier Integrationskonstanten : I -I

0

[

I I

ei cos t I

~e I

. I $111 [

I

I . I e I sm I e~ t cos

e f cos

t

I

.

f I

e~lsll11

0 I I

.

I

e~lslfiI

' I -e-1cosr

Dies wird mit einem geeigneten Programm gelöst (vgl. www.TM-aktuell.de). Für den gegebenen Zahlenwert erhält man mit I .{k J''kf4 L:=Y4Ei I =Y4Ei=4

.). [ommand Wlndow

~

X -

0.01226725628224 0.01424798813525 -1.01226725628224 -1.03878250069972

folgendes Ergebnis: CI] [0'012267256] qol4 C2 _ 0,014247988 C] -1,012267256 1024 EI [ C4 - I ,03878250 I

.:.l.QI29

File Edit Det!ug Desktop Window Help

»

(nebenstehend das "Command Window" von Matlab mit diesem Ergebnis). Mit den Konstanten kann die Biegelinie aufgeschrieben werden (aus den C; wurde der gemein4

same Faktor I~~~EI ausgeklammert, die Ci sind die dimensionslosen Zahlenwerte), und der Biegemomentenverlauf ergibt sich nach der Formel Mb(Z) = -EII'(z):

19 Spezielle Biegeprobleme

316

Ncbenstehcnd sieht man (Matlab-Grafik) dcn Verlauf der Biegelinie und des Biegemoments. Dargestellt sind d.ie EI dimensionslosen Verschiebungen - - v qo/4 bzw. die dimensionslosen Biegemomentc

Mb QO/2

Die Ergebnisse gelten natürlich entsprechend der ausgeführten Rechnung nur für den vorgegebe-

nen Zahlenwert flir k.

o:r<s:'" :?1 o~p J o

0.2

0.4

0.6

0.8

1

Biegemomenl

-0 04

o

~--~----,~

0.2

0.4

0.6

0.8

Ocr Zahlenwert für k war erfordcrlich, um in dcr Kocffizicl1lcnmatrix des Gleichungssystcms flir die Bestimmung der Integrationskonstanten für den Quotienten einen Zahlenwert zu erhalten. Die Frage, ob man das Gleichungssystem (immerhin nur vier Gleichungen) nicht allgemein lösen könnte, ist in diesem Fall mit einem ,,.Ja, aber" zu beantworten.

t

Dabei braucht man sich die Lösung des Gleichungssystems "von Hand" nicht anzutun. Programme, die symbolisch rechnen können, liefern durchaus ein korrektes Ergebnis ab (Ergebnisse dieser Al1 siehe www.TM-aktuell.de). Die Ausdrücke für die Konstanten sind aber so kompliziert, dass das eigentliche Ziel solcher Rechnungen, den Einftuss der Parameter auf die Resultate zu erkennen, nur sehr bedingt erreicht wird. Aber es gcht! Folgendc Intcgrationskonstantcn licfcrt z. B. Maplc nach symbolischer Rechnung ab:

[~j] Auch wenn der geübte Rechner hier noch etwas Potenzial zur Vereinfacbung dieser Ausdrücke sieht, kann man aus solchen Fomlel-Monstern doch nichts cntnehmen. Um cs deutlich zu sagen: Symbolische Rechnung kann hier nicht empfohlen werden. GegebenenfaJIs sollte man die Rech11l1llg fUT mehrere unterschiedliche Parameterwerte dW'chführen, so dass man eine Kurvenschar erhält, aus der man den Einftuss der interessierenden Parameter ablesen kann.

19.2 Der elastisch gebettete Träger

317

19.2.3 Lösung mit dem DitTerenzenverfahren Das einfache Beispiel des vorigen Abschnitts hat gezeigt. dass trotz konstanter Biegesteifigkeit und konstanter Bettungszahl dcr Rechcnaufwand bci eincr exaktcn Lösung recht crheblich wird. Deshalb bietet sich schon fLir solche Aufgaben eine numerische Lösung an, die bei kompliziertcrcn Problcmen ohnehin unumgänglich ist. Da sich die Differenzialgleichungen der Biegelinie des elastisch gebetteten Trägers 19.3 bzw. 19.4 nur durch den Bettungsanteil k(z)v(z) von den Differenzialgleichungen der Biegelinie des nicht gebetteten Trägers unterscheiden, für die im Abschnitt 18.1 die Differenzenformeln hergeleitet wurden, müssen die Formeln 18.2 bzw. 18.4 nur um diesen Anteil ergänzt werden. Weil der Bettungsanteil keine Ableitung enthält, wird er am Punkt i einfach zu kiVi, und die m.it t;;. multiplizicrtcn Diffcrenzcnglcichungcn des Abschnitts \8.1 wcrdcn um gcnau cincn Tcrm crgänzt. Differenzenglcichung der Biegelinie des elastisch gebetteten Trägers bei veränderlicher Biegesteifigkeit: li-IVi-2 -2(1i-1 +I;)Vi-1

+ (li-I + 4/i+ 1i+1 + k~4)

-2(1i +Ii.,-I) Vi.,-I +li+I Vi+2 =

qi h4

Vi

( 19.7)

E

Differenzengleichung der ßiegelinie des elastisch gebetteten Trägers bei konstanter ßiegesteifigkeit: V·_2-4v·_I+ I I

<>

(

~0) v·-4v·+I+V·+2=-~0 6+-Ef I I/EI

( 19.8)

Auch in der einfacheren Differenzenformel 19.8 darf die Bettungszahl veränderlich sein (an jedem Punkt i cincn anderen Wcrt habcn). Dics wird in dcn nachfolgenden Überlegungen zu den Übergangsbed.ingungen genutzt.

<>

Für die Berechnung der Biegemomente und Querkräfte gelten für den elastisch gebetteten Träger die gleichen DifferenziaJbeziehungen wie für den Träger ohne elastische Bettung. Deshalb dürfen die Differenzenformeln 18.3 bzw. 18.5 ungeändert übernommen werden.

Rand- und Übergangsbedingungen Die elastische Bettung geht (wie die Linienlasten) nur über die Differenzialgleichung jn die Rcchnung cin. Wcil dic Rand- und Übcrgangsbcdingungen von dcr Bcttung unbcrührt blcibcn, können alle "Tricks" zur Vermeidung von Übergangsbedingungen, die im Abschnitt 18.1.4 beschrieben wurden, und der gesamte Katalog der Randbedingungcn, der im Abschnitt 18.1.5 zusammengestellt wurde, auch für die Lösung der Aufgaben mit elastischer Bettung ungeändert genutzt werden. Weil die elastische Bettung auch über die Trägerlänge (von Punkt zu Punkt) veränderlich sein darf und gegebenenfalls nur für einen einzelnen Punkt gelten kann, bieten sich noch folgende

318

19 Spezielle Biegeproblerne

zusätz.liche Möglichkeiten ftir die Berücksichtigung von linearen Federn, vorgeschriebenen Verschiebungen und Zwischenstützen an, die einerseits eine Bestätigung der Strategien sind, die im Abschnitt 18.1.4 beschrieben wurden, andererseits sogar noch einfacher zu realisieren sind. c~

Federn mit lincarem Federgcsctz können zu einer elastischen Bettuog "verschmiert" werden, die (wie die Linienlast, die eine Einzelkraft ersctzt) nur auf einen Punkt wirkt:

h i-I

h

i

i+1

=

i

c·

k i = --.!..

h

h i-I

i+l

i

.,.

"

k~

t

Ci

h

Abbildung 19.6: .,Verschmieren" einer Feder

Praktischc Realisierung: Das Hauptdiagonalclemcnt der i-ten Gleichung wird vergrößcn um

k;!f = C; tt· Dies entspricbJ der bereits im Abschnitt 18.1.4 beschriebenen Strategie. Q

Eine Zwischenslütze kann als Sonderfall einer "Feder mit unendlicher Steifigkeit" angesehen werden und deshalb besonders bequem durch extreme Vergrößerung des Hauptdiagonalelements der i-ten Gleichung realisien werden (bei Division dieser Gleichung durch ihr Hauptdiagonalelement wird dieses gleich I, und alle übrigen Koeffizienten dieser Gleichung werden näherungsweise Null, was der im Abschnitt 18.1.4 besprochenen Realisierung von Zwischenstützen entspricht). Diese Realisierungsvariante hat den Vorteil, dass nur ein Matrixelemcnt geändcrt werdcn muss. Eventuell im Belastungsvektor (rechte Seite) stehende Größen haben ebenso wenig Einfluss wie die übrigen ElemeJ1le in der Zeile i der Koeffizientenmatrix. Deshalb wird dieSe Möglichkeit. verhinderte Verschiebungen zu simulieren, auch bei der Finite-Elemente-Rechnung bevorzugt, zumal die dOl1 sehr wichtige Symmetrie der Koeffizientenmatrix dadurch nicht gestön wird.

Q

Ein "Riese" aur der HaupldiagonaJcn verhindert die Verschiebung I'i_

Der beschriebene ..Zwischenstützen-Trick" kann für die Realisientng einer vorgeschriebenen Verschiebung (dem Punkl i wird die Verschiebung v,_ aufgezwungen) folgendermaßen modifizien werden: Zusätzlich zu dem extrem großen Wen auf der Hauptdiagonalen wird als rechte Seite das \Iv-fache dieseS Wenes eingesetzt. Es ist evident, dass dann nach einer Division der Gleichung durch ihr Hauptdiagonalelement genau die im Abschnitt 18.1.4 für diesen Fall angegebene Gleichung entsteht.

Generelle Strategie fiir gerade Biegeträger mit und ohne Bettung Dic Diffcrcnzialglcichung der Biegclinic für den elastisch gcbettctcn Trägcr 19.3 unterschcidet sich nur durch das zusätzliche Glied k(z)v(z) von der Biegelinie ohne Bettung 17.4. Dieser kleine Unterschicd fühne zu erheblichem Menraufwand bei der analytischen Lösung (Abschnitt 19.2.2). Bei dcr numerischcn Lösung flihn die Berücksichtigung elastischcr Bettung zu kcinem nenncnswerten Mehraufwand, im Gegenteil: Die elastische Bettung ermöglicht die besonders einfache Realisierung von Federn lll1d Zwischenstützen. Deshalb bietet sich folgende Strategie an: Man verwendet immer die (durch Modifizieren von 18.7 entstehenden)

19.2 Der elastisch gebettete Träger

319

Differenzenformeln für den elastisch gebetteten Träger:

/1i-IVi-2-2(~Li-1 +/1i) Vi-I +

i

4

(/1i-1 +4/1i+/1i+1 + k h Elo

)

Vi

qi h4

-2(/1i+/1i+I)Vi+1 +/1i+I Vi+2 = Elo Mb; = -

~~o (/1j1'j

(19.9)

1 -2/1;Vi+/1iVi+l)

Elo

FQi = - 2h 3 [-/1i-1 Vi-2 + 2/1i-l l'i-1 - (/1i-1 - /1i+1) Vi - 2/1i+1 Vi+1 + ~Li+1 V;+2]

mit

li

/l; = 10

(10 ist ein beliebiges Bezugs-Trägheitsmoment).

Folgendc einhcitliche Strategie für dic Bercchnung geradcr Bicgcträger (mit und ohne Bcttung) nach dem Differenzenverfahren wird empfohlen (unter www.TM-aktuelJ.de findet man zahlreiche Beispiele, die auf diese Weise berechnet wurden):

I wird äquidistant in nA Abschnitte der Breite h = dA so unterteilt, dass alle markanten Punkte (Krafteinleilung, Lager, Gelenke, ...) getroffen werden. Mit Rand- und Außenpunkten entstehen insgesamt" = + 5 StützsteIlen. Der linke Randpunkt des Trägers hat die Nummer 3, der rechte Randpunkt die Nummer 11- 2.

(j) Der Träger mit der Gesamtlänge

"A

@ Es werden 3 Vektoren

qi, ki und mi mit jeweils n Elementen definiert, die zunächst sämtlich

Null gesetzt werden. @

In den Vektor qi werden die von Null abweichenden Linienlastintensitälen qi an den StützsteIlen einschließlich "verschmierter" Einzelkräfte und -momente eingetragen.

@) In den Vektor

ki werden die von Null abweichenden Bettungsziffern ki an den Slülzstellen

einschlicßlich "vcrschmicrtcr" Federn und Zwischenstützen eingctragcn. @

Es wird eine beliebige Bezugs-Biegesteifigkeit Elo gewählt. In den Vektor mi werden die Quotienten EI; /li = Elo eingetragen. EI; ist die Biegesteifigkeit am Punkt i. Fiir die Außenpunkte werden die Werte eingesetzt. die sich bei Fortsetzung des Trägers über die Ränder hinaus ergeben würden. Gelenke werden berücksichtigt, indem für den Gelenkpunkt der Wert 0 eingetragen wird.

+ I Trägerpunkte können damit alle Differenzengleichungen nach 19.9 aufgeschrieben werden.

@ Für die nA

t1J Die vier Randbedingungsgleichungen werden aus dem Katalog des Abschnitts 18.1.5 ergänzt, so dass das Gleichungssystem mit n Gleichungen komplett ist. @ Nach der Lösung des Gleichungssystems sind die Verschiebungen ftir alle Punkte (Biege-

linie) bekannt. Die Schnittgrößen (Biegemoment und Querkraft) können damit nach 19.9 berechnet werden.

19 Spezielle Biegeprobleme

320

I

Beispiel: I_....;.__ Der skIzzIerte Träger mIt stückweise konstantem Querschnitl ist im linken Bereich elastisch gebettet. Es sind die Biegelinie und der Verlauf des Biegemoments zu ermitleln. Speziell sind die Verschicbungcn am Angriffspunkt von F und am rechten Rand sowie die Federkraft zu berechnen. Gegcben:

11 = 12 = 250mm k = 12N/mm2 G)

13 =4oomm; Eil =6.109 Nmm 2 14 = 300 mm; EI2 = 3· 10 10 Nmm 2

;

;

c = 6kN/mm ql = 14 Nimm

F = 2kN M = 240Nm

Der Träger mit der Gesamtlänge 1 = 1200mm wird in "A = 600 Abschnitte der Breite h = .L = 2mm unterteilt. Es entstehen 11 = IlA + 5 = 605 StützsteJlen. Der linke Randpunkt des nA Trägers hat die Nummer 3, der rechte Randpunkt die Nummer 603. Die Kraft F greift am Punkt 128 an. die Feder befindet sich am Punkt 253, die Zwischenstütze am Punk1453.

®... @ Als Bezugs-Biegestcifigkeit wird Elo = Eil geWählt. Die 3 Vektoren qi, ki und lIIi werden folgendermaßen mit den gegebenen Werten bestückt:

qi=

I 2 3

0 0 0

0 0 12

<<<-

0 1000 0

12 12 12

<- 127 <- 128 <- 129

0 0 0,04 0,08

12 3006 0 0

ki=

mi=

I 3 5 5

<-252 <- 253 <- 254 <- 255

7,96 8 8,04

0 1030 0

5 5 5

<- 452 <-453 <- 454

13,96 14 0 0

0 0 0 0

5 5 5 5

<-602 <-603 <-604 <- 605

19.2 Der elastisch gebettete Träger

321

® Damit können alle Differenzengleichungen nach 19.9 aufgeschrieben werden. Man findet unter www.TM-aktuell.de die Realisierung mit einem Matlab-Script. (J)

Die vier Randbedingungsgleichungen werden

aus dem Katalog des Abschnitts 18.1.5 entnommen. Mit den gegebenen Zahlenwerten ergibt sich: "3 =

-"2 +"4 = 5 "6(J2

-5 "601

-

+ 101'602 -

Durchbiegung -O.5,---~-~-~-~-~-----,

0 0

V '" M

0,334 mrn

0.5 O~----=2~OO:--4C:OO-:---:C600~----=80~0:--' 000~----='~2oo

10"603 + 5 "604 = -0,00016 101'604 + 5 "605 = 0

:E;a

® Nach der LöSllOg des GJeichungssystems sind die Verschiebungen für alle Punkte bekannt, und die Schnittgrößenverläufe können berechnet werden. Abbildung 19.7 zeigt die Biegelinie, den Mb-Verlauf und den FQ- Verlauf. Die speziellen Werte, die in der AufgabensteIlung gefordert sind, findet man ebenfalls in der Grafik, die Federkraft wurde aus

Fe =

vF~0.226mm

o

o

200

400

600

800

1000

1200

Ouer1<:rafl

~FLbJJ

-2000

o

200

400

600

800

1000

1200

Abbildung 19.7: Biegelinie, Schniugrößen und spezielle Werte (Differenzenverfahren mit

CV253

"A =

berechnet.

600 Abschnitten)

Die Genauigkeit der Ergebnisse ist schwer abzuschätzen. Man sollte immer mindestens eine zusätzliche Rechnung mil einer anderen Diskrelisierung durchführen. Diese schützt natürlich nicht vor systematischen Fehlern bei der Anwendung des Differenzenverfahrens. 1m folgenden Abschnitt werden die Ergebnisse einer sehr wirkungsvollen Kontrolle unterzogen.

19.2.4 Lösung mit der Finite-Elemente-Methode Der im Abschnitt 18.2 für den geraden ßiegeträger beschriebene FEM-Algorithmus kann ohne Änderung auf elastisch gebettete Träger übertragen werden, wenn die Element-Steifigkeitsmatrix geeignct erweitert wird. Für deren Hcrlcilung wird das später im Kapitel 33 beschriebene Verfahren empfohlen. Nachfolgend sieht man das Ergebnis.

Elemcl1l-Slcifigkeilsmatrix für den elastisch gebetteten Biegeträger: 12

K, =

(~:),

6/,

-12

6/,

41; -6/,

21;

12 -6/, ~ymm.

41;

156

+ (4~0),

221,

54 -13/,

41; 131,

-3/;

156 -221, symlll.

41;

(19.10)

19 Spezielle Biegeprobleme

322

Die Element-Steifigkeitsmatrix 19.10 wurde mit zwei Summanden aufgeschrieben, um zu verdeullichen, dass der "Nicht-Beltungs-Anleil" mil der Elemenl-Steifigkeilsmalrix des bellungsfreien Biegeträgers (Formel 18.9) übereinstimmt, weil beide mit der gleichen Ansatzfunktion 2 crzcugt wurdcn. Daraus leitet sich cine wichtigc Erkcnntnis ab, weil mit einer Polynomfunktion 3. Grades die Funktion der Biegelinie 19.6 niemals exakt beschrieben werden kann: Die Finite-Elemente-Rechnung liefen für den elastisch geberteten Träger in jedem Fall nur eine Näherungslösung. Ein einziges Element (wie beim Träger ohne Bcrtung) flir einen elastisch gebetteten Bereich liefert deshalb in der Regel nur eine grobe Näherung. Das FEM-Programm zur Berechnung elastisch gebelleter Träger unter www.TM-interaktiv.de berücksichtigt dies, indem es automatisch (der Benutzer merkt eS nicht) die Bereiche mit elastischer Bertung in eine große Anzahl einzclner Elementc zerlegt. Der Ausschnitt des Bildschirm-Schnappschusses 19.9 zeigt mit diesem Programm berechnete Ergebnisse (Beispiel auf Seite 320), die Abbildung 19.8 die Ergcbnisse einer

...J.QJ2'J Eile

f;dit:

Deb.ug Qesktop 'iti"ldow

t1elp

111

~

AbsenkWlg

vF

0.22612

Absenkung

vM

0.33419 313.7879

Federkraft Fe

}

» I

•r

OVR

#.

genaueren Rechnung mit dem Differenzenverfahren.

Abbildung 19.8: Ergebnisse mit dem Dif-

Die Übereinstimmung ist überzeugend.

ferenzenverfahren mit

IlA

= 2400

Knotenver1ormungen:

v1

:E

0

,*,i1 • 0

....2 ·0.2261432 phi2 '" 3.04641 E-4 ....3 a 0.0522648

o

200

400

600

800

1000

1200

",,3 - -6.5658E-4 v4 = 0 phi4 '" 9.18968E-4 vS .. 0.33419046 ,*,i5 : 3.93968E-4

Lagerreaktionen: vm.ilx"'O.3341Q046 b@ix=12OO

vmin '" ·0.0528716 bei x '" 768.2635

8iegemoment

F1 • 788.03204

M" '110881.22 F3 • 31 3.5888 F4· 5009.166

Abbildung 19.9: Berechnungen nach zwei verschiedenen Verfahren mit unterschiedlicher Software s,ind eine sehr überzeugende Bestätigung rur die Richligkeit der Ergebnisse 2Die wichlige Rolle der Ansulzfllnktionen wird im Abschnitt 18.2.3 bese-hriebcn.

19.3 Der gekrümmte Träger

323

19.3 Der gekrümmte Träger Ln diesem Abschnitt werden Träger betrachtet, deren Achse bereits im unbelasteten Zustand eine gekrtimmte Linie ist. Dabei werden folgende Bedingungen vorausgesetzt: • Dcr Träger ist eben gekrümmT. Dcr Krümmungsradius p darf veränderlich sein. • Der Träger ist ausschließlich in der Krümmungsebene belasteT.

t>c===:::::~1 s

• Eine dcr beiden HauptzenTralachsen dcr Trägerqucrschnitte hat die Richtung des Kriimml/ngsradil/s. • Als Trägerachse wird (wie beim geraden Träger) die Verbindungslinie der Schwerpunkte aller Querschnittsflächen angesehen.

19.3.1 Schnittgrößen I.n enger Anlehnung an die Vereinbarungen, die rur den geraden Träger (Kapitel 7) getroffen wurdcn, dcfinicrt man dic ~I

Schnitlgrönen für den gekrümmten Träger: • Die Schnittstelle wird durch eine Koordinate s, die der gekrtimmten Trägerachse folgt, e i egt. Das SI· I· lestge Cllllttu ferau f d er KoorC1ll3-

~

r:

'J-......

tcnseite wird als positivcs Schnittufer, das andere als negatives Schnittufer bezeichnet.

Mb

=-- \\--;F .\~rN s-

.-\:\ Neg'.'i'" Schnluufer

FQ

Positives Schnitlllfer

• Die Bezugsfaser wird immer auf der Außenseite des Trägers angetragen (nicht auf der Seite, auf der der Krümmungsmittelpunkt liegt). • Die Normalkraft FN wird in tangentialer Richtung als Zugkraft angetragen. • Die in radialer Richtung wirkende Querkraft Bezugsfaserseite.

Po

zeigt am positiven Schnittufer zur

• Ein positives Biegemoment Mb wirkt so, dass es die Krümmung vergrößert (und die Bezugsfaserseite auf Zug belastet). Analog zur Vorgehensweise beim geraden Träger werden nun die differenziellen Beziehungen ermittelt, die für die Schnittgrößen des gekrümmten Trägers gelten müssen. Dazu wird ein sehr kleines Element (Länge Lis) aus dem Träger herausgeschnitten (Abbildung 19.10). Die Schnittgrößen verändern vom linken bis zum rechten Schnittufer dieses Elements ihre Größen tU11 !'.FN , !'.PQ bzw. !'.Mb.

19 Spezielle Biegeprobleme

324

Im Gegensatz zum geraden Träger verändern die beiden Kräfte auch ihre Richtungen. so dass in die Kraft-Gleichgewichtsbedingungen am Element jeweils J'N und FQ eingehen. Deshalb wird auch die verteilte äußere Belastung (Linien last) mit zwei Komponenten q, (radial) und q, (tangential) berücksichtigt (man bedenke, dass selbst das Eigengewicht beim gekrümmten Träger nur durch beide Linienlast-Komponenten erfasst werden kann). Zwei Kraft-Glcichgcwichtsbedingungcn und ei-

/',

~

_

/',s

rp:8(S)

Mb

~

N . . ,!I FQ

Mb+/',Mb

p(s)

ps

uS

%w/',~ ,F+/',F Q

Q

I~

ne Momenten-Gleichgewichlsbedingung wer-

Abbildung 19.10: Gleichgewicbt der Schnitlgrö-

den an diesem Element formuliert.

Ben und Linienlasten

Diese fUhren nach dem Grenzübergang As ...... 0 (und damit /';,FN ...... 0, MQ ...... 0 und /';,M" ...... 0) nach etwas mühsamerer Rechnung als beim geraden Träger auf die

dFN(S) = _ FQ(s) _ q,(s) ds p(s)

DifferenzialBeziehungen der Schnittgrößen des gekrümmten Trägers:

<>

dFQ(s) ds

FN(S) _ (s) p(s) q,

dM,,(s) ds

() FQs

(19.11 )

Der Leser, der bei dem (lobenswerten) Versuch, die Rechnung nachzuvollziehen, die zu den Fonnein 19.11 führt, Schwierigkeiten hat, sollte sich noch einmal die im Abschnitt 9.2 vorgeflihrte Herleitung der Fonnel für die Seil haftung ansehen, bei der exakt die gleichen Überlegungen anzustellen waren.

oe:> Der wichtige Sonderfall des Kreisbogenträgers (mit konstantem Krümmungsradius R) ist in den Formeln 19.11 enthalten. Empfehlenswel1 ist, für Kreisbogenträger mit einer Winkelkoordinate rp zu arbeiten, so dass in 19.11 ds durch Rdrp ersetzt werden kann.

Führt man mit den Formeln für den Kreisbogenträger den Grenzübergang R--+oo

Rdrp ...... dl

durch, so ergeben sich die fLir gerade Träger geltenden Beziehungen 7.1.

I I_Beispiel: _ _ _ Em halbkrelSfärmlger Träger Ist durch eme konstante radiale Linienlast belastet. Man ennittle die Lagerreaktionen bei A und B und die Schnittgräßenveriäufe. Gegeben:

R, qo.

19.3 Der gekrümmte Träger

325

Die Resultierende der Linienlast FR kann aus Symmetriegründen nur die in der nebenstehenden Skizze gezeichnete Lage haben. Deshalb gibt es auch keine horizontale Lagerkraftkomponente bei B (die Horizontalkomponenten der Linienlast bilden ein GJeiehgewiehtssystem), und die Vertikalkomponenten der bei den Lagerreaktionen sind gleich groß: I

F8H=O

FAV=F8V=2FR

I

FAV

F8V

Weil für die Berechnung der Schnittgrößen die Resultierende der konstanten Radiallast rur einen beliebigen Öffnungswinkel ip benötigt wird, soll diese zunächst berechnet werden (die Resultierende FR in den Auftagerreaktionen ist dann der Sonderfall für den Öffnungswinkel ip = 71:). Die nebenstehende Skizze zeigt einen Abschnitt des Kreisbogens mit dem Öffnungswinkel ip. An der Stelle ljI wird die Radiallast qo über den differenziell kleinen Winkel dljl zu der gezeichneten Resultierenden

qORdljl zusammengefasst, die in zwei Komponenten bezüglich des xy-Koordinatcnsystcms zcrlcgt wird. Man erhält dic Komponentcn der Gesamt-Resultierenden durch Summation aller unendlich kleinen Teilkomponenten (Integration) über dcn Winkel ip: rp

FRx(ip) = -

J J

qORcosljldljl = -qoRsinip

o

rp

FRy(ip) = -

qoRsinljldljl

qnR(cosip-l)

o Die beiden Komponenten werden zusammengefasst zur Resultierenden einer radial gerichteten konstanten Linienlast über den Winkel ip. die aus Symmetriegründen bei angreifen muss:

t

FR'P = J FL + FJy = qoRJsin 2 ip + (cos ip - I J2 = 2qoRsin ~

<>

Der Betrag der Resultierenden einer komIanten radial gerichteten Linienlast qO (konstante Radiallast) über einen Kreisbogen mit dem Öffnungswinkel ip ergibt sich aus dem Produkt der Linienlastintensität qo und der Sehnenlänge des Kreisbogens.

Für den Spezial fall, der für die Berechnung der Lagerreaktioncn des Beispiels benötigt wird (Halbkreis), ist dies der Durchmesser 2R, und man erhält für die beiden Vertikalkomponenten der Lagerkräfte: Die einfache Formel für die Berechnung der Resultierenden einer konstanten Radiallast wird nun auch für die Ermittlung der Schnittgrößen verwende!. Die Abbildung 19.11 zeigt den Schnitt an

19 Spezielle Biegeproblerne

326

der Stelle, die durch die Koordinate cP gekennzeichnet ist, mit den dort wirkenden Schningrößen, der Resultierendcn der Linienlast und der Vertikal komponente der LageITeaktion bei B.

FN~

Das Momenten-Gleichgewicht um die Schnittstelle

M,,( cp) + qoR2 (1 - coscp) - 2qoR2 sin 2 ~ = 0

\ Mb

führt nach einigen elementaren Umfornlungen auf das überraschende Ergebnis

'P

Mb(CP) =0 Der statisch bestimmt gelagerte Halbkreis unter konstanter Radiallast istmomentenfrei.

'Pi2

\5--R Sill

i

\

I

qoR

Abbildung 19.11: Schniugrößen

Damit erübrigt sich das Aufschreiben der Kraft-Gleichgewichtsbedingungen, denn nach 19.11 ist auch die Querkraft gleich Null, und die Normalkraft muss konstant sein. Da die Normalkraft an den Lagern mit den Vertikalkomponenten der Lagerreaktionen im Gleichgewicht sein muss, gilt also: c;> Die konstante radial gerichtete Linienlast ruft bei diesem Halbkreisträger als einzige Schnitt-

größe eine (konstante) NormaLkraft hervor. Der Träger hat damit für diese Belastung die ideale Fornl einer Stiitzlinie (vgl. Beispiel 2 im Abschnin 11.2 auf Seite 166, wo die Stützlinie für konstante vertikal gerichtete Linienlast berechnet wurde). Aus diesem Beispiel lassen sich folgende Aussagen für einen wichtigen Spezialfall ableiten: Kreisring unler konstanter radialer Linienlast Eine Syrnmetriehälfte eines geschlossenen Kreisrings (Abbildung 19.12, linke Skizze) stUtzt sich auf der anderen HäLfte mit den tangential gerichteten "Lagerreaktionen" qOR ab, die in jedem Schnin die Momentwirkung der äußeren Belastung kompensieren (Skizze 19.11). Abbildung 19.12: Geschlossener und geschlitzter Kreisring Deshalb treten im geschlossenen Kreisring weder Biegemoment noch Querkraft auf, die Normalkraft hat den konstanten Wert FN = -qOR Für den geschlitzten Kreisring (Abbildung 19.12, rechte Skizze) erhält man mit einer Schninskizze wie in Abbildung 19.n (ohne die LageITeaktion) aus Gleichgewichtsbetrachtungen: FN(cp) = -2qoRsin

2

~

Mb(CP) = 2qoR2 sin 2 ~

mit den Maximalwel1en bei cP = n: FN.max = -2qOR

M b . max =

2qoR 2

Beim geschlitzten Kreisring ist eine Hälfte (bei cP = n) an der anderen stalT eingespannt. Dort trin (zusätzlich zur Normalkraft) das geHihrlich große Biegemoment Mb.rnax auf.

19.3 Der gekrümmte Träger

327

19.3.2 Spannungen infolge Biegemoment und Normalkraft Die Schnittgrößen repräsentieren die resultierenden Wirkungen der iiber den Querschnitt veneilten Spannungen. Die Normalkraft und das Biegemoment sind den Wirkungen der Nonnalspannungen äquivalent (wie beim geraden Träger, vgl. Formeln 14.1 und 16.2). FN =

J

a(y) dA

Mb=

A

J

(19.12)

yab(Y)dA

A

In diesen Formeln können bei Giiltigkeit des Hookesehen Gesetzes die Spannungen durch die Dehnungen ersetzt werden. Die folgenden Betrachtungen konzentrieren sich darauf, die Dehnungen beliebiger Fasern des Trägers zu erfassen. Wie beim geraden Träger beginnt die y-Achse im Schwerpunkt des Querschnitts (in der Trägerachse) und zeigt zu der Seite, auf der die Bezugsfaser liegt. Es wird auch fur den gekrümmten Träger die Gültigkeit der Bernoullisehen Hypothese (vgl. Abschnitt 16.1, Seite 216) vorausgesetzt: Die Trägerquerschnitte behalten bei der Verformung ihre ursprünglich ebene Form bei. Dann verformt sich ein aus dem Träger herausgeschnittenes differenziell kleines Element (Abmessung entlang der Trägerachse vor der Vetiormung sei dso) entsprechend Abbildung 19.13.

0/

0

d
ds o

d

~ [J

ds o

~

O'

[J

neutrale Faser

Trageraehse d'f;

duo du

ds o ds(y)

Abb~dung

19.13: Unverformtes Element (links) und verformtes Element

Da es nur auf die relative Verschiebung der einzelnen Punkte zueinander ankommt, wurde zur Vereinfachung der folgenden Überlegungen die Verformung so dargestellt, als hätte sich nur der rechte Querscllllitt gedreht. Die Lage des gedrehten Querschnitts wird durch die Verlängerung der Trägerachse duo und den Winkel dlfl eindeutig beschrieben. Die Verlängerung einer beliebigen Faser im Abstand y von der Trägerachse kann dann durch du = duo + ydlfl = Eodso

+ ydlfl =

Eopdrp

+ ydlfl

ausgedriickt werden, wobei die Verlängerung der Trägerachse durch das Produkt aus ihrer Dehnung fQ und ihrer Ursprungslänge ersetzt wurde. Die Dehnung einer beliebigen Faser ist der Quotient aus ihrer Verlängerung du und i1lfer urspriingliehen Länge, die aus der linken Skizze in Abbildung 19.13 abgelesen wird:

c( ) = Y

..!!.!!.... = ds(y)

+

fopdrp ydlfl = fQ (p + y)drp

+ (dlfl _ drp

Eo

) _y_ P +Y

19 Spezielle Biegeprobleme

328

Damit kann das Hookesche Gesetz

U(Y)=EE(Y)=E[Eo+(~;-Eo)P:Y]

(19.13)

aufgeschrieben werden, das nun zusammen mit den beiden eingangs angegebenen Formeln 19.12 für die Schnittgrößen ein Gleichungssystem für die drei unbekannten Größen u(y), Eo und

%

%

bildet. Da Eo und nicht von der Querschllittskoordinate y abhängig sind, können sie beim Einsetzen von 19.13 in die Schningrößen-Formeln 19.12 vor die Integrale gezogen werden:

+(~;-Eo)! p:ydA]

FN=E[EoA

(19.14)

Mb=E[Eo!YdA+(~;-Eo)!p:ydA]

Drei Integralausdrücke erscheinen in 19.14: Das Integral JA y dA aus der zweiten Gleichung verschwindet, weil eS das statische Moment bezügJich des Schwerpunktes ist (vgl. 16.1). Das Integral in der ersten Gleichung liefe.1 in der Regcl einen negativen Wert, deshalb sctzt man

j A

_Y-

p+y

dA

= -/(A

(19.15)

mit dem dimensionslosen Parameter /(, mit dem sich dann auch das Integral der zweiten Gleichung aufschreiben lässt:

; j p+y A

dA=j(Y-~)dA=jYdA-Pj-Y-dA=/(PA p+y p+y A

A

(19.16)

A

Die Abkürzungen für die Integrale 19.15 und 19.16 werden in die beiden Formeln 19.14 einEo) und Eo berechnet werden können. gesetzt, aus denen danach der Klammerausdruck Die Ergebnisse werden in die Spannungsformel 19.13 eingesetzt, und man erhält nach etwas mlihsamer (aber nicht sChwieriger) Rechnung die Formel tUr die

(% -

Spannungsverteilung im Querschnitt des gekrümmten Trägers:

FN Mb ( 1 + I Y-) u(y)=-+A pA /( P +y

mit

/( =

_.!. j A

_Y- dA

p+y

(19.17)

A

oe:> Die Normalkraft fUhrt zu einer konstanten SpannungsverteiJung wie beim geraden Träger

und könntc (wic don) gcsondcn crfasst und mit dcn Bicgcspannungcn übcrlagert wcrdcn. oe:> Das Biegemoment erzeugt eine nichtlineare Spannungsveneilung über die Querschnittshöhe. Auch bei reiner Biegung (FN = 0) verläuft die Spannungs-Null-Linie nicht durch die

Trägerachse (Schwerpunktachse ist nicht die neutrale Faser). oe:> Flir

p -> 00 geht 19.17 in die Formel für den geraden Träger libero Aus 19.16 ergibt sich:

/(p2A =j pr dA=j r1. dA p +y 1+ p A

A

=}

lim(/(p2A)=jidA=lxx.

p~oo

A

(19.18)

19.3 Der gekrümmte Träger

Beispiel]:

329

I

I_ _ _...... Für spezIelle Quersehmll.sformcn (Rechteck, symmetrisches Trapez, Kreis) eines gekrümmten Trägers sollen die zur Spannungsberechnung erforderlichen K-Werte in Abhängigkeit von ~ berechnet werden. Das Verhältnis ~ mit dem Abstand e vom Flächenschwerpunkt zum lünenrand der Querschnittsfläche kann als Maß für die Stärke der Krümmung des Trägers gedeutet werden.

e=h/2

Tm' 1

h

y

In den Skizzen ist auch jeweils eine Empfehlung angedeutet, wie man das differenziell kleine Flächenelement dA wählen kann, um ein Doppelintegral beim Integrieren über die Querschnittsfläche A zu vemleiden. Für das Rechteck mit dem Flächenelemem dA = bdy erhält man ein in geschlossener Form lösbares Integral: h

2

K=-~f-Y-dA=-~J A. p+y A _~

A

=

~h

In

P-) dy (I--p+y

0--

.0

h

IV"

#~e_ d,/~/ /

= !!...-In

2e

2p

,

dA=b(y) dy y

'" b(y)

(I + b) _1 (I + ~) _ I 1-1!.-

.0

<.

I-!. P

Die Auswertung dieser Formel für unterschiedliche Werte von ~ findet man in der Tabelle in Abbildung 19.14. Für den Trapczquerschnitt wird zunächst der Abstand e des Flächenschwerpunkts vom Innenrand benötigt, der nach den im Abschnitt 4.2 beschriebenen Regeln bereclmet wird:

ii

y

~

h2a+b eTrapez

r

= 3" a+b

b(rp)

~

Auch für das Trapez und den Kreis ergeben sicb Integrale, die in geschlossener Form lösbar sind. Allerdings ist man gut beraten, die Unterstützung durch ein symbolisch rechnendes Programm in Anspruch zu nehmen (oder numerisch zu integrieren). Die komplell.e Rechnung findet man umer www.TM-aktueU.de. die Tabelle in Abbildung 19.14 zeigt eiHige ausgewählte Ergebn.isse.

"e

Rechteck ~=O

Trapez

~

=0,5

~=2

Kreis

0,75

0.5

0,25

0,1

0,05

0,29727 0,38527 0,34272 0,24076 0,20378

0,098612 0,13119 0,11476 0,079710 0,071797

0,021651 0,030118 0,025643 0,017280 0,016133

0,0033535 0.0048553 0.0040335 0,0026436 0.0025126

0,00083460 0,0012286 0,0010101 0,00065446 0,00062594

Abbildung 19."14: K-Werte für Rechteek-, Trapez- und Kreisquerschniue

19 Spezielle Biegeproblerne

330

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Am BeIspiel des Krelsquerschmtts soll der Emfluss der Krümmung des Trägers auf die Spannungen im Querschnitt diskutiert werden. Der skizzierte Träger hat in allen Bereichen den gleichen Kreisquerschnitt mit dem Radius r. Die beiden gekrümmten Bereiche zeigen (maßstäblich) Krtimmungen, die durch f, = 0,1 bzw. f, = 0,5 charakterisiert werden können (fLir Kreisquerschnitr) . t e gl'It' :p= p Weil der Träger nur durch ein äußeres Moment Mo belastet ist, wirkt in allen Querschnitten das gleiche Biegemoment Mb = Mo (Normalund Querkräfte gibt es nicht). Dann kann im geraden Trägerbereich die Spannung an den Querschnittsrändern (vgl. Abschnitt 16.3) nach

Mb

Mo

a b = - = 4 -3

nr berechnet werden. In den gekrünunten TrägeTIeilen gilt 19.17, wobei am Innenrand y = -r und am Außenrand y = r zu setzen ist. Wb

® 2r p~ '-"

--,~0

Man errechnet nach 19.17 ab; für den Innen rand und a/x, für den Außenrand:

Dic Funktionen .1'; und Sa dürfen als Maß für den Einfluss der Krümmung angesehen werden und können mit dem Faktor 4, der für den geraden Träger steht, verglichen werden. Für den Bereich mit schwacher Krümmung erhält man mit

.1';(0, I) = -4,32

und

.1',,(0, I) = 3,72

Werte, die nur wenig « 10%) von den Werten fiir den geraden Träger abweichen. Im Bereich starker Krümmung dagegen sind die Abweichungen der Spannungswerte für den gekrümmten Träger deutlich größer:

.1';(0,5) = -6,46

und

.1',,(0,5) = 2,82

Die an diesem Beispiel gewonnenen Aussagen lassen sich verallgemeinern: Die absolut größte Spannung tritt bei gekrümmten Trägern am Innenrand auf. Als Maß für die Krümmung eines Trägers wird das Verhältnis des Abstands e der 1nnenrandfaser vom Schwerpunkt des Querschnitts zum Krümmungsradius p der Trägerachse definiert. Für schwach gekriimmte Träger (~ « I) sind die Abweichungen der Maximalspannungen gegenüber der Berechnung mit der Formel für den geraden Träger gering. so dass (natürl ich abhängig von den Genauigkeitsforderungen) gegebenenfaJls mit dieser einfacberen Formel gerechnet werden kann. Man beachte jedoch, dass man damit nicht "auf der sicheren Seite" liegt.

19.3 Der gekrümmte Träger

331

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 Em Kranhaken mit dem KrümmungsradIUs R 1St eIn typischer Vertreter eines (in der Regel sehr hoch belasteten) stark gekrümmten Trägers. Für den zu untersuchenden Bereich des skizzielten Kranhakens gilt: ~ = 0,5. Es ist zu berechnen, ob ein Kreisquerschnilt oder ein Rechteckquerschnitt mit gleicher Querschnittsfläche (bei gleicher Krümmung ji) günstiger ist. Gegeben:

R = IOcm; F = 25 kN . R

Für den Kreisquerschnitlmit r = e = Scm und der Querschnittsfläche 2 AKreis

=

lCr

entnimmt man der Tabelle in der Abbildung 19.14 auf Seite 329: KKre;s =

F'

0,071797

Für den Recllteckquerschnin mit ~ = e = Scm und damit h = 10cm errechnel sich die Breite (bei gleicher Querschninsfläehe wie für den Kreis) nach ARechteck =

bh =

AKre;.,

b=

=}

lfr2

h

=

lfr

T

= 7, 8S4cm

Auch der K-Wert für das Rechteck wird der Tabelle in der Abbildung 19.14 auf Seite 329 entnommen: KRechteck =

O. 098612

Die Abbildung 19.15 zeigt die Schnittgrößen im gefahrdeten Querschnin (maximale Normalkraft, maximales Biegemoment). Die Gleichgewichtsbedingungen liefern: Mb=-FR

FN=F

Nach 19.17 erhält man die Spannungsverteilung Querschnitt: P ( -1- y- ) er(y)=A K R+y

111

diesem

mit den Maximalwerten an den Rändern bei y = -~ (lnnenrand) bzw. y = ~ (Außenrand). Die folgende Tabelle vergleicht die Spannungen an beiden Rändern für beide Querschnitte:

Kreis: Rechteck:

er [N/mm 2 ] = er [Nimm'] =

Inncnrand 44.33 32,28

r

R

Abbildung 19.15: Schnittgrößen im geHihrdeten Querschnitt

Außenrand -14,78 -10,76

Der Rechteckquerschnitt erweist sich als günstiger als der Kreisquerschnitl. Die Absolutwerte der Spannungen sind am Innenrand wegen der starken Krül1lmwlg deutlich größer als am Außenrand.

19 Spezielle Biegeproblerne

332

19.3.3 Verformungen des Kreisbogenträgers Die Untersuchung der Verformung wird bier auf Kreisbogenrräger bescllränkt. Dann kann • anstelle des veränderlichen Krümmungsradius p des unverformten Trägers der konstante Radius R angenommen werden und • ein beliebiger Punkt der Trägerachse durch eine Winkelkoordinate cp identifiziert werden. Die Abbildung 19.16 zeigt ein aus dem Träger herausgeschnittenes differenziell kleines Element, dessen Krümmungsradius R (des gestrichelt gezeichneten unverformten Elements) sich durch die Verformung auf p ändert. Dabei wird gleichzeitig aus dem Öffnungswinkel dcp der Öffnungswinkel (dcp + dlJl) des verformten Elements, wobei das Ebenbleiben der Querschnitte (Bemoulli-Hypothese) vorausgesetzt wird. Die Trägerachse des unverfoffinen Elements

dSQ =Rdcp dehnt sich bei der Verformung um

eo

d
--

df -dsa = -:----'dsa

d
Diese Formel wird nach der Länge der verformten Trägerachse

df = dsa + eodsa = Rdcp( I +eo)

~

R. "-

R

I

umgestellt, die auch durch den Krümmwlgsradius p der verformten Trägerachse und den geänderten Öffnungswinkel (dcp + dlJl) dargestellt werden kann:

~

ds dS a

,

/

df= p(dcp+dlfl) Gleichsetzen dieser beiden Ausdrücke (und gleichzeitige Division durch dcp) liefert:

R(I+eo)=P(I+~~)

Abbildung 19.16: Unverformtes (gestrichelt gezeichnetes) und verfonntes Element des Kreisbogenlrägers

Der Ausdruck ~: konme im vorigen Abschnitt aus der zweiten Gleichung von 19.14 unter Einbeziehung von 19. J6 ersetzt werden, wobei der dort verwendete Krümmungsradius p durch den Radius des Kreisbogenträgers R ersetzt werden muss. Nach einigen elementaren Umformungen

erhäl t Illan:

P Hierin könnte

eo auch

R

I

1

Mb

+eo

K:R2EA

( 19.19)

noch (wie ~) ersetzt werden, so dass ein Zusammenhang zwischen

p

und den SChnittgrößen entstehen würde. Darauf wird verzichtet, weil für die folgenden Überlegungen ohnehin (wie auch in der Biegetheorie des geraden Trägers, vgl. Abschnitt 17.1) kleine Verformungen voransgesetzt werden. Dann kann wegen eo « I der erste Bntch anf der rechten Seite von 19.19 als Faktor weggelassen werden: I

P

R

(19.20)

19.3 Der gekrümmte Träger

333

Gleichung 19.20 beschreibt die Verfonnung eines Kreisbogenträgers infolge der Biegebelastung, wobei ftir eine sinnvolle praktische Handhabbarkeit der Krümmungsradius des verfonnten Trägers ß noch durch die Verschiebungen der Punkte der Trägerachse ersetzt werden muss. Die Abbildung 19.17 verdeutlicht, dass (im Gegensatz zum geraden Träger) der Verformungszustand stets durch zwei Verschiebungskomponenten beschrieben werden muss (Punkt Ader Trägerachse verschiebt sich nach A'), weil die tangential gerichtete Verschiebung u nicht nur durch die Normalkraft hervorgerufen wird.

verfomlte Trägerachse

~

~

dic Tangentialvcrschicbung u positiv in Richtung größer werdender Winkelkoordinate cp anzunehmen.

A'

~ -1-=ur,v

Es wird vereinbart, • die Punkte der Trägerachse des unverfomlten Kreisbogenträgers durch die Koordinate cp festzulegen, • die RadiaJverscniebung v positiv nach außen (zur Bezugsfaserseite wie beim geradcn Träger) zu richten und

-----

R

"-

A

\

\

--jL--'P---o-- /

Abbildung 19.17: Radialverschiebung v und

Tangentialverschiebung u

In 19.20 wird nun ß durch die Verschiebungskomponenten u und versetzt. Tn dcm (willkürlich in den Mittelpunkt des unverformten Kreisbogenträgers gelegten) x-y-Koordinatensystem kann die Verformungskurve (Lage des beliebigen Punktes A') aus der Skizze abgelesen werden:

x = (R + v)coscp - usin rp )' = (R + v) sincp +ucoscp Dies kann als Parameterdarstellung der Verformungskurve (Parameter ist die Winkelkoordinate rp) aufgefasst werden, für die die Krümmung (reziproker Krümmungsradius) nach 1_ iy-iy -:::: -

P

mit

1

(i 2 + y2) i

._ dx x- -

dcp

._ dy

y- -

dcp

aufgescnrieben werden kann. 1m Zähler dieses Bruchs und innerhalb der Klammer im Nenner entstehen ausschließlich Produkte aus zwei Größen, die jeweils die Dimension einer Länge haben. Alle Produkte aus Verschiebungen und Verschiebungsableitlll1gen (z. B.: u2, v2, uv, uv, ...) können gegenüber den Produkten aus dem Radius R und den Verschiebungen bzw. Verschiebungsableitungen (z. B.: Ru, Rv, Rii, ...) vernachlässigt werden, wobei klar wird, in weichem Sinne der Begriff "kleine Verschiebungen" zu verstehen iSI: Die Verschiebungen müssen klein gegenüber dem Radius des unverformlen Kreisbogemrägers sein. Nach etwas mühsamer (aber nicht schwieriger) Rechnung erhält man mit I I

R

+k(2v+3ü-v) J

[1+~(v+ülF

19 Spezielle Biegeprobleme

334

einen Ausdruck, der wegen der vorausgesetzten Kleinheit der Verschiebungen noch weiter zu vereinfachen ist. Da natürlich rur den Ausdruck im Nenner 2 0= R(v+u)« I gilt, kann die PotenzreihenentwickJung des Nenners ~1 3 3·5 2 (1+0) '=1-2"0+ . 0 -+. 2 4

nach dem linearen Glied abgebrochen werden, und man erhält über

~ "" ~ [1+ ~(2V+3Ii- v)]

[1- ~(v+U)]

durch Ausmultiplizieren bei weiterer Vernachlässigung der oben beschriebenen Versehiebungsprodukte mit I I I

P"" R-

R2(v+v)

einen in den Verschiebungsgrößen linearen Ausdruck für die Krümmung der verformten Trägerachse, der in die Beziehung 19.20 eingesetzt werden kann. Dass in der so entstehenden Differenzialgleichung v+v=- Mb (19.21)

KEA

nur die Radialverschiebung v vorkommt, lässt hoffen, wie beim geraden Träger die VerSChiebung v unabhängig von der Verschiebung u berechnen zu können. Leider bestätigt sich diese Hoffnung nur für wenige Ausnahmen, weil in der Regel über die Randbedingungen eine Kopplung der Verschiebungskomponenten unvermeidlich wird (vgl. nachfolgendes Beispiel). Deshalb muss 19.21 noch um die Differenzialgleichung zur Berechnung der Tangentialverschiebung u ergänzt werden. Die Abbildung 19.18 zeigt ein differenziell kleines Element (Länge der unverformten Trägerachse: Rdrp), dessen Endpunkte A und B nach der Verformung bei A' bzw. B' liegen. Die Trägerachse verlängert sich durch die Radialverschiebung v von Rdrp auf (R + v)drp und durch die Tangentialverschiebungen u bzw. (u + du) um du (der Einfluss von dv kann als klein von höherer Ordnung vernachlässigt werden). Damit kann die Dehnung der Trägerachse aufgeschrieben werden:

Co = (R+v)drp-Rdrp+du = ~(v+ti) Rdrp R

B ~u:;;dU

~;+dV

"

BWu ~ R

d'f!~

A

~ Abbildung 19.18: Verknüpfung der Verscbjebungen u und v

Diese Dehnung kann wieder gleichgesetzt werden mit dem Co, das sich aus der zweiten Formel von 19.14 errechnet, lmd man erhält den gesuchten Zusammenhang von Radialverschiebllng und Schnittgrößen. Gemeinsam mit der bereits für die Radialverschiebungen angegebenen Beziehung hat man damit die Differenzialgleichungen für die Verformungsberechnung des Kreisbogenträgers:

v"+ V = -Mb --

KEA

(19.22)

19.3 Der gekrümmte Träger

335

oe:> In 19.22 gelten für die Winkel koordinate rp, die Tangentialverschiebung 11 und die Radialverschiebung v die Definitionen nach Abbildung 19.17 (Seite 333). Die Schniugrößen müssen

der im Abschnitt 19.3.1 (Seite 323) gegebenen Definition entsprechen. oe:> Der dimensionslose Parameter K (Flächenkennwert für die Querschnittsflächen gekrümmter

Träger) ist in der Beziehung 19.17 (Seite 328) definiert worden. Für einige Querschnitte finden sich K-Werte in der Tabelle des Beispiels I (Seite 329). oe:> Es muss zunächst die Differenzialgleichung rür die Radialverschiebung v gelöst werden, de-

ren allgemeine Lösung danach in die Differenzialgleichung für die Tangentialverschiebung eingesetzt wird, die dann (Umstellung nach li) durch einfaches rntegrieren gelöst werden kann. Füreine Differenzialgleichung 2. Ordnung und eine Differenzialgleichung I. Ordnung sind insgesamt drei Lntegrationskonstanten aus drei Randbedingungen zu bestimmen. oe:> Die allgemeine Lösung der linearen inhomogenen Differenzialgleichung 2. Ordnung für die

Radialverschiebung setzt sich entsprechend v=

V/Will

+ V (Jarl

(19.23)

aus der Lösung der homogenen Differenzialgleichung v + v = 0 und einer beliebigen Pattikulärlösung zusammen. Für den homogenen Lösungsanteil gilt immer:

v/""" = CI COS rp + C2 sin rp

(19.24)

Die Pal1ikulärlösung ist problemabhängig und kann nur bei vorgegcbener Funktion rür die rechte Seite ermiUelt werden, die bei konstantem Querschnitt ausschließlich von der Funktion Mb(rp) bestimmt wird. Ncben einem konstanten Anteil tauchcn dort in der Regel eosund sin-Funktionen auf. Für die ausgesprochen typische Form der rechten Seite der Differenzialgleichung (19.25) f(rp) =a+bsinrp+ccosrp darf als Partikulärlösung immer verwendet werden 3 : v/x
b c 2'rpcosrp+2'rpsinrp

(19.26)

oe:> Bei Trägem mit großem Radius R (im Vergleich mit den Querschnittsabmessungen) kann

mit im Allgemeinen vertrctbarer Genauigkeitscinbuße die Differenzialgleichung fLir dic Radialverschiebung 19.22 unter Benutzung von 19.L8 ersetzt werden durch die Differenzialgleich1lng für den schwach gekrümmten Kreisbogenlräger:

..

Mb R2 EI

v+v= - - -

(19.27)

1n diesem Fall kann das fUr gerade Träger benutzte Flächenträgheitsmoment verwendet werden, wodurch eventuell aufwendige K-Wert-Berechnungen bei komplizierten Querschnitten entfallen. 3Der Leser. der sich in diesem Zweig der Mathematik schon gut auskennt, wird registrieren. dass für die trigonometrischen Funklionen der um den Faktor rp .,erweilcnc Partikuläransalz" verwendet werden muss. weil die Funktionen CQS und sin die homogene Differenzialgleichung crfüHen. Für alle anderen Leser wird die 111lcmet·Ergänzung zum Thema ,.GewÖhnliche Differenzialgleichungen" hilfreich sein. auf die auf Seite 314 verwiesen wird.

19 Spezielle Biegeprobleme

336

I

...

..

Beispiel: I_....;_ _ Der skiZZIerte KreIsbogenträger (RadIus R) wIrd durch zwei Festlager (einfach statisch unbestimmt) gestlitzt. Er hat einen konstanten Kreisquerschnitt mit dem Radius r = 0,05 R. Gegeben:

2F

"" -~~B A

o

R=40cm; F=IOkN; c=2,1·10 5 Nlmm 2

R;,

a) Es sind die Verformungen des gesamten Trägers, speziell die Absenkung des Lastangriffs~ punktes, und die Schnittgrößen FN und Mb am Lastangriffspunkt zu berechnen. b) Welche Abweichungen von den unter a ermittelten Ergebnissen ergeben sich, wenn der Trä~

ger als "schwach gekrümmt" betrachtet wird? Wegen der Symmetrie braucht nur eine Hälfte des Trägers (Abbildung 19.19) berechnet zu wer~ den. Diese Trägerhälfte wird am Kraftangriffspunkt so gclagert, dass die Symmetriebedingungen (horizontale Tangente, keine Verschiebung in horizontaler Richtung) erfiillt sind. In die Schnütgrößen geht zwangsläufig (wegen der sta~ tisch unbestimmten Lagerung) eine der vier Lagerreaktionen ein. Wenn entschieden wird, die Lagerkraft Fe in den Schnittgrößenverläufen zu behalten, sollte das Moment Me durch Fe ausgedrückt werden. Momenten~ Gleichgewicht um den Punkt A liefert : Me=FeR - FR

~~

fl,R , / A

Abbildung 19.19: Symmelrieschnin

Mit der wie skizziert gewählten Koordinate ({I erhält man aus deo Gleichgewichtsbedingungeo am geschnittenen Träger (Kratt-Gleichgewicht in Richtung der Nomlalkraft und MomentenGleichgewicht um die Schnittstelle, Abbildung 19.20): FN = -Fsin ({I- Fccos({l

Mb = -FR( 1- sin({l) + FeRcos({l

Damit können die Differenzialgleichungen 19.22 aufgeschrieben werden:

V+ v = :c:

(1 -

sin ({I-

:c: cos

({I)

tH v = - ; ;

+-

Zunächst muss für die erste Differenzialgleichung eine Partikulärlösung gefunden werden:

Abbildung 19.20: Schniltgrößen

Ein Vergleich der rechten Seite mit Formel 19.25 zeigt, dass sie genau dieser "typischen Form" entspricht. Also wird 19.26 an das aktuelle Problem angepasst, und man hat die Partikulärlösung FR vpart= KcA

(1

Fe.) 1+2:({Icos({l-2F({Isl11({1

die gemeinsam mit der Lösung der homogenen Differenzialgleichung 19.24 die allgemeine Lösung der Differenzialgleichung flir die Radialverschiebung bildet: . ({I + FR v = C, cos({l +C2 S1l1 -

KcA

(I 1+ 2

e.) ({Icos({l- -F({IS1l1({1

2F

Diese wird in die zweite Differenzialgleichung eingesetzt, und eine einfache Integration, die noch eine Integrationskonstante erzeugt, liefert die allgemeine Lösung ftjr die Tangentialverschiebung:

19.3 Der gekrümmte Träger

337

FR u = - EA q> - CI sin q> + Cz cos q> - :E: [q>+

~ (q> -

; ) sin q> +

~ (I +

q>) cosq>] + C3

;

Die beiden allgemeinen Lösungen enthalten insgesamt drei Integratiooskonstanten und die unbekannte Lagerkraft Fe , für deren Bestimmung vier Randbedingungen zur Verfugung stehen:

u(q>=O)=O

,

u(q>=~)=O

,

v(q>=O)=O

,

v(q>=~)=O

Einsetzen der vier Bedingungen io die allgemeinen Lösungen für v und CI=

FR KEA

(I-~n+~-K~) n

4

Cz=-~

liefert:

C3= FR

2 KEA

2

11

KEA

_ 2 Pe= -F

n

a) Dam.it können die Verschlebungsfunktionen aufgeschrieben werden: V=

:E: [I+(I-~n+~-K~+~q»cosq>-G+~q»sinq>]

u = - FR KEA

[(I

+ K)q>-

I

+ (1-

~4 n- K~2 + 2~q»

sinq>+

(1+ ~q» n

cosq>]

Hierin ist A = n? die Querschnittsfläche des Trägers, und aus der Tabelle auf Seite 329 kann K = 0,00062594 für fi = 0,05 entnommen werden. Für die Absenkung des Kraftangriffspunktes errechnet man mit den gegebenen Zahlenwerten: VF

= v(q> =0) =

FR (2 - ~ n+ ~ KEA 4 n

K~) 2

= -0 9419mm '

Die Schnittgrößen an der Kraftangriffsstelle müssen mit den dort wirkenden Lagerreaktionen des "Symmetriesehnitt-Lagers" im Gleichgewicht sein:

2 FN(q> = 0) = -Fe = --F = -6.366kN

n

Mb(q>=O) =

Me= FeR-FR=

(~- J) FR= -1,454kNm

b) Die Rechnung nach der Differenzialgleichung fur den schwach gekrümmten Träger 19.27 unterscheidet sich nur in dem Faktor für das Biegemoment in der Differenzialgleichung für die Radialverschiebung. Dieser (bei diesem Beispiel konstante) Faktor bleibt während der gesamten Rechnung erhalten, so dass nur in den berechneten Funktionen K durch ~ mit

I =

n;

4

ersetzt werden muss:

4

I K

-z

AR

;rrr

=

r2

---t-I = - , =0,000625 nr R 4R-

Der Unterschied ist minimal: Die unter Voraussetzung schwacher Krümmung berechnete Verschiebung unter der Kraft vergrößert sich bei diesem Träger nur auf VF = -0,9426mm (Abweichung< 0, I %). Wenn also der K-Wert nil' den Querschnitt nicht ohnehin zur Verfügung steht, ist fUr schwach gekrümmte Träger eine aufwendige K-Berechnung nicht gerechtfertigt, zumal sich Clir die Schnittgrößen überhaupt keine Unterschiede ergeben.

338

19 Spezielle Biegeprobleme

19.3.4 Numerische Berechnung der Verformungen Das relativ einfache Beispiel des vorigen Abschnitts zeigte, dass die (bei statisch unbestimmten Problemen unumgängliche) Verformungsberechnung für gekrümmte Träger recht aufwendig werden kann. Da die Verformungen durch ein lineares Randwertproblem beschrieben werden, ist es naheliegend, dies mit dem im Abschnitt 18.1 behandelten Differenzenverfahren zu lösen. Mit den zentralen Differenzenformeln 18.1, mit denen in den Differenzialgleichungen 19.22 die Ableitungen näherungsweise ersetzt werden, emstehen die Differenzengleichungen für die Verformungsberechnung des Kreisbogenträgers: Vi

2 Mbi = -h - /(iEAi FNiR+Mbi -Ui_1 +Ui_1 +2/iv, = 2h-'-,,::-,---"":-' EA i

J

+ ( h 2 -2 ) V;+Vi+1

(19.28)

c:> Da mit den Dillerenzenquotiemen Ableitungen nach der Winkelkoordinate

Wlll'-

den, ist die Schrittweite hin 19.28 ebenfalls ein Winkel.

c:> Weil sownhl die Näherungsformel flir die zweite Ableitung (in der ersten Differenzengleichung) als auch die Näherungsformel für die erste Ableitung (in der zweiten Differenzengleichung) jeweils zwei Nachbarpunkte einbeziehen, würden an beiden Trägerrändern je zwei Verschiebungen (li und v) für Außenpunkte in die Rechnung hineinkommen. Da für diese vier zusätzlichen Unbekannten (bei statisch bestimmten Aufgaben) nur drei Randbedingungen als zusätzliche Gleichungen formuliert werden können, würde sich in jedem Fall ein Defizit von einer Gleichung zur Anzahl der Unbekannten ergeben. Von den verschiedenen Möglichkeiten, dieses Defizit zu beheben, (z. B.: Arbeiten mit vorwärts bzw. rückwärts genommenen Differenzenformeln in Randnähe), wird folgende Variante empfohlen: Die Differenzengleichungen für die Tangentialverschiebungen werden nur für jeden zweiten Punkt und nur für die Innenpunkte (nicht für die Randpunkte) formuliert (Abbildung 19.21).

Punkte für "u-Gleichungen" ~ / f

rf

0" ..",.

n,.

Punkte für

"'"

Randpunkt Außenpunkt

"v-Gleichungen"

Abbildung 19.21: Unterschiedliche SLralegien für die Verschiebungen II und v

Dann gehen als unbekannte ,,-Werte gerade die Tangemialverscrnebungen an den Punkten ein, für die keine ..u-Gleichungen" formuliert werden (die Differenzenformel bezieht sich nur auf die Nachbarpunkte), aberu. a. auch die Werte der Randpunkte, für die gegebenenfalls Randbedingungen aufgeschrieben werden müssen. Diese Strategie ist gerechtfertigt, weil die Änderung der Tangemialverscrnebung 1I im AJJgemeinen deutlich geringer ist als die Änderung der Radialverschiebung v, so dass ein gröberes Raster für die Approximation der Ableitungen von 1I ausreichend ist. Die Koeffizientenmatrix des entstehenden linearen Gleichungssystems ist besonders dünn mit von Null verschiedenen Elementen besetzt, weil in jeder Gleichung nur 3 unbekannte Verschiebungen auftauchen.

19.3 Der gekrümmle Träger

339

I

Beispiel: I Die Berechnung der Verformungen mit dem Differenzenverfahren wird an dem bereits im Abschnitt 19.3.3 (Seite 336) exakt gelösten (statisch unbestimmt gelagerten) Halbkreisbogen mit konstantem Kreisquerschnitt mit dem Radius r = 0,05 R demonstriert. Gcgcbcn:

R = 40cm; F = I OkN; E = 2, I . 105 N/mm 2

2F

.

Wie bei der exakten Lösung im vorigen Abschnitt wird nur eine SymmetriehäJfte betrachtet (Abbildung 19.19 auf Seite 336), für die die benötigten Schnitlgrößen in Abhängigkeit von der unbekanntcn Lagerkraft Fe formuliert werden (nebenstehende Skizze): FN = -Fsin rp - Fecosrp Mb = -FR(I-sinrp)

Der Viertelkreis wird in Schrittweite

nA

+ FeRcosrp

= 80 Abschnitte unterteilt, so dass sich die

h=~

160 ergibt. Die Punkte (einschließlich der beiden Außen punkte) werden von I bis 83 nummeriert (Abbildung 19.22).

h~ TI

160 ",_

• 81 82 •. 83

Für die Punkte 2 bis 82 werden die "v-Gleichungen" formuliert (81 Gleichungen), wobei neben den Verschiebungen auch die Unbekannte Fe auf die linke Seite geschrieben wird: 2

V;_I

+(h -2)v;+v;+1

R

Fe + KEA

2

FR

2

h eosrp; = KEA h (l-sinrp;)

\

Abbildung 19.22: Diskrctisierung:

nA

= 80

;=2.3,4, ... ,82

Für die in der Abbildung 19.22 besonders hervorgehobenen Punkte 3,5, ... ,81 werden die "uGleichungen" aufgeschrieben (40 Gleichungen): FR

-11;-1 +11;+1 +

2hv; = -2h EA

; = 3,5,7, ... ,81

Schließlich sind noch die Randbedingungen zu ergänzen (4 Gleichungen): v~=O

=;.

-VI+V3=0

"2 =

0

(horizontale Tangente im Symmetrieschnitt), 1182 =

0

V82

= 0

Dies sind insgesaml125 Gleichungen ftir die 125 Unbekannten ( 1 Wert)

Fe VI, V2, V3, 112, U4, 116,

(83 Werte) ; , "82 (41 Werte) .

, V83

Der Wert fUr den Parameter K = 0,00062594 für ~ = 0,05 wird der Tabelle auf Seite 329 entnommen. Der Zusammenhang zwischen dem Winkel rp; und der Nummerierung der Punkte kann so formuliert werden: 1! rp; = (i -2) 160

340

19 Spezielle Biegeprobleme

Unter www.TM-aktuclJ.de findet man ein Matlab-Script, mit dem das Gleichungssystem aufgebaut und gelöst wird. Es kann mit unterschiedlich feiner Diskretisierung (Anzahl der Abschnitte I1A) arbeiten.

,,

,

,,

, ,

.,,

,

, , , , ,

Die Abbildung 19.23 zeigt die Matlab-Grafik, in der die Verformungen des Halbkreises (stark vergrößert) dargestellt sind.

, ,

,, , , , , ,

.""

-""

'00

""

Abbildung 19.23: Verformung, stark vergrößert

In der Tabelle in Abbildung 19.24 sind einige Ergebnisse für V2 (Absenkung des Lastangriffspunktes), Fe und Me im Vergleich mit dcr exakten Lösung zusammengestellt. Ein Vergleich mit einer exakten Lösung ist aber nur in Ausnahmefallen möglich. Hier gibt es noch die Chance einer Kontrollrechnung mit der Finite-Elemente-Methode: Auch wenn im Abschnitt 18.2.4 nur gerade biege- und dehnsteife Trägerelemente behandelt wurden, kann man ein FEM-Modell, das aus solchen Elementen zusammengesetzt ist, durchaus als Kontrolle fLlr die hier durchgefiihrte Rechnung heranziehen. Der Kreisbogen wird dafür durch ein Polygon ersetzt, das bei einer genügcnden Anzahl von Elcmenten das Verhalten eines gekrümmten Trägers ausreichend genau annähern kann. Über www.TM-aktuell.de erreicht man das Matlab-Interface zum "Finite-Elemente-Baukasten Femset", mit dCIll der ioteressierte Benutzer FEM-Modelle in Matlab beschreiben und mit den verfügbaren FEM-Funktionen berechnen lassen kann. Ein FEM-Modell aus Rahmenelementen mit Knoten, die alle aufeinem Kreis liegen, ist damit ohne nennenswerten Aufwand zu erzeugen. Unter www.TM-aktuell.de findet man auch ein Matlab-Seript für die hier behandelte Aufgabe. In der Tabelle in Abbildung 19.24 sieht man die Ergebnisse von zwei Kontrollrechnungen mit diesem Script. Fazit: Das Differenzenverfahren liefert fast exakte Ergebnisse schon bei I1A = 80. Eine FEMRechnung mit 80 Elementen steht dem kaum nach, obwohl ein ganz anderes Modell (Polygon aus geraden Trägern) berechnet wurde. In bei den Fällen erübrigt sich eine genauere Rechnung.

Exakt

Differenzenverfahren IIA

vF[mmJ Fe [kNJ Me [kNmJ

= = =

-0,9419 6,366 -1,454

= 80

-0,9420 6.367 -1,453

I1A

= 160

-0,9414 6,366 -1,453

FEM-Rechnung 160 Elemente

80 Elemente -0,9450 6.359 -1,457

-0,9451 6,358 -1,457

Abbildung 19.24: Die sicherste Variante zur Bestätigung der Ergebnisse: Berechnung nach verschiedenen Verfahren mit unten;chiedlichen Software· Produkten

19.4 Aufgaben

341

19.4 Aufgaben

~,

I

Altfgabe 19.1: I_ _ _ _ _..... Der skIzzIerte Kragträger mit T -fömligem Querschnitt ist durch zwei Einzelkräfte belastet. Man ermittle Ort und Größe der maximalen Biegespannung. Gegeben:

F, I.

öl

,y I 2

"

I

'"

a

"' I

Cl.

ö

;;:

3a

I

Altfgabe 19.2: I_ _ _ _ _..... EIß B,egeträger mit DreIecksquerschnitt (rechtwinkliges gleichschenkliges Dreieck) ist bei A starr eingespannt und nur durch sein Eigengewicht (Dichte p) belastet. Gegeben:

I = 80cm Cl= 2cm

A

a

p = 7, 85 g/cm 3 E=2, 1·lOs N/mm 2 .

Man ermittle a) die Biegespannungen an den drei Eckpunkten des Einspannquerschnitts, b) die Lage der SpannuJlgs-Null-Linie. c) Größe und Richtung der Gesamtverschiebung des freien Trägerendes.

I

Altfgabe 19.3: I_ _ _ _ _..... Die auf elastIschem Untergrund liegenden Schwellen eines Schienenweges werden wie skizziert über die Schienen durch zwei Kräfte F belastet. I Gegeben: F, EI = konstant, I. Cl = 4: ' Cl)

2 "

,

-a-

EI '>/-/

k

,

~

S /'

;-

-a -

Für die exakte Lösung müsste unter Ausnutzung der Symmetrie die allgemeine Lösung 19.6 der Differenzialgleichung für zwei Bereiche (mit 8 Integrationskonstanten) aufgeschrieben werden. Die erforderlichen Rand- und Übergangsbedingungen für die Berechnung der Integrationskonstanten sind zu formulieren.

b) Mit Hilfe des Differenzenverfahrens sind die Verformung und der BiegemomentenverJauf zu

ermitteln. c) Die unter b ermittelten Ergebnisse sind durch eine FEM-Reehnung mit einem geeigneten

Programm zu bestätigen (siehe z. B. www.TM-interaktiv.de).

342

19 Spezielle Biegeprobleme

I Aufgabe 19.4:

I

Die Ennittlung der größten Beanspruchung in einem Kranhaken (Beispiel 3 im Abschnitt 19.3.2 auf Seite 331) zeigte, dass ein Rechteckquerschnitt günstiger als ein Kreisquerschnitt (bei gleicher Querschnittsfläche) ist. Es ist zu untersuchen, ob auch die Verwendung eines elliptischen Querschnitts anstelle eines Kreisquersehnittes zu einer geringeren Maximalspannung fuhrt, wenn die Querschnittsflächen gleich sind (gleicher Materialeinsatz) und der Krümmungsradius R beibehalten wird. Gegeben:

-0 N

I

,

R, r=0.5R.

a) Man ermittle die I\-Werte für einen elliptischen Querschnitt nach der Formel 19.17 mit Hilfe

eines geeigneten Computerprogramms (vgl. www.TM-aktuell.de) für unterschiedliche Werte a

R'

b) Man berechne das Verhältnis der betragsmäßig größten Biegespannung bei elliptischen Quer-

schnitten zu der betragsmäßig größten Biegespannung bei einem Kreisquerschnitt mit dem gleichen Flächeninhalt für verschiedene Formen der Ellipse = 2; 1,5; 0,5).

(*

IAufgabe 19.5: I Eine Kette besteht wie skizziert aus kreisringförmigen Gliedern. Wegen der doppelten Symmetrie braucht für die Verformungs- und Spannungsberechnung nur ein Viertel eines Gliedes betrachtet zu werden. Die Skizze oben rechts zeigt ein Viertel eines Kettengliedes mit der halben Belastung und den beiden Lagern, die die in Symmetrieschnitten möglichen Verschiebungen zulassen. In die Skizze unten rechts sind die in den Symmetrieschnitten wirkenden Kräfte und Momente eingezeichnet. Da die Kraft-Gleiehgewichtsbedingungen bereits erfüllt sind, bleibt bei zwei unbekannten Momenten nur eine Gleichgcwichtsbedingung: Das Problem ist einfach statisch unbestimmt. Gegeben:

F; R;

r

R = 0,25;

E.

Man berechne mit dem Differenzenverfahren a) die Verformungen eines Kettengliedes infolge der Kraft F, b) den Biegemomentenverlauf und Ort und Größe des absolut größten Biegemoments.

Weitere Aufgaben findet man imlnternet unter www.TM-aktueU.de.

20 Querkraftschub Die Querkraft FQ ist senkrecht zur Trägerlätlgsachse gerichtet. Die in der Querschnittsftäche liegende Kraft ist die Resultierende der Schubspannungen, die in dieser Fläche wirken.

20.1 Ermittlung der Schubspannungen Für die Berechnung der Spannungen, die der Querkraft äquivalent sind, werden folgende Annahmen getroffen:

<> <> <>

Die Querkraft wirkt in Richtung einer Hauptzentralachse des Querschnitts. Es werden nur die Schubspannungskomponenten betrachtet, die einer Querkraft äquivalent sind (gegebenenfalls muss eine zweite Rechnung mit der anderen Querkraft des Querschnitts ausgeführt werden).

Die Schubspannungen, die durch die Querkraft hervorgerufen werden, sind wie die Biegespannungen ab über die Querschniusbreite konstant. Da diese Bedingung im Allgemeinen nicht exakt erflillt ist, werden im Folgenden stets die Mittelwerte der Schubspannung über die Querschnittsbreite berechnet.

dz

-I

-y

-

~_

(J

b

-

Q:~o~~) _____ (Jb

(Jb

Abbildung 20.1: Nomlal- und Schubspannungen.m differenziell kleinen Element

An einem differenziell kleinen Element der Länge dz, das aus dem Träger herausgeschnitten wird (Abbildung 20.1), wirken die Schnittgrößen Mb und FQ . Die durch M" hervorgerufenen Biegespannungen sind über die Höhe (in y-Richtung) linear veränderlich, die Art der Veränderlichkeit der Schubspannungen t:y ist zunächst nicht bekannt (Hinweis zu den Indizes von t: Der erste

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_20, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

344

20 Querkraftschub

Index kennzeichnet die Schnittfiäche durch die Koordinate, die senkrecht zur Fläche gerichtet ist, der zweite Index bestimmt die Richtung der Schubspannung). In der Abbildung 20.1 sieht man, dass aus dem differenziell kleinen Element der Länge dz in vertikaler Richtung noch einmal ein Element mit der Höhe dy herausgeschnitten wird (Abbildung 20.2). Die Spannungen an den Schnittfiächen bdy können zu Kräften zusammengefasst werden (b ist dje Breite des Trägers). Es ist erkennbar, dass an dem Element dz . dy das Momentengleichgewicht (z. B. um den Mittelpunkt) nur erfüllt sein kann, wenn auch in den horizontalen Schnittfiächen Schubspannungen wirken, die nach der getroffenen Vereinbarung mit 'ryo bezeichnet werden. Die Momentwirkungen der Normalspannungen heben sich (bis auf Anteile, dje von höherer Ordnung klein sind) auf, und man erhält fLir das Momentengleichgewicht um den Mittelpunkt des Elements:

Abbildung 20.2: Element dz· dy Alle Abmessungen fallen aus dieser Beziehung heraus, und man erhält als allgemeingültige Aus-

sage das Gesetz der zugeordneten Schubspannungen: (20.1) Die Schubspannungen in zwei senkrecht aufeinander stehenden Schnittllächen sind gleich groß (und entweder beide zur gemeinsamen Kante dieser Schnittflächen gerichtet oder beide von der Kante weggerichtet). Dass Schubspannungen auch in den Längsschnitten eines Biegeträgers auftreten, lässt sich recht gut veranschaulichen (Abbildung 20.3): Werden zwei übereinander liegende Träger auf Biegung belastet, so verschieben sie sich gegeneinander. Wenn sie verbunden werden (Schweißen, Kleben, Nieten, ....), so wird diese Verschiebung durch die in der Verbindung hervorgerufene Schubspannungen verhindert.

Abbildung 20.3: Im kompakten Träger (rechts) verhindern Schubspannungen das Abscheren der Sch.ichten Es soll nun die Schubspannung an einer beliebigen Stelle y des Querschnitts bei z berechnet werden (die Indjzes fllr die Schubspannung werden jetzt weggelassen, weil ohneh.in fUf die beiden betrachteten Schnitte die gleichen Werte gelten). Dazu wird eine differenziell kleine Scheibe des Trägers (Dicke dz) noch einmal in der Höhe y zerschnitten, so dass sie in zwei Teile zerfallt (Abbildung 20.4).

20.1 Enniltlung der Schubspnnnungen

345

.... dz

"

-' Tb dz

Resultierende der Biegespannung

über A infolge bzw.

Tbdz

dz

Abbildung 20.4: Berechnen der Scbubspannungen in Abbängigkeit von y Am unteren Teil wirken in horizontaler Richtung (z-Richtung) die Biegespannungen der anteiligen Fläche Ä und die Schubspannungen der Fläche bdz. Die Biegespannungen werden am linken Schnillufer durch das Moment Mb, am rechten Schnittufer durch (Mb +dMb) hervorgerufen. Die Spannungen infolge Mb heben sich gegenseitig auf, so dass das Gleichgewicht in z-Richtung durch die Resultierende der Schubspannungen T bdz und die Resultierende aus den Nonnalspannungen infolge dMb hergestellt werden muss. Die Spannung infolge dMb an einer beliebigen Stelle y innerhalb Ä en·echnet sich nach der Biegespannungsformel 16.3, wobei Mb durch dMb ersetzt werden muss. Der Querstrich bei y wird verwendet, weil y bereits vergeben ist für die Kennzeichnung des horizontalen Schnitts (y und y zählen beide vom Schwerpunkt der Gesamt-Querschninsfläche positiv nach unten). Die Intey über die Fläche Ä liefen die resultierende Kraft, die der gration dieser Biegespannungen Schubspannung im horizontalen Schnitt das Gleichgewicht hält:


Tbdz=

J

dMb - = dMb ydA -

A

Ixx

Ixx

Das Integral

5., =

J ydA

A

J

ydÄ

A ist das aus dem Abschni1l4.2 als Formel 4.8 bekannte statische Moment der Fläche Ä, das sich hier auf die durch den Schwerpunkt der Gesamt-Querschnittsfläche verlaufende x-Achse (senkrecht zur y-Achse) bezieht. Damit wird aus der Gleichgewichtsbedingung in z-Richtung (nach Division durch bdz):

dM" S,. dz bl.",

T=----

und mit

'!IJf =

FQ (vgl. Abschnitt 7.2) ergibt sich die Formel für die Berechnung der

346

20 Querkraftschub

FQ5x T=--

Schubspannung infolge Querkraftbelastung:

(20.2)

bIll

• FQ(z) ist die Querkraft in der SchnittRäche bei z und (<< das Flächenträgheitsmoment diescr Fläche bczüglich der durch den Flächenschwerpunkt (senkrecht zur FQ-Richtung) verlaufenden Hauptzentralachse x (Biegeachse). • Die Breite des Querschnitts b(y) darf veränderlich sein. Die y-Achse beginnt im Schwerpunkt der QuerschniusRäche und steht senkrecht auf der x-Achse. • Sx(y) ist das statische Moment einer Teilquerschnil1sjläche. die durch die Parallele zur x-Achse bei y vom Gesamtquerschniu abgetrennt wird. SAy) bezieht sich auf die SchwerpUllkrachse des Gesall1fquerschllil1s (x-Achse).

oe:> Wenn die Lage des Schwerpunkts einer der beiden Teil-

querschnittsftächen bekannt ist. kann S,(y) vereinfacht nach berechnet werden (al und a2 sind die Abstände der Schwerpunkte der Teilnächen AI bzw. A2 vom Schwerpunkt der GesamtRäche, Abbildung 20.S). oe:> Die Querschnittskennwerte (5x , b, I"x) sind positiv in

die Schubspannungsformel 20.2 einzusetzen, die Riche tung der Schubspannungen wird ausschließlich durch Abbildung 20.5: Vereinfachte Bedas Vorzeichen der Querkraft FQ bestimmt. rechnung des statischen Moments Sx oe:> Die für einen y-Wert des Querschnitts errechnete Schubspannung gilt jeweils auch für einen Längsschnitt des Trägers (Gleichheit der zugeordneten Schubspannungen). Beispiel J:

I

I_ _ _ _...I Der skiZZierte Kragtrager mtt Rechteckquerschnitt wird durch die Kraft F belastet. Dann wirkt in allen Querschnittcn die Qucrkrafl

I

'1 F ~~: ~-----I

FQ=F

('.hn)n'~ I~

Die Breite b des Querschnitts ist konstant, und fLir x I das Flächenträgheitsmoment des gesamten Recht~ eckquerschnitts gilt nach der Tabelle im Abschnitt ~ I 16.2.2: bh 3 b Ill = 12 Das statische Moment des schraffierten Teilrechtecks bezüglich der x-Achse errechnet sich aus dem Produkt "Teilftäche . Schwerpunktkoordinate der Teilftäche":

(h )

y+g 5 (y)=b --y = "

2

2

(h- - y2) -b 2

4

2

20.1 Enniulung der Schubspnnnungen

347

Damit erhällman die Schubspannungsverteilung über die Höhe des Rechteckquerschnitts:

r(y)

=

~

2

[I -4 (~)2] !.h

bh

Der quadratische Verlauf (nebenstehende Skizze) hat die Randwerte

r(y=±D =0 und den Maximalwert in der Schwerpunktfaser: r",ax =

r(y = 0)

3 F

= - 2 bh

Diese Schubspannung wirkt nach dem Gesetz der zugeordneten Sehubspannungen aueh in einem Horizontalschnitt des Trägers (Abbildung 20.6). Sie muss besonders dann beachtet werden, wenn dieser Längsschnitt z. B. eine Kleb-, Schweiß- oder Nietver- Abbildung 20.6: Schubspnnnungen in Biegeträgern sind eigentlich bindung ist. nur dadurch gefährlich, weil sie auch in Längsschnitten wirken Falls ein Balken aus mehreren Teilen zusammengesetzt wird, sollte die Fuge nicht in Höhe des Gesamtschwerpunktes der zusammengesetzten Fläche gelegt werden.

I Beispiel 2:

I

8a I

y

IF RA

B2..

cl M

" cl

1/4

""

31/4

1

Gegeben:

F

I

a

I, a.

Ein T-Träger wurde aus zwei Reehleckprofilen so zusammengeschweißt, dass die Naht eine Verbindung über die gesamte Stegbreite a herstellt. Für die in der Skizze angegebene Lagerung und Belastung ist die größte Schubspannung in der Schweißnaht zu ermitteln. Mit den Lagerreaktionen FA =

3

4 Fund

Fß =

4F

ergibt sieh der nebenstehend skizzierte Querkraftverlauf mit der maximalen Querkraft

3

F.Q/lULl'=-F , 4

+

3F/4

- F/4 Abbildung 20.7: Querkraftverlauf

348

20 Querkraftschub

Nach dem im Abschnitt 16.2.6 beschriebenen Algorithmus werden Schwerpunkt (bezogen auf das nebenstehend skizzierte x-yKoordinatensystem) und Flächenträgheitsmoment der Gesamtfläche (bezogen auf das x-y-Koordinatensystem) berechnet:

Y5=2,40

lu= 133,20

<:j

\O~,

o

I

,.,.,<:j

4

,

x

S

'l SStCg

I

Die Schweißnaht liegt also im Abstand

ly.y -.-J

y=0,6a

vom Schwerpunkt der Gesanllfläche, und das in die Formel 20.2 eingehende statische Moment der Teilfläche kann entweder für den Flansch oder den Steg (jeweils bezogen auf die x-Achse) berechnet werden. Für den Steg ergibt sich z. B. folgende Rechnung:

s.,(y = 0,60) = 60 2 (0,60. + 30.) = 21,60. 3 Mit den ermittelten Querschnittswerten, der maximalen Querkraft und der Breite b = 0. an der Nahtstelle erhält man die maximale Schubspannung in der Schweißnaht nach 20.2:

F

'fNaht,max

= 0 1216 2

Sie tritt im Nahtbcreich zwischen dem Lager A und der Kraft F auf. Die Darstellung des Schubspannungsverlaufs in Abbildung 20.8 über die gesamte Höhe des Querschnitts zeigt den für Rechteckquerscnnitte typischen parabolischen Verlauf in beiden Bereichen mit einem relativen Maximum im Schwerpunkt (dort ist das statische Moment der Teilfläche am größten).

1

0.

s

x

IY

U Abbildung

20.8:

Schubspannullgsverlauf

im

Querschnitt mit Unsteligkeitsstelle

Der krasse Spn1l1g an der Übergangsstelle (bedingt durch die sich sprunghaft ändernde Breite) gibt Anlass, die Gültigkeit der Voraussetzungen dieser Berechnung noch einmal zu diskutieren. denn speziell die gleichmäßige Verteilung der Schubspannung über die Querschnittsbreite wird im viel breiteren Flansch in der Nähe der Übergangsstelle nicht realistisch sein. Vielmehr gilt:

c:> Genauere Untersuchungen zeigen, dass bei breiten Trägern die Schubspannungen sich nicht gleiChmäßig über die Breite verteilen. Sie sind am Rand etwas größer als in der Mitte, nach der Formel 20.2 wird ein über die Breite genommener Mittelwert errechnet. Dies hat im Allgemeinen wenig praktische Bedeutung. da bei breiten Trägern die Schubspannungen natürlich entsprechend klein (und damit meist unbedeutend) sind (vgl. das gerade behandelte Beispiel, bei dem die Schubspannungen nur in dem schmalen Steg bedeutsam sind) .

•-:> Eine besondere Betrachtung erfordern die so genannten dünnwandigen offenen Profi le, bei denen (im Gegensatz zum gerade behandelten Beispiel) die "breiten" Querschnittsabschnitte eine sehr kleine Höhe haben (z. B. T -,1- und U-Prolile). Diese werden deshalb im nächsten Abschnitt gesondert behandelt.

349

20.2 Dünnwandige offene Profile, Schubmiuelpunkl

20.2 Dünnwandige offene Profile, Schubmittelpunkt An dem in Abbildung 20.9 skizzierten I-Profil wird gezeigt, dass in den Flanschen auch in vertikalen Längsschnitten aus Gleichgewichtsgründen Schubspannungen wirken miissen. Dazu wird ein differenziell kleines Element (Länge dz) betrachtet, an dessen Schnillufern die Biegespannungen cr bzw. (cr +dcr) wirken (in der Skizze sind die Spannungspfeile nur für die Flansche eingezeichnet, wobei willkürlich angenommen wurde, dass oben eine Druekspannllng und unten eine Zugspannung wirkt).

Abbildung 20.9: Auch im vertikalen Schniu durch einen Flansch wirken Schubspannungen Wenn Streifen der Flansche von dem Element abgeschnitten werden (Abbildung 20.9, rechts), dann wird deutlich, dass in den (vertikalen) Schnitten Schllbspannungen wirken müssen, die mit den dcr-Anteilen der Biegespannllng das Kraft-Gleichgewicht in Träger-Längsricbtung herstellen. Wie bei der Herleitllng der Formel 20.2 im vorigen Abschnitt werden diese Biegespannungsanteile dcr = d~;, Y über die Fläche s'/ integriert und mit der resultierenden Kraft der Schubspannungen in der F1äcbe dz·/ gleichgesetzt. Wenn konstante Schubspannung über die Flanschdicke / vorausgesetzt wird (bei dünnwandigen Profilen natürlich erlaubt), ergibt sich mit FQSx

'l:= -

(20.3)

I/xx

eine Formel, die wie 20.2 aufgebaut ist und mit t die Flanschdicke (anstelle der Querschnittsbreite b) und mit Sx wie die Formel 20.2 das statische Moment der abgeschnittenen Fläche bezüglich der Biegeachse x enthält (Abbildung 20.10).

s I

x

x

I

Abbildung 20.10: Statisches Momcnt flir einen Schnitt eines dünnwandigen Profils

Natürlich wirken Schubspannungen der gleichen Größe (Gesetz der zugeordneten Schubspannungen) auch in den QuerschniusAäehen. Da die Schubspannllngen an den Rändern des Flansches gleich Null sind, werden sie mit wachsender Koordinate s (und damit größer werdendem statischen Moment der TeilAäche) nach innen größer. Ihre Richtung weist an einem Flansch (abhängig davon, ob die Biegespannung im Flansch Zug oder Druck ist) entweder zum Steg hin

20 Querkraftschub

350

oder vom Steg weg, im Steg stimmt die Schubspannungsrichrung mit der Richrung der Querkraft an dem entsprechenden Schnittufer überein. Die Abbildung 20.11 veranschaulicht, wie die Schubspannuogen über die Querschnittsnäehe "fließen". wobei die über bzw. unter den Flanschen und rechts vom Steg angedeuteten Funktionen die Intensität verdeutlichen. Da in die Formeln 20.2 bzw. 20.3 jeweils das statische MomeOl der gesamten Teilfläche eingeht, die durch einen Längsschnitt bei y bzw. s abgetrennt wird, ist klar, dass die Summe der am Steg "zusammenfließenden" Aoteile dem Wert am Anschlusspunkt im Steg eotspriebt. Wegen der vorausgesetzten Dünnwandigkeit sind die an dieser Steile nicht mit der Herleitung übereinstimmenden Voraussetzungen (im Flanschteil über bzw. unter dem Steg schneidet ein vertikaler Schnitt keine Scheibe des Flansches ab) vemaehlässigbar.

I· -

-I

d 11 1

" " I

Ie..

-

---:1

Abbildung 20.11: Schubspannungsfluss

'e:> Für dünnwandige Querschnitte (im betrachteten Beispiel: , ist klein im Vergleich mit Steghöhe und Flanscbbreite) werden nur die Scbubspannungen Ül die Rechnung einbezogen, die parallel zur Profil-Mittellinie gerichtet sind. Für das I·Profil bedeutet dies z. B., dass in den Flanschen keine vertikalen Schubspannungen. wie sie sich nach 20.2 durchaus ergeben würden, berücksichtigt werden. oe:> Da nur die durch die Querkraft hervorgerufenen Schubspannungen betrachtet wurden, müs-

sen sie der eingeleiteten Querkraft äquivalent sein. Für das behandelte Beispiel bedeutet das, dass die Resultierende aus der Schubspannung im Steg die Querkraft ist. Die Schubspannungen in den Flanschen bilden beim I-Profil ein Gleichgewichtssystem, was leider nicht bei allen Profilformen der Fall ist (vgl. nachfolgendes Beispiel). oe:> Für dünnwandige Profile darf auch das Flächemrägheitsmomel1t vereinfacht berechnet wer-

den. Für das I-Profil werden der Anteil des Stegs und für die Flansche nur die "SteinerAnteile" berücksichtigt, weil der ,3-Faktor die Anteile bezüglich der Flansch-Schwerpunktachsen verschwiodend klein macht. Der Praktiker geht häufig noch einen Schritt weiter und bezieht auch den (speziell bei breiten Flanschen deutlich kleineren) Anteil des Stegs nicht mit ein (und liegt damit auf der sicheren Seite): "Bei I·Profilen nehmen die Flansche die Biegung und der Steg die Querkraft auf." Eine nennenswerte Erleichterung bei der Rechnung bringt diese weitere Vereinfachung jedoch nicht und wird deshalb im Folgenden nicht verwendet. b

I

Beispiel: I_ _ _ _ Fiir das sk,zzlene dünnwandige Profil Ist der Verlauf der Schubspannungen infolge einer venikal nach uoten gerichteten Querkraft zu ermitteln. Gegeben:

h. b, (<
20.2 Dünnwandige offene Profile, Schubmiuelpunkl

351

Das Flächenträgheitsmoment der Gesamlfläche wird vereinfacht aufgeschrieben (für die Querriegel werden nur die Steiner-Anteile berücksichtigt):

f",=2/b (

11)2

1113

111 2

2 +\2 = \2 (6b+17)

Es werden die nebenstehend skizzierten Koordinaten s, und S2 verwendet. Die in 20.3 für die beiden Abschnitte eingehenden statischen Momente bezieben sich jeweils auf die Linie x-x und sind für die schraffie,1en Flächen aufzuschreiben:

, s, ,C2:J

~

x

j

t:'

"" ,X

X

X

17

5,,=IS,2 52x = Ib-11 +IS2 2

(h-2 - -S2) 2

1 , = -(bl1+17s, -Si)

2

-

Damit erhält man die Schubspannungsverläufe in den beiden Abschnitten:

Der lineare ,,-Verlauf hat sein Maximum an der Ecke:

'l.m", =

111(6b+l1)

Mit dem gleichen Wert startet der parabolische mum im Symmetrieschnitt hat: '2

'2- Verlauf rur den vertikalen Teil, der sein Maxi-

3FQ(4b+h) .max -- --:'-7:c:--,--.,.+ 2/17(6b+h)

1m unteren Querriegel iSl der Verlauf analog zum oberen Querriegel, allerdings mit entgegengesetzter Richtung, so dass die Sehubspannungen keine horizontal gerichtete resultierende Komponente erzeugen (Abbildung 20.12). Die vertikal gerichtete Resultierende der Sehubspanrepräsentiert) ist nungen (hier ausschließlich durch die Querkrafl FQ selbst, wovon man sich durch Integration des T2- Verlaufs über die Höhe leicht überzeugen kann.

'2

~TI,max

s

Abbildung 20.12: Die Schubspannungen infolge der Querkraft erzeugen in einem UProfil ein Moment um den Schwerpunkl

Die Abbildung 20.12 verdeutlichl allerdings, dass die Schubspannungen ein Moment um den Schwerpunkt des QuerSChnitts hervorrufen. Die Wirkungslinie der Querkraft, die diesen Sehubspannungen äquivalent ist, kann also nicht durch den Schwerpunkt des Querschnitts gehen.

20 Querkraftschub

352

Der Punkt des Querschnitts, durch den die Wirkungslinie der Querkraft tatsächlich verläuft, der so genannte Schubmiuelpunk/ T, kann durch eine Äquivalenzbetrachtung ermittelt werden: Das Moment der Querkraft (um einen beliebigen Punkt der Querschnittsebene) muss gleich dem Moment der aus den Schubspannungen rcsultierenden Kräften sein. A Als Bezugspunkt bietet sich der Punkt A an (Abbildung 20.13), weil nur die Resultierende der Schubspannungen des lmteren I FQ) Querriegels eine Momel1lwirkung um diesen Punkt hat. Diese ist I s T für die linear veränderliche '!I-Funktion leicht zu ermitteln. MoN mentwirkungen aus Schubspannungen und Querkraft sind äqui~ I valent, wenn

I

, I

~

xr

I 3FQb 2 FQXT = -2 '!I pw.' bt h = -6--

b+h

Abbildung 20.l3: Berech-

gilt. Daraus errechnet sich der Abstand des Schubmittelpunkts T von der vertikalen Profil-Mittellinie:

nung des Schubmittclpunk-

(es aus Äquivalenz der Momente um den Punkt A

Aus diesem Beispiel kann man eine allgemein gültige Definition ableitcn: Der Schubmittelpuukt eines Profils ist derjenige Punkt. durch den die WirkungSlinie der Querkraft verläuft. Er ist im AlIgemcinen nicht mit dem Flächcnschwcrpunkt idcntisch Bei symmetrischen Querschnitten liegt der Schubmittelpunkt auf der Symmetrielinie und fällt bei doppelt-symmetrischen Querschnitten mit dem Schwerpunkt zusammen.

<>

Dic Abbildung 20.1.4 zeigt die Konsequenz dieser Erkenntnis: Die äußere Kraft F an dem skizzierten TrägerAbschnitt, die (wie fUr alle Biegeträger-Probleme bisher immer vorausgesetzt) in der Schwerpunkt-Ebene angreift, kann mit den Schnittgrößen nur ein Gleichgewichtssystem bilden, wenn im Schnitt zusätzlich zur Querkraft FQ noch ein um die Träger-Längsachse drehendes Torsionsmoment MI wirkt. Da im folgenden Kapitel gezeigt wird, dass gerade solche dünnwandigen offenen Profile sehr empfindlich gegen Torsionsbelastung sind, ist dies ein höchst unangenehmer Effekt, der möglichst vennieden werden sollte.

F~

Abbildung 20.14: Gleichgewicht kann nur dmch ein zusätzliches Torsionsmoment hergestellt werden

Um für den in Abbildung 20.14 skizzierten Träger Torsionsfreiheit zu garantieren, muss die belastende Krafl F .. neben dem eigentlichen Querschnitt" angreifen, wie es die Abbildung 20.15 zcigt. Die (Querkraft-)Schubspannungen in der Schnittiläche bilden dann mit der äußeren Kraft ein Gleichgewichtssystem.

353

20.2 Dünnwandige offene Profile, Schubmiuelpunkt

'" '"

'" '" '"

I~t I

)

""

"'"

I

Abbildung 20.15: Mit einem (eher zweifelhaften) konstruktiven Trick kann auch der Querschnitt eines offenen dünnwandigen Profils torsionsfrei bleiben

Im Allgemeinen ist ein Konstrukteur gut beraten, wenn er solche Probleme umgeht (Einbau des Profils um 90° gedreht, Verwendung anderer Profile, Zusammensetzen von mehreren Profilen zu symmetrischen Querschnitten, ...).

e:> Bei einigen Profilen ist das Lasteinleitungsproblcm wesentlich einfachcr lösbar, weil der Schubmittelpunkt innerhalb der QuersehnitLsnäche liegt. Aus dem oben demonstrierten Algorithmus zur Ermittlung des Schubmittelpunkts (MomentenÄquivalenz) folgt, dass für die beiden in der Abbildung 20,16 skizzierten Profile die Schubmittelpunkte nur im Schnittpunkt der Profil-Mittellinien liegen können.

'--_--,e

T

Abbildung 20.16: Für T- und L-Profile liegen die Schubminelpunkte im Schnittpunkt der Profil-Miuelliuien

e:> An dieser Stelle fördert es sicher das Verständnis, eine in der Technischen Mechanik übliche (und auch in diesem Buch immer wieder verwendete) Formulierung zu diskutieren: "Die Schnittgräßen rufen im Querschnitt Spannungen hervor", ist eigentlich nicht korrekt. Die Spannungen sind unmittelbare Folge der Verzerrungen, die durch die äußere Belastung verursacht werden. Die SchniLLgrößen sind als Resultierende dieser Spannungen fiktive Größen, die allerdings außerordentlich nützlich auf dem Weg zur Spannungsberechnung sind. Weil der Weg zu den Spannungen in einem Träger fast immer über die Schnittgrößen führt, soll die oben zitierte Formulierung auch weiter gestattet sein.

e:> Als Konsequenz gilt für die Schubspannungsberechnung: Die Querkräfte werden in der Schnilljläche immer so angetragen, dass ihre Wirkungslinien durch den Schubmittelpllnkt gehen (über das Antragen des Torsionsmoments braucht keine Vereinbarung getroffen zu werden, weil Momente auch senkrecht zur Drehachse verschoben werden dürfen). Wenn die G1ciehgewichtsbedingungen auch ein Torsionsmoment liefern, ist neben der Berechnung der Querkraftschubspannungen noch eine SchubspaJltlUngsbcrechnung infolge Torsion (Kapitel 21) erforderlich. Zur Berechnung des Torsionsmoments wird eine MomentenGleichgewichtsbedingung bezüglich einer Achse durch den SehubmiLtelpunkt des Querschnitts empfohlen, in die die Querkräfte nicht eingehen.

354

20 Querkraftschub

20.3 Schubspannungen in Verbindungsmitteln Werden Längsfugen in Trägem durch Verbindungsmittel (Nägel, Niete, Diibel, Bolzen, Schrauben, Schweißnähte ...) iiberbriickt, die ein Verschieben der Trägerteile gegeneinander verhindern, so miissen diese die in der Fuge wirkenden Scbubspannungen aufnehmen. Diese stellen in den meisten Fällen die wesentliche Belastung des Verbindungsmittels dar. Wenn es sich um eine flächenhafte Verbindung handelt (Klebeftäche, Reibschweißftäche, ...), können die zu iibertragenen Schubspannungen wie in einem kompakten Träger berechnet werden. Sind die Trägerteile nur an diskreten Stellen verbunden, so muss die mü einem Vergleichsträger w bcrechncnde Schubspannung auf die (in der Regel kleinere) Scherftäche dcs Verbindungselementes umgerechnet werden. Dieses Vorgehen soll an zwei Beispielen erläutert werden.

I

Beispiel 1: I_"";_ _...1 Der aus zwe, Rechteckquerschnitten zusammengefügte Träger überträgt am Übergang beider Querschnitte eine Schubspannung, die sich für den kompakten Träger für jede Stelle der Fuge nach 20.2 berechnen lässt: 'TFuge

=

'" I'" I'

A

FQSx.Fuge

bI

+

xx

Es wird nun angenommen, dass die beiden Trägerteile nur an sieben äquidistanten Stellen verbunden sind. Dann werdcn die Schubspannungen einer Scherftäche, die man dem "Einzugsbereich" eines Verbindungsmütels zuordnen kann, zu einer Scherkraft zusammenge-

Abbildung 20.17: Velteitung der Sehubspannung auf 7 Scher~ächcn

fasst, wie es die Abbildung 20.17 andeutet. Für den linken Bereich mit konstanter Querkraft (und damit wegen der konstanten geometrischen Paramcter auch mit konstanter Schubspannung) ergibt sich diese Scherkraft aus dcr Multiplikation dcr Schubspannung mit der Scherftächc, im rechten Bereich mit veränderlicher Querkraft (bzw. Schubspannung) muss über die Fläche integriert werden, für die skizzierten Flächen 2 bzw. 6 also z. B.:

Die Schubkräfte ergeben sich vorzeichenbehaftel (die Abbildung 20.17 zeigt die tatsächlichen Richtungen), fiir die Berechnung der Spannungcn ist nur ihr Betrag interessant.

20.3 Schubspannungen in Verbindungsmiueln

355

Bei einem Bolzen pro Feld (Abbildung 20.18 oben) ergibt sich die zu iibertragende Spannung aus dem Quotienten von Scherkraft und Querschnittsftäche des Bolzens: 'fBoh.efl. i

Bolzen

/

IFsil

=

d2

11 4

Wenn die beiden Trägerteile in jedem Feld durch zwei Schweißnähte der Länge lu und der Nahtbreite Go verbunden sind (Abbildung 20.18 unten), iibertragen diese die Schub-

Schweißnähte

, (Länge lo, Breiteao)

spannung '!NlIhl.i =

I

IFsd 210 0 0

Wenn die Schweißnähte auf beiden Seiten iiber die gesamte Trägerlänge (ohne Unterbrechung) ausgefiihrt wären, könnte der Umweg über die Scherkräfte unterbleiben, weil die nach 20.2 berechnete Schubspannung einfach mit dem Verhältnis der fiktiven zur tatsächlichen Scherbreite ,/L multipliziert ~lIo werden könnte.

[Beispiel 2:

2

20.18:

l/3

'Fuge. I = 3

bl"

Verbindung

durch Bolzen bzw. Schweißnähte

~s

.

2l/3

X

~-

Fuge

2 F Sx.Fug,.

3F I

FQ2 =

Abbildung

.

~F

I

In dem außernutlJg belasteten Träger sind die Querkräfte und damit die Schubspannungen in der Fuge links bzw. rechts von der Kraftangriffsstelle jeweils konstant: FQ1 =

(Durchmcsserd )

Ft3 2Ft3

1 F Sx,Fuge

3F

'Fu"e.2 = 3

bl

.cr

Die Schubkräfte in der Fuge dürfen durch Multiplikation der Schubspannungen mit den Scherllächen aufgeschrieben werden:

~uge.2

I 2 Sx.Fugel Fs I = 'Fuge, I - lb = - F -,-'-'-'''-

3

9

I xx

2

2

Sx.Fugel I xx

FS2 = 'Fuge,2 3 lb = SI F

Abbildung 20.19: Velteilte SchubbelaslUng in der Fuge (z.B in einer Klebefläche)

Die Gleichheit der beiden Schubkräfte überrascht nicht, weil sie aus Gleichgewichtsgründen (Abbildung 20.19 unten) unumgänglich ist. Sie bedeutet. dass bei Verbindung durch diskrete Verbindungsmittel in beiden Absehn.itten jeweils die gleiche Anzahl zu verwenden ist, um alle mit der gleichen Schubspannung zu belasten.

20 Querkraftschub

356

20.4 Verformungen durch Querkräfte Im Folgenden werden zunächst die ausschließlich durch Querkriifte erzeuglen Velformungen betrachtet, obwohl natürlich die Querlcraftbelastung eines Trägers immer mit einer Biegemomentbelastung gckoppclt ist. Da wic bei der im Kapitcl 17 behandelten Verformung durch Biegemomente bei vorauszusetzender Kleinheit der Verschiebungen lineare Differenzialbeziehungen entstehen. dürfen die gesondert berechneten Biegemoment- und Querkraftverformungen zur Gesamtverformung addiert werden. Nach dem Hookeschen Gesetz 12.6 wird durch eine Schubspannung r eine Verzerrung hervorgerufen, die durch den Gleitwinkel y = beschrieben wird. Da die Schubspannung über die Trägerhöhe entsprechend 20.2 veränderlich ist, wird auch dieser Gleitwinkel veränderlich, und die ursprünglich geraden Seiten eines aus dem Träger herausgeschnittenen Elements müSsen sich verwölben, wie es die Abbildung 20.20 zeigt (in der Skizze sind die unterschiedlichen Gleitwinkel in Höhe des Schwerpunkts bzw. am oberen Rand angedeutet).

b

dz Abbildung 20.20: Verzerrung eines Elements infolge der mit y veränderlichen Schubspannung (keine Verzen"ung an den Rändern. maximale Verzerrung in der Schwerpunktfaser)

Dicsc Verwölbung kann im Rahmen der Theorie des geraden Trägers nicht berücksichtigt werden (genauere Verfomlungsberechnungen können für praxisnahe Probleme im Allgemeinen nur mit Hilfe der Finite-Elemente-Methode ausgefUllI1 werden). Es wird deshalb nähenlllgsweise eine mittlere konstante Sehubspannung fangenommen (Abbildung 20.21), die dann einen konstanten Gleitwinkel y über die Quersehnittshöhe erzeugt. So bleiben die Querschnitte auch durch die Sehubspannungsverformung eben. Der durch diese NäherungsanJ1ahme erzeugte Fehler wird weitgehend dureh eine Korrektur der Querschnittsftäehe A ausgeglichen:

_ dz

_

dvs~

-ydz

Abbildung 20.21: NUherungSlmnahme ..MillleTe Schubspannung" - Konstanter Gleitwinkel

Die wirksame 5chubjläche As, auf die die mittlere Schubspannung wirkt. errechnet sich mit einem Korrekturparameter "s, der aus der Bedingung gewonnen wird, dass die bei der Verformung erzeugten Formänderungsenergien des realen bzw. gemittelten Schubspannungszustandes gleich sind. Dies wird im Kapitel 24 behandelt und führt auf folgende Formeln: A

As=lCs

A lCs =""2

in

J52

'A

~ dA b-

(20.4)

Das Trägerelement der Länge dz verformt sich zum Parallelogramm (Abbildung 20.21), wobei die Vertikalverschiebung sich vom linken zum rechten Rand des Elements um dvs = ydz ändert (der Index 5 soll andeuten, dass es sich um reinc 5chubvelformllng ausschließlich durch

20.4 Verformungen durch Querkräfte

357

die Querkraft handelt im Gegensatz zur Biegeveiformullg durch das Biegemoment). Die Verformungsberechnung wird nun besonders cinfach, wenn auch noch angenommen wird, dass die vertikalen Schniuflächen des Elements sich bei der Schubverfonnung nicht drehen, was immer dann der Fall scin wird, wenn dic Schniuflächen dcr Nachbarelememe auch ihrc vcrtikale Richtung behalten. Mit diesen Annahmen erhält man unter Verwendung des Hookeschen Gesetzes und mit 20.4 die Differenzialbeziehung für die VelfOnlllmg info/ge Querkraflbe/aslIlllg

dvs

dZ

_

=

t

y= C =

FQ GAs

=

KsFQ GA

(20.5)

die genau dann gilt (siehe nachfolgende Diskussion), wenn das Produkt GA im Nenner der rechten Seite, die Schubsleifigkeil des Trägers, und der Korrckturparamcter K;s konstant sind. Bei der Integration von 20.5 emsteht eine Integrationskonstante, die durch eine Verschiebungsrandbedingung bestimmt wird.

I

Beispiel 1: I'-"";_ _...J Für den skIzzierten Träger Ist dIe Schubverformung infolge der Querkraftbelastung zu ennittein. Die maximale Absenkung ist mit der durch das Biegemoment hervorgerufenen Biegeverformung zu vergleichen.

Gegeben:

,'.

F~10 ,

.

h I

z -b-

E, G, h, b, /.

Die Querschniuswerte und die Querkraft FQ = F sind konstant, so dass auf der rechten Seite von 20.5 eine Konstante steht. Der )(s- Wert ist nur von der Querschnittsform abhängig. Er wird nach 20.4 berechnet, wobei das Sx unter dem Integral wie in der Formel 20.2 das statische Moment der bei y abgetrennten Teil fläche bezüglich der Schwerpunktachse x ist (nebenstehende Skizze): A

K;s =

dA =bdy

h

f S~

f'

bh I [b( "2" b2 b2 dA = (bh,)2 . A 12 y=_g

'i,.

-

y ) 2"[ ( " 2"

Die Integration von 20.5 liefert damit

6F vs(z) = 5 Gbh Z wobei die Integrationskonstante wegen vs(z = 0) = 0 emnc!. Die Abbildung 20.22 zcigt diese Verformung infolge der Querkraft (Schubverformung).

+Y

)]2

:s

b dy = 6

F~

, /~""

Abbildung 20.22: Verfoll11Ung infolge Querkraflbelastung

Alle Trägerclemente erfahren die glciche VcrLcrrung, die Qucrschnitte bleiben in vertika)cr Lage und stehen also nicht (wie bei der Biegeverfon11ung) senkrecht zur Verforrnungslinie. Der Schubverformung Vs kann nun die Biegeverformung VB zur Gesamtverformung v überlagert werden. Für die Absenkung des Trägerendes z. B. erbält man mit der Biegeverformung, die der Tabelle im Abschnitt 17.4 Zlt entnehmen ist:

20 Querkraftschub

358

Vmax

=

VB.ma.<

+ VS. ma.< =

F/3

3Eb:~

6FI

+ 5Gbh

4Ft

3[

= Ebh3

I

3 E

(h)2]

+ loG I

c:> Der Faktor (~) 2 beim zweiten Summanden in der eckigen Klammer. der die Größenordnung des Schubverformungsameils charakterisiert, macht deutlich, dass dieser für schlanke Träger wesentlich kleiner als der Biegeanteil ist. Diese Aussage gilt allgemein.

c:> Dass die Trägerquerschnitte bei reiner Schubverformung ihre vertikale Lage beibehalten und Vs damit nach 20.5 berechnet werden darf, gi It auch für veränderliche Querkraft. Die Abbildung 20.23 zeigt dafür ein Beispiel. Die Ähnlichkeit von Schubverformungslinie und Biegemomentenverlauf ist durchaus nicht zufallig, denn bei konstantem Querschnin ist die Ableitung der Schubverformung der Querkraft proportional, die andererseits nach 7.1 auch die Ableitung des Biegemoments ist. Das Beispiel verdeutlicht allerdings ein neues Problem:

, , I , I , 1, I , , ,

,qo

~l: +

+ Abbildung 20.23: Die Schubverformung ist bei konstantem Trä.gerquerschnitt proportional zum Biegemomentenverlauf

Es gibt drei Rand- und Übergangsbedingungen (keine Absenkungen an den Lagern, gleiche Absenkungen an der Übergangsstelle), aber bei Integration in zwei Bereichen nur zwei Integrationskonstanten. Wenn man jedoch die Integrationskonstanten aus zwei Bedingungen errechnet hat, ist die dritte Bedingung identisch erfüllt. Das gilt natürlich alles nicht mehr bei veränderlichem Querschnitt, doch bevor man dafür nach (durchaus zu findenden) ReparalUr-Möglichkeiten sucht, sollte man beachten: Wenn die Schubverformungen überhaupt zusätzlich zu den im Allgemeinen deutlich größeren Biegeverformungen berücksichtigt werden sollen, dann sollten bei veränderlichen Querschninen die nachfolgenden Formeln verwendet werden (wegen der geringen praktischen Bedeutung wird auf eine Herleitung hier verzichtet). Differenzialgleichungen für die Berechnung der Gesamtverformung v infolge Biegung und Querkraftschub: Eivi =Mb

(20.6)

• v ist die Gesamt-Durchbiegung unter Wirkung von Mb und FQ ,

• lf! ist der Schrägstellungswinkel der eben bleibenden Querschnitte, die jedoch nicht senkrecht zur verbogenen Trägerachse stehen, so dass die Ableitung von v nicht identisch mit lf! ist.

20.4 Verformungen durch Querkräfte

359

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Für den sk,zzlelten Träger mIt stückweise konstantem Querschnitt kann die Berechnung der Gesamtverfomlung nach 20.6 in folgenden Schritten ablaufen:

KS'

2GA. 2EI

• Für heide Bereiche werden Querkraft- und Biegemomentenverlauf nach den vereinbal1en Regeln formuliert. Damit können die Differenzialgleichungen 20.6 aufgeschrieben werden:

2GA(v',

2 EI"'"

+ '1'1)

F

Ks-2 F

-Ks2

E1'IIz

• Es werden zunächst die beiden .. lI"-Gleichungen" integriert (es entstehen 2 lntegrationskonstantcn). die Ergebnissc werden in die heiden andcrcn Gleichungen cingcsctzt, die nach v' umgestellt und ebenfalls integriert werden. Es entstehen 2 weitere Integrationskonstanten. • Die 4 Integrationskonstanten werden aus folgenden Bedingungen bestimmt:

V,(ZI =0)=0

vz(zz=I)=O

VI(ZI =1)=v2(zz=0)

'1'1 (ZI = I) = 'l'z(zz = 0) (Schrägstellung der Querschnitte an der Übergangsstelle) • N ach etwas mühsanaer Rechnung erhält man:

3 KsF

V,(ZI) = 8GA z,

3

Fl + 24ET

[ZI

41

- (ZI1 )3]

3KSF FP [3+--6 Zz (ZZ)2 (ZZ)3] vzh)=--(t-zz)+-+2-

-

8GA

.

MEI

I

I

I

• Dic ersten Summanden in dcn bciden Formcln sind die Schubverfomlungsameile. Die beiden anderen Summanden (Biegeverformung) würden sich natürlich auch nach der im Kapitel 17 hehandeltcn Theorie der Biegeverformung ergehen. Als Fazit aus den theoretischen Überlegungen und den Ergebnissen der heiden Beispiele bleibt: Q

Die Trägerquerschnitle bleiben auch bei Berücksichtigung der Schubverformung eben, liegcn allerdings nicht mchr senkrccht zur Verformungslinie.

Q Die Schubverformung kann fLir schlanke Träger gegenüher der Biegeverformung im Allgemeinen vernachlässigt werden.

Nur für gedrungene Trägcr (Querschnittshöhe liegt in dcr Größenordnung dcr Trägcrlänge) kann die Schubverformung in die Nähe der Größenordnung der Biegeverformung kommen. Für solche Trägcr liefert 20.6 allerdings nur noch eine Abschätzung der tatsächlichen Werte, weil für gedrungene Träger sowohl die Bernoulli-Hypothese der Biegeverformungstheorie als auch die Annahme der Schubverfolmungstheorie (gemittclte Schubspannungen über die Trägerhöhe) nur noch in grober Näherung erfüllt sind.

20 Querkraftsehub

360

20.5 Aufgaben Aufgabe 20.1:

I

I_...;. ..... Der skizzierte Träger ist aus zwei Balken mit Quadratquerschnitten zusammengeleimt und trägt die konstante Linienlast qo. Man ermittlc Ort und Größe dcr maximalcn Schubspannuog in der Leimfuge. Gegeben:

I

r=r=r=r=J 1

1

a = 4 cm; / = 40cm; qo = 5 kN/m .

Aufgabe 20.2:

I

Ein Trägcr ist wie skizziert aus drei Blechen zusammengeschweißt. Er trägt eine Linienlast (Dreieckslast) und die Kraft F.

Gegeben:

qo

,

2a

qo 1 I

I

, ,

Fj JOOa

F = 20qoa, a, qo.

ö öl

N,

2

ö

3a

Man ermittle

I

a) die absolut größte Querkraft im Träger,

b) 011 und Größe der maximalen Schubspannungen in den Schweißnähten I und 2, wenn als Schweißnahtbreite die Stegbreite a angenommen wird,

c) 011 und Größe der maximalen Sehubspannungen im Träger.

I Aufgabe 20.3:

I

Zwei Träger mit Rechteckquerschnitten liegen übereinander und sind durch 2 Bolzen (Durchmesser d) bzw. 9 Niete verbunden, so dass ein Verschieben der beiden Träger gegeneinander verhindel1 wird. Die zulässige Schubspannung j,11 den Nieten is( 'T;:uf.

Gegeben:

F, h, I. d

1

lI4

1/2

'f:-ul'

a) Man berechne die Schubspannung in den bei-

den Bolzen in Höhe der Trennfuge für die Steilungen/ und 11 der Last F. b) Für die Verbindung der beiden Träger durch neun gleichmäßig verteilte Niete (untere Skizze) berechne man die erforderlichen Nietdurchmesser für die Laststellung 11.

lIlO

Weitere Aufgaben findet man im Internet unter www.TM-aktuell.de.

1110

21 Torsion Das um die Längsachse des Trägers drehende Torsionslllomem Mt ist das resultierende Moment der Schubspannungen, die in der Schnittfläche liegen. Es ist ungleich schwieriger als bei den übrigen Scbnittgrößen. die dem Torsionsmoment äquivalcnte SpanJ1l1ng im Querschnitt zu berechnen. Glücklicherweise gilt das nicht für Stäbe mit Kreis- und Kreisringquerschnitten, die besonders häufig rur die Übertragung von Torsionsmomenten verwendet werden.

21.1 Torsion von Kreis- und Kreisringquerschnitten Die Theorie der Torsion von Kreis- und Kreisringquerschnitten basiert auf folgenden Annahmen:

<>

Die Querschnitte verdrchcn sich wie starrc Scheiben gegeneinander (und bchalten also ihrc ursprüngliche ebene Form).

<>

Das Torsionsmoment Mt ist das resultierende Moment der im Querschnitt rangellrial verlaufendell Schubspannllllgen.

<>

Es gilt das Hookesche Gesetz, = Gy, die Verformungen sind klein.

Als Querschnittskoordinate wird wegen der Rotationssymmetrie nur der Radius r, der einen beliebigen Kreis des Querschnitts kennzcichnet, bcnötigt. Die Verformung wird durch den Verdrehwinkel rp beschrieben, der im gleichen Drehsinn wie das Torsionsmoment MI (am positiven Schnittufer) positiv gezählt wird (Abbildung 21.1).

Abbildung 21.1: Definition von

Die Abbildung 21.2 zeigt eine aus dem Torsionsstab herausgeschnittene unendlich dünne Scheibe (Dicke dz). Auch die äußere Mamelfläche (Zylinder mit dem Radius r) ist eine Schnittfläche. Die Stimflächen (starre Kreisringscheiben) haben sich gegeneinander um den Winkel drp gedreht. Auf der Mamelfläche ist der Gleitwinkel yerkennbar. Weil nur kleine VClformungen zugelassen werden (rany"" y), kann aus dcr Skizze die folgende Beziehung abgelesen werden: ydz=rdrp

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_21, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

z. r. qJ und Mt

Abbildung 21.2: r;, r. r. drp und dz

21 Torsion

362

Daraus ergibt sich mit dem Hookeschen Gesetz der Zusammenhang zwischen dem Verdrehwinkel und der Schubspannung: dep , T=Cr- = Crep

dA

Am differenziell kleinen Flächenelement dA des Querschnitts hat die dort wirkende Schubspannung die Kraftwirkung T dA und damit um den Mittelpunkt die Momentwirkung r-rdA (Abbildung 21.3). Die resultierende Momentwirkung (Integration Uber die Querschnittsftäche A) muss dem Torsionsmoment M, entsprechen: M, =

,,

/0'

dz

TdA / ~

r'

Abbildung

J

I" TI I

21.3:

Mo-

menrwirkung der Schub-

TrdA

spannung 't'

A

Mit dem bereits bekannten Zusammenhang zwischen Schubspannung und Verformung ergibt sich: M, =

J

C r
A

A

mit dem so genannten polaren. FliichenlrägheiIsmoment

I" =

J

2

r dA

(21.1)

A

Die polaren Flächenträgheitsmomente Jassen sich auf recht einfache Weise aus den äquatorialen Flächenträgheitsmomenten lxx und Iyy berechnen. Wegen r2 = x2 +:l (Abbildung 21.4) gilt: I" =

J? A

dA =

J.r'l A

dA

J

+ :l dA =

Iyy

+ Ix.<

I

X

Man beachte, dass diese 1p -Formel zwar allgemein gilt, das polare Flächelllrügheitsmoment aber l7urfür die Torsionsberechnung von Kreis- und Kreisringquerschnillel7 verwendet werden dw[

Aus den nun bekannten Zusammenhängen zwischen Schubspannung und Verdrehwinkel bzw. Torsionsmoment und Verdrehwinkel ergeben sich die folgenden Formeln.

y

0"

A

y

x

Abbildung 21.4: r, x und y

Torsionsscbubspannungen in Kreis- und KreisringquerschnHten:

M,

T= -

r

(21.2)

I"

Differenzialgleichung für den Verdrehwinkel:

CI"
(21.3)

4

Polares Flächenträgheitsmoment für Kreisquerschnitt: Polares Fläcbenträgheitsmoment für Kreisringquerschnitt: 11, =

I" =

1C d 32

3~ (~ -

di)

(21.4) (21.5)

<:> Das Produkt G I" ist die Torsiol7ssleijigkeil des Kreis- bzw. Kreisringquerschnitts. <:> In 21.4 ist d der DW'chmesser des Kreisquerschnitts, in 21.5 sind d; der lnnen- und da der Außendurchmesser des Kreisringquerschnitts.

363

21.1 Torsion von Kreis- lind Kreisringquerschnilten

oe:> Die maximalen Torsionsschubspannungen trelen am Außenrand (r = ~ bzw. r = ~) auf.

Man definiert deshalb (analog zu den Widerstandslllomenten gegen Biegung) als Quotienten des polaren Flächenträgheitslllomentes und des Außenradius die

\Viderstandsmomente gegen Torsion nd3 16

für Kreisquerschnitt:

W,=--

(21.6)

n (4 4) da -d,

fiir Kreisringquerschnitt:

(21.7)

W, = 16d

a

M,

Maximale Torsionsschubspannung im Querschnitt:

(21.8)

'rmax = -

W,

Aus der Differenzialgleichung für den Verdrehwinkel 21.3 ergibt sich für einen wichtigen Sonderfall folgendc ci nfache Formcl.

Relativer Verdrehwinkel zweier Endquerschnitte eines Bereichs der Länge I mit konstantem Torsionsmoment M, und konstanter Torsionssteifigkeit Glp : !l(fJ

Beispiel]:

M, I = GI"

I

I_ _ _ _...I Ein TorSionsstab hat m emem Abschnitt eincn konstanten Kreisquerschnitt (Durchmesser 0) und im zweiten Abschnitt einen Kreisringquerschnitt (Innendurchmesser d;, Außendurchmesser da)' Er ist bei A starr eingespannt und bei B und C durch dic Momente MB bzw. Me bclastct. Gegeben:

(21.9)

A

:1 ~: +M B

d

'öl

.., 'ö,

,3Mc

B

a

C

2a

Im ; d; =20mm ; G=0,808·105 N/mm z ; Me=0,6kNm; 0=60mm; da =40mm. MB = 1,8kNm ; a =

Es sind die maximale Torsionsschubspannung Tmax und die Verdrehwinkel der Querschnitte B und C (reLativ ZUIll Einspannquerschnitt A) zu berechnen. Das Torsionsmoment ist bcreichsweise konstant. Wenn dcr linke Bereich mit dem Index I und der rechte Bereich mit dem Index 2 gekennzeichnet wird, gill: M,I =MB+Me

M,z =Me

Damit könncn nach 21.6 bis 21.8 die maximalen Schubspannungen berechnet werden: 1. Bereich (A ... B):

2. Bcreich (B .. .Cl:

n03

W,I = - 16

w,z _ n (d~ -df) , -

16da

Tl,max = 56,6N/nun

TZ max

z

= 50,9 N/mm z

Die größte Schubspannung tritt im ersten Bereich auf. Da sowohl Torsionsmomente als auch Torsionssleifigkeiten bereichsweise konstant sind, berechnet man die Verdrehwinkel nach 21.9.

21 Torsion

364

Für den Punkt C setzt sich der Verdrehwinkel aus zwei Anteilen (jeweils der relative Verdrehwinkel der Endquerschnitte eines Abschnitts) zusammen:

(Mo+Mc)a32 qJc=({>o+

({>o = 1,34°

= 0,02335

G7I:D4

Mc 2a32

4_ 4) = ({>o+0,06303 = 0,08638 G7I:(
=}

qJc=4,95°

I

Beispiel 2: I_ _ _ _...I Em TorsIOnsfederstab I11Jt dem Durchmesser D soll durch einseitiges Aufbohren (Bohrlochdurchmesser se., = 10° verdreht wird. Gegeben:

I,

Mo = 600 Nm ; D = 20mm ; G = 0,808.105 N/mm 2 1

Gesucht:

D

=350 mm; <1= 10mm

;

.

Bohrlochtiefe I, und die maximale Torsionsschubspannung.

Da sowohl das Torsionsmoll1ent als auch die Torsionssteifigkeit bereichsweise konstant sind, kann der Verdrehwinkel als SUll1me aus zwei Anteilen nach 21.9 aufgeschrieben werden:

({>ge, =

Mo(l-/,)32 G 7I:D4

Mol, 32

+ G7I: (D4 -

<14 )

wird nach der gesuchten Länge umgestellt. Man erhält mit den gegebenen Werten:

l,=(~:-I)(~;:>ges-/)

1,=288mm

=}

Da das Torsionsmoment konstant ist, tritt die größte Schubspannung im Bereich mit dem kleineren Widerstandsmoment auf, und es gilt fUr den rechten Bereich:

Mo 16D

,

'r,ma., = 7I:(D4 _<1 4 ) =407N/mnr c;> Bei gleicher QuerschniusOäche haben Kreisringquerschnitte im Ver-

gleich mit Kreisquerschnitten immer das größere polare Flächenträgheitsmomenl und ein größeres Widerstandsl110ment gegen Torsion.

c:> Natürlich gilt auch flir die durch Torsion hervorgerufenen Spannungen das Gesetz der zugeordneten Schubspannungen 20.1. Das bedeu· tet, dass auch in Längsschnitten eines Torsionsstabes die Sehubspannungen in gleicher Größe wie in den Querschnitten auftreten. Die Abbildung 21.5 zeigt, dass diese Sehubspannungen nur in den Seitenflächen wirken (senkrecht zu den tangential gerichteten Schubspannungen in deo Qllerseluütten). Eine Vorstelluog von diesen Spannungen gewinnt man z. B. beim Tordieren eines Holzstabes mit Abbildung 21,5: Tors;· Kreisquerschnitt, der bei entsprechend hoher Belastung in Längsrich- ons-Schubspannungen in den Längsschniucn tung reißt, weil Holz in Faserrichtung die geringere Festigkeit hat.

365

21.1 Torsion von Kreis- lind Kreisringquerschnilten

oe:> Die Berechnung der Torsionsverformung kann für die weitaus meisten praktisch wichtigen

Fälle mit der Formel 21.9 ausgeführt werden, weil das Torsionsmoment fast immer zumindest bereichsweise konstant ist. Die DifferenziaJbeziehung 21.3 wird allerdings bei stetig veränderlichem Querschnitt benötigt, wobei im Allgemeinen eine (in jedem Fall numerisch) einfach zu lösende Integrationsaufgabe entsteht. oe:> Eine sehr wichtige Aufgabe ist das Dimensionieren von Wellen mit Kreis- oder Kreisring-

querschnitt, die die Antriebsleistung eines Motors auf eine Arbeitsmaschine übenragen und dabei in keinem Betriebszustand eine zulässige Spannung bzw. einen zulässigen Verdrehwinkel überschreiten dürfen. Deshalb wird als Torsionsmoment das größte zu übertragene Moment aus der AntriebsJeisnmg und der Drehzahl aus der Beziehung P = M w (Leislllng = Moment· Winkelgeschwindigkeit) berechnet: p M = -

(21.10)

w

Man beachte, dass das größte Moment nicht unbedingt beim Übertragen der maximalen Leistung auftreten muss. Gegebenenfalls muss man aus der Kennlinie der Antriebsmaschine den Punkt heraussuchen, der dem größten abzugebenden Drehmoment zuzuordnen ist. Die Leistung wird in W (Watt) bzw. kW (Kilowatt) angegeben, definiert als IW = L Nm/s (häufig noch anzutreffen ist die veraltete Leistungsangabe in PS, es gilt: I PS = 0,73550 kW). Anstelle der Winkelgeschwindigkeit w wird häufig die Drehzahl n angegeben (Anzahl der Umdrehungen pro Zeiteinheit, gemessen in min- I ), es gilt der Zusammenhang: w=27r1l Da w üblicherweise in S-I angegeben wird, ist eine Dimensionsumrechnung erforderlich (man hüte sich vor der Anwendung von Praktikerformeln wie "w = 7tn/30", die mit unterschiedlichen Dimensionen arbeiten, es sei denn, man ist ganz sicher, selbst ein Praktiker und sicher im Umgang mit solchen Formeln zu sein).

I

Beispiel 3: I_ _ _ _...I Em Motor liefert sem maxImales Drehmoment bei emer LeIstung von 100 kW und einer Drehzahl von 5000 Umdrehungen pro Minute. Wie groß muss der Durchmesser der ausschließlich auf Torsion beanspruchten Abtriebswelle sein, wenn in ihr eine zulässige Schubspannung von 'zul = 140N/mm2 nicht überschritten werden darf? Das nach 21.10 zu berechnende maximale Drehmoment

P

p

100·103Nm

W

27t1l

27t5OO0~s

M=-=-=

'

=191Nm

wird als Torsionsmoment in die Formel 2l.8 eingesetzt, und mit 21.6 errechnet man den erforderlichen Durchmesser: 16M

d"J = ] - - = 19. I 111m 1r 'rzul

21 Torsion

366

21.2 St.-Venantsche Torsion beliebiger Querschnitte Die für Kreis- und Kreisriugquerschnille getroffene Annahme, dass die Querschnitte bei der Torsionsvcrformung eben bleibcn, kann für andere Querschnillsformcn nicht aufrechterh31ten werden. Im Allgemeinen fUhren die unterschiedlichen Gleitwinkel benachbarter Querschnillselementc dazu, dass sich die Querschnittc bei Torsionsbelastung verwölbell. Unter der Voraussetzung, dass sich die Querschnittsverwölbungen ungehindert ausbilden können, ist die Theorie der so genannten Sr.- Venanrschen Torsion anwendbar. Bei vielen praktischen Problemen ist diese Voraussetzung allerdings nicht erfüllt (eine starre Einspannung eines Trägers lässt z. B. kcine Verwölbung zu). In diesen Fällen licfcrt die St.Venantsche Torsionstheorie vielfach eine gute Näherung. Wenn die durch die behinderte Verwölbung zusätzlich hervorgcrufenen Spannungen nicht vernachlässigt werden dürfen und die Verwölbung durch konstruktive Maßnahmen nicht verhindert werden kann (z. B. bei dünnwandigen Querschnitten), ist nach der (mathematisch wesentlich anspruchsvolleren) Theorie der Wölbkraftrorsiorl zu rechnen, die im Rahmen dieses Buches nicht behandelt wird.

c:> Die St.-Venantsche Torsionstheorie basiert auf dcn Grundannahmcn der linearen Elastizitätsthcorie: Es gilt das Hookeschc Gesctz, und dic Verformungen sind klcin gegenliber den Abmessungen des Bauteils. In allen Abschnitten dieses Kapitels wird die Gliltigkeit der St.Venantschen Torsionstheorie vorausgesetzt. Die wichtigsten Formeln und Differcnzialgleichungen der allgemeinen St.-Venantschen Torsionstheorie werden in diesem Abschnitt (ohne Herleitung) zusammengestellt. Die beiden folgenden Abschnitte behandeln als besonders wichtige Sonderfalle die dünnwandigen Querschnitte. Analog zu den Formeln, die sich für Kreis- und Kreisringquerschnitte ergaben, gelten bei beliebigem Querschnitt die nachfolgenden Beziehungen.

8t.-Venantsehe Torsion Differenzialgleichung für den Verdrehwinkcl: Maximale Torsionsschubspannung im Querschnitt: Relativer Verdrehwinkel zweier Endquerschnitte eines Bereichs der Länge I mit konstantem Torsionsmoment M, und konstanter Torsionssteifigkeit GI,:

GI,cp' =M, M, 't'max= W,

M,I

tlcp= GI,

(21. I I) (21.12)

(21.13)

c:> Die Formeln 21.11 bis 21.13 für die allgemeine St.- Venantsche Torsion unterscheiden sich von den entsprechenden Formeln fiir den Spczialfall "Kreis- und Kreisringquerschnitt" nur dadurch, dass das polare Flächenträgheitsmoment I" durch das Torsionsträgheitsmoment I, ersetzt wird. Das Problem reduziert sich damit allf die (leider nicht triviale) Frage, wie die Querschnittskennwerte I, und W, für beliebige Querschnitte zu ermitteln sind.

21.2 SI.- Venanlsche Torsion beliebiger Querschniue

367

oe:> Die Berechnung der Verteilung der Schubspal1llllngen im Querschnitt ist im Allgemeinen

schwierig, mit Hilfe der nachfolgend angegebenen Beziehungen 21.16 aber durchaus möglich. In der Regel wird die Berechnung der maximalen Schubspannung nach 21.12 genügen. Die mathematische Theorie der St.- Venantschen Torsion basiert auf der Berechnung einer so genannten Torsiol1sjunkliol1

Rand

=

(21.15)

konstant

ergibt. Bei mehreren Rändcm (Flächen mit Ausschnitten) darf

I, = 2

f(

o

o
dA

A

r

(21.16)

- -2 Mt o

r

_ 2 Mt o

'Y -

Nur für sehr wenige Querschnittsformen lassen sich Lösungen der Poissonschen Differenzialgleichung angeben. die die geforderten Randbedingungen erftillen. Man darf es fast als Ironie auffassen, dass es gerade für Kreis und Kreisring, für die die Torsionsaufgabe ohnehin einfach lösbar ist, kein Problem ist (nachfolgendes Beispiel).

I

Beispiel:

I

Es ist zu zeigen, dass die Funktion 2

2


I

o2
I

2

oy2

2

sind konstant und ertlillen die Poissonsche Differenzialgleichung. Einsetzen der Kreisgleichung in
x2 +/ = R2

~


R2

= "4 = konstant

21 Torsion

368

Also ist
=2

I{

J(x ~: +

y

~;)

dA

A

=

Jx + Ji 2

A

dA

dA

= IYJ" + In = I"

A

M{ d

I{ und W, fiir die Formeln 21.11 bis 21.13 für Rechteckquerschllitte: 1{=Clhb 3 , >

(21.17)

W, = c2 hb(CI

und

C2

~

I

CI

0.141 0,208

C2

aus Tabelle)

1,5 0,196 0,231

2 0,229 0,246

4 0,281 0,282

10 0,312 0,312

00

1/3 1/3

c:> Die maximale Schubspannung tritt immer am Außenrand der engsten Querschnittsstelle auf, beim Rechteckquerschnitt also in der Mitte der längeren Seite. L-:> Für sehr schmale Rechtecke

"f

(* --.0) nähern sich die Werte fi"lr c, und C2 immer mehr dem

Wert!, so dass I{ = und W{ = I'~' als Torsionsträgheitsmoment bzw. Torsionswiderstandsmoment für das "unendJich dünne Rechteck" angesehen werden diirfen. Auf diese beiden Formeln wird im Abschnitt 21.3.2 noch einmal zurückgegriffen.

c:> Früher wurden Lösungen für die Torsionsaufgaben vielfach experimentell ermittelt, wobei die Tatsache genutzt wurde, dass die Poissonsche Differenzialgleichung auch andere physikalische Vorgänge beschreibt: Eine ebene Membran mit festgehaltenem Rand. die von einer Seite unter konstanten Druck gesetzt wird, wölbt sich so, dass die Verschiebung w(x,y) der Poissonschen Differenzialgleichung genUgt. Der Anstieg des Membranhügels ist also der Schubspannung in einem elllsprechenden Querschnitt unter Torsionsbelastung proportional ("Seifenhaut-Gleichnis"). Auch die Strömung einer in einem oben offenen Gefjß zirkulierenden Flüssigkeit (das Gefäß habe konstanten QuerSChnitt) wird durch die Poissonsche Differenzialgleichung beschrieben. Dabei ist die Strömungsgeschwindigkeit in einem beliebigen Punkt der Schubspannung in einem tordierten Stab mit gleichem Querschnitt proportional.

369

21.3 SI.- Venanlsche Torsion dünnwandiger Querschnitte

21.3 51.- Venantsche Torsion dünnwandiger Querschnitte Neben den Kreis- und Kreisringquerschnitten gibt es noch eine große Gruppe praktisch sehr wichtiger Querschnitte, fLir die durch (rccht rcstriktiv anmutende, aber gcrechtfertigte) Zllsätzliche Annahmen das SI.- Venantsche Torsionsproblem unter Umgehung der Lösung der Poissonschen Differenzialgleichung 21.14 behandelt werden kann. Es sind die dünnwandigen Prollle (Wandstärken sind wesentlich kleiner als die übrigen Querschnittsabmessungen), für die die Spannungs- und Verformungsberechnung in den beiden folgenden Abschnitten behandelt wird. Dabei muss zwischen geschlossenen Querschnitten (z. B.: Ringquerschnitte, Kastenquerschnitte) und offenen Querschnitten (z. B.: L- und T -Prollle) unterschieden werden.

21.3.1 Dünnwandige geschlossene Querschnitte

o

Es werden dünnwandige geschlossene Querschnitte entsprechend Abbildung 21.6 betrachtet (mathematisch: 2-fach zusammcnhängcnder Bcreich, kompliziertere Profile mit mehr als einer geschlossenen Zeile werden hier nicht behandelt). Die gestrichelt gezeichnete Linie halbiert die Dicker an jeder Stelle.

Abbildung 21.6: Dünnwandige geschlosse· ne Querschnilte, darf veränderlich sein

'es)

Diese Profil-Mittellinie repräsentiert gemeinsam mit der Dicke I(S) die Geometrie des Querschnitts. Die Querschnitts-Koordinate s. die an einem beliebigen Punkt beginnt, folgt der ProfilMittellinie. Die Koordinate, die (in Längsrichtung des Torsionsstabes) die Lage des Querschnitts beschreibt, wird wie bisher mit z bezeichnet. Folgende Annahmen werden fLir die Berechnung der Spannungcn und Verformungcn dünnwandiger geschlosscner Querschnittc getroffen:

<>

Die Dicke I(S) ist klein im Vergleich mit den übrigen Querschnittsabmessungen und verän· dert sich mit S nicht sehr stark.

<>

Die Querschnittsabmessungen sind wie das Torsionsmoment M, in Längsrichtung des Torsionsstabes (z-Richtung) konstant (Hohlzylinder, in den ein Torsionsmoment "ber den Endquerschnitt eingeleitet wird).

<>

Bei der Verformung behalten die Querschnitte ihre ursprüngliche Form, es dürfen allerdings unterschiedliche Verschiebungen der Querschnittspunkte in z-Richtung (QuerschnittsVerwölbungen) auftreten. Abbildung 21.7 zeigt die Lage einiger spezieller Punkte des Querschnitts (A, B, ...) nach der Verformung (A', BI, ). Die Längsverschiebullgen (WA, WB, ) verwölben den Querschnitt, der sich außerdem um den TorS.ionswinkel rp verdreht und in der Draufsicht (aus der z-Richtung) seine ungeänderte Form zeigt.

~

~WA~ A~Y~J

~IVY~ B~

B

WB

Abbildung 21.7: Querschnilte behalten (in der Drauf· sichl) ihre Form, dÜlfen sich aber verwölben

21 Torsion

370

oe:> Die Verwölbung des Querschnitts kann sich frei ausbilden (St.-Venantsche Torsion), so dass

keine Normalspannungen durch die Längsverschiebungen hervorgerufen werden. oe:> Die Schubspannungen sind über die Profildicke konstant.

Der Fehler, der mit der letzten Annahme hingenommen wird, kann am einfachen Beispiel abgeschätzt werden: Für einen dünnwandigen Kreisring mit dem Innen radius ri und dem Außenradius ri + I ergibt die Rechnung nach den Formeln für den Kreisring 21.2 und 21.5 ein Verhältnis der Schubspannungen am Außenrand 'Ca und amlnnenrand 'Ci von ~ = Ei±'. = 1+ 1-. Die Theorie des " r, r, dünnwandigen geschlossenen Querschnitts würde etwa den Mittelwert dieser beiden Spannungen liefern. Wenn I klein gegenüber dem Radins ist, kann dieser Fehler hingenommen werden. Die (über die Dicke I konstanten) Schubspannungen werden zum Schubjluss

T =

(21.18)

'C t

(Dimension: "KraftlLänge") zusammengefasst, der in der Profil-Mittellinie angreift und tangentiaJ zu dieser gerichtet ist. Die Abbildung 21.8 zeigt ein aus dem Torsionsstab herausgeschninenes Element. Nach dem Gesetz der zugeordneten Schubspannungen 20.1 wirkt natürlich auch der SchubOuss in den Längsschnitten in gleicher Größe. Da keine Normalspannungen wirken (spannungsfreies Verwölben, Querschnitte behalten ihre Form), kann das Gleichgewicht am Element nur erfüllt sein, wenn T an allen Elementrändern den gleichen Wert hat:

l'

TI! - _ 1,1' -ci: l' dz Abbildung 21.8: Der Schubftuss T muss (Gleichgewicht) konstant sein

Der Schubftuss T = 'C I infolge Torsion ist in den Querschnitten eines dünnwandigen geschlossenen Profils konstanl. Die resultierende Momentwirkung des gesamten Schubftusses eines Querschnitts muss (bezliglich eines beliebigen Punktes P) dem Torsionsmoment äquivalent seill. Die Abbildung 21.9 zeigt die (differenziell kleine) Kraft T ds, die der Schubtluss an einem Element der Länge ds hervorruft. Sie hat die Momentwirkung r' T ds mit dem Hebelarm r', der senkrecht auf der Tangente an die Profil-Mittellinie Sicht. Das Summieren (Integrieren) aller differenziell kleinen Momente über den Umfang liefe.t die resultierende Momentwirkung des SchubOusses:

M,=

f

Abbildung 21.9: Momentwirkung des Schubnusses

Tr'ds=Tl r'ds

Der Kreis im Integralsymbol deutet ein Umlaufintegral an: Die obere Grenze beschreibt den gleichen Punkt wie die untere Grenze, wobei s sich um die Gesamtlänge der Profll-Minellinie vergrößert hat. T kann vor das Integral gezogen werden, das verbleibende Integral lässt sich sehr schön geometrisch deuten: Die in der Abbildung 2\.9 angedeutete Dreieckstläche dA", = r'!if

371

21.3 SI.- Venanlsche Torsion dünnwandiger Querschnitte

("Grundlinie· Höhe/2") summiert sich mit den anderen differenziell kleinen Dreiecksftächen bei der Integration über den Umfang zur Gesamtftäche Am, die von der Profil-Mittellinie umschlossen wird. Das in der Formel verbliebene Integral liefert also die doppelte Fläche 2A"" und man erhält nach RUOOLF BREOT (1842 - 19(0) eine recht einfache Formel zur Berechnung des Schubflusses in einem dünnwandigen geschlossenen Querschnitt: T=

M,

2A m

(I. Bredtsehe Formel)

(21.19)

Am ist die von der Profil-Mittellinie des Querschnitts eingeschlossene Fläche (in der Skizze schraffiert). Die Schubspannung als Quotient aus Schubftuss und Wanddicke

r(s) = -

T

I (s)

(21.20)

hat ihrcn maximalen Wert an dcr Qucrschnittsstclle mit dcr geringsten Dicke Imin. Die Verzerrungen der Elemente des ausschließlich durch Schubspannungen belasteten Torsionsstabs werden durch die Gleilwinkel y beschrieben, die nach dem Hookeschen Gesetz 12.6 mit den Schubspannungen entsprechend r = Gy verknüpft sind. Um die daraus resultierenden Verfonuungen zu berechnen, wird zunächst am einfachen Beispiel demonstriert, wie aus der GleilUng y die Verdrehung und die Verwölbung der Querschnitte entstehen.

:

Abbi.ldung 21.10: Die konswnle Dicke eines Kreisrings (links) fiihrt zu konsranren Verzerrungen. verän-

derliche Dicke (rechrs) und damit veränderliche Verzerrungen fUhren zu Verwölbungen

Betrachtet wird zunächst eine unendlich dünne Scheibe, die aus einem Torsionsstab mit Kreisringquersclmill kOllstafller Dicke herausgeschnitten wurde (Abbildung 21.10, links). Der über den Umfang konstante Schubftuss ist bei konstanter Dicke einer konstanten Schubspannung äquivalent, die wiederum zu konstanten Gleitwinkeln führt: Die in der Abbildung angedeuteten Rechtecke wcrden zu kongruenten Parallelogrammen VerLeITI, die ohne Verwölbung der Querschnittsftächen auch nach der Verformung zusammenpassen. Bei einem Kreisringquerschllitt mil veränderlicher Dicke (Abbildung 21.10, rechts) entspricht der über den Umfang konstante Schubftuss nach 21.20 einer veränderlichen Schubspannung, die benachbal1e Elemente unterschiedlich verzerrt. Diese können nach der Verformung nur bei gleichzeitiger Verschiebung der Querschnittspunkte in LängsrichtlUlg des Torsionsstabes zusammenpassen: Der Querschnitt verwölbt sich.

372

21 Torsion

Die Gleilung wird entsprechend Abbildung 21.11 in zwei Summanden zerlegt:

Y= Y~+Yw mil den Anteilen Y~ (verursacht die Verdrehung der Querschnitte gegeneinander) und Yw. der zur Verwölbung fühn.

Abbildung 21.11: Gleilungsanteil.e aus Verdrehung und Verwölbung

Die Abbildung 21.12 zeigt den Zusammenhang zwischen y~ und dem Torsionswinkel cp. Zwei benachbane Querschnitte (Abstand dz) verdrehen sich (unter Beibehaltung ihrer Form) gegeneinander um den Winkel dcp. Für die differenziell kleinen Größen (Y~ "" tan y~) liest man ab:

dv

y~=-

dz wobei dv die Verschiebung eines Punktes tangential zur ProfilMittellinie ist. Tatsächlich bewegen sich alle Punkte der ProfilMittellinie bei der Verdrehung auf konzentrischen Kreisen. Ein Punkt A (untercrTeil der Abbildung 21.12) bewegt sich nach A' entlang rdcp, und man liest den Zusammenhang

P

dv = rdcpcos a = r' dcp r'

ab, wobei r' = rcosa der senkrechte Abstand vom Bezugspunkt P zur Tangente an die Profil-Mittellinie ist. Zwischen dem Gleitwinkel-Ameil y~ und dem Torsionswinkel cp besteht also

r*

~~

r' cp'

=

rdrp

r

A

?:. A c<

dv

Abbildung 21.12: Gleitung und Torsionswinkel

der Zusammenhang;

Y~ =

drp C<

.dw

(21.21)

Der Zusammenhang zwischen dem Gleitwinkel-Anteil Yw und der (senkrecht zur Querschnittsftäche gerichteten) Verschiebung w, die die Verwölbung darstellt. kann aus der Abbildung 21.13 abgelesen werden: dw

Yw = ds

(2l.22)

y~

er

s

ds

Abbildung 21.13: Yw und dw

Damit sind bcidc Gleitwinkcl-Antcilc mit dcn cntsprcchcndcn Verschiebungen vcrknüpft. Andcrerseits kann die Gleitung y über das Hookesche Geselz im Zusammenhang mit 21.19 und 21.20 aus dem im Querschnitt wirkenden Torsionsmoment berechnet werden:

Y=

" T M, -G = -Gt =- - = y~ + 1'\, 2A Gt

(21.23)

m

Mit einem kleinen Trick gelingt die Entkopplung der beiden Verschiebungen. Die Beziehung 21.23 wird auf beiden Seiten über den gesamtem Umrang der Profil-Mittellinie inlegrielt (Umlaufintegral). In

1- ds=IY~dS+IYwdS 1 = 1~; = 1 = ~ M, 2 AmGt

wird das letzte Integral

Yw ds

ds

dw

WEND

wANF

=0

373

21.3 SI.- Venanlsche Torsion dünnwandiger Querschnitte

weil Endpunkt und Anfangspunkt beim geschlossenen Profil zusammenfallen, so dass ihre Verschiebungen gleich sind. Es verbleibt M, 2A",G

f

ds = t(s)

f

'I '

Y'I'ds= cp.

r ds=2A m cp

,

wobei alle nicht von s abhängigen Größen vor die Integrale gezogen wurden. Außerdem wurde die bereits bei der HerJeitung der Spannungsformel 21.19 gewonnene Erkenntnis genutzt, dass das Ul11laufintegral über r' gleich der doppelten Fläche ist, die von der Profil-Mittellinie umschlossen wird. Nach Umstellen der Beziehung entsprechend 4A 2

G_'_lI m'=M, d.,"t'

f

,(,)

erkennt man die Ähnlichkeit mit der Gleichung 21.11, die es nahelegt, den Bruch als Torsionsträgheitsmoment I, für den dünnwandigen geschlossenen Querschnitt zu definieren'.

Der Verdrehwinkel eines Torsionsstabes mit dünnwandigem geschlossenen Querschnitt kann nach den Formeln 21.11 bzw. 21.13 berechnet werden. Für das Torsionsträgheitsmoment gilt: ds 1 = 4A~, mit U(s) = (2. Bredtsche Formel) (21.24) -

,

f

U(s)

t (s)

Q Das Umlaufil1legral in 21.24 lässt sich für einen wichtigen Sonderfall recht einfach lösen.

Für Querschnitte mit stückweise konstanter Dicke tl, '2, ... jeweils auf Abschnitten mit den Längen SI, S2, ... gilt (auch bei gekrümmter Profil-Mittellinie): ds SI S2 (21.25) U(s) = -() = - + - + ... . t s tl 12

1

t!t

Wenn cp' = berechnet wurde, kann bei Bedarf auch die Verwölbung des Querschnitts aus 21.23 in Verbindung mit 21.21 und 21.22 ermittelt werden. Man erhält dw(s) ds

M, -cp'r'(s) 2A m GI(S)

bzw. nach integration über s: w(s) =

~] d(S) 2A G I s

- cp'] r'(s) ds+C

(21.26)

m

Die Integrationskonstante in 21.26 kann ermittelt werden, indem für einen beliebigen Punkt s des Querschnitts die Verschiebung w = 0 gesetzt wird. Dann erhält man alle übrigen Verschiebungen w relativ zu der tatsächlichen Verschiebung an dieser Stelle. Man darf natürlich auch w(s = 0) = 0 setzen, so dass die Integrationskonstante verschwindet. Hier soll 21.26 benut.zt werden, um zu untersuchen, unter welchen Bedingungen ein spezieller Querschnitt zu wölbfreier Torsion führt. I

Zwi~chenruf in der Vorlesung: _.Was muss das für ein Mensch sein. der sich solche Formeln ausdenkt?" Antwon:

Rudolf Bredt war ein erfolgreicher Unternehmer. Seine Kranbaufirma bri:lchtc 1876 den weltweit ersten elektrisch betriebenen Kran auf den Markt. Er war ein begnadeleI' Prakliker. der sich auch vor der Theorie nielll scheule.

374

21 Torsion

I

Beispiel: I_....;.__ Für den skIZZierten geschlossenen dünnwandigen einfach-symmetrischen Querschniu mit konstanter Wandstärke I ist die Ahmessung x zu bestimmen, flir die der QuerschniU bei Torsionsbelastung wölbfrei bleibt. Gegeben:

C

-0

a.

,-~

Mit der von der Profil-Miuellinie umschlossenen Fläche

2a

Am = 12a2 + 2ax

,

,,1 B

I cl M

A

2a

und dem Umlaufintegral (für konstante Dicke t: "Umfang/ Dicke")

Urs) =

f'!!'!"- =

. t(s)

2 2 IOa+2J4a +x I

ergibt sich das Torsionsträgheitsmoment

Die Koordinate s soll (wie skizziert) auf der Symmetrielinie stal1en, mit IV = 0 bei s = 0 verschwindet die Integrationskonstante in 21.26, und mit cp' = -t!r, erhält man: IV

2 2 I :I: _ IOa+2J4a +x 2 +2ax) t 4(12a +2ax)2 t

s - M, [

( )- G

2(12a2

J

r' dS]

Da r' (senkrechter Abstand der Punkte der Profil-Mittellinie vom Bezugspunkt P) abschnittsweise konstant ist, liefert auch das Integral über r' eine lineare Abhängigkeit von s. Dieses Integral ist allerdings von der Lage des Bezugspunktes P abhängig, die in vertikaler Richtung (wie skizziert) durch die Strecke y beschrieben werden soll. Die Verschiebung IV ist gleich Null, wenn in der vorstehenden Formel die eckige Klammer verschwindet. Im Bereich von s = 0 bis zum Punkt A ist dies der Fall, wenn

J

r'ds=

12a2+2ax yds=rs= s . 5a+J4a 2 +x2

J

(O:os:02a)

gilt, woraus sich

ergibt. Wegen der bereichsweise linearen Abhängigkeit IV(S) genügt es, flir jeden weiteren Bereich jeweils das Verschwinden vom IV flir nur einen zusätzlichen Punkt zu fordern. Für den Punkt B lautct die Bedingung:

y2a+2a3a= Daraus berechnet man

12a2 +2ax 5a 5a+J4a 2 +x2

375

21.3 SI.- Venantsche Torsion dünnwandiger Querschnitte

und damit

y=2a

Bevor kontrolliert wird, ob sich auch für den Punkt C (und damit auch für den gesamten Bereich IV- Verschiebung ergibt. soU darauf aufmerksam gemacht werden, dass die Berechnung dcs Integrals iiber r' auch dann geometrisch anschaulich deutbar ist, wcnn sich die Intcgration nicht über den gesamten Umfang erstreckt: Das Ergebnis entspricht der doppelten Fläche, die von einer Linie iiberstrichen wird, die von P zur Profil-Mittellinie gezogen wird und dort über den Integrationsbereich wandert. Von s = 0 bis zum Punkt C iiberstreicht diese Linie gerade die halbe .,Profil-Mittellinien-F1ächc·', so dass das Integral iiber r' gleich der gesamten Fläche A,,, ist. So lässt sich leicht bestätigen, dass auch am Punkt C keine Verschiebung IV auftritt und damit aus Symmetriegriindcn der gesamte Querschnitt wölbfrei ist, wenn (wie oben berechnet) X= 1,5a ist. B-C) keine

<>

Der Bezugspunkt P ist (vgl. die Herleitung der Verformungsbeziehuugen) der Punkt, um dcn sich der Querschnitt drcht (alle Punkte des Qucrschnitts bewegen sich auf konzentrischen Kreisen). Bei wölbfreien Querschnitten wie im gerade behandelten Beispiel bleiben alle Querschnittspunkte bei Drehung um diesen Punkt in der Ebene, in der sie vor der Verformung lagcn. Man bcachte, dass der Punkt P nicht mit dem Schwerpunkt des Qucrschnitts identisch ist.

<>

Man iiberleugt sich leicht. dass fiir das Fiinfeck des behandelten Beispiels bei den Abmessungen, die zu Wölbfreiheit führen, der Punkt P der Mittelpunkt eines Kreises ist, der die Mittellinien aller Geradenstücke tangiert. Es lässt sich zeigen. dass diese Aussage verallgemcinerungsfahig ist:

Diinnwandige geschlossenc Querschnitte mit konstanter Profildicke, deren Mittellinien Kreislangenlen. Polygone darstellen (und damit natürlich auch beliebige Dreiecke, das Quadrat und alle regelmäßigen n-Ecke) sind lVölbjrei.

<>

Dt>D Abbildung 21. 14: Wölbfreie Querschnitte

Für diinnwandige geschlosscne Rcchteckquerschnitte kann auf gleiche Weise wie im gerade behandelten Beispiel gezeigt werden, dass sie sich bei Torsionsbelastung nicht ver· wölben, wenn ihre Abmessungen die Beziehung

erfüllen.

'11

'b

h

b

j

b

Abbildung 21.lS: Dünnwandige geschlossene Rcchteck-Querschnitte könncn wölbfrei sein

21 Torsion

376

21.3.2 Dünnwandige offene Querschnitte Betrachtet wird zunächst ein schmales Rechteck, dessen Breile I deutlich kleiner als seine Höhe s ist (Bezeichnungen [ und s mit Rücksicht auf die anschlicßendc Erweiterung dcr Betrachtungen). Zur Berechnung der Schubspannungen, die einem Torsionsmoment M, in diesem Querschnitt äquivalent sind, werden folgende Annahmen getroffen:

<>

Die Schubspannungen verlaufen parallel zu den Rändern der langen Seiten des Rechtecks, sind über dic Höhe konstam und werden am oberen und unteren Rand innerhalb eines sehr schmalen Bereichs umgelenkt.

r.:> Die Schubspannungen sind über die Breite des Rechtecks linear veränderlich mit gleich großen, entgegengesetzt gerichteten Maximalwerten Diese beiden Al1ilahmen berechtigcn zu der in dcr Abbildung 2U6 skizzierten Modellvorstellung: Die Scbubspannung wird jeweils über die halbe Breite (wie eine Dreieckslast) zum Schubfluss 1

Tm
an den Rändero.

o

T~

,,'

I 2

T

max

t 2

T=4'tl/l ax l

zusammengefasst, der im Abstand ~ von der Mittcllinie wirkt und an den beiden Enden (in gleicher Größe) umgelenkt wird.

.I

Abbildung 21.16: ModelivorSlettllllg vom Schllbflllss in einem schmalen Rechteck

Dic resultierendc Momentwirkung dicses Schubflusses muss dcm Torsionsmoment äquivalent sein:

Das gleiche Ergebnis erhält man, wenn das beschriebene Modell als geschlossenes dünnwandiges Profil betrachtet wird, für das die Formel 21.19 gilt:

Mt

.

= 2A m r =

2

I

I

2'3 t s4" 't'ma.x 1 = '3 'f",ax sl

2

Die sich daraus ergebende Formel für die maximale Schubspannung 'tmllx

=

3~ st 2

=

~

\-\l

r

mit

W,

=

I

,

351 -

findet eine weitere Bestätigung beim Vergleich mit den Formeln für den Rechteckquerschnitt 21.17 aus dem Abschnitt 21.2. Die getroffenen Annahmen für das schmale Rechteck entsprechen dem theoretischen Wert, der sich für das "unendl ich schmale Rechteck" bei exakter Lösung des Randwertproblems für die Torsionsfunktion 21.14 und 2 I.15 ergibt. Deshalb wird auch die flir die Verformwlgsberechnung benötigte Formel fLir das Torsionsträgheitsmoment vom ,.unendlich schmalen Rechteck" übernommen:

21.3 SI.- Venanlsche Torsion dünnwandiger Querschnitte

I, =

377

3I sI 3

Der Fehler, der mit der Anwendung dieser Formeln verbunden ist, ist also umso geringer, je kleiner das Verhältnis ist. Für ~ = 0, I beträgt die Abweichung sowohl für I, als auch rur W, etwa 6 % vom exakten Wert.

i

Für dieses Seitenverbältnis sind in Abbildung 21.17 einige Schubspannungsverläufe der exakten Lösung skizziet1, die die eingangs getroftenen Annahmen bestätigen: Die vertikal gerichtete Schubspannung T;:y folgt über die Breite praktisch exakt einem linearen Verlauf und bleibt über die Höhe (hier dargestellt für den Außenrand) konstant bis auf einen sehr kleinen Bereich am Ende. Sie wird dort umgelenkt, wobei wieder nur in einem sehr schmalen Bereich horizontal gerichtete Schubspannungen T;:x vorhanden sind.

T zy T max

_

T zy T

=1

-

max

I,

1, T zy T zX

T max

=

074 '

I

!~

_Tzx

Abbildung 21.17: Die exakte Lösung für ein schmales Rechteck bestätigt die Modellvorstellung

Die Modellvorstellung, nach der ein schmales Rechteck wie ein dünnwandiger geschlossener Querschnitt betrachtet werden kann, bietet sich geradezu dafür an, auf andere dünnwandige offene Profile ausgedehnt zu werden. Tatsächlich ist es gerechtfertigt, die Formeln für das schmale Rechteck auch auf Profile mit gekrümmter Mittellinie anzuwenden. Die Abbildung 21.18 zeigt einen Querschnitt, dessen Mittellinie ein Kreisbogen ist. Bei einem Radienverhältnis :, = 1,2 entspricht der Öffnungswinkel a = 104,2 0 exakt dem Abmessungsverhältnis ; = 0, I, wobei als Breite I (Profildicke) die Differenz der Radien Ta ~ T; und als "Höhe" s die Länge der Profil-Mittellinie verwendet wird. Für diesen Querschnitt sollen die Ergebnisse, die sich mit den oben angegebenen Formeln ergeben, verguchen werden mit denen, die eine Lösung nach der "exakten" St.-Venantschen Theorie (Gleichungen 21. 14 und 21.15) liefert (diese Lösung ist für den betrachteten Querschnitt nur auf numerischem Wege möglicb und wurde hier mit einem Finite-ElementeProgramm gewonnen, vgl. www.TM-aktuell.de. siehe auch Abbildung 21.22 auf Seite 383). Für das Torsionsträgheitsmoment ergibt sich:

Abbildung 21.18: Gekrümmte Mittellinie

Sl3

Dünnwandiges offenes Profil: exakt:

I,

=:3 = 3,331 4 = 3,121 4

Der Fehler entspricht exakt dem, der sich bei diesem Abmessungsverhältnis auch für das schmale Rechteck ergab. Für die Schubspannung erhält man nach der exakten Theorie unterschiedliche Werte für die beiden Ränder, nach der Theorie des dünnwandigen offenen Querschnitts nur einen Wert für die Maximalspannung:

378

21 Torsion

Dünnwandiges offenes Profil: exakt:

M{ 0,300 3 t M{ = 0,333 3

"max =

"A

r

"8 = 0,309 3M,r

Die Anwendbarkeit der Formeln für das schmale Rechteck auf dünnwandige offene Querschnitte, deren Profil-Mittellinie keine Gerade ist, erstreckt sich natürlich auch auf Profile mit abgewinkelter Mittellinie (z. B. L-Profil). Es ist sogar gerechtfertigt, bei Querschnitten, die aus mehreren dlinnwandigen Abschnitten zusammengesetzt sind, das Torsionsträgheitsmoment /{ (näherungsweise) durch Addition der Anteile aus den einzelnen Abschnitten zu berechnen, und dies gilt auch rur verzweigte Profile (z. B.: T -Profil, I-Profil) und rur Profile mit unterschiedlichen Breiten '; in den einzelnen Abschnitten. Das Torsions- Widerstandsmoment W; zur Berechnung der maximalen Schubspannung ergibt sich dann als Quotient aus /{ und der größten Breite '"w.<'

Für die Berechnung der maximalen Schubspannung und der Verformung in dünnwandigen oll'enen Profilen können die Formeln für die St,-Venantsche Torsion 21.12 und 21.13 verwendet werden mit I

I: Sil;

1, ~ 3 ;

(21.27)

/,

Wt~-

(21.28)

In/ax

Man beachte, dass die maximale Schubspannung (im Gegensatz zum gescWossenen Querschnitt) dort auftritt, wo der Querschnitt seine größte Wanddicke ''1'''' hat. L~

Dlinnwandige offene Querschnitte sind gegen Torsion wesenllieh empfindlicher als geschlossene Querschnitte (vgl. die nachfolgenden Beispiele). Dies ist verständlich, denn die gegenläufigen Sehubfliisse entlang der langen Seiten haben wegen des kleinen Hebelarms nur eine geringe Momentwirkung.

~

Die Formel 21.27 gilt für Querschnitte mit abschnittsweise konstanter Dicke 'I. Für einen Abschnitt i mit veränderlicher Dicke ';(s;) darf der entsprechende Summand aus /{.i=3I

berechnet werden. ~

J

3 t;(s)ds

~(s) Abbildung 21.19: Abschnitt mit kontinuierlich veränderli-

cher Dicke

Natürlich ist die Spannungs- und Verformungsberechnung nach 21.12 und 2l.J3 unter Verwendung der Querschnittswerte für das dünnwandige offene Profil nach 21.27 und 21.28 nur erlaubt, wenn sich die Querschnittsverwölbungen frei ausbilden können. Anderenfalls treten (im Allgemeinen nicht vernachJässigbare) Normalspanl1llngen auf, der Torsionsstab wird steifer, und man muss die (hier nicht behandelte) Theorie der Wölbkrafttorsion bemühen.

379

21.3 SI.- Venanlsche Torsion dünnwandiger Querschnitte

Die Verwölbung eines einzelnen Rechteck-Abschnitts kann wegen der Dünnwandigkeit vernachlässigt werden. Als Verwölbung des dünnwandigen offenen Profils werden die Verschiebungen der Punkle der Projil-Miflellinie senkrechr zur Querschnirrsfläche bezeichne!. Zwei bcnachbarte Querschniltsflächen. dic sich (umcr Beibehaliung ihrcr geometrischcn Form) gegeneinander verdrehen, würden auch die zwischen ihnen liegenden Mittellinienelemente

verzerren. Da aber in der Mittellinie geradc keine Schubspannung (und damit keine Verzerrung) auftritt, weichen die Punkte der Mittellinie so aus (Mittellinie verwölbt sich), dass die Elemente unverzerrt bleiben.

<>

Für einige häufig verwendete offene Profile darf die Theorie der St.- Venantschen Torsion jedoch bedenkenlos verwendet werden: Querschnitte, die aus sternförmig in einem Punkt zusammenlaufenden dUnnen Rechtecken (auch bei unterschiedlichen Wanddickcn) bestehen (und damit sämtliche L- und T -Profile), sind wölbfrei.

Llr4

Abbildung 21.20: Wölbfreie dünnwandige olTene Profile

I

Beispiel I: I_"";_ _...1 Wenn dIe belden nebenstehend skizzIerten dünnwandigen U-Profile (I « a) durch eine Schweißnaht verbunden werden (Fall a), entsteht ein offener Querschnitt, mit zwci Schweißnähten (Fall b) wird der Querschnitt geschlossen.

Im FaJl a errechnet sich die maximale Schubspannung infolge eincs Torsionsmoments M, nach 21.27 und 21.28 zu M,I 3M, 'rmaxa = -

'

I,

= --2 4al

im Fall b ergibt sich nach 2 1.19 und 21.20: T

max.

h -

M,

-

M,

-2A",I-2a2 t

[ a)

al2 , .... 1

]':

b)

00

Das Verhältnis der maximalen Schubspannungen von offenem lUld geschlossenem Querschnitt beträgt in diesem Fall 'rmax,a _ I 5 ~ 'rmax,b , t In der Praxis sieht das z. B. so aus: Ein Normprofil UlOO, das mit einer Höhe h = IOOmm und einer Breile h = 50mm genau dem AbmessungsverhäJtnis dieses Beispiels (mit a = h) entspricht, hat eine Profildicke von t = 8, 5mm. Damit ergäbe sich ein Verhältnis der maximalen Schubspannungen von offencm und geschlossenem Querschnitt von ~""a = 17.6. IfllJ.l.b

<>

Man bcachle, dass wegen des Gesetzes der zugcordnctcn Schubspannungen 20.1 dic Torsionsschubspannungen nicht nur im Querschnitt, sondern auch in Längsschnitten auftreten. Im Bcispiel I wUrden sie also die Schweißnähte in Längsrichtung auf Abscherung beanspruchen.

21 Torsion

380

I

====:::JI-Mt

~-C:I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Ein TorsIonsstab (Länge: I) mIt dünnwandigem Querschnitt ist durch ein konstantes Torsionsmoment M, belastet. Im Fall a ist der Querschnitt ein geschlossener Kreisring, im Fall b ist der Ring in Längsrichtung aufgeschlitzt (die Breite des Schlitzes kann vcrnachlässigt werden). Für ein Abmessungsverhältnis ~ = 8 sind zu berechnen

Mt

" 0 a)

-

. f

a) die maximalen Torsionsschubspannungen,

'~

b) die relativen Verdrehwinkel der Endquerschnitte.

b)

R'-, (

/'

Mit Hilfe der Formeln 21.19, 21.20 und 21.24 für geschlossene dünnwandige ProAle ergibt sich für den FaLl a: M, T M, T = M, 't'mar.a 2 7r R2 27rR2, 2A m I, =

4A~,

4 7r2 R4

- - = 27rR 3 ,

--

111p" =

,

2~R

10/

M,I GI,

M,I

Die maximale Schubspannung und dcr rclativc Vcrdrchwinkel für dcn offcnen Qucrschnitt (Fall b) wird mit den Querschnittswerten nach 21.27 und 21.28 berechnet:

-r

"'ax,

b

-

-

2 3

3

I,

-7rRt

M, W,

3M, 27rR,2

11mb

...

2 3

I, -

W,

-7rR,

,

=

M,I GI,

2

3M,I 2G7rRt 3

Dic Werte, die sich rur das offene ProAI ergeben, sind deutlich größer, wie sich aus 't'max.b = 't"max,a

3!!.. I

mit dem gegebenen Abmessungsverhältnis 't'mm.b 't'f//lLr.a

<>

und

R/' =

= 24

I1lpb

R

2

=3 2 111p" t

8 erkennen lässt: I1lpb =

192

111p"

Dieses Ergebnis ist repräsentativ und zeigt die geringe Tragfähigkeit von dünnwandigen offenen ProAlen. Im Gegensatz zur Biegebeanspruchung, bei der z. B. ein I-ProAI ideal ist. weil der wesentliche Anteil der Querschniustläche möglichst weit von der Biegeachse entfernt liegt, ist ein solehes Profil für die Torsionsbeanspruchung ausgesprochen ungeeignet.

oe;> Wenn Torsionsbeanspruchung für dünnwandige Profile unvermeidbar ist, sollte nach Mög-

lichkeit wcnigstcns cinc geschlosscne Zelle vorhanden sein. Bestcht ein Querschnitt aus ciner solchen geschlossenen Zelle und nicht geschlossenen dünnwandigen Teilquerschniuen, können letztere im Allgemeinen bci dcr Torsionsrechnung vernachlässigt werden. Ein guter Kompromiss ist in der Regel ein KastenproAI, wie es die beiden zusammengeschweißten U-ProfiJe des Beispiels I bilden, das bei sehr günstiger Ausnutzung der Querschniustläche sowohl für Biegung als auch Torsion als steif und fest gclten darf.

381

21.4 Formeln ft.ir die St.- Venantsche Torsion

21.4 Formeln für die 5t.-Venantsche Torsion Für alle behandelten Torsionsprobleme dürfen die Verformungen und die maximalen Schubspannungen nach den auf der Seite 366 zusammengestellten Formeln 21.11 bis 21.13 berechnet werden, wenn man die folgenden Torsionsträgheitsmomente I, und Torsionswiderslandsll1omente W, verwendet:

1rd4 32

Kreis

1,=--

Kreisring I, =

Ellipse

@) ,

,

2a

1rab2 W, = -2-

1ra J bJ I, = a2 + b2

.ol N

1r(d~ -df) 32

(Voraussetzung für W,-Formel: b:S a)

= CI hbJ

I,

Rechteck

mit c, und Dünnwandiger geschlossener Querschnitt

I,

Si

I, ""

Dünnwandiger offener Querschnitt

=

C2

W,

= c2hb2

aus der Tabelle auf Seite 368

4A 2

~

m.it

U(s)

f

U(s) =

ds r(s)

I,

I "

3 L Sir;

Wt~­ 'mlL1:

;=1

Abschnitt mit veränderlicher Wanddicke:

1'/=3I

J

liJ (s)ds

.<,

I, =2

Beliebiger Querschnitt

J(x~: +y~;)

dA

A

x


M, d

d 2
d 2
dx2 + d y 2

= I

mit

M, d

'I"'y = 2 - -

-

CPRalld

=

konst.

21 Torsion

382

Im Formelsatz für den beliebigen Querschnill (letzter Eintrag in der Zusammenstellung auf der Seite 381) ergibt sich für einen wichtigen Sonderfall eine Vereinfachung der I,-Formel. Der Integrand kann identisch durch

+ /ep

x aep dx

= a(xep)

ay

+ a(yep)

dx

_ 2 ep

dy

ersetzt werden (man überzeugt sich leicht durch Ausdifferenzieren der rechten Seite). [n

I, = 2

J[

d(Xep) a(yep)] -+- dA - 4

A

dx

dy

J

ep dA

A

kann das erstc Intcgral nach dcm Gaußschcn Intcgralsatz

durch zwei Umlaufintegrale ersetzt wcrdcn (Hinwcis: Der GauBschc [ntegraJsatz gilt auch ftir mehrfach zusammengesetzte Flächen, wenn alle Konturen so durchlaufen werden, dass die Fläche immcr links liegt, Abbildung 21.21). Man erhält: I, = -2

f

yepdx+2

f

xepdy-4

J

Abbildung 21.21: Gaußscher Integralsatz.

Um-

laufsinn bei mehrfach zu-

epdA

sammengesetzter Fläche

A

Da in die beiden Umlaufinlegrale nur die ep- Werte der Ränder eingehen, liefern sie keinen Anteil flir einen Rand mit epRand = O. Wenn es nur genau einen Rand gibt, kann diese Bedingung natürlich die allgemeine Bedingung epR",,,' = konsl. ersetzen, undflir einfach zasamll1et1hängende Querschnilfsjlächell (Flächen ohne Ausschnitte) darf ein vereinfachter Formelsatz für das SI.Venantsche Torsionsproblem verwendet werden:

a 2ep dx2

+

a 2ep y2 = 1

a

mit

epRand = 0

und

I, =

-4[ epdA

(21.29)

A

21.5 Numerische Lösungen Dic Lösung dcs SI.- Vcnantschen Torsionsproblcms nach dcn Fomleln flir dcn beliebigen Querschnitt (Seite 381 bzw. Formelsatz 21.29) gelingt in geschlossener Form nur flir wenige Spezialfalle. Ansonsten ist rnan auf numerische Lösu_ngen angewiesen. Für das schwierigste Problem, die Lösung der Poissonschen Differenzialgleichung, bietet sieh das Differenzenverfahren an, das im Abschnill 18.1 für eindimensionale Probleme besprochen wurde, weil eine Erweiterung auf zweidimensionale Aufgaben ohne Schwierigkeiten möglich ist: Analog zur Einteilung der x-Koordinate in äquidistante Abschnille der Länge h wird auch die y-Koordinate äquidistam mit einer gegebcnenfalls anderen Schrittweite k unterteilt, so dass die x-y-Ebene mit einem Rechteeknetz überzogen wird. Für die Punkte dieses Netzes wird die Differenzialgleichung durch Differenzengleichungen ersetzt, indem die partiellen AbleitlUlgen analog zu den Formeln 18.1 durch Differenzenformeln ersetzt werden. Da Ableitungen in beiden

21.6 Aufgaben

383

Richtungen in der Differenzialgleichung vorkommen, gehen in jede Differenzengleichung auch Nachbarpunkte in x- und y-Richtung cin. Dieses früher sehr beliebte Verfahren wr Lösung der Poissonschen Differenzialgleichung ist bei der Aufstellung der Differenzengleichungen in Randnähe dann recht mühsam, wenn Randpunkte nicht mit den Punkten des rechteckigen Netzes zusammenfallen, was allerdings eher die Regel als die Ausnahme ist. Die ErfLillung der Randbedingungen karm dann nur durch Interpolation erreicht werden, was für jeden Randpunkt eine individuelle Betrachtung erfordert. Deshalb ist das Differenzenverfahren auf diesem Gebiet fast völlig durch die Methode der finiten Elemente verdrängt worden. Mit Dreieckselementen gelingt es immer, beliebige Randkontu-

6

5 4

ren ausreichend genau zu erfassen.

Die für die Anwendung der Finite-ElementeMethode auf das St.-Venantsche Torsionsproblem erforderlichen theoretischen Überlegungen können hier nicht dargestellt werden. Man findet sie unter www.TM-aktuell.de. u. a. mit Demonstration von Beispielen aus diesem Kapitel (Abbildung 21.22 zeigt das Ergebnis einer solchen Rechnung).

3

Tor5; onstragheltsmoment It = 3.1165

2

o o Abbildung

2

21.22:

4

6

Berechnung

von

8

f,

mil

Matlab-Femsel. hier das Beispiel von Seite 377

21.6 Aufgaben

I

.

'.

Au/gabe2].l: I_";';; .....J Der Antnebsmotor emes Ruhrwerks leistet 2 kW bei 100 Umdrehungen pro Minute. Es darf angenommen werden, dass jeweils die Hälfte dieser Leistung an den Punkten 2 bzw. 3 von der ausschließlich auf Torsion beanspruchten Welle an die Flügel des Rührwerks abgegeben wird. Gegeben:

P

2kW " = 100min- 1 ,~" = 130 N/mm 2

, :

I) = 100mm 12 = 100 mm G = 0,8· 105 N/mm 2

3 Hohlwelle

2 Vollwelle

Motor Man berechne a) das Drehmoment des Motors, b) den erforderlichen Durchmesser d flir die Voll welle zwischen und 2 (Ergebnis aufrunden auf volle mm), c) den größtmöglichen Innendurchmesser di für die Hohlwelle zwischen 2 und 3, wellil diese den gleichen Außendurchmesser wie die Welle I ... 2 hat (abrunden auf volle mm), d) den Gesamtverdrehwinkel der Welle I ... 3 mit den unter bund c ermittelten Werten.

384

21 Torsion

I

Aufgabe 21.2: I Die Achse eines Radsatzes muss aus konstruktiven Gründen außemlittig angetrieben werden. Gegeben:

A=

0-12

a) Es ist das Verhältnis der polaren Flächenträgheitsmomente K =

'p

zu berechnen, bei dem an 1'2 beiden Rädern Momente gleicher Größe iibertragen werden. b) Man berechne die erforderlichen Durchmesser in den Bereichen I und 2, wenn folgende Parameter gegeben sind: Mo = I kNm; Je = 2: T,u' = 120N/mm 2

I

Allfgabe 21.3: I_..;..; ..... Man weise nach, dass die Funktion 2 2

a b
(xla2 + i) b2

die Poissonsche Differenzialgleichung 21. 14 und die Randbedingung 21. 15 für einen elliptischen Rand erfLillt und damit die Torsionsfunktion für einen elljptischen Querschnitt darstellt, und leite dann das Torsionsträgheitsmoment I, her, das in der Tabelle auf Seite 381 angegeben ist.

IAufgabe 21.4: I Für die Herstellung eines Torsionsstabcs stchen dünnwandigc L- und U-Profile zur Verfügung. Zur Erhöhung der Torsionsfestigkeit und -steifigkeit könncn zwei L-Profile (Variante a) oder das U-Profil mit einem Deckblech (Variante b) zu einem geschlossenem Kastenprofil verbunden werden. a) Man ermittle, welehe Variante zur Minimierung der Schubspannungen bzw. des Verdrehwinkels günstiger ist. b) Wie groß ist das Verhältnis

'*

der größten Schubspannung TI im offenen U-Profil zu der größten Schubspanl1lLOg TZ im geschlossenen Profil (U-Profil und Deckblech)? Wie groß ist das Verhältnis der relativen Verdrehwinkel ~ zweier Torsionsstäbe mit entsprechenden Querschnitten?

I Aufgabe 21.5:

I

Für den skizzierten einfach symmetrischen Trapezquerschnitt ist die Abmessung bz so zu bestimmen, dass der auf Torsion belastete Qucrschnitt wölbfrei ist. Die Dicke t ist über den gesamten Umfang konstant.

b,

b, Gegeben:

b

l

,

h, t.

22 Zusammengesetzte Beanspruchung In den vorangegangenen Kapiteln wurden die Spannungen in Bauteilen berechnet, bei denen eine Abmessung deutlich größer war als die beiden anderen. Dabei wurde jeweils in nur einer Schnittfläche (z = konstant) die Spannung ermitteli, die sich infolge einer speziellen Schnittgröße ergibt. Natllrlich treten die unterschiedlichen Belastungsarten häufig gekoppelt auf. so ist zum Beispiel eine Biegespannung fast immer mit einer Querkraftbelastung (Schubspannung) verbunden. Außerdem beschränken sich die Spannungen auch bei den einfachen Bauteilen nicht auf eine Schnilltläche. weil Schubspannungen immer in zwei senkrecht aufeinander stehenden Schnittflächen paarweise auftreten. In diesem Kapitel wird deshalb das Problem behandelt, wie ein Spannungszustand (hinsichtlich der Festigkeit des Bauteils) zu beurteilen ist, wenn mehrere Spannungskomponenten gleichzeitig wirken. Da diese Frage gerade auch rur die komplizierteren Berechnungsmodelle der Fcstigkeitslehre bedeutsam ist, sollen diese hier erwähnt werden, auch wenn ihre Berechnung mit Ausnahme weniger Spezialfälle im Rahmen dieses Buches nicht behandelt werden kann.

22.1 Modelle der Festigkeitsberechnung In den Kapiteln 14 bis 21 wurden mit dem Stab, dem Biegeträger und dem Torsionsstab ausschließlich eindimensionale Modelle der Festigkeitsberechnung behandelt (eine Abmessung ist deutlich größer als die beiden anderen).

, I

Die Abbildung 22.1 (Modell: Zwei Deckenträger liegen auf den tragenden Wänden eines Gebäudes) zeigt zwei "eindimensionale" Biegeträgcr zusammen mit zwei "zweidimensio-

nalen" Bauteilen.

q

Abbildung 22.1: Biegeträger und Scheiben

Während bei den eindimensionalen Modellen die beiden anderen Dimensionen durch die QuersChnittsabmessungen repräSentie11 werden, ist bei den zweidimensionalen Modellen. so genannten Flächentragwerken, die Dicke des Bauteils die dritte Dimension. Diese kann (wie die Querschnittsfläche der eindimensionalen Modelle) veränderlich sein und bestimmt gemeinsam mit der Mittelfläche die Geomeuie des zweidimensionalen Modells (die Mitteltläche wird von den Punkten gebildet, die die Dicke an jeder Stelle halbieren).

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_22, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

386

22 Zusammengesetzte Beanspruchung

Ein ebenes Flächentragwerk, das ausschließlich Belastungen (Einzellasten, LinienJasten) aufnimmt, die in der Millelfläche liegen, wird als Scheibe bezeichnet. Ebene Flächentragwerke, die auch Belastungen (Einzellasten, Linienlasten, Flächenlasten) senkrecht zur Millelfläche aufnchmcn, nennl man Plallel1. Flächentragwerke mit gekrümmter Mittel fläche heißen SchaleIl. Der Behälter in Abbil· dung 22.2 zeigt eine Kombination aus Kreisplatten und Zylinderschale mit einer typischen Belastungs3l1 (Flächenlast), die bei den eindimensionalen Berechnungsmodellen nicht vorkam.

~ ~.~.

........ .. , ., ...

..

~"""""U"'". ~ili'

Abbildung 22.2: Krcisplane und Zylinderschale

Die Theorie der Berechnung von Flächentragwerken basiert auf ebenso sinnvollen (und durch die Praxis bestätigten) Annahmen, wie sie für die eindimensionalen Modelle getroffen wurden, allerdings gelingt nm für relativ wenige geometrische Formen (z. B. Rechteckscheibe, Rechteckplatte, Kreisscheibe lind Kreisplalle, Zylinder-, Kugel- l1nd Kegelschale) eine geschlossene analytische Lösung, meist sogar nur für ganz spezielle Belastung und Lagerung (z. B. für rotationssymmetrische Probleme, vgl. Kapitel 25). Zahlreiche Bauteile entziehen sich jedoch völlig der gerade beschriebenen Klassifizierung (kompakte Körper wie Motorkolben, Maschinenfundamente oder die bizarren Geometrien von Gussgehäusen, ... ). Sie müssen als dreidimensionale Modelle behandelt werden, für die die Berechnung bis auf (kal1m erwähnenswerte) Ausnahmen nur nllmeriseh möglich ist. Dafür stehen heute leistungsfähige Finite-ElementeProgrammsysteme zw' Verfligung, und Hochleistungs-Computer gestatten die Behandlung von Modellen, die das Verhalten der realen Bauteile außerordentlich gut annähern.

Abbildung 22.3: Typi· sches ,,3D-Modell'"

Nicht zu unterschätzen ist jedoch der Aufwand, der mit der Beschreibung des Berechnungsmodells durch Eingabedaten auch dann verbunden ist, wenn komfortable Datengeneratoren verfügbar sind. Die Entscheidung für eine ,,3D-Rechnung" sollte gut überlegt werden. Finite-ElementeBerechnungen von Flächcntragwerken sind dagegen mit vergleichsweise geringem manuellen Aufwand für die Vorarbeiten verbunden. Als Alternative zur numerischen Berechnung bietet sich häufig die experimentelle Spannungsund Verformungsanalyse an, auf die man ohnehjn dann zurückgreifen muss, wenn nicht alle

erforderlichen Eingangsdaten für die Berechnung verfügbar sind, speziell die Belastung (z. B. in dmchströmten oder umströmten Bauteilen, thermische Belastungen, ...) ist häufig nicht mit der gcwünschten Genauigkeit verfügbar. Das Ziel der Festigkeitsrcchnung (ob analytisch odcr numerisch) oder der experimentellen Analyse ist jedoch immer die Ermittlung der Spannungen an verschiedenen Punkten des Bauteils, um sie mit den ertragbaren Spannungen vergleichen zu können (Festigkeitsnachweis, vgl. Kapitel 13).

22.2 Der einachsige SpannungszusLnnd

387

22.2 Der einachsige Spannungszustand Die Normalspannungen (unterschiedlicher Herkunft) in einer Schnittfläche haben die gleiche Richtung und dürfen deshalb durch Addition überlagert werden. Davon wurde bereits bei der Behandlung der Biegung um zwei Achsen (schiefe Biegung) und beim gekrümmten Träger Gebrauch gemacht. Im geraden Träger werden Normalspannungen durcll die Biegemomente und die Normalkraft FN hervorgerufen. Bei Beachtung der für die Schniltgrößen getroffenen Vereinbarungen (Kapitel 7 und Abschnitt 8.4) und der verwendeten Koordinatensysteme gilt

ojx,y) =

FN Mb' MI,,' -+-' Y+-' x A

lxx

(22.1)

lyJ'

Diese Fonncl licfcrt für jedcn Punkt einer Qucrschnittsflächc (vorzeichensicher bei Einhaltung der Vereinbarungen) die aus Biegung und NOffilalkraft resultierende Gesamt-Normalspannung. Der Index z am Symbol flir die Spannung kennzeichnet die Schnittfläche: 0, wirkt in der Fläche z = konstant.

I

Beispiel: I Für den skizzierten Träger mit Quadratquerschnitt soll die Normalspannung in einem beliebigen Querschnitt des vertikalen Abschnitts bestimmt werden. Gegeben:

F, I,

CI, ~

N

Mit den Schniltgrößen FN=F

und

(Bezugsfaser und damit y-Achse wie eingezeichnet) und den Querschnittskennwerten und

I I I I I I I I I I I

A

a

c-~

~~ XI

Fl

L..I l

J

ergibt sich die Spannungsverteilung:

FN Mb F FI F ( 1-12IY) 0,=-+-y=--12-y=a4 a2 A 1.", Cl 2 Cl 2

<>

Die Spannungs-Null-Linie (vgl. Abschnitt 19.1) liegt bei dieser kombinierten Beanspruchung (durch FN und Mb) nicht mehr im Schwerpunkt der Querschniltsfläche.

<>

Man erkennt an dem Ergebnis, dass die Normalspannung infolge FN wesentlich kleiner als die Biegespannung ist. Die maximale Biegespannung 0b,,,,,,x = ~ im Querschnitt (am Rand bei y = -I) hat schon tUr I = ~ den gleichen Betrag wie die Spannung infolge der Normalkraft. Das bedeutet: Eine äußere Kraft in TrägerlängsricblUng ruft schon bei etwas außermittigem Angriffspunkt eine Biegespannung hervor, die größer ist als die Spannung infolge der Normalkraft.

Wenn ein Bauteil ausschließlich durch eine NornzalspClllIulIlg in einer Richwllg beansprucht wird, so spricht man von einem einachsigen Spalll1lmgsZllslalld. Bei einer reinen Biegebeanspruchung

388

22 Zusammengesetzte Beanspruchung

(ohne Querkraftschub) und Beanspruchung durch eine Normalkraft (wie im gerade behandelten Beispiel) ist diese Voraussetzung erfullt. Am Beispiel eines Zugstabs, dessen Querschnitt durch eine konstante Spannung 0"0 beansprucht ist (Abbildung 22.4), wird deutlich, dass in einem Schnitt, der nicbt senkrecht zur Richtung zu 0"0 liegt, auch Sehubspannungen auftreten. Gleichgcwieht in horizontaler Richtung ist an dem auS dem Stab herausgeschnittenen Keil nur herzustellen, wenn in der schrägen Schnittfläche Aq> neben der Normalspannung O"q> auch eine Schubspannung Tq> wirkt.

uo=F/A o

~ f"II"'I:

u
~

T
?'?

~"'!0UO ~ I u
jF

~I,~II,~,I~~

2tJ I

uoA o

AbbUdung 22.4: Auch beim einachsigen Spannungszustand gibt es Schubspannungen

Die (konstanten) Spannungen in den Schnittflächen Ao bzw. Aq> werden durch Multiplikation mit den Flächen zu Kräften O"oAo bzw. O"q>Aq>. Diese Kräfte müssen die folgenden Gleichgewichtsbedingungen erfüllen: O"q>Aq> -

O"oAocosq> = 0

Tq>Aq> - O"oAo

Mit Ao =

Aq> cos q>

sin q> = 0

ergeben sich daraus die

Spannungen in einem beliebigen Schnitt beim einachsigen Spannungszustand: _

O"q> -

0"0 COS

2

q>

Tq>

=

I

.

2" O"a s1l12q>

(22.2)

oe:> Die Normalspannung wird (wie zu erwanen) am größten für q> = O. [n diesem Schnitt wirkt

keine Schubspannung, und dies ist auch im Folgenden das Kriterium daflir, dass genannte Hallplspannllng ist. L~

0"0

eine so

Bei Materialien, die besonders empfindlich gegen Schubbeanspruchung sind, ist also zu beachten, dass selbst beim einachsigen Spannungszustand, bei dessen Berechnung sich im AJJgemeinen nur eine NormaJspannung ergibt, eine Schubspannung wirkt, die in speziellen Fällen durchaus flir das Versagen eines Bauteils verantwonlich sein kann.

Beim einachsigen Spannungszustand ergibt sich die max imale Schubspannung für q> = 45°. Es ist die so genannte I (22.3) Hallplschubspanllllllg 'rmax = "20"0

Die Fonnein 22.2 und 22.3 gelten für einen beliebigen Punkt des Bauteils und damit auch. wenn die Spannung 0"0 nicht konstant ist (Beispiel: Biegespannung).

389

22.3 Der ebene Spannungszustand

22.3 Der ebene Spannungszustand Der ebene Spannungszustand ist dadurch gekennzeichnet. dass in zwei senkrecht zueinander stehenden Schnitten Normal- und Schubspannungen vorhanden sein können, während in der dritten Richtung keine Spannungen wirken. Dieser Spannungszustand hat besondere praktische Bedeutung. Er ergibt sich zum Beispiel • bei der kombinielten Biegemoment-, Normalkraft-, Querkraft- und Torsionsbeanspruchung der Träger, die in den Kapiteln 14 bis 21 behandelt wurden, • im Inneren von Flächcntragwerken (Abschnitt 22.1), • an den von äußeren Kräften nicht belasteten Oberflächen beliebiger Bauteile. Da an der Oberfläche häufig die größten Spannungen auftreten (vgl. die Biegetheorie), liegt die kritische Spannung auch bei kompakten (schwierig zu berechnenden) Bauteilen meistens in einem Gebiet, in dem ein ebener Spannungszustand vorliegt. Gerade die Oberflächen sind aber für eine experimentelle Spannungsermittlung (Dehnmessstreifen, vgl. Beispiel 2 auf Seite 395) besonders gut zugänglich.

1

1

@ \ dx

yl (Jy

11

j j

t 11' I j

T xy

~ID----~-~1

1=1----

-~

I=:

-- ax

,

-x Abbildung 22.5: Ebener Spannungszu$tand in einem Biegeträger

Der ebene Spannungszustand wird durch drei Spannungen bestimmt: 0:" 0:)' und 'Al" Dabei wurde bereits berücksichtigt, dass die in den beiden Schnittflächen wirkenden Schubspannungen gleich sind (Gesetz der zugeordneten Schubspannungen 20.1). Abbildung 22.5 zeigt ein aus einem Bauteil herausgeschnittenes differenziell kleines Element mit den Abmessungen dx· dy. Die am Element angetragenen Spannungen sind nicht unabhängig voneinander, sie müssen ein Gleichgewichtssystem bilden. Dies wird hier nicht betrachtet, weil die Glcichgcwichtsbcdingungcn in dcr Thcoric dcr Spannungsbcrcchnung bereits berücksichtigt sein müssen (man vergleiche hierzu die Theorie des Querkraftschubes, die das Gleichgewicht mit den Biegespannungen garantiert). Es sind vielmehr folgende Fragen interessant:

CD Das x-y-Koordinatensystem. an dem sich die Richtungen der drei Spannungen 0:,..

und 'x)' orientieren, liegt recht willkürlich so, wie es für die Berechnung dieser Spannungen günstig gewesen sein mag. Wie groß sind die Spannungen in beliebigen Schnitten, die parallel zu einem (um den Winkel cp gedrehten) ~-17-Koordinatensystemliegen?

~

Bei welcher Schnittrichtung treten die maximalen Spannungen auf, wie groß sind die Maximalspannungen?

Zur Beantwortung dieser Fragen wird ein Keil aus dem Element herausgeschnitten, dessen eine Schnittfläche senkrecht zur Koordinatenachse ~ liegt (Abbildung 22.6).

'y

0:,

C"'~·I~ T xy Acosip T xy

A sin

. 91 '(Jy A smip

Abbildung 22.6: Spannungen in einem beliebigen Schnitt

390

22 Zusammengesetzte Beanspruchung

Wenn diese Schnittfläche mit A bezeichnet wird, haben die zur x- bzw. y-Achse senkrecht stehenden Flächen die Größen Acos cp bzw. A sin cp. In der Abbildung 22.6 sind die aus den Spannungen resultierenden Kräfte an den drei Flächen angetragen, die folgende Gleichgewichtsbedingungen crfLillen müssen:

er~A = er,A cos 2 cp + 1'xyA eos cpsin cp + eryA sin 2 cp + 1',)"A sin cpcos cp 1'~ 'lA = 1',yA cos 2 cp - o:,A eos cpsin cp - 1":rA sin 2 cp + eryA sin cpcos cp

(22.4)

Nach cinigcn elementaren Umformungcn crgcbcn sich dic nachfolgcndcn FOnllCln, dic durch eine Beziehung für er'l ergänzt wurden, die sich aus Gleichgewichtsbetrachtungen an einem Keil mit einer Schnittfläche senkrecht zur 1]-Achse ergibt. Transformation der Spannungen des ebenen Spannungszustandes auf ein gedrehtes Koordinatensystem: er~ =

I

I

I

I

2( O:r+ er)") + 2( erx - ery) cos2cp + 1''Y sin2cp

erry = -(er,+err)--(o:,-err)cos2cp-1'xvsin2cp 2 . 2' . 1'~ ry =

-

I

2(0:, -

(22.5)

.

ery ) slll2cp + 1',ycos 2cp

Der Aufbau dieser Formeln entspricht exakt der StTUktur der Transformationsformeln 16.12 für die Flächemrägheitsmomente (Seite 227). Deshalb können alle dort gewonnenen Aussagen sinngemäß übernommen werden: Es existiert immer ein gegenüber dem x-y-Koordinatensystem um den Winkel
J

(0:, - er,,)2 4

2 + 1',y (22.6)

er,· + ery lJ2 = --2- -

(er, - er,,)2 ? 4' +1")'

erl ist die größte und er2 die kleinste aller Normalspannungen, die sich bezüglich beliebiger Richtungen fLir den belrachteten Punkt finden lassen. Die beiden Hauptspannungsrichlungen stchcn scnkrccht aufeinander. Der Winkel
t'll1
0:"

(22.7)

22.3 Der ebene Spannungszustand

391

oe:> Man beachte: Im Gegensatz zu den Hauptträgheitsmomenten (Abschnitt 16.2.5) können die

beiden Hauptspannungen beliebige Vorzeichen haben. Deshalb ist (J, nicht immer auch die absolut größte Spannung in diesem Punkt. Um Richnmg und Größe der maximalen Scbubspannul1g zu ermitteln, wird die Formel für in 22.5 nach cp abgeleitet und Null gesetzt. Man gewinnt folgende Aussage:

'~I)

Die maximalen Sehubspannungen treten in Schnitten auf, deren Richtungen um 45° zu den Hauptspannungsriehtul1geo gedreht sind. In den Hauprschubspannungsrichrungm

CP. = CPI ± 45° wirken die Hauplschllbspannungell: I

± '2 ((51

't'mm =

AufCHRtSTlAN OTTO MOHR (1835 - 1918) geht die Idee zurück, für die Transformationsgleichungen 22.5 und 22.6 grafische Löslll1gen bereitzustellen: Wenn man aus der ersten und drillen Gleichung in 22.5 den Winkel cP eliminiert (quadrieren und addieren, etwas mühsam, aber machbar), entsteht mit (

2 ( <J, ~ (J),J2 Ux + (Jy ) 2 +, = 4 (J - --2-

2

+ 'x)

(die Indizes ~ und 1) wurden weggelassen) eine Gleiehung, die in einem (J-,Koordinatensystem einen Kreis beschreibt.

(22.8)

- 0'2)

I

T

",

"

Abbildung 22.7: Mohrseher Spannungskreis

Abbildung 22.7 zeigt diesen Mohrschel1 Spallllllilgskreis. Man erkennt, dass er bei einem gegebenen Satz von Spannungen für einen Punkt (Jx, (Jy und r.l)' einfach zu konstruieren ist. Jeder beliebige Durchmesser verbindet zwei Punkte auf dem Kreis, für die die Spannungen für die entsprechende Spannungsrichtung cP abgelesen werden können. Speziell sieht man auf der (J-Achse die beiden Hautspannungen (J, und (J2, der Radius entspricht dem 'max' Dass (Jt und '"'''' um 90° versetzt erscheinen (und nicht um 45°. wie es naeh 22.8 sein muss), deutet darauf hin. dass im Mohrsehen Spannungskreis mit dem doppelten Winkel 2 cP gearbeitet werden muss, was speziell dann zu beachten ist, wenn mau die Spannungen unter einem bestimmten Winkel entnehmen will. Darauf wird hier nicht weiter eingegangen, denn der Mohrsehe Spannungskreis war ein sehr nützliches Werkzeug. als der Ingenieur noch mit dem Rechenschieber arbeitete'. Heute gibt es IDass der Mohrsehe Spanllungskrcis hier erläuten wird. hat neben der TaIS..'l.che. dass Abbildung 22.7 noch einmal recht anschaulich alle wesentlichen Größe,n des ebe.nen Spannungszustands zeigt, auch den Gnll1d, ehr. O. Mohr zu würdigen. auf den z. B. auch ein geniales Verfahren zur grafischen Ennütlung der Durchbiegung einer Welle zurückgeht, das allerdjngs (welch ein Gliick nir alle Srudenten!) überhaupl nicht mehr verwendel wird.

392

22 Zusammengesetzte Beanspruchung

nalÜrlich keinen Grund mehr, die Auswertungen der Formeln 22.5 bis 22.8 durch das Zeichnen eines Kreises zu realisieren. Es sollen hier noch die Zusammenhänge der Spannungen mit den Dehnungen behandelt werden, weil bei der experimentellen SpannungsanaJyse mittels Dehnmessstreifen primär die Dehnungen als Versuchsergebnisse anfallen, die dann (unter der Voraussetzung elastischer Verformung) über das Hookesche Gesetz in die Spannungen umgerechnet werden können. Dabei ist zu beachten, dass beim ebenen Spannungszustand mit NormaJsparUlungen in zwei Richtungen jede Normalspannung auch die Dehnung in der jeweils dazu senkrechten Richtung beeinflusst (Querkontraktion, vgl. Abschnitt 12.4). Die Dehnung in einer Richtung ergibt sich also beim ebenen Spannungszustand aus der Überlagerung des Anteils aus dcr Spannung in dieser Richtung mit der Querkontraktion aus der anderen Spannung: (22.9) Diese bei den Fom1eln lassen sich nach den Spannungen umstellen und werden ergänzt durch den Zusammenhang zwischen Schubspannung und Gleitung nach 12.6 im Zusammenhang mit 12.7. Dieser Formelsatz wird bezeichnet als Hookesches Gesetz für den ebenen Spannungszustand: E (Jx = - - 2 (Ex + VEy ) I-v E 't ry = G Yrv = I'A"\' . 2(I+v)'

E (J" = - - 2 (E), + VE.,) . I-v

(22.10)

Die Formeln 22.10 gelten für zwei beliebige zueinander senkrechte Richtungen, also auch flir die Hauptspannungsrichtungen, flir die wegen der verschwindenden Schubspannung (und damit auch der Gleitung y,y) die dritte Gleichung entfallt. Durch Einsetzen der Spannungen nach 22.10 in die Transfom1ationsformeln 22.5 erhält man die Formeln für die Transformation der Dehnungen und der Gleitung des ebenen Spannungszustandes auf ein gedrehtes Koordinatensystem:

I I 1 Ei; = 2(Ex +E).) + 2(Ex - Ey) cos2rp + 2 Yxysin 2rp Ery =

~(Ex + Ey) - ~(Ex -

Ey)cos2rp -

(Ex - Ey) sin 2rp

+

~ Yxysin 2rp

(22.11 )

}'xy cos 2rp

Die fonnale Ähnlichkeit dieser Fonnein mit den Transfom1ationsformeln 22.5 gestaltet die Übertragung der Erkenntnisse iiber die Spannungen auf Aussagen über die Dehnung:

22.3 Der ebene Spannungszustand

393

oe:> Es existiert immer ein gegenüber dem x-y-Koordinatensystem um den Winkel CPI gedrehtes

Koordinatensystem mit den Achsen I und 2, für das die Gleitung verschwindet. I und 2 sind die Haupldehmmgsrichtungen, die mit den Hauplspannlll1gsrichtlll1gen identisch sind. Die Haupldehnllngen bcrechnen sich nach

und der Winkel cP, zwischen der x-Achse und der Hauptdehnungsrichtung 1 aus tan CPI =

Yxv.

(22.13)

2(f, - f y )

Diese Formel liefert den gleichen Wert für cP' wie 22.7. Die Hauptspannungen lassen sich über das Hookesche Gesetz 22.10 also auch aus den Hauptdehnungen berechnen.

I

Beispiel]: I_ _ _ _.... Flir den skiZzIerten Kragtragcr 1,.111 veranderlichem Quadrat-Querschnitt wurde (als Beispiel 4 im Abschnitt 16.3 auf Seite 241) berechnet, dass bei z = ~ die maximale Biegespannung auftritt. Für diesen Querschnitt sollen die Hauptspannungen (bei Berücksichtigung der ßiegespannung und der Querkraftschubspannung) ermittelt werden.

Gegeben:

J~-------I" I

-z

öl ~

I

F. a, 1= lOa.

Der Querschnitt bei z = ~ hat die Kantenlänge I ,5a. Mit I (1,5a)4 27 4 I xx = =-a 2 .12 64 ergibt sich die Biegesparumngsverteilung nach 16.3: Mb=-F-

32 Fl 27 a

(Jb= - - -4y

Nach 20.2 (Seite 346) erhält man mit (vgl. Beispiel I im Abschnitt 20.1 auf Seite 346)

_(1,5a)2 _2) 1,5a 4 Y 2

FQ = -F

Sx-

den Verlauf der Querkraftschubspannung r = - 32

!.... (!!.-.a 2 -

27 a 4

16

i)

Zur Erinnerung: Die y-Achse hat ihren Ursprung im Schwerpunkt des Querschnitts und ist nach unten gerichtet, die Biegespannungen wirken senkrecht zum Querschnitt (in z-Richtung), so dass alle Spannungen in der y-z-Ebene zu sehen sind (Abbildung 22,8). Für das betrachtete Beispiel gilt also: (Jy =

0

394

22 Zusammengesetzte Beanspruchung

ßiegespannung

Schubspannung

Abbildung 22.8: Biegespannungs- und Schubspannungsverteilung über die Querschnittshähe, eine NormaJspannurJg O"y gibt es bei diesem BeispjeJ nicht

Die Abbildung 22.8 zeigt die Spannungsverteilung über die Querschnittshöhe und das Definitionsbild mit den Bezeichnungen, die für die Formeln des ebenen SpannungsZllstands verwendet werden. Die Hauptspamlllngen in einem beliebigen Punkt des Querschnitts (sie sind über die Breile konstant) berechnen sich bei entsprechender Modifizierung der Indizes nach 22.6:

Bei einer Höhe von I, 5a für den betrachteten Querschnitt darf y in dieser Formel Wel1e im Bereich -0, 75a ~ y ~ 0, 75a annehmen. Die folgende Tabelle vergleicht fLir einige Punkte des Querschnitts die Biegespannungen und Querkraftschubspanmlngen mit den Hauptspannungen:

y -0,75a -0,50a -0,25a 0 0,25a 0,50a 0,75a

(Jb

2

8. 889F /a 5, 926F /a 2 2. 963F /a 2 0 -2,963F/a2 -5. 926F/a2 -8,889F/a 2

'l:

(J,

(J2

0 -0,370F/a 2 -0,593F/a2 -0,667 F /a 2 -0,593F/a 2 -0. 370F/a2 0

8,889F /a 2 5, 949F /a 2 3,077 F/a 2 0,667 F/a 2 0,114F/a 2 O,023F /a 2 0

0 -0,023F/a 2 -0, 114F/a 2 -0,667 F /a 2 -3.077 F/a 2 -5,949F/a 2 -8.889 F/ a2

c:> Die Ergebnisse zeigen, dass die Hauptspannung in keinem Punkt größer wird als die maximale Biegespannung. Dieses Ergebnis ist repräsentativ: Im Allgemeinen kann der aus der Querkraft herrührende Spannungsanteil vernachlässigt werden, zumal die Querkraftschubspannungen an den Ptmkten der maximalen Biegespannung (Ober- bzw. Unterkante des Querschnitts) verschwinden.

c:> Die Schubspannung aus der Querkraftbelastung kann allerdings zur Beurteilung der Haltbarkeit von Fligestellen (vg1. Abschnitt 20.3) bedeutsam sein. Die maximale Schubspannung tritt in der Schwerpunktfaser auf. Da dort keine Normalspannungen wirken (ncutrale Faser fur Biegebeanspruchung), verlaufen die beiden Hauptspannungen unter einem Winkel von 45° zur Horizontalen.

~F

----~

[,--

Abbildung 22.9: Hauptspannungen 'Im Punkt der größten

Schubspannung

22.3 Der ebene Spannungszustand

395

Die "reine Schubbelasrung" in der neutralen Faser eines Biegeträgers wird durch eine Zug- und eine Druckspannung repräsentiert. Da diesc beiden Hauptspannungen den gleichen Absolutbetrag haben, können sie (und damit die Schubspannung) gegebenenfalls durch nur eine Dehnungsmessung (z. B. mit einem unter 45° angebrachten Dehnmessstreifcn) ermittelt wcrden.

I

Beispiel 2: I_ _ _ _.... Be, ell1er experimentellen Spannungsanalyse wurden mit der skizzierten Dehnmessstreifen-Rosette die Dehnungen in den beiden senkrecht aufeinander stehenden Richtungen CI und c und die Dehnung in der unter 45° zu a und c geneigten Richtung b gemessen: Ca = 0,70· /0-3; Ch = 0,81 . 10-4 ; ce = 0,27 . /0-3 .

Berechnet werden sollen a) die Größe der Hauptdehnungen CI und c2 und die Richrung der Hauptdehnung CI, b) die Größe der Hauptspannul1gen (Jj lmd (J2, wem1 fur das Material der Elastizitätsmodul E = 2, I . 105 N/mm 2 und die Querkontraktionszahl v = 0,3 angenommen werden dürfen.

Die in dcn Richtungcn CI und c gemesscncn Dchnungen cntsprcchcn den Dehnungcn in x- und y-Richtung (willkürliche Wahl des Koordinatensystems): Cx = 1;" = 0, 70· 10- 3

C)' = Ce = 0, 27 . 10- 3

Zur Berechnung der Hauptdehnungen nach 22.12 fehlt der Gleitwinkel )").. Die beiden ersten Gleichungen 22.11 entbaltenjedoch 1',) und (wie gegeben) drei Dchnungen, so dass die GJcitung berechnet werden kann, wenn Ch z. B. als c~ in Richtung cp = 45° eingesetzt wird: I I c~ = ch =:1 (1;" +ce) +:1 Y,y Daraus errechnet sich

Yxy = 2Ch -Ca -Ce = -0,81.10- 3 und aus 22.12 und 22. I 3 erhält man die Hauptdehnungen und die Hauptdehnungsrichtung I: c,=0,94./O- 3

c2=0,027.1O- 3

Da die Hauptspannungsrichrungen mit den Hauptdehnungsrichtungen übereinstimmen (Abbildung 22.10), könncn die Hauptspannungcn nach dem Hookeschen Gesetz 22.10 aus den Hauptdehnun-

cpl=-31°

'y

gen ermittelt werden:

E

(JI = - - 2 (ct + VC2) = 219N/mm I-v

E

2

,

(J2 = - - 2 (c2 + VCI) = 7 j. 6N/mmI-v

Abbildung 22.10: Richtungen der Hauptspannungen und Hauptdelmungen

22 Zusammengesetzte Beanspruchung

396

22.4 Der räumliche Spannungszustand Der allgemeine Fall ist der räumliche SpannuTigszlIsrand: In drei aufeinander senkrecht stehenden Schnittflächen wirken • 3 Normalspannungen 0:"

Gy, G,

und

• 6 Schubspannungen 't:ty. 't:rz. 't'Y.h 'fyz •

't"Z.h

't'zy·

Der erste Index kennzeichnet die SchnittfläChe (der Index x steht also z. B. fUr die Schnittfläche x = konstant). der zweite Index bei den Schubspannungen steht für die Richtung innerhalb der Schnittfläche (bei den Normalspannungen erübrigt sich die Richtungsangabe. weil sie immer senkrecht zur Schnittfläche gerichtet sind). Nach dem Gesetz von der Gleichheit der zugeordneten Schubspannungen 20.1 gilt 't'yz

= Tz)'

so dass der räumliche Spannungszustand durch die Angabe von insgesamt 6 unterschiedlichen Spannungskomponcmcn beschricben wird. Der räumliche 5pannungsZllstand in einem Punkt kann durch die Angabe von sechs Spannungskomponemen (3 Normalspannungen 0:" G,. G, und 3 Schubspannungen 't'xy. ,,,. 't'yz) eindeutig beschrieben werden. Es ergeben sich nun die entsprechenden Probleme, die auf Seite 389 für den ebenen Spannungszustand als Fragen CD und @ formuliert wurden: Wie sieht es bei beliebiger anderer Schnittfläche aus und wo treten die maximalen Spannungen auf? Für den ebenen Spannungszustand konnten die Antworten darauf mit Gleichgewichtsbetrachtungen entsprechend Abbildung 22.6 auf anschaulichem Wege gefunden werden. Weil die Anschauung im dreidimensionalen Fall sehr schnell verloren geht. empfiehlt sich ein eher formaler Weg. Dieser Weg wird zunächst noch e.inmal flir den ebenen Spannungszustand demonstriert. weil er dafür auch anschaulich ist. um ihn dann formal auf den räumlichen Spannungszustand zu übertragen:

• Die Koordinaten x und y werden durch XI und X2 ersetzt, und die Spannungen werden sämtlich nut dem Symbol G bezeichnet. das durch zwei fndizes ergänzt wird: (22.14) • Die Schnittebene in beliebiger Richtung wird durch den (auf ihr senkrecht stehenden) Einheitsvektor e~ beschrie· ben (Abbildung 22.11): e = [cos cp

~

Sill

cp

]

= [cos al ]

cos a2

(22.15)

Ebene

~=

konst.

Abbildung 22.11: Ebener Spannungszusland. Übergang zu neuen Bezeichnungen

397

22.4 Der räumliche Spannungszustand

• Die Spannungen werden in einer (symmetrischen) Spannungsmatrix S zusammengestellt, für die in einer beliebigen Schnittfläche wirkenden Spannungen wird der Spannungsvektor S definiert: S

=

[;~ ]

(22.16)

• Der Spannungsvektor sI; fUr die durch el; definierte Ebene kann dann aus (JII (J12] [cosal] [(JII cosal COSa2 (J12 cos al

sI; =S·el; = [ (J12 (J22

+ (J12COSa2 ]

+ (J22COSa2

(22.17)

berechnet werden. • Die Komponcntcn von sI; in 22.17 bezichen sich noch auf das XI-x2-Systcm. Dic NOllllalspannung (JI; in der Schnittfläche ~ = konstant (in Richtung von el;) kann man mit dem Skalarprodukt aus dem Vektor SI; mit dcm Einheitsvektor el; bercchnen: (JI; = SI; ·el; = (JII cos 2 a,

+ (J12cosal cosa2 + (J22COS 2 a2 + (J'2cosa2cosa,

. (22.18)

Dieses Ergebnis entspricht genau den ersten Formeln in 22.4 bzw. 22.S, die dort anschaulich aus Gleichgewichtsbedingungen gewonnen wurden. • Auch das Hauptspannungsproblemlässt sich sehr elegant lösen: Wenn man die Transformation 22.17 mit einem (zunächst unbekannten) Normalenvektor 11 mit dem Ziel ausführt, dass das Ergebnis ein Vektor Sn ist, der genau die Richtung von 11 hat, dann gibt es ausschließlich eine Normalspannung in der durch 11 definierten Schnittfläche. Das kann so formuliert werden: Sn

=5-11 =

(22.19)

D'1l

• Mit 22.19 ist ein homogenes Gleichungssystem 2 [

(J,~~ (J (J2~~ (J

] [

~~] [~]

(22.20)

entstanden, das nur dann nichttriviale Lösungen (zumindest einer der Werte "I bzw. "2 ist ungleich Null) haben kann, wenn die Koeflizientendeterminante verschwindet:

1

(JII -(J (J12

(J12 1-0 (J22 - (J

=>

(JII-(J)(J22

-(J)-(J~2 =0

(22.21)

Diese quadratische Gleichung liefert mit (J, und (J2 genau die beiden Lösungen 22.6. • Die zu den beiden Hauptspannungen (J, und (J2 gehörenden Richtungen 111 bzw. 1/2 können aus einer (beliebigen) der beiden Gleichungen 22.20 berechnet werden. Weil die Lösungen eines homogenen Gleicbungssystems nllI bis auf einen beliebigen Faktor bestimmbar sind, solltc man 1/, und 112 normieren (zu EinheilsveklOrcn machen). Alle am Beispiel des ebenen Spannungszustandes noch anschaulich nacb.zuempfindenden Beziehungen könncn nun fonnal auf dcn räumlichen Spannungszustand übcrtragcn werdcn. 2 Unter www.TM-Mathe.de findel man eine ausftlhrliche Dar!ltellung des Thema'i ..Homogene Gteichungssystemc". siehe den Hinweis aur Seile 73.

398

22 Zusammengesetzte Beanspruchung

Räumlicher SpannungsZlIstand:

r:> Die Koordinaten x, y und z werden durch XI, X2 und X3 ersetzt, und die Spannungen werden sämtlich mit dem Symbol (J bezeichnet, das durch zwei Indizes ergänzt wird: eJ" ,

(Jy . (J, , 1:,y • 1:xz ,1:yz

(JI J , (Jn . (J33 , (JJ2 , (J13 ,

=}

(J23 .

(22.22)

c:> Die Schnittebene in beliebiger Richtung wird durch den (auf ihr senkrecht stehenden) Einheitsvektor e~ beschrieben. Die cos a; sind die Richtungskosinusse (Abbildung 8.\ auf Seite 110 zeigt, wie diese gemessen werden):

e~ [~::~~ =

(22.23)

]

COSa3

c:> Die Spannungen werden in einer (symmetrischen) Spannungsmatrix S zusammengestellt, für die in einer beliebigen Schnittfläche wirkenden Spannungen wird der Spannungsvektor s defi niert: (JI J (J12

S= [

L~

(J12

(Jn

(J13] (J23

(J13

(J23

(J33

Der Spannungsvektor s~ für die durch

e~

S=

SI] [ :~

(22.24)

definierte Ebene kann dann aus

s~ =

S· e~

(22.25)

berechnet werden. Den Betrag der Normalspannung (J~ in dieser Schnittebene und den Betrag der resultierenden Schubspannung 1:~ errechnet man dann so:

(J~

=

s~ .e~

1:~

=

Jls~

1

2

- (Jl

c:> Die Hauptspannungen ergeben sich aus der Transformation

S'1l = (J '11,

(22.26)

die auf ein ho-

mogenes Gleichungssystem flihn:

][ ~~] [~ ]

(22.27)

Zu einem räumlichen SpannungsZllstand gehören also drei Hauptspannungen (JI, (J2 und (J3 in drei senkrecht aufeinanderstehenden Ebenen, die schubspannungsfrei sind (zur Lösung von 22.27 siehe nachfolgende Bemerkung). Eine der Hauptspannungen ist die größte, eine andere die kleinste aller Norillalspannungen, die in beliebigen Schnittebenen auftreten können. Die dritte Hauptspannung liegt zwischen den beiden anderen.

c:> Die größten Schubspannungen (Hauplschubspannungen) treten in Ebenen auf, die mitjeweils zwei Hauptspannungsebenen einen Winkel von 45° bilden. Wenn man (wie üblich) die größte Hauptspannung mit (JJ und die kleinste mit (J3 bezeichnet. errechnet sich die maximale Schubspannung nach (22.28)

399

22.5 Festigkeitshypothesen

oe:> Das System 22,27 hat nichttriviale Lösungen, wenn die Koeffizientendeterminante verschwin-

det (die immer existierende "triviale Lösung" 111

= "2 = "3 = 0 ist nicht

0'11-0'

0'12

0'13

0'12

0'22 - 0'

0'23

0'13

0'23

0'33 - 0'

= 0

interessant): (22,29)

Diese Bedingung würde (mit etwas mühsamer Rechnung) auf einc Gleichung 3, Grades führen, aus der man (auch nicht ganz mühelos) drei (reelle) Lösungen errechnet 3 Zu jeder Lösung gehöft ein Nonnalenvcktor, der die Schnittfläche dcfiniert und auch aus 22,27 berechnet werden kann,

22.5 Festigkeitshypothesen Die zulässigen Spannungen werden im Allgemeinen mit Hilfe der Spannungswe11e ennittelt, die durch den Zugversuch (einachsiger Spannungszustand) gewonnen werden (Abschnitt 12,3 und Kapitel 13), Ein Bauteil ist aber in der Regel nicht nur einem einachsigen Spannungszustand unterworfen, so dass die Frage beantwortet werden muss, wie das gleichzeitige Auftreten verschiedener Spannungen (wie zum Beispiel beim ebenen Spannungszustand) beim Vergleich mit einer aus einem recht einfachen Modellversuch gewonnenen Spannung beurteilt werden muss, Naheliegend ist die Berechnung der Hauptspannllngen, um diese einzeln mit der zulässigen Spannung zu vergleichen, Dabei bleibl die Frage offen, welchen Einfluss die gleichzeitige Wirkung der anderen (bcim Zugvcrsuch nicht vorhandencn) Hauptspannungcn hat. Um einen beliebigen Spannungszustand mit dem O',u!. das auf Versuchcn mit einem einachsigen Spannnngszustand basiert, vergleichen zu können, wurden zahlreiche Fes!igkeifShYPofhesel1 entwickelt, die alle der Ermittlung einer so genannten Vergleichsspallllul1g O'v dienen, mit der dann der Spannungsnachweis durchgeftihrt wird, Im Idealfall müsste die Vergleichsspannllng als Repräscntant aller wirkenden Spannungen die Veränderungen des Materialvcrhaltens (insbesondere das Fließen und das Versagen durch Bruch) bei den gleichen Wet1en hervorrufen, bei denen sie bei einem einachsigen Spannllngszustand (Zugversuch) auftreten, Leider gibt es die ideale, für alle Werkstoffe gleichermaßen gültige Festigkeitshypothese nicht. Deshalb werden im Folgenden die drei gebräuchlichsten Hypothesen vorgestellt. Bci mchrachsigen Spannungszuständen wird aus dcn crmittclten Spannungen auf der Basis einer geeigneten Hypothese eine Vergleichsspanl1ul1g O'v berechnet, mit der dann der Spannungsnachweis (22.30) durchgeführt wird, 3 So wird man llatürlich 22.27 nichl lösen, denn diese Form des homogenen Gleichungssystems ist ein so genanntes Spezielles Matri:ßlleigenwenproblem. Daftjr gibt es neben einer ausgefeilten Theorie eine große AnzahlleislUngsfä-

niger Berechnungsverfahren. Ausftihrliche Informationen mit Beispielen findet man auf der Inlernct-Site Marhemalik fiir die Tee/mische Mecluwik (www.TM-Mu(he.de). siehe auch den Hinweis auf Seite 419.

22 Zusammengesetzte Beanspruchung

400

22.5.1 Normalspannungs- und Schubspannungshypothese Die NormalspannungshYPofhese geht von der Annahme aus, dass "die größte auftretende Normalspannung für cin cvcntucllcs Vcrsagen dcs Matcrials verantwortlich ist". Das Maximum dcr Absolutbeträge der Hauptspannungen ist also die Vergleichsspannung4 der NormaJspannungshypothese (Hypothese der größten Hauptspannung): max(IO"II .

O"V.I =

10"21· 10"31)

:s: 0",,,1

(22.31)

Für den räumlichen Spannungszustand werden O"J, 0"2 und 0"3 aus 22.29 berechnet. Für den ebenen Spannungszustand entfallt 0"3, und die bei den anderen Hauptspannungen berechnet man entsprechend 22.6 aus 0"1.2 =

O"x+ 0")'

--2- ±

J

(O"x - 0")')2

4

2

+ ",)'

(22.32)

Die Normalspannungshypothese wird vornehmlich rür spröde Werkstoffe (z. B. Grauguss) verwendet. Die Schllbsponnllngshypolhese geht von der Annahme aus. dass "die größte auftretende Schubspannung für ein eventuelles Versagen des Materials verantwortlich ist". Also werden die maximalen Schubspannungen (Hauptschubspannungen) des ebenen bzw. räumlichen SpannungsZllstands 22.8 bzw. 22.28 mit der maximalen Schubspannung des einachsigen Spannungszustands, wie er beim Zugversuch entsteht, vergl;chen, Nach 22.3 (Seite 388) gilt für den einachsigen SpannungsZllstand I

!max =

'2 (Jma:r

und daraus folgt die Vergleichsspannung für die Schubspannungshypothese: OV,2 =

2 'tmax :S

(Jztll

(22.33)

Pür den räumlichen Spannungszustand müssen zunächst 0"1, 0"2 und 0"3 aus 22.29 berechnet werden, um dann "mux aus 22.28 zu berechnen, Für den ebenen Spannungszustand kann bei bekannten Hauptspannungen "",ax aus 22.8 berechnet werden. Anderenfalls liefert die Kombination von 22.33 mit 22.8 und 22.6 die Pormel: O"V.2 =

J

(O"x - 0")')2

+ 4 "x~ :s: G,al

(22.34)

Die Schubspannungshypothese liefert für zähe Werkstoffe (z. B. Stahl) recht gute Ergebnisse, wird aber heute nur noch selten verwendet, weil im Allgemeinen mit der nachfolgend behandelten Gestaltänderungshypothese eine noch bessere Annäherung an die Realität erz.ielt wird. 4

Das Symbol für die Vergleichsspannung (jv wird zur Unterscheidung der einzelnen Hypothesen mit einem zusätzlichen Index versehen. Es gilt av, I für die Normalspannungshypolhcse. OV.2 ruf die Schubspannungshypothese und OV.J ruf die G~tah~inderungshypolhese.

22.5 Festigkeitshypothesen

401

22.5.2 Gestaltänderungshypothese Die Geswltänderullgshyporhese geht von der Annahme aus, dass ,.die Materialbeanspruchung ausschließlich durch die Veränderung der Gestalt und nicht durch die Volumenänderung hervorgerufen wird". Hier soll nur die sich nach dieser Theorie ergebende Formel ohne die (etwas aufwendige) Herleirung angegeben werden.

Gestalländerungshypothese: UV,3 =

J~[(UI-U2J2+(U2-U3J2+(U3-UI)2] $ UZ"'

(22.35)

Für den räumlichen Spannungszustand werden UI, U2 und U3 aus 22.29 berechnet. Für den ebenen Spannungszustand entfällt U3 in 22.35, so dass sich folgende Formel ergibt: (22.36) Die Gestaltänderungshypothese ist die für zähe Werkstoffe gegenwärtig am häufigsten verwendete Hypothese. Deshalb soll am Beispiel 22.36 die Betrachtung einiger Spezialfalle auf die Besonderheiten dieser Hypothese aufmerksam machen: oe:> Dcr cinaehsige Spannungszusland mit Ux = Uo,

u, = 0 und

'l:xy =

0 ist in der Gestaltände-

rungshypothese sinnvoll enulalten und fUhrt auf

-ro, Ux = u,. = 0 führt auf UV.3 = V3-ro $ u,"r

oe:> Reine Schubbeanspruchung mit 'l:X)' =

In der Gestaltänderungshypothese steckt also die Annahme ~;:; =

V3 (in der Schubspan-

nungshypothese steckt die Annahme (Ir'''' = 2). Wenn die durch Versuche ermittelten Werte :IIJ deutlich von dieser Annahme abweichen, ist es üblich, die Hypothese mit einem Korrekturfaktor zu verfeinern (vgl. das im nächsten Abschnitt erwähnte Allsrrellgungsverhälrnis). oe:> Gleichmäßiger Zug (ohne Schub) mit Ux =

ery =

Uo (gleiche Zugspannung in zwei senkrecht

aufeinander stehenden Richtungen) führt auf UV,3 = Uo

$

U,",

und wird damit nach der GestaJtänderungshypothese als nicht geHihrlicher flir das Material als eine Zugspannung in nur einer Richtung angesehen. oe:> Dagegen liefert Zug in eiller Richtung und Druck in der dazu senkrechten Richtung nach

der Gestaltänderungshypothese höhere Vergleichsspannungen, was mit der Vorstellung über diese Beanspruchung gut übereinstimmt (die Druckspannung "unterstützt" genau die Verformung, die durch die Querkontraktion infolge der Zugspannung hervorgerufen wird), zum Beispiel erhält man mit Ux = Uo, u, = -0(), 'l:.\}' = 0: erV.3 =

V3ero $

U,",

402

22 Zusammengesetzte Beanspruchung

22.5.3 Berechnung von Wellen Wellen. die für die Übertragung eines Drehmoments bestimmt sind (Antriebswellen, GetriebeweIlen, ... ), werden fast immer auch auf Bicgung beansprucht. Der mit der Biegebeanspruchung gleichzeitig auftretende Querkraftschub kann im Allgemeinen vernachlässigt werden, zumal die gröflte Schubbelastung aus der Querkraft mit der neutralen Faser der Biegung zusammenfallt. Die NormalsparulUng aus der Biegung und die Schubspannung infolge Torsion bilden den Sonderfall eines ebenen Spannungszustandes, bei dem nur cinc Normalspannung wirkt (Abbildung 22.12). Dementsprechend vereinfachen sich die Fomleln rur die Vergleichsspannungsberechnung. Nach der vorwiegend verwendeten Gestaltänderungshypothese (Wellen werden aus zähem Material gefertigt) ergibt sich aus der Biegespannung ab und der Torsionsschubspannung 'T nach 22.36 die Vergleichsspanl1ung

Abbildung 22.12: Getriebewelle. beansprucht auf Biegung und Torsion

[m vorigen Abschnitt wurdc gczcigt, dass dicse Formcl ein Vcrhältnis dcr zulässigcn Spannungen von ~ = j3 voraussetzt, was bei den dynamisch belasteten Wellen auch durch unterschiedliche Belastungsarten (vgl. Abschnitt 13.1) für die Biege- bzw. Torsionsbelastung gcstört scin kann. Dies kann ausgegLichen werden durch das Anstrengungsverhälmis ao (auch als Korrekturfaktor nach BACH bezcichnet), mit dcm dic Schubspannung in dcr Verglcichsspannungsformcl multipliziert wird:

aV,3

=

Jal+3(ao,,)2

Für Stahl nimmt dieser Korrekturfaktor Werte von ao '" 0,7 (Biegewechselbelastung, Slatische Torsionsbelastung) bis ao '" 1.5 (Torsionswechselbelastung, statische Biegebe!astung) an. Im Allgemeinen ist ao '" I (beide Belastungsarten als Wechselbelastung) ein sinnvoller Wert, zuma! statische Biegebelastung (und damit der größere Wert für ao) bei umlaufenden Wellcn ohnehin nicht gegeben ist. Für Wellen mit Kreis- oder Kreisringquerschninen gibt es auf dem Außenrand immer zwei Punktc, in denen die maximale Biegespannung mit der ebenfalls am Außenrand auftretendenmax;malen Torsionsschubspannung zusammenfällt, so dass die maximale Vergleichsspannung in einem Querschnitt mit Mb MT eJ'b.max

=

Wb

'rr,ma.T

= "'r

berechnet werden kann. Dabei muss das Biegemoment Mb bei einer Belastung in zwei Ebenen stets vorab nach

Mb = JMlx + Mly zum resultierenden Biegemoment zusammengesetzt werden. MT ist das Torsionsmoment, Wb das Widerstandsmoment gegen Biegung, Wr das Widerstandsmoment gegen Torsion.

22.5 Festigkeitshypothesen

403

Bei einem Vergleich der Formeln ftir die Widerstandsmomente 16.18 und 21.6 stellt man fest, dass für den Krcis (und auch ftir den Kreisring) W, = 2Wb

gilt. Wenn dies in die Formcl für die Vergleichsspal1nung cingesetzt wird, erhült man

OV.3 = und daraus ergibt sich eine einfache Vorschrift für die Berechnung von Wellen mit Kreis- oder Kreisringquerschnitt, die auf Biegung und Torsion beansprucht werden: Es wird ein Vergleichsl1lomelll (22.37)

MV.3 = JMf,+O,75(UDM,)2

berechnet, das den gemischten Belastung,fall Biegung-Torsion auf einen (nach der Gestaltünderungshypothese) äquivalenten reinen Biegebelastungsfall reduziert, für den M v,3 OV.3 = Wb :S 0,,,,

(22.38)

gelten muss. Wb ist das Widerslandsmoment gegen Biegung für den Kreis- bzw. Kreisringquerschnitt, UD das oben besprochene Anstrengungsverhältnis.

I Beispiel:

I

Der skizzierte Winkel mit Kreisquerschnill ist so zu dimensionieren, dass in keinem Querschnitt die nach der Gestaltänderungshypothese berechnete Spannung größer ist

als

A

(5zlI/-

Gegeben:

a = 500mm ; 0,,,/ = 200N/mm 2 b= lOOOmm ; F = 2kN

;

Berechnet werden soll der erforderliche Durchmesser du! bei einem Anstrengungsverhältnis UD = I. Der Bereich der Länge a wird nur auf Biegung, der Bereich der Länge b auf Biegung und Torsion beansprucht. Da b größer als a ist, tritt das größte Biegemoment an der Einspannung auf, und der gefahrdetc Querschnitt ist der Einspannquerschnitt. Mit dcn Momenten IMbl = F bund IM, I = Fa ergibt sich das Vergleichsmoment Mv,] = F Jb 2 +0, 75a 2

Mit dem Widerstandstlloment gegen Biegung 16.18 für den Kreisquerschnitt errechnet man:

du! =

J

N'

-32 -F . b2 + -a- =48, I mm Jr (J'zul 4

404

22 Zusammengesetzte Beanspruchung

22.6 Aufgaben I

Aufgabe 22.1:

I

Mit der skizzierten Dehnmessstreifen-Roselte können die Dehnungen in drei Richtungen a, bund c gemessen werden, die jeweils um 60° gegeneinander gedreht sind.

Gegeben:

Ca

I

eb

l

ec

,

60°

c,

60°

E, v. a,

Man enllittle die Formeln, nach denen bei bekannten Dehnungen in den drei Messrichtungen und bekannten Materialkennwerten (Elastizitätsmodul und Querkontraktionszahl) a) die Hauptdehnungen, b) die Hauptspannungen berechnet werden können.

I

Bp

d,

I Aufgabe 22.2: Eine Getriebewelle mit konstantem Durchmesser d ist mit den geradverzahnten Rädern I und 2 besetzt. Zwischen der radialen Zahnkraft F, und der Umfangskraft F;, besteht iiber den Zahneingriffswinkel der Zusammenhang F, = Fu tan a

mit

a

= 20°

Am Amriebsrad 2 wird im Punkt P, das Moment Mo entgegen dem Uhrzeigersinn eingeleitet und am Abtriebs rad I im Punkt PI abgegeben.

A h

d,

;/

a

P2 a

a .,;

.,;

;

.. u \Fr

F

D

Gegeben: dl = 200mm; d2 = lOOmm; a = 500mm; d = 30mm; Mo = 50Nm;

l1() =

I.

Man ermittle

a) die Zahnkräfte Fu ', F", F;,z und F,z, b) die zur Lagerauswahl erforderlichen Lagerkräfte,

c) die Schnittgrößen in der Welle, d) Ort und Größe der maximalen Biegespannung in der Welle, e) Ort und Größe der maximalen Torsionsschubspannung in der Welle, /) Ort und Größe der maximalen VergleichsspanOllJ1g nach den im Abschnitt 22.5 behandelten drei Vergleichsspannungshypothesen. Hinweis: Die Teilaufgaben a, bund c waren bereits Bestandteil der Aufgabe 8.4.

Weitere Aufgaben findet man im lnternet unter www.TM-aktuell.de.

23 Knickung 23.1 Stabilitätsprobleme der Elastostatik Im Abschnitt 10.4 wurdc gezeigt, dass die Gleichgewichtslage eines starren Körpers (alle Gleichgewichtsbedingungen sind erfüllt) instabil sein kann, wenn die Lagerung noch eine Bewegungsmöglichkeit zulässt (z. B. bei Lagerung durch elastische Federn). So ist die vertikale Lage des starrcn Stabes in Abbildung 23,) nur stabil, wenn für die äußere Kraft die Bedingung F< Fk , = cl erfüllt ist (vgl. Beispiel I im Abschnitt 10.4). WerUl die kritische Kraft Fk , liberschritten wird, weicht der Stab seitlich aus.

Abbildung 23.1: Gleichgewichtslage (linke Skizze) wird bei F > Fkr instabil

Flir die Berechnung einer kritischcn Kraft Fk •· muSS die Theorie 2. Ordllung (Gleichgewicht Gm veiform/ell SysTem) bemüht werden. Das gleichc Phänomen kann bci deformicrbaren Stäben auch dann auftreten, wenn die Lager starr sind. Ein auf Druck belasteter Stab weicht bei einer kritischen Belastung seitlich aus (Abbildung 23.2). In dem ursprlinglich nur durch eine Normalkraft (Druckkraft) belasteten Stab entsteht eine Biegebeanspruchung: Der Stab knickt. Das Problem, die kritische Belastung von Knickstäben unter der Voraussetzung elastischen Materialverhaltens zu berechnen, wird in den folgenden Abschnitten behandelt. Die Stabknickung ist das in der Ingenieurpraxis wichtigste Stabilitä/sproblem der Elastostatik. Nachfolgend werdcn noch einige weitere Probleme dieser Art, dic in diesem Buch nicht behandelt werden können, vorgestellt. Beim Drillknicken eines Torsionsstabes geht die ehemals gerade Stabachse bei Erreichen des kritischen Torsionsmomentes in eine räumliche Kurve liber (Abbildung 23.3). Der auf Torsion belastete Stab wird dadurch einer räumlichen Biegebeanspruchung ausgesetzt.

F

EI

Abbildung 23.2: KllickRn eines elastischen Stabes

Mt

~-~~~-~ Abbildung 23.3: DrillknickeIl

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_23, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

23 Knickung

406

F

Abbildung 23.4: Kippen eines Kragträger, Beulen einer Platte und Beulen einer Schale

Wenn sehr schlanke ("brettartige") Träger mj[ stark unterschiedLichen Flächenträgheitslllomenten bczüglich der bciden Hauptachsen um dic Achsc des größercn Flächcnträgheitsmomcnts gebogen werden, kann das so genannte Kippen auftreten. Die Kraft F, die in der Abbildung 23.4 (links) nach der Theorie I. Ordnung nur eine Durchbiegung il1 vertikaler Richtung erzengt, verursacht bei Überschreiten einer kritischen Größe ein horizontales Ausweichen und eine Verdrehung. Aus einer einfachen Biegebeanspruchung wird Biegung um zwei Achsen (schiefe Biegung) und Torsion. Auch bei Flächeo.tragwerken (Beispiele: Rechteckplatte bzw. zylindrischer Behälter, Abbildung 23.4 rechts) können Druckspamlllngen oberhalb einer kritischen Belastung zum seitlichen Ausweichen flihren, so genanntem Beulen. Auch dabei kommt eine Biegebeanspruchung hinzu (aus cincr auf Druck bcanspruchtcn Schcibc wird z. B. cinc auf Bicgung bcanspruchte Platte).

23.2 Stab-Knickung Zur Einführung in die Problematik soll an dem nachfolgenden Beispiel I diese wichtige Aussage demonstriert werden: Biegeträger köllilen auch dann als Tragwerke versagen. wenn die maximaLe Spannung unterhalb der zulässigen Spannung liegt.

I

Beispiel!: I_....;_ _.... Der skIZZIerte Träger Ist durch dw Kraft F belastet. Die vertikale Abmessung 0 sei wesentlich kleiner als der Abstand der bei den Lager A und B. Gegeben:

EI = konstant, F, I, 0 (0

«

I) .

Es soll die Biegeverformung des horizontalen Teils zwischen den Lagern berechnet werden. Aus den statischen Gleichgewichtsbedingungen ergeben sicb die Lagerreaktionen zu

EI

ö'

AA

I

;:;-

J

..- F

FAH

-

FAH

jFAV

F

J;jJ

JFE

-

Z

-~i)Mb

23.2 SLab-Knickung

407

Da die vertikale Komponente FAV der Lagerreaktion bei A (wegen a q: I) deutlich kleiner ist als die Horizontalkomponente, ist es unter Umständen nicht mehr gerechtfertigt, den für die Verformungsberechnung benötigten Biegemomentenverlauf am unverformten System (nach der Theorie I. Ordnung) zu berechnen, weil FAll dann in die Verformungsberechnung gar nicht eingehen würde. Deshalb wird ("vorsichtshalber") Mb(Z) durch eine Gleichgewichtsbetrachtung am verformten System ermittelt (Theorie 2.0rdnung). Natürlich müssten konsequenterweise dann auch die Lagerreaktionen am verformten System berechnet werden, was aber in diesem Fall auf die gleichen Ergebnisse führen würde. Am geschnittenen Teilabschnitt erhält man (mit der noch unbekannten Durchbiegung v an der Stelle z) für den Momentenverlauf: Z

Mb(z) = FAvz+FAN I' = Fa.,+Fv Nach der Theorie I. Ordmmg hätte sich nur der erste Summand für den Biegemomentenveriauf ergeben. Es ist einleuchtend, dass der zweite Summand dann nicht vernachlässigt werden darf, wenn a in der Größenordnung von v liegt. Mit dieser Funktion Mb(Z) erhält man aus der Differenzialgleichung der Biegelinie 17.3 Z

11

Elv =-Mb=-Fa--Fv I für dic Berechnung der Verschiebung v mit v"+!....v=_!....'!:.z

EI EI I eine gewöhnliche inhomogene lineare Differenzialgleichung 2. Ordnung mit konslan/en KoeJjiziemen (man beachte, dass die Begriffe "Differenzialgleichung 2. Ordnung" und "Theorie 2. Ordnung" nichts miteinander zu tun haben).

Die Lösung dieser Differenzialgleichung ist etwas mühsamer als der einfache Integrationsprozess, der bei Rechnung nach der Theorie I. Ordnung erforderlich ist. Der Leser, der mit der Theorie der Lösung solcher Differenzialgleichungen I noch nicht vertraut ist, darf (ohne die Gefahr. die nachfolgenden Überlegungen nicht zu verstehen) einfach glauben, dass

die allgemeine Lösung dieser Differenzialgleichung ist (der Skeptiker überzeugt sich durch Einsetzen, dass die Lösung die Differenzialgleichung erflillt). Dic Intcgrationskonstanten ergeben sich aus den geometrischen Randbedingungen

v(z = 0) = 0 zu

I

CL =0

v(z=I)=O

a Cl = --,--==-:sin(f{;I)

Hilfreich iSI sicher die Diskussion der Lösung der Differenzialgleichung 19.22. Man beachte besonders den Hinweis auf Seite 314 auf da<; Thema Gewöhnliche DijJerenziolgfeiclwngen auf der Illternel-Silc Malllemarik für die Teclmi!H:he Meclranik (www.TM-Mathe.de).

408

23 Knickung

Damit lautet die gesuchte Durchbiegungsfunktion nach der Theorie 2. Ordnung:

v(z) =

.

sm

(ß)

sin (Jbz) -a7

EIl

Diese Funktion ist in der Auswertung sicher etwas unbequemer als die Lösungsfunktion, die man nach der Theorie I. Ordnung erhält (Fall d im Abschnitt 17.4, wenn fUr das Belastungsmoment M = Fa gesetzt wird). Schon der Nachweis, dass sich für F = 0 (Träger ohne Belastung) flir belicbiges z keine Durchbiegung vergibt, erfordert cine Grenzwertbctrachtung. Allerdings ist die Lösung nach der Theorie 2. Ordnung genauer. Interessant ist, dass die prozentualen Abweichungen der en'echneten Verformungen nach den beiden Theorien (im Gegensatz zum Biegemoment) nicht von der Größe a abhängen, da a in bei den Fällen als linearer Faktor in der Verfonllungsfunktion v(z) steht. Viel wichtiger ist jedoch eine andere Erkennmis, die sich nur mit der 711eorie höherer Ordnung gewinnen lässt: Der Ausdruck im Nenner des ersten Lösungsanteils wird nicht nur dann Null, wenn F = 0 ist, sondern zum Beispiel auch für

Jbl = n Die Kraft, die sich aus dieser Formel zu

n 2 EI

Fk' = - 2 -

I errechnet, wird kritische Belastung genannt, weil sie auch bei beliebig kleinem a zu 'heoretisch ul1e11dlich großen Verschiebungen v führt. L-:> Durch Versuche kann dieses Ergebnis bestätigt werden: Auch der zentrisch belastete Druck-

stab knickt bei dieser Belastung. Eine "beliebig kleine" Abweichung vom Schwerpunkt der Querschnittsjjäche ist bei dcr Lasteinleitung praktisch ohnehin nicht ZU vermeiden.

c:> Die bei dem Beispiel I theorctisch ermittelten "unendlich großcn" Verschiebungen v bei Belastung mit der kritischen Kraft Fk' lassen sich allerdings durch Versuche nicht bestätigen. Es ergeben sich vielmehr auch jenseits dcr kritischen Belastung (im ausgeknicktcn Zustand) Gleichgewichtslagen, die auch mit der Theorie 2.0rdnung nicht zu berechnen sind. Diese geht mit der Verwendung der linearisierten Differenzialgleichung für die Biegelinie 17.3 ja immer noch von kleinen Verformungen aus. Diese Voraussetzung ist im überkritischen Bereich natürlich nicht mehr erfUHt. Hier müsste mit der nichtlinearen Differenzialgleichung der Biegelinie 17.2 gerechnet werden (Theoric 3. Ordnung). Die Theorie 2. Ordnung genügt nur zur Berechnung der (allerdings besonders wichtigen) kritischen Belastung, nicht zur Verformungsberechnung bei kritischer (oder überkritischer) Belastung. Der "Umweg", der im Beispiel I demonstriert wurde, über eine Exzentrizität ader Lasteinleitung (und schließlich das Nullsetzen dieser Exzentrizität) zur kritischen Belastung zu kommen, ist nicht typisch für die Lösung von Stabilitätsproblemen. Vielmehr ist eS üblich. nach der Theorie 2. Ordnung dic Gleichgewichtsbedingungen an cinem System aufzuschreiben, das nach der Theorie I. Ordnung momenten frei wäre. Dies führt auf ein Eigemvertproblem, was aus mathematischer Sicht eine ganz andere Betrachtungsweise darstellt (nachfolgendes Beispiel 2). Beide Wege führen zum gleichen Ergebnis.

409

23.2 SLab-Knickung

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Für den skizzierten Stab ist die kritische Kraft Fkr zu berechnen. Gegeben:

I

F EI -.is: F =:=======::=· ~A

B

EI = konstant, I.

Da die Lagerung einfach statisch unbestimmt ist, muss eine Lagerreaktion im Momentenverlauf verbleiben (gewählt wird dafLir FAV ). Am verformten System (Skizze) erhält man Mb = FAvz+Fv

z

Mb wird in die Differenzialgleichung der Biegelinie 2. Ordnung 17.3 Elv" = -Mb = -FAvz-Fv eingesetzt, die folgendermaßen umgestellt wird:

v" +..2 r v = -FAV -z

mit

EI

,

F

r=EI

Die aJlgemeine Lösung dieser Differenzialgleiehung .

FAv

v = CI cos KZ+C2 sln KZ- EI K2 Z

enthält mit CI, C2 und FAv drei unbekannte Größen, man kann (wie bei statisch unbestimmten Biegeproblemen, vgl. Abschnitt 17.5) Randbedingungen in gleicher Anzahl formulieren:

I'(z = 0) = 0

CI =0 FAVI

I'(z = I) = 0

CI eos KI +C2sin KI- - - 2 = 0 EIK ~V

.

,/(z = I) = 0

-KC I Sm KI + KC2COS KI- - - , = 0 EI K-

Hier zeigt sich nWl der prinzipielle Unterschied zu den bisher behandelten Biegeproblemen: Es ist ein lineares homogenes Gieichullgssyslem' (auf der rechten Seite steht ein Nullvektor)

o cos KI

sin K 1

-KsinKI

KCOS KI

o I

- EI

(23.1 )

K2

I - EI

K2

entstanden, für das folgende Aussage gilt: Ein lineares homogenes Gleichungssystem hat immer die so genanJlte triviale Lösung (hier: CI = C2 = 0, FAI' = 0). Es kann auch nichLtriviale Lösungen haben, wenn seine KoeffizienLendeterminante den Wert Null hat. Die niehtlrivialen Lösungen sind dann allerdings Ilicht eindeutig. 2 Auf der lnternel-Sire MOlhemolik für die Technische Mechanik (www.TM-MaLhe.dc) findet man eine au~ruhrlichc Darstellung des Themas "Homogene Gleichungssysteme'·,

~iehe

den Hinweis auf Seite 73.

23 Knickung

410

Die triviale Lösung ist für die Aufgabe uninteressant, denn sie besagt nur, dass v == 0 (keine Verschiebung senkrecht zur Stabachse) auch eine mögliche (unter Umständen instabile) Lösung ist. Es interessiert gerade der Fall nichttrivia1er Lösungen für C2 und FAv (CI = 0 gilt ohnehin immer), für den v cl 0 (Knicken!) möglich ist. Dic Bcsondcrhcit bestcht darin, dass diese Lösungen nicht eindeutig sind, man kann z, B. (nach der Theorie 2, Ordnung) nicht berechnen, welche Lagerkraft FAv im ausgeknickten Zustand tatsächlich wirkt, man kommt jedoch zu der (wesentlich wichtigeren) Aussage, unter welchen Umständen FAv cl 0 (und damit v cl 0) überhaupt möglich ist. In den Koeffizienten der Matrix des homogenen Gleichungssystems steckt noch die äußere Kraft F (in dem Parameter K), und es werden nun die Werte dieser Kraft berechnet, für die die Determinante der Matrix den Wert Null hat. Die Bedingung

o cos KI

sin KI

-Ksin KI

KCOS KI

o 1 - EI K2 I - EI K2

vereinfacht sich zu der Eigenwengleichung

KI - tan KI = 0 aus der KI (numerisch, siehe www.TM-aktuell.de) berechnet werden kann. Die Eigenwertgleichung hat unendlich viclc Lösungen, von denen nur die kleinste positive interessiert, weil zu ihr der kleinste Wert für die äußere Kraft gehört, bei dcr ein Ausknicken möglich ist (kritische Kraft). Man erhält: 2 EI (KI)n,;n = 4,4934 Fkr = Er Km,n = 20,19 7f

'*

Damit ist das wichtigste Ergebnis erreicht. Man könnte nun durchaus diesen Eigenwert in die Matrix des Gleichungssystems einsetzen und die nichttriviale Lösung (bis auf einen unbestimmten Faktor) berechnen, in die Funktion v einsetzen, um auf diese Weise die Eigen/arm zu bestimmen. Man bekommt so eine Vorstellung von der "Knickfigur", die tatsächliche Größe der Verschiebungen für eine Belastung jenseits der kritischen Kraft kann (wegen des unbestimmten Faktors in der Lösung) mit der Theorie 2. Ordnung nicht berechnet werden.

c:> Die beiden Wege, die in den Beispielen I und 2 zu den kritischen Lastcn führten, liefern identische Ergebnisse (Empfehlung: Man löse zur Übung das Problem des Beispiels I mit a = 0 als Eigcnwerrproblem, wie cs mit dem Beispiel 2 demonstriert wurde). Das Beispiel I würde auch dann noch auf die gleiche kritische Last Fkr führen, wenn der horizontale Trägcrtcil A-B eine zusätzliche Querbelastung tragen würde. Die typischen Einwände gegen die "theoretischen Annahmen" der Stabilitätstheorie (exakt zentrische Einleitung der Kraft, ideal gerader Träger, ... ) sind damit gegenstandslos.

e:> Die Ergebnisse dcr beiden Beispiele lassen einige wichtigc (verallgemeinerungsfahige) Tatsachen erkennen: Die Stablänge 1 vergrößert (quadratisch) die Knickempfindlichkeit, ein großes Flächenträgheitsmoment verringert sie, "lange schlanke Stäbe" sind besonders knickempfindlich. 1m Gegensatz zu dcn bisher angestellten Fesligkeitsumersuchungen kann (im

23.2 Slab-Knickung

411

elastischen Bereich) die Knickgefährdung nicht durch die Verwendung hochfester Materialien verringert werden, denn als Materialeigenschaft geht nur der Elastizitätsmodul in die kritische Kraft ein (und der ist z. B. für alle Stahlsorten annähernd gleich). Die bei den behandelten Beispiele gehören zu den vier für den Praktiker wichtigsten Lagenmgsfallen für Knickstäbe, deren Lösung schon LEONHARD EULER (1707-1783) gefunden hat und die nach ihm im Allgemeinen kurz bezeichnet werden als die vier Euler-Fälle (die angegebenen Knicklasten gelten für konstante Biegesteifigkeit EI):

Fk' =

<>

20,19EI [2

Konstruktionen werden in der Regel nur dann als tragfahig angesehen, wenn die aufgebrachte Last kleiner als die kritische Belastung ist. Im Allgemeinen wird sogar die

Knicksicherheil

Fk , SK = - -

(23.3)

F\·orh

größer gewählt als die übrigen Sicherheitsbeiwerte (zum Beispiel: SK = 2 ... 5).

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 D,e drei Stäbe des skIzzierten Systems haben krelsfönnige Qucrschnitte. Gegeben:

F = 5 kN ; E = 2, I . 105 N/mm 2

a = 20°

;

; I = 300mm

Die Durchmesser sollen so gewählt werden, dass eine zulässige Spannung (J,,,I = 200 N/mnl nicht überschritten wird und außerdem eine Sicherheit gegen Knicken von SK = 3 garantiert ist.

l/2

l/2

~ cx

cx

2

3

F

Die Stabkräfte ergeben sich aus Gleichgewichtsbedingungen ("Rundum-Schnitte" um die Knoten): F

Ft=---

2 tana

Die auf Zug beanspruchten Stäbe 2 und 3 können mit der Forderung (J2.3 = :~:: = sioniert werden, da bei Zugstäben keine Knickgefahr besteht. Es ergibt sich:

(J,,,I

dimen-

23 Knickung

412

d2.3.n!

=2

f1f 2

-nG;:ul

F

=2

:;----,---- = 2 'Ir 0;:/11 sin a

6,82 mm

Für Stab I würde eine entsprechende Rechnung dl = 6.61 mm ergeben. Die vorgegebene Knicksicherheit (Euler-FaJI mit beidseitig gelenkiger Lagerung) erfordert dagegen, wie die folgende Rechnung zeigt, einen größeren Durchmesser des Stabes I, so dass dieser die Dimensionierung bestimmt: 2SK F /2

3

7[

I

Beispiel 4: I_ _ _....I Die belden skIzzierten Fachwerke ulllerschelden sich nur durch den zusätzlichen Stab 8, der im unteren Fachwerk eingezogen ist und den Uutergurt in zwei Stäbe 6 und 7 teilt. Alle Stäbe sollen den gleichen Querschnitt haben. Die Knicksicherheit der Stäbe beider Fachwerke soll untersucht werden.

Gegeben:

F, a.

Da der Stab 8 ein Nullstab ist (vgL Abschnitt 6.4.2, NullstabKriterien auf Seite 82), ergeben sich für beide Fachwerke die gleichen Stabkräfte. Für das Knickproblem sind nur die auf Druck belasteten Stäbe 3, 5 und 6 und 7 mit den Stabkräften F3 =

F., =

-V2F

E tana

=11,6mm.

~F, ,

4

5

d

6

I

mJ:: 6

7

F(, = F7 = -2F

von Bedeutung (zur Berechnung von Fachwerken vgL Abschnitt 6.4). Für die Stäbe 3 und 5 ergibt sich die Knicksicherheit nacb 23.3 in Verbindung mit der zweiten Formel von 23.2: 7[2 EI J2 7[2 EI SU=SK.S= (J2a)2J2F=4 Fa2

Für den Stab 6 im oberen Fachwerk ergibt sich die geringste Knicksicherheit 7[2

EI

1

SK6=(2a)22F

7[2

'8

EI

Fa 2

im unteren Fachwerk dagegen hat der Stab 6 im Vergleich dazu die vied'ache Knicksicherheit: 7[2

EI

SK.6 = SK.7 = a22F =

I

2:

7[2

EI

Fa2

die sogar noch größer ist als die Knicksicherheit der Stäbe 3 und 5. Mit Nullsräbell, die keine Kraft aufnehmen und deshalb extrem materialsparcnd konstruiert werden dürfen, kann die Knicksicherheit in Fachwerken erheblich erhöht (und in der Regel problemlos in den zulässigen Bereich gebracht) werden.

23.2 Stab-Knickung

413

oe:> Für die Fachwerkstäbe in den Beispielen 3 und 4 wurde (entsprechend der üblichen Idea-

lisierung des Fachwerks) der Euler-Fall mit beidseitig gelenkiger Lagerung verwendet. Da Fachwerkknoten in der Regel durch Knotenbleche realisiert werden, liegt man damit auf der sicheren Seitc. oe:> Wenn der Knickstab in eine beliebige Ebene ausweichen kann, ist stets das kleinste Flächen-

trägheitsmoment (Hauptträgheitsmoment 12, vgl. Abschnitt 16.2.5) in die Formeln einzusetzen. Es gibt jedoch auch Lagerungen, bei denen für verschiedene Ebenen unterschiedliche Euler-Fälle gelten. So darf ZLLm Beispiel für ein Pleuel, für das in der Knickebene senkrecht zu Kolbenbolzen und Kurbelwelle die beidseitig gelenkige Lagerung zutrifft, in der anderen Ebene bei relativ breitem Lager auf der Kurbelwelle die günstigere Einspannung angcnommcn werden, so dass cin kleincres Flächenträgheitsmomcnt erfordcrlich ist (PleuelquerschnÜt elliptisch oder als I-Profil). oe:> In Formelsammlungen findet man die Euler-Fälle häufig durch eine einzige Formel

rr:2 EI

Fk ,= - 2 -

(23.4)

lred

mit der reduzierten Knicklänge l"d repräsentiert. Diese hat, wie man sich durch einen Vergleich mit 23.2 überzeugt, für die vier Euler-FäIle die Werte 21, I, 0,71 und ~. oe:> Alle biSherigen Untersuchungen setzten voraus, dass die Knicklast erreicht wird, bevor der

Druckstab dcn linear-elastischen Bereich verlässt. Um dies gleich mit zu überprüfen, ersetzt der Praktiker gern die Berechnung der kritischen Kraft durch die Ermittlung der kririschen S/)(/nnung (Spannung, die beim Erreichen der kritischen Kraft im Stab wirkt)

Fk,

(Jh· = A = mit dem Schlankheirsgrad

A = l..~d

7[2

EI

1;",A

7[2

E

=~

(23.5)

und dem Trägheirsradius

I

Die kritische Spannung darf für die Gültigkeit der Euler-Formeln nicht oberhalb der Proportionalitätsgrenze l(Jpl des Matelials liegen (vgl. Abschnitt 12.3), wobei der Wert im Druckbereich dcs Spannungs-Dchnungs-Diagramms verwcndet werden muss. Wenn in dcr Formcl für die kritische Spannung 23.5 diese dnrch die Proportionalilätsgrenze ersetzt wird, kann man den nur noch von Materialwerten abhängigen Crenzschlankheirsgrad (23.6) berechnen, der die Gühigkeit der Euler-Formeln begrenzt. Beispiel: Für den Stahl S235JR (St37) mit (Jp = 190 N/mm2 und E = 2, I . lOS N/nll11 2 errechnet man .1.Q = 104. Für gedrungenere Stäbe mit kleinerem Schlankheitsgrad gelten die Euler-Formeln nicht. Gegebenenfalls kann mit einem der Verfahren für den nicht-elastischen Bereich gerechnet werden, die hier nicht behandelt werden.

r:> Der Ingenieur in der Praxis muss sich gerade bei Stabilitätsuntersuchungen vielfach an branchentypische Vorschriften halten. Die Berechnungen (auch die dafür zuständigen Normen) basieren allcrdings auf den hier behandeltcn Grundlagcn.

23 Knickung

414

23.3 Differenzialgleichung 4. Ordnung Bei Aufgaben, die auch nur etwas komplizierter sind als die im vorigen Abschnitt behandelten Probleme, kann es lästig sein, den Biegemomelllenveriauf am verformten System aufschreiben zu müssen, der als Voraussetzung für die Benutzung der Differenzialgleichung der Biegelillie 2. Ordnung erforderlich ist. Andererseits sind solche Probleme meist ohnehin nur numerisch lösbar, und es ist wlinschenswert, diese Berecbnungen so stark zu fonnaJisieren, wie es im Abschnitt 18.1 am Beispiel des Biegeträgers mit dem Differenzenverfahren auf der Basis der Differenzialgleichung 4. Ordnung demonstriert wurde. Deshalb wird hier die Differenzialgleichung 4. Ordnung für das Kniekproblelll hergeleitet, wobei auch ein veränderlicher Querschnitt und eine verteilte Längsbelastung Cf, (z. B. das Eigengewicht des Knjckstabs) berücksichtigt werden. Vorab sei noch einmal daran erinnert, dass die Theorie 2. Ordnung, die das Fundament ftir die Stabilitätsuntersuchungen darstellt, wie die Theorie I. Ordnung von sehr kleinen Verformungen ausgeht. Somit dürfen alle geometrischen Vereinfachungsmöglichkeiten, die sich daraus ergeben, genutzt werden. Auch der differenzielle Zusammenhang zwischen Biegeverformung und Biegemoment (Differenzialgleichung der Biegelinie 2. Ordnung)

M" = -E/(z) v"(z)

(23.7)

gilt weiterhin. Nur die aus der Statik bekannten Differenzialbeziehungen der Sehnillgrößen 7.1 (Seite 99) müssen modifiziert werden, weil z. B. am verformten System die Querkraft und die Normalkraft nicht mehr unabhängig voneinander sind. Die Abbildung 23.5 zeigt ein aus dem verformten Stab herausgeschnittenes Element mit diesen Schnittgrößen an beiden Schnittufern. Um die Skizze nicht noch mehr zu überladen, wurden die natürlich auch wirkenden Biegemomente nicht eingezeichnet, zumal sich die Beziehung Po _ dM" (23.8) Q- dz die aus der Statik für das unverformte Elemelll bekannt ist (vgl. Abschnitt 7.2), auch am verformten Element ergibt (übrigens auch wie in der Statik aus einer Momentenbeziehung am Elemelll).

Abbildung 23.5: Schnittgrößen FN und FQ am ver· formten Element (Biegemol11ente Mb fehlen in der

Zeichnung)

Das obcre Schnittufer ist zur Vertikalen um den Winkel a geneigt, die Schnittgrößen FN und FQ, die senkrecht bzw. parallel zur Schnittfläche liegen, verändern bis zum anderen Sehnillufer sowohl ihre Größe als auch die Richtung. Deshalb wurden stellvertretend flir die (gestrichelt angedeuteten) Schnittgrößen deren Horizontal- und Vertikalkomponenten FNI1 = FNsina

FNV = FNcosa

FQI1 = FQcosa

FQv = FQsina

und am anderen Schnittufer die "Komponenten plus Zuwächse" angegeben.

23.3 Differenzialgleichung 4. Ordnung

Der Winkel mungen

a

415

ist der Biegewinkel der Verformungslinie, rur den wegen der Kleinheit der Verfordv tana = -:::::::: sina cosa ~ I

dz

gesetzt werden darf. Aus dem Kräfte-Gleichgewicht in horizontaler Richtung

folgt nach Division durch L\.z und dem Grenzübergang L\.z -> 0:

.

~(

..)

d( ...) dz

Ilm--=--

~-o

~z

Werden in diese Gleichung die Beziehungen für FQ und Mb (23.8 und 23.7) eingesetzt, ergibt sich die unlen angegebene Differenzialgleichung 23.10. In das Kräfte-Gleichgewicht am Element in vertikaler Richtung geht ein Anteil aus der Linienlast in Längsrichtung q, ein: q,L\.z+~FNV -~FQv =q,L\.z+~(FNcosa)-~(FQsina)=0

Hier liefert der Grenzübergang (wie oben nach Division durch L\.z unter Ausnutzung der VereinfachllOgen für kleine Verschiebungen):

:z (FN - FQ

~:) =

-q,

Dies ist eine nichtlineare Beziehung (die in FQ enthaltenen Verschiebungsableitungen werden mit der ersten Ableitung der Verschiebung multipliziert), die aber linearisiert werden darf, weil das Produkt aus der Querkraft und dcr (sehr kleincn) Verschiebungsableitung im Vergleich mit der Normalkraft vemachlässigbar ist, und man erhält:

dFN dz = -q,

(23.9)

Mit dieser Beziehung könote die Normalkraft berechnet werden, die darm in die Differenzialgleichung 23.10 einzusetzen ist. Andererseits sagt die Formel 23.9 aus, dass die Nomlalkraft FN am unverformten Stab berechnet werden darf (und bei q, == 0 konstant ist), so dass sicher diese einfachcre Variante vorzuziehen ist.

Differenzialgleichung 4. Ordnung für den Knickstab:

[E/(z) v"(z)]" - [FN(Z) v'(z)]' = 0

(23.10)

Die in 23.10 eingehende Normalkraft FN(z) darf am unverformten Stab ermittelt werden. Für den Spezialfali des Knickstabs mit konstanter Biegesteijigkeitund konstanter Normalkraji vereinfacht sich 23. 10 zu v'lI! - FN v" = 0 (23.11 )

E/

Die Knickprobleme werden sowohl mit 23.10 als auch mit 23.11 durch gewöhnliche lineare

homogene Differenzialgleichungen 4. Ordnung beschrieben.

23 Knickung

416

23.4 Numerische Lösung von Knickproblemen Die analytische Lösung von Knickproblemen gelingt nur für relativ wenige Spezialfalle (und auch dann erzwingt die Eigenwcrlglcichung häufig eine numerische Behandlung, vgl. Beispiel 2 im Abschnitt 23.2). Für die numerische Lösung von Stabilitätsproblemen der Elastostatik sind das Diffcrenzenverfahren und die Methode der finitcn Elemente vorzüglich geeignet. Die Methode der finiten Elemente erfordert einige theoretische Voraussetzungen. die an dieser Stelle noch nicht behandelt worden sind (im Kapitel 33 werden dafür die Grundlagen vermittelt). Deshalb soll hier nur die Lösung der Differenzialgleichung 23.10 mit Hilfe des Differenzenverfahrcns an einem Beispiel demonstriert werdcn. Ocr erste Tcrm in 23.10 ist identisch mit dcr linken Seite dcr Diffcrenzialglcichung der Biegelinie 4. Ordnung des Biegeproblems, wofor im Abschnitt 18.1.3 bereits die Differenzenformel 18.7 angegeben wurde, so dass nur noch die Umwandlung des zweiten Ausdrucks (FN J)' behandelt wcrden muss. Da man davon ausgehen kann, dass dic Normalkraft nicht numerisch nach 23.9 berechnet werden muss, sondern für jeden Punkt des (unvelformten) Knickstabs angegeben werden kann. empfiehlt sich für die Approximation der ersten Ableitungen eine leichte Modifikation der als 18.1 angegebenen Differenzenformel: Es werden jeweils Nachbarpunkte im Abstand der halben Schritlweile links und rechts vom betrachteten Punkt einbezogen, so dass die erste Formel in 18.1 zu

.

i-2

i i-I

i+~

I 2

i h

J

.

i+1

~

.

i+2

Abbildung 23.6: h rür Zwischenpunkre wird. Bei der erforderlichen zweifachen Anwendung dieser Formel liegen die v-Werte dann doch wieder auf dem gewählten Raster mit dem h-Abstand, während die FN" Werte FLir die Zwischenpunkte "i und ,.i + eingehen (Abbildung 23.6). In zwei Schrillen entsteht der Ausdruck, der den zweiten Term in 23.10 annähert:

t"

[FNV']' ""

t"

~ [-(FNJ)i_! +(FNV')i+!] "" ~ [-FN.i ! ~(-Vi_1 +vi)+FN.i+! ~(-Vi+Vi+l)]

Damit und mit dem Ausdruck, der aus Formel 18.7 übernommen wird, kommt man zur Differenzengleichung für den Knickstab:

(23.12) Für den wichtigen Spezial fall konstanter Biegesteifigkeitund konstanter Nonnalkraft vereinfacht sich 23.12 zur

417

23.4 Numerische Lösung von Knickproblemen

Differenzengleichung des Knickstabs für EI = konst. und F N = konst.: FN

Vi-2 -

(

,,2 ) Vi_I + (2 FN ,,2 ) ( FN ,,2 ) 6+ ------eJ Vi - 4 + ----riI Vi+t + Vi+2 = 0

4 + ----riI

(23.13)

Für die Anwendung werden die für die Verformungsberechnung gegebenen Empfehlungen (Seite 319) wie folgt modifiziert:

<>

Ein Knickstab der Länge I wird in /JA äquidistante Abschnitte unterteilt (h = .L). Dabei "A entstehen /JA + l Stülzstellen 0 .. . /JA (Achtung, die hier empfohlene Nummerierung ist anders als bei der Verfonnungsberechnllllg). Die in die DifferenzengleichlUlgen eingehenden Außenpunkte erhalten die Nummern -2, -I, /JA + I, /JA + 2.

<>

Die nil' die Verformungsberechnung benötigten Vektoren qi und ki entfallen. Der Vektor mi (für die J1.i- Werte) wird so verwendet. wie es im Punkt @ auf Seite 319 empfohlen wird.

<>

Da das entstehende Gleichungssystem im Gegensatz zur Verformungsberechnung homogen wird, sollten die Gleichungen als Matrizeneigenwertproblem (vgl. nachfolgendes Beispiel) formuliert werden.

<>

Im Gegensatz zur Verformungsberechnung wird fUr das Knickproblemnicht empfohlen, die Randbedingungen zu den übrigen Differenzengleichungen hinzuzufügen. Vielmehr ist es sinnvoll. die Randbedingungs-Gleichungen zu nutzen, um die Außenpunkte zu eliminieren, weil dann das Eigenwertproblem mit symmetrischen Matrizen formuliert werden kann, was für dessen numerische Auswertung von erheblichem Vorteil ist.

<>

Wenn ein Randpunkt in einern starren Lager gelagert ist (LosJager, Festlager, Einspannung), sollte für diesen Punkt keine Differenzengleichung formuliert werden (seine Verschiebung ist ohnehin bekannt). Es geht dann nur ein Außenpunkt in die Rechnung ein, der mit Hilfe der anderen RandbedjJlgung zu eliminieren ist.

I

Beispiel: I_....1_....1 Der skizzierte Stab mit konstantem Querschnitt ist nur durch sein Eigengewicht belastet. Es soll ermillelt werden, bei weleher kritisclle/J Länge er allein durch die Eigengewichts-Belastung knickt. Gegeben:

EI, Dichte p, Querschnittsfläche A .

r

Iz

EI,

Das Eigengewicht des Stabs bewirkt eine linear veränderliche Normalkraft (muss mit der über der Schnittstelle bei z liegenden Gewichtskraft im Gleichgewicht sein):

/?A

FN = -pgAz

Da die Biegesteifigkeit aber konstant ist. kann die Differenzengleichung

Abbildung 23.7: Stab,

23.12 wenigstens teilweise vereinfacht werden, so dass mit folgender

belaslet durch sein Ei· gengewicht

Gleichung gearbeitet wird:

Vi-2-

(

4+

h-FN.i_~ ? EI

-

)

+ [2( 6+ h

Vi-I

FN.i_~

+ FN.i+~ )J

EI

-

Vi-

(4+ " 2FN.i+~ ) EI - Vi+1 +Vi+2 =0.

23 Knickung

418

In der Abbildung 23.8 ist die gewählte Nummerierung der Punkte angedeutet (die zu eliminierenden Außenpunkte am oberen Rand haben negative Punktnummern bekommen). Die linear veränderliche Normalkraft kann mit der Punktmunmcr formuliert werden. ftir die Zwischenpunkte gilt:

FN,;±j = -pgA

T -2 -1 t 10

T

2

: 34 5

t ,

C±~) h

I ,

(- ) I

Da an den beiden Rändern in v-Richtung unverschiebliehe Lager angebracht sind, werden die Differenzengleichungen nur ftir die Innenpunkte I ... nA - I aufgeschrieben. so dass an jedem Rand nur ein Außenpunkt eingeht (der Punkt -2 am oberen Rand geht also in die Rechnung nicht ein).

,

I

n A

-------------~~-----'

/~

BgAnAh

Abbildung

23,8:

Nummerierung

der

Stützpunkte, linearer Normalkraflverlauf

Die Randbedingungen werden gleich so umgeformt. dass für die verbleibenden Außenpunkte die Vcrschicbungen durch Verschicbungen von Innenpunktcn ersctzt wcrdcn könncn: 1'0=0

MO =0 li liA

0

1'0=

=? =?

=0

MIlI\=O

~

EI

=>

-/z2(VnA-I-2VII/l+VnA+I)=O

V"A+I=-Vnl\-J

Es wird zunächst die sehr grobe Einteilung nA = 4 gewählt, so dass die Differenzengleichungen nur ftir die Punkte I. 2 und 3 aufgeschrieben werden müssen: V_I-

( 4-

3 pgAh3) ( 2 Pg Ah ) 2EI vo+ 6EI

Pg Ah 3 ) 1'0 - ( 4 - 3PgAh3) 1'1 + ( 6 - 4 2EI EI 3 5PgAh3) ( 6 Pg Ah ) 1'1- ( 4- 2EI V2+ 6EI

VI-

v2 -

VJ-

(

4-

3 3 Pg Ah ) 2EI

3 ( 4 - 5 Pg Ah ) 2EI 3 ( 7 Pg Ah ) 4- 2EI

1'2+1'3 =0

I'J

+ 1'4 = 0

1'4+1'5 =0

Die Verschiebungen der beiden Randpunkte 1'0 und 1'4 und der beiden Außenpunkte V-I und 1'5 werden mit Hilfe der Randbedingungen eliminiel1. Es wird die Abkiirzung pgAh J pgA/ 3 pgA/ 3 1(= - - - = - - - = - - EI n{ EI 64EI eingeführt, und es verbleiben drei Gleichungen für die drei Verschiebungen VI, 1'2 und 1'3:

-4+ 1.51( 6-41( -4+2,51(

-4 +12 ,5 I( 5-61(

]

[~~] VJ

[

~

]

(23.14)

0

Es ist wie bei der analytischen Lösung des Beispiels 2 (Seite 409) wieder ein homogenes lineares Gleichungssystem entstanden, das prinzipiell nach der gleichcn Stratcgie gelöst werden

419

23.4 Numerische Lösung von Knickproblemen

könnte ("Koeffizientendeterminante = 0 =;. Gleichung dritten Grades =;. K-Werte für nichttriviale Lösungen"). Dieser Weg wäre jedoch bei einer feineren Diskretisierung nicht mehr praktikabel. Aber das System 23.14 unterscheidet sich in einer wesentlichen Eigenschaft angenehm vom Gleichungssystem 23.1, das bei der analytischen Lösung erzeugt wurde: Beim Differenzenverfahren tritt auch der Eigenwert K nur linear auf, und es können alle Lösungsverfahren verwendet werden, die für Malrizeneigenwertprobleme verfügbar sind. Deshalb sollte 23.14 in der Form des so genannten Allgemeinen Matrizeneigenwerrproblems

(A - KB)x=o aufgeschrieben werden:

( [

_~

-:

I -4

_~]

_ K [ _

5

~,5 - ~,5 -~'5]) [ ~~ ] = [ ~ ]

0

-2.5

6

\13

(23.15)

0

Unter www.TM-aktuell.de findet man die Lösung dieses Malrizeneigenwertproblems mit Mallab. Der kleinste Eigenwert K des Systems 23.15 bestimmt die kritische Länge: K)

3

= 0,2742

h,=

n~ EI pgA

] 64EI KI

=

pgA .0.2742=2,60

]fEI

VPiA

Das Matlab-Script realisiert beliebig feine Diskretisierung nA. Die folgende Tabelle zeigt eiLlige Ergebnisse.

h,

nA = 3

nA = 8

2599\/ pgA EI

2 ) 635\/ pgA Et

1

nA = 100

2 1 648

\I Et

pgA

Exakt

2. 648

\I pgAEt

Dieses Beispiel wurde auch deshalb gewählt, weil es einer analytischen Lösung (gerade noch) zugänglich ist (unter anderem unter Verwendung Besselscher Funktionen für die Lösung der Differenzialgleichung). Der Vergleich mit der exakten Lösung zeigt, dass selbst das Ergebnis für nA = 4 praktischen Anforderungen genügt (aber es gibt natürlich keinen Gmnd, mit dem Computer "vorsichtshalber" nicbt auch noch feiner zu unterteilen).

WWW - Mathematik für die Technische Mechanik - WWW Matrizeneigel/wertprobleme auf der Internet-Site Mathematik/lir die Technische Mechanik (www.TM-Mathe.de) bietet u. a. folgende Themen:

I~

Spezielles und allgemeines Matrizeneigenwertproblem. Eigenwerte und Eigenvektoren Symmetrische Matrizen, positiv definite Matrizen, dünn besetzte Matrizen Überführen des allgemeinen in das spezielle Matrizeneigenwertproblem Vektoriteration, Simultaniteration. inverse Iteration, Rayleighscher Quotient Jacobi-Rotation, Givens-Rotation, Hessenberg-Form, QR-Algorithmus Lösen von Matrizeneigenwertproblemen mit Standard-Software

420

23 Knickung

23.5 Aufgaben I Aufgabe 23.1:

I.

.

..

Em Wandkran a und em Brückenkran b smd durch die Kraft F belastet (Gesamtgewicht der Laufkatze mit angehängter Last), deren Stellung jeweils im Bereich 2a veränderlich ist. Der Stützstab ist für die ungünstigste Laststellung bei vorgegebener Knicksicherheit SK zu dimensionieren. Zu bestimmen ist sein Außendurchmesser Da, wenn ein Rohr mit dem Dw:chmesserverhällllis !ft, = 1,2 verwendet wird.

Gegeben: =20kN ; a = 2m I = 6m h 5m 3 , SK E = 2, I . 105 N/mm 2 .

Aufgabe 23.2:

a

,

F

I

a

a)

fF

~

L

L

L

I

Ein Knickstab ist cntsprcchcnd dcr Abbildung gelagert. Die scharnierartigen Lager können keine Momente um die x-Achse aufnehmen, wirken jedoch in der x-z-Ebene wie Einspannungen. Das linke Lager ist unverschieblich, das rechtc Lager ist in z- Richtung versch ieblich.

Gegeben:

a)

F, I, E, a, R.

Es sollcn die bciden skizzierten Querschninsvarianten untersucht werden. Gesucht ist jeweils die Abmessung b, so dass sich für beide Ebenen die gleiche Knicksicherheit ergibt.

I

AuJgabe 23.3:

b)

;

, "I ,

~" a-

.0

.0

//

ff:,R

'/

I

3a

I

Ein Stab mit Kreisquerschnitt, dessen Durchmesser linear veränderlich ist, wird durch eine Einzelhaft auf Druck beanspnIcht.

Gegeben:

~R

, }i

"ö

I

/

I

.......

..A::'"ö -----_ F , _

d,=1,2d

d, E. I.

Man ermittle a) die kritische Last F" mit dem Differenzenverfahren bei einer Einteilung der Länge I in nA = 4 Abschnitte, b) die Matrizen A und 8 des aligemeiIJeo Matrizeneigenwertproblems (A - ,(8) x = 0 für die Einteilung der Länge I in nA = 8 Abschnitte.

Weitere Aufgaben findet man imlnternet unter www.TM-aktueU.de.

24 Formänderungsenergie Definition: Mechanische Arbeit ist das Produkt des Weges, den der Angriffspunkt einer Kraft F zurücklegt, und der in Wegrichtung wirkenden Komponente dieser Kraft Fs. Weil die Kraft entlang des Weges s veränderlich sein kann, gilt für die Arbeit W folgende Formel: W =

J

Fs ds

(24.1)

.,

Auch bei der Deformation eines elastischen Bauteils leistet eine äußere Kraft eine Arbeit, die nach 24.1 berechnet werden muss, denn aucb diese Kraft wächst entlang des Verformungsweges vom Wert Null auf ihren Endwert.

Abbildung 24.1: Belastung und Entlastung

Die geleistete Arbeit wird im l.nneren des Bauteils als Energie (.,Arbeitsvermögen") gespeichert, die wiederum dafür sorgt. dass ein elastisches Bauteil nach Entlastung wieder seine ursprüngliche Form annimmt (Abbildung 24.1).

24.1 Arbeitssatz Betrachtet wird zunächst der in Abbildung 24.2 skizzierte Zugstab, an dem eine Kraft F vom Anfangswert Null auf ihren Endwert Fo anwächst, entsprechend wächst die Verschicbnng w des Kraftangriffspunktes bis zu ihrem Endwert wo. EA Während des gesamten Vorgangs gilt immer (Formel 14.6 im Abschnitt 14. I) Fl EA w=F=-w EA I dz [dz bis der Endzustand F;,-LJ - F Fol

N

wo= EA

Abbildung 24.2: Äußere und innere Kräfte am Zugstab

erreicht ist. Dabei leistet die äußere Kraft die Arbeit Wo

Wo

W = "

J

w=o

Fdw=

J

w=o

EA

1 EA

I F;}l

l

-wdw=--w5=--=-Fowo l 2 l 2 EA 2

(24.2)

die im Kraft- Verformwlgs-Diagramm (Abbildung 24.4) als Fläche unter der linearen Flll1kLion F(w) veranschaulicht werden kann. Eine entsprechende Formel (mit dem typischen Faktor

!)

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_24, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

422

24 Fonnänderungsenergie

ergibt sich immer dann, wenn ein linearer Zusammenhang zwischen einer Belastungsgröße und

der durch sie an ihrem Angriffspunkt hervorgcrufenen Verformung besteht. Die Arbeit, die beim Spannen einer lioearelastischen Feder mit der Federkonstanten c zu leisten ist (Abbildung 24.3). kann zum Beispiel nach 1 1 2 (24.3) Wa = "2 Foso = "2 cso

F01&IF 1

((~

.(' ~ ~ , ~,s wO'so

berechnet werden, wobei so der Gesamt- Abbildung 24.4: W im a Abbildung 24.3: Spannen einer linear-elaslischen Feder Federweg und Fo der Endwert der Kraft ist. Kraft- Weg-Diagramm Es wird nun FLir den Zugstab der Abbildung 24.2 die Arbeit der inneren Kräfte (Normalkraft FN) berechnet. Das herausgeschnittene differenziell kleine Element mit der Länge dz verlängert sich nach 14.4 um Edz, und weil die Nomlalkraft natürlich auch .,von Null auf ihren Endwert" anwächst, leistet sie am Element die Arbeit ~ FNEdz (die Gesamtverschiebung wurde in der Abbildung 24.2 willkürlich an einem Schnittllfer des Elements angetragen, so dass nur eine Kraft FN Arbeit leistet, bei einer Aufteilung auf beide Schnittufer ändert sich insgesamt nichts). Die gesamte Arbeit der Normalkraft im Stab ergibt sich nach Integration liber die Länge I, und mit FN = Fo flir das betrachtcte Beispicl und E = nach 14.3 erhält man:

f*

I

W;=

J

I

I

"2"NEdz="2

z=O

J E~ I

p,2

I p,2 I

dZ="2 6?A

(24.4)

<:=0

Dies ist exakt der Wert, der sich bereits für die Arbeit der äußeren Kraft (Formel 24.2) ergeben hat: Die Arbeit, die die innere Kraft FN bei der Verformung leistet (Formänderungsarbeit) wird als Formänderungsenergie im verformten System gespeichert, und die an dem einfachen Beispiel gewonnene Erkenntnis gilt allgemein als Arbeitssatz: Die an einem elastischen System von den äußeren Belastungen geleistete Arbeit Wa wird als Formänderungsenergie W; im verformten System gespeichelt, und es gilt:

W;=Wa

(24.S)

Für die Berechnung der Arbeit Wa , die die äußeren Belastungen leisten, können die am Beispiel des Zugstabs gewonnenen Erkenntnisse verallgemeinert werden: Bei linear-elastischem Material (und kleinen Verformungen, so dass der Zusammenhang zwischen Belastung und Verformung auch linear ist) gilt immer Wa = ~ . "Endwert der Belastung" . "Endwert der Verformung". Ist die äußere Belastung ein Moment, wird als Verformungsgröße ein Winkel eingesetzt. Äußere Arbeit infolge einer Kraft bzw. eines Moments:

Wa . M =

I

"2 Mo Cf':>

. (24.6)

423

24.2 Formänderungsenergie für Grundbeanspruchungen

24.2 Formänderungsenergie für Grundbeanspruchungen Für die Grundbeanspruchungsarten der "eindimensionalen Tragwerke" (eine Abmessung ist deutlich größer als die beiden anderen), für die in den Kapiteln 14 bis 21 Spannungs- und Verformungsberechnungen behandelt wurden, werden nachfolgend die Formeln für die Formänderungsenergie ermittelt. Die Abbildung 24.5 zeigt ein differenziell kleines Element mit der Länge dz und der Seitenfläche dA, das in dieser Fläche durch eine Normalspannung a belastet ist (z. B. aus einem ZuglDruck-Stab oder einem Biegeträger herausgeschnitten). Es verlängert sich infolge der Spannung um Edz (vgl. das Einführungsbeispiel im vorigen Abschnitt). Die Spannung wird über die Fläche zu einer Kraft a dA zusammengefasst, die die Fom,änderungsenergie des Elements Kraft· Verschiebung")

"dA

dz

Abbildung 24.5: SpezirJsche Formänderungsenergie

(,.!.

I

[dz infolge

Normalspannung

I

="2 adAEdz ="2 aEdV

dW;.er

liefert (es wurde das Volumen des Elements dV = dA· dz eingesetzt). Nach Division durch dV entsteht die (auf das Volumen bezogene) spezifische Formändertlngsenergie info/ge einer Norma/spannung , dWi . er I I 2 I a2 W. =--=-aE=-EE = - (24.7) ,.er dV 2 2 2 E wobei die beiden Umformungen durch Einsetzen des Hookeschen Gesetzes 1.2.3 entstanden. Auf entsprechendem Wege kommt man zur spezifischen Formänderllngsenergie ;nJo/ge eiller Schubspal1llullg , dWi. T I I _2 I T2 W;.T=d\I="2 TY ="2 Gr ="2 G (24.8) Wenn die zu einer bcstimmten Schnittgröße gchörcnde Spannungsvertcilung in 24.7 bzw. 24.8 eingesetzt wird, erhält man nach Integration über das Vnlumen die gesuchte Formel für die Formänderungsenergie. Für einen ausschließlich durch einc Normalkraft FN beanspruchten Stab ist z. B. die Spannungsverteilung entsprechend 14.2 über den Querschnitt konstant, so dass man mit a = und dV = A dz zur Formel für die Formällderullgsenergie fiir den Zug/Druck-Stab kommt: 2 2 2 I -a dV = -I F A d" = -I F dz (24.9) W = w.' dV = ....!!...!'!.. , . ,.er 2 E 2. EA2 2 EA

'1

j.

I

v

v

I

1

t

I

Für den ausschließlich durch ein Biegemoment Mb beanspruchten Träger wird die Rechnung etwas komplizierter, weil mit der Biegespannungsverteilung ab = ~ y nach 16.3 eine Veränderlichkeit mit y über die Querschnittshöhe zu berücksichtigen ist, so dass das Volumene1ement dV = dA ·dz verwendet werden muss (dA ist ein Flächenelement im Abstand y von der Schwerpunktfaser). Es ergibt sich

Wi

2

j' -'-' M l 2 E%"

= -I

v

.

dA dz

= -I

I

2.

2 _h_ M

E~

(I i ) = -11 -'-'

'A

M2

dA

dz

2

,

E~

dz

(24.10)

424

24 Fonnänderungsenergie

worin berücksichtigt wurde, dass unter dem Integral noch einmal das Flächenträgheitsmoment lxx entsprechend 16.4 entstand. Für die Beanspruchungsarten Torsion und Querkraftschub kommt man durch Einsetzen der Spannungsbeziehungen in die spezifische Formänderungsarbeit und Auswerten der Integrale zu den Formeln, die nachfolgend zusammengestellt wurden. Es sind auch die fLir verschiedene Anwendlmgen wichtigen Abhängigkeiten von den Velfonnungen angegeben. die entstehen, wenn die Sehningrößen durch die entsprechenden Differenzialbeziehungen 14.3 (Normalkraft), 17.3 (Biegemoment), 21.11 (Torsionsmoment) und 20.5 (Querkraft) ersetzt werden: Formänderungsarbeil infolge der Normalkraft FN (w ist die Verschiebung in Längsrichtung, EA die Dehnsteifigkeit):

I Wi=2".

Formänderungsarbeit infolge des Biegemoments Mb (v ist die Biegeverformung senkrecht zur Längsrichtung, EI die Biegesteifigkeit):

W'=2"

Formänderungsarbeit infolge des Torsionsmoments M, (qJ ist der Verdrehwinkel, GI, die Torsion sstei figkei t):

Wi =

I t~dZ=2".j' I

I

J

I

I

I "s -FJ

2.

dz(24.JI)

,,2

dz (24.12)

,2

dz (24.13)

GA

GI, qJ

dz = -I

2.

I

I

I

-GA l's,2 dz Ks (24.14)

Formänderungsarbeit infolge der Federkraft Fe in einer linearen Feder (s ist die Längenänderung der Feder, c die Federsteifigkeit):

Formänderungsarbeit infolge der Stabkraft Fs in einem Fachwerkstab (61 ist die Verlängerung des Stabs, I die Stablänge, EA die konstante Dehnsteifigkeit):

EIl'

JMi

W; = -I

,2

I

I GI, dz = 2"

dul. A die Querschninsftäche und Ks der Korrekturfaktor nach 20.4):

Formänderungsarbeit infolge des Federmoments Me in einer Drehfeder (qJ ist der Verdrehwinkel der Feder, Cr die Drehfedersteifigkeit):

J

I

E;dZ=2"

I

2"I

EAw

I

JMi

Formänderungsarbeit infolge der Querkraft FQ (l's ist die Schubverformung. G der Schubmo-

I

p2

w,. =

I

F}

-- =

2 c

I

M;:

I

2

W, = - - ' = -crqJ

w = ~ Fi 1 = ~ ,

2 EA

(24.15)

2

2 cr

I

,

-cs-

2

EA (61)2

2 I

(24.16)

(24.1 7)

Man beachte den ähnlichen Aufbau, den alle sieben Formeln haben. Bei gleichzeitiger Beanspruchung eines Bauteils durch mehrere Grundbeanspruchungsarten dürfen die Anteile aus 24.11 bis 24.17 addiert werden. Entsprechendes gilt für komplexe Bauteile: Die in den Arbeitssatz 24.5 eingehende Formänderungsenergie W, bezieht sich immer auf das gesamte elastische System, darf aber bereichsweise formuliert und dann addiert werden.

24.3 Salz von

MAXWELL

und

425

BEni

24.3 Satz von MAXWELL und BETT! Betrachtet wird ein durch zwei Einzelkräfte FI und F2 an den Stellen I und 2 belasteter Biegeträger. Sowohl FI als auch F2 haben einen Einfluss auf die Verschiebungen beider Punkte. Diese Einzelanteile können zum Beispiel mit der bekannten Biegelinie aufgeschrieben werden (das in der Abbildung 24.6 skizzierte Beispiel entspricht dem Fall a in der Zusammenstellung des Abschnitts 17.4 auf Seite 260).

'/

!I~

Z

v'I

v 21

t

F2

//

~

v l2

v 22

Abbildung 24.6: Jede Kraft trägt zu jeder Verformung einen ganz bestimmten Anteil bei

Die Versehiebungsanteile können formal so aufgeschrieben werden: V2Z =

an Fz

. (24.18)

Die Faktoren a;j heißen EinJlusslahlen und dürfen als bekannt vorausgesetzt werden. Ihre Indizes deuten eine "Verschiebung an der Stelle i infolge einer Kraft an der Stelle j" an. Die Verschiebungen an den Stellen I und 2 bei gleichzeitiger Wirkung beider Kräfte ergeben sich durch Superposition: VI = all FI +a12F2 V2 = aZI F, +a22F:! (24.19) Um die gesamte äußere Arbeit infolge der Wirkung beider Kräfte F, und Fz korrekt aufzuschreiben, stellt man sich vor, dass sie nacheinander aufgebracht werden. Wird zuerst F I aufgebracht, so ist während des anschließenden Aufbringens von F2 die Kraft F1 schon vorhanden, so dass der zusätzlich durch F2 an der Stelle I erzeugte Verfomlungsweg von FI in voller Größe absolviert wird und fLir diesen Anteil der Faktor! entfallt (zur Erinnerung: Dieser Faktor entstand. wenn die Kraft "von Null auf ihren Endwert anwuchs"). Die von beiden Kräften geleistete Arbeit kann also in der Form I I Wa = 2vII FI + 2V22/'i + Vl2 F I (24.20) aufgeschrieben werden. Bei geänderter Reihenfolge des AufbringeilS (zuerst F2, danach F,) ist die Kraft F2 in voller Größe vorhanden, wenn F, von Null auf den Endwert anwächst: -

1

1

W a = 2V22 F2 + 2v, I F,

+ V21 F2

Natürlich muss der Endzustand von der Reihenfolge des Aufbringens der Kräfte unabhängig sein, so dass Wa = W a gesetzt werden darf. Daraus folgt:

V'2 F,

= V21 F2

=>

a'2 F2 FI = a21 FI F2

=>

al2

= a21

Dieses ebenso wichtige wie bemerkenswerte Ergebnis wurde von JAMES CLERK MAXWELL (1831 - 1879) und ENRtCO BETTt (1823 - 1892) gefunden. Es gilt nicht nur für den betrachteten Biegeträger, sondern für beliebige Systeme der Elastostatik. und der hier fLir Kräfte und Verschiebungen demonstrierte Zusammenhang gilt auch fLir Momente und Verdrehungen. Nach seinen Entdeckem benannt, ist es der

426

24 Fonnänderungsenergie

Reziprozitätssatz von MAXWELL und BETTt: Mit einer Eilljlllsszahl a'j kann die Verformung an einer Stelle i infolge einer Belastung an der Stelle j durch Multipllkation mit dieser Belastuog berechnet werden. Es gilt

(24.2 I)

<>

Das Beispiel in Abbildung 24.7 demonstriel1 die Aussage des Maxwell-Bettischen Satzes: Im links gezeichneten System erzeugt die Kraft F an einer beliebig gewählten Stelle I des vertikalen Trägerteils die Horizontalverschiebung VI. Eine in Richtung dieser Verschiebung wirkende Kraft gleicher Größe (rechtes System) erzeugt ein ganz anderes Verformungsbild (mit wesentlich größeren Verformungen, das unbelastete Horizontalstiick bleibt gerade), aber fiir die an der StelJe 2 gemessene Verformung gilt (dieses und weitere Beispiele findct man unter www.TM-aktuell.de): V2

=

V)

Abbildung 24.7: VI infotge F bei ~ ist gleich V2 infolge F bei (j)

Wenn man in diesem Beispiel die Kraft F durch ein äußeres Moment M ersetzen wiirde, ergäbe sich die gleiche Aussage frjr die Biegewinkel: ~ = qJl.

':> Selbst eine ,.gemischte Aussage" ist möglich: Eine am Punkt 2 angreifende Kraft F möge am Punkt I den Biegewinkel qJ) = ßt2 F hervorrufen. Dann kann die Verschiebung am Punkt 2, die durch ein Moment M am Punkt I hervorgerufen wird, mit der gleichen EinftusszahJ berechnet werden: V2 = ßt2M (ein Beispiel dafiir siehe www.TM-aktuell.de).

<>

Die Aussage 24.21 garantiert auch die Symmetrie der Steifigkeitsmatrizen bei der Methode der finiten Elemente (vgl. Kapitel 15. I und Abschnitt 18.2), denn in den Steifigkeitsmatrizen stehen die (reziproken) Einftusszahlen. Auch die ,.gemischten Aussagen" spiegeln sich in dieser Symmetrie wider.

<>

Um Rechenprogramme ftirelastostatische Probleme (vgl. Abbildung 24.8) einem wirkungsvollen Test zu unterziehen, kann man Systeme mit unterschiedlichen Belastungcn in dcr Form berechnen, dass die Ergebnisse nach 24.2 I kontrolliert werden können (ist auch ein wirkungsvoller Test dafiir, ob man diese Programme richtig bedient). Knotenverschiebgn.: 3

u1 x • 0.0952381 ul y = -0.7943019

14

u2x • -0.0952381 u2y' -0.2900081

9',:----o;:i:----o ~»';;..--~Ö

u3x u3y u4x u4y

= 0.00201 091 • -0.2900081 = 0.00201091 = -0.3133148

Abbildung 24.8: Maxwell-Bctti f1ir Fachwerke (u2y im linken Fachwerk = u3y im rechten Fachwerk, berechnet mü dem Programm ..Slatiscb unbestimmte ebene Fachwerke (FEM)"" unter www.TM-interakljv.de)

427

24.4 Verfahren auf der Basis der Formänderungsenergie

24.4 Verfahren auf der Basis der Formänderungsenergie Neben der Lösung der Differenzialgleichungen (Randwertprobleme), die die Verformungen elastischer Systeme beschreiben (Kapitel 14 bis 21), bieten sich als Alternative zahlreiche Verfahren auf der Basis der Formänderungsenergic an, die in der Mehrzahl der Fälle (insbesondere bei praxisrelevanten Problemen) effektiver, häufig sogar die einzig praktikablen Vert'ahren sind. Die wichtigsten Verfahren werden hier kurz vorgestcllt (und bewertet), cinigen werdcn noch spezielle Abschnitte in diesem Buch gewidmet. Die Verfahren sind für alle Belastungsarten (wie sie z. B. auf der Seite 424 zusammengestellt sind) anwendbar. Hier werden zunächst ausschließlich die Verformungen infolge von Biegemomenten betrachtet.

Arbeitssatz Der Arbeitssatz 24.5 in der schlichten Formulierung Wi = W" eignet sich zur Bcrechnung von Verformungen am Angriffspunkt einer äußeren Last. Die Formänderungsenergie Wi kann (mit gegebenenfalls mehreren Summanden) nach den Formeln 24.1 I bis 24. 17 aufgeschrieben werden (Iüer soll nur 24.12 berücksichtigt werden), für die Arbeit der äußeren Last gilt 24.6.

I

Beispiel I: I_....;_ _.... Für dcn sklZztcrten Trägcr soll dlc Abscnkung griffspunktes berechnet werden.

"F

des Kraftan-

I d

I

I

EI = konstant, F, a.

Gegeben:

Die Skizzc untcn zeigt dic Lagcrreaktioncn und dic Koordinatcn, auf dic sich die Biegemomentenverläufe beziehen: F F

Mbl = -Fz i

MhZ = 3Z2

Mb3 = -3Z3

EI d

N

B

,I

a

Damit kann der Arbeitssatz formuliert werden (auf der linken Seite steht die Arbeit der Kraft F entlang dcs Weges VF, auf der rechten Seite dic Summe der Formänderungsenergien der drei Trägerabschnitte): I

I J" (-FZ I )2

2 FvF =2

EI

~I

=0

I J2"

dZ I + 2

(~Z2)2

I J" (_f Z3 )2

~dZ2+2

~2=0

~,

dZ3

<;3=0

Die Integrale sind problemlos zu berechnen, Umstellen nacb der gesucbten Verschiebung licfert: 2 F a3

F 3

VF = - - -

3 EI

oe:> Da die Schnittgrößen in die Fonnein für die Formänderungscnergie quadratisch eingehen,

spielt ihr Vorzeichen keine Rolle. Deshalb dÜlfen auch die Koordinaten für die einzelnen Abschnitte eines Trägers beliebig gewählt werden (auch z. B. gegenläufig, was bei Anwendung der Differenzialgleichung der Biegelinie zu höchster Aufmerksamkeit gezwungen hätte).

428

24 Fonnänderungsenergie

oe:> Eine Verformung ergibt sich positiv, wenn sie den gleichen Richtungssinn wie die äußere

Belastungsgröße hat. Dies gilt für eine Verschiebung, die am Angriffspunkt einer äußeren Kraft berechnet wird, ebenso wie für eine Verdrehung, die am Angriffspunkt eines äußeren Moments berechnet wird (diese Aussage gilt auch für die beiden folgenden Verfahren). Der Arbeitssatz in der Fassung 24.5 ist für die Mechanik von grundsätzlicher Bedeutung: Die von der äußeren Belastung bei der Verformung geleistete Arbeit bleibt als Energie im verformten System erhalten. Diese Aussage entspricht dem Energiesatz in der Kinetik (Abschnitte 28.4.2 und 29.5.3). Für die Berechnung von Verformungen, wie es im Beispiel I demonstriert wurde, ist der Arbeitssatz in der Fassung 24.5 aus zwei Gründen nur bedingt (bzw. nicht) brauchbar: • Mehrere äußere Belastungen können zwar berücksichtigt werden, weil diese aber mehrere unterschiedliche (unbekannte) Verformungen erzeugen, können diese nicht berechnet werden. • Verformungen an Punkten, an denen keine Einzellast eingeleitet wird, können nicht berechnet werden. Beide Mängel werden gCheilt durch die beidcn nachfolgend beschriebcncn Verfahren, dic unmittelbar auf dem Arbeitssatz basieren.

Satz von

CASTlGLJANO

Betrachtet wird noch einmal der Biegeträger mit zwei Einzeikräften (Abbildung 24.9), für den im Abschnitt 24.3 die Beziehung für die Arbeit der äußeren Kräfte 24.20 hergeleitet wurde. Diese kann mit 24.18 so aufgeschrieben werden: I

z

Wa = 2all FI

I z + 2azz Fz + alz FI Fz

(24.22)

jfl IFz ~ Abbildung 24.9: Biegelräger mit zwei Einzelkräflen

Dic partiellen Ableitungen dieses Ausdrucks I nach FI bzw. F2 ijefern mit d~ 0-- = all FI a~

+ alz Fz

=

VI

d~ 0-- = alz FI a~

+ an Fz

= Vz

genau die Verschiebungen an den Kraftangriffspunktcn I und 2 (vgl. Formeln 24.19). Dieser Zusammenhang, der hier für einen Biegeträger mit zwei Einzelkräften hergeleitet wurde, lässt sich verallgemeinern auf beliebige linear-elastische Systeme. Thre praktische Bedeutung erlangt die auf den italienischen Baumeister ALBERTO CASTIGLIANO (1847-1884) zurückgehende Aussage erst im Zusammenhang mit dem Arbeitssatz 24.5, indem nicht die äußere Arbeit partiell nach einer Belasrungsgröße abgeleitet wird, sondern die über die Schnittgrößen nach den Formeln 24.11 bis 24.17 zu formulierende Formänderungsenergie Wi . I Erinnerung an die Mathematik: Beim Bilden der partiellen Ableitung nach einer Variablen werden alle anderen Größen wie KonSlanten behandelt

429

24.4 Verfahren auf der Basis der Formänderungsenergie

Satz von CASTlGLIANO: Die partielle Ableitung der gesamten Formänderungsenergie Wi , die in einem linearelastischen System gespeichert ist, nach einer äußeren Kraft F ergibt die Verschiebung des Kraftangriffspunktes, dic partielle Ablcitung nach cincm äußeren Momcnt M ergibt den Vcrdrehwinkel am Angriffspunkt des Moments:

oW, <po = oM

(24.23)

c:> Die Quadrate bei den Schnillgrößen in den Formeln für die Formändemngsenergie könnten bci der praktischcn Handhabung (z. B. bei MomcntcnverJäufen, die bereichsweise aufgeschrieben werden müssen) lästig sein. wenn nicht immer die Möglichkeit gegeben wäre, die ,.partielle Ableitung vor der Integration" auszufWll'en. Die partielle Ableitung darf "in das Integral hineingezogen werden, wenn der Integrand stetig ist". Diese Voraussetzung ist allerdings immer erfüllt, denn die (in den Verläufen durchaus vorhandenen) Unstetigkeiten liegen zwangsläufig an den Bereichsgrenzen, weil die Schningrößenverläufe gar nicht anders formuliert werden können. Man berechnet also z. B. die Verformung an der Stelle einer Kraft F, wenn nur Biegemomentanteile berücksichtigt werden, zweckmäßig so:

VF =

oWi 0 {)F = oF

(I J

MI,

2:

EI dz

)

=

IJ

2:

I

0 (MI,)

{)F

EI

I

dz =.

/. Mb oM" EI oF dz.

(24.24)

I

Dabei wurde berücksichtigt, dass nur MI, von F abhängig und bei der Ableitung die "Kettenregcl" zu beachtcn ist Die Lösung des Integrals nach 24.24 ist im Allgemeinen deutlich weniger aufwendig als die Integration über das Quadrat der Schnillgröße. Die mit I symbolisch angedeuteten Integrationsgrenzen sind großzügig zu interpretieren als "über alle Trägerbereiche, die gegebenenfalls auch cinen Rahmen oder ein verzweigtes System bilden können". Das ist in der Regel nur bereichsweise möglich.

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Für den skiZZierten Tniger sollen die Absenkung VF des Kraftangriffspunktes und die Horizontalverschiebung vc des Punkte C berechnet werden.

FI

EI = konstant, F. a.

Gegeben:

-F

Mb2 =

Zl

(f + F;)

{)F

-

OMb2 ZI,

oF

Z2

3'

{)Mb3 {)F

Z3

-3'

V,z, FI Z,-~

ö N

F"

F 3+3

Z2

Die für 24.24 benötigten part.iellen Ableitungen lauten:

{)Mbl _ _

2 301

F;J

EI

Weil am Punkt C kcinc Kraft wirkt, nach dcr partiell abgeleitet werden kann, wird dort eine (später wieder Null zu setzende) Hilfskraft FH eingefiihrt Die Skizze rechts zeigt die Lagerreaktionen und die Koordinaten, auf die sich die Biegemomentenverläufe beziehen:

Mbl =

F 3

{)Mbl _ 0

Z2

{)FH

3'

-

TZ 2

.;,.

430

24 Fonnänderungsenergie

Die Hilfskraft 1"11 hat damit ihre Schuldigkeit getan, sie kann fLir die Berechnung der Verschiebungen Null gesetzt werden. Die konstante Biegesteifigkeit EI wird vor die Integrale gezogen:

Vp

2Fa 3

I = EI

I Vc = EI [

3 EI

J "3 2a I"

:3

J -"3 a

z? Z2

dZ2

Z2=0

+

I"

3

2Fa 3 9 EI

]

2Z3

Z3

dZ3

2:3=0

':> Dass bei dieser Aufgabe in Anlehnung an die Definitionen der Schnittgrößen in der Statik zum Teil mit negativen Biegemomemen gerechnet wurde, ist nicht erforderlich, im Gegenteil: Weil Mb (wie auch die anderen Schnittgrößen) in der Forn!el für die Formänderungsenergie quadriert wird (bzw. mit der eigenen paltiellen Ableitung multipliziert wird), sind für die WaW der Koordinaten und der positiven Richtungen alle Freiheiten gegeben.

Arbeiten mit Einheitslasten 2 Betrachtet wird wieder der Biegeträger mit zwei Einzelkräften (Abbildung 24.10). für den im Abschnitt 24.3 die Beziehung fLir die Arbeit der äußeren Kräfte 24.20 unter der Annahme hergeleitet wurde, dass diese nacheinander aufgebracht wurden (erst 1"" dann 1"2): I I Wo = 2 v" 1", + 2V22 1"2 + V'2 1", (24.25)

Abbildung 24.10: Kräfte werden nacheinander aufgebracht

Diese Arbeit der äußeren Kräfte kann nach dem Arbeitssatz mit der Formänderungsenergie des verformten Trägers gleichgesetzt werden. Wenn nur die Biegeanteile berücksichtigt werden, kann dies in der Form I

I

w;, = 2v " 1", +2V22F2+V\2F,

= W; =

I

2

JM~

EI dz=

I

I

2

J

(Mb
EI

®? dz

I

aufgeschrieben werden. Darin soll Mb
JM~

J

J

I

I

I

--dz+-I EI 2

Mb I --dz+EI 2

2Mb
EI

Der erste Summand auf der linken Seite ist die Arbeit der äußeren Kraft 1"" wenn ansschließlich diese wirken würde, der erste Summand auf der rechten Seite genau die dann entstehende Formänderungsenergie. Beide sind nach dem Arbeitssatz gleich groß. Die gleiche Aussage gilt für 2Die Bezeichnung für die beschriebene S[rategie wird unterschiedlich gehandhabt: Je nach Herlcirung findet man Prillzip der virtuellen Kräfte ebenso wie Arbeitssatz oder auch Mohrsclles Verfahren (nach O. Mohr. der in der Fußnote

auf Seite 391 erwähnt wird). Das Verfahren wird (wie das Verfahren nach Technik behandelt, den Arbeirssalz anzuwenden.

CASTIGLJANO)

hjcr als eine spezielle

431

24.4 Verfahren auf der Basis der Formänderungsenergie

die zweiten Summanden, so dass sich diese vier Anteile aus der Beziehung herausheben, und es verbleibt: M/ßJ MIfiJ VI2F, =

I

.

EI

dz

I

Ein kleiner Trick führt zu ciner weiteren Vereinfachwlg und einer wichtigen Aussage: Die Kraft F, wird durch eine Einheitslast "I" (dimensionslos) ersetzt, so dass auf der linken Seite nur V,2 verbleibt. Dann musS auch MII» durch das Biegemoment ersetzt werden, das durch diese Einbeitslast erzcugt wird. Dieses wird mit Mb bezeichnet: "12 =

dz j .MbMb'lJ EI I

Die Verschiebung "12 ist dic "Verschiebung des Punktes I infolgc einer Kraft am Punkt 2", also die Versclliebung an der Stelle der Einheitslast infolge der übrigen Belastung. Es ist klar, dass dicse Aussagc auch gilt, wenn dic "übrigc" Bclastung nicht nur aus diescr cinen Kraft bestchcn würde. Deshalb wird auf der linken Seite nur "I geschrieben, wenn auf der rechlen Seite MIfiJ durch das Biegemoment Mb infolge aller Lasten (außer der Einheitslast) ersetzt wird: Bei ausschließlicher Berücksichtigung von Biegeanteilen kann die Verschiebung Stcllc I berechnct wcrdcn nach MbMb "I = ------eJ dz j

"1

an emer (24.26)

/

Darin ist Mb dcr Biegcmomcntcnverlauf infolge dcr (Original-)Bclastung des Systcms, Mb der Biegemomentenverlauf infolge ausschließlicher Belastung durch eine (dimensionslose) Einheitslast "I" an der Stelle I in Richtung der zu berechnenden Verschiebung. Q

Wie beim Satz von Castigliano ist eine Modifikation von 24.26 zur Berechnung eines Verdrehwinkels möglich: Anstellc ciner Einheitskraft wird an der imeressierendcn Stellc cin (dimensionsloses) Einheitsmoment aufgebracht, mit dem der Biegemomentenverlauf Mb zu berechnen ist.

Q Auch 24.26 kann sinngemäß erweiten werden, so dass Formänderungsenergien infolge an-

derer Scbnittgrößen berücksichtigt werden. Weil allerdings eine so elegante allgemeingültige Formulierung wie für den Satz von Castigliano mit 24.23 hier nicht möglich ist, wird nachfolgend die Erweiterung von 24.26 auf alle inneren Kräfte angegeben, für die mit den Formeln 24.11 bis 24.17 die Formänderungsenergien beschrieben werden (man erkennt leicht, dass sich alle Anteile mit der gleichen Überlegung herleiten lassen, die hier für den Biegeanteil demonstriert wurde):

,,_jFNFNd EA

1-

/

z+

jMbMb d jMIM ld jf(FQFQd EI z+ GI, z+ S GA z+ I

/

~ Fc;Fci ~ MciMci ~ FsiFsil; f...,-'-'+f..., , '+f..., .. i C i CT,i i EA;

/

(24.27)

Die mit I symbolisch angedeuteten Integrationsgrenzen bedeuten auch hier "über alle Trägerbereiche", das i bei dcn Summenzeichcn bedeutet "übcr alle Federn bzw. Stäbe".

432

24 Fonnänderungsenergie

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 Für den skIZzIerten Träger sollen die Absenkung VF des Kraftangriffspunktes und die Horizontalverschiebung Vc des Punktes C berechnet werden (Aufgabe ist identisch mit Beispiel 2).

Gegeben:

IF zJ

F "3 i I I I I

EI = konstant, F, a.

Die mittlere Skizze zeigt die Lagerreaktionen und die Koordinaten, auf die sich die Biegemomentenverläufe für das Originalsystem beziehen:

F

-

2

3

z1

..{'

-3

a

F~

2

3

Z,---1

I

I 3

z,

F

M b3 =

-"3 Z3

Die FLir die Verschiebung des Kraftangriffspunkles erforderlichen M b- Verläufe infolge einer Einheitslast an dieser Stelle sehen genauso aus (allerdings eine I anstelle F). Die Mb-Verläufe Hir die Berechnung der Verschiebung des Punktes C ergeben sich aus der rechten Skizze: _ _ I _ 2 Mbl=Ü Mb2='jZ2 Mb3='jZ3 Damit können die gesuchten Verschiebungen nach 24.26 aufgeschrieben werden. Die konstante Biegesteifigkeit EI wird vor die Integrale gezogen: 2 Fa 3 3 EI

c:> Man erhält (selbstverständlich) die gleichen Ergebnisse wie bei der Berechnung nach dem Satz von Castigliano. Aber auch die Integrale, die zu den Ergebnissen fUhren, sind identisch. Auch wenn sich die beiden Strategien in der Begründung deutlich unterschieden, sieht man doch die enge Verwandtschaft der bcidcn Verfahrcn, dic sich schon in den FOnllCln 24.24 und 24.26 zeigte: Die partielle Ableitung des Biegemoments nach einer Belastungsgröße, die in den Schnittgrößen immer nur als linearer Faktor auftaucht, macht diese zur "Einheitslast I", mit der das Biegemoment Mb erzeugt wird.

c:> Der Hinweis für die Anwendung des Arbeitssatzes und des Satzes von Castigliano, dass die Wahl der Koordinaten und die damit verbundene Festlegung positiver Schnittgrößen bedeulllngsJos ist, weil letztere in den Formeln der Formänderungsenergie quadratisch auftreten, gilt mit einer kleinen Einschränkung auch für das Arbeiten mit Einheitslasten: Die Festlegung kann FLir jeden Integrationsbereich beliebig erfolgen, muss jedoch für das Aufschreiben der Schnlttgrößen für die Originalbelasmng wld der Schnlttgrößen fllr die EinJleitslast gleich sein.

433

24.4 Verfahren auf der Basis der Formänderungsenergie

Die beiden sich aus dem Arbeitssatz ableitenden Strategien zur Berechnung von Verformungen (Satz von Castigliano und das Arbeiten mit Einheitslasten) sind nicht nur verwandt, sondern beinahe identisch. Persönliche Präferenzen mögen entscheiden, ob man lieber die Schnittgrößen einmal berechnet und dann formal partielle Ableitungen bildet oder ob man zwei Schnittgrößenverläufe (aus Originalbelastung und aus Einheitsbelastung) ermittelt. Die Verfahren können deshalb einheitlich bewertet werden: • Die Verfahren sind für dic Bcrechnnng von Verformungen an einzelncn spezicllen Punkten außerordentlich effizient. Der Anwender kann frei entscheiden, welche Einftlisse berücksichtigt werden sollen (z. B.: Biegung mit oder ohne Erfassung der Querkraftanteile odcr spezicll bei Rahmcn Bcrücksichtigung oder Vcrnachlässigung dcr Normalkraft). • Der (vermeintliche) Nachteil (z. B. im Vergleich mit der Verformungsberechnung nuttels Differenzialgleichung der Biegelinie), dass man die Verformung nur an speziellen Punkten erhält. ist (wegen der damit verbundenen Beschränkung des Aufwands) häufig als Vorteil zu sehen, wenn (wie für die Behandlung statisch unbestimmter Probleme) ohnehin nur diese Ergebnisse gefragt sind. • Die für die Berechnung zu lösenden bestimmten Integrale enthalten (bei zunlindest stückweisc konstantcr Bicgcstcifigkcit) nur Funktionen, die problemlos sogar per "Handrcchnung" zu behandeln sind. • Die Universalität der Anwendbarkeit drückt sich besonders in der eleganten Formulierung des Satzes von Castigliano 24.23 aus. Diese Fornleln gelten auch flir linear-eLastische Bauteile, die hier nicht behandelt werden (Platten, Schalen, ... ). Aber natürlich ist auch eine Erweiterung von 24.27 möglich. Aus den genannten Grlinden wurden in der Vcrgangcnheit die etwas aufwendigeren strukturmechanischen Probleme (Fachwerke, statisch unbestimmte Durchlaufträger, biegesteife Rahmen, Bauteile mit gemischter Belastung, ...) vornehmlich mit diesen Verfahren gelöst. Das ist (zumindcst in der technischen Praxis) vorbei. Wenn ein Computerprogramm verfügbar ist, das für beliebig komplizierte Strukturen alle hier beschriebenen Einflüsse exakt erfasst. dann kann die Handrechnung natürlich nicht konkurrieren. Solche Programme sind verfügbar. Das heißt nicht, dass die Verfahren damit überflüssig sind. Für spezielle Probleme ist ihre Anwendung immer noch sinnvoll, deshalb werden in den beiden folgenden Abschnitten auch noch einige Beispiele behandelt. Außerordentlich nützlich können die Verfahren auch zur Verifizierung von Ergebnissen der Computerrechnung sein. Aber: Das Trainieren der Handrechnung mit speziellen Hilfsmitteln (Rechenschemata, Algorithmenblättern) ist nicht mehr zeitgemäß. Und auch die früher sehr bclicbten "Koppeltafeln" zur Auswertung der Integrale haben ausgedient, denn für die Probleme, flir die die Verfahren heute noch angewcndet werden, helfen sie meistens ohnehin nicht. und Integrale sind ja selbst für Taschenrechner kein Problem mehr.

_"'_1""'".:0· 's:J'

:-;. ;....

1·

Abbildung 24.11: .,Koppeltafein" haben ausgedient

434

24 Fonnänderungsenergie

24.5 Statisch bestimmte Probleme Bei der Berechnung statisch bestimmter Probleme sollten folgende Hinweise beachtet werden:

0::> Beim Verfahren von Castigliano ist konsequent auf alle Abhängigkeiten von der Belastungsgröße, nach der abgeleitet wird. zu achten. Insbesondere sollten die Lagerreaktionen, die natürlich auch von der Belastuogsgröße abhängen, (bei statisch bestimmten Systemen) vor der Bildung der partiellen Ableitung ersetzt werden. Für statisch unbestimmte Systeme kann diese Aussage etwas abgeschwächt werden (vgl. folgenden Abschnitt). oe;> Die Bezeichnung der Belastungsgröße. nach der beim Verfahren von Castigliano abgelei-

tet wird, muss eindeutig sein. Wenn z. B. in der AufgabensteIlung mehrere Kräfte mit F bezeichnet sind, ist die Kraft, an deren Angriffspunkt eine Verformung berechnet werden soll, (vor dem Ermitteln von Lagerreaktionen, Schnittgrößen, ...) umzubenennen. Dies darf nach der partiellen Ableitung und damit vor der Integration rückgängig gemacht werden. Bei Nichtbeachtung dieses Hinweises ist das Ergebnis die Summe aller Verformungen unter den Belastungen mit gleichen Bezeichnungen, was im Ausnahmefall allerdings sogar sinnvoll sein kann. Die Beachtung dieses Hinweises kann auch beim Arbeiten mit Einbe.itslasten den Aufwand für das Aufschreiben der unterschiedlichen Schningrößenverläufe verringern.

I

Beispiel 1: I_....;_ _.... EIIl III der HOflzontalebene zweIfach abgewlllkelter Träger mit Kreisquerschnitt (Dw'chmesser cl) ist in allen drei Abschnitten aus gleichem Material mit dem Elastizitätsmodul E und dem Gleitmodul C gefertigt. Gegeben:

F, E, C, a. b, c, cl.

Unter Vernachlässigung des Querkrafteinftusses sollen folgende Verformungsgrößen bestimmt werden: a) Vertikalverschiebung VF des Kraftangriffspunktes am freien Trägerende, b) VerdrehwinkeJ qJFz um die zl-Achse am freien Trägerende.

Folgende Lösungsschritte werden empfohlen: • Fiir das Verfahren von Castigliano wird ein Hilfsmoment MHz zur Bestimmullg des gesuchten Verdrehwinkels eingeflihrt, und die Kraft am freien Trägerende wird in FI umbenannt, um Eindeutigkeit flir die partielle Ableitung zu bekommen (Abbildung 24.12).

~ Flz;~* v~~k/1z~ z3.;rX t

,

,

3

Y2

Y3

M ',-Hz

,

'"'-

Y\

Abbildung 24.12: System für das Arbeiten nach CastigUano

• Bereitstellen der Schnittgrößen (Biegung um die horizontale Achse und Torsion in aJ len drei Abschnitten), beim Verfahren nach Castigliano fur das System der Abbildung 24.12, rur das Arbeiten mit Einheitslasten rur die drei Systeme entsprechend Abbildung 24.13 • Beim Ved'ahren nach Castigliano werden die partiellen Ableitungen der Schnittgrößen nach F\ und MHz gebildet, beim Arbeiten mit Einheitslasten sind die entsprechenden FlLllktionen als Mb; bzw. M,; nach Abbildung 24.13 gegeben.

24.5 Statisch bestimmte Probleme

435

Abbildung 24.13: Systeme für das Arbeiten mit EinheitslasteIl

• Berechnen der Verformungen nach 24.23 unter Ausnutzung von 24.24 (Castigliano) bzw. 24.27 (Arbeiten mit Einheitslasten), wobei die Integration jeweils über alle drei Bereiche zu erstrecken ist. Die Rechnung ist flir beide Verfahren identisch. Um dies zu demonstrieren, wird die Formel für VF nach der Vorschrift von Castigliano aufgeschrieben, die Formel flir ([IFz nach der Vorschrift des Einheitslastverfahrens. Die nachfolgende Tabelle enthält die Schnittgrößenverläufe Mb; und M,; flir die drei Abschnitte und die für die Verfonnungsberechnungen nach Castigliano benötigten partiellen Ableitungen nach F I und MHz, die mit den Mb; bzw. M,; (für das Einheitslastverfahren) identisch sind (die in Klammem bocbgestellten Indizes bei Mb; bzw. M,; deuten an, ob diese Schnittgrößen flir die Berechnung von VF oder ([IFz vorgesehen sind). i

Mb;

dMb; oFI

I

-FtZt

-ZI

0

2 3

-Z2

-I

-FI (c + Z3) - FZ3

-FI~2

-Milz

F I = F , Milz = 0

Mb;

Mt;

-('1',.,)

Mo;

oFI

0

-Milz Ftc

0

-(C+Z3) -(li,.,)

dM,;

dMb; dMHz

-Flb-Mflz

FI

= F . Milz

= 0

dM'i dMHz -I

0

c -b

-I

M("F)

-('1',',)

11

Vor der Integration dürfen F I = F und MHz = 0 gesetzt werden. Man errechnet:

Mli

436

24 Fonnänderungsenergie

I

Beispiel 2: I_ _ _.....I Fur die skIZZierte B,egefeder mit etnem Rechteckquerschnitt konstanter Höhe ( bei linear veränderlicher Breite soll die Absenkung des Kraftangriffspunktes berechnet werden. (, bo, bl , I, F, E.

Gegeben:

KA

-///

~

o

Z

.0, C::=========J~ 1I2 l/2 j.ol 1 [

Mit dem Biegemomemenverlauf für die linke Symmetriehälfte (bezüglich der skizzierten Koordinate z) und seiner partiellen Ableitung nach F bzw. dem Mb infolge einer Einheitslast in Trägermitte

und dem ebenfalls mit

z veränderlichen Flächenträgheitsmomem (3 b(z) I(z) = ~12- =

(3

12

[

Z]

bo+2(b l -bol 7

kann die Formänderungsenergie für eine Hälfte des Trägers aufgeschrieben werden. Für den gesamten Träger gilt dann der doppelte Wert, so dass sich entsprechend 24.24 bzw. 24.27 die Verschiebung VF des Kraftangriffspunktes aus dem folgendcn Integral berechnet:

~

v = 2

F

~

J EI(z)

J EI(z)

Mb(Z) ()Mb(Z) d = 2 ()F Z

z=o

Mb(Z) M ( ) d bZ Z

Z=O

' J % [bo+2(b,-boJil I

=2

,=0

IFz

_l

'2

6FIJ' I

I - z dz

2

Z2

= - -3 dz Et ,=0 Ibo+2(b, -bolz

Die verändcrliche Biegesteifigkeit führt auf ein lntegral, dessen Lösung elwas mehr Mühe bereitet. In diesem Fall findet man die Lösung recht problemlos: VF =

3F 13 2 8Et3bo(ß _1)3 (ß -4ß +3+2Inß)

. ß =b,-

mit

bo

L-:> Die Lösung gilt für jedes sinnvolle Breitenverhältnis ß. Typisch für solche Probleme mit veränderlichem Querschnitt ist jedoch, dass bei ß = I (Träger konstanter Breite) gerade für

den einfachsten Spezialfall, mit dem man die Lösung gem kontrollieren würde, die Formel versagt. Eine Grenzwertbetrachtung entsprechend

durchgeführt nach der aus der Mathematik bekannten Regel von OE L' HOSPITAL, liefert im dritten Versuch das Ergebnis, das als Fall a* im Abschnitt 17.4 angegeben ist: F

vr(ß

t3

= I) = 4Et3bo

F 13

48Elo

bO,3

mit

10

= 12

437

24.6 SLatisch unbeslimmLe Probleme

24.6 Statisch unbestimmte Probleme Systeme sind statisch unbestimmt gelagert, wenn man allein mit den GJeichgewichtsbedingungen die Lagerreaktionen (und damit die Schnittgrößen) nicht berechnen kann. In den Kapiteln 14 bis 21 wurde gezeigt, wie mit Verformungsbetrachtungen auch solche Probleme gelöst werden können (zusätzliche Lager gestatten immer zusätzliche Verformungsaussagen). Da mit den Verfanren auf der Basis der Formänderungsenergie die Verformungen an einzelnen Punkten sehr effektiv berechnet werden können, eignen sich diese Verfahren in besonderem Maße für die Berechnung statisch unbestimmter Systeme. Das nachfolgende Beispiel demonstriert das typische Vorgehen im einfachsten Fall: Das "überzählige" Lager B wird durch eine Kraft (Lagerlaaft FB) ersetzt. Dann kann man die Verschiebung des Kraftangriffspunktes VB berecnnen. Da aber an dieser Stelle gerade keine Verschiebung auftreten kann, liefert die Bedingung VB = 0 eine Bestimmungsgleichung tür die gesuchte Lagerkraft.

I

Beispiel J .. I_....;_ _.... Für das skIZZIerte System mit konstanter BIegesteifigkeit sollen die Lagerreaktionen bei A und 8 sowie die Horizontalverschiebung VH und die Vertikalversehiebung VF des Kraftangriffspunktes ermittelt werden (Normallkraft- und Querkraftanteile dürfen vernachlässigt werden). Gegeben:

EI = konstant, F, a.

Das System ist einfach statisch unbestimmt. Als "Statisch Unbestimmte" wird die Lagerkraft F8 gewählt. Dann dürfen die übrigen Lagerreaktionen in den Biegcmomcnrenverläufen nicht vorkommen.

Da auch die Horizontalverschiebung des Kraftangriffspunktes gesucht ist, wird dort die Hilfskraft FH angebracht3 Die Verschiebungen in Richtung der Kräfte F, FH und F8 werden dann mit Hilfe der partiellen Ableitungen der Formänderungsenergie des Gesamtsystems nach diesen Kräften (Verfahren von Castigliano) berechnet, wobei die Verschiebung am Lager B verhindert ist, so dass diese "Verschiebungsgleichung" zur Bestimmungsgleichung für die Lagerkraft wird. Die Tabelle enthält die Biegemomentenverläufe (bezogen auf die nebenstehend skizzierten Koordinaten) und die benötigten partiellen Ableitungen: i

Mbi

JMbi JFB

JMbi JF

I

FZ 1 FBZ2 FB(2a + Z3) + FHz3 - Fa

0 Z2 2a+Z3

Z,

2 3

0 -a

JMbi JFH 0 0 Z3

310 den Abschnüten 24.4 und 24.5 wurde gezeigt dass das Verfahren von Castigliano und das Eioheilslaslverfahren hinsichtlich StraIegie und Aufwand identisch sind. Deshalb wird in diesem und den folgenden Beispielen nur noch ein Verfahren (Casligliano) demonstriert. Wer lieber zusätz.liche Schningrößenvertäufe (in folge von Einheitslasten) formuliert als partielle Ableiwngen bildet. solltc das Ei,nheitslastverfalu·cn verwenden. Schon die Tabelle. in der dje Schningrößen und ihre partiellen AbleilUngen ZU!'l3mmenge!)teltt werden. bt rur beide Verfahren idenljsch.

438

24 Fonnänderungsenergie

Die Hilfskraft FII darf wieder Null gesetzt werden, und die Lagerkraft 1;8 wird berechnet:

vn=~W;=~{ J2"FnZ~dZ2+ [" aFn EI. ::2=0

[Fn(2a+Z 3 )-Fa](2a+Z3 )dZ3 } =0

=}

Fn=~F. 18

<;3=0

Entsprechend berechnen sich die gesuchten Verschiebungen: VF

=

~~ ;1 =

()W;

VII = -

= ()F/i EI

LL Fz~ \L dZI

J"

[Fn(2a+ z 3) - Fa]( -al dZ3 } =

~~ ~:

3

7 Fa [Fn(2a+Z3) -Fa] <3 dZ3 = - - . 54 EI

<=3=0

Das Minuszeichen im Ergebnis für VII deutet an, dass sich der Punkt entgegen der willkürlichen Annahme des Richtungssülns für die Hilfskraft FII nach links verschiebt. Die noch fehlcnden Lagcrreaktionen bci A wcrdcn aus Gleichgcwichtsbedingungen ermittelt:

5

FAH=-FB=--F 18

FAV=F

J

M A =Fa- Fn 3a =-Fa 6

oe:> Dem Leser, der dieses Beispiel aufmerksam durchgearbeitet hat, wird aufgefallen sein, dass für die Verschiebungsberechnung z. B. die Ableitungen der Momentenverläufe nach F ge-

bildet wurden, ohne die Abhängigkeit der darin noch vorkommenden Lagerreaktion Fn von F zu berücksicht.igen. Dics ist erlaubt, obwohl bei dicsen Abhängigkeitcn W; = J(F, FB(F» = J'(F)

die Ableitung nach F eigentlich entsprechend dJ*

()J

()J dFn

=()F -+ -dF ()F dF

B berechnet werden müsste. Weil der erste Faktor des zweiten Anteils (Ableitung nach der "Statisch Unbestimmten") Null wird, gilt aber:

Die beim Verfahren von Castigliano benötigten Ableitungen der Schnittgrößenverläufe nach Belastungsgrößen (dazu zählen auch die Hilfskräfte bzw. -momente) dürfen bei statiscb unbestimmten Aufgaben gebildet werden, ohnc die Abhängigkeit der "Statisch Unbestimmten" von den Belastungsgrößen zu berücksichtigen. Diese Aussage gilt nur für die gewählten .,Statisch Unbestimmten" (ihre Anzahl muss dem Grad der statischen Unbestimmtheit entsprechen). nicht z. ß. für die übrigen Lagerreaktionen. die vorab aus den Schnittgrößenverläufen (wie bei statisch bestimmten Problemen) eliminiert wcrden sollten. Im folgenden Beispiel wird eine Aussage genutzt, die im Abschnitt 24.5 den Anlass zu der Emp-

fehlung gab, Bclastungsgrößen, nach denen für eine Verformungsberechnung partiell abgeleitet werden soll, eindeutig zu bezeichnen, denn .,wenn die Formänderungsenergie nach einer Be-

lastullgsgröße abgeleitet wird, die mehrfach im System vorkommt, erhält man die SUlllme aller Verformungen der Angriffspunkte". Für einen Spezialfall ist dies sinnvoll:

439

24.6 SLatisch unbeslimmLe Probleme

Ein System sei (unter anderem) durch zwei gleich große, auf gleicher Wirkungslinie liegende, aber entgegengesetzt gerichtete Kräfte F belastet. Dann liefert die partielle Ableitung der Formänderungsenergie nach F die relative Verschiebung der beiden Kraftangriffspunkte (Verringerung bzw. Vergrößerung ihres Abstandes).

I

Beispiel 2: I_ _ _ _.... Für den SkIzzIerten Rahmen, der 10 allen Tellcn die gleiche Biegesteifigkeit hat, soll die relative Verschiebung der bei den Kraftangriffspunkte berechnet werden (Normalkraft- und Querkrafteinftüsse sind zu vernachlässigen). Gegeben:

3a I

j

c:l

F

I

F

c:l

I

j

c:l

EI = konstant, F, a.

c:l

N

Das System ist einfach statisch unbestimmt, als "Statisch Unbestimmte" wird die Horizontalkomponcmc FAH der Lagerkraft bei A gewählt. Dann dürfen die anderen Lagerkräfte in den Momentenverläufen nicht vorkommen.

I

B A

Da es beim Aufschreiben der MvVerläufe bequemer ist, zunächst auch FAV und FBH einfließen zu lassen, werden diese über zwei Gleichgewichlsbedingungen am Gesamtsystem durcb FAH ersetzt. Horizontales Kraft-Gleichgewicht und Momenten-Gleichgewicht um den Punkt B liefern: I

FBH = FAH

FAV = ;;/AH

Diese Beziehungen wären nicht so einfach, wenn man die Kräfte (ftir die Verschiebungsberechnung eines Kraftangriffspunktes) unterschiedlich bezeichnet bätte, weil sic dann aus den Gleichgewichtsbedingungen nicht mehr herausgefallen wären. Die folgende Tabelle emhält die Momentenverläufe ftir die fünf Bereiche, die nur noch Fund die "Statisch Unbestimmte" FAH enthalten.

Mbi

i

JM bi JFA/i

JMhi JF

ZI

2

FM/ZI FMI(2a+zz)+ Fzz

2a+Z2

0 Zz

3

FAH 3a+ F a ~ iFAH Z3

3a-h

a

4

FAH (a + 4) + F 4 FAHZ S

a+4

4

Zs

0

I

5

_2 3 2 2•

F

F 25,

F'"H

124

FaH

I-

Fav

,2,

IFAV

Es wird zunächst die Lagerkraft berechnet, anschließend die gesuchte relative Verschiebung: =;.

-

I

EI

~

JI;

i... H

::,-=0

I·

V_

JMhi Mhi --dZi = 0 JFAH

3 - JWi _ ,.!.., ~ J' M . JMbi d . _ 57 Fa JF - EI i... h, JF z, - 92 EI

f."/ -

1=I::i=O

=;.

29 92

FAll = - - F

440

24 Fonnänderungsenergie

oe:> Die wesentlich mühsamere Berechnung der beiden Verschiebungen der Kraftangriffspunkte liefert 259 Fa3 22 Fa 3 VF.U"h = 276 B VF.ree"'s = - 69 B wobei das Minuszeichen bei VF"'cc!lIs anzeigt, dass die Verschiebung entgegen dem Richtungssinn der rechten Kraft F erfolgt (bcide Kraftangriffspunkte verschieben sich also nach rechts). Der errechnete Wert VF.rel ist die Summe dieser bei den Verschiebungen (und damit die Verkürzung des Abstands der beiden Kraftangriffspunkte).

':> Die Wahl von FAll als "Statisch Unbestimmte" im Beispiel 2 war willkürlich. In diesem PaU hätte auch jede andere Lagen'caktion gewählt wcrden dürfen, wciJ kcine von iJ1I1en aus statischen Gleichgewichtsbedingungen allein zu berechnen ist. Genau diese Voraussetzung muss allerdings erfüllt sein: Als "Statisch Unbestimmte" dürfen nur Kräfte oder Momente gewählt werden, die nicht allein aus statischen Gleichgewichtsbedingungen zu berechnen sind.

F

Das nebenstehend skizzierte Beispiel zeigt die LagelTeaktionen eines einfach statisch unbestimmt gelagerten Rahmens (zwei Pestlager auf gleicher Höhe). FAV und FBV lassen sich aus dem Momenten-Gleichgewicht direkt berechnen. Als "Statisch Unbestimmte" müssen FAN oder F BH gewähJt werden.

Innerlich statisch unbestimmte Systeme Die im Beispiel 2 genutzte Möglichkeit, die relative Verschiebung zweier Punkte zu berechnen, gestattet auch recht anschaulich die Behandlung so genannter innerlich statisch unbestimmter

Systeme. Der in Abbildung 24.14 skizzierte Rahmen ist äußerlich statisch bestimmt gelagert, die Lagcrrcaktioncn bei A und 8 sind aus statischen Gleichgewichtsbedingungen zu berechnen, ebenso die Schnittgrößen in den Stielen A-C und 8-0. Die Schnittgrößenberechnung im geschlossenen Teil des Rahmens (z. B. in einem Schnitt bei dcm belicbig gcwählten Punkt P) ist mit den Hilfsmitteln der Statik allein nicht möglich. Erst durch zwei Schnitte (z. B. bei P und im oberen Querriegel bei Q) würden zwci Teilsysteme entstehen, an denen dann abcr insgcsamt sechs Schnittgrößen anzutragen wären, für die nur drei Gleichgewichtsbedingungen zur Verfügung stehen: Der geschlossene Rahmen ist innerlich dreifach statisch unbestimmt.

Q

rr======;l-

~Ic==p==:::::;DI

F

B

t

A

Abbildung 24.14: Innerlich statisch unbestimmtes System

Die Abbildung 24.15 zeigt den Rahmen, der bei P geschnitten wurde. mit den an beiden Schnittufern angetragcnen Schlüttgrößen (um diese einzeichnen zu können, wurden die Schniltufer, dic am gleichen geometrischcn Punkt liegcn, auseinandcrgezogen).

441

24.6 Statisch unbestimmte Probleme

Wären FNP, FQP und Mp bekannt, könnten alle Schnittgrößenverläufe und damit auch beliebige Verformungsgrößen berechnet werden, natürlich z. B. auch die relative Verschiebung der Kraftangriffspunkte der beiden Kräfte FNP . Da diese aber Null sein muss (der verformte Rahmen würde sonst am Punkt P klaffen), steht mit der Verformungsbedingung eine Bestimmungsgleichung für FNP zur Verfügung. Eine entsprechende Überlegung für FQP und Mp führt zu zwei weiteren Gleichungen:

dW - - ' =0 dFNP

dW - - ' =0 dFQP

Li~4~ F"p JiQp Fa;!

F

j /'ßv

jfA Abbildung 24.15: Ein geschlos-

dW; =0 dMp

sener Rahmen ist dreifach statisch unbestimml

Dies sind die drei Bestimmungsgleichungen für die drei "Statisch Unbestimmten". Es sind innere Kräfte bzw. Momente, die dafür (unter der Voraussetzung, nicht allein durch statisches Gleichgewicht berechenbar zu sein) genauso gewählt werden dürfen wie Lagerreaktionen und aus Gleichungen berechnet werden, wie sie auch fiir die Bestimmung statisch unbestimmter Lagerreaktionen aufgestellt wurden. Man darf sich vom Zwang zur Anschaulichkeit ("verhinderte Verschiebung") lösen und ganz allgemein formulieren: Die partielle Ableitung der gesamten Formänderungsenergie, die in einem linearelastischen System gespeichert ist, nach einer "Statisch Unbestimmten" F Stal. Unh. wird immer Null:

dW;

=0

(24.28)

i) rStar . U"b.

I

Beispiel 3:

I

Für das skizzierte Fachwerk sind die Stabkräfte zu ermitteln. Alle Stäbe haben den gleichen Querschnitt und sind aus dem gleichen Material gefertigt.

Gegeben:

3

F, a.

Wenn die Stäbe I und 3 jeweils als einwertige Lager angesehen werden, verbleiben 6 Stabkräfte und 4 Lagerreaktionen (2 Komponenten am unteren Festlager und die beiden Stabkräfte in den Stäben I und 3) für insgesamt 8 Gleichgewichtsbedingungen an 4 Knoten. Das Fachwerk ist zweifach statisch unbestimmt. Es ist sowohl äußerlich (4 Lagerreaktionen) als auch innerlich statisch unbestimmt (selbst bei bekannten Lagerreaktionen könnten die Stabkräfte nicht aus Gleichgewichtsbedingungen allein berechnet werden).

<:l N

a

a

a

Abbildung 24.16: Fachwerk, innerlich und äußerlich statisch un· bestimmt.

Es werden (willkürlich) die Stabkräfte FS 1 und Fss als "Statisch Unbestimmte" gewählt. Dabei ist es unerheblich, ob FS1 als Lagerkraft des Festlagers ("verhinderte Verschiebung") oder als Stabkraft aufgefasst wird, in jedem Fall muss 24.28 für beide Stabkräfte gelten. Darin ist W; die gesamte Formänderungsenergie in den 8 Stäben des Fachwerks, flir die Formel 24.17 gilt.

442

24 Fonnänderungsenergie

Mit den Stablängen '; errechnet sich W; aus der Summe der in allen Stäben gespeicberten Energien:

s 1'"2, '" Si i Wi = t..--i=1

2EA

Damit werden die beiden Bestimmungsgleichungen 24.28 rur FSI und Fss formuliert:

t

dWi = _1_ Fs; dFs i li = 0 dFsl EA i~1 dFsl

t

dWi = _1_ FSi dFsi li = 0 dFss EA i~1 dFss

Abbildung 24.17: Staliscb bestimmtes Fachwerk

Alle Stabkräftc müsscn (vor dcm Bilden der partiellen Ablcitungen) als Funktioncn der Kraft F und der beiden "Statisch Unbestimmten" FSI und Fss aufgeschricben werden. Dies gelingt an dem in Abbildung 24.17 skizzierten statisch bestimmten Fachwerk (Stäbe I und 8 wurden durch dic Stabkräftc crsetzt) nach den Verfahren des Abschnitts 6.4. Das Ergebnis sicht man in der dritten Spalte der nachfolgenden Tabelle. i

'i

FS i = J(F. FSI ,Fss)

dFsi dFsl

dFsi dFs s

FS i

I

a

FS I

I

0

-0,04301 F

2

2a

3Fs l + ~Fss

3

2

7iO

-0,17886F

3

a

-31'SI

-3

0

0,12903F

4

!1Oa

!1OFs l +Fss

!10

I

-0,21480F

5

V2a

-3V2

6

2a

-3V2Fs1 -lFss !5 -F - 6 FSI - --!L Fss

, -75

-6

-VfO

7

V2a

-3V2Fsl- l/5Fss

-3V2

- /5

8

!1Oa

Fss

0

I

VfO

6 )

0,28818F -0, 59245 F 0,28818F -0,07878F

Mit den partiellen Ableitungen liefert das Einsetzen in die Bestimlllungsgleichungen für FS I und Fss zwei lineare Gleichungcn, aus denen die beiden Unbekannten berechnet werden:

FSI = -0,04301 F

Fss = -0,07878 F

Mit Hilfe der Formeln in der Spalte 3 der oben angegebenen Tabelle lassen sich die übrigen Stabkrärte ermitteln. Die Ergebnisse sind in Spalte 6 der Tabelle zu finden. oe;> Am Ende dieses wichtigen Kapitels über die Formänderungsenergie sind zur richtigen Ein-

ordnung des behandelten Stoffs einige ergänzende Bemerkungen angebracht: Energiemelhoden sind die Basis fast aller modemen Berechnungsverfahren der Technischen Mechanik.

24.7 Aufgaben

443

Die auf der Grundlage der Finite-Elemente-Methode entwickelten Programmsysteme für komplizierte Bauteile (Flächentragwerke, dreidimensionale Strukturen, ... ), die dem Ingenieur heute zur Verfügung stehen, beziehen ihre theoretische Begründung fast ausschließlich aus EnergiemethOden. Da aber ein erfolgreiches Benutzen dieser Programme (anders als in vielen anderen Zweigen der LngenieuTwissenschaft) kaum ohne Kenntnisse über die ange-

wendeten Verfahren möglich ist, ist ein grundlegendes Verständnis für die Energiemethoden außerordentlich wichtig. Aber es gilt natürlich, was auf der Seite 433 formuliert wurde: Wenn ein Computerprogramm für eine Aufgabe zur Verfügung steht und (wie für die lineare Biegetheorie oder die Fachwerkberechnung) bedenkenlos angewendet werden darf (exakte Ergebnisse im Rahmen der verwendeten Theorie), kann ein ,.noch so elegantes Verfahren", wie es die in diesem Kapitel vorgestellten Verfahren zweifelsfrei sind, nicht konkurrieren. Die Autoren dieses Buches gestehen, sämtliche Aufgaben dieses Kapitels "vorsichtshalber" mit einem Finite-Elemente-Programm nachgerechnet zu haben (siehe z. B. Abbildung 24.18).

F$1

:I:l

-0.0430112

FS2 = -0.1788608 FS3=0.12903383 FS4 • -0.214797 FS5 • 0.2881805 FS6' -0.5924512 FS7·0.2861805 FS8' ·0.0787834

Abbildung 24.18: Beispiel 3...vorsicb.lshalber" nachgerechnet mit dem Angebot unter www.TM-interaktiv.de

24.7 Aufgaben I Aufgabe 24.1:

I

Gegeben: EI, I. F, M, q. Gesucht: Lagerkraft FB.

\, 1"II,I,I"q d) /I~==IF===J ...D..... _B -1_ l

I

Aufgabe 24.2: I_.;",; -" Für den skIZZIerten Träger smd alle Lagerreaktionen und die Verschiebung des Lagers B zu berechnen. Gegeben:

EI, I. q.

I

Aufgabe 24.3: I_ _ _ _ _.... Es smd d,e Absenkungen VI und "2 an den Punkten CD lind ~ und der Biegewinkel bei ~ zu berechnen. Gegeben:

EI, I, q.

'

L

EI

_L

B...D.....

444

24 Fonnänderungsenergie

I Aufgabe 24.4:

, b,

,

I

Für einen Kragträger mit konstanter Höhe und linear veränderlicher Breite ist die Absen1.'ung des Kraftangriffspunktes zu berechnen. Es ist zu zeigen, dass das Ergebnis ftir den Sonderfall b, = b2 (Träger mit konstantem Quersch'litt) die Formel enthält, die fUJ V max des Lastfalls e in dcr Zusammenstcllung des Abschnitts 17.4 angegeben ist.

Gegeben:

I

h

I, h, b, , b2, F, Elastizitätsmodul E .

Aufgabe 24.5:

I

d

Für das skizzierte (statisch unbestimmtc) Fachwerk sind sämtliche Stabkräfte zu berechnen. Die Dehnsteifigkeit EA ist für alle Stäbe gleich.

Gegeben:

F, a, EA. 2a

--a-- a --

I

Aufgabe 24.6: I_ _ _ _ _..... Für das System aus zwei Stäben und einer Feder berechne man:

[/2

2a

[/2

a) die Stabkräfte und die Federkraft, b) Hnrizontal- und

Vertikalverschiebungskomponenten des Kraftangri ffspun ktes.

Gegeben:

I

F, I, EA"

Aufgabe 24.7:

EA2=2EA"

EA,

c=4-1

I

Flir den skizzierten Halbrahmen mit der konstanten Biegesteifigkeil EI, dessen Punkte C und D durch eine Feder verbunden sind, berechne man

a) die Kraft Fe in der Feder, b) die relative Verschiebung griffspunkte.

VCD

der beiden Kraftan-

F

C

F

~..o-~I\I\

c d

,

EI

A.

EI EI B

2a

cl Man zeige, dass die berechneten Werte für Fe und VCD dem Federgesetz genügen, und versuche, die Grenzwerte von Fe und VCD fur y ---> 0 und y ---> 00 anschaulich zu deuten. Gegeben:

F, a. EI, Y=

ca 3

EI .

Weitere Aufgaben findet mall im Internet unter www.TM-aktueU.de.

I

I

25 Rotationssymmetrische Modelle Von den im Abschnitt 22.1 vorgestellten Modellen der Festigkeitsberechnung sind bisher ausschließlich die "eindimensionalen Modelle" behandelt worden. In diesem Kapitel werden mit ausgewählten rotationssymmetrischen Berechnungsmodellen einige (einfache, aber flir die Praxis wichtige) Probleme behandelt, die sich nicht eindimensional idealisieren lassen.

25.1 Rotationssymmetrische Scheiben Scheiben sind ebene Flächenrragwerke, die ausschließlich Belastungen aufnehmen, die in ihrer Mittelftäche liegen (vgl. Abschnitt 22.1). Betrachtet werden Kreis- und Kreisringscheiben, die rotationssymmetrisch belastet und gelagert sind. Fiir diesen besonders einfachen Fall kann der Spannungs- und Verformungszustand mit einer Koordinate beschrieben werden (Radius r), es ergibt sich jedoch ein ebener SpannungsZlIstand. Die Dicke 1 der Scheibe darf (mit r) veränderlich sein, Belastungen können am Außen- und lnncnrand cingeleitet werden, außerdem sind Volumenlasten (auf das Volumenelement bezogene verteilte Belastungen) zugelassen. Wegen der vorausgesetzten Rotationssymmetrie können dies praktisch nur die (nach außen gerichteten) Zentrifugalkräfte eincr roticrcndcn Schci be sci n. Die Abbildung 25.1 zeigt eine typische rotationssymmetrische Scheibe. In Abbildung 25.2 ist vergrößert das aus der Scheibe herausgeschnittene Element mit den Ahmessungen rl!.f(I (in Umfangsrichtung) und I:J.r (in radialer Richtung) zu sehen. Es ist durch Radialspannungen G" und Tangentialspannungen GI belastet (Tangentialspannnngen entstehen dadurch, dass sich die "einzclncn Ringc" der Schcibc bci radialer Bclastung aufweiten und dabei ihren Umfang verändern). Schubspannungen treten wegen der Rotationssymmetrie nicht auf. Eine mögliche Volumenlast f (Dimension: Kraft pro Volumen) ist durch die radial gerichteten Pfeile im Elementinneren angedeutet.

t(r)

/

Abbildung 25.1: Rotationssymmetrische Scheibe. auch Belastung und Lagerung sind rotationssymmetrisch

Tangentialspannung (Jt

r

I!.J~"0""; ...

'.//, I!.rp',"

r,' "

" , Volumcll" , last! Radialspannung (Jr

Abbildung 25.2: Belastungen. die am differenziell kleinen Element im Gleichgewicht sein müssen

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_25, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

25 Rotationssymmetrische Modelle

446

Die Spannungen werden durch Multiplikation mit den Schnittflächen und die Volumenlast durch Multiplikation mit dem (angenäherten) Elementvolumen zu Kräften, die am Element eine Gleichgewichtsgruppe bilden müssen:

Fr = (J, t !!.r

Fr = (Jr 1 r !Hf!

F = f1 r!!.
Nur für dic radial gerichtete Kraft ist von einem Schnittufer zum anderen ein Zuwachs !!.Fr zu beriicksichtigen (Rotationssymmetrie!), dieser allerdings repräsentiert sowobJ eine veränderliche Spannung (Jr als auch eine geänderte Schnittfläche (Abbildung 25.3). Das KräfteGleichgewicht in radialer Richtung liefert:

!!.Fr +F-2Fr

- !!.
Sill

2

Abbildung 25.3: Kräfte

=0

am differenziell kleinen

Element Einsetzen der oben angegebenen Ausdrücke für Fr, Fr und F und Division der Gleichung durch !!.

Der Grenzübergang !!.r

-+

0 und !!.

- !!.( ...) d( ... ) "m - - = - M_O!!.r dr

und

1,'", sin~ -_ I 6'1'-0

~

führt nach einigen elementaren Umformungen auf folgende Beziehung: r d

- - ((Jr r) t dr

+ (Jr - (J, + r f

= 0

Da das Kräfte-Gleichgewicht in Umfangsrichtung identisch erfüllt ist, kann dieser Gleichung mit den bei den unbekannten Spannungen keine weitere Gleichgewichtsbedingung hinzugefügt werden. Dies ist typisch für Flächentragwerke: Die Spannungsberechnung für Flächentragwerke ist (bis auf ganz wenige Ausnahmen) stets mit einer Verformungsbetrachtung gekoppelt Diese Aussage gilt (im Gegensatz z. B. zu Biegeträgern) unabhängig von der Lagerung: Flächenrragwerke sind" innerlich statisch ul1bestimmt" (vgl. die Erläuterung dieses Begriffs für Biegeträger auf Seite 440). Die Abbildung 25.4 zeigt (gestrichelt) das verformte Element: Der Öffnungswinkel !!.

_

(u+!!.u) -u

~r_O

ßr

Sr= 11m

du

=~

dr

Abbildung 25.4: Verformtes Element

Die Faser in Umfangsrichtung hat vor der Verformung die Länge r!!.

447

25.1 Rotationssymmelrische Scheiben

EI

=

(I'

+ LI )!HP - rtJ.q> rtJ.q>

LI

=-

r

Diese Beziehung wird nach LI = re, umgestellt und in die Formel für e, eingesetzt, so dass ein Zusammenhang zwischen den beiden Dehnungen entsteht:

e,

d

de,

= -dr (re,) = e, +rdr

Ersetzt man in dieser Beziehung die Dehnungen nach dem Hookesehen Gesetz

e, =

I

E(a, -

va, )

e, =

I

E (a, -

va,)

(25.1)

(vgl. FomJeln 22.9) durch die Spannungen, ergibt sieh eine zweite Gleichung fUr a, und a,. Die bei den Spannungen können also berechnet werden aus den beiden

Differenzialgleichungen für die Spannungen des rotationssymmetrischen ebenen Spannungszustandes: I' d - -(0-,1) + 0-, - 0-, = -rJ I dr (25.2)

~ I +v

Radialverschiebung:

<>

(da,dr _~v da,) +0-,-0-, =0 dr u = re, =

r

E (0-, -

v 0-,)

(25.3)

Die Gleichungen 25.2 sind zwei gewöhnliche lineare gekoppelte Differenzialgleichungen mit veränderlichen Koeffizienten. Ihre allgemeine Lösung enthält zwei Integrationskonstanten, die aus Randbedingungen bestimmt werden müssen. Weil dafür auch Aussagen über die RadialverSChiebung LI gemacht werden können. wurden die Differenzialgleichungen 25.2 um die Formel 25.3 ergänzt. Die Aussagen über die Spannung 0-, und/oder die Radialverschiebung LI mUssen am Innenund Außenrand der Kreisringscheibe formuliert werden (Aussagen über 0-, sind nicht möglich, weil diese Spannung an keiner freien Fläche liegen kann). Bei einer Vollscheibe, die keinen Innenrand hat, wird die fehlende zweite Randbedingung durch die Aussage ersetzt, dass der Verschiebungszustand keine Singularität aufweisen darf. die sich in diesem Fall fUr I' = 0 ergeben wUrdc, und nur vermieden werden kann, wenn eine lntegrationskonstante den Wert 0 annimmt (vgl. die Lösung rur die Scheibe konstanter Dicke 25.6 auf Seite 449, die nur für C2 = 0 sinnvolle Werte liefern kann).

<>

Die allgemeine Lösung von 25.2 kann nur für wenige spezielle Funktionen 1(1'), die die Veränderlichkeit der Scheibendicke bestimmen, berechnet werden (es gelingt z. B. für die recht wichtigen "hyperbolischcn Profilc" mit 1= ;'!c bci bclicbigem c und beliebigem Il). FUr alle denkbaren Funktionen I(r) bieten sich natUrlieh numerische Methoden als Lösungsverfahren an (z. B. das Differenzenverfahren, weil die Differenzialgleichungen linear sind). FUr Scheiben konstanter Dicke wird im folgenden Beispiel die geschlossene Lösung ermittelt.

448

25 Rotationssymmetrische Modelle

I

Beispiel J: I_"";_ _...1 Für eine mtt konstanter Winkeigeschwllldtgkett w umlaufende Kreisscheibe konstanter Dicke 10 sollen die allgemeine Lösung der Differenzialgleichungen 25.2 und die Radialverschiebung u(r) nach 25.3 bereitgestellt werden. Gegeben:

W, 10 = konstant, Dichte

p.

Die an einer rotierenden Masse auftretenden Fliehkräfte berechnen sich aus dem Produkt der Masse, ihrem Abstand vom Drehpunkt und dem Quadrat der Winkelgeschwindigkeit (vgl. Abschnitt 29.2). An dem Volumenelement dV der Scheibe mit der Masse dl1l = PdV im Abstand I' von der Drehachse der Welle wirkt demnach

J dV

2

2

f= rpw 2

= dl1lrw = rw pdV

Dies wiJ'd in die erste Differenzialgleichung 25.2 eingesetzt, aus der sich außerdem die konstante Dicke herauskürzt. Sie wird nach <>I aufgelöst. und

d<>, 2 2 <>I =rd;+<>,+r pw

(25.4)

wird in die zweite Differenzialgleichung 25.2 eingesetzt. Man erhält mit

?

2

d <>,. d<>,. >? dr2 +3r"d;' = -(3+v)pw-

(25.5)

eine lineare Differenzialgleichung 2. Ordnung mit variablen Koeffizienten für die Radialspannung <>,. Differenzialgleichungen des Typs 25.5 heißen Eulersche Differenzialgleichungen (als Koeffizient steht bei der k-ten Ableitung eine Potenz der unabhängigen Variablen mit dem gleichen Exponenten k). die sich fUr verschiedene Probleme der Technischen Mechanik ergeben. Die allgemeine Lösung der inhomogenen Differenzialgleichung' setzt sich entsprechend

<>,(1') = <>,.pan(r) + <>,. ho", (I') aus einer beliebigen Partikulärlösung <>'.1""'1 und der allgemeinen Lösung der homogenen Differenzialgleichung <>,.hom zusammen. Für die Lösung der homogenen Differenzialgleichung ,2

a;' +3r(1; = 0

fUhrt ein Potenzansatz <>, = CI" zum Ziel. Man erhält die charakteristische Gleichung A(A-l)+3A=0 Diese liefert die Lösungen A, = 0 und A2 = - 2, damit ist <>, = Cl und <>, = C2r- 2 ein Fundamentalsystem für die homogene Differenzialgleichung. Man kann durch Einsetzen leicht bestätigen, dass I

2 2

<>,.pa'I.=-g(3+V)pw I' I Leser,

die mit der Theorie der Lösung von Differenzialgleichungen noch nicht vertraut sind. dürfen die folgenden Pas-

sagen bis zum ErgebnL" 25.6 ohne Einbuße des Verständnisses .. überlesen". Für aUe Jnteressiencn wird die lntemetErgänzung zum Thema .,GewÖhnliche Differenzialgleichungen" hilfreich sein, auf die auf Seite 314 verwiesen wird.

449

25.1 Rotationssymmelrische Scheiben

die inhomogene Differenzialgleichung erfüllt und damit als Partikulärlösung verwendet werden kann (man findet diese Partikulärlösung, indem man z. B. mit dem naheliegenden Ansatz rJ"PW"1. = A? in die Differenzialgleichung hineingeht und den Parameter A bestimmt). Damit kann dic allgemeine Lösung von 25.5 aufgeschrieben werden. Sie wird in 25.4 und 25.3 eingesetzt, und man erhält den Spannungs- und Verschiebungszustand einer Scheibe konstanter Dicke unter Fliehkraftbelastung (allgemeine Lösung): C2

3+V

2 2

rJ

=Cl+----pw ,:J. 8

rJ,

C2 1+ 3 v 2 7 =Cl - r 2 - -S-pW r

r

r

I ~V2

C2

r [

(25.6)

2 2]

U="E Cl(l-v)- r 2 (I+V)--S-pw r

Die allgemeine Lösung 25.6 lllUSS noch den Randbedingungen des aktuellen Problems angepasst werden (Bestimmung der [ntegrationskonstanten Cl und C2 , vgl. nachfolgendes Beispiel).

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 ElI1e mit der WlI1kelgeschwll1dlgkelt w rotierende Krcisscheibe konstanter Dicke /0 ist auf eiJle statTe Nabe aufgeklebt. Es soll untersucht werden, mit welcher Winkelgeschwindigkeit wmax die Scheibe umlaufen darf, so dass in der Klebeverbindung eine zulässige Spannung rJ"" nicbt überschritten wird, und welche Spannungsverteilungen rJ, und rJ, und Radialverschiebung sich bei dieser Winkelgeschwindigkeit in der Scheibe einstellen. Gegeben: r·I = 10cm ., !:JL .' rJ-....u 1= SON/mm 2 '-' ri = 5 p =7,S5g/em 3 ; v =0,3; E= 2, 1.105 N/mm 2

statT

Klebeverbindung

.

Die allgemeine Lösung 25.6 muss folgenden Randbedingungen angepasst werden:

rJ,(r = ra) = 0 u(r = r,) = 0

(keine Belastung am Außenrand), (keine Verschiebung an der starren Nabe).

Die beiden Randbedingungsgleichungen werden aufgeschrieben und jeweils nach CI umgestellt: C2 I + v I +v 2 2 CI = -, - - + - - P w

r;1-v

S

r,

Gleichsetzen liefert eine Bestimmungsgleichung für C2, und man berechnet:

pw2 C2= - -

8

[(3+V)~-(I+V)] (I-v)r~rf ,

(I+V)~+I-V

Bei vorgegebener Winkelgeschwindigkeit könnte mit diesen Konstanten der Spannungs- und Verschiebungszustand nach 25.6 aufgeschrieben werden.

450

25 Rotationssymmetrische Modelle

Die gesuchte maximale Winkelgeschwindigkeit, bei der in der Klebefuge die zulässige Spannung nicht überschritten wird, ergibt sich aus der Grenzbedingung

(JAr = ri)

= Gzu{

Man elTechnet

p(r~-7) [(3+V)~+I-V] und mit den gegebenen Zahlenwerten: w'nm = 260, 34s- l . Die Abbildung 25.5 zeigt die grafische Darstellung der Spannungen und der Radialverschiebung. Es ist ZU erkennen, dass die Randbedingungen und die Grenzbedingung fur die RadialspannuJ1g erflillt siJ1d. Die größte Radialspannung tritt am Innenrand auf. Bei der Tangentialspannung ergibt sich ein Extremwert von 2 G, = 41, 7N/mm bei einem Radius zwischen 217 und 218mm.

CJ r ' CJt 80

U

.. 60

40

\! t/~

~ .;"

"."

-

,

\

': '00

200

300

,.

'

0,04

,

20

~:

....

"

4()()

.

,

0,02

:

.

.

.

:

"

.'

..

.

400

5tlO

,

r 5tlO

r

,

1()()

200

300

Abbildung 25.5: Spannungen und Verschiebungen in einer

rotationssym~

metrischen Scheibe konstanter Dicke unter Fliehkraftbelastung

25.2 Spezielle Anwendungsbeispiele Die im Abschnitt 25.1 flir die rotationssymmetrischen Scheiben entwickelte allgemeine Lösung wird (ZUIll Tcil mil geringfügiger Modifikation) auf einc Reihc praktischer Problcmc angewcndct, von denen hier zwei vorgestellt werden sollen. Das Aufschrumpfen einer Scheibe auf eine Welle oder Hülse kann flir die Scheibe konstanter Dicke ulUniuelbar auf der Basis der Formeln 25.6 behandelt werden. Der Innenradius der Scheibe wird mit einem Untermaß!J.r gefcrtigt. Im einfachsten Fall (Beispiel I) wird angenommen, dass die Scheibe aufgeweitet und auf die als starr angenommene Welle gezogen wird (praktische Realisierung: Erwärmen der Scheibe, Aufbringen auf die Welle, bei der AbkühJung entspricht die Verhinderung des Zusammenziehens auf das Fertigungsmaß der Aufweitung um !J.r).

25.2 Spezielle Anwendungsbeispiele

Beispiel]:

451

I

I_"";_ _...1 EIne KreIsscheibe konstanter DIcke wIrd an Ihrem [nnenrand um den Betrag ßr aufgeweitet. Der Verformungs- und Spannungszustand u(r),
v = 0,3

M = 0,001 ri .

starr

w = 0 müssen den Randbedingungen

Die Gleichungen 25.6 mit

r.

~


u(r = ri) = M

angepasst werden. Daraus errechnen sich die Integrationskonstanten Cz C, = - r~

Cz = -

ME r;

r?

-,--,---,;-,-~-,.---:-

(l-v)1+(I+v)r~

mit denen die gesuchten Funktionen aufgeschrieben werden können:

ßr E ri (r~ )
(r~ ßr E ri 1+-Z ) - (l~v)"f+(I+v)r~ r


,

u(r) = (

)~r"i(r + I + v )z(I-V+(I+V)r~) r ,.

I - v ri

a

Die Vergleichsspannung nach der Gestaltänderungshypothese ergibt sich für den ebenen Spannungszustand (ohne Schubspannung,
Die Abbildung 25.6 zeigt die Funktionen für die gegebenen ZahlenweIte. Man erkennt, dass die bei den Randbedingungen (für u am Innenrand und für
Ja; + <5,2 - arG, Cl [N/mm')

u[mm] 0.10

0.08

0.06

0.04

r[mm]

0,02 ~-c, c-~-2C+OccO~-c:'c30"'O~o oo+C'

Abbildung 25.6: Aufgeschrumpfle Scheibe (Verschiebungen. Spannungen)

452

25 Rotationssymmetrische Modelle

oe:> Mit der Annahme einer starren Welle wie im Beispiel I liegt man hinsichtlich der errech-

neten Spannungen in dcr Scheibe auf dcr sicheren Seite. Andererseits sind die Radialspannungen am Innenrand erwünscht, weil durch sie die Scheibe auf die Welle gepresst wird. Da sich diese Radialspannungcn bci Rotation von Wellc und Schcibe verringern (durch die Zentrifugalkräfte werden die Scheibenpunkte und damit auch der Innenrand nach außen verschoben), ist für diesen Fall eine Berechnung unter zumindest angenäherter Erfassung der Elastizität der WeJle sinnvoll. Eine übliche Näherung basiert auf der Idee. eine Scheibe der Welle mit der gleichen Breite wie die aufzusch.rumpfende Scheibe in die Rechnung einzubeziehen, so dass "eine ringförmige Scheibe der Breite '0 auf eine Voll scheibe der Breite '0 aufgebracht wird" (wird im Beispiel 2 demonstriert),

I

I_"";_ Beispiel_...1 2: D'K .. h'b . Is I Wlf . d au fewe ' "11 Je reJsnngsc el e d es B' eispie vO sc h'b el e g'I' eie her D'Je k'e un d gleichen Materials aufgeschrumpft. Der Außenradius der Vollscheibe und der Innenradius der Kreisringscheibe unterscheiden sich um den im Beispiel I angegebenen Wert !!.r. Berech.net werden sollen die Schrumpfspannung (Js, die nach dem Aufbringen der Kreisringscheibe in der Schrumpffuge zwischen Vollscheibe und Kreisringscheibe wirkt, und die Winkelgeschwindigkcit C!);), bei dcr diese Spannung Null wird, wodurch sich die beiden Scheiben wiedcr voneinander lösen.

Dic allgemeinen Lösungen nach 25.6 für die Kreisringscheibe I und die Vollscheibe 2 enthalten insgesamt drei Integrationskonstanten (für die Vollscheibe gilt C2 = 0, siehe die entsprechende Bemerkung auf der Seite 447). Hier werden nur die Funktionen für (Jr und u angegeben, weil (J, zur Beantwortung der untersuchten Fragen nicht erforderlich ist: Kreisringscheibe:

C2 3+ V 2' (Jrl =C 1 +-;Z--g-PW r 2

r [ C2 I - v 2'] UI=7': CI(i-V)--;z(i+V)--g-PW r

Vollscheibe:

-

(Jr2 =CI -

3+v 2' --pw r g

2 ,] r [I~v U2=7': CI(i -V)--g-PW r2

Folgende Rand- und Übergangsbedingungen sind zu erfüllen: I.) (Jrl (ra) = 0 (freier Außenrand der Kreisringscheibe), 2.) (Jrl (ri) = (Jr2(r,) (Gleichheit dcr beiden Radialspannungen in der Schrumpffuge). 3.) Die Aufweit'Ung des Innenrandes der Kreisringscheibe Uli = UI (r;) und die Zusammendrückung des Außenrandes der Vollscheibe -"2i = -U2 (r;) müssen zusammen das Fehlmaß !!.r ausgleichen (nebenstehende Skizze): !!.r = Ut (r,) -1/2(r,) .

!-

~o:

'., <0

;l

;l,

~.

I

2

I

~

Abbildung 25.7: Ausgleich des Fehlmaßes

25.2 Spezielle Anwendungsbeispiele

453

Aus diesen drei Bedingungen errechnet man (problemlos, Wenn auch etwas mühsam) die drei Integrationskonstanten, mit denen die Fragestellungen der Aufgabe beantwollet werden können. Die Schrumpfspannung (Js ergibt sich zu: (I I US=Ud(r;)=Ur2(r;)=2EMri r3

3+v 11 -?;I) +-S-pw (ra-r 2i )

Die Spannung in der Schrumpffuge der nicht rotierenden Scheiben beträgt

(JS( W = 0) = -93,3 N/mm 2 (im Vergleich zu Us = (Jr(r;) = -135, 5N/mm 2 bei Annahme einer starren Welle im Beispiel I). Die Spannung in der Schrumpffuge wird Null flir ~=600S-1

<>

Bei der Übertragung des Berechnungsmodells des Beispiels 2 auf die Kreisringscheibe, die auf eine Wellc aufgeschrumpft wird, ist zu beachten, dass die Welle tatsächlich steifer ist als eine aus ihr herausgeschnittene Vollscheibe (die Querdehnung kann behindert sein, injedem Fall widersetzen sich auch die Nachbarscheiben der Welle einer Zusammendrückung). Bille genauere Rechnung, die aucb dies berücksichtigt, ist aufwendig, mit den hier vorgestellten Berechnungsmodellen nicht zu realisieren, allerdings für die meisten praktischen Fälle auch nicht erforderlich. Man beachte, dass die Verwendung des Modells des Beispiels I cine zu starre Welle annchmcn würde, so dass die tatsächlichcn Ergebnisse von beiden Berechnungsmodellen eingegrenzt werden.

Dickwandige Rohre, dickwandige zylindrische Behälter Mit nur geringfügiger Modifikation kann die für den ebenen Spannungszustand in einer Scheibe konstanter Dicke entwickelte allgemeine Lösung 25.6 für die Berechnung dickwandiger Rohre und dickwandiger zylindrischer Behälter verwendet werden. Man betrachtet dafür eine von zwei Ebenen senkrecht zur Symmetrieachse des Rohrs bzw. Behälters herausgeschnittene Kreisringscheibe konstanter Dicke. Eine Vereinfachung ergibt sich zunächst dadurch, dass in 25.6 die Winkelgeschwindigkeit W = 0 gesetzt werden darf. Allerdings muss bei einem ebenen Spannungszustand vorausgesetzt werden, dass sich die Verschiebungen senkrecht zur Scheibenfläche frei ausbilden können (infolge der Querkontraktion ändert sich die Scheibendicke durch die Wirkung von Ur und u,), so dass keine Spannungen in dieser Richtung entstehen. Diese Spannungsfreiheit ist natiirlich bei einer Scheibe, die aus dem (zylindrischen) Mittelteil des Behälters in Abbildung 25.8 herausgeschnitten wird, nicht gegeben. Vielmehr rufen dcr auch auf dic Still1ftächen dcs Bchältcrs wirkende Innendruck Zugspannungen und der Außendruck Druekspannungen hervor (angedeutet als U z in der unter dem Behälter gezeichneten Scheibe), deren Auswirkungen auf den Spannungs- und Verformungszustand zu untersuchen sind (das Eigengewicht kann bei den für sehr hohen Druck ausgelegten dickwandigen Behältern vernachlässigt werden).

A

~

/

-

0 /

~

Pi

--

A

:= Pa

B

I,

Abbildung 25.8: Behälter unter Innendruck Pi

und Außendruck Pa

454

25 Rotationssymmetrische Modelle

Mit guter Annäherung an die Realität darf vorausgesetzt werden, dass sich die Spannungen (J, gleichmäßig über die Schnittfläche verteilen. Die Differenz der Kraft P; 1f r?, die der Innendruck auf die innere Stirnftäche ausübt, und der Kraft Pa 1f~, die der Außendruck auf die äußere Stirnfläche ausübt. muss mit der aus (J, resultieren Kraft (J,1f(r~ - r?) im Gleichgewicht sein. Dieses Kraftgleichgewicht in vertikaler Richtung (z. B. am unteren Teil des bei B-B gescilnittenen Behälters) wird durch die Querschnittsfläche A = 1f(~ des Kreisrings dividiert, und man erhält:

rf)

(J.

,

= ,-P,-;fl-,;,..---,-P,"oc..?!,-a r~ -

(25.7)

rf

Diese Spannung wirkt sich natürlich auch auf die Verformungen in der Scheibenebene aus (Querkontraktion), so dass das Hookesehe Gesetz des ebenen Spannungszustands 25. J um einen Anteil zu erweitern ist (dreidimensionaler Spannungszustand):

er

= EI ((Jr -

V

(J, - V(J,)

e,

= EI ((J, -

V(Jr - V (J,)

(25.8)

Wenn nun 25.8 anstelle von 25.1 flir die Herleitung der Beziehungen 25.2 benutzt wird, zeigt sich, dass dies bei (vorausgesetzter) konstanter Spannung (J, gar keine Auswirkungen auf die beiden Spannungs-Differenzialgleichungen hat, nur die Formel für die Radialverschiebung muss korrigiert werden: l/

= re, =

r E ((J, -

V(J,. - v(J,)

(25.9)

Damit gilt für die Spannungen (Jr und (J, die allgemeine Lösung 25.6, die (mit Randbedi ngungen

w = 0) noch den

(J,(r;) = -P; angepasst werden muss. Man erhält schließlich zusammen mit 25.7 die

Spannungsformeln für den dickwandigen Kreiszylinder unter Innen- und Außendruck: (Jr = -

(J,

=

r~ ~ r? [p; /7 (~; - I) + Pa ~ ( I- ~~) ] (25.10)

r~ ~ rf [p; rl (~; + I) - Pa ~ (J + ~~) ]

Die (im Allgemeinen allerdings kaum interessierende) Radialverschiebung Spannungen nach 25.9 berechnet werden.

l/

kann bei bekannten

oe;> Die Formeln 25.7 und 25.10 gelten nur fLir den mittleren zylindrischen Teil eines BehäJters

(in der Abbildung 25.8 etwa durch die Schnitte A-A und B-B angedeutet), weil die in der Herleitung der Formeln vorausgesetzte freie Radialverformung in der Nähe von Behällerboden und -deckel erheblich gestört ist. Diese Formeln sind also nur für eine grob überschlägige Dimensionierung geeignet. Der Ingenieur in der Praxis ist ohnehin gerade beim Sicherheitsnachweis für Druckbehälter im Allgemeinen an branchentypische Vorschriften und Normen (z. B. DIN EN 13480-3) gebunden.

25.3 Dünnwandige Behälter (Membranspannungen)

455

25.3 Dünnwandige Behälter (Membranspannungen) Wenn die Wanddicke eines Behälters oder Rohres gegentiberden anderen Abmessungen klein ist, dann kann die Radjalspannung gegenüber der Tangentialspannullg vernachlässigt nnd letztere als konstant tiber die Dicke angenommen werden. Ein so idealisierter Körper setzt der Verbiegung seiner Wand keinen Widerstand entgegen (Membranspannungszustand). Für einfache geometrische Formen des Behälters können die Spannungen aus einfachen Gleichgewichtsbetrachtungen ermittelt werden. Für den zylindrischen Behälter unter lnnendrnck p mit der k011slanten Wanddickc I und dem mittleren Radius r (Abbildung 25.9) erhält man so die Längsspannungen GI (in Schninen quer zur Zylinderlängsachsc) und G r (in LängSSChnitten). Die resultierende Kraft F2, die auf den Zylinderbnden drückt. berechnet sich unabhängig von dessen geomelJ'ischer Form (Kraft = Druck· ,.projizierte Fläche". die in jedem Fall ein Kreis ist) nach F2 = P TC r 2 (vgl. im Abschnitt 19.3.1, Beispiel I: Resultierende bei konstanter Linienlast am Kreisbogenträger).

Abbildung 25.9: Dünnwandiger zylindrischer BehäJler unter Innendruck p

Die Resultierende der Längsspannung wird wegen der Dünnwandigkeit mit einer vereinfachten Kreisringnäche (Umfang' Dicke) eflllineit und muss mit F2 im Gleichgewicht sein: G/2TCrl=pTCr

2

=:-

pr G/=-

21

Es ist einleuchtend, dass diese Formel auch für einen Kugelbehälter gilt. Die Tangentialspannung G r im Mittelteil des zylindrischen Behälters ergibt sich aus dem Gleichgewicht der resultierenden Kraft FI , berechnet für ein Zylinderstück beliebiger Länge I, mit der Resultierendcn aus der Spannung entlang der beiden Schningeraden. Die einfachen (nur eingeschränkt gültigen) Formeln, die sich auf diesem Weg ergeben, nennt der Praktiker

Kesselformeln für Zylinderbehälter:

pr

pr G/= -

(J(=-

21

1

Kugelbehälter:

pr

(25.11)

(Jt=(Jt=-

21

Q Die eingeschränkte Gültigkeit der Kesselformeln bezieht sich vor allen Dingen auf die nicht

berücksichtigten Biegewirkungen am Zylinderbnden und den unvermeidlichen Biegewirkungen an den Punkten, an dcnen der Behälter gelagen ist. Dagcgen rechtfertigt sich die Vernachlässigung der Radialspannungen, die mit (Jr = - p an der Innenwand ihren Maximalwert hätten: Die beiden anderen Spannungen enthalten jeweils den Faktor f, was zu wescntlich größeren Werte führt.

456

25 Rotationssymmetrisehe Modelle

In diesem Kapitel wurde ein ganz kleiner Einblick in die Berechnung von sehr einfachen Flächentragwerken gegeben. Trotzdem war eS nicht zu vermeiden, dass immer wieder von "recht grober Näherung" oder "eingeschränkter Gültigkeit"' die Rede war. Deshalb bleibt bei der praktischen Anwendung immer ein etwas unangenehmes Gefühl. Eine genauere Berechnung (z. B. die Erfassung der Biegespannungen bei Schalen) ist auf analytischem Wege nur für wenige Ausnahmen und auch dann nur mit erheblichem Aufwand möglich. Deshalb ist die Benutzung eines der viclen Finite-Elcmente-Programme, die auch die Berechnung von (beliebig räumlich gekrümmten) Schalen anbieten, im Allgemeinen eine gute Idee, aber eine deutliche Warnung muss ausgesprochen werden: Man informiere sich genau, welche Eigenschaften die verwendeten Elemente haben. Das ist häufig nicht ganz einfach, denn die Hersteller dieser Programme sind nicht so sehr an skeptischen Anwendern interessiert, und deshalb sind diese Informationen in den Manuals nicht sehr umfangreich. Gerade für die Berechnung von Schalen werden aber sehr gern Elemente benutzt, die nicht (oder kaum) mehr als die Mernbranspannungen elfassen. Diese Bemerkung soll nicht vor der Verwendung dieser Elemente warnen, aber man sollte schon wissen, was man tut, und wer sich bei der Anwendung der Kesselformeln unwohl fühlt, sollte sich nicht von den schönen bunten Grafiken der FEM-Programme eine hohe Genauigkeit suggerieren lassen, wenn nur Membranspannungselemenre verwendet wurden.

25.4 Aufgaben

I

AlIfgabe 25./: I_ _ _ _ _..... Für eine rotierende Vollscheibe konstanter Dicke sind der Spannungs- und Verformungszustand, die Spannungen im Mittelpunkt der Scheibe sowie die maximale Radialverschiebung zu berechnen und die Verläufe grafisch darzustellen. Gegeben: I

~=260s-1; r,,=500mm; p=7.85g/cm 3 ; v=0,3; E=2,1·10 5 N/mm 2 .

Aufgabe 25,2:

I

Eine Buchse wird auf eine starre Welle auf-

geschrumpft. Gegeben: ra = 2r; = 200mm E = 2, I . 105 N/mm 2

v =0,3

P = 7, 85g/cm 3

a) Bei welchem Übermaß der Welle wird im Schrumpfsitz

starr

2

cine Druckspannung von 150 N/mm erzeugt? b) Bei welcher Winkelgeschwindigkeit würde ftirdas unter a ermittelte Übermaß die Schrumpf-

spannung auf 50 N/mm2 abgebaut werden? IAufgabe 25.3:

I

Ein dickwandiger zylindrischer Behälter ist ausschließlich durch den Innendruck p; belastet. Man ermittle die Verläufe der Spannungen er" er, und er, und der Radialverschiebung u in Abhängigkeit vom Radius r (einschließlich grafischer Darstellung). Gegeben: r; = 30cm; ra = 50cm; p; = 6 MPa = 6 N/mm 2

;

v = 0.3; E = 2, I . 105 N/mm 2

.

26 Kinematik des Punktes Die Kinemalik ist die Lehre vom geometrischen und zeitlichen Ablauf von Bewegungen, ohne nach Ursachen (z. B. den Kräften) und Wirkungen zu fragen. Die Kinetik dagegen, die ab Kapitel 28 behandelt wird, untersucht die Wechsel wirkungen zwischen Kräften und den Bewegungen von Massen (der vielfach auch gebräuchliche Begriff Dynamik schließt die Kinetik und die Statik als Lehre vom Gleichgewicht ruhender Körper ein). Dem Prinzip der Darstellung in diesem Buch folgend. stets die einfachen Probleme an den Anfang zu stellen, um dann zu verallgemeinern. wird zunächst die Kinemalik des Punkles behandelt. Dabei braucht man nicht die Vorstellung zu haben, nur den (unendlich kleinen) Punkt zu betrachten. Es wird die Bewegung eines einzelnen Punktes beschrieben, der durchaus zu einem Körper mit endLichen Abmessungen und kompLizierter Struktur gehören darf. Vielfach werden sogar die wesentlichen Aussagen der Bewegung des Gesamtkörpers durch einen Punkt beschrieben (und deshalb können in den Kinematik-Beispielen durchaus Lokomotiven oder gar Planeten auftauchen). Der wesentliche Unterschied der Kinematik des PrUlktes zur Kinematik des Körpers ka.nll daril1 gesehen werden, dass ein Punkt keine Drehbewegung (um seine eigene Achse) ausführen kann (Beispiel: Planetenbahnen können so beschrieben werden, nicht aber die Rotation um eine Achse des Planeten).

26.1 Geradlinige Bewegung des Punktes 26.1.1 Weg, Geschwindigkeit, Beschleunigung Die Bewegung eines Punktes (Abbildung 26.1) entlang einer geraden Linie wird vollständig beschrieben durch die Angabe einer Weg-Zeit-Funktion

s = S(I) Dabei wird die Wegkoordinale s von einem beliebig festzulegenden Anfangspunkt aus gezählt, set) gibt dann die Lage des Punktes zu jedem Zeitpunktl an. Auch der Beginn der Zeitzählung (t = 0) muss eindeutig festgelegt werden. Es ist nicht zwingend (flir die meisten Probleme aber si.nnvoll), die Zeitmessung dann zu beginnen. wenn der Punkt den festgelegten Anfangspunkt der Wegmessung passiert.

Abbildung

26.1:

Bewegung

eines

Punktes auf einer Geraden

Die Geschwindigkeit v ist ein Maß dafür, wie schnell sich die Wegkoordinate s mit der Zeit ände/1. Der Quotient aus dem pro Zeitintervall !!J zuriiekgelegten Weg 6.s = S2 und diesem !!J = t2 -I, wird deshalb als milliere Geschwindigkeit v", im Zeitintervall definiert.

s,

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_26, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

458

26 Kinemalik des Punktes

Analog dazu definiert man als Maß fürdie Geschwindigkeilsänderung die Beschleunigung a: Die Differenz der Geschwindigkeiten Lw = 1'2 - vI am Ende und am Beginn eines Zeitintervalls !!J wird durch !!J dividiert, es ist die mirrlere Beschleunigung a m im Zeitintervall.

Mitllere Geschwindigkeit:

Vm

S2 -SI ös =---=t2-tl !!J

Gm

=---=12 -11 !!J

V2-VI

Milllere Beschleunigung:

ßV

(26.1) (26.2)

Während 26.1 und 26.2 die Mittelwerte über ein endliches Zeitintervall definieren, kommt man mit dem Grenzübergang ß.t

-+

0 zur Geschwindigkeit und zur Beschleunigung zu einem Zeit-

punkt/. .

Dos

ds = - = S(I) ,

Momelltollgeschwilldigkeit:

v = IJm -

Momelltollbeschleunigullg:

Öl' dv (PS a= lim -=-=-=I;(I)=S(I). 2

al ·.0 !!J

aHO !!J

dl

dl

dl

(26.3) (26.4)

e:> Wenn die Weg-Zeit-Funktion S(I) bekannt ist, so ist damit der Bewegungsvorgang vollständig beschrieben. Die Geschwindigkeits-Zeit-Funktion 1'(1) und die Beschleunigungs-ZeitFunktion a(l) erhäJt man durch ein- bzw. zweimalige Differenziation der Weg-Zeit-Funktion nach der Zeit (der Punkt über der Funktion wird als AbJcirungssymbol nach der Zeit I vereinbart).

0::> Bei bekannter Geschwindigkeits-Zeit-Funktion gewinnt man die Weg-Zeir-Funktion durch Integration über die Zeit. Für die Bestimmung der sich dabei ergebenden Integrationskonstanten ist eine zusätzliche Aussage erforderlich (z. B. die Angabe der Wegkoordinate So zu einem bestimmten Zeitpunkt 10).

e:> Bei bekannter Beschleunigungs-Zeit-Funktion (dies ist der typische Fall in der Kinetik) sind zur kompletten Beschreibung der Bewegung noch zwei zusätzliche Angaben erforderlich. Da dies bei den meisten Aufgaben die Aussagen über die Wegkoordinale so und die Geschwindigkeit 1'0 beim Beginn der Betrachtung der Bewegung (Zeitpunkt to) sind, nennt man diese zusätzlichen Aussagen Anjangsbedingungen. Natürlich können diese Zusatzbedingungen sich auf jeden beliebigen Zeitpunkt der Bewegung beziehen, auch auf verschiedene Zeitpunkte für Weg- und Geschwindigkeitsaussage, es können auch zwei Aussagen über die Wegkoordinate zu verschiedenen Zeitpunkten sein.

e:> Empfehlung für die Zahlenrechnung mit unterschiedlichen Dimensionen der einzelnen Größen: Man beziehe die Dimensionen in die Rechnung mit ein, um auf diese Weise Umrechnungen möglichst sicher zu machen. [m nachfolgenden Beispiel I wird z. B. die Sekunde mit s = 3/:00 durch die Stunde ersetzt, die 3600 geht in die Zahlenrechnung ein, die Sehnde s ersetzt die Stunde h in der Dimension des Ergebnisses. oe;> Besonders wichtig bei Aufgaben der Kinematik und Kinetik: Wenn Zahlenwerte ge-

geben sind, dann rechne man bis zu einem bestimmten Punkt ausschließlich mit Formelsymbolen und ab diesem Punkt ausschließlich mit den Zahlenwerten (einschließlich ihrer

459

26.1 Geradlinige Bewegung des Punktes

Dimensionen), weil sonst Verwechselungen nahezu unvermeidlich sind, denn die typischen Formelsymbole (z. B. s für den Weg oder h für eine Höhe) dürfen natürlich nicht mit den Dimensionen (z. B. s für Sekunde und h flir die Stunde) vermischt werden. In diesem Buch wird diese Empfehlung konsequent eingehalten und damit eine doppelte Sicherheit erzeugt, weil Formelsymbole zusätzlich kursiv gesetzt sind (was leider bei der Handrechnung kaum nachzuahmen ist).

I

Beispiel J: I_"";_ _...1 ZWischen den K,lometerstemen 67,5 und 70 zeIgt der Tachometer eines Autos konstant 130 km/h an. Tatsächlich werden für die Strecke 71 s benötigt. Aus den Messwerten ergibt sieb nach 26.1 eine mittlere Geschwindigkeit VOn S2 -St

v'" = - - - = 12 - 1t

70-67,5 km 2,5 km· 3600 - = = 126,76km/h 71 - 0 s 71 h

woraus sich ein relativer Fehler der Tachometeranzeige von 2,56% en-eehnet.

I

Beispiel 1: E·111 Pk W be··· . 18 k'nl Iange S lree ke bCI. konstanter G esc h· . von I_ _ _ _...I notIgt f··ur elOe Will d·Ig keil 90 krn/b eine Fahrzeit von 12 min. Auf der gleichen Strecke fährt ein zweiter Pkw die ersten 9km (halbe Stecke) mit l20km/h und den Rest mit 60km/h, ein dritter Pkw fährt in den ersten 6 Minuten (halbe Zeit, die der erste Pkw für die Gesamtstrecke benötigt) mit 60 km/h und den Rest der Strecke mit 120 km/h. Gibt es Unterschiede in der Gesamtfahrzeit? Berechnung der Gesamtfahrzeiten I ge., für Pkw 2 und Pkw 3:

( 9 9)

Pkw 2:

1.,e.<.2=

Pkw 3:

St = V,I,

120+60

'*

27 . h= 120 h =O,225h=J3,5mm

I ges .3

.\"2

Sxtfs-V]fl

12

1'2

= It + - = It +

.

= 12mm

Q Man beachte, dass der Begriff ,,Mittlere Geschwindigkeil" sich auf eine Mille/werlbildung

über die Zeil bezieht. Im Beispiel 2 hat Pkw 3 Ge 6min mit 60 bzw. 120 km/h) eine mittlere Geschwindigkeit für die Gesamtstrecke VOn 90 km/ho Dagegen hat Pkw 2 Ge 9 km mit 60 bzw. 120 km/h) nur eine mittlere Geschwindigkeit für die Gesamtstrecke von V", = 1~85k~~n = 80km/h.

I

Beispiel 3: I_ _ _ _...I Mit Kurvenschelbengetneben smd fast beheblge Weg-Zeit-Funktionen zu realisieren. Der Endpunkt des skizzierten Stößels bewegt sich nach dem Weg-Zeit-Gesetz 3 S(I) = kt t +k212 +k31

mit

kt = 0,004 m/s 3 k3 = 0, I m/s

+ k.

k2 = -0,04 m/s 2

k. =

0,06m

Damit ist die geradlinige Bewegung vollständig beschrieben. Man berechnet z. B. durch Differenzieren nach der Zeit:

460

26 Kinemalik des Punktes

a(I)= 6k ll+ 2k2

v(I)=3klI2+2kzl+k3

Für jeden Zeitpunkt sind alle Bewegungsgrößen berechenbar, nach I = 4s erhält man z. B.:

S(I = 4s) = 0,076 m

a(1 = 4s) = 0.0 16m/s2

V(I = 4s) = -0,028 m/s

'-:> Interpretation der Vorzeichen: Eine negative Geschwindigkeit besagt, dass die momentane BewegungsrichlUng der Wegkoordinate S entgegel1gesetzt ist. Eine negative Beschleunigung bei positiver Geschwindigkeit bedeutet eine Vcrlangsamung (Verzögerung) der Geschwindigkeit, bei negativer Geschwindigkeit eine Vergrößerung des Absolutbetrags der Geschwindigkeit, im Beispiel bei t = 4 s: "Bewegung nach Links, langsamer werdend". Die Bewegung mil konslanter Geschwindigkeil ist als Sonderfall in der Formel 26.\ enthalten: Wenn der Beginn der Zeitzählung I = 0 mit dem Passieren des Ursprungs der Wegkoordinate zusammenfallt, gelten die einfachen Formeln für die gleichfOnnige Bewegung:

s=

°

vo =

s

=>

I

S

(vo

= VOI

= konstant)

(26.5)

c:> Da der Antrieb von Mechanismen vielfach mit konstanter Geschwindigkeit (oder konstanter Winkelgeschwindigkeit, vgl. Abschnitt 26.2.3) erfolgt, sind die Formeln 26.5 häufig der Einstieg in die Analyse der Bewegung (nachfolgendes Beispiel 4).

I

Beispiel 4: I_"";'_-, Zwei Gleltsteme A und B smd durch eme starre Stange gekoppelt. Der Gleitstein A bewegt sich mit der konstanten Geschwindigkeit VA, Zum Zeitpunkt I = befinden sich die Gleitsteine in der skizzierten Lage.

°

Gegeben:

B

0

a = 4m , b = 3m , VA = 0,8m/s .

Für den Gleitstein B sollen die Funktionen SB(t), VB(I) und aB(I) ermittelt werden. Die untere Skizze zeigt die geometrischen Verhältnisse des Mechanismus zu einem beliebigen Zeitpunkt I.

A

a

Der vom Gleitstein A bis zum Zeitpunkt I zurückgelegte Weg ist nach Formel 26.5: SA = VA l. Für SB liest man aus der Skizze ab:

SB= Ja 2 +b2 -(a-vAI)2 =

Jb2+2avAI-~12

B,o 'V

VB =

aB =

(a-VAI)VA

b

2

+a

2

( Jb2+2aVA1-v~t2)

"V 'I ..-

SA =

Jb2+2avAt-v~12

()

o

2 3 vA

,:

"C/

Durch Differenzieren erhält man die Geschwindigkeit und die Beschleunigung des Gleitsteins B:

vAt ;// -:' Ac)

a

26.1 Geradlinige Bewegung des Punktes

461

Für die Bewegung mil konslanler Beschleunigung können V(I) und S(I) allgemein durch Integration ermittelt werden. Man gewinnt die Formeln rur die gleichfOrmig beschleunigte Bewegung:

a =ao v=ao/+vo I

(26.6)

2

S= 2aOl +VOI+SO Die Integrationskonstanten Vo und so in 26.6 sind interpretierbar: Die Anfangsgeschwindigkei/ Vo ist die Geschwindigkeit zum Beginn der Zeitzählung I = 0 und So ist der Wert, den die Wegkoordinate zu diesem Zeitpunkt hat. Wenn die Bewegung mit kons/alller Beschleunigung ohne Anfangsgesc"windigkei/mi/ der Zei/zählu.ng / = 0 im Koordina/enurspflIng s = 0 beginnt, vereinfachen sich die Formeln 26.6 zu I

v=ClOI

S= 2aOl2

v= J2aos

(26.7)

wobei die letzte dieser drei FOnlleln unmittelbar aus den beiden ersten folgt.

I

Beispiel 5: I_"";_ _...1 In etnem Transportsystem, bestehend aus Vakuumröhren, bewegen sich die Gegenstände über eine vertikale Strecke im freien Fall (ohne Anfangsgeschwindigkeit). Für einen nachfolgenden Sortierprozess wird die Information benötigt, aus welcher horizontalen Zuflihrung sie kommen. Mit einer Lichtschrankenmessung wird die Zeit lAß ermittelt, die sie für das Durchfallen der Strecke SAß benötigen. Nach welcher Formel kann aus lAß und SAß die Höhe " berechnet werden, die der fallende Körper bis zum Erreichen des Punktes A zurückgelegt hat? Der freie Fall o"ne Luftwiders/and ist als Sonderfall mit der Erdbeschleu.nigung g = 9,81 m/s2 in den Fonnein 26.6 und 26.7 enthalten. Für die eingezeichnete Koordinate s kann das Weg-Zeit-Gesetz nach 26.6 mit so = 0 aufgeschrieben werden, wenn die Zeitzählung beim Pass.ieren des Punktes A beginnt: I

2

r:;-::L

-<: D

'A

'"

I

's

vi"

B

s=-gl +vo/ mit vo= y2gh 2 wobei sich die Anfangsgeschwindigkeit vo, die der Körper am Beginn der Messstrecke hat, nach 26.7 errechnet (freier Fall obne Anfangsgescbwindigkeit von der borizontalen Zuführung bis zum Punkt Al. Am Ende der Messstrecke gilt s(/

= lAß) = SAß

~

SAß

2 r:;-::L = 2I gIAß+ y 2gh /Aß

und dll.fch Umstellen nach der gesuchten Höhe" ergibt sich da.ralls t

2) 2

h= ( SAß- 'ig/Aß 2g/1 ß

462

26 Kinemalik des Punktes

26.1.2 Kinematische Diagramme Die grafische Darstellung der Funktionen S(/), V(/) und a(/) liefert einen guten Überblick über den Bewegungsablauf. Da die Geschwindigkeits-Zeit-Funktion durch AbleitlLllg der Funktion S(/) entsteht, sind die Werte der Funktion V(/) proportional zum Tangentenanstieg der Funktion S(/). Eine analoge Aussage gilt für die Funktionen v(t) und a(t). Gelegentlich ist es zweckmäßig, den Weg S als unabhängige Variable zu wählen und zum Beispiel die Geschwindigkeits-Weg-Funktion v(s) darzustellen. Man erhält die Funktion v(s), indem man aus den Funktionen V(I) und S(I) die Zeit eliminiert. Alle genannten grafischen Darstellungen bezeichnet man als kinematische Diagramme.

I

Beispiel: I_...;_ _ Es sollen die kinematischen Diagramme der Funktionen SB(t), VB(t) und aBr,) fliT die Bewegung dcs Gleitstcins B des Beispiels 4 aus dem vorigen Abschnitt für dcn Bercich o::; I ::; II s gezeichnet und diskutie'1 werden. In der Abbildung 26.2 sind die drei Diagramme in einer Skizze zusammengefasst (es wurden die Zahlenwerte der AufgabensteIlung verwendet). Folgende Aussagen lassen sich ablesen: • Die Geschwindigkeit VB hat einen Nulldurchgang zu dem Zeitpunkt, in dem die Wegkoordinate SB ihren größten Wert annimmt. Das ist der obere Umkehrpunkt des Gleitsteins B. Die Umkehrzeit lu kann z. B. aus SAr, = lu) = VA lu =

a

(Gleitstein A hat den Weg a zurückgelegt) berechnet werden: ' u = .!!.... = 5 S. 'A

(,

sAmJ. ",,[m/s]. a,Jm/s']

4

4

6

10

I

[s]

·2 -4

-6

Abbildung 26.2: Kinemalische Diagramme

• Die Beschleunigung aB ist im gesamten Zeit-Bereich negativ (die Wahl der positiven Richtung von SB definiert auch die positiven Richlllngen von VB und aB). Während der Aufwärtsbcwegung kennzeichnet dies die Verzögerung (kleiner werdende GeSChwindigkeit), nach dem Passieren des Umkehrpnnktes die wieder schneller werdende Bewegung (Geschwindigkeit und Beschleunigung sind dann abwärts gerichtet, gleicher Richlllngssinn dieser bei den Größen bedeutet immer, dass sich der Absolutbetrag der Geschwindigkeit vergrößert). • Die Beschleunigung hat zu keinem Zeitpunkt den Wert Null, selbstverständlich auch nicht im Moment des Stillstands im Umkehrpunkt (Beschleunigung gleich Null im Moment des Stillstands würde diesen Zustand andauern lassen). • Geschwindigkeit VB und Beschleunigung aB nehmen gegen Ende des betrachteten Zeitraumes stark zu. Beide Funktionen hätten (theoretisch) an der Stelle einen Pol, an der die Kurve von SB außerhalb des betrachteten Zeitraumes einen Nulldurchgang hat. Der Zeitpunkt I" bei dem dies cintreten würde, kann aus dieser Bedingung crrechnct werden:

SB=Jb2+2avAI,-v~I;=O

=}

I,=1I,25s

26.2 Allgemeine Bewegung des Punktes

463

26.2 Allgemeine Bewegung des Punktes Für die Darstellung der allgemeinen Bewegung eines Punktes (auf einer beliebigen Bahn) bieten sich zwei Möglichkeiten an: a) Die Bewegung erfolgt auf einer vorgeschriebenen Bahn und wird durch Angabe der Funktion 5 = 5(1) beschrieben. Die Wegkoordinate

s folgt dabei allen Krümmungen der Bahn (Abbildung 26.3). Vorteile dieser Darstellungsweise: Es gilt der gesamte (besonders einfache) Formelsatz 26.1 bis 26.7, der flirdie geradlinige Bewegung angegeben wurde, wobei die BeSChleunigung allerdings jeweils nur die tangential zur Bahnkurve gerichtete so genannte Bahnbeschieuniguilg ist.

J

Abbildung 26.3: Die Wegkoordinate s folgt allen

Krümmungen

der Bahn

Nachteile: Die Funktion S(I) enthält keine Tnfomlationen über die Bahnkurve, auch nicht über einen bei einer gekrümmten Bahn immer vorhandenen zusätzlichen Beschleunigungsanteil (Nonnaibeschleulligung). Für viele AufgabensteIlungen ist diese (im Allgemeinen einfachere) Betrachtungsweise ausreicbend (man denke an die "Fahrzenganfgaben" des vorigen Abschnitts, bei denen die Einschränkung auf eine geradlinige Bewegung ohne weiteres fallcngclassen werden kann, s entspricht dabei z. B. der Anzeige des Tageskilometerzählers).

r,

b) Die Beschreibung der Bewegung in einem Koordinatensystem durch einen Ortsveklor desscn Komponenten von der Zeit I abhängig sind, enthält die komplctte Information über die Bahnkurve (die Komponenten des ürtsvektors definieren eine Parameterdarstellung der Bahnkurve) und die Lage des bewegten Punktes auf der Bahnkurve zu jedem beliebigen Zeitpunkt/.

26.2.1 AUgemeine Bewegung in einer Ebene Betrachtet wird zunächst die ebene Bewegung eines Punktes, die in einem kartesiscben Koordinatensystem durch den ürtsvektor

r(l) =

[;~;i]

beschrieben wird (Abbildung 26.4). Gleichwertig damit ist die Angabe der Komponenten von was der Parameterdarstellung der Bahnkurve entspricht:

r,

X=X(I)

Y=Y(I)

'y Bahnkurve

i(t) x Abbildung 26.4: Der Ortsvektor verfolgl die Bahnkufve

Als Maß für die Änderung des ürtsvektors mit der Zeit wird (analog zur Änderung des zurückgelegten Weges pro Zeit. vgl. Abschnitt 26.1.1) der GeschwindigkeilsveklOr definiert. Der Zuwachs des ürtsvektors im Zeitintervall !!J kann als Differenz der benachbarten ürtsvektoren aufgeschrieben werden.

464

26 Kinemalik des Punktes

Entsprechend Abbildung 26.5 gilt:

"':;'(t)

=

[&(t)]

(r+M)-r

=

6,y(t)

Diese Beziehung wird durch 6,1 dividiert. Dann liefert der Grenzübergang !'J -> 0 (und damit & -> 0 und 6,y -> 0) die Definition und die Berechnungsvorschrift für den Geschwindigkeitsvektor:

[6,X(t) ]

_

v=limßr=Lim

",-0!'J

"'-0

!'J 6,y(t)

x Abbildlmg 26.5: "Zuwachs" /:';;

_ = [i(t)]=dr

y(t)

(26.8)

dt

6,/

c:> Die Richtung des Sekantenvektors 6,1' wird beim Grenzübergang zur Tangemenrichtung der Bahnkurve, und damit wird vein tangential ZlIr Bahnkllrve gerichteter Vektor. c:> Der Geschwindigkeitsvektor v(t) ergibt sich durch Ableitung des Ortsvektors nach der Zeit (ein Vektor wird nach einer skalaren Größe differenziert, indem seine Komponenten differenziert werden). Die Angabe eines "mittleren Geschwindigkeitsvektors" (analog Zur mittleren Geschwindigkeit in einem Zeitintervall) ist nicht sinnvoll. Es bleibt noch die Frage nach dem Zusammenhang zwischen dem Geschwindigkeitsvektor und der sich aus der Ableitung der Wegkoordinate s(t) nach der Zeit ergebenden Bahngeschwindigkeit I'(t) zu klären ("Wie errechnet sich der auf dem Tachometer angezeigte Zahlenwert aus dem Ortsvektor?"). Der Betrag des Zuwachses des Ortsvektors 16,1'1 ist beim Übergang auf ein unendlich kleines Zeitintervall gleich dem Zuwachs der Bogenlänge der Bahnkurve (Abbildung 26.6):

/',sr •

/',r

;»

I

<1,

/',x

Abbildung 26.6: 6i' und 6s

bzw.

Auf der linken Seite dieser Gleichung steht der Betrag des nach der Zeit abgeleiteten Ortsvektors. so dass der gesuchte Zusammenhang gefunden ist. Der Betrag des Geschwindigkeitsvektors (Quadratwurzel aus der Summe der Quadrate seiner Komponenten) ist gleich der Bahngeschwindigkeit I'(t):

_ larl ~ ~ i -+.\'1'=11'1= dt =VI';+l'y=v

(26.9)

26.2 Allgemeine Bewegung des Punktes

465

oe:> Der Geschwindigkeitsvektor muss also immer darstellbar sein als Produkl der (skalaren)

Bahngeschwindigkeit mit einem tangential an die ßahnkurve gerichteten Einheitsvektor:

V(I) = v(t)· e,(t)

(26. LO)

e,

Der Tallgenlel1einheilsveklOr hat die (konstante) Länge I und die (ntit der Zeit 1 veränderliche) Richtung der Tangente an die Bahnkurve. oe:> Durcb bestimmte Integration von 26.9 über die Zeit erhält man den zwischen zwei Zeitpunk-

ten I, und 12 zurückgelegten Weg (Länge SI,2 eines Stücks der Bahnkurve): '2

Jvx +y 2

SI,2=

2 dl

(26.11)

I,

I

jY

Beispiel: I_...;._.... Ein Rad mit dem Radius R roUt (ot\l1e zu gLeiten) mit der konstanten Geschwindigkeit vo auf der Horizontalen. Für einen Punkt A im Abstand a vom Radmittelpunkt sollen die ßahnkurve und die Bahngeschwindigkeit ennittelt werden.

..... R

Das Koordinatensystem wird (wie skizziert) so gelegt, dass sich das Rad zur Zeit 1 = 0 bei x = 0 befindet und der Punkt A senkrecht unter dem Radmittelpunkt liegt.

x

Nach einer Zeit 1 (gestrichelt gezeichnet) hat das Rad nach 26.5 den Weg Vo' zurückgelegt und die gleiche Strecke auf dem Umfang abgewälzt (fett gezeichnet), so dass der Punkt A unter dem eingezeichneten Winkel ("Bogen/Radius") zu finden ist. Für seine Lage zum Zeitpunkt 1 lassen sich die Koordinaten ~I

.

x = vot -11 Sln H

y=

R~a

r,

cos

~t

H

(26.12)

ablesen. Es sind die bei den Komponenten des Ortsvektors der die Bewegung des Punk1es A beschreibt. Seine Bahngeschwindigkeit errechnet sich nach 26.9: v=

vx2+y2 = 1'0

Die Bahnkurve, die durch die Parameterdarstellung 26.12 beschrieben wird, heißt Zykloide (in Abhängigkeit vom AbmessungsverhäJtnis verkürZl, spilz oder verlängert). Animationen rollender Räder, die unterschiedliche ZykJoiden erzeugen, kann man unter www.TM-aktuell.de sehen' .

*

1+ (!'..)2 -2!'..

R

"

R

Zykloide

cos~ R

R&O<~s O&S Kf€l';.&S J 1\'1 Abstand ci@sPunl
Abbildung 26.7: Bildschirm-Sclmappschuss des rollenden Rades mit einem Punkt, der eine verlängerte Zykloide erzeugt

Die Berechnung des vom Punkt A zurückgelegten Weges (Länge der Bahnkurve für eine Umdrehung des Rades) nach 26.11 findet man unter www.TM-Mathe.de (numerische Integration). I Der

Bildschirm-Schnappschuss der Abbildung 26.7 wurde von der Animalion mit einem Maple-Script (im Internet

\lcrrtigbar) erzeugt, das der Student Thomas Dulz geschrieben hat.

466

26 Kinemalik des Punktes

26.2.2 Beschleunigungsvektor, Bahn- und Normalbeschleunigung Als Maß für die Änderung des Geschwindigkeitsvektors mit der Zeit wird der Beschleunigungsvektor ä als Ableitung des Geschwindigkeitsvektors nach der Zeit definiert. Fiir die in einem kartesischen Koordinatensystem beschriebene ebene Bewegung ergibt sich der .Beschleunigungsvektor:

_ dv d d/' d 2/' Cl=-=--=-= dl dl dt dt 2

= [i(t)] = [''x(t)] Vy(t) y(t)

[a,(I)] ay(l)

(26.13)

Da die Geschwindigkeit ein Vektor ist. bei dem sich sowohl der Betrag (Bahngeschwinctigkeit v) als auch die Richtung mit der Zeit ändern können, ergibt sich auch bei konslanter Bahngeschwindigkeil ein Beschleunigungsvektor, wenn die Bewegung nichl geradlinig ist. Dies wird deutlich, wenn man den als Produkt von Bahngeschwinctigkeit und Tangenteneinheitsvektor dargestellten Geschwindigkeitsvektor 26.10 nach der Zeit ableitet. Unter Beachtung der Produktregel erhält man:

_ dl! d _ dV(I) _ de, a= - = - [v(t)·e,(l)] = - - ·e,(t)+v(t)·dt dt dt dt

(26.14)

Der erste Anteil ist die tangential zur Bahnkurve gerichtete Bahnbesch1eunigung (mit dem Betrag, der sich auch nach 26.4 ergeben würde). Zur Interpretation des zweiten Anteils muss vorab untersucht werden, was für ein Vektor der nach der Zeit abgeleitete Tangenteneinheitsvektor ist. Dazu sollen zunächst zwei Spezialfälle betrachtet werden. oe;> Sonderfall: Geradlinige Bewegung

Da der Tangenteneinheitsvektor bei der geradlinigen Bewegung konstant ist, gilt: de, _ _ dv _ _ dt = 0 ~ a = dt . e, = a, . er (ä ist der Nullvektor). Die GesallllbeschJeunigung iSI bei der geradlinigen Bewegung iden-

tisch lIIit der Bahnbescllieunigung. oe:> Sonderfall: Kreisbewegung

Betrachtet werden zwei sehr dicht benachbarte Lagen eines Punktes, der sich auf eil1em Kreis mit dem Radius R bewegt (Abbildung 26.8). Er legt dabei die Strecke t.s = Rl1a zurück, der Tangenteneinheitsvektor ändert seine Richtung um den Winkel l1a: Der Vektor er. I gebt über in den Vektor e,,2, wobei er sich um l1er ändel1. Die Länge des Differenzvektors l1er kann aus dem gleichschenkligen Dreieck abgelesen werden, das er mit den heiden Einheitsvektoren bildet: 11-1 er = 2·l1a s1l1 "" 11 a 1

2

FiiJ den Übergang zum wlendJieh kleinen Winkel entsprechend l1a -; da und damit l1e, -; der liest man aus der Abbildung 26.8 ab:

467

26.2 Allgemeine Bewegung des Punktes

• de, steht senkrecht auf e,. I bzw. e,.2, also senkrecht auf dem Tangenteneinheitsvektor e • de, hat die Länge da,

"

Damit kann de, als Produkt eines Einheitsvektors en (Nomwlelleillheilsveklor, weil er senkrecht auf dem Tangenteneinheitsvektor steht) und seines Betrages da dargestellt werden:

det =da-c"

(e" ist zum Kreismittelpunkt gerichtet). Jetzt kann die Frage beantwortet werden, wie die Ableitung des Tangenteneinheitsvektors nach der Zeit bei der Kreisbewegung zu interpretieren ist (für das differenziell kleine Kreisbogenstück ds wird ds = Rda gesetzt): der dei d s de, dei v -=--=-v=--v=-el/ dl ds dl ds Rda R Wenn dies in 26.14 eingesetzt wird, ergibt sich der

V Abbildung 26.8: Die Ableitung des Tangemeneinheitsvek·

tors nach der Zeit! liefert einen Vektor. der zum Mittelpunkt des Kreises gerichtet ist

-0

Beschleunigungsvektor für die Bewegung eines Punktes auf einer Kreisbahn:

_()

dV(I) _ ()

V2(1) _ ( )

_

_

(26.15) =-d-oet1 +--·enl =o,'e,+all·e" t R c:> Die Tallge11liaibeschleuIliguIlg (Bahnbeschleunigung) a, ist immerdalln vorhanden, wenn die Bahngeschwindigkeit v nicht konstant ist. 01

c:> Die Normaibeschieunigullg an =

v2

R

ist bei der Kreisbewegung immer vorhanden. Sie ist

zum Kreismittelpunkt gerichtet. Für die al/gemeille ebelle Bewegullg eines Punktes (Bewegung auf einer beliebigen ebenen Bahn) führt eine entsprechende Überlegung auf eine ähnliche Beziehung, wobei der (konstante) Radius der Kreisbahn durch den (im Allgemeinen veränderlichen) Krümmungsradius p der Bahnkmve zu ersetzen ist (ds = pda). Dies ist jeweils der Radius des Krümmungskreises eines Kurvenpunktes. Der Krümmungsheis hat mit der Kurve im gemeinsamen Punkt die Koordinaten. die Tangente (Anstieg y') und die 2. Ableitung y" gemeinsam 2 . Beschlennigungsvektor für die Bewegung eines Punktes auf einer ebenen Bahn:

a = ä, +ä" = v·e,(l)

v2 + -. e,,(t) p

2

p

=

(26.16)

I (I +/2)) I = I (x +1)1 I y"

xji - i.y

2Unter dem Slichwofl ..Krümmungskreis. Krümmul.1g~radius" findet mall auf der ImcrnCI-Site www.TM-Mathe.dceine ausflihrliehe

Dar~[ellung

dieses ll1cmas mit Herleitung der Fonnein und einer Animation.

468

26 Kinemalik des Punktes

oe:> Der Beschleunigungsvektor der Bewegung eines Punktes setzt sich aus zwei senkrecht auf-

einander stehenden Komponenten zusammen: Die Bahnbeschleunigung mit dem Betrag a, = v ist wie die Geschwindigkeit tangential zur Bahnkurve gerichtet (Tangentialbeschleu2 nigung), die Normalbeschleunigung mit dem Betrag an = 'i> ist senkrecht dazu zum Krümmungsmittelpunkt der Bahnkurve gerichtet.

'e:> Die Babnbeschleunigung bat den Wert Null, wenn die Bewegung mit konstanter Bahngeschwindigkeit erfolgt. oe:> Die Normalbeschleunigung ist bei Bewegung auf einer beliebigen Bahnkurve nur dann

gleich Null. wenn die Bahn nicht gekrümmt ist (z. B. bei geradliniger Bewegung oder in Wendepunkten). Bei Bewegung eines Punktes auf einer Kreisbahn ist die Normalbeschleunigung stets ungleich Null. oe:> Der Betrag der Gesamtbeschleunigung kann nach

a= Ja? +a~

(26.17)

berechnet werden. Dies ergibt den gleichen Wert wie die Berechnung des Betrages des Beschleunigungsvektors nach 26.13. Die Gesamtbeschleunigung ist stets zur konkaven Seite der Bahn gerichtet (bei verschwindender Normalbeschleunigung tangential zur Bahnkurve).

I

Beispiel: I_....;_ _ EJI1 Gleltstell1 A bewegt sich 0111 konstanter Geschwindigkeit VA auf einer vcrtikalcn Führung. Er nimmt dabei die Stange A-B mit, die durch eine drehbar gelagerte Hülse gleitet. Bci { = 0 nimmt die Stangc eine horizontale Lage

a

Y

B

ein.

Es sollen die Bahnkurve, die Geschwindigkeit und die Beschleunigung des Punktes B ermittelt werden. Gegeben:

a, I,

VA,

1= 3a .

Bezüglich des skizzierten Koordinatensystems wird die Lage des Punktes B durch die Koordinaten XB und YB beschrieben. Mit dem Weg VA { nach 26.5, den der Gleitstein A bis zum Zeitpunkt { zurückgelegt hat, und den gegebenen geometrischen Größen liest man aus nebenstehender Skizze z. B. ab: XB

a

VA

1- ) a

2

- - a -----;>f- x B VA

t

A

+ v~ {2

)a +0 2

B

YB

12

(Strahlen satz). Eine entsprechende Beziehung (ebenfalls nach dem Strahlensalz) findet sich für und damit sind die Komponenten des Ortsvektors von B (Parameterdarstellung der Bahnkurve) bekannt:

YB,

26.2 Allgemeine Bewegung des Punktes

469

Durch Differenzieren nach der Zeit 1 erhält man die Komponenten des Geschwindigkeitsvektors und des Beschleunigungsvektors:

xn

VO x

=

GBx

= VBx =

=

.......

Die Darstellung der Bahnkurve (Abbildung 26.9) zeigt die auf die Länge a bezogenen Koordinaten des Punktes ß für 1= 3a entsprechend

i

XB

a

CI

V11

+# a-

VA 1 (

YB CI

CI

y/a ......... I ......

....... ..

_I

}~~

\

... ............

I

f,

Vl+'4/:-

_

I)

................

x/a \1-0

......... _.....

J

_..........,- -2

/

....... - I

rür eiJJen Bereich der "dimensionslosen Zeit" , = ~ 1 von

2 -<1=-/<+ 2 - - VA CI-

Abbildung 26.9: Bahnkurve

Für den Zeitpunkt / = 0 (horizontale Lage der Stange A-ß) soll versucht werden, die Ergebnjsse anschaulich zu deuten:

VB(I=O)=[/_~

1- Cl]

rB(1 =0) = [ 0

--VA

]

a Der ürtsvektor enthält die Koordinaten des Punktes ß (Lage auf der x-Achse). Die verschwindende Horizontalkomponente der Geschwindigkeit VBx = 0 bestätigt die vertikale Tangente an die Bahnkurve zu djesem Zeitpunkt. Die (positive, also wie ille y-Achse nach oben gerichtete) Geschwindigkeitskomponente VB,• enthält das "Übersctzungsverhältnis" I-a a für die horizontale Lage. Die horizontale Komponente der Beschleunigung aBx kann (weil sie senkrecht zur Bahnkurve gerichtet ist) nur die Normalbeschleunigung sein, die sich auf anderem Wege bestätigen lässt. Nach 26.16 wird der Krümmungsradius der Bahn für 1 = 0 mit den bereits berechneten Größen aufgeschrieben. Bahngeschwinillgkeit und Krümmungsradius liefern dann die NormalbescWeunigung:

P (I = 0) =

1

(P+ ;;2) xy-xy

II

= 1( 1 1-0

n 2

=>

a,,(1 =0) =

V~(I =0)

1

2

( ) = 2" VA PI=O a

Man erhält auf diesem Wege den Betrag der Normalbeschleunigung. der (wie erwartet) in der vektoriellen Darstellung den gleichen Wert hat. Das Minuszeichen dort zeigt an, dass die Normalbeschleunigung zur konkaven Seite der Bahnkurve gerichtet ist.

470

26 Kinemalik des Punktes

26.2.3 Winkelgeschwindigkeit, Winkel beschleunigung Die Bewegung eines Punktes auf einer Kreisbahn ist ein wichtiger Spezialfall der allgemeinen Bewegung des Punktes. Zur Beschreibung der Lage des Punktes auf der Kreisbahn ist die Angabe einer Winkelkoordinate cp(l) meist besser geeignet als die Wegkoordinate S(I) (Abbildung 26.10) und wohl immcr günstiger als dic Beschreibung durch einen Ortsvektor.

y

Wenn R der Radius der Kreisbahn ist. dann gilt

S(I) = "(I)

Rcp(l)

= s(t) = R q,(t)

(26.18)

a,(I) = ,,(t) = Rip(t)

Abbildung 26.10: Wegkoordinate sund Winkelkoordinate q>

Es ist üblich und zweckmäßig, analog zur Winkelkoordinate cp(t) auch eine Winkelgeschwindigkeit und eine Winkeibescl,leanigllllg zur Beschreibung der Bewegung eines Punktes auf der Kreisbahn zu dellnieren: Willkelgeschwindigkeit:

QJ(t) = q,(t)

(26.19)

WiIIkelbesch lellllig/llIg:

a(t) = w(t) = ip(t)

(26.20)

c:> Die Winkelgeschwindigkeit wird üblicherweise in

S-I

angegeben. die Winkelbeschleuni-

gung in S-2. c;> Einc Winkelgeschwindigkeit

QJ

= I S-I bedeutet, dass sich der Winkel in einer Sekunde um

1 rad vergrößert (I rad = I~O

""

57,3°).

c;> In der technischen Praxis wird bei Drehbewegungen gern die Drehzahl

11 (im Allgemeinen: AnzaW der Umdrehungen pro Minute) zur Beschreibung der Geschwindigkeit einer Rotationsbewegung verwendet. Es gilt (I Umdrehung -. Winkel 2n)

QJ

= 2nn

(26.21)

wobei sich QJ mit der gleichen Dimension wie n ergibt (gewarnt wird vor den Fehlerquellen bei Verwendung so genannter .,Praktiker"-Formeln wie QJ = ~~ oder gar QJ "" fb, in denen QJ und n unterschiedliche Dimensionen haben).

c:> Durch die Winkclbcschleunigung (als Maß feir die Änderung der Winkelgeschwindigkeit) wird entsprechend a r = Ra nur die Bahnbeschleunigung (als Maß für die Änderung der Bahngeschwindigkeit) repräsentiert. Natürlich gibt es bei einer Kreisbewegung immer (auch bei konstanter Winkelgeschwindigkeit) eine Normalbeschleunigung ,,2

a" = - = Rw2 R

(26.22)

c;> Für den sehr wichtigen Sonderfall konstanter Winkelgeschwindigkeit berechnet sich der

seit dem Beginn der ZeitzähJung t = 0 zuriickgelegte Winkel cp nach:

cp =

~t

(~= konstant)

(26.23)

26.2 Allgemeine Bewegung des Punktes

471

Während die meisten Menschen eine recht gute Vorstellung von Geschwindigkeiten haben (zumindest in den Größenordnungen, die von Autos erreicht werden), ist die Vorstcllungskraft fur Beschleunigungen im Allgemeinen nicht sehr groß (Autohersteller wissen das und verstecken den Bcgriff der Beschleunigung in einer Geschwindigkeitsaussage: "Beschleunigt von 0 auf 100 km/h in 8,3 s"). Deshalb werden in den Beispielen I bis 4 einige Zahlenwerte berechnet.

I

Beispiel J: I_ _ _ _...I Em Pkw besch1eul1lgt von 0 auf 100 km/h schleunigung?

In

8,3 s. WIe groß 1st die mmlere Be-

Nach 26.2 berechnet man: {Im

V2-V' 100-Okm 100·IOOOm 2 = - - - = - - - -- = - = 3 35m/s 12 - I, 8,3 - 0 h s 8,3 . 3600 S2 '

Dies ist Flir ein anfahrendes Auto ein beachtlicher Wert. Beim freien Fall (ohne Luftwiderstand) allerdings tritt die Beschleunigung g = 9,81 m/s2 auf, ein Wert, der von keinem Pkw erreicht wird (es sei denn, er durchbricht ein Brückengeländer und geht zum freien Fall über).

I

Beispiell: I_ _ _ _...I Em Pkw fahrt nlJt konstanter Geschwmdlgkelt v = 40 km/h eme Kurve nut dem Radius R = 20 m. Wie groß ist die Norrnalbeschleunigung? Nach 26.22 berechnet man: v2 402 (kru)2 402 . 106 m2 2 G n = R = 20 h2 m = 20.36002 m s2 = 6. 173 m/s Auch dieses Ergebnis ist repräsentativ Flir die meisten technischen Bewegungsabläufe: Die Normalbeschleunigungen sind im Allgemeinen deutlich größer als die Bahnbeschleunigungen. Das folgende Beispiel zeigt allerdings eine Ausnahme von dieser Regel. I

Beispiel 3:

I

Bei einem Crash-Test prallt ein Pkw mit 50km/h gegen eine starre Wand. Nach 80 ms sind Fahrzeug und Dummies auf die Geschwindigkeit 0 abgebremst. Wie groß ist die mittlere Beschleunigung während des Aufpralls?

Aus der Geschwindigkeitsdifferenz und der Abbremszeit ergibt sich nach 26.2: Gm

V2 - v I 0 - 50 km = -/2-- .tl- = 0 1 08 - 0 -h s =

50· 103 m 2 008 3600 2 = -173,6m/s ,. s

I

Beispiel 4: I_ _ _ _...I Ein Pkw-Motor läuft mit einer Drehzahlll = 5000 min- I . Wie groß ist die Winkelgeschwindigkeit w? Welche Normalbeschleunigung {In erfahrt ein Punkt auf der Kurbelwelle, der R = 6 cm von der Drehachse entfernt ist? Die Winkelgeschwindigkeit wird nach 26.21 berechnet: I

w=2nn=2n.50oo·- =523,6s- 1 60 s Damit ergibt sich die sehr große Nornlalbeschleunigung flir den Punkt auf der Kurbelwelle: 2 2 CI" = R w = 16449m/s

472

26 Kinemalik des Punktes

26.2.4 Koppelgetriebe Koppelgelriebe wandeln eine vorgegebene (Antriebs-)ßewegung in eine gewünschte Bewegung um. In den weitaus meisten praktischen Fällen ist der Antrieb eine Rotation um einen festen Punkt mit einer Winkelgeschwindigkeit ~. Ein besonders einfacher Fall ist die Schubkurbel 3 , bei der eine kreisförmige Bewegung in eine geradlinige Bewegung umgewandelt wird (Beispiel: Kolbenpumpe), der häufigste Anwendungsfall ist dafür allerdings gerade die in Verbrennungsmotoren realisierte Umwandlung der geradlinigen Bewegung des Kolbens in die Rotation der Kurbelwelle.

I

Beispiel 1: I_ _ _..... Die skiZZierte Schubkurbel (SIChe www.TM-aktuell.de) wird mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit ~ angetrieben. Bei r = 0 soll die Kurbel ihre tiefste Stelle einnehmen. Gcsucht sind die Funktionen x(r), v(r) und a(I), die die Lage, die Geschwindigkeit und die Bcschlcunigung des Kolbens beschreiben. Gegeben:

I

Je

Y

,

j

I I

R= 12cm, 1=30cl11. ~=2s-l.

Rechts ist eine ausgelenkte Lage mit den wichtigstcn Abmcssungcn skizziert. Dic Kurbel hat sich entsprechend 26.23 UI11 den Winkel ~r gedreht. Die durch die Koordinatex beschriebene Lage des Kolbens ergibt sich aus der Summe der beiden Katheten zweier rechtwinkliger Dreiecke: X(I) = R COS~I +

)12 - R2 sin

2

~t

Durch Differenzieren dieser Funktion kommt man zu v(t) und a(t):

An dem einfachen Beispiel werden die typischen Probleme der Untersuchung von Koppelgetrieben deutlich, die allerdings bei fast allen kinematischen Problemen ähnlich sind: Die Beziehungen sind hochgradig nichtlinear. Das Differenzieren des Weg-Zeit-Gesetzes mag schon bei diesem Beispiel lästig sein, immerhin konnte man auf diesem Wege v(r) und a(t) ermitteln, weil es möglich war, x(t) als Funktion aufzuschreiben (und gegebenenfalls kann man das Differenzieren einem symbolisch rechnenden Programm übertragen). 3Als BeL«;pie) I wird hier die einfache Schubkurbel behandelt. bei der der Mitlelpunkt der Kurbel auf der Geraden liegt. auf der sich der Kolben bewegt Im Abschniu 27.4 findet mall den allgemeineren Fall der cxzcnlri~hcn Schubkurbel.

473

26.2 Allgemeine Bewegung des Punktes Abbildung 26.11 zeigt die drei kinematischen Diagramme (erzeugt mit Matlab). Es wurden sogar fünf Kurven gezeichnet, V(I) und a(l) wurden zusätzlich durch numerisches Differenzieren gewonnen. Die Deckungsgleichheit der Kurven ist ein ziemlich verlässliches Indiz für die Richtigkeit. Dass zur Kontrolle numerisch (und nicht symbolisch) differenziert wurde. hat einen guten Grund:

X(I)

a(l)

V(I)

"

1[']

Abbildung 26,11: Kinematische Diagramme

Wenn die Aufgaben auch nur unwesentlich komplizierter werden (nachfolgende Beispiele), kann die ßahnkurve nur noch punktweise ermittell werden, so dass ohnehin nur numerisch differenziert werden kann.

I

Beispiel 2: I_....;_ _.... Ewe so genannte Viergelenkkette besteht aus zwci Gliedern AB bzw. CO, die an jewcils einem Endpunkt (A bzw. 0) fixiert sind (je nach ßewegungsmögliehkeit als Kurbeln oder Schwingen bezeichnet) und über den jeweils anderen Punkt über eine Koppel BC verbunden sind. Hier soll das Glied AB als Antrieb betrachtet werden, dessen Lage durch die Angabe eincs Winkel cp bestimmt wird. Gegeben sind die Koordinaten XA und YA des Punktes A im skizzierten Koordinatensystem und die Längen a, bund c der Getriebeglieder, gcsucht sind die Koordinatcn der Punkte B und C in Abhängigkeit von cp.

D Abbildung 26.12: Viergelenkkette

Die Koordinatcn des Punktes B können unmittelbar aus der Abbildung 26.12 abgelesen werden: XB =XA

-acoscp

YB = YA +a sincp

Mit den bekannten Punkten Bund 0 findet man den Punkt C als Schnittpunkt der beiden Kreise um diese Punkte mit den Radien b bzw. c, und damit beginnen die typischen Schwierigkeiten. Die Kreisgleichungen können noch problemlos formuliert werden:

(x-xd+(Y-YB)2 =b2

.;+l =c2

Man stellt eine Gleichung nach Y um, setzt das Ergebnis in die andere ein. und nach etwas mühsamer Rechnung erhält man eine quadratische Gleichung für x:

mit Bci der Lösung diescr Gleichung können folgende Fälle auftreten: • Man erhält zwei reelle Lösungen. Dies sind die x-Werte der Punkte C und dung 26.12), die für die Stellung cp möglich sind.

C (siehe Abbil-

474

26 Kinemalik des Punktes

• Man erhält eine (Doppel-)Lösung. Dann berühren sich die beiden Kreise nur. 8, C und 0 liegen in diesem Fall auf einer Geraden . • Es ergibt sich keine reelle Lösung, die Kreise schneiden sich nicht. Dann hat das Getriebe entweder eine unmögliche Geometrie, oder die durch qJ beschriebene Stellung ist unmöglich. Für den Fall zweier reeller Lösungen XI und X2 müssen noch die zugehörigen y- Werte durch Einsetzen in die Kreisgleichungen ermillelt werden. Wegen der Doppeldeutigkeit der Wurzel erhält man zu jedem x-Wert jeweils zwei y- Werte, die die Kreisgleichung erfüllen. Deshalb müssen die y-Werte für beide Kreisgleichungen berechnet werden, und von den vier Wertepaaren sind die beiden x-y-Paare die Koordinaten der Punkte C und C, die flir beide Kreise gleich sind. Schließlich muss noch entschieden werden, ob die Koordinaten für C oder C verwendet werden sollen. Weil die gesamte beschriebene Rechnung für jede Stellung cp ausgefLihrt werden muss, wird mall den Punkt wählen, der näher an dem entsprechenden Punkt der vorhergehenden Stellung liegt. Für den Sonderfall nur einer reellen Lösung muss speziell überlegt werden, denn aus dieser Spezial lage (8, C und 0 liegen auf einer Geraden) ist die weitere Bewegung in beiden RiChtungen möglich. Man wird dann die Entscheidung so fallen, dass die Bewegungsrichtung beibehalten wird. Das DilenUlla kann so formuliert werden: Der gesamte gerade beschriebene Entscheidungsprozess stellt für die Handrechnung gar kein Problem dar. Man sicht sofort, welche Lösung zu verwenden ist, und es ist auch klar, wie es nach einer Speziallage weitergeht. Bei der Computerrechnung sind aber alle Entscheidungen vorab zu programmieren, was nicht nur recht schwierig ist, es bleibt auch immer aus numerischen Gründen kritisch, denn die SpeziaHagen werden niemals genau getroffen. was häufig zu Überraschungen bei der Fortsetzung der Rechnung führt. Aber natürlich gibt es zur Computerrechnung keine vernünftige Alternative. weil im Allgemeinen njcht nur die Bewegung

der Viergelenkkelle interessiel1, sondern das Bewegungsgesetz von so genannten Koppe/punkten (Punkte, die mit einem Getriebeglied, vorzugsweise der Koppel, starr verbunden sind). Die Abbildung 26.13 zeigt eine Viergelenkkette mit einem Koppelpunkt K, der mit der Koppel 8C starr verbunden ist. Um die (in der Abbildung zu sehende) Koppe/kurve zu ermitteln, müssen vorab die Koordinaten der Punkte 8 und C nach dem oben beschriebenen Algorithmus berechnet werden.

Abbildung 26.13: Kurbelschwin· ge mit Koppelpunkt K

[n Abhängigkeit von den Abmessungen der drei Glieder und der Lage der beiden Lagerpunkte können die beiden gelagerten Glieder in ihren Bewegungsmöglichkeiten eingeschränkt sein. Man nennt sie Kurbe/n, wenn sie eine komplelle Kreisbewegung ausführen können, ansonsten Schwingen: oe;> Die Abbildung 26.13 zeigt eine so genannte Kurbe/schwinge, weil die (AnlJ'iebs-)Kurbel

AB bei ihrem kompletten Umlauf eine schwingende Bewegung des Gliedes OC erzeugt (die von den Punkten 8 bzw. C durchlaufenen Bahnen sind in der Abbildung angedeutet).

26.2 Allgemeine Bewegung des Punktes

Abbildung 26.14: Doppelschwinge

475

Abbildung 26.15: Doppelkurbel

oe:> Die Abbildung 26.14 zeigt eine so genannte Doppe/schwinge, weil bei dieser geometrischen

Konfiguration beide gelagerten Glieder nur schwingende Bewegungen ausfUhren können (die von den Gelenken B bzw. C erreichbaren Punkte sind als Bahnkurven eingezeichnet). Dieses Koppelgetriebe, bei der der mit der Koppel BC starr verbundene Punkt K auf der durch Bund C definierten Geraden liegt, ist mit den hier dargestellten Abmessungen ein Beispiel fUr das Erzeugen einer speziell gewUnschten Bahn.kurve. Man erkennt, dass diese in einem gewissen Bereich eine fast ideale horizontale Gerade ist. Das wird fur so genannte Wippkräne ausgenutzt, bei denen die anhängende Last bei Transport in der Horizontalen in diesem Bereich weder gehoben noch gesenkt wird, so dass für diese Bewegung nur eine minimale Antriebsleistung erforderlich ist. oe:> Die Abbildung 26.15 zeigt eine Doppelkurbel, weil beide

gelagerten Glieder eine komplette Kreisbewegung ausfuhren können. An diesem Beispiel wird auch gezeigt, dass dic Bewegung (und damit auch die Bahnkurve eines Koppelpunktes) von der Anfangsstellung abhängig ist. Für die beiden völlig identischen Getriebe sind zwei AnfangsteIlungen möglich (entsprechend der beiden Punkte C und C, wie im Beispiel 2 fiir die allgemeine Viergelenkkette gezeigt), die zu völlig unterschiedlichen Bewegungen fUhren. Man beachte, dass die Antriebskurbel AB in beiden Skizzen exakt die gleiche Lage einnimmt.

25

20

v

.... = ma

25,17

ßahn-

gesch\\ indigJ..eil

d" Koppelpunktes

15

'0

Weil die Ergebnisse für die Bahnkurven (z. B. die Komponenten

XK(CP) und YK(CP) des Ortsvektors rK eines Koppelpunktes) nur puoktweise ermittelt werden können, müssen alle weiteren gewünschten Ergebnisse numerisch berechnet werden. Die Komponenten des Vektors der Bahngeschwindigkeit x und y können nach den im Kapitel 18 auf Seite 275 angegebenen Differenzenformel für die erste Ableitung berechnet werden. Der Betrag der Bahngeschwindigkeit folgt dann aus 26.9.

5

o

Abbildung 26.l6:

VK. I'ma.<. Sge>

Abbildung 26.16 (erzeugt mit Matlab) zeigt die Bahngeschwindigkeit für die Kurbelschwinge nach Abbildung 26.13, die hier fUr den Moment der maximalen Geschwindigkeit des Koppel-

476

26 Kinemalik des Punktes

punktes dargestellt ist. Um den bei einem kompletten Umlauf zurückgelegten Weg zu berechnen, musste nach 26.1 I integriert werden, was natiirlich auch nur numerisch möglich ist. Weil die Bahnkurve punktweise bekannt ist, kaJ1J1 man allerdings auch die Länge des von den Punkten definierten Polygons berechnen. Die Analyse der Bewegung solcher Getriebe birgt eine ganze Reihe von Fehlermöglichkeiten. Für eine besonders wirksame Kontrolle der durchgefUhrten Rechnung bieten sich deshalb Animationen an, bci dcncn man sofort crkcnnt, ob dic gcwünschtc Bcwegung auch berechnct wurdc. Unter www.TM-aktuell.de findet man deshalb auch die "bewegten Bilder" dieser Getriebe. Schon mit Viergclcnkkettcn sind intercssantc und fUr dic technischc Praxis wichtigc Bcwegungcn zu erzeugen (siehe den Wippkranmechanismus in Abbildung 26.14). Wenn an die bewegten Punkte einer Viergclenkkette und/odcr an Koppelpunkte weitere Getriebeglieder angeschlossen werden, sind praktisch beliebige Bewegungen zu realisieren. Allerdings ist die Aufgabe, eine Bewegung mit ganz bestimmten vorgegebencn Eigenschaften zu erzcugen (Cetriebesynthese), sehr schwierig. Nachfolgend wird ein besonders gelungenes Beispicl vorgestellt.

I

BeispieL 3: Der me . der I"an d'ISC Ile K"ILnSt1er T. HEO JANSEN ste I1 t Lau f'masclllen h' her, d'Je SIC . h au f' I_ _ _ _.... 4 zahlreichen Beinen (vom Wind angetrieben) auf Sand sehr geschickt fortbewegen • Dic Abbildung 26,17 zeigt dcn Mechanismus eines Beins eines solchen "Strandbeests" maßstäblich mit den von Jansen gefundenen Abmessungen. Fixpunkte sind die beiden Gelenke 01 und 02. Angetrieben wird der Mechanismus durch Drehung der Kurbel OIA, die gleich zwei Viergelenkketten (01AB02 und 01AC02) bewegt. Von der Schwinge 02B der oberen Kurbelschwinge wird der Koppelpunkt D mitgenommen und dieser und der Punkt C der unteren Kurbelschwinge bestimmen die Lage des Punktes E. Schließlich ist mit dem Glied CE der Punkt F starr verbunden. dessen Bahnkurve die Bewegung des "Fußes" ist. Die Analyse dieses Mechanismus ist mit dem Algorithmus möglich, dcr ausführlich im Bcispicl 2 beschricben wurde, allerdings muss er fiinfmal nacheinander angewendet werden, um die Lage eines Punktes F zu bestimmen.

D

Abbildung 26.17: Mechanismus des Beines eines Strandbeesls

Die Rechnung mit allen Entscheidungen, die am Beispiel 2 beschrieben wurden, ist also etwas aufwendiger. Das Ergebnis findeIman als Animation des in Abbildung 26,17 dargestellten Mechanismus unter www.TM-aktucll.de. Die Bahnkurvc des Punktcs F ist auch in Abbildung 26,17 zu sehen. Man erkennt im unteren Bereich eine fast ideale Gerade. Dies ist der Bereich, in dem sich der Fuß des "Strandbeests" am Boden befindet. 4Der Künstler nennt seine beeindruckenden Werke Srrandbeesfen (..Stranduere"). Ein Besuch der Lnternet-Sile www.~rrandbeesl.comlohnl sich.

26.2 Allgemeine Bewegung des Punktes

Mindestens so wichtig wie die Bahnkurve ist der Geschwindigkeitsverlauf: Der Fuß sollte sich während des Bodenkontakts mit möglichst konstanter Geschwindigkeit bewegen (weil natürlich alles relativ ist, bewegt sieh beim laufenden Strandbeest während des Bodenkontakts des Fußes nicht dieser sondern der gesamte Mechanismus). Während des "Schritts nach vom" (der Fuß ist in der Luft) sollte dagegen die Geschwindigkeit deutlich größer sein.

477

Bahnkurve YF(x) -<;0 -'70

-;;0

-90 L-_ _ -40 -20

~

~

__

~

o

20

_ _---.J 40

Bahngeschwindigkeit vF(x) 150

100

Die Abbildung 26.18 zeigt den Ver50 lauf der Bahngeschwindigkeit des OL-_-~-'--~--~-----' Punktes F während eines komplet-40 -20 0 20 40 ten Umlaufs der Kurbel OIA (ein Abbildung 26.18: Bahnkurve lind Geschwindigkeitsverlauf "Schritt"). Man erkennt, dass die gewünschten Eigenschaften ausgezeichnet erfüllt werden. So richtig lässt sich allerdings die Realisierung der "schreitenden Bewegung" erst beurteilen, wenn man sie als Animation des Mechanismus oder als Teil des sich bewegenden Strandbeests sieht.

26.2.5 Darstellung der Bewegung mit Polarkoordinaten Die Willkürlichkeit, die der Komponentendarstellung eines Vektors bei Wahl eines kartesischen Koordinatensystems mit festen (zeitlich unveränderlichen) Einheitsvektoren und y anhaftet, war der Grund dafür, im Abschnitt 26.2.2 die Beschleunigung in ihre "natürlichen Komponenten" (tangential und normal zur Bahnkurve) zu zerlegen. Bei der Verwendung dieser nalürlichell Koordinalell musste beachtet werden, dass die Einheitsvektoren e, und e" ständig ihre Richtung ändern (zeitabhängig sind), was beim Differenzieren nach der Zeit beachtet werden musste.

e,

Eine ähnliche Situation liegt vor, wenn die Bewegung mit Hilfe von Polarkoordinaten beschrieben wird, was für eine Reihe von Problemen vorteilhaft sein kann. Zur Beschreibung der Lage des bewegten Punktes wird sein Abstand r(t) von einem zu wählenden festen Punkt und der Winkel cp(I) bezüglich einer Bezugsgeraden benutzt (Abbildung 26.19). Mit dem Einheitsvektor e" der stets die Richtung des Ortsvektors hat, kann der Ortsvektor in der Form

r(I) = r(I)e,(I)

(26.24)

e

Bahnkurvc

Abbildung 26. t9: Potarkoordinalen

angegeben werden. Die Koordinate cp(I) steckt bei dieser Darstellung in dem Einheitsvektor e,. Da Gesehwindigkeits- und Beschleunigungsvektor nicht die Richtung von haben. wurde in die Skizze auch gleich der zweite erforderliche Einheitsvektor e~ eingezeichnct.

e,

478

26 Kinemalik des Punktes

Um aus 26.24 zum Geschwindigkeitsvektor zu kommen, muss geklän werden, was aus beim Ableiten nach der Zeit wird. Die Abbildung 26.20 zeigt, wie sich für zwei eng benachbarte Punkte (rp ändert sich um !1rp) der Einheitsvektor e, um !1e, ändert. !1e, steht senkrecht auf e, (und hat damit die Richtung von

e,

c",). Die Länge von !1c, kann für sehr kleine Winkel !1rp (im rechtwinkligen Dreieck mittan!1cp ""!1cp und dem Einheitsvektor als Kathete mit der Länge I) mit!1cp angegeben werden, so dass der Zuwachs von e, als

!1e, = !1cp . e",

Abbildung 26.20: Einheitsvek-

aufgeschrieben werden kann.

toren für Polarkoordinaten

Entsprechend liest man ab, dass die Änderung von e", gerade die entgegengesetzte Richtung von e, hat. die Länge von !1e", kann (wie die Länge von !1e,) als !1cp angenommen werden. und ftir I'.e", gilt also: t.e", = -I'.cp. e, Division durch !1rp und der Grenzübergang!1cp --40 liefern die Ableitungen der Einheitsvektoren nach rp und damit auch nach der Zeit:

de, dcp deI{! dcp

de, dt de", dr

de, dcp drp dt de", drp drp dr

(26.25)

-c,cp

Nun kann der Ortsvektor 26.24 nach der Zeit t abgeleitet werden, und man erhält unter Beachtung von 26.25 Geschwindigkeitsvektor und Beschleunigungsvektor in Polarkoordinaten:

_I) di' _ _ vt =-=r·e,+rcp·el{! alt) =

dt dv -

dt

=

(i'- cpl r) ·e, + (rlp+2rcp)· e",

(26.26)

oe:> Der Sonderfall r = konstant (Kreisbewegung) ist in diesen Formeln enthalten (für die

Kreisbewegung sind Polarkoordinaten die natürlichen Koordinaten). Man erkennt die Bahngeschwindigkeit rcp, die Bahnbeschleunigung rlp und die Normalbeschleunigung rcpl, deren Minuszeichen anzeigt, dass sie dem Einheitsvektor c, entgegengesetzt gerichtet ist. oe:> In Erweiternng der Begriffe für die Kreisbewegung werden auch für die allgemeine Bewe-

gung cp als Winkelgeschwindigkeit und Ip als Winkelbeschleunigung bezeichnet. oe:> Man kann sich eine in kartesischen Koordinaten beschriebene allgemeine Bewegung als

Überlagerung von zwei (rechtwinklig zueinander verlaufenden) geradlinigen Bewegungen vorstellen (wie z. B. bei der Fahrt eines Brückenkrans, bei dem sich gleichzeitig die Laufkatze quer zur Fahrtrichtung bewegt).

479

26.2 Allgemeine Bewegung des Punktes

Analog dazu darf man sich eine mit Polarkoordinaten bescllriebene Bewegung als Überlagerung einer geradlinigen Bewegung und einer Drehbewegung vorstellen (Beispiel: Ein Baukran dreht sich und die Laufkatze bewegt sich nach außen). Dementsprechend findet man in 26.26 den Geschwindigkeitsanteil r und den Beschleunigungsanteil i' der geradlinigen Bewegung und die bereits diskutiel1en Anteile der Kreisbewegung. Eine gewisse Son-

derstellung nimmt der Beschleunigungsanteil 2rq; ein. Für das "Bau kran-Beispiel" würde also neben den bekannten Anteilen noch eine zusätzliche Beschleunigung auch dann auftreten, wenn die Drehbewegung mit konstanter Winkelgeschwindigkeit q; erfolgt und die Laufkatze sich mit konstanter Geschwindigkeit r nach außen bewegt. Die beschleunigende Wirkung entsteht dadurch, dass sich die Laufkatze in Richtung von Kreisbahnen mit größerem Umfang (und damit größerer Bahngeschwindigkeit) bewegt. Dieser etwas schwierige Sachverhalt wird im Abschnitt 27.2 ausführlicher diskutiert.

I

Beispiel:

I

Für den als Beispiel im Abschnitt 26.2.2 bereits mit kal1esischen Koordinaten untersuchten Mechanismus soll die Bahnkurve in Polarkoordinaten formuliel1 werden. Gegeben:

0,

l,

"A

= konstant.

VA

Wenn die Zeitzählung mit I = 0 in dem Moment beginnt, wenn die Stange A-B die horizontale Lage einnimmt, gilt entsprechend nebenstehender Skizze:

r(l) = ( -

J02+ ";'

cp

vAt

'P

~ t~ '.r'\l~

12

A

"A I

B

r

a

(j,

0/(1) = arctano

Diese Darstellung enthält alle Informationen über den Bewegungsablauf, und es ist im Allgemeinen nicht sinnvoll, nach 26.24 den Ol1svektor mit dem zeitlich veränderlichen Einheitsvektor

e,(I) = [coso/(T)]

SIO 0/(1)

aufzuschreiben, zumal sämtliche Geschwindigkeits- und Beschleunigu.ngsanteile nacb 26.26 durch Differenzieren von r(l) und 0/(1) gewonnen werden können. Man erhält z. B.:

r(l) =

q;(I)

0 2 ,,2

,,2 1

I

A

Va2+V~/2

I

"A

I+~ -;;

;'(1) =

(2 Cl

q;(I)

A 2 2) 3

+VAI

.,

2±

"T (l+~f

Damit kann man sämtliche Geschwindigkeits- wld BeschleuniglUlgsanteile aufschreiben. Sie sind radial gerichtet bzw. senkrecht dazu (nicht normal bzw. tangential zur Bahnkurve).

480

26 Kinemalik des Punktes

26.2.6 Allgemeine Bewegung im Raum

Iz

Wenn die allgemeine Bewegung eines Punktes Im Raum (Abbildung 26.21) analog zur Bewegung in der Ebene (Abschnitt 26.2.1) durch einen ürtsvektor

v

X(/)] 1'(1) =

Y(/)

[ z(t)

beschrieben wird, gelten in sinnvoller Erweiterung die Formeln 26.8 bis 26.14, die hier noch einmal zusammengestellt werden:

V(/) = dl' =

Geschwindigkeitsvektor:

Abbildung 26.21: Ortsvektor und Geschwindigkeitsvektor

[;i;\]

dl

V(I) = lvi = /r2 + y2 +i2

ßahngeschwindigkeit:

(26.27)

i(l)

(26.28)

I,

Länge der ßahnkurve:

SI.2 =

JVx

2 +.'12 +i2 dl

(26.29)

I,

ßeschleunigungsvektor:

(26.30)

Gesamtbeschleunigung:

(26.31)

c:> Auch für die Bewegung im Raum gilt, dass der Geschwindigkeitsvektor in jedem Punkt tangential zur Bahnkurvc gerichtet ist und damit als Produkt aus Bahngeschwindigkeit und Tangenteneinheitsvektor dargestellt werden kann: (26.32)

':> Durch Differenzieren von 26.32 nach der Zeit ergibt sich der Beschleunigungsvektor ~

dv dv ~ de, . ~ = - . er + v· = v· er dl dl dl _ 2 de, . _

a= -

= V e, + v . (I; =

V·

de, ds ds dl

+ v· -

e, +

,,2_

p .e"

(26.33)

mit dcn gleichen Beschlcunigungsanteilcn (Bahnbeschleunigung v und Normalbeschleunigong ~) wie im ebenen Fall. Der Einheitsvektor e" ist der senkrecht zum Tangenteneinheitsvektor gerichtete Haupll1ormalel1veklOr, der zorn Krümmlll1gsmittelplLllkt der Ballllkurve zeigt, p ist der Krümmungsradius.

e,

26.3 Aufgaben

481

e,

e

und n spannen die Schmiegullgsebene der Bahnkurve in dem betrachteten Punkt auf. In ihr liegen der Geschwindigkeitsvektor und beide Beschleunigungsanteile (und damit auch der Vektor der GesamtbeschJeunigung). Es gibt also in jedem Punkt der Bahnkurve eine "bcschleunigungsfrcie" Richtung. Es ist die Richtung des Billormalenvektors eb, der senkrecht zu und n gerichtet ist und mit diesen das begleitende Dreibeill der Bahnkurve bildet.

oe:> Die Einheitsvektoren

e,

e

Wenn also die Beschleunigungswerte bei der räumlichen Bewegung eines Punktes nur für bestimmte Zeitpunkte interessieren, kann die Bewegung jeweils wie eine ebene Bewegung in der Schmiegungsebene des aktuellen Punktes der Bahnkufve betrachtet werden.

26.3 Aufgaben

I

Au/gabe 26.1: I_ _ _ _ _..... Em Formel-I-Rennwagen beschleulllgt (1m Jahr 1993) aus dem Stand auf eme Geschwindigkeit von 100 km/h in 2,6 s. Aus einer Geschwindigkeit von 280 km/h stoppt er bei Vollbremsung nach 15 I,3 m. a) Wie groß ist die mittlere Beschleunigung am in O1/s2 während des Anfahrvorgangs? b) Wie groß ist die mittlere Bremsverzögerung (negative Beschleunigung) bei dem beschriebe-

nen Bremsvorgang"

I

YI

Alt/gabe 26.2: I_ _ _ _ _..... Der Steg emes Planetengelnebes dreht sich mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit Ws und treibt ein Planeten rad, das auf dem feststehenden Sonnenrad abrollt. Die Bewegung des Punktes A im Abstand a vom Mittelpunkt des Planetenrades soll analysiert werden. Gegeben:

R, r

1

Planetenrad

Sonnenrad

x R

a, ws·

a) Zum Zeitpunkt t = 0 befindet sich das Planetenrad in der skizzierten horizontalen Lage. Es ist die Bal1nku.rve des Punktes A in ParameterdarsteUung x(t) und y(t) bezüglich des skjzzierten Koordinatensystems zu ermitteln. b) Für welche Radienverhältnisse in der skizzierten Lage"

fi ist der Punkt A nach einem vollen Umlauf des Steges wieder

c) Man ermittle die Funktionen für die BaJ111geschwindigkeit v(t) und die GesamtbeschJeunigung art).

eI) Mit einer geeigneten Software (www.TM-aktuell.de) stelle man die Bahnkurve des Punktes A für ~ = 2 und ~ = 1.5 grafiscb dar und berechne die Länge des Weges. den der Punkt bei zwei vollen Stegumläufen zurücklegt.

482

I

26 Kinemalik des Punktes

Aufgabe 26.3:

I

a

Ein sternförmiger Mitnehmer rotiert mit der konstanten Winkelgeschwindigkcit ~. Er fUhrt Werkstücke in einer Rinne. Betrachtet werden soll die Bewegung eines Werkstücks im geraden Rinnenabschnitt von A nach B.

A

-s

B

Gegeben: 1= IOcm ; a=6cm; ~=O,3s-' . Man ermittle a) das Bewegungsgesetz

S(I) eines Werkstlicks. wenn es bei I = 0 den PunktA passiert,

b) das Geschwindigkeits-Zeit-Gesetz v(l) und das Beschleunigungs-Zeit-Gesetz a(I).

c) die Zeit lAB. die das Werkstück flir die Bewegung von Abis ß benötigt, VB des Werkstücks, die es bei Punkt ß hat.

d) die Geschwindigkeit

I

Aufgabe 26.4:

I

Eine Kurbel dreht sich mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit ~ und nimmt die Stange ;\-B mit. Bei I = 0 befindet sich A im Punkt D.

Gegeben:

a. I, R,

F

B E

~.

Unter Verwendung des skizzierten Koordinatensystems erm.ittle man

a) die Bahnkurve von Bin ParameterdarsteUung

a

X(I)

undy(I). b) die Komponenten

VBx und VBy des Geschwindigkeitsvektors des Punktes Ballgemein. e) die Beträge der Geschwindigkeiten des Punktes B flir Ji = 1,5 und = 2. wenn A sich in E bzw. F befindet.

k

Eine Animation der Bewegung findet man unte,r www.TM-aktuell.de.

I

I Aufgabe 26.5: Ein Zahnrad mit dcm Radius R treibt eine hori-

1"0

;p

zontal geführte Zahnstange nach dem Winkel-Zeit-Gesetz

cp(l) =
R, 1=2R, k"

1"0

~~.:::,;;~~~=(


Man ermittle a) das Bewegungsgesetz y(l) des Gleitsteills G und seillen maximalen Hub Yo, b) die Zeit [, bis zum ersten Erreichen des oberen Totpunktes.

Weitere Aufgaben findet man imlnternet unter www.TM-aktueU.de.

IY 1

27 Kinematik starrer Körper Ein starrer Körper besteht aus einer unendlichen AnzaW von Punkten, die ihre Lage zueinander nicht ändcrn. Für dic weitaus meisten Probleme der Kinematik und Kinetik ist dieses fiktive Gebilde das völlig ausreichende Modell zur Untersuchung von Bewegungsvorgängen (wie in der Statik zur Untersuchung von Gleichgewichtszuständen).

27.1 Die ebene Bewegung des starren Körpers Man könnte die ebene Bewegung des starren Körpers mit den Verfahren aus dem Kapitel 26 (Kinematik des Punktes) beschreiben, wenn man die Bewegung von zwei Punkten des Körpers beschreiben würde. Da der Abstand der Punkte konstant bleibt, genügt jedoch bereits die Angabe der zeitlichen Abhängigkeit • der beiden Koordinaten eines Punktes und einer Koordinate eines zweiten Punktes oder • der beiden Koordinaten eines Punktes und einer zusätzlichen Winkelkoordinate. Der starre (durch keine Bindungen behinderte) Körper iJl der Ebene hat drei Freilzeirsgrade. Seine Lage ist durch die Angabe von drei geeigneten Koordinaten eindeutig bestimmt, seine Bewegung wird durch die zeitliche Abhängigkeit dieser Koordinaten beschrieben.

<>

Durch ZlIsätzliche Bindungen (z. B. an eine vorgeschriebene Bahn) kann die Anzahl der Freiheitsgrade eingeschränkt sein. Für die Probleme der technischen Praxis ist die Bewegung eines Körpers mit nur einem Freiheitsgrad sogar eher die Regel als die Ausnahme.

27.1.1 Reine Rotation Die reine Rotation (ein Punkt des Körpers ist fixiert) ist ein besonders wichtiger Spezialfall der Bewegung eines starren Körpers. Die Bewegung wird mit nur einer Winkelkoordinate komplett beschrieben.

I

Beispiel J: I_"";_ _...1 Der Mitnehmer der skiZZIerten Gabel bewegt SIch mit VA = konstant nach rechts. Zum Zeitpunkt f = 0 sei cp = O. Für die Bewegung der Gabel sollen das Bewegungsgesetz cp(r), die Winkelgeschwindigkeit roc(f) und die Winkelbeschleunigung ac(f) ermittelt werden.

Gegeben:

I,

VA.

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_27, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

484

27 Kinematik starrer Körper

Mit dem Weg VA I nach 26.5, den der Mitnehmer bis zum Zeitpunkt t zurliekgelegt hat, entnimmt man dem nebenstehend skizziel1en rechtwinkligen Dreieck das Bewegungsgesetz: VA t VA t tan

= = ("'f,)2 ,= /2+.;.,2 .

OJc(t)


I

VA

VA /

1+

ac(t) = ciJc(t) =

A

I

Beispie/ 2: I_"";'_....1 E1I1e Kurbel mit dem RadiUS R läuft mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit ~ um und nimmt dabei eine Schwinge mit (eine Animation unter www.TM-aktuell.de zeigt die Bewegung dieses Getriebes). Es sollen das Bewegungsgesetz der Schwinge
R sin ~r tan

Rsin"1JI

sin~,


-COS~l

Differenzieren nach der Zeit liefert Winkelgescbwindigkeit und Wi,lkelbeschJelinigung:

. ßcos~t-I ros(t) =
Abbildung 27.1: Kinematische Diagramme

27.1 Die ebene Bewegung des starren Körpers

485

Diese Kontrollmöglichkeit wurde bereits im Beispiel I des Abschnitts 26.2.4 genutzt und ist bei Aurgaben dieser Art immer zu emprehlen: Wenn die grafischen Darstellungen der analytisch erzeugten Ableitungen mit den durch numerisches Differenzieren gewonnenen Kurven deckungsgleich sind, ist das ein vorzügliches Indiz rür die Richtigkeit. Gleichwertig ist natürlich die Benutzung eines Programms, das symboli~ch differenzieren kann.

<>

Der Antrieb mir konstanter Winkelgeschwindigkeit über eine Schwinge. die die Bewegung umwandelt, ist in der technischen Praxis recht häufig anzutreffen. Neben der Möglichkeit, gleichmäßige Drehbewegungen in "Hin-und-Herbewegungen" umzuformen (Werkzeugmaschinen, Schwingtische•...), zeigt das nachfolgende Beispiel eine weitere Variante.

I

Beispiel 3: I_ _ _ _...I Das so genannte Malteserkreuz tst ell1 Mechamsmus, der eine kontinuierliche Drehbewegung in eine periodische (durch Rasten unterbrochene) Drehbewegung umwandelt. Der Mitnehmer der sich mit ~ drehenden Kurbel nimmt nur auf einem Teil seines Weges (während des Eingriffs in einen SChlitz) das Malteserkreuz mit, das sich bei eincm Eingriff um den Winkel 2 q>* weiterdreht. Die Skizze zeigt gerade das Ende eines Eingriffs und den Beginn der Ruhephase (vgl. www.TM-aktuell.de. dort auch als Animation). Während des Eingriffs gilt gcnau das Bewegungsgesetz, das rür die Schwinge des Beispiels 2 hergeleitet wurde. Die kinematischen Diagramme dieses Beispiels zeigten erwartungsgemäß, dass rür den Punkt des größten Ausschlags der Schwinge (Umkehrpunkt ihrer Bewegung) die Winkelgeschwindigkeit Ws gleich Null ist. Wenn nun das Malteserkreuz so konstruiert wird, dass der Austrittspunkt des Mitnehmers aus dem Schlitz (und aus Symmetriegründen damit auch der Eintrittspunkt) mit dem Stillstand des Malteserkreuzes zusammenfallt, dann beginnt dessen Ruhephase genau in dem Moment, in dem es ohnehin keine Winkelgeschwindigkeit hat, so dass es nicht zusätzlich gebremst werden muss (es wird allerdings sicherheitshalber während der Ruhephase vom hinteren Teil des Mitnehmers, der genau in die bogenfötmigen Aussparungen des Malteserkreuzes passt, arretie(1). Aus den für das Beispiel 2 ermittelten Funktionen entnimmt man, dass Ws = 0 wird, wenn R eos~t*=T

ist. R und I sind zum Zeitpunkt (* also Kathete bzw. Hypotenuse eines rechtwinkJigen Dreiecks, der Winkel q>* berechnet sich in diesem rechtwinkligen Dreieck aus

* . R q> = arcs 111 T Während des Mitnehmereingriffs dreht sich das Malteserkreuz um den Winkel 2 q>*. Es ist klar, dass einc volle Umdrehung (360°) ein ganzzahliges Vielfaches von 2q>* sein muss, so dass nur spezielle Abmessungsverhältnissc sinnvoll sind, von denen die nebenstehende Tabelle einige zeigt.

2 q>* 120°

90° 72° 600

R

-

I 0,866 0,707 0,588 0,500

486

27 Kinematik starrer Körper

27.1.2 Translation und Rotation Ein Körper führt eine reine Translation aus. wenn jede beliebige Gerade, die zwei Punkte des starren Körpers verbindet, während der Bewegung ihre Richtung beibehält. Bei einer solchen Bewegung mit zwei Freiheitsgraden bewegen sich alle Punkte des Körpers auf kongruenten Bahnen, so dass die Beschreibung der Bewegung eines Punktes genügt (Kinematik des Punktes, Kapitel 26). Dieser Spezial fall braucht also nicht noch einmal betrachtet zu werden. Man beachte: oe:> Die Bahnen bei der translatorischen Bewegung können beliebige Kurven sein, zum Beispiel

auch Kreise: Die Kabine eines Paternosters fiihrt (zum Glück für verträumte Mitfahrer) während der gesamten Bewegung eine Translation aus, auch in den Umkehrbereicben. in denen sich alle Punkte der Kabine auf Kreisbahnen bewegen. Es ist üblich (nnd meist zweckmäßig), die allgemeine Bewegung als eine Überlagerung einer Translation mit einer Rotation zu beschreiben.

I

Beispiel 1: I_ _ _ _.... Das skizzierte Dreieck bewegt sich aus der Anfangslage ABC in die Endlage A'B'C'. Man kann diese Bewegung zum Beispiel auffassen als eine reine Translation aus ABC nach A' B"C" (alle Punkte bewegen sich auf kongruenten Bahnen) und eine Drehung Ulll den Punkt A'. Bei dieser Betrachtung wurde der Punkt A als Bezugspunkt (zur Beschreibung der Translation und als Zentrum der Rotation) verwendet. Natürlich kann daftir auch jeder andere Punkt benutzt werden. L-:> Die mit dem Beispiel

Ct2~ B I

I

A

\ --~B

Abbildung 27.2: Die Bahnen A-A'. 8-8" und C-C" sind deckungsgleich (auch wenn es nicht so aussieht)

demonstrierte Betrachtungsweise ist selbst dann in vielen Fällen noch sinnvoll, wenn eine Bewegung mit nur einem Freiheitsgrad untersucht wird. Sie ist ftir die Analyse komplizierter Bewegungsabläufe so wichtig, dass sie nachfolgend an zwei einfachen Beispielen noch einmal verdeutlicht werden soll. J

I

Beispiel 2: I_ _ _ _.... ElI1e Walze, dJC auf emer schIefen Ebene eme reine (schlupffreie) Rollbewegung ausfühl1, hat nur einen Freiheitsgrad. Die Translation (beschrieben zum Beispiel durch eine Koordinate x, die die jeweilige Lage des Mittelpunktes angibt) erfolgt auf einer Geraden, und die Drehbewegung ist von der Translation nicht unabhängig, weil die auf dem Umfang abgewälzte Strecke gleich sein muss mit der Strecke, die der Mittelpnnkt zurückgelegt hat. Es gilt die so genannte Rollbedingung:

x = Rrp

Abbildung 27.3: Reines Rollen

(27.1)

Obwohl Translation und Rotation gleichzeitig ablaufen, ist es vielfach zweckmäßig, auch bei der reinen Rollbewegung Translation und Rotation gesondert zu betrachten (Abbildung 27.4).

27.1 Die ebene Bewegung des starren Körpers

487

Aus der Rollbedingung ergibt sich durch Differenziation nach der Zeit der Zusammenhang zwischen der Geschwindigkeit des Mittelpunktes und der Winkelgeschwindigkeit der Rotation:

v=x=RljJ=Rw

Abbildung 27.4: Reines Rollen

=

Translation + Rotation

Man beachte, dass durch Überlagerung der translatorischen und der rotatorischen Geschwindigkeit für jeden Punkt der Walze Belrag und Richtung der Geschwindigkeit bestimmt werden können. So erhält man zum Beispiel für den Punkt C während der Punkt B wegen

<>

VH

vc = v+Rw= 2v = v - R w = 0 momentan in Ruhe ist.

Die Wahl des Mittelpunktes im Beispiel 2 fLir die Beschreibung des Translationsanteils der Bewegung ist willkürlich. Natlirlich kann dafiir jeder beliebige Punkt benutzt werden. Dazu wird das folgende Beispiel betrachtet.

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 Die Bewegung elOes bel A drebbar gelagerten Stabes, der sich aus der vertlkalen Lage um den Winkel rp gedreht hat, wird durch Überlagerung einer Translation, bei der der Stab die veltikaJe Lage beibehält, mit einer Rotation beschrieben. Es werden unterschiedliche Punkte (A, B, C) zur Beschreibung der Translation benutzt. Um den gleichen Endzustand der Bewegung zu erreichen, muss der Stab (abhängig vom gewählten Bezugspunkt) unterschiedliche translatorische Wege zurücklegen (fLir den Bezugspunkt C ist der translatorische Weg am größten, bei Wahl des Punktes A ist er Null), während sich der Stab in allen drei betrachteten Varianten immer um den gleichen Winkel drehen muss. Da dies zu jedem Zeitpunkt der Bewegung gilt, ist auch die Ableitung der Winkelkoordinate nach der Zeit unabhängig vom gewählten Bezugspunkt für die Rotation:

A B

fT 1 c

c rp

A

2Y" Xa

C

r

XA~

c

Xc

0

Bia X

eX i e

c

a

Abbildung 27.S: Unterschiedliche Translation. aber der Rotationswinkel cp ist immer gleich

Die Winkelgeschwindigkeit des rotatorischen Anteils der ebenen Bewegung eines starren Körpers ist von der waW des Bezugspnnktes (Drebpunkt für die Rotation) unabhängig. Im Beispiel 3 bietet sich Punkt A als Bezugspunkt an, weil dann kein translatorischer Anteil zu berücksichtigen ist. Es gibt jedoch (in der Kinetik) oft gute Gründe, den Schwerpunkt zu wählen, so dass selbst eine reine Rotation als Kombination aus Translation und Rotation betrachtet wird.

488

27 Kinematik starrer Körper

27.1.3 Der Momentanpol Bei reiner Translation haben alle Punkte des Körpers die gleiche Geschwindigkeit v. Bei reiner Rotation mit der Winkelgeschwindigkeit (f) ist der Drehpunkt in Ruhe, alle anderen Punkte bewegen sicb auf Kreisbahnen um den Drehpunkt mit Bahngeschwindigkeiten

V ror ,

die nach 26.18 entsprechend "mt = r (f) mit der Entfcmung vom Drchpunkt lincar anwachscn.

Abbildung 27.6: Translations- und Rotationsgeschwindigkeilen

Bei gleichzeitiger Translation und Rotation können die Geschwindigkeiten aller Punkte des Körpers aus der Überlagerung der beiden Anteile ermittelt werden (Abbildung 27.6). Es ist einleuchtend, dass es in der Ebene genau einen Punkt geben muss, für den sich die beiden Geschwindigkeitsanteile gerade aufheben. Wenn dieser Punkt als Bezugspunkt für die Bewegung gewählt wird, entfallt also der translatorische Anteil. Zu jedem Zeitpunkt der allgemeinen Bewegung eines starren Körpers in der Ebene kann der Geschwindigkeitszustand wie bei einer (momentanen) reinen Rotation um einen festen Punkt, den so genannten Momentanpol, analysiert werden. oe:> Der Momentanpo! befindet sich in dem betrachteten Augenblick in Ruhe. während alle übri-

gen Punkte des Körpers Rotationen um ihn ausführen. Die Geschwindigkeiten dieser Punkte sind tangential an die (konzenlJischen) Kreise um den Momentanpol gerichtet. 0::> Der Momentanpol liegt in der Bewegungsebene (muss kein Punkt des bewegten Körpers selbst sein). Er ändert im Allgemeinen ständig seine Lage. Er ist im betrachteten Moment geschwindigkeitsfrei, in der Regel aber nicht beschleunigungsfrei. Beispiel]:

I

I_ _ _ _...I Im BeIspiel 2 des von gen Abschmtts wurde herausgefunden, dass der Berührungspunkt zwischen Rad und Unterlage mometHan in Ruhe ist. Dieser Punkt ist der MOlllelJ/anpol M der Bewegung. Die Geschwindigkeit des beliebigen Punktes B des Rades ist dann senkrecht zur Verbindungslinie MB gerichtet. Wenn die Geschwindigkeit VA eines Punktes A des starren Körpers bekannt ist (hier soll es die horizontale GeSChwindigkeit des Radmittelpunktes sein), kann die momentane Winkelgeschwindigkeit (f) des Körpers nach (27.2)

Abbildung

27.7:

schwindigkeiten

Gesind

proportional zum Ab~ stand vom Momenlanpol

berechnet werden (rA ist der Abstand des Punktes A vom Momentanpol M). Da für jeden Punkt des Körpers eine entsprechende Ponnel gilt, kann z. B. für den Punkt B im Abstand rB vom Momentanpol die Geschwindigkeit nach VB = rBill

(27.3)

berechnet werden. Diese am speziellen Beispiel gewonnenen Erkenntnisse gelten allgemein.

489

27.1 Die ebene Bewegung des starren Körpers

Die Geschwindigkeiten zweier Punkte A und B eines starren Körpers verhalten sich wie ihre Abstände vom Momenranpol: (27.4) VB

rB

Die Geschwindigkeiten sind senkrecht zu den Verbindungslinien der PunkteA bzw. B mit dem Momentanpol gerichtet. Diese Aussagen ermöglichen es, die Geschwindigkeiten beliebiger Punkte eines starren Körpers anzugeben, wenn die Lage des Momentanpols und dje Geschwindigkeit eines Punktes bekannt sind. Andererseits kann dic Lagc dcs Momcntanpols auf dcr Gnmdlagc dieser Erkcnntnisse gcfunden werden. Im Allgemcinen kann man die Lage des Momentanpols mit einer der vier folgenden Aussagen finden: Q

Bei reinem Rollen eines starren Körpers (ohne Schlupf) auf einer ruhenden Unterlage ist immer der Berührungspunkt zwischen Körper und Unterlage der Momentanpol (Abbildung 27.8. oben).

Q Wenn die nicht parallelen Geschwindigkeitsrichtullgen zweier

Punkte A und B bekannt sind, findet man den Momentanpol als Schnittpunkt dcr Senkrechtcn zu dicscn Richtungen (Abbildung 27.8, Mitte).

M· B

c:> Bei bekannten parallelen GeschwindigkeitsrichtungeIl zweier Punkte A und B (Abbildung 27.8, untcn) müssen zusätzlich auch Richtungssinn und Größe der Geschwindigkeiten bekannt sein. Der Momentanpol liegt auf der Verbindungsgeraden beider Punkte, die Abstände der Punkte vom Momenranpol sind nach 27.4 proportional zu den Beträgen ihrer Geschwindigkeiten (Strah lensatz-Figur). Q

Abbildung 27.8: Lage des Momentanpols

I

Für die beiden Endpunkte des Pleuels sind die Geschwindigkeitsrichtungen bekannt, da sich der Kolben nur vet1ikal bewegen kann und die Kurbel eine Kreisbewegung (mü tangential gerichteter Geschwindigkeit) ausführt. Der Schnittpunkt der Senkrechten auf die Geschwindigkeitsrichtungen ist der gesuchte Momentanpol M. Die Drehrichtung der Kurbel (hier rechtsdrehend gezeichnct) hat keinen Einfluss auf dic Lage des Momentanpols.

,

.M

Bei parallelen Geschwindigkeiten zweier Punkte mit gleichem Richtungssinn und gleicher Größe liegt der Momentanpol "im Unendlichen" (reine Translation).

Beispiel 2: I_"';'_....1 Für das (schraffiert gezeichnete) Pleuel ell1er Schubkurbel (Animation unter www.TM-aktucll.dc) soll der Momentanpol für die skizzierte Lage bestimmt werden.

/

M

490

27 Kinematik starrer Körper

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 Die Koppel BC der skIzzIerten VIergelenkkette führt bei Antrieb durch eines der beiden gelagerten Glieder (z. B. AB) eine relativ komplizierte Bewegung aus (Animation unter www.TMaktuell.de, siehe auch Abschnitt 26.2.4). Für jede Lage findet man den Momentanpol auf der Verlängerungslinie der beiden gelagerten Glieder, weil sich die Punkte Bund C auf Kreisen um A bzw. D mit tangential zu den Kreisen gerichteten Geschwindigkeiten bewegen.

D

B A

c

I

Beispiel 4: I_ _ _ _...I D,e Endpunkte zweIer Seile, die auf unterschiedlichen Radien eine Walze umschlingen. werden wie skizziel1 bewegt. Man findet den Momcntanpol dcr Bewcgung der Walze nach der Strahlensatz-Figur und könnte bei gegebenen Radien rur jeden Punkt der Walze die Geschwindigkeit crmittcln. Der Skizze ist zu entnehmen, dass die Walze eine Linksdrehung ausfiihrt und der Mittelpunkt (mit der eingezeichneten Geschwindigkeit) angehoben wird.

,;

, "

I

Beispiel 5: I_"";_ _...1 DIe Gleltsteme A und B smd durch eme starre Stange gekoppelt. In der skizzierten Stellung bewcgt sich Gleitstein A mit VA. Die Geschwindigkeit VB des Punktes B sowie Richtung und Betrag der Geschwindigkeit Vc des Mittelpunktes C der Stange AB sollen ermittelt werden (Animation unter www.TMaktuell.de). Gegeben:

VA,

B

A

0

a

a = 2b .

Die beiden Senkrechten zu den Geschwindigkeiten in den Punkten A und B schneiden sich im Momentanpol M. Nach 27.4 errechnet man VB a a -

VA

b

=}

VB= -VA =2VA

b

Der Punkt C liegt in der Mitte der Stange. sein Abstand zum Momentanpol ist also gleich der halben Diagonalen: 2 +b2 lJa 2

M.

a Ci Ci

b

b Ci

Wegen der Gleichschenkligkeit von MAC liest man ab: 1T

Ip=--a

2

mit

a

b a

= arctan-

Ip =

63,43 0

27.1 Die ebene Bewegung des starren Körpers

491

27.1.4 Geschwindigkeit und Beschleunigung Entsprechend der Idee. die Bewegung eines starren Körpers durch die Translation eines Punktes des Körpers und eine ROlation um diesen Punkt zu beschreiben, wird dieser ausgewählte Punkt o mit dem Ortsvektor 1'0 verfolgt. Dieser Vektor beschreibt die Translation des Körpers nach den Regeln der Kinematik des Punktes (Kapitel 26). wofiir ein geeignetes raum festes Koordinatensystem verwendet wird (in der Abbildung 27.9 wurde willkürlich ein kartesisches Koordinatensystem eingezeichnet, es könnten z. B. durchaus auch Polarkoordinaten sein).

'y

Für die Beschreibung der ROla/ion um den Punkt 0 werden Polarkoordinaten mit dem Ursprung in 0 geWählt (in der Abbildung 27.9 wurde die Lage eines beliebigen Punktes P des Körpers durch r' und cp festgelegt). Weil für den starren Körper der Abstand r' der Punkte 0 und P konstant bleibt, ist in dem Vektor 1", der die Lage von P relativ zu 0 beschreibt, nur der Einheitsvektor e, von der Zcit abhängig.

p

x Abbildung 27.9: Translation lind Rotation

Für den beliebigen Punkt P des Körpers, dessen Lage im raumfesten Koordinatensystem durch 1'(1) = ro(t)

+ 1"(t) =

ro(t) + r' . e,(t)

(27.5)

beschrieben wird. können der Geschwindigkeitsvektor und der Beschleunigungsvektor durch ein- bzw. zweimaliges Ableiten von 27.5 nach der Zeit ermittelt werden. Mit den Formeln 26.25 für die Ableitlll1g der zeitabhängigen EinJleitsvektoren (Abschnitt 26.2.5) erhält man: _

dr

dro

d1"

dro

,de,

dro

,._

dl

dl d 2 -ro

dr

dt

dl

r eq>

d/ d 2 -ro

dl

dt

v=-=-+-=-+r -=-+r

.....

r,v =

a= -

dl

--+r 2

*.. __

*.

cp'e~+r

dl

cp'e~

*.......

cp- = --+r 2

'"' .2 .....

cp·e~-r

cp ·e,

Die Ableitung des Winkels cp nach der Zeit ist nach 26.19 die Winkelgeschwindigkeit w der Rotation um den Punkt O. Damit crhält man (wegen e~ = e, und er = -en für die Kreisbewegung um den Punkt 0) die Vektoren der Gesamtgeschwindigkeit und Gesamtbeschleunigung eines beliebigen Punktes P des starren Körpers: _

dr

dro = dt dl

v= -

..

dv

a= -

~

+r

(PrO

= -~ 2-

, CJ).

_

_

er =

V(r(/II.~

_

+ Vmt (27.6)

+r

*.....

W· e,

+r

*

2-..... Cl)

eil

_

....

= G"WH. + GI .rol + QIl .rUl

x

<:> Die ebene Bewegung des S/{lrren Körpers wird beschrieben durch die Translation eines beliebigen Bezugspunktes 0, der eine Rotation um den ßezugspwlkt überlagert isl. Die Translalion des Bezugspunktes kann auf einer beliebigen (im Allgemeinen gekrümmten) Bahnkurve

492

27 Kinematik starrer Körper

erfolgen ond wird nach den Regeln der "Kinematik des Ponktes" (Kapitel 26) beschrieben. Die Rotation um den Bezugspunkt erfolgt mit der (im Allgemeinen zeitlich veränderlichen) Winkelgeschwindigkeit w um den Bezugspunkt, wobei jeder Punk! des starren Körpers eine Kreisbewegung um den Bezugspunkt ausfLihn. L-:> Die Geschwindigkeit eines beliebigen Punktes P setzt sieh aus einem translatorischen Anteil Vrra 1/S und dem rotatorischen Anteil VrQr zusammen. Dabei ist

die Bahngeschwindigkeit des Bezugspunktes 0,

V/rans

v"',

=

y' w

die Bahngcsehwindigkeit der Kreisbewegung von P auf einem Kreis mit dem Radius y* um den Bezugspunkt O.

Die beiden Anteile v'",,,s und Vml sind vektoriell P zu überlagern.

Zur

Gesamtgesehwindigkeit v des Punktes

Um die momentane Geschwindigkeit eines Punktes P des starren Körpers zu bestimmen, ist es meist günstiger, als Bezugspunkt 0 den Momentanpol zu wählen, so dass sich für Punkt P nur ein Rotationsanteil ergibt.

Hinweis:

oe:> Die Beschleunigung eines beliebigen Punktes P setzt sich aus einem translatorisehen Anteil aU'I/"S

und dem rotatorisehen Anteil Vml zusammen. Dabei ist die Gesamtbeschleunigung des Bezugspunktes 0, die sich im Allgemeinen nach 26.16 aus der Bahnbesehleunigllllg des Bezugspunktes und seiner Normalbeschleunigung

G,rans

0,.,,,,,,,,

V~ralls

an. trans = -p-

zusammensetzt (p ist der Krümmungsradius der Bahn des Bezugspunktes), die sich im Allgemeinen auch aus zwei Anteilen (a,.rm und G".mI) zusammensetzende Beschleunigung der Kreisbewegung des Punktes P um den Bezugspunkt 0:

a m,

ar,Tm

=

r* 6J

Im allgemeinen Fall ist also die Gesamtbeschleunigung des Punktes P aus vier Anteilen vektoriell zusammenzusetzen.

I

Beispiel 1: I_"";_ _...1 EIIl Planetenrad mit dem RadiUS y rollt auf einem feststehenden Sonnenrad (Radius R) ab. Der Steg dreht sich mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit ws. Gegeben:

R

l

r

I

Ws·

Für den Außenpunkt B und den Punkt C (Berührwlgspunkt mit dem Sonnenrad) des Planetenrades sollen die Beträge der Geschwindigkeiten V8 bzw. ve und die Beträge der Gesamtbesehleun.igungen 08 bzw. oe ermittelt werden.

R

Abbildung 27.10: Sonnenrad und Planelenrad

493

27.1 Die ebene Bewegung des starren Körpers

Infolge der Drehbewegung des Steges mit konstanter Winkelgeschwindigkeit bewegt sich der Punkt A, der zum Steg und zum Planetenrad gehört, nach 26.18 mit der Geschwindigkeit

VA = (R+r)ws auf einer Kreisbahn. FÜT die Ermiltlung der Geschwindigkciten der Punkte Bund C werden die beiden Wege a) und b) demonstriert, unter c) werden die Beschleunigungen berechnet:

a) Der Momentanpol Mp des Planetenrades ist der Berührungspunkt C des rollenden Rades mit dem feststehenden Sonnenrad (Abbildung 27.11). Die Gescbwindigkeit des Pu'l1
vB=2vA=2(R+r)ws

vc=O

Die Winkelgeschwindigkeit des Planetenrades errechnet sich nach 27.2:

R) Ws r

VA ( 1+Wl'=-= r

b) Für die Überlagerung einer Translation mit einer Rotation nach 27.6 wird der Mittelpunkt Aals Bczugspunkt gewählt. Allen Punkten des Planetenrades wird die translatorische Geschwindigkeit VA zugeordnet, und der Translation wird die Rotation um den Punkt A mit der Winkelgeschwindigkeit wp überlagert. Die Überlagerung nach 27.6 liefert:

VB = VA +rWp = 2(R+r)ws c) Die Beschleunigungen werden ebenfalls d'lfch Überlagerung nach 27.6 ermittelt. Da die Translation eine Kreisbewegung mit konstanter Winkelgeschwindigkeit ~ ist, gibt es nur eine NormaJbeschleunigung als translatorischen Anteil, der für alle Punkte des Planetenrades in gleichcr Größe und Richtung gilt.

Abbildung 27.11: Momentanpol und Geschwindigkeiten

Abbildung 27.l2: Translation und Rotation

VC=VA-rWp=O an.trans

an .trans ;;:.----'' A---- B

.----c

Translation auf Kreisbahn

Abbildung 27.13: BeschleunigungsanIeile

Auch die Rotation erfolgt mit konstanter Winkelgeschwindigkeit Wp, so dass auch der rotatorische Anteil nur eine Norrnalbeschleunigung liefert, die aber immer vom betrachten Punkt zum Bezugspunkt A gerichtet ist und vom Abstand des Punktes zum Drehpunkt A abhängt. In der Abbildung 27.13 sind die Beschleunigungsanteile in den Punkten Bund C angetragen. Da sie gleich bzw. entgegengesetzt zu den Translationsanteilen gerichtet sind, können sie skalar zusammengefasst werden, und es entsteht:

aB = an,Ir""., +a".rol = (R+r) W§ +rw~ = (3R+2r+ ac = a",lrn"S-a".rOl =

~2) w§

(R+r)w§-rw~= -R (1 +~)

w§

494

27 Kinematik starrer Körper

oe:> Flir die Ermittlung der Geschwindigkeiten erweist sich die Methode, den Momentanpol der

Bewegung zu bestimmen, um dann auf sehr einfache Weise fur alle Punkte zu den gewlinschten Aussagen zu kommen, fast immer als der glinstigere Weg. oe:> Die (hier nicht behandelte) Möglichkeit, die Analyse des Beschleuojgungszustandes mit

Hilfe des Beschlel/nigl/ngspols (punkt, der momentan keine Beschleunigung erfuhrt) durchzufuhren, kann nicht empfohlen werden. Die Betrachtung der Bewegung als Translation (beschrieben durch dje Bewegung eines Punktes) mit überlagerter Rotation ist dafiir im Allgemeinen deutlich übersichtlicher und auch einfacher.

Beispiel 2: I I_"';'_.....1 DIe Achse emes

Rades w,rd mit der konstanten horizontalen Geschwindigkeit "0 geflihrt. Das Rad durchfäh,t eine Bodenwelle, die man im Bereich A ... B als kreisförmig ansehen darf. Beim Passieren des Punktes A sei

C=

O.

Gegeben:

R, r, "0.

Berechnet werden sollen

"s(l) und die Gesamtbeschleunigung (ls(c) des Radmittelpunktes und die Winkelgeschwindigkeit (0(1) sowie die Winkelbeschleunigung a(l) dcs Rades,

a) die Bahngeschwindigkeit

b) für qJ = 45° die Geschwindigkeit Vv lmd die Gesamtbeschleunigung (IV des Punktes D. a) Der Radmittelpunkt bewegt sich auf einer Kreisbahn mit dem Radius R - r. Für diese Bewe-

gung wird das Bewegungsgesetz qJ(l) formuliert, um dann nach 26.18 die Bahngeschwindigkeit und die Bahnhesehleunigung zu berechnen. Nach 26.5 ist 1'01 der bei konstanter Geschwindigkeit 1'0 bis zum Zeitpunkt 1 zurückgelegte (horizontale) Weg, und aus der nebenstehenden Skizze liest man ab (rechtwinkliges Dreieck): "0 t

"0 I

sinqJ = - =} qJ(l) = arcsiJl-R-r R-r Nach 26.18 erhält man die Bahngeschwindigkeit "S =

(R-r)"o (R-r)ep = ----r~=~= J(R - r)2 -"612

und die Bahnbeschleunigung

{I/,s = (R-r)ip(l) = (R-r)

"Öl

,

[(R-r)L"6 12P

Die GesamtbeschleuniguHg berechnet sich nach 26. 17 aus der Bahnbeschleunigung a/.s und der Normalbeschleunigung {ln,S, für die 26.22 gilt:

495

27.1 Die ebene Bewegung des starren Körpers

,

,

as =

a;,s+a~,s =

,

V

a-

f,S

2)2

s + (R-r

[(R- r)L

3

VÖl2P

Der Berührungspunkt zwischen Rad und Boden ist der Momelllanpol der Bewegung des Rades. Der Radmittelpunkt mit der Geschwindigkeit Vs hat vom Momentanpol den Abstand 1', so dass man nach 27.2 die Winkelgeschwindigkeit des Rades erhält:

(R) --1

vs W(I)=-= I'

vo

J(R-r)2 -v612

I'

Die WinkelbescWeuniglUlg des Rades ergibt sich nach 26.20:

a(I)=6J(I)=

-I (-R) [(R-r)2-v6 12 P 3 V 1 0

3

I'

b) Aus dem Bewegungsgesetz cp(l) errechnet sich die Zeit In, nach der ein Winkel von cp = 45° erreicht wird:

R-r Vo

y

R-r J2 Vo

In = - - sin45° = - -

Dies wird in die Formel für Vs eingesetzt, und man erhält die Geschwindigkeit des Mittelpunktes zum Zeitpunkt In. Der Punkt 0 m.it der doppelten Entfernung vom Momelllanpol (nebenstehende Skizze) hat die doppelte Geschwindigkeit:

J2 Vo

VS(IB) =

Vs =

D

/vs,t / s

Vo = 2 J2 vo

=}

Für die Berechnung der Beschleunigung des Punktes 0 wird die Bewegung als Translation des M.ittelpunktes S und Rotation um diesen Punkt betrachtet: Beide Bewegungen liefern je einen Bahnbeschleunigungsanteil a, und einen Normalbeschleunigungsanteil an, so dass sich die Beschleunigung des Punktes 0 aus vier Anteilen zusammensetzt. Die fUr den Punkt S (Bewegung auf einer Kreisbahn mit dem Radius R - 1') geltenden Anteile werden als Translations-Beschleunigung für alle Punkte des Rades (mit Betrag und Richtung) übernommen (nebenstehende Skizze), für die Rotation um diesen Punkt (mit wund a) geiten 26.18 und 26.22.

an,trans

,/at,trans

Aus den vier Beschleunigungsanteilen errechnet sich die Gesamtbeschleunigung für den Punkt 0: 2v2 _ V1(IB) 2 v6 a1,lralls = O"S(tB) = - R 0 Qn,rrans = R _ r = R - r -I'

_

2VÖ

_

_

_

2

-

2V6 r

-I'

ao =

2

an.rol = rW (IB) = -

a,.ro, = ra(IB) = - R -

2 _

2 Vö

' (auraf/s+Ut.ror) +(Un.rra/ls-an,ro,) - R-r

J8-4-;:+ (-;: )2 R

R

496

27 Kinematik starrer Körper

27.2 Ebene Relativbewegung eines Punktes Jede Bewegung kann nur relativ zu einem Bezugssystem beschrieben werden. Bewegt sich das Bezugssystem selbst, so stellt sich die Bewegung relativ zum Bezugssystem bzw. relativ zu einem "festen System" unterschiedlich dar (die Anführungsstriche sollen andeuten, dass es ein solches System eigentlich nicht gibt).

I

Beispiel I: I_ _ _ _...I In emem sIch bewegenden Fahrzeug wird ein Gegenstand senkrecht nach oben geworfen: Die Beobachtcr im Fahrzcug bzw. außcn stehcnde Beobachter (im ruhenden System) sehen unterschiedlichc Bahnkurven (Abbildung 27.14). Ein Punkt auf dem Umfang eincs Rades führt aus der Sicht des Mitfahrers eine Kreisbewegung aus, ftir den ruhenden Beobachter bewegt sich der Punkt auf einer Zykloide (vgl. Beispiel auf Seite 465).

I

I~'

~

\

I

\/

Abbildung 27.14: Bahnkurven aus der Sicht von mitfahrenden und nicht mitfahrenden

Beobachtern

In diesem Abschnitt sollen Problcmc behandelt werden, bci dencn sich cin Punkt relativ zu einem sich ebenfalls bewegenden starren Körper bewegt. Natiirlich kann die Bewegung des Punktes immer mit Bezug auf ein festes Koordinatensystem betrachtet werden. Vielfach ist es jedoch zweckmäßiger, die Führungsbewegung (Bewegung des starren Körpers im festen Koordinatensystem) und die Relativbewegung (des Punktes relativ zum starren Körper) gesondert zu betrachten und die beiden Bewcgungcn anschließcnd zu überlagcrn. Das folgende Bcispiel zcigt, was dabci zu beachten ist.

I

Beispiel 2: I_ _ _ _...I Eme Krclsschclbc rOtlcn mit dcr konstanten Wmkelgcschwindigkeit ~. Zum Zeitpunkt t = 0 beginnt ein Punkt P vom Außenrand aus eine Bcwegung mit konstanter Relativgeschwindigkeil V,-eI radial nach innen.

Gegeben:

R

l

~

1

Vre/'

In einem fcsten (nicht mitrotierenden) Koordinatensystem sollen der Onsvektor, dcr Geschwindigkeitsvektor und der Beschlcunigungsvektor ftir den Punkt P ermittelt werden. Bis zum Zeitpunkt I hat sich die Scheibe nach 26.23 um den Winkel ~I gedreht, der Punkt ist nach 26.5 um vrelt radial nach innen gewandert. Beziiglich des skizzierten (festen) Koordinatensystems wird seine L1ge durch folgenden O,1svektor beschrieben:

r(t) = (R-vrell)

[C~S~I] sm ~I

Die Ableitung des O'1svektors nach der Zeit liefen den Geschwindigkeitsvektor und den BeschIeu nigu ngs vektor:

497

27.2 Ebene Relativbewegung eines Punktes

_

v(I)=(R-"'e/I)~

[-sin~t] cos~t

+

V"I

_ = (R-v'e/I)Wö2 [-COS~I] a(l) . +2",e1~ - sm~1

[-COS~I] . -

[

sm~1

sin~t]

-cos~t

Die Vektoren

er = [ -sin~l] COS~I

und

eil = [-CO.S~I] -sln~1

sind der tangentiale Einheitsvektor bzw. der (nach innen gerichtete) Normalen-Einheitsvektor, so dass die Faktoren vor diesen Vektoren deren Beträge sind. Das Ergebnis gestattet eine anschauliche Interpretation der Geschwindigkeits- und Beschleunigungsan!eile: Der Geschwindigkeitsvektor v setzt sich wie erwartet aus der Führungsgeschwindigkeit mit dem Betrag "f=(R-""lt)~

(Bahngeschwindigkeit des Punktes der rotierenden Scheibe, in dem sich P zur Zeit I gerade befindet) und der Relarivgeschwindigkeit mit dem Betrag V,e/ zusammen. Die nebenstehende Skizze zeigt diese beiden Anteile.

Abbildung

27.15:

Führungsgeschwindigkeit und Relativgeschwindigkeit

Auch bei der Beschleunigung wird der erste Summand des Ergebnisses durch die Führungsbewegung (Drehung der Scheibe) verursacht: Es ist die Normalbeschleunigung der Punkte der Scheibe, die sich auf einer Kreisbahn mit dem Radius (R - "",I) bewegen (dort befindet sich P gerade). Diese so genannte Fiihrungsbeschleunigung af könnte im allgemeinen Fall noch um die Bahnbeschleunigung dieses Punktes ergänzt werden müssen, wenn die Führungsgeschwindigkeit (hier die Winkelgeschwindigkeit ~) nicht konstant ist. Eine im Allgemeinen auch mögliche Relarivbeschleunigung a,.pl kommt im Ergebnis nicht vor, weil die Relativgeschwindigkeit des Punktes P gegenüber der Scheibe konstant ist. Damr tritt ein Beschleunigungsanteil aue der nur in der Kombination der beiden Bewegungen

seine Ursache haben kann, da diese so genannte Coriolisbeschleunigung

ae =2~v,,1 (nach dem französischen Physiker GUSTAVE GAS PARD CORtOLIS, 1792 - 1843) das Produkt der Winkelgeschwindigkeit der Fühnlllgsbewegung und der Relativgeschwindigkeit enthält (ac tritt nicht auf, wenn nicht ~ und "", gleichzeitig vorhanden sind). ln dem betrachteten Beispiel kann die Coriolisbesehleunigung als "Verzögerung" interpretiert werden, die der Punkt P erfahrt, weil er sich aus Bereichen höherer Führungsgeschwindigkeit auf das Niveau geringerer Führungsgeschwindigkeit (kleinerer Radius bei gleicher Winkelgeschwindigkeit ~) begibt. Dementsprechend ist dieser Beschleunigungsanteil in diesem Fall der Fllhrungsgeschwindigkeit entgegengeriehtet (Abbildung 27.(6).

Abbildung 27.16: Führungsbesehleunigung und Coriolisbeschlcunigung

498

27 Kinematik starrer Körper

Das Phänomen der Coriolisbeschleunigung kann mit folgendem Gedanken-Experiment gut veranschaulicht werden: Auf einem Kinder-Karussell, das sich mit der Winkelgeschwindigkeit ~ dreht, seien die Mitfahrerplätze (Pferde, Feuerwehr-Autos, ...) in zwei Reihen angeordnet. Auf dem inneren Kreis mit dem kleineren Radius ri fahren die Kinder mit der Bahngeschwindigkeit Vi = ri~. Die Kinder auf den "Außen-Pferden", die auf einem Kreis mit dem größeren Radius r a angeordnet sind, fahren mit der größeren Geschwindigkeit

Va

= rll~' Der Karussell-Bctreiber,

der während der Fahrt (z. B. zum Kassieren) von einem "Innen-Pferd" zu einem "Außen-Pferd" geht, wird vorher vom Karussell mit Vi bewegt, danach mit Va, wird also schneller. Seine Beschleunigung von Vi auf V" ist die Coriolisbeschleunigung. Aber auch dann, wenn die Relativbewegung nicht in radialer Richtung erfolgt (der KarusseJlBetreiber geht z. B. von einem "Außen-Pferd" zum nächsten), ergibt sich ein entsprechender Beschleunigungsanteil, wie das nachfolgende Beispiel einer Relativbewegung in Umfangsrichtung zeigt.

I_"";_ Beispiel_...1 3: IE·

Pun kt P be wegt SlC . h·In emer . kr· . R·mne mll . ' CJSf··ormJgen dem Radius r auf einer mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit ~ rotierenden Scheibe. Die ebenfalls konstante Relativgeschwindigkeit V", habe die gleiche Richtung wie die Führungsgeschwindigkeit In

y

vJ=r~

(Bahngeschwindigkeit des Scheibenpunktes, in dem sich P gerade befindet), so dass sich P mit der konstanten Gesamtgeschwindigkeit v=r~+v",

auf einem Kreis mit dem Radius r bewegt. Dailll erfährt er ausschließlich eine Nonnalbeschleunigung, die nach 26.22 aufgeschrieben werden kann:

Abbildung

27.17:

Relativbewegung

in

Tangentialrichtung

Auch in diesem Fall kommt zur Führungsbeschleunigung aJ (Normalbeschleunigung infolge der Kreisbewegung mit ~) und zur Relativbeschleunigung a,,1 (Normalbeschleunigung infolge der Kreisbewegung mit v",) noch der Anteil derCoriolisbeschleunigung ae (Beschleunigung infolge Überlagerung zweier Kreisbewegungen) hinzu.

r.:> Die Coriolisbeschleunigung des Beispiels 3 hat den gleichen Betrag wie bei der radial gerichteten Relativbewegung im Beispiel 2 und ist wie dort senkrecht zur Relativgeschwindigkeit gerichtet. Man darf also schlussfolgern, dass eine beliebig gerichtete Relativgeschwindigkeit (diese ließe sich in eine tangentiale und eine radiale Komponente zerlegen) eine Coriolisbeschleunigung ae = 2mv,,, hervorruft. die senkrecht zur Relativgeschwindigkeit gerichtet ist.

r.:> Schon bei der Beschreibung der Bewegung eines Punktes mit Polarkoordinaten (Abschnitt 26.2.5) war in der Beschleunigungsformel 26.26 ein Anteil aufgetaucht, der der CorioJisbeschleunigung entsprach, weil man sich eine Bewegung in Polarkoordinaten als Drehung Wl1 den Winkel
499

27.2 Ebene Relativbewegung eines Punktes

Die an den Beispielen 2 und 3 angestellten Überlegungen demonstrierten zwei grundsätzlich unterschiedliche Betrachtungsweisen für die Behandlung der Bewegung eines Punktes relativ zu einem sich ebenfalls bewegenden starren Körper: a) Dic Bcwcgung dcs Punktcs wird mit cinem Ortsvcktor bczüglich cincs fcstcn Koordinatcn-

systems beschrieben. Dann lassen sich Geschwindigkeit und Beschleunigung (bezogen auf das ruhende System) nach den Regeln der Kinematik des Punktes (Kapitel 26) durch Differenzieren ermitteln. Dieser Weg ist in vielen Fällen recht aufwendig. b) Die Führungsbewegung bezüglich eiJles festen Koordinatensystems und die Relativbewe-

gung werden gesondert betrachtet. Dann können die Absolutgeschwindigkeit und die Absolutbeschleunigung (Geschwindigkeit bzw. Beschleunigung bezüglich des ruhenden Systems) durch ÜberlagenlOg ermittelt werden nach folgenden Regeln für die Relativbewegung eines Punktes bezüglich eines starren Körpers in der Ebene:

I"-

x

Absolulbewegung

x Führungsbewegung

+

Relarivbewegung

Die Fiihrungsbewegllng des starren Körpers wird in einern festen Koordinatensystem beschrieben. Für den Punkt des starren Körpers, in dem sich der Punkt P, der die Relativbewegung ausführt. gerade befindet, werden nach den Fonne!n 27.6 die Führungsgeschwindigkeit vf (maximal zwei Anteile) und die Führungsbeschlelllligung iif (maximal vier Anteile) ermittelt. Für die Untersuchung der Reiativbewegllllg des Punktes P daJf man das Führungssystem als in Ruhe befindlich ansehen. Nach den Regeln der Kinematik des Punktes werden die Relativgeschwindigkeit Vre{ und die Reialivbeschlelllligllng are{ (maximal zwei Anteile) ermittelt. Die Absolulgeschwindigkeil (Geschwindigkeit des Punktes P bezüglich des festen Koordinatensystems) ergibt sich durch Addition von Führungs- und Relativgeschwindigkeit: (27.7)

Die Absollllbeschleunigllllg (Beschleunigung des Punktes P bezüglich des festen Koordinatensystems) ergibt sich durch Addition von Führungs-, Relativ- und Coriolisbesehleunigung: (27.8)

Der Vektor der Coriolisbeschlellnigung hat den Betrag (27.9) (Wf ist die Win.kelgeschwindigkeit der Führungsbewegung). Die Richtung von iic findet man durch Drehung des Vektors V'CI um 90° mit dem Drehsinn von wf.

500

27 Kinematik starrer Körper

I

Beispiel 4: I_"";_ _...1 Der Mittelpunkt einer starren Sche,be beweg' sich mit der Winkelgeschwindigkeit ~ und der Winkelbcschleunigung CX() auf einer Kreisbahn mit dem Radius R. Die Scheibe dreht sich um ihren Mittelpunkt mit (01 und al (alle vier Werte beziehen sich auf die "ruhende Welt"). In einer kreisförmigen Rinne (Radius r) bewegt sich relativ zur Scheibe ein Punkt P mit V"I und arel' Zum betrachteten Zeitpunkt hat P den Abstand r" vom Mittelpunkt der Scheibe. Gegeben:

~

1

l1Q.

R

I

(VI·

al,

r*,

Vrel

are!,

1

r.

Bei diesem Beispiel kommen alle Geschwindigkeits- und Beschleunigungsanteile vor, die für den Punkt P überhaupt möglich sind. Die Führungsbewegung, die P e,flihrt, wird als Translation mit dem Scheibenmittelpunkt als Bezugspunkt (Bewegung auf einer Kreisbahn mit dem Radius R) und einer Rotation um diesen Punkt (Radius r') betrachtet. Die Relativbewegung ist eine Bewegung auf einer Kreisbahn mit dem Radius r.

Der translatorische Anteil der Führungsgeschwindigkeit (Bahngeschwindigkeit des Scheibenmittelpunktes) gilt für alle Scheibenpunkte und damit auch rur P (in der Abbildung 27.18 in der linken Skizze gestrichelt angedeutet). Hinzu kommt die Bahngeschwindigkeit der Rotation um den Mittelpunkt. Zusammen mit der Relativgeschwindigkeit muss die Absolutgeschwindigkeit also aus drei Anteilen vektoriell zusammengcsetzt wcrdcn.

o

Abbildung 27.18: Führungsgeschwindigkei[ (Translalion + Rotation) und RelativgeschwindigkeiL

Die Führungsbeschleunigung besteht aus vier Anteilen: Der Bezugspunkt (Scheibenmittelpunkt) crfahrt einc Bahnbeschlcunigung und cinc Normalbeschlcunigung, bcidc gclten auch für P (in dcr linken Skizze der Abbildung 27.19 gestrichelt angedeutet), die Rotation um den Bezugspunkt (Kreisbahn mit dem Radius r') liefert ebenfalls zwei Anteile. Die Relativbewegung (Punkt P auf Krcisbahn mit dem Radius r) stcuen noch cinmal zwei Antcilc bei. gcmcinsam mit dcr Coriolisbeschleunigung (senkrecht zu Vrel, in Drehrichtung von (01 gedreht), setzt sich die Absolutbeschleunigung also aus sieben Anteilen vektoriell zusammcn. a j. t,trans =

R 00

2Ci

a f, n, trans=Rw0

- r"w I2 ja j.n,rot -

aj.t t= r'o l . ,ra

a

=a

<

reU

ret

arel,n

2

a c =2W]Vre i ~

Vrei

= r

Abbildung 27.19: Vier Anteile aus der Führungsbesehleunigung (links), zwei Anteile aus der RelorivbeschJeunigung (Mitte) und die CoriolisbescbJeunigll.og setzen sich zur Absolulbeschleurugung zusammen.

27.3 Bewegung des starren Körpers im Raum

501

27.3 Bewegung des starren Körpers im Raum

'I '2

Die Lage zweier Punkte eines starren Körpers im Raum sei durch die Ortsvektoren und gegeben. Dann sind einerseits die sechs Koordinaten in den beiden Vektoren nicht unabhängig voneinander, weil der feste Abstand der beiden Punkte (27.10) injeder Lage des starren Körpers eingehalten wird. Andererseits ist die Lage des starren Körpers noch nicht eindeutig beschrieben, weil er sich noch um die Verbindungslinie der bciden Punkte drehen kann. Die Lage des starren Körpers im Raum ist also z. B. durch fünf Koordinaten zweier Punkte und eine sechste (Winkel-)Koordinate, die die Drehung um die Verbindungslinie der beiden Punkte beschreibt, eindeutig festgelegt. Al1gemein gilt: Der starre (durch keine Bindungen behinderte) Körper im Raum hat sechs Freiheitsgrade. Seine Lage ist durch die Angabe von sechs geeigneten Koordinaten eindeutig bestimmt (z. B. drei Koordinaten eines Punktes und drei Winkel um drei senkrecht aufeinander stehende Achsen), seine Bewegung wird durch die zeitliche Abhängigkeit der Koordinaten beschrieben. Eine reine Translation eines starren Körpers im Raum ist eine Bewegung mit drei Freiheitsgraden Uede beliebige Gerade, die zwei Punkte des stan'en Körpers verbindet, behält ihre Richtung, aUe Punkte bewegen sich auf kongruenten Bahnen). Die reine Translation wird durch die Bewegung eines einzelnen Punktes eindeutig beschrieben, und es gilt der komplette Formelsatz 26.27 bis 26.31, der für die allgemeine Bewegung des Punktes im Raum bereitgestel1t wurde.

27.3.1 Reine Rotation Wenn ein Punkt 0 des starren Körpers festgehalten wird, kann der Körper nur noch eine reine Rotation ausführen. Zunächst wird angenommen, dass sich al1e Punkte auf Kreisbahnen um eine durch 0 gehende raumfeste Achse bewegen. Die Richtung dieser Achse wird durch einen Einheitsvektor festgelegt. Diese Ro/alion um eine fesle Achse wird also durch den Punkt 0, den Einheitsvektor und eine skalare Winkelgeschwindigkeit W(i) eindeutig beschrieben.

p r"~ .T

.

'v

e",

e",

Abbildung 27.20: Rotation um eine feste Achse

Bahngeschwindigkeit, Tangentialbeschleunigung und Normalbeschleunigung beliebiger Punkte des Körpers können nach 26.18 bis 26.22 ermittelt werden (al1gemeine Bewegung eines Punktes auf einer Kreisbahn), wenn als Radius ihr jeweiliger senkrechter Abstand von der Drehachse eingesetzt wird (Abbildung 27.20). Es ist üblich und zweckmäßig. einen Veklor der Winkelgeschwindigkeil entsprechend

502

27 Kinematik starrer Körper

w(r) = cw· w(r) zu definieren, wobei der Einheitsvektor Cw neben der Drehachse auch noch den Drehsinn nach der "Recbtsschrauben-Regel" festlegt (Daumen in Pfeilrichtung, dann zeigen die gckrümmten Finger die Drehrichtung an). Mit dem Vektor der Winkelgeschwindigkeit kann für einen belicbigen Punkt P des Körpers, der durch einen Vektor I' beschrieben wird, der Geschwindigkeitsvektor nach

v= wx r =

w(r)· ew x r(r)

(27.11)

berechnct werden (I' zeigt von einem beliebigen Punkt 0 der Drehachse zum Punkt P, siehe Abbildung 27.20). Zur Erinnerung: Das Vektorprodukt liefert als Ergebnis wieder einen Vektor, dessen Betrag in diesem Fall wlrl sin a ist (a ist der von rund Cw eingeschlossene Winkel). Da 11'1 sin a gerade der senkrcchtc Abstand r des Punktcs P von der Drehachse ist, hat dcr Ergebnisvcktor ii den Betrag der Bahngeschwindigkeit rw. Außerdem liegt der Ergebnisvektor des Vektorprodukts senkrecht zu beiden Faktoren (und damit zwangsläufig tangential an der Kreisbahn von P). Die Vektoren w , rund ii bilden in dieser Reihenfolge ein Rechtssystem, so dass die Definition des Drehsinns ftir den Vektor der Winkelgeschwindigkeit und die sich daraus ergebende Richtung dcr Bahngeschwindigkeit "zueinander passen".

e

Die Ableitung von 27.11 nach der Zeit (unter Beachtung der Produktregel) ergibt _ dii () _ _( ) () _ dr(t) C/=-=WI ·ewxrt +WI ·ewx-dl dr In diesem Ausdruck taucht noch einmal die Bahngeschwindigkeit des Punktes P dr dl

_

- = v=

_

_

(() X r

=

() _

W t . ew x

_( ) r 1

auf, und es ergibt sich schließlich der Vektor der Beschleunigung bei Rotatioll eines S/CIrren KÖlpers um eine jesre Achse:

ä = w(t) ·cw x r(r) + w2(t)· Cw x (cw x 1'(1)) = ä, +än

(27.12)

Man erkennt, dass der erste Anteil wie die Geschwindigkeit nach 27.11 tangential zur Bahnkurve von P gerichtet ist (man vergleiche die Diskussion zur Formel für den Geschwindigkeitsvektor). Es ist die Bahnbeschleunigung ä, auf der Kreisbahn mit dem Betrag rW. Das zweifache Vektorprodukt des zweiten Summanden liefert (in der durch die Klammer vorgegebenen Reihenfolge, das Vektorprodukt ist weder kommutativ noch assoziativ) einen Vektor, der zur Drehachse weist. Es ist die Normalbeschleunigung än mit dem Betrag rw 2 Übrigens: Dass die Regeln des Vektorprodukts so hervorragend zu diesem Problem passen (wie z. B. auch schon zur Definition des Momentes. vgl. Abschnitt 8.3.2), ist durchaus kein Zufall. Sie sind vielmehr speziell für die Anwendungen in der Mechanik (und in einigen anderen Gebieten der Physik) so sinnvoll definiert wordcn.

27.3 Bewegung des starren Körpers im Raum

503

Der allgemeine Fall der Rotation liegt vor. wenn nur noch ein Punkt 0 des starren Körpers festgehalten wird, so dass die Drehachse keine raumfeste Lage mehr hat (und selbst eine Rotation um 0 ausfuhrt). Dann wird auch der Einheitsvektor ew(I), der ihre Lage kennzeichnet. zeitabhängig. Die Lage des Punktes P wird durch einen vom Punkt o ausgehenden Vektor r beschrieben. Durch Ableilung von r nach der Zeit, wobei zusätzlich die Zeitabbängigkeit von ew(l) beachtet werden muss, erhält man Geschwindigkeils- und Beschlellnigungsvekror jilr die ROlalion des slarren Körpers um eillenfeSlen PIII,kl:

p

/7'/"... . / 'v

/ Abbildung 27.21: Rotation um einen festen Punkt

v = W x r = (j) . ew x r(l) _ dv de., _ . _ _ 2 _ (_ _) a = - = üJ . - - x r + üJ . ew x r + ()) . ew x ero x r

(27.13)

dl dl Bis auf den ersten Term im Ausdntck für die Beschleunigung, der die Veränderlichkeit der Drehachse kennzeichnet, stehen in 27.13 wieder die bekannten Anteile.

27.3.2 Allgemeine Bewegung Die allgemeine Bewegung des starren Körpers im Raum wird (wie in der Ebene. vgl. Abschnitt 27.1.4) als Translation, die durch die Bewegung eines Bezugspunktes 0 beschrieben wird, mit einer überlagerten Rotation um diesen Punkt aufgefasst. Die Abbildung 27.22 zeigt die beiden Vektoren (Bezeichnungen rur die Vektoren wie im Abschnitt 27.1.4), die mit ihren zeitlich veränderlichen Komponenten die Bewegung beschreiben.

p

/i/"""... . / 'v /

~y x'

Abbildung 27.22: Translation + Rotation um

den Punkt 0

Mit den Formeln für die Bewegung des Punktes im Raum 26.27 bis 26.31 und den im vorigen Abschnitt entwickelten Formeln für die Rotation des starren Körpers um einen Punkt ergeben sich die Beziehungen für die allgemeine Bewegung eines starren Körpers im Raum:

;=;0+7* _ dro _ -.. v= -

+ (j) x r

aro

= -

_-.. + e., xr (j).

dl dl .... d2yo dero ~ ..... ~ a = - 2 - + (j). - - x r + (j). ew x r dl dl

(27.14)

+ (j)

2.... .

....

.,...

e w x (e w x r )

504

27 Kinematik starrer Körper

27.3.3 Relativbewegung eines Punktes Zunächst muss diskutiert werden, welche Konsequenzen der im Abschnitt 27.2 für die ebene Relativbewegung verwendete "Trick", mit zwei unterschiedlichen Koordinatensystemen zu operieren (festes System für die Führungsbewegung und bewegtes System für die Relativbewegung), für das Arbeiten mit Vektoren hat. Der FiihrungsgcschwiJ1digkeit, beschrieben im nthenden Koordinatensystem nach 27.14 durch _ dro _ ~

v=-+wxr

dt (siehe Abbildung 27.22). wird die Relativgeschwindigkeit vre! überlagert, die sich für einen Beobachter im bewegten System als Änderung des Vektors? darstellt: d"r lirel =

------;]I

Der Stern beim Ableitungssymbol deutet an, dass es die "Ableitung im bewegten System" ist, die nicht berücksichtigt, dass sich? auch durch die Bewegung des starren Körpers ändert. Die Absolutgeschwindigkeit kann also entweder nach ...

dro dro d*? + w.... x .,..".... r + Vrel = + w__ x _* r +-dl dt dl oder durch Ableitung des ürtsvektors im ruhenden System _ di'o d?

(27.15)

v= -

v=-+-

dt dt ermittelt werden. Ein Vergleich dieser beiden Formeln liefert mit d?*

d*,'"

-=wxr'+-

(27.16) dt df den allgemeingültigen Zusammenhang der Ableitung eines Vektars nach der Zeit im ruhenden bzw. bewegten Koordinalensyslem, der z. B. auch für die Ableitung von V,'el gilt: dVrei

.........

---;,;( = OJ x v rel

d"'Vref

+ -----;j{

Nach 27.15 kann die Absolulgeschwilldigkeit also durch die einfachere Betrachtung in zwei unterschiedlichen Koordinatensystemen gewonnen werden. Um auch zu einer entsprechenden Formel für die Absolulbesclr/eunigung zu kommen, wird 27.15 nach dcr Zeit abgeleitct: _

dv

d2ro

dw

'"

d2ro = dl 2

+ d1

dw

~ xr

+W

d2ro dt 2

+ d1

x I"

+ OJ x

a = dt = d{'2 + d1 x r

=

=

dw

_

d? dl

+W x _

-

(_ X

OJ x

?

dVre! df

+ d'?)

_

_

d'v",

+ ---;,;( + W X Vre! + -----;j{

-

(w x 1") +

+

2 OJ-

X

äc

Vrel

d'vre!

+-----;j{

+

arel

(27.17)

505

27.3 Bewegung des starren Körpers im Raum

oe:> Die Formel 27.17 bestätigt, dass die Strategie, die für die ebene Bewegung (Abschnitt 27.2)

empfohlen wurde, ungeändert rur die Bewegung im Raum übernommen werden kann: • Die ersten drei Glieder in 27,17 entsprechen exakt der Beschleunigungsformel 27.14. Es ist die Fiihrllngsbeschleunigl/ng des Punktes P des starren Körpers, die ohne Berücksichtigung der Relativbewegung crnlittelt werden kann. • Der letzte Tenn in 27.17 ist die Relativbeschleunigl/ng, betrachtet im bewegteIl Koordillatensystem. Man darf für ihre Berechnung den starren Körper also als momentan in Ruhe befindlich ansehen. • Schließlich ergibt sich als dritter Anteil wie im ebenen Fall die Coriolisbeschlel/nigung, für die folgende Vektorformel gilt: (27.18) oe:> Für die ebene Bewegung, bei der der Vektor der Winkelgeschwindigkeit der Führungsbe-

wegung W konstante Richtung (senkrecht zur Ebene und damit senkrecht zur RelativgesChwindigkeit) hat, ergibt sich auch nach 27.18 der Betrag, den die Formel 27.9 ausweist. Bei der räumlichen Bewegung können wund li,<' einen beliebigen Winkel bilden. Nach der Definition des Vektorprodukts gilt für den Betrag der Coriolisbeschleunigung

Oe

=

2 WVrei sin a

(27.19)

mit dem von den beiden Vektoren eingeschlossenen Winkel a. Die Coriolisbeschleunigung ist gleich Null, wenn wund lirel parallel sind.

I

Beispiel: I_....;_..... E1I1 Pkw auf der Autobahn 111 RIchtung Norden kurz vor Hamburg (etwa 53,SO nördlicher Breite) fahrt mit 200 km/h (kurzzeitig bei sehr schönem Wetter im Sommer um 4:30 Uhr, wenn es schon hell und die Autobahn noch leer ist und eigentlich ohnehin nur wegen dieser Aufgabe). Welcher Coriolisbeschleunigung infolge der Erddrehung ist das Fahrzeug ausgesetzt? Der Vektor der Winkelgeschwindigkeit der Erddrehung Werde und dcr Vcktor der Relativgeschwindigkeit lire! des Fahrzeugs schlicßen den Winkel a = 53.5° ein (Abbildung 27.23). Mit der Drehzahl der Erde "Erde = I d- I (eine Umdrehung pro Tag) und der Winkelgeschwindigkeit W nach 26.21 errechnet man nach 27.19: km 0 Ge = 2 WErde v"eI sin a = 2·2 7r. 200 dh sin 53, 5

= 800n sin53,5°

864~~~ S2 = 0,00650m/s 2

Sie ist nach Westen gerichtet I. Der Fahrer hat sie nicht bemerkt.

i

WErde

~,Vrel Nordpol

" I-Iamburg

~3,SO ) Abbildung 27.23: Die Vektoren WErde und Vrel sehlie· ßen einen Winkel ein, der dem

Breilengrad entspricht

1"W
v

506

27 Kinematik stillTer Körper

27.4 Systeme starrer Körper Der durch keine Bindungen gefesselte starre Körper hat im Raum 6 Freiheitsgrade (vgl. Abschnitt 27.3), in der Ebene 3 Freiheitsgrade (vgl. Abschnitt 27.1). Um seine Lage eindeutig zu beschreiben, sind 6 bzw. 3 geeignete Koordinaten erforderlich. Häufig ist die Bewegungsmöglichkeit des Körpers durch Bindung an vorgeschriebene Bahnen oder Fixierung einzelner Punkte eingeschränkt. So hat z. B. ein Körper mit einem festgehaltenen Punkt in der Ebene noch einen Freiheitsgrad (Drehung), im Raum noch drei Freiheitsgrade (Drehungen um drei Achsen). Bei einem aus verschiedenen starren Körpern bestehenden System slarrer Körper kann jeder einzelne solchen Bindungen unterworfen sein, außerdem können sie untereinander gekoppelt sein. Diese Kopplungen können starr (z. B. Gelenke, starre Seile oder Stäbe) oder nicht starr (z. B. elastische Federn) sein. Kopplungen, die nicht starr sind, schränken die Anzahl der Freiheitsgrade nicht ein, es wirken aber über die Kopplungselemente Kräfte zwischen den Körpern, die bei den Problemen in der Kinetik berücksichtigt werden müssen. Starre Kopplungen (kinemalische Kopp/lingell) schränken die Anzahl der Freiheitsgrade ein, da zwischen den Koordinaten, die die Lage der Körper beschreiben, feste Beziehungen bestehen (Zwangsbedingllngen). Ein sehr häufig auftretendes Problem ist es, die Anzahl der verbleibenden Freiheitsgrade zu ermitteln. Die Anzahl der Koordinaten, die mindestens erforderlich ist, um die Lage eines Systems starrer Körper eindeutig zu beschreiben, entspricht der Anzahl der Freiheitsgrade des Systems. 00:> Häufig ist folgendes Gedankenexperiment recht nützlich: Man behindert nacheinander die

einzelnen Freiheitsgrade der starren Körper des Systems durch Arretieren (entspricht dem Einführen einer notwendigen Koordinate). Wenn das System keine Bewegungsmöglichkeit mehr hat, entspricht die Anzahl der Arretierungen der Anzahl der Freiheitsgrade.

I

Beispiel J: I_ _ _..... Das tn Abbildung 27.24 skizzlerte kinematische Modell eines Satelliten mit "Sonnenpaddeln" besteht aus 5 starren Körpern und hat JO Freiheitsgrade: Die Lage eines Körpers (z. B. des Satellitenkörpers) ist durch die Angabe von 6 Koordinaten eindeutig festgelegt. Nach Fixierung des Satellitenkörpers durch Arretierung dieser 6 Bewegungsmöglichkeiten können die beiden unmittelbar an ihm befestigten Paddel nur noch je eine (von der Lage des Satelliten nnabhängige) Drehbewegung ansfUhren, die durch jeweils eine weitere Koordinate beschrieben wird. Entsprechendes gilt für die Außenpaddel, nachdem auch die Lage der Innenpaddel festgelegt wurde.

Abbildung 27.24: System mit 10 Freiheitsgraden

Zur Beschreibung der Bewegung e.ines Systems starrer Körper (insbesondere in der Kinetik) ist es meist vorteilhaft, eine größere Anzahl von Koordinaten einzufUhren.

27.4 Sysleme Slarrer Körper

507

Fast immer ist man jedoch gezwungen, irgendwann die Anzahl der Koordinaten auf die Anzahl der Freiheitsgrade des Systems zu reduzieren. Dafür müssen die Zwangsbedingungen, die die Koordinaten untereinander verknüpfen, formuliert werden. Zwangsbedingungen sind Gleichungen, die die von den einzelnen Koordinaten anzunehmenden Wcrte auf die geomctrisch verträglichen Möglichkeiten einschränken. Dementsprechend können sie im Allgemeinen aus Geometriebetrachtungen gewonnen werden. Ihre Ableitungen nach der Zeit führen auf die Zwangsbedingungen, die fUr die Geschwindigkeiten und die Beschleunigungen geiten müssen. Vielfach ist es (besonders bei ebener Bewegung) eillfacher, unter Ausnutzung der Eigenschafteu des Momentanpols (vgl. Abschnitt 27.1.3) zunächst die Zwangsbedingungen für die Geschwindigkeiten zu formulieren, um dann durch Integration auf die Bedingungen für die Bewegungskoordinaten zu kommen. Die dabei auftretenden Lntegrationskonstanten werden durch Vergleich der Werte für die einzelnen Koordinaten zu einem speziellen Zeitpunkt bestimmt, was jedoch meist unprobLematisch ist. Da man im Allgemeinen den Koordinatenursprung für jede einzeLne Koordinate willkürlich festlegcn kann, ist es zweckmäßig, foLgende Regel cinzuhalten: Alle Koordinaten, die die Lage eines Systems starrer Körper beschreiben und durch Zwangsbedingungen verknüpft sind, sollten (wenn es irgendwie möglich ist) zum gleichen Zeitpunkt den Wert Null annehmen. An den nachfolgenden Beispielen wird das Aufschreiben der Zwangsbedingungen für typische Fälle dcr tcchnischcn Praxis dcmonstriert.

I

Beispiel 2: I_ _ _ _...I Die skIZZIerte SeI1wll1de mIt Gegengewlcbt wird von dcm Antriebsrad 3 angetrieben. Es darf angenommen werden, dass das SeiL und die Verbindungsstangen zwischen den Körpern I und 2 bzw. 4 und 5 dehnstarr sind und dass sich das SeiL schlupffrei über die Rollen bewegt. Gegeben:

1"2, r3· r4·

Die Körper 2 und 4 fUhren jewcils eine allgemeine Bewegung aus (Translation und Rotation), das Antriebsrad 3 eine reine Rotation, das Gegengewicht 5 und der Körper I jeweils eine reine Translation. [n der Skizze sind dementsprechend 7 Koordinaten eingetragen, die unter den genannten Voraussetzungen natürlich nicbt unabhängig voneinander sind.

Abbildung 27.25: System mit einem Freiheitsgrad

Das System hat nur einen Freiheitsgrad. Bei Vorgabe einer Bewegung (z. B. des Antriebsrades 3) bewegen sich alle anderen Körper zwangsläufig, so dass 6 Zwangsbedingungen fonnuliel1 und die 7 Koordinaten durch eine ersetzt werden können. Als verbleibende Koordinate wird der Winkel Cf>3 des Antriebsrades gewählt.

508

27 Kinematik starrer Körper

Die Zwangsbedingungen werden zunächst tlir die Geschwindigkeiten aufgesellrieben. Die Abbildung 27.26 zeigt die Umfangsgeschwindigkeit des Antriebsrades r3
.

M4~;4 9J r3

x 4 = -2-

r 3 'P3

Abbildung 27.26: Momentanpole und Geschwindigkeiten

1fI2=r2

Entsprechende Überlegungen führen zu den Geschwindigkeiten an der RoJJe 4, die auf dem in Ruhe befindlichen linken Seilstrang rollt. Die Geschwindigkeiten der Mittelpunkte der Rollen 2 bzw. 4 werden auf den Körper I bzw. das Gegengewicht 5 übertragen. Nachfolgend werden die 6 Zwangsbedingungen in der Form zusammengestellt, die alle Geschwindigkeiten durch CP3 ausdrückt: . XI

TJ . .

= -2

1p3

. r3 . X4=-Ip3

2

X2

r3 .

= -1f>3 2

. r3 . 1p4=-1f>3 2~

.

lfI2

r3.

= -2r2 1p3

. r3. x5=-Ip3

2

oe:> Die ZWQngsbedingllngen für die Beschleunigungen haben die gleiche Form ("mit einem

zusätzlichen Punkt über den Koordinaten"). Unter der Voraussetzung, dass alle Koordinaten gleichzeitig Null werden (es braucht nicht unbedingt der Zeitpunkt t = 0 zu sein, ftir den dies gilt, aber meistens ist es sinnvoll, die Zeitzählung zu beginnen, wenn die Koordinaten den Wert NuJJ haben), gelten die für die Geschwindigkeit fomlulierten Bedingungen auch ftir die Koordinaten selbst ("ohne Punkt über den Koordinaten"). oe:> Es ist im Allgemeinen zweckmäßig, die Bewegungskoordinaten so einzuführen, dass alle

gleichzeitig positiv werden. So werden Minuszeichen in Zwangsbedingungen vermieden.

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 Das skiZZIerte Planetengetriebe (Umlaufgetriebe, Animation unter www.TM-aktuell.de) kann mit einem Freiheitsgrad oder mit zwei Freiheitsgraden betrieben werden.

Gegeben:

3

12

rl, r2·

Bei feststehendem Gehäuse 3 (Getriebe hat einen Freiheitsgrad) gibt es einen eindeutigen Zusammenhang zwischen der Drehzahl des Steges 4 und der Drehzahl des Sonnenrades I.

3

Abbildung 27.27: Planetengetriebe

509

27.4 Sysleme Slarrer Körper

Es wird angenommen, dass der Steg 4 mit der Winkelgeschwindigkeit 014 = 271 114 umläuft. Der sich auf einer Kreisbahn mit dem Radius (rl + r2) bewegende äußere Stegpunkt treibt den Mittelpunkt des Planetenrades 2 mit seiner Bahngeschwindigkeit (rl + r2)0l4. Das Planetenrad kann bei feststehendem Gehäuse nur eine RollM, • bewegung auf dessen Innenverzahnung ausfUhren, der Berührungspunkt ist der Momemanpol M2 fUr die Bewegung des Plane- (rl + r 2 )w4tenrades. Dessen Eingriffspunkt mit dem Sonnenrad I hat diedop- 2(r + r;)w 4 l pelte Geschwindigkeit des Mittelpunktes (doppelte Entfernung MI ,M4 vom Momemanpol, siehe Abbildung 27.28). Diese Geschwindigkeit ist gleichzeitig die Umfangsgeschwindigkeit für das Sonnen- Abbildung 27.28: Feststehendes Gehäuse 3 rad. dessen Winkelgeschwindigkeit sich daraus errechnen Wsst:

.

Oll

=

2(rl +r2)0l4 rl

'*

nl

=2

(

r2)

1+;:;-

M2 •

"4

(r,+ 2r,)wJ _ (r +r,)w4 ~ Wenn auch das Gehäuse drehbar gelagert ist (Getriebe hat l

j

",

~3

zwei Freiheitsgrade), können zwei Drehzahlen vorgegeben VI werden, die sich überlagern (Differenzial) und in dem dritM,. M, ,M4 '-.....tJW4 I ten Getriebeglied eine eindeutige Drehzahl erzeugen. Es wird angenommen, dass der Steg 4 mit der Winkelgeschwindig- Abbildung 27.29: Drehbar gelagerkeit 014 = 271114 umläuft und sich das Gehäuse mit der Win- les Gehäuse kelgeschwindigkeil CO:3 = 271"3 dreht (Abbildung 27.29).

Ir?~~

Dann sind zwei Punkte des Planetenrades 2 zwangsgefühn: Der Eingriffspunkt am Gehäuse muss sich mit der Bahngeschwindigkeit der lnnenverzahnung (rl + 2 r2) CO:3 bewegen, der Mittelpunkt mit der Bahngeschwindigkeil (rl +r2) 0l4, die der Steg ihm aufzwingt. Beide Geschwindigkeiten sind parallel, so dass sich der Momentanpol M2 des Planetenrades 2 nach der Strahlensatzfigur finden ließe (vgl. Abschnitt 27.1.3). Es ist aber nicht erforderlich, die Strecke a, die die Lage von M2 kennzeichnet, zu berechnen, weil man der Skizze auch entnimmt, dass die Geschwindigkeit des Mittelpunktes des Planetenrades das arithmetische Mittel der beiden Geschwindigkeiten an den Eingriffspunkten mit Gehäusezahnkranz und Sonnenrad sein muss:

Mit der berechneten Bahngeschwindigkeit VI des Sonnenrades sind auch dessen Winkelgeschwindigkeit Oll = ~ und natürlich auch seine Drehzahl bekannt. Man errechnet: "I =

2(I + ~~)

114 -

(I + 2~)

"3

Dieses Ergebnis gestattet flir zwei vorgegebene Drehzahlen die Berechnung der Drehzahl des dritten Getriebegliedes. Da alle Winkelgeschwindigkeiten linksdrehend angenommen wurden, müsste eine Rechtsdrehung mit negativem Vorzeichen eingehen. Die willkürliche Annahme, dass die Bahngeschwindigkeit der Innenverzahnung des Gehäuses kleiner als die des äußeren Punktes des Steges ist (und die sich daraus ergebende Lage des Momemanpols cles Planetenracles) hat natürlich keinen Einfluss auf clas Ergebnis.

510

27 Kinematik starrer Körper

I

Beispiel 4: I_"";_ _...1 Der skizzierte Mechanismus (exzentrische Schubkurbel, siehe auch die Animation unter www.TM-aktuell.de) ist ein System aus drei starren Körpern. Die Kurbel dreht sich mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit (q:) und befindet sich zum Zeitpunkt I = 0 in der dargestellten Lage. Gegeben:

R, I, a, (q:).

lY

s

Für den Gleitstein C und den Mittelpunkt 5 der Verbindungsstange sollen die Geschwindigkeits-Zeit-Gesetze VG(I) bzw. VS(I), für die Verbindungsstange auch das Winkelgeschwindigkeits-ZeitGesetz WS(/) ermittelt werden. Die nebenstehende Sk.izzc zeigt das System zum Zeitpunkt I, die Kurbel hat sich nach 26.23 um den Winkel (q:)1 gedreht. Für die Verbindungsstange sind zwei Geschwindigkeitsrichtungen bekannt: Ihr Momentanpol M ist der Schnittpunkt der Senktechten zur Bewegungsrichtung des Punktes C und der Senkrechten zur Bewegungsrichtung des Punktes A, der auf dem Kurbelkreis mit der konstanten Bahngeschwindigkeit R(q:) umläuft (Geschwindigkeit ist tangential zum Kreis mit dem Radius R gerichtet).

'"

~"

M

Im Dreieck ABC errechnet man die Länge lAB und damit im Dreieck ABM den Abstand IAM des Punktes A vom Momentanpol M und die Länge IBM (Abstand des Punktes B von M): IBG=a+Rcos(q:)1

IAB=

J,

lAB IAM=-.--

2

I--I BG

lAB IBM=---

, Sin (q:) I taJl (q:) I Für 1= 0 (und allgemein für (q:)1 = kn, dies sind die horizontalen Lagen der Kurbel) werden IAM und IBM unendlich. Zu diesen Zeitpunkten bewegt sich die Verbindungsstange rein translatorisch ("Momentanpolliegt im Unendlichen"). Für die Verbindungsstange ist die Geschwindigkeit des Punktes A bekannt. Mit dem Abstand dieses Punktes vom MomentanpollAM ergibt sich nach 27.2 ihre Winkelgeschwindigkeit R (q:) R (q:) . w.s(/) = = Sill (q:)1 IAM

lAB

und nach 27.3 die Geschwindigkeit des Punktes C: Vc(l) = (iBM -IBG) Ws =

(~-IBG) tan(q:)1

R(q:) sin (q:)1 = R(q:) (COS(q:)1 _ IBG sin (q:)/) lAB lAB

ist auch die gesuchte Geschwindigkeit des Gleitsteins. Für die Berechnung der Geschwindigkeit des Mittelpunktes vS(I) stehen nun verschiedene Möglichkeiten zur Verfügung. a) Es wird der Abstand des Punktes 5 vom Momentanpol ermittelt (5 liegt in horizontaler Richtung um 11BG und in vertikaler Richtung um lAB von B entfernt, der Abstand von M errechnet sich aus einem rechtwinkligen Dreieck). Dann kann VS(I) wie Vc(l) berechnet werden. Hier sollen zwei andere Möglichkeiten demonstriert werden:

1

27.4 Sysleme Slarrer Körper

511

Ve(l) ist die Geschwindigkeit eines Punktes der VerbindungssUlngc und mit WS(I) ist illre Winkelgeschwindigkeit bekannt. Man kann den damit vollständig beschriebenen Bewegungszustand als Translation mit dem Bezugspunkt G und Rotation Um G ansehen. Die Gescllwindigkeit ve(l) ist dann allen Punkten des Körpers (auch S, sielle Skizze) zuzuordnen, der die Bahngeschwindigkeit der Rotation um G zu überlagern ist (für den Punkt S: "mi = ~ Ws).

b) Mit

Es werden zunächst die Komponenten in horizontaler bzw. vertikaler Richtung aufgeschrieben, aus denen sich dann die Gesamtgeschwindigkeit des Pnnktes S errechnet:

Vx = Vv

.

I. I lAB R~. -ws-=--sm~l 221 2

-wssmß=

I = ve + -wscosß =

2

VS(I) =

VG

I IBc = + -ws2 I

Jv~ + v;

R~

( COSCc\)I- IBC - sin Cc\)l ) 2/AB

.

c) Schließlich kann VSCI) auch nach den Regeln der Kinematik des Punktes (Kapitel 26) ermittell werden. Die Komponenten des ürtsvektors werden in einem geeigneten Koordinatensys-

tem aufgeschrieben. Nach 26.9 ergibt sich dann die Bahngeschwindigkeit. Bezüglich des in der AufgabensteIlung angegebenen Koordinatensystems liest man aus nebenstehender Skizze ab: -xs + a = 2"I IBC

. Cc\)l = 2"I IAB -Ys + R sm

Die Bahnkurve des Punktes S wird also beschrieben durch

YSCI) =

Rsin~l- ~ lAB

A

~ I ~

!

_u_

wot '-... "-0

.;;;

S'

0::

X

s

~I I

B

und das Differenzieren dieser beiden Komponenten des Ortsvektors nach der Zeit ergibt wieder die bereits angegebenen Geschwindigkeitskomponemen Vx und V,.• Typisch für die Analyse der Bewegung von Mechanismen ist. dass die Funktionen ziemlich unbequem in der HandIlabung werden. Der Ehrgeiz, durch "Einsetzen und Vereinfachen" zu möglichst "schönen Endformeln" zu kommen, rächt sich häufig dureIl Rechenfehler. Deshalb sollte man mit einem Funktionensatz arbeiten, wie ihn Abbildung 27.30 Flir das MathematikProgramm Maplc zeigt.

> >

> >

> >

> > > > >

>

comt somt l[BG] l[AB] x[S] y[S] v[X] v[Y] v[S] omega[S] v[G]

:=t -> cos(omega[O]*t); :=t -> sin(omega[O]*t); :=t -> a+R*comt(t); :=t -> sqrt(1-2.l[BG] (t)-2); :=t .> a-l[BG] (t)/2; :=t -> R*somt(t)-l[AB] (t)/2; :=diff(x[S] (t) ,t); :=diff (y [S](t) ,t); :=sqrt(v[X]-2+v[Y]-2); :=t -> R*omega[O]/l[AB] (t)*somt(t); :=t -> R*omega[O]*(comt(t)l[BG] (t)/l[AB] (t)*somt(t»;

Abbildung 27.30: Funktionensatz in Maple

512

27 Kinematik starrer Körper

In einem Pl/nktionensatz enthalten alle Funktionen (neben der unabhängigen Variablen, hier ist das die Zeit I) nur die gegebenen Größen und die vorab definierten Funktionen. Ein MathematikProgramm sollte damit umgehen können und z. B. die so definierten Funktionen auch grafisch darstellen und differenzieren können. Die Abbildung 27.31 zeigt die in der AufgabensteIlung geforderten kinemalischen Diagramme ws(t), VS(I) und vG(I) fur einen vollen Umlauf der Kurbel bei Annahme folgender Abmessungsverhältnjsse:

~ o

=2

~

o

WtnkelgesctJWinllgke l t der VerblndungEstange

G3sctwindlgkea des GleltstSInS

"

t

Y,

"

=4

Zusätzlich ist im rechten unteren Fenster die Bahnkurve des Minelptillktes S der Verbindungsstange dargestellt (siehe auch www.TM-aklUell.de).

•

,

Xs

~5

~ ~ Gesarrtgesch'w noigkeit des ~4

Mittelpunktes: der VerbIndungsstange

,

t

8ahri
."

des

+2 S

-2 D

MUl:l purlkte.,: -Ja \1t'!r -~ s Verb ndungs-;tange

) I

Abbildung 27.31: Kinematische Diagramme und Bahnkurve von S

oe:> Das Beispiel 4 am Ende dieses Kapitels über die Kinematik des starren Körpers soll noch

einmal eine wichtige Tatsache verdeutlichen, die bereits in einem einleitenden Beispiel erläutert und dann immer wieder genutzt wurde: Bei der Bewegung eines starren Körpers hat zu einem bestimmten Zeitpunkt in der Regel jeder Pnnkt eine andere Geschwindigkeit (Ausnahme ist die reine Translation), es gibt zu einem Zeitpunkt aber immer nur eine Winkelgeschwindigkeit, die für den gesamten Körper gilt. Diese Aussage gilt auch für die Bewegung im Raum, bei der es zu jedem Zeitpunkt nur einen (ftir den gesamten Körper gültigen) Winkelgeschwindjgkeitsvektor gibt. Es ist also nicht sinnvoll, von der "Winkelgeschwindigkeit bezüglich eines Punktes" zu sprechen. Da diese Aussage erfahrungsgemäß dem Anfanger erhebliche Schwierigkeiten bereitet, soll die Starrkörperbewegung der Verbindungsstange. die im Beispiel 4 als "Translation mit dem Bezugspunkt G und Rotation um G" behandelt wurde, noch einmal mit einem anderen Bezugspunkt anal ysiert werden: Die Geschwindigkeit des Punktes A ist bekannt: VA = Rrou ist tangential zum Kurbelkreis gerichtet. Wenn die Bewegung der Verbindungsstange nun als Translation m.it dem Punkt A als Bezugspunkt und Drehung um A betrachtet wird, ist diese Geschwindigkeit allen Punkten (und damit aueh S, siehe Abbildung 27.32) zuzuordnen. Für die Rotation ist aber wieder die gleiche Winkelgeschwindigkeit Ws wie für die Berechnung mit G als Bezugspunkt zu verwenden. Sie erzeugt allerdings eine andere Bahngesehwindigkeit für den Punkt S.

27.5 Aufgaben

513

Das Ergebnis aus der Überlagemng dieser beiden Geschwindigkeiten ist aber unabhängig von dcr Wahl des Bezugspunktes, was hicr nur für die y-Komponente gezeigt werden soll: Der vertikale Anteil der Translation beträgt R~ cos ~I, der Betrag der Bahngeschwindigkeit von S infolge der Rotation um A ist wieder (wie beim Bezugspunkt G) ~ ws, allerdings genau in der entgegengesetzten Richtung. Auch davon geht nur die vertikale Kompo-

RWO Wi A~~;;it

Ws

;ws

nente in vyein:

vy =

B

R~cos~l- ~2 wscosß = R~ (COS~I- 2llBCB sin~l)

(Jo

ß~ ß~

G

Abbildung 27.32: Transla-

A

Dies ist exakt die Formel, die auch bei der Betrachtung mit G als Bezugspunkt gefunden wurde.

tion des Punktes A und Rotation um A

27.5 Aufgaben

I

Au/gabe 27./: l_...;. ..... ElIle große Walze bewegt SIch (reme Rollbewegung ohne Schlupf) auf der Horizomalen und zieht über eine exzentrisch angebrachte Stange einc kleine Walze nach, die ebenfaJls auf einer Horizontalen rollt. Man zeichne ftir den dargcstellten Bcwegungszustand dcn Momcntanpol der Bcwcgung der (schraffiert dargestellten) Verbindungsstange ein.

I

All/gabe 27.2: I_...;. ..... D,e skIzzIerte Walze führt eine reme Rollbewegung aus, die Seile sind starr und laufen ohne Schlupf über die Rollen. Die Masse 4 bewegt sich mit der Geschwindigkeit V4 abwärts. Gcgcben:

R[ = 2r, , rz,

V4.

Man ermittle die Winkelgeschwindigkeit W:1 der Umlenkrolle 2 und die Geschwindigkeit VI des Mittelpunkts der Walze I.

I

All/gabe 27.3: I_...;. ..... Em Kettenfahrzeug bewegt Sich mit der Geschwindigkeit v lind der Beschleunigung

Cl.

Man ermitt-

le die Geschwindigkeiten der Kettenpunkte P" Pz und PJ und die Gesamtbeschleunigung für PI. Gegeben:

v, a, R.

Rwo

" S

R

P,

Kette

514

27 Kinematik starrer Körper

I

Aufgabe 27.4: I In dem skizzierten Mechanismus dreht sich dic Kurbel mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit ~. a I Gegeben: R;~; 8.=1,5; 8.=2.

F

E

Man ermittle die Momentanpole der Bewegung der Stange AB für die spezielle Lagen, wenn der Punkt A die Punkte E bzw. F passiert. Für beide Lagen sind mit Hilfe des Momentanpols die Geschwindigkeiten des Punktes B zu berechnen und mit den Ergebnissen der Aufgabe 26.4 zu vergleichen.

a

IAufgabe 27.5: I Bei dem skizzierten

Planetengetriebe treibt der Steg 4 die beiden Planetenräder 2 und 3, die mit dem Sonnenrad I bzw. dem Gehäuse 5 im Eingriff sind (eine Animation findet man unter www.TM-aktuell.de).

Gegeben:

r"

3~ 21 II

r2. rJ.

a) Man ermittle das Drehzahlverhältnis ~ unter n4

der Annahme, dass das Gehäuse 5 festgehalten wird. b) Welche Drehzahl n, hat das Sonnenrad, wenn der Steg mit n4 und das Gehäuse (gleichsinnig) mit 115 gedreht werden?

I Aufgabe 27.6:

5

I

Die Laufkatze eines Drehkrans bewegt sieh mit der konstanten Geschwindigkeit VK nach außen und bebt dabei eine Last mit der konstanten Geschwindigkeit VL an, während sich der Kran mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit W dreht.

Gegeben:

VK

= 0,5 m/s 0,3 m/s

VL =

w = O. I S-l a =4,5m

Für die skizzierte LaststelILmg ermittle man clie resultierende Geschwindigkeit der Last, die Flihrungs- und die Coriolisbeschleunigung (Flihrungsbewegung ist die Drehung des Krans).

Weitere Aufgaben findet man imlnternet unter www.TM-aktueU.de.

28 Kinetik des Massenpunktes Während in der Statik das Gleichgewicht der Kräfte in ruhenden Systemen betrachtet wurde und die Kinematik die Bewegungsabläufe ohne Frage nach ihren Ursachen (Kräfle) untersucht, wird in der Kinetik der Zusammenhang zwischen den kinematischen Größen (Weg, Zeit, Geschwindigkeit, Beschleunigung, ...) und den Kräften behandelt. Die Beschränkung in diesem Kapitel auf den Massenpunkt hat nichts mit der Größe der Abmessungen des Körpers zu tun (vgl. die entsprechende Bemerkung am Anfang des Kapitels 26). Die Abmessungen dürfen allerdings keinen Einfluss auf die zu untersuchende Bewegung haben, und nach den AusfUhrungen in den Kapiteln 26 und 27 ist die Konsequcnz dieser Bcschränkung klar: Ein Massenpunkt kann keine (bzw. nur eine zu vernachlässigende) Rotationsbewegung ausführen.

28.1 Dynamisches Grundgesetz Zu den Axiomen der Statik (Abschnitt J .2), die auch weiterhin gelten, kommt in der Kinetik nur ein weiteres hinzu. Es ist das 2. Newtonsche Gesetz (nach ISAAC NEWTON, 1643 - 1727):

Die zeitliche Änderung der Bewegu/lgsgröße ist der einwirkenden Kraft proportional und geschieht ill Richtung dieser Kraß. Als Bewegungsgröße ist das Produkt aus Masse und Geschwindigkeit zu verstehen, die zeitliche Änderung ist die erste AbLeitung nach der Zeit t: ~ d (mv) F=--

dt ist das dynamische Grundgesetz mit dem Vektor des Impulses j5 =

(28.1 )

I1Iv.

<>

Das I. Newtonsche Gesetz ist ein Sonderfall des 2. Gesetzes: Die BewegulIgsgröße ä/ldert sich /licht. we/ln keine Kraß auf den Massenpunkl ei/lwirkl. Das 3. Newtonsche Gesetz ist das bereits aus der Statik bekannte Wechselwirkungsgesetz (actio = reactio).

<>

Wenn die Masse m zeitlich unveränderlich ist, vereinfacht sich 28.1 zu

_

dv

F=m-=ma dt ("Kraft = Masse· Beschleunigung").

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_28, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

(28.2)

28 Kinetik des Massenpunktes

516

oe:> Die Gültigkeit von 28.1 und 28.2 ist an zwei Bedingungen geknüpft: Die Geschwindig-

keit muss wesentlich kleiner als die Lichtgeschwindigkeit sein (diese Bedingung ist in der Technischen Mechanik wohl immer erfüllt, anderenfalls ist die Relativitätstheorie zuständig), und das Bezugssystem muss ein Inertialsystem (beschleunigungsfreies System) sein. Da Beschleunigungsfreiheit nur bei Bewegung auf gerader Bahn möglich ist (vgl. Abschnitt 26.2), kann es ein Inertialsystem auf der Erde nicht geben. Für die weitaus meisten technischen Anwendungen darf die Erde jedoch als ruhendes Bezugssystem angesehen werden. oe:> Weil zwei Vektoren nur gIe.ich sein können, wenn jede Komponente des einen Vektors gleich

der entsprechenden Komponente des anderen Vektors ist, stehen 28.1 bzw. 28.2 für drei skalare Gleichungen (für die drei Freiheitsgrade des Massenpunktes im Raum). oe:> Das 2. Newtonsehe Gesetz setzt natürlich voraus, dass die angreifenden Kräfte die BescWeu-

nigungen auch tatsächlich hervorrufen können (und nicht etwa durch Führungen, Lager oder ähnliches auch nur teilweise daran gehindert werden, dazu mehr im Abschnitt 28.2.2). Das nachfolgende Beispiel behandelt einen der wenigen Sonderfalle (schiefer Wurf unter Vernachlässigung von Bewegungswiderständen), für den dies erfüllt ist.

I

Beispiel: I_ _ _ _ EII1 Letchtathlet stößt dIe Kugel w = 22m welt (diese Aufgabe stammt aus der Zelt vor der Einführung der strengen Dopingkontrollen). Unter der Annahme, dass der Luftwiderstand vernachlässigt werden darf und dass die Kugel die Hand in einer Höhe h = 2 m unter einem Winkel zur Horizontalen von a = 44° verlässt. ist ihre Anfangsgeschwindigkeit vo (beim Verlassen der Hand) zu ermitteln. Welche Weite WI würde erzielt werden, wenn mit gleicher Anfangsgeschwindigkeitund bei gleicher Abwurfhöhe unter einem Winkel von al = 45° gestoßen würde, bei welchem Abwurfwinkel ao würde die größte Weite erzielt werden? Während des Fluges wirkt auf dic Kugel nur ihr Eigengewicht I1Ig (senkrecht nach unten). Die Masse m ist konstant, die Flugbahn eine ebene Kurve, so dass 28.2 nur tUr zwei Komponenten aufgeschrieben werden muss. In einem kartesischen Koordinatensystem mit nach oben gerichteter positiver y-Achse gilt also: F=I1IQ

Nach 26.27 und 26.30 ist der Geschwindigkeitsvektor die Ableitung des Ortsvektors und der Beschleunigwlgsvektor die Ableitung des Geschwindigkeitsvektors nach der Zeit. Dieser Weg muss also in umgekehrter Richtung (Integration) beschritten werden, er wird für die einzelnen Komponenten aufgeschrieben: = 0 v" = CI

CI"

CI)'

= -g

v)'

-gt+C3

y

-'igt +C3 t + C4

I

2

Für dic vicr Tntegrationskonstanten müsscn vier Anfangsbedingungen formuliert werdcn. Wenn das Koordinatensystem (willkürlich, siehe Abbildung 28.1) so gelegt wird, dass sich der Abwurfpunkt bei x = 0 und y = h befindet, und die Abwulfgeschwindigkeit in eine horizontale und eine vertikale Komponente zerlegt wird, lauten diese (Zeitzählung beginnt beim Abwurf):

517

28.1 Dynamisches Grundgesetz

'y

vx(t = 0) = vocosa

0) = 0 y(r = 0) = ,. X(I =

V,,(I = 0) = Vo sin a

()(

Mit den daraus berechneten Konstanten

c,

= voeosa

C3=vOsina

erhält man die Komponenten des O'1svektors der Bahnkurve I

x

C. =h

.

w Abbildung 28.1: Anfangsbe-

y = - - g , 2 + Vo r sm a + h dingungen. Wurfweile w 2 die (in Parameterdarstellung) die Flugbahn der Kugel beschreiben. Wenn man die Zeit r aus den bei den Gleichungen eliminiert, wird deutlich, dass es eine Parabel ist (Wurfparabel): I x2 y= --g 2 ? +xtana+" 2 voeos- a x = Vo r eos a

Am Auftreffpunkt ist y = 0 (und x = w): I w2 - - g 2

2

vocos

2

a

+ w tan a +,. = 0

muss zur BeantwOJ1ung der Fragestellungen einmal nach vo und einmal nach w umgestellt werden. Die für die AufgabensteIlung relevanten Ergebnisse sind:

vo=w

g wsin2a + 2heos 2 a

v2 w = ...Q. si.ll2a + 2g 0::> Hier soll auf ein typisches Problem bei der Lösung von Aufgaben aus der Kinetik aufmerk-

sam gemacht werden: Es gibt melu'ere Ergebnisse, von denen nicht alle für die AufgabensteIlung relevant sind. Hier ist es einfach zu übersehen und zu interpretieren: Das mathematische Modell (die Parabel) hat den Definitionsbereich - 0 0 < x < 00 und damit zwei (in diesem Fall reelle) Nullstelien (zwei Ergebnisse für w). Die Nullstelle im negativen Bereich ist hier nicht relevant, aber prinzipiell nicht nur richtig, sondern auch physikalisch möglich, denn die Wurfparabel sieht auch für ein negatives Vo, mit dem man bei der anderen Nullstclle landen würde, nicht anders aus. Bei einem Abwurfwinkel von a = 44° wird die Wurfweite von 22 m bei einer Anfangsgeschwindigkeit von vo = 14,05 m/s erreicht. Mit diesem vo ergibt sich bei al = 45° eine Wurfweite =21,95m.

w,

Die Berechnung des Extremwertes der Funktion w(a) bereitet analytisch schon einige Mühe. Empfohlen wird deshalb die Extremwertberechnung mit einern geeigneten Programm (siehe www.TM-aktuell.de). Man erhält rur ao = 42,41° die Wurfweite wo = 22,03m. Der günstigste Abwurfwinkel zur Erzielung großer Wurfweiten beträgt nur dann 45°, wenn Abwurf- und Auftreffpunkt auf gleicher Höhe liegen.

28 Kinetik des Massenpunktes

518

28.2 Kräfte am Massenpunkt Wie in der Statik ist es sinnvoll, zu unterscheiden zwischen eingeprägten Kräjten (Gewicht, Antriebskräfte, Magnelkräfte, ...) und Reaktionskräjten (Zwangskräfte, die durch Bewegungseinschränkung hervorgerufen werden, z. B.: Kräfte an FüLmlllgen, die Normalkraft zwischen Masse und schicfer Ebene, Lagerreaklionen, Federkräfte, Haftkräfte, ... ). Bei bewegten Massen kommen noch Bewegungswidersfiillde und die so genannten Massenkrüjte hinzu, die in den folgenden beiden Ulllerabschniuen behandeLt werden.

28.2.1 Geschwindigkeitsabhängige Bewegungswiderstände Einem sich mit der Geschwindigkeit v bewegenden Massenpunkt können durch das umgebende Medium oder eine Führung Widerstandskräfte entgegenwirken. Obwohl diese Kräfte von ihrem Charakter her Reaktionskräfte sind, werden sie hier gesondert aufgeführt, denn in der Rechnung müssen sie eher wie die eingeprägten Kräfte behandelt werden. Diese Besonderheit wird noch mehrfach an Beispielen vcrdeutlicht. Dic Erfassung der geschwindigkeitsabhängigen Widcrstandskräfte ist immer mit einer gewissen Unsicherheit verbunden, weil die Kennwerte von zahlreichen Einflüssen abhängen. Hier werden die drei wichtigsten Varianten zur Einbeziehung dieser Kräfte in die Berechnung vorgestellt. Der Widerstand, den die Oberfläche eines Körpers aufbringt, über den eine bewegte Masse gleitet, wird (auch bei einer Schmierschicht zwischen den Flächen) berücksichtigt durch die Coulombsche Reibung (Gleitreibung):

FR = - /l FN sgn v

v (28.3)

D

Die Geschwindigkeit dient nur als Steuergröße für die Richtung der Kraft FR , die inuner der Geschwindigkeit der sich bewegenden Masse entgegengesetzt gerichlet ist.

<:> Ln 28.3 ist FN die Normalkraft (senkrecht zu den sich berührenden Gleitflächen), /l ist der Gleitreibltngskoeffizienr, der vom Material und der Oberflächenbeschaffenheit der Gleitflächen abhängig ist. Da er auch von anderen Größen (Temperatur, Feuchtigkeit, unter Umständen auch von der Größe von FN ) beeinflusst wird, ist eine gewisse Vorsicht geboten. wenn man diesen Kennwert aus Tabellenbüchem entnimmt. Für höhere Genauigkeitsanforderungen an die Rechnung sind gegebenenfalls Vcrsuche zur Ermittlung von JL (möglichst unter Bctriebsbedingllngen) empfehlenswert.

<:> Die sgn-Funktion eignet sich nicht für die analytische Rechnung (bei numerischen Answertungen kann sie durchaus nützlich sein). Dcshalb sollte man die Kraft FR entgegen dcr Gllgen01111nenen Geschwindigkeitsrichtung antragen. Wenn sich die angenommene Richtung

im Verlauf der Rechnung als falsch herausstellt, muSS man die Rechnung mit korrigierter Richlltng wiederholen.

28.2 Kräfte am Massenpunkt

519

oe:> Da die Gleitreibung wie die im Kapitel 9 behandelte Haftung mit dem Namen Coulomb

verbunden ist und das Haftungsgesetz 9.1 sich von 28.3 formal kaum unterscheidet, muss nachdri.icklich auf die Unterschiede aufmerksam gemacht werden: • Der Haftungskoeffizient Ito ist in der Regel größer als der Gleitreibungskoeffizient Jl. • Besonders wichtig ist die Beachtung des unterschiedlichen Charakters der beiden Kräfte. Die Gleitreibungskraft geht in der von 28.3 gegebenen Größe (wie eine eingeprägte Kraft) in das Gleichgewicht der Kräfte ein. Die Haftkraft wird (wie eine Lagerreaktion) aus dem Gleichgewicht der Kräfte berechnet, denn die durch das Haftungsgesetz zu ermittelnde Größe definiert nur das obere Limit (und nicht die tatsächliche Größe) der Haftkraft (vgl. Beispiel I im Abschnitt 9.1 auf Seite 134). Neben der Cou.lombschen Reibung sind noch die beiden folgenden Annahmen für die Berücksichtigung von Bewegungswiderständen in der technischen Praxis gebräuchlich: Eine geschwindigkeitsproportionale Widerstandskraft FWI=-kt v

(28.4)

g.ilt mit häufig ausreichender Annäherung an die Realität für laminare Strömungen (in Medien mit relativ großer Zähigkeit). Der von der Körperform der Masse und dem Medium, in dem sich die Ma se bewegt, abhängige Proportionalitätsfaktor kt wird durch Versuche ermittelt. Eine Widerstandskraft proportional zum Quadrat der Geschwindigkeit FW 2 = -k2 .,2 sgn v

(28.5)

wird für die Erfassung des Widerstands infolge turbulenter Strömung verwendet. Der ProportionalitätsfaklOr k2 muss dabei sowohl den Reibungswiderstand als auch den Druckwiderstand (infolge des Unterdrucks durch Strömungsablösung und Wirbelbildung) erfassen. oe:> Der lineare Ansatz 28.4, mit dem z. B. die Wirkung von Stoßdämpfern recht gut erfasst wird,

ist llir theoretische Untersuchungen sehr beliebt, weil er auf lineare Differenzialgleichungen führt. In der Schwingungs.lehre werden die unterschiedlichsten Dämpfungsursachen deshalb gem pauschal in dieser Form (oft nur näherungsweise) berücksichtigt. oe:> Der Proportionalitätsfaktor in 28.5 kann in der Form

pA p

k2 =CW -2-

(28.6)

angesetzt werden. In 28.6 ist p die Dichte des umströmenden Mediums, AI' die Projektionsfläche (Schattenfläche) des sich darin bewegenden Körpers und der "cw-Wert" eine dimensionslose Widerstandszahl, die von der Körperform (und in einigen Fällen auch von der Reynold-Zahl, dem Maß fLir die Zähigkeit des um strömenden Mediums) abhängt und durch Versuche ermittelt werden muss, einige Beispiele: Für den langen Kreiszylinder gilt Cw = I, für eine Kreisplatte Cw = I, I I und für eine Kugel in Abhängigkeit von der Reynold-Zahl Cw = 0.09 ... 0,47. Moderne Pkw-Formen liegen im Bereich Cw = 0,3 ... 0,4. oe:> Man beachte, dass mit den mathematischen Modellen für die Bewegungswiderstände 28.3

bis 28.5 die Realität in dcn meisten Fällcn nur unvollkommcn angenähert wird.

28 Kinetik des Massenpunktes

520

28.2.2 Massenkraft, das Prinzip von d' Alembert In dem Beispiel des Abschnitts 28.1 zur Anwendung des dynamischen Grundgesetzes (schiefer Wurf) durfte vorausgesetzt werden, dass alle auf den Körper einwirkenden Kräfte (im Beispiel nur die Gewichtskraft) in Beschleunigungen umgesetzt werden können. Bei geführten Bewegungen und bei geschwiJldigkeitsabhängigen Bewegungswiderständen (Abschnitt 28.2.J) gibt es natürlich Anteile der eingeprägten Kräfte, die sich nicht in Beschleunigungen umsetzen, sondern von den Reaktionskräften bzw. den Widerstandskräften im Gleichgewicht gehalten werden.

I

Beispiel 1: I_ _ _ _...I Die elllgeprägten Kräfte F nnd mg haben unterschiedliche Wirkungen auf die nebenstehend skizziene Masse 111. Bei reibungsfreier Bewegung wirkt die Kraft F beschleunigend auf m. bei reibungsbehafteter Bewegung nur die Differenz zwischen F und der Widerstandskraft. Die Gewichtskraft mg wirkt nicht beschleunigend, da sie mit der Normalkraft (Reaktions kraft der Unterlage) im Gleichgewicht ist. Aus dieser Überlegung resultiert folgende Schlussfolgerung: Man muss bei geführten Massen und auftretenden Bewegungswiderständen in die Formeln des dynamischen Grundgesetzes 28.1 bzw. 28.2 alle eingeprägten Kräfte, die Zwangskräfte und die Bewegungswiderstände einsetzen: (28.7) Diese Vektorgleichung repräsentiert im Fall des betrachteten Beispiels zwei skalare Gleichungen (0" ist die Beschleunigung in horizontaler und 0, in vertikaler Richtung):

F-l'iI-ma" =0 -mg + FN - mo y = 0 Aus der zweiten Gleichung erhält man wegen FN = mg in diesem Fall für die venikale Beschleunigungskomponente 0, = 0 (eingeprägte Kraft II1g erzeugt keine Beschleunigung). Nicht unabsichtlich wurde in der Gleichung 28.7 das Produkt mä auf die linke Seite geschrieben, denn in dieser Form verdeutlicht die Gleichung eine sehr elegante Strategie für das Aufschreiben der Bewegungs-Differenzialgleichungen, das Prinzip von d'Alembert (nach JEAN LE ROND D' ALEMBERT, 1717 - 1783): Der bewegte Körper wird freigeschnitten, es werden angetragen • alle eingeprägten Kräfte, • alle Zwangskräfte (Reaktionskräfte) infolge äußerer Bindungen und Führungen. • die Bewegungswiderstände, • die Massenkräfte -mä (d'Alell1bertsche Kräfte). Danach können die GleichgewichtsbedingungeIl (wie in der Statik) aufgeschrieben werden.

28.2 Kräfte am Massenpunkt

521

oe:> Die Idee der Einführung negativer Massenkräfte gestattet die Behandlung von Problemen

der Kinetik mit den aus der Statik vertrauten Gleichgewichtsbedingungen. Diese Massenkräfte werden hier wie üblich als d'Alembensche Krii(te bezeichnet, obwohl sie erstmals bereits bei JOHANNES KEPLER (15?1 - 1630) auftauchen. oe:> Das Minuszeichen vor der d'Alembertschen Kraf' fordert, dass diese entgegen der positiven

Beschlellnigungsrichtllng angetragen werden muss, was (bei gekrümmter Bahn) sowohl für die Bahnbeschleunigung als auch rur die Normalbeschleunigung (nnd bei Relativbewegung auch nir die Coriolisbeschleunigung) gilt. Die positive Richtung der Bahnbeschleunigung kann selbst bei einfachen Problemen nicht immer vorausgesagt werden (ob sich eine Masse auf der sclliefen Ebene unter Einwirkung einer aufwärts gerichteten Kraft auch aufwärts bewegt, ist vom Anstiegswinkel, der Größe der Kraft und der Größe der Masse abhängig). Die d'Alembertschen Kräjfe für die Bahnbeschleunigungen werden deshalb elItgegen der frei zu wählenden Koordinatenrichtullg angetragell, was automatisch auch bei negativen Beschleunigungen und Richwngsumkehr der Bewegung zu richtigen Ergebnissen fUhrt. oe:> Die Richtung der Massenkraft, die rur die Normalbeschlellnigung angetragen werden muss, ist dagegen eindeutig vorgegeben, weil die Normalbeschleunigung immer zum Krümmungs-

nuttelpunkl der Bahnkurve gerichtet ist: Bei der Bewegung eines Massenpunktes auf einer gekrümmten Balln ist immer eine vom Kriimmllngsmillelpllnkt der Bahnkllrve nach außen gerichtete Massenkrajf infolge der zum Krümmungsmittelpunkt weisenden Normalbeschleunigung 26.15 zu berücksichtigen. Es ist die Zentrifugalkraft (Fliehkraft) v2 malJ=m (28.8) p (p ist der Krümmungsradius und v die Bahngeschwindigkeit). Speziell fur die Bewegung auf einem Kreis mit dem Radius R gilt:

(28.9) Hinweise für das Lösen von Aufgaben: oe:> Es wird eine geeignete Bewegungskoordinate eingeführt, die die Bewegung des Massen-

punkIes verfolgt (z. B. x für eine geradlinige Bewegung bzw. cp für eine Kreisbewegung). Wenn die Aufgabensteilung nichts anderes vorschreibt, sollte die Bewegungskoordinate zum Zeitpunkt / = 0 auch den Wert Null annehmen. oe:> Es wird eine Skizze des von äußeren Bindungen befreiten Massenpunkts (zum beliebigen Zeitpunkt t) angefertigt, in die alle Kräfte eingetragen werden, die auf der Seite 520 in vier

Kategorien eingeteilt wurden (man sollte sich an diese Kategorien halten, um keine Kraft zu vergessen). Wichtig ist dabei die Einhaltung der Vorzeichenregeln (d' Alembertschen Kräfte für BahnbescWeunigungen entgegen der gewäWten Bewegungskoordinate, Bewegungswiderstände zur Geschwindigkeitsrichtung entgegengesetzt), wobei zu beachten ist: Während sich die Rechnung bei Umkehr der BewegungsriChtung fUr die d' Alembertschen Kräfte immer von selbst korrigiert, gilt diese Aussage fLir die Bewegungswiderstände nur dann, wenn mit der (nir die analytische Rechnung ungeeigneten) Signum-Funktion gearbeitet wird.

522

28 Kinetik des Massenpunktes

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Auf einer schiefen Ebene beginnt eine Masse m zum Zeitpunkt 1 = 0 aus der Ruhelage heraus abwärts zu rutschen. Unter Berücksichtigung von Gleitreibung zwischen der Masse und der schiefen Ebene sollen das Weg-Zeit-Gesetz und das Geschwindigkeits-Zeit-Gesetz ermittelt werden. Gegeben:

~

m, a, !J..

Es wird eine x-Koordinate zur Verfolgung der Masse vom Startpunkt der Bewegung aus eingeführt. Die Skizze zeigt die freigeschnittene Masse mit der Gewichtskraft mg (eingeprägte Kraft), der Normalkraft FN (Zwangskraft, die die Masse an ihre Bahn bindet), dem Bewegungswiderstand FR = !LI'/v u.ud der d' Alembertschen Kraft, die entgegen der eingeführtcn Bcwegungskoordinatc angetragen wurde.

m~~ F,;/a~

Die Gleichgewichtsbedingungen in Hangrichtung bzw. senkrecht dazu liefern mit mi+!l FN

-

mgsina = 0

FN-mgcosa=O zwei Gleichungen, aus denen die nicht ioteressierende Kraft FN eliminiert wird. Es verbl.eibt eio Ausdruck fUr die (in diesem Fall konstante) Beschleunigung, der zweimal integriert wird: I

i=(sina-!J.cosa)g=a

i=al+C,

X= 2:aI2+C,I+C2

Für die Berechnung der Integrationskonstanten stehen zwei Anfangsbedingungen zur Verfügung. Es ist typisch, dass eine durch die Problemstellung ("aus der Ruhelage heraus") vorgegeben ist, die andere von der (willkürlichen) Wahl des Koordinatensystems bestimmt wird:

X(I = 0) = 0

=;.

i(I=O)=O

=;.

C2 = 0 C,=O

Damit können die gesuchten Bewegungsgesetze aufgeschrieben werden: I . x(t) = 2: (SIn a - J.lcos a) g 12 i(l) = (sin a - !l eosa) g t r';>

Eigentlich hälle man bei diesem Beispiel noch überprüfen müssen, ob die Bewegung aus der Ruhelage heraus überhaupt begimll. Dazu wäre allerdings die Kenntnis des Haftungskoeffizienten J1D nötig.

e:> Auf jeden Fall muss das Ergebnis mit dem Zusatz gekennzeichnet werden, dass es nur für positive Geschwindigkeit i 2: 0 gilt, weil diese Bedingung bei der Annahme der Richtung der Gleitreibkraft vorausgesetzt wurde. Der Einwand, dass diese Bedingung ja wohl automatisch erfüllt ist, weil eine Masse, die nur durch ihr Eigengewicht belastet ist, aus der Ruhe heraus keine Aufwärtsbewegung beginnen kann, ist fiir die Praxis richtig, die errechneten Bewegungsgesetze lassen dies zu (man setze z. B. die sehr sinnvollen Werte !J. = 0,3 und a = 15° ein, und schon geht es aufwärts). Die Bewegungsgesetze des Beispiels 2 müssen also unbedingt mit dem Zusatz sina 2: !J.cosa versehen werden.

bzw.

tana 2:!J.

28.2 Kräfte am Massenpunkt

523

I

Beispiel 3: I_ _ _ _.... Ein Massenpunkt m wlrd Wte sklzztert In eine halbkreisfönnige Rinne gelegt und ohne Anfangsgeschwindigkeit freigegeben. Das Bewegungsgesetz cp(l) soll a) bei Vernachlässigung der Gleitreibung, b) bei Berücksichtigung der Gleitreibung

zwischen Massenpunklund Rinne berechnet werden. Gegeben:

R = 1m; J1 = 0,05 .

Die untere Skizze zeigt den frei geschnittenen Massenpunkt mit allen wirkenden Kräften. Die Zentrifugalkraft wurde entgegen der (zum Kreismiltelpunkl gerichteten) Normalbeschleunigung angetragen, die d' Alembertsche Kraft infolge der Bahnbeschleunigung entgegen der gewählten Koordinatenrichtung (die positive Richtung von cp gilt natürlich auch für ep und ip). Auch bei Umkehr der Bewegungsrichtung ergeben sich für diese Kräfte die korrekten Richtungen, die für die Reibkraft dnrch Multiplikation mit der sgn-Punktion erreicht werden. Das Kräfte-GleiChgewicht in BahnrichlUng bzw. senkrecht dazu 111 R ip + J1 FN sgn ep - mg cos cp = 0 FN

-

mRep2 -mgsin cp = 0

liefert nach Elimination der Normalkraft FN die Differenzialgleichung

Rip+ J1. (Rep2 + gsin cp) sgn ep - gcoscp = 0 Für die analytische Berechnung müsstc zunächst sgn ep = I gesetzt werden, um die Differenzialgleichung rür die "Bewegung von m nach rechts" zu lösen, nach Enmittlung des Umkehrpunktes (Zeitpunkt, zu dem ep = 0 wird), wäre dann mit neuen Anfangsbedingungen und sgn ep = -I die "Lösung für den Rückweg" zu berechnen, wieder bis zum (Linken) Umkehrpunkt, dann könnte (mit wieder neuen Anfangsbedingungen) wieder die Lösung der ersten Differenzialgleichung (mit sgn ep = I) verwendct werden, wenn cs überhaupt gelingen würde, diese Lösung analytisch zu berechnen. Weil dies aber ohnehin nicht möglich ist, scheidet dieser mühsame Weg aus. Auch die Vereinfachung (Fragestellung a), die sich ergibt, wenn die Gleitreibung vernachlässigt wird, rührt mit

Rip - gcoscp = 0 auf cinc Diffcrcnzialglcichung, dic in gcschlosscncr F0fl11 (zumindcst bei Vcrwcndung dcr elcmentaren Funktionen) nicht lösbar ist.

.-:> Die Bewcgungs-Differenzialgleichungen, die das sehr einfache Beispicl 3 lieferte, charaktcrisiercn das typische Problem bei Aufgabcn der Kinctik. Bis auf wenige "akademische Beispiele" führen sie auf nichtlineare Differenzialgleichungcn, die sich einer geschlossenen Lösung entziehen I. Die Enmittlung der Bewegungsgesetze des Massenpunktes des Beispiels 3 wird deshalb zurückgestel11und am Ende des folgenden Abschnitts 28.3 nachgeliefert. I Der

sich reibungsfrei auf einer Kreisbahn bewegende Massenpunkt entspricht der Bewegung des ,.mathematischen

Pendels", das im Physikulllcrricht im AJJgemeincn auch nur mü der Beschränkung auf ..sehr kleine Ausschläge" behandeh wird.

28 Kinelik des Massenpunktes

524

I

Beispiel 4: I_"";_ _...1 Eine hOrizontale Scheibe dreht sIch mit konstanter Winkelgeschwindigkeit %. In einer radialen Rinne (mit rechteckigem Querschnitt) wird ein Massenpunkt'" im Abstand a vom Mittelpunkt der Scheibe festgehalten und zum Zeitpunkt I = 0 freigelassen. Gegeben: a= Im; R= 10m; %=2s- l ; J.L=0,3. Unter Beriicksichtigung der Gleitreibung zwischen der Masse 111 und der Rinne soll der Zeitpunkt IR ermittelt werden, zu dem der Massenpunkt die Rinne verlässt (die konstante Winkelgeschwin-

digkeit % soll durch dic Bewegung von m nicht beeinflusst wcrdcn). Das Problem wird als Relativbewegung des Punktes mit einer Koordinate x behandelt, die die Bewegung des Massenpunktes in der Rinne verfolgt und die Drehbewegung der Scheibe mitmacht (der Punkt x = 0 soll im Scheibenmittelpunkt liegen). Für eine beliebige Lage des Punktes zeigt die obere Skizze die Beschleunigungen, die sich nach den Regeln der Relativbewegung des Punktes (Abschnitt 27.2) ergeben: Die Führungsbewegung (Drehung der Scheibe mit konstanter Winkelgeschwindigkeit) trägt nur einen Anteil bei (Normalbeschleunigung des Punktes, in dem sich m gerade befindet), die Relativbeschleunigung der geradlinigen Bewegung ist nach außen gerichtet, während die Coriolisbeschleunigung tangentiale Richtung hat (der Vektor der Winkelgeschwindigkeit steht senkrecht auf der Scheibenebene, die Relativgeschwindigkeit ist radial nach außen gerichtet). Die untere Skizze zeigt die Massenkräfte, die nach dem d' Alembel1schen Prinzip gegen die Beschleurtigungsricbtungen angetragen wurden. Glcitreibkräftc treten am Boden der Rinne und an der Seitenfiihrung auf. Sie werden zu einer Kraft FR zusammengefasst, die bei dieser Aufgabe nur nach innen zeigen kann, weil die Relativgeschwindigkeit nach außen gerichtet ist, eine Bewegungsumkehr ist unmöglich. Die Gleichgewichtsbedingungen werden für drei Richtungen formuliert:

Fr;] =l1lg

FN2 =2mx%

mx-mxwJ+J.L(FNI +FN2) =0

Nach Elimination der Normalkräfte erhält man mit

X+2~I%X-wJX=-J.Lg eine lineare Differenzialgleichung 2. Ordnung mit konstanten Koeffizienten, die in geschlossener Form lösbar ist. Die b.eiden Integrationskonstanten der allgemeinen Lösung werden mit den Randbed ingungen

X(I = 0) = a

.:i'(l

=0) =0

bestimmt, die Frage der AufgabensteIlung kann aus dem dann bekannten Bewegungsgesetz der Masse m iiber die Bedinglll1g X(I = IR) = R berechnet werden. Man erhält mit den gegebenen

Zahlenwerten IR = 2,69s (ausführliche Rechnung untcr www.TM-aktuell.de).

28.3 Lösungen flir Bewegungs-Differenzialgleichungen

525

28.3 Lösungen für Bewegungs-Differenzialgleichungen 28.3.1 Problemstellung Das Beispiel 2 des vorigen Abschnitts, das auf eine konstante Beschleunigung ful1l1e, ist ein Vertreter der wenigen "akademischen Beispiele", die problemlos lösbar sind. Dagegen ist das cinfache Bcispicl 3 repräsentativ für viele Problcmc dcr Kinetik: Die Bewegungs-Differenzialgleichungen sind nichtlinear und entziehen sich einer geschlossenen Lösung. Lineare Differenzialgleichungen sind in der Kinetik selten. Wenn sie dann auch noch konstante Koeffizienten haben (wie im Beispiel 4, weil ~ konstant ist), sind sie geschlossen Jösbar2 , Bis auf ganz wenigc Ausnahmen sind die Bewegungs-Differenzialgleichungen der Kinetik nichtlineare Differenzialgleichungen 2. Ordnung, die nur numerisch gelöst werden kÖl1Jlen. Das fLir verschiedene Aufgaben der Festigkeitsberechnung (lineare Randwertprobleme) so erfolgreich verwendete Differenzenverfahren (vorgesteUt im Kapitel 18) scheidet für die Lösung nichtlinearer Differenzialgleichungen aus. Das Ersetzen der Differenzialquotienten durch Differenzenquotienten an einer großen Anzahl ausgewählter Punkte würde auf ein nichtlineares Gleichungssystem und damit in der Regel zu unüberwindlichen Schwierigkeiten führen, Glücklicherweise treten die nichtlinearen Probleme der Kinetik im Allgemeinen als Anfangswertaufgaben 3 auf (an einem bestimmten Punkt, in der Regel am Anfang der Bewegung, sind alle interessierenden Größen bekannt). Für diesen Aufgabentyp stehen leistungsfähige numerische Verfahren zur Verfügung, Der nachfolgend gegebeue kurze Einblick vermittelt nur die nötigsten Erkenntnisse, auf die auch dann nicht verzichtet werden kann, wenn ein fertiges Computerprogramm genutzt werden soll. Die Anfangswertprobleme bestehen aus einer Differenzialgleichung 2. Ordnung und zwei Anfangsbedingungen (bei Systemen mit mehreren Freiheitsgraden sind es mehrere Differenzialgleichungen und eine entsprechend größere Anzahl von Anfangsbedingungen). Umgestellt nach dcr Beschleunigung, sieht das Anfangswertproblem fLir das Beispiel 3 aus dem vorigen Abschnitt so aus:

rp(t=O)=O

rp(t =0) =0

(28.10)

Das Anfangswenproblem für das Beispiel 4 kann so formuIiert werden:

x=

-J.l8 -2)J ~i+ %x

x(t = 0) = a

.«1 =

0) = 0

(28.1 1)

2Man soll ce sich allerdings die geschlossene Lösung unter www.TM-aklllcll.dc einmal anschauen. Die entstehenden Ausdrücke sind für die Handrechnung kaum zumulbar. und nach der Lösung der Differenzialgleichung führt die Frage der Aufgabemtel1ung schließUch auf eine nichtlineare Gleichung. die nur numerisch gelöst werden kann. so dass man durchaus berechtigt fragen darf: .,Warum dann nicht gleich numerisch?" 3Und wenn es einmal keine Anfangswert3ufgabe ist (es soll z. B ein bestimmter Punkt am Ende der Bewegung erreicht we.rden). dann lUlL'\S man doch djc Algorithmen fUr Anfangswcrtprobleme verwenden. die dann ilerativ mehrfach angewendel werden (,,zielschießen·'). bis die vorge~hriebcne Endbedingung erfLilll ist

28 Kinetik des Massenpunktes

526

28.3.2 Numerische Integration von Anfangswertproblemen Die Verfahren für die numerische Integration von AnfangswenprobJemen werden üblicherweise für eine Differenzialgleichung I. Ordnung formuliert4 , weil damit auch der allgemeine Fall abgedeckt wird: Differenzialgleichungen höherer Ordnung (auch DifferenziaJgleichungssysteme) lassen sich immer durch Einfuhren von zusätzlichen Variablen auf ein DlfferenzialgleichuJlgssystcm I. Ordnung überführcn. Der erste Schritt zur numerischen Lösung einer Bewegungs-Differenzialgleichung ist also das Umschreiben auf ein System I. Ordnung. Man fUhrt dazu fUr die erste Ableitung der Variablen (ciJ bzw. x) neue Bezeichnungen ein, sinnvollerweise die Symbole nir die Geschwindigkeiten. Das Anfangswenproblem 28.11 wird also z. B. folgendermaßen formuliert:

x=

x(r = 0) = a

v

v=-iJ.g-2/.l(t~v+coJx

(28.12)

v(r=O)=O

Allgemein sieht ein solches Anfangswertproblem mit zwei Differenzialgleichungen I. Ordnung und den zugehörigen Randbedingungen so aus:

·i:=fl(i.x,v)

X(I = '0) = xo

v=

V(t=IO)=VO

h(l.X, v)

(28.13)

Gesucht sind die Funktionen X(I) und V(I), die die Differenzialgleichungen und die Anfangsbedingungen in 28. J3 erfüllen. Ausgehend vom einzigen Zeitpuokt, für den der gesuchte x- Wert und der gesuchte v-Wert bekannt sind, dem Allfangspunkt ro mit den Werten Xo und vo, sueht man die Werte XI und VI für den Zeitpunkt '1 = 10 +!'J, um anschließend auf gleiche Weise zum nächsten Zeitpunkt zu kommen usw. Dieser Prozess sei bis zum Zeitpunkt I; abgelaufen, Xi und v; sind bekannt. Dann ist das Berechnen von X;+l und V;+I für den Zeitpunktli+1 = I; +!'J der typische Integrationsschritt des Verfahrens, der am Beispiel der ersten Differenzialgleichung in 28.13 demonstriert werden soll: Bcide Seiten der Differenzialgleichung x = fl (I ,X, v) werden über das Zeitintervall !'J integriert: ',+1

IX~

/1+1

.f X(I)dr=.f fl(i,x,v)dt r=tj

'=1, 11+1

[X(I)];:+I =Xi+1 -Xi = .f fl(I,X,V) dl (-=-lj

'i+l

Xi+1 =Xi+.f fl(I,X,v)dl

(28.14)

Abbildung 28.2: Integrationsschriu für x(t)

(=-1 1

4Es gibl auch Formelsätze für Differenzialgleichungen höherer Ordnung (z. B. das. Verfahren von Runge-KUlta-Nyström mr die in der Kinetik typischen Differenzialgleichungen 2. Ordnwlg). die aber im Wesemlichen eine Zus3mmcnfas5>Ullg

der Formeln für die Din"crenzialgleichungen 1. Ordnung sind und keine nennenswerten Vorteile bringen

28.3 Lösungen rur Bewegungs-Differenzialgleichungen

527

Das Integral auf der rechten Seite von 28.14, das den Zuwachs des Funktionswertes vom Punkt i zum Punkt i + I repräsentiert, muss näherungsweise gelöst werden, weil die im Integranden enthaltenen Fuuktionenx(l) und 1'(1) nicht bekannt sind. Die verschiedenen Verfahren der numerischcn Integration von Anfangswcrtproblcmen unterschcidcn sieh im Wcscntlichen in der Art und Qualität, wie dieses Integral angenähert wird. Die gröbste Näherung für das Integral in 28.14 ist die Annahme, der Integrand fl (I,X,V) sei im gesamten lntegrationsintervall li ~ I ~ li+1 konstant und kann durch den Wert fl (li, X;, Vi) am linken Rand des Integrationsintervalls ersetzt werden (li, Xi und Vi sind bekannt). Mit li+1

J

fl(I,X.v)dl '" [lfl(li,Xi,Vi)]:;+' =fl(li,Xi,Vi)(Ii+I-li) =);iill

/=(/

wird aus 28.14 die nach LEONHARD EULER (1707 - 1783) und AUGUSTIN LOUIS CAUCHY (1789 - 1857) benannte Inlegralionsformel von ElIler-Cauchy: (28.15) (die auf gleichem Wege zu gewinnende Fonnel flir Vi+1 wurde in 28.15 ergänzt). Dies ist die einfachste Näherungsfonnel für die numerische Integration eines Aruangswenproblcms, die Lösungcn X(I) und 1'(1) werden durch Polygonzügc approximiert. Die einfachc Berechnungsvorschrift verdeutlicht in besonderer Schärfe das Problem aller Integrationsfonnein fur Anfangswertproblcmc: Die Näherungslösung für das Integral in 28.14 crzcugt einen Fehler (Quadralwfehler), der in die Berechnung von); und v flir den nächsten Integrationsschritt eingeht und dabei einen weiteren Fehler (Sleigllngsfehler) erzeugt. Eine Verbesserung der Näherung für das Integral in 28.14 kann durch das Einbeziehen weiterer Punkte des Integrationsintervalls ill en'eicht werden. Natürlich ist auch das problematisch, denn die Werte für den Integranden können ja nur am linken Rand mit bekannten Größen berechnet werden. Zwischenwerte erfordern vorab die Berechnung der (wieder nur l1äherungsweise zu gewinnenden) Werte von X(I) und 1'(1) an diesen Stellen. Nach eARL RUNGE (1856 - 1927) und MARTIN WILHELM KUTTA (1867 - 1944) ist eine besonders beliebte Verfahrensfamilie benannt, bei denen man mit einem Formelsatz vom Zeitpunkt li zum Zeitpunkt li+1 so gclangt, dass dic Gcnauigkcit dcr Berücksichtigung eincr bestimmtcn Anzahl von Gliedern der Taylorreihen-EntwickJung der Lösung entspricht. Ein Runge-KuttaVerfahren 4. Ordnung, das ftir einen Integrationsschritt vier Funktionswerte berechnet, arbeitet z. B. mit folgendem Fornlelsatz: Xi+1 = xi+~(klx+2k2,+2k3x+k4x) ,li+1 = li+ill,

Viii = Vi+ ~(kl,+2k2,+2k3,+k4') ,

k 1x

=

/1 (tilXj, Vi)

,

kl v

= f2(tilXi: Vi) ,

k2x = fl(li+~,Xi+~k",Vi+~kl') , k2, = h(li+~,Xi+~klx,Vi+~kl'), kJx

=

fl(li+~,Xi+~k2"Vi+~k2') , kJ,

=

h(li+~,Xi+~k2x,Vi+~k2'),

k 4x = f,(li+ill,Xi+illk3."Vi+illkJ,) , k4, = h(li +ill,Xi +illk3x, Vi +illk3,') .

(28.16)

528

28 Kinetik des Massenpunktes

28.3.3 Schrittweiten, Fehler, Kontrollen Die Anzahl der verfügbaren Verfahren fiir die numerische Integration von Anfangswertproblemen ist kaum zu überblicken. Dass dje Formeln wie z. B. der Formelsatz 28.16 etwas unhandlich aussehen, ist unbedeutend, denn eine Handrechnung verbietet sich in der Regel von selbst, zumal leistungsHihige Software-Produkte verfügbar sind. Allen Verfahren gemeinsam ist, dass mit kleinen Schrittweiten die Genauigkeit verbessert und der Aufwand vergrößert wird 5 Leider gibt es weder das ideale Verfahren noch eine sichere Möglichkeit der Fehlerabschätzung. Bei einem Verfahren 4. Ordnung (Übereinstimmung mit den ersten 5 Gliedern der TaylorreihenEntwicklung) wie 28.16 entsteht in jedem Integrationsschritt ein Fehler in der Größenordnung (1l/)5, der bei genügend kleiner Schrittweite sehr klein ist, andererseits reagiert das Verfahren bei zu großer Schritlweite sehr empfindlich. Es gibt zwei praktikable Strategien. den in einem Schritt erzeugten Fehler abzuschätzen: • Jeder Schritt wird ein zweites Mal mit halber Schrittweite gerechnet. Dann kann einerseits eine Fehlerabschätzung (und eine Korrektur der berechneten Werte) vorgenommen werden, außerdem kann man bei zu großen Abweichungen die Schrillweite verkleinern. • Es wird nach zwei verschiedenen Velfahren gerechnet. Dafür gibt es feinsinnig ausgedachte Strategien, bei denen die für den aktuellen Schritt berechneten Funktionswerte für beide Verfahren genutzt werden können (realisiet1 z. B. in den so genannten "Eingebetteten RungeKutta- Verfahren"). Auch damit kann die Schriltweite gesteuert werden. Aber es bleibt schwierig, besonders FLir den Praktiker. Die Fragen "Wie groß ist eine zu große Abweichung in einem Integrationsschritt?" oder "Wie wirkt sich ein kleiner Fehler bei den ersten Integrationsschrillen auf die Funktionswerte am Ende des gesamten Zeitbereichs aus?" können niCht generell beantwortet werden. Eine Alternative zu den so genannten Eillschritrve(fahrell (Runge-Kutta- Verfahren), bei denen nur die Werte zum Zeitpunktt; als Basis für die Berechnung der Werte zum Zeitpunkt t;+ I benutzt werden, sind die Mehrschrittvetfahren, die durch das Einbeziehen auch vorab berechneter Werte die Genauigkeit steigern. Für diese Verfahren sollte jedoch die Schrillweite möglichst konstant sein, so dass die beschriebenen Strategien FLir die Schrillweitensteuerung ungeeignet sind. Es gibt kaum ein anderes Gebiet der Technischen Mechanik, in dem die mathematischen Hilfsmittel mit so viel Vorsicht zu benutzen sind wie bei der numerischen Lösung von Anfangswet1problemen, zu der es allerdings aueh keine Alternative gibt. Auch die Hinweise in Handbüchern von Mathematik-Software, dass modernste Verfahren eingesetzt werden und dem Anwender dje Wahl einer geeigneten Schrittweite durch integriette automatische Sehrillwcitensteuerung erspa.1 bleibt, sollten auf keinen Fall zur Akzeptanz der errechneten Ergebnisse ohne eigene wirkungsvolle Kontrollmaßnahmen verführen. Zahlreiche Beispiele (www.TM-akmell.de) zeigen, dass die Standard-Einstellungen bei dcn kommerziellen Software-Produkten nicht ausreichen, um Anfangswet1probleme auch üher nur begrenzte Zeitintervalle korrekt zu löscn. 5Auch diese Aussnge ist zu relativieren. denn bei sehr kleinen und damit sehr vielen Schrillen steigt mil der Anzahl der Rechenopcrationen auch die Gefahr der Rundungsfehler.

28.3 Lösungen rur Bewegungs-Differenzialgleichungen

529

I

Beispiel]: I_"';'_....1 Das Beispiel31m Abschnitt 28.2.2 auf Seite 523 (siehe auch nebenstehende Skizze) führte auf das Anfangswertproblem 28.10 (Seile 525). Durch EinfUhren der neuen Variablen w = ep kommt man zu Differenzialgleichungen I.Ordnung:

ep=w W. =

- p

rp(1 = 0) = 0 g .) (2 g cos rp W + Rsm rp sgn w + R

In dieser Form kann es einschlägigen Programmen angeboten werdcn. Abbildung 28.3 zeigt die Lösung der beiden Anfangswertprobleme Flir die in der AufgabensteIlung vorgegebenen Werte (R = I mund p = 0 bzw. P = 0,05) im Zeitbereich O:S t lOs.

:s

ql

•

3

W(I =

0) = 0

(t)


f\ f\

f\

(t)

3.2 3.'

2

3 2.9

0

0

\/ 2

\/

•

11

\1 6

'Pb(t)

8

10

2.8 8.1

8.2

8.3 ro

b

8.5

8.'

(t)

3

In dcn beiden oberen Diagram2 men ist die Funktion rpa(l) bei Vernachlässigung der Gleitreibung (Fragestellung a) zu sehen, darunter sind rpb(l) und 10 -50L--:2- - . - - :6'---:8--.J,O 00 2 • 6 8 Wb(t) bei BerUcksichtigung der Abbildung 28.3: Kinematische Diagramme rur reibungsfreie (oben) Reibung dargestellt. und reibungsbehaftete Bewegung (unten), berechnel mit Mallab

Die Verläufe der Funktionen, die sich ohne Gleitreibung ergeben, zeigen, dass die numerische Rechnung "gesund" ist: Ocr Massenpunkt muss theoretisch immer wieder die Ausgangshöhe erreichen. Der Zoom oben rechts zeigt einerseits, dass das Ergebnis natürlich nur ein Polygonzug ist, andererseits hat der letzte positive Maximalwert fUr rp" im untersuchten Intervall den erwarteten Wert. Die Lösung dieser Aufgabe findet man unter www.TM-aktuell.de. wo auch gezeigt wird, wie Illan durch Vergleich der Funktionswerte am Ende des Zeitbereichs bei Rechnung mit unterschiedlichen Schrillweiten einen rur das Problem angemessenen Wert findel.

!'f#t. -

WWW - Mathematik für die Technische Mechanik - WWW Numerische Illtegration VOll Anfangswertproblemen auf der Internet-Site Malhemntikfür die Technische Mechanik (www.TM-Mathe.de) bietet u. a.:

. 11;

I

'

~;

Skript "Numerisehe Integration von Anfangswertproblemen", Teil I (Grundlagen) Skript "Numerische Integration von Anfangswertproblemen", Teil 2 (Praxis) Demonstration an zahlreicben Beispielen: Schrittweitenwahl, Kopplung in den Besehleunigungsgliedern, "Ereignisse" (Anschlag an Federn, An- und Abschalten von Antriebskräften, plötzliche Änderung der Bewegungswiderstände), Berechnung von Kontrollfllnktionen, Animation des Bewegllngsablaufs, ...

28 Kinetik des Massenpunktes

530

I

I_"";_ Beispiel_...1 2: E'In GI' . eltstem

. (er I ffilt

M asse

In

kTann au feiner ' ' vertl'kaI en F"h u rung rel'b ungs frel

gleiten. Er ist durch eine (lineare) Feder gefesselt, die im entspannten Zustand die Länge b hat. Der Gleitstein wird um xanf ausgelenkt und zum Zeitpunkt t = 0 ohne Anfangsgeschwindigkeit freigelassen. Für das Intcrvall 0::; I Anfangsauslenkungen Xan j.l =

-80.

1

::;

20s sollen die Bewegungsgesctzc x(t) ftir die

a Xan [.2

=

~4,493a

l

Xafl!,3 =

-4,492a

ermittelt werden. Gegeben:

~=I I/1g

b - =4 ; ~=9.8Is2 . a a

Die untere Skizze zeigt die freigeschnittene Masse mit der eingeprägten Kraft I/1g, den Reaktionskräften FN und Fe (Federkraft) und der d' Alembertschen Kraft I/1X, die der Weg-Koordinate x entgegengerichtet ist (kein Bewegungswiderstand, weil reibungsfreie Führung). Die Gleichgewichtsbedingung für die horizontalen Kraftkomponenten wird nicht benötigt, weil die Normalkraft FN nicht gefragt ist und wegen der Vernachlässigung der Gleitreibung in der Gleichgewichtsbedingung für die vertikalen Kraftkomponenten nicht erscheint. Das KräfteGleichgewicht in vertikaler Richtu ng

mx+ F,cosa - mg = 0 enthält die Federkraft, für die nach dem Federgesetz

Fe = c ( ../a2 +x2 - b) eingesetzt werden kann ("Federkonstante . Differenz aus Federlänge und Länge der entspannten Feder", vgl. Abschnitt 10.1). Für die Winkelfunktion liest man aus der Skizze ab: cos a =

x

-,=="" 2 2

Ja

+x

und damit erhält man die (nichtlineare) Bcwegungs-Differenzialgleichung:

mx+c (../a 2 +x2 -b) ~ -mg = 0 va- +x-

Division dieser Gleichung durch mg und Ausklammern des Faktors a, um die gegebenen (dimensionslosen) Größen zu erzeugen, zeigt, dass es sinnvoll ist, auch noch zu einer dimensionslosen Bewegungskoordinate überzugehen. Dafür wird x = gewählt, und nach einigen elementaren Umrechnungen erhält man das (nichtlineare) Anfangswertproblem

*

~x=-g

a

[ 1 -ca -

mg

X an!

x(t = 0) = -

a

(~b) vl+r-a

x ] ../1+x2

. x(T = 0) = 0

28.3 Lösungen rur Bewegungs-Differenzialgleichungen

, , ,

,,

~ ~ ~ ~ ~ Anfangsauslenkung: =-8 a ,,

.,

I

1\ 1\ 1\ 1\

;

,

'0

~

2 t

16

., ·Il

n

16

.,

A

,

,

Anfangsauslenkung: x = - 4,492 a

.,

t

\

i

, Anfangsauslenkung: x :;:: - 4,493 a

Ä

16

.,

531

., Ir

.,

,

t

16

.,

Abbildung 28.4: Die Folgen unterschiedlicher Anfangsbcdingungen Die Abbildung 28.4 zeigt links den Bewegungsablauf für die Anfangsauslenkungxa"J. I = -8a. Es ergibt sich eine ,.fast normale Schwingung", bei der nur die ,.kleinen zacken" im Geschwindigkeitsdiagramm andeuten, dass die Masse sich auf ihrem Weg nach unten und oben am Lager bei stark zusammengedrückter Feder "vorbeidrängeln" muss. Bei einem Fall aus der geringeren Höhe X"oJ.2 = -4,493a gelingt es der Masse gerade noch, am Lager vorbeizukommen (Abbildung 28.4, Mitte). Die Geschwindigkeit wird sowohl bei der Abwärts- als auch bei der Aufwärtsbewegung vorübergehend fast Null. Dies geschieht an dem Punkt der größten Zusammendrückung der Feder (dies ist übrigens - vgl. Kapitel 10 - die instabile statische Gleichgewichtslage der Masse). Bei der nur unwesentlich geringeren Anfangsauslenkung xanJ.} = -4,492a (Abbildung 28.4, rechts) kommt die Masse an diesem Punkt nicht vorbei: Der Punkt der größten Federzusammendrlickung wird zum Umkehrpunkt der Bewegung. Da keine Reibungsverluste berücksichtigt werden, muss die Masse in jedem Fall die Ausgangshöhe immer wieder erreichen. Die grafischen Darstellungen der Funktionen bestätigen das. Dieses Beispiel verdeutLicht mit den völlig unterschiedlichen Bewegungsverläufen bei nur geringfügigen Änderungen der Anfangsbedingungen auch, wie kritisch sich Verfahrensfehler bei der numerischen Integration von Anfangswertproblemen auswirken können, denn in jedem Integrationsschritt haben die (mehr oder weniger fehlerbehafteten) Ergebnisse des vorherigen Schrittes den Charakter von Anfangsbedingungen für die gesamte nachfolgende Rechnung (und das hier behandelte Beispiel liefert bei zu grober Schrittweite tatsächlich falsche Bewegungsverläufe, siehe www.TM-aktueLl.de). Dieses Thema wird deshalb noch mehrmals mit etwas anspruchsvolleren Aufgaben aufgegriffen. Dann wird auch (neben der immer zu empfehlenden Mehrfachrechnung mit unterschiedlichen Schrittweiten) die Mögl.ichkeit diskutiert, "KontroJIfunktionen" zusätzlich zu berechnen (die theoretische Basis dafiir wird im nachfolgenden Abschnitt 28.4 behandelt).

28 Kinetik des Massenpunktes

532

28.4 Integration des dynamischen Grundgesetzes In Abhängigkeit von der Aufgabensteilung kann es zweckmäßig sein, das Prinzip von d' Alembert (Abschllitt 28.2.2) zu nutzen und über die Gleichgelvichrsbedingungen mir allschließender Imegrarion zu den Bewegungsgleichungen zu kommen oder aber einen der in den Abschnitten 28.4.2 und 28.4.3 behandelten Wege der Inregrarioll des dynamischen Grundgesetzes zu wählen. Nachfolgcnd werdell zunächst einige Definitionell wichtiger mechanischer Größen vorangestellt.

28.4.1 Arbeit, Energie, Leistung Mechanische Arbeit (vgl. auch die Definition auf Seite 421) ist das Produ.kt aus dem Weg und der tangential zur Bahnrichtung wirkenden Kraft:

'2

W=

Jz

JF J dr =

Fs ds

(28.17)

·~l

T'

r.:> Das skalare Produkt zwcicr Vcktorcn ist gerade so dcfinicrt, dass cs wr Definition dcs mechanischen Arbeitsbegriffs passt. Dagegen muss in der skalaren Fonn der Gleichung 28.17 für Fs der Betrag der Komponente des Kraftvektors in Richtung der Bahntangente des Weges eingesetzt werden. Die Arbeit W ist eine skalare Größe mit der Dimension "Kraft . Länge" und wird z. B. in Nm ("Newtonmeter") oder J (',Joule") gemessen: INm= IJ

r.:> Erfolgt die Bewegung auf einer Kreisbal1n mit dem Radius R. dann hat die tangential gerichtete Kraftkomponente Fs bezüglich des Mittelpllnktes ein Drehmoment M = FsR und mit ds = Rdrp bzw. Fsds = Fs Rdrp = M drp erhält man die Formel für die Arbeit bei einer Drehbeweg,mg: 'P2

W

=.1

M drp

(28.18)

'P'

Bei dreidimensionalen Problemen ist zu beachten, dass M in 28.18 nur der Betrag der Komponente des Momentvektors parallel zur Drehachse ist. oe:> Arbeit kann immer nur von dcn an einem System angreifenden äußeren Kräften bzw. Mo-

menten geleistet werden (vgl. die im Kapitel 24 angestellten Überlegungen zur Formänderungsarbeit in elastischen Systemen).

I

Beispiel J: I_ _ _.....I EIl1 Waggon Wird mtt ell1er Kraft F = 12kN, dte unter einem Winkel a = 25° angreift, über eine Strecke s = 50 m bewegt. Welche Arbeit wird dabei geleistet.

Da die Kraft konstant ist und nur die Komponente in Wegrichtung Arbeit leistet, errechnet man: W = Fcosa -s = 544kN m = 544kJ

533

28.4 Tntegralion des dynamischen Grundgesetzes

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Es soll die ArbeIt berechnet werden, dIe von der Gewichtskraft einer Masse 111 geleistet wird, die auf einer schiefen Ebene reibungsfrei entlang des Weges s abwärts gleitet und dabei den Höhenunterschied h = h I - h2 überwindet.

Aueh hier leistet nur die in Wegricbtung fallende Komponente der Gewichtskraft mg sin Cl eine Arbeit, und man erhält:

W = mgsinCl's = mgsin Cl ~ = mgh = mg (h1 - 11.2) SIl1 Cl

<:> In das Ergebnis des Beispiels 2 gehen weder die Strecke s noch der Winkel Cl ein. Eine steilere schiefe Ebene und ein kürzerer Weg s würde wie eine flachere schiefe Ebene und ein längerer Weg s dann die gleiche Arbeit der Gewichtskraft liefern, wenn die Höhendifferenzen von Ausgangs- und Endpunkt gleich sind. Es ist klar, dass dies nicht nur fLir die schiefe Ebene (mit einer geradlinigen Wegstrecke) gilt, denn das am Beispiel 2 ermittelte Ergebnis gilt für die geleistete Arbeit der Gewichtskraft entlang einer beliebigen differenziell kleinen Wegstrecke ds und damit auch für das Integral 28.17, mit dem die differenziell kleinen Arbeitsanteile summiert werden. Die Arbeit der Gewichtskraft einer Masse m ist vom Weg unabhängig, in das Ergebnis geht nur die Höhendifferenz 11. = 11., - 11.2 des Anfangs- und Endpunktes der Bewegung ein:

W = mgh = mg (I" - 11.2)

(28.19)

<:> Das Arbeitsvermögen der Gewichtskraft einer Masse

111 (das Potenzial der Gewichtskraft) hängt also ausschließlich von der Höhe h ab, in der sich die Masse über einer willkürlich zu definierenden Bezugsebene befindet. Die Arbeit, die sie bei einer Bewegung bis zum Erreichen dieser Bezugsebene leistet, ist nach 28.19 vom Weg dahin völlig unabhängig. Das Arbeitsvermögen (die Fähigkeit, Arbeit zu leisten) wird als Energie bezeichnet: Eine Masse m in der Höhe 11. über einer Bezugsebene hat die potenzielle Energie

U=mgh

(28.20)

<:> Kräfte, die (wie die Gewichtskraft) ein Potenzial besitzen, so dass die von ihnen geleistete Arbeit nur vom Anfangs- und Endpunkt der Bewegung abhängt (und nicht von dem Weg, der dabei zurückgelegt wird), nennt man konservative Kräfte. Neben der Gewichtskraft ist die Federkraft ein Beispiel daflir: Eine Feder mit der Federkonstanten c hat (vgl. Abschnitt 24.1) die potenzielle Energie U=

I -cs6 2

(28.21 )

(so ist der Federweg, die Verlängerung oder Verkürzung bezüglich der Länge der entspannten Feder).

<:> Arbeit wld Energie sind äquivalente Größen und werden dementsprechend mit den gleichen physikalischen Einheiten gemessen.

534

28 Kinetik des Massenpunktes

Weil in die Arbeit die Zeit, in der sie verrichtet wird, nicht eingeht, definiert man als Maßfiir die pro Zeiteinheit verrichtete Arbeit die

dW P=dr

Leistung:

(28.22)

Für eine in Wegrichlllng konstante Kraft F gilt

ds P=F-=Fv dt

(28.23)

und für eine Drehbewegung mit konstantem Moment M: P=Mw

(28.24)

oe:> Die Leistung ist einc skalare Größe mit der Dimension "ArbeitJZeit", z. B.:

I NmJs

= I J/s = I W

Die Leistungseinheiten W (Watt) und kW (Kilowatt) werden auch häufig als Ws (Wattsekunde) bzw. kWh (KilowattslUnde) für die Arbeit verwendet.

28.4.2 Der Impulssatz Aus dem dynamischen Grundgesetz 28.1 ergibt sich durch bestimmte Integration von

Fdt = d(mv) über die Zeit der Impulssatz: Das Zeitintegral über die Kraftwirkung ergibt die Impulsändcrung.

JF '1

dt = (//lv), -(mv)o =

PI -PO

(28.25)

10

Der Impulssatz 28.25 eignet sich für die Lösung von Problemen, bei denen nach einer Geschwindigkeit bei bekannter Kraftwirkung über die Zeit gefragt wird.

I

Beispiel: I_ _ _ _ Durch EInwIrkung einer konstanten Bremskraft F = 3 kN über ill = 5 s Wird ein Pkw mit der Masse m = 1000 kg, der sich mit v = 150 km/h bewegte, abgebremst. Wie groß ist danach seine Geschwindigkeit v,? Da die Kraft während des Bremszeitraumes konstant ist und der Bewegungsrichtung entgegengesetzt wirkt, folgt aus dem Impulssatz: - F ßf = ,n Ve - m v , F km 3000 N v, = v- -ill = 150- - - - - ·5s = 96km/h m h 1000 kg

Für den einzelnen Massenpunkt hat der LmpuJssatz 28.25 nur untergeordnete Bedeutung. er wird deshalb im Kapitel 30 (Kinetik des Massenpunktsystems) ausfiihrlicher behandelt.

535

28.4 Tntegralion des dynamischen Grundgesetzes

28.4.3 Der Energiesatz Die Integration des dynamischen Grundgesetzes 28.2 iiber den Weg

J72

(Voraussetzung: Masse der linken Seite den

In

J 72

I" d-r =

111

Jcl, '2

dl! dl d-r =

In

dl d-v =

J '2

111

-d-V

V

ist konstant) liefert unter Ausnutzung von 28.17 fLir das Integral auf

Arbeitssatz:

(28.26)

Die von der (tangential an die Bahnkurve gerichteten) äußeren Kraft Ps längs des Weges s geleistete Arbeit ist gleich der Differenz dcr kinetischen Energie des Massenpunktes 111 zwischen Endpunkt und Anfangspunkt der Bewegung. Die kinetische Energie (28.27) ist das Arbeitsvermögen des Massenpunktes digkeit v.

111

infolge seiner Bewegung mit der Geschwin-

Im Abschnill 28.4. I wurdc am Bcispicl der Gcwichtskraft der Massc In gezcigt, dass das Intcgral auf der linken Seite von 28.26 fiir Potenzialkräfte vom Integrationsweg unabhängig ist. Bei ausschließlicher Wirkung der Gewichtskraft dcs Massenpunktes m kann dieses Integral durch 28.19 ersctzt wcrdcn. Aus

folgt mit (28.28) die einfachste Form des Energiescilzes. weil dic Arbeit der äußeren Kraft (Gewichtskraft des Masscnpunktes m) durch Termc in Form der potcnziellen Encrgic des Masscnpunktcs 28.20 ausgedrückt wurde. Mit 28.20 und 28.27 wird aus 28.28 der Energiesatz für die Bewegung eines Massenpunktes: VI

+ TI = V2 + Ti = konstant

(28.29)

Unter der Voraussetzung, dass ausschließlich konservative Kräfte (Potenzialkräfte) auf den Massenpunkt einwirken, ist die Summe aus potenzieller und kinetischer Energie konstant.

28 Kinetik des Massenpunktes

536

oe:> Die Entwicklung des Energiesatzes, die unter ausschließlicher Berücksichtigung der Ge-

wichtskraft für das Integral auf der linken Seite des Arbeitssatzes auf 28.28 fuhrte, würde bei Berücksichtigung anderer Potenz.ialkräfte entsprechend verlaufen, so dass der Energiesatz in der Fassung 28.29 bei Wirkung beliebiger Potenzial kräfte gilt, z. B. auch für Federkräfte. deren potenzielle Energie nach 28.21 einfließen kann. oe:> Bei ausschließlicher Wirkung konservativer Kräfte fließen in die Gleichung des Energiesat-

zes 28.29 nur Zustandsgrößen zweier ausgewählter Zeitpunkte der Bewegung ein (und die Zeit konu11I in dieser Gleichung nicht einmal explizit vor). Der Energiesatz 28.29 vergleicht gewissennaßen zwei "Momentaufnahmen", ohne den Verlauf der Bewegung im Detail zu verfolgen. Er ermöglicht gerade bei komplizierten Bewegungen vielfach einige spezielle Aussagen über das Verhalten des bewegten Massenpunktes. Wenn neben den konservativen noch andere ("nieht-konservative") Kräfte auf den Massenpunkt einwirken (ihre Wirkung kann nicht über die potenzielle Energie e,fasst werden), so muss die von ihnen verrichtete Arbeit über das Arbeitsintegral (linke Seite des Arbeitssatzes) in die EnergiebiJanz einbezogen werden. Nachfolgend wird angenommen, dass die Arbeit dieser Kräfte (Antriebskraft, Gleitreibungskraft, ... ) nach 28. I7 berechnet wird. Wenn mit dem Symbol W die gesamte Arbeit der Nichtpotenzialkräfte erfasst wird, erfahrt der Energiesatz mit diesem Anteil (der linken Seite des Arbeitssatzes) folgende sinnvolle Erweitenmg. Erweiterter Energiesatz für die Bewegung eines Massenpunktes: (28.30) Die Gleichung 28.30 vergleicht zwei Bewegungszustände I und 2 mit den zugehörigen potenziellen Energien VI und V2 und den kinetischen Energien Tt und T2. W ist die während der Bewegung von I nach 2 durch die Nichtpotenzialkräfte verrichtete Arbeit, die uacb 28.17 berechnet werden kann. W enthält positive Ameile, wenn Energie zugeführt wird (Antriebskräfte), und negative Anteile, wenn Energie abgeführt wird (Abtriebskräfte, Reibung).

Empfohlenes Vorgehen bei der Lösung von Problemen mit Hilfe des Energiesatzes: CD Definition der bei den zu betrachtenden Zustände I und 2,

® Festlegen des Null-POTenzials (horizontale Ebene) als Bezugsfläche für die potenzielle Energie der Lage (infolge der Gewichtskraft), @

Aufstellen der Energiebilanz: Summe aus kinetischer und potenzieller Energie im Zustand 1

+ Zugeführte Energie (Antrieb) während der Bewegung von 1 nach 2 Abgeführte Energie während der Bewegung von 1 nach 2 (Abtrieb, Reibung) = Summe aus kinetiscber und potenzieller Energie im Zustand 2

537

28.4 Tntegralion des dynamischen Grundgesetzes

oe:> Aus den Energiebilanz-Gleichungen 28.29 und 28.30 wird deutlich, dass die Höhe, in der das

Null-Potenzial angesiedelt wird, beliebig gewählt werden darf, denn unterschiedliche Höhen resultieren in unterschiedlichen additiven Konstanten, die auf beiden Seiten der Gleichungen in gleicher Größe auftauchen. oe:> Da in die Energiebetrachtungen im Wesentlichen Geschwindigkeiten und Wege eingehen,

liefert der Energiesatz unmittelbar einen Zusammenhang zwischen der Geschwindigkeit des Massenpunktes und seiner Lage (im Unterschied zur Behandlung von Problemen mit dem Prinzip von d' Alembe.t, die primär auf Abhängigkeiten von der Zeit führt). oe:> Natürlich können mit dem Energiesatz nicht nur die Bewegungsgrößen zu speziellen Zeit-

punkten betrachtet werden. Wenn man z. B. den Zustand 2 als den Bewegungszustand zu einem beliebigen Zeitpunkt I ansieht, erhält man ein Bewegungsgesetz, das den Verlauf der Bewegung beschreibt. Es ist eine Geschwindigkeits-Weg-Funktion, die gegebenenfalls durch Differenzieren nach der Zeit in eine Beschleunigungs-Zeit-Funktion umgewandelt werden kann (vgl. nachfolgendes Beispiel 2).

Beispiel}:

I

I_ _ _ _...I E,ne Masse 111 WIrd 111 der Hohe h mlt der Anfangsgeschwindigkeit vo senkrecht nach oben geworfen. Wie groß ist ihre Geschwindigkeit beim Aufprall auf dem Erdboden (Luftwiderstand ist zu vernachlässigen)? Wie ändert sich das Ergebnis, wenn die Masse in beliebiger Richtung abgeworfen wird?

lvo

v /0

CD

Als BewegungsZllstand I wird der Abwurf (Masse hat in der Höhe h die Geschwindigkeit vo) und als Bewegungszustand 2 wird das Auftreffen auf dem Boden definiert. Das Null-Potenzial wird bei 2 angenommen, so dass aus der Energiebilanz nach 28.29 die Aufprallgeschwindigkeit berechnet werden kann: I

2

I

2

IIlgh+2:ftlvO=2:IIlV2

v2 = JvÖ+2gh

(28.31 )

oe:> Die Größe der Aufprallgeschwindigkeit ist von der Abwurfrichtung unabhängig, nicht aber

ihre Richtung, auch nicht die von der Masse während des Flugs erreichte Höhe.

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 E1I1 Massenpunkt m wU'd bel cP = 0 m eme krelsförmige Rinne gelegt und ohne Anfangsgeschwindigkeit freigegeben. Seine Bewegung wird durch die Koordinate cp verfolgt. Unter Vernachlässigung von Reibungscinflüssen 501l1j> in Abhängigkeit von cp ermittelt werden. Die Startposition wird (wie skizziert) als Bewegungszustand I definiert und der beliebige Zeitpunkt, zu dem der Winkel cp erreicht wird, als Zustand 2. Das Null-Potenzial soll mit Zustand I zusammenfallen. Dann lautet die Energiebilanz nach 28.29 mit der Bahngeschwindigkeit RIj>:

0=

-ftlgRSincp+~IIl(Rrp)2

. cp =

~2g· V" R cp S1l1

(28.32)

538

28 Kinetik des Massenpunktes

oe:> Die Null auf der linken Seite in der Energiebilanz 28.32 sagt aus, dass keine kinetische Ener-

gie im Zustand I vorhanden ist, weil die Bewegung ohne Anfangsgeschwindigkeit beginnt, und auch keine potenzielle Energie wegen der Wahl des Null-Potenzials auf dieser Höhe. [m Zustand 2 wird die potenzielle Energie negativ, weil der Massenpunkt unter dem gewählten Null-Potenzialliegl. oe:> Die erstaunlich problemlose Berechnung der Aufprallgeschwindigkeit aus der Energiebilanz

28.31 beim schiefen Wurf und die einfache Bcrechnung der Funktion ep( cp) aus der Bilanz 28.32 stehen im Gegensatz zu den Schwierigkeiten, die mit der Erminlung der Bewegungsgesetze ftir die gleichen Aufgaben (Beispiel im Abschnin28.1 bzw. Beispiel 3 im Abschnitt 28.2.2) verbunden waren. Das mit dem Encrgiesatz für dcn schiefen Wurf mühelos ermiuelte Ergebnis wäre mit Hilfe des Prinzips von d'Alembert nur unter erheblichem Aufwand zu erlangen. Andererseits gibt die Energiebilanz (im Gegensatz zur d' Alembelt-Rechnung) keine Auskünfte llber Wurfweite, Auftreffwinkel und Flugzeiten. oe:> Mit 28.32 ist natürlich auch eine hervorragende Kontrollmöglichkeit (ftir jedes einzelne Wer-

tepaar) der numerisch erminelten Funktionen cp(l) und ep(l) gegeben (siehe Seite 529). oe:> Auch über den Energiesatz kann man zu den zeitabhängigen Funktionen gelangen: Diffe-

renziation von 28.32 auf beiden Seiten nach der Zeit entsprechend .. gcoscp . gcosq>. g q> = q> = - - . - q> = - cosq> RJ2~Sinq> Rq> R fühlt auf die gleiche Differenzialgleichung, die sich auch nach dem Prinzip von d' Alembert ergab (Sei tc 523). Sic ist der Ausgangspunkt für die Berechnung von q>(t) und ep(I). oe:> Ausdlücklieh gewarnt werden muss vor dem (naheliegenden) Versuch, 28.32 direkt nume-

risch lösen zu wollen, denn eigentlich liegt mit

ep = J(I, cp)

=

J~ 2

sin q>

cp(1

= 0) = 0

gcnau das Anfangswcrtproblem 28.13 (mit sogar nur einer Differenzialgleichung) vor, für das im Abschnitt 28.3.2 die numerischen Lösungsmöglichkeiten vorgestellt wurden. Dass sich als Lösung ergibt, darf auch nicht dem numerischen Lösungsverfahren angelastet werden, denn es ist tatsächlich eine Lösung dieses Anfangswertproblems (man überzeugt sich leicht durch Einsetzen). In der Mathematik wird gezeigt, dass die Eindeutigkeit der Lösung des Anfangswertproblems an die Erfüllung der so genannten Lipschilz-Bedil7gul7g (nach RUDOLF Li?SCH (TZ, 1832 - 1903)

Idj~t/l;K

(28.33)

gebunden ist (mit der beliebigen, aber endlichen Lipschitz-Kol7stGl7ten K). Für q> = 0 ist 28.33 aber bei dem betrachteten Anfangswertproblem nicht erfüllt. Dies ist typi.seh flir solche mit dem Energiesatz fomlulierten Anfangswertprobleme.

28.5 Aufgaben

539

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 DIe Walzen emes Walzwerks (Durchmesser d) drehen sich mit der Drehzahl n. Ein Stahlblock mit der Masse m, der das Walzwerk verlässt, kommt auf einer horizontalen Bremsstrecke nach So zur Ruhe. Gegeben:

= 300 min- 1 d = 480 Illm

11

:..

:

"

So = 28m fII

= 500kg

Wie groß ist dcr Gleitreibungskocffizicnll1 auf der Brcmsstrcckc? Wic stark würdc ein masseloser elastischer Puffer (Federzahl c = IOOON/cm) bei s = 20m von dem aufprallenden Stahlblock zusammengedrückt wcrdcn? Bcim Verlasscn dcs Walzwcrkes hat dcr Stahlblock die Umfangsgeschwindigkcit der Walzcn. Seine kinetische Energie (potenzielle Energie braucht nicht berücksichtigt zu werden, weil der Stahlblock sich immer auf gleicher Höhe bewegt) wird um die Reibarbeit vermindert und im Zustand 2 (Ruhe) ist auch keine kinetische Energie mehr vorhanden. Aus der Bilanz nach 28.30 berechnct man mit der Umfangsgeschwindigkeit der Walzen nach 26.18 bis 26.21 und dcr Reibarbeit W = -FR So (konstante Reibkraft infolge konstanter Normalkraft):

~1Il(2rrn~)2-l1f11gS0=0

=}

=}

J1. = (rrdn)2 = 0.103

2gso

.

Wird der Block schon vorher durch die Pufferfeder abgebremst, lautet die Energiebilanz mit der im Zustand 2 Ulll den Federweg x zusammengedrückten Feder, deren potenzielle Energie sich nach 28.21 berechnet:

I,

I

?

"2I1lVj-I1FNs= "2 c x-

x= 28,5cm

Der unwesentliche Anteil der auf dem Federweg noch anfallenden Reibarbeit wurde vernachlässigt, wäre jedoch relativ problemlos durch den Weg s + x (anstelle von s) im Reibarbeitsanteil zu beriicksichtigen.

28.5 Aufgaben

I

Allfgabe 28. J: I_..;.;; .... Em Massenpunkt gleitet reIbungsfrei eme Schanze hinab. Er beginnt die Bewegung in der Höhe hohne Anfangsgeschwindigkeit und verlässt die Schanze aus dem letzten kreisförmigen Teil unter einem Winkel von 45°. Wie groß ist seine Anfangsgeschwindigkeit für den sich anseWießenden schiefen Wurf? Gegeben:

h

=2m;

R

=0,5m .

R

540

28 Kinetik des Massenpunktes

I

Aufgabe 28.2: I Eine Winde zieht mit konstantem Moment Mo eine Masse m eine schiefe Ebene hinauf. Zwischen der Masse lJ1 und der schiefen Ebene ist Gleitreibung mit dem Gleitreibungskoeffizienten ~L zu berücksichtigen. Die Masse der Winde kann vernachlässigt werden. Dic Bewegung beginnt aus der Ruhe heraus. Gegeben:

Mo,

1J1,

~' .•...

""").1.

0:

a, s, R, IJ· .

Wie groß ist die Geschwindigkeit v der Masse m, nachdem sie den Weg

I Aufgabe 28.3:

R

S

ztLrückgelegt bat?

I

Ein Massenpunkt m wird mit der Anfangsgeschwindigkeit vo in eine Kreisbahn mit dem Radius r geschossen.

Gegeben:

m = I kg va = 4 m/s

r

r=lm IJ= 0,2

a) Die Kreisbahn liegt als Rinne in der Horizontalebene. Reibung ist am Boden der Rinne und am Außenrand zu berücksichtigen.

Man ermiule dic grafischcn Darstcllungcn dcr Funktionen tp(l) und Ij>(l) sowie den Winkel tpend und die Zeit tend am Ende der Bewegung.

r

b) Die Kreisbahn liegt in der Vertikalebene. Unter Berücksichti-

gung von Gleitreibung sind die grafischen Darstellungen der Funktionen tp(I), Ij>(t) und dcr Normalkraft FN(t) zu ermitteln.

I Aufgabe 28.4:

I

Eine horizontale Scheibe dreht sich mit der konstanten Winkelgcschwindigkcit ~. In eincr geraden Rinne wird ein Massenpunkt 111 in der skizzierten Lage festgehalten lind zum Zeitpunkt I = 0 freigelassen.

R

a) Bei Vernachlässigung von Reibungseinftüssen ermittle

man für dcn Massenpunkt dic Bewcgungsgcsetze Xrel(t) und x,er(t) bezüglich der mitrotierenden Koordinate Xrel und die horizontale Normalkraftkomponente FN(t), mit der der Massenpunkt seitlich gegen die Führung drückt.

...... Xrel

b) Zu welchem Zeitpunkt

IR vcrlässt dcr Massenpunkt die Rinnc. welche Relativgeschwindigkeit und welche Absolutgeschwindigkeit hat er in diesem Moment?

Gegeben:

a=lOcm;

b=8cm;

R=80cm;

~=1,5s-l;

Wcitere Aufgaben findet man im Internet unter www.TM-aktuell.de.

m=2kg

29 Kinetik starrer Körper Die allgemeine Bewegung eines starren Körpers wird aufgefasst (vgl. Kapitel 27) als Translation, beschrieben durch die Bewegung eines Bezugspunktes. und Rotation aller librigen Körperpunkte um diesen Punkt. Zunächst werden einige wichtige Sonderfälle untersucht.

29.1 Reine Translation Für die translatorische Bewegung (alle Punkte bewegen sich auf kongruenten Bahnen) kann man sich die Masse des Körpers in einem Punkt konzentriert denken und die Gesetze für die Kinetik des Massenpunktes anwenden. Ln den nachfolgenden Abschnitten wird gezeigt, dass der starre Körper, der keinen äußeren Zwängen unterliegt, immer dann wie ein Massenpunkt behandelt werden darf, wenn die Wirkungslinien alLer angreifenden Kräfte dureh den Schwerpunkt des Körpers gehen (und keine Momente angreifen). Man beachte, dass diese Forderung auch die Zwangskräfte (durch Führungen) einschließt, da der auf eine Bahn gezwungene starre Körper unter Umständen auch Rotationen ausführen muss (z. B.: Schienenfahrzeug in der Kurve). Andererseits können Führungen auch eine rein translatorische Bewegung erzwingen (z. B.: Paternoster). Wenn der starre Körper eine rein translatorische Bewegung ausführt, gelten für die kinetischen Untersuchungen die Regeln der Kinerik des Massenpunktes.

29.2 Rotation um eine feste Achse Zunäehst wird der einfachste Fall betrachtet, für den die Bewegung des starren Körpers nicht mehr durch die Bewegung eines einzelnen Punktes beschrieben werden kann: Eine Masse m rotiert um eine feste Achse Z, so dass alle Punkte Kreisbewegungen um diese Aehse ausführen. Ln der Abbildung 29.\ ist cine Ebenc des Körpcrs dargestellt, Z verläuft senkrecht zur Zeichenebene. Es muss (der Querstrich deutet dies an) keine spezielle Achse (z. B. eine Schwerpunktachse) sein.

dmrip

Abbildung 29.1: M:. repräsentiel1311e äußeren Momenlwirkungen

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_29, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

29 Kinelik slarrer Körper

542

Alle Untersuchungen für diesen Fall dürfen zunächst in der Ebene angestellt werden, weil Kraftkomponenten parallel zur Drehachse nur eine Translation in Achsrichtung hervorrufen könnten und die Achse die Momente, die nicht um die Achse drehen, aufnehmen würde. Alle äußeren Kräfte und Momente werden nach den Regeln der Statik (Abschnitt 3.5) ZU einer resultierenden Kraft, deren Wirkungslinie die Drehachse schneidet, und einem resultierenden Moment zusammengefasst. Die resultierende Kraft (in der Abbildung 29.1 durch ihre beiden gestrichelt gezeichneten Komponenten angedeutet) wird von der Drehachse aufgenonunen, so dass nur noch das resultierende Moment M, eine Bewegung hervorrufen kann. Diese soll nun (ausschließlich unter Verwendung der für den Massenpunkt bereits behandelten Hilfsmittel) untersucht werden. Ein beliebiger (differenziell kleiner) Massenpunkt dm im Abstand r von der Drehachse führt eine Kreisbewegung aus mit einer Bahnbeschleunigung nach 26.18 und einer (radial zum Drehpunkt gerichteten) Normalbeschleunigung nach 26.22: a, =rifl Nach dem Prinzip von d' Alembert (Abschnitt 28.2.2) sind also die Massenkräfte dmrifl

und

(den Beschleunigungsrichtungen entgegengesetzt) anzutragen. Auch ihre resultierende Kraft wird (wie die Resultierende der äußeren Kräfte) von dcr Drchachsc aufgcnommen. Die Wirkungslinien der Zentrifugalkräfte dm rq,2 gehen für alle Massenpunkte durch den Drehpunkt, so dass nur die tangential gerichteten Massenkräfte eine Momentwirkung (jeweils mit dem Hebelarm r) haben. Diese Momentwirkungen aller Massenpunkte werden addiert (integriert) und müssen mit dem äußeren Moment Mz im Gleichgewicht sein: (29.1) m

m

Damit ist der Zusammenhang zwischen der äußeren Belastung und der Drehbewegung einer Masse um eine/este Achse bekannt. Der Integralausdruck in 29.1 ist das Massenträgheilsmomellt der Masse m:

J,=./

r

2

dm

(29.2)

m

<>

Analog zur d' Alembertschen Kraft ("Masse . Ballllbeschleunigung", angetragen entgegen der gewählten Bahnkoordinate, vgl. Abschnitt 28.2.2) wird (29.3) ("Massenträgheitsmnment . Winkelbeschleunigung", angetragen entgegen der gewählten Winkelkoordinate) als d'Alembertsches Mamelll bezeichnet. Es repräsentiert die Trägheitswirkung eines Körpers gegen einc Drehbewegung.

543

29.2 Rotation um eine fesle Achse

oe:> Die kinetische Energie einer Masse, die sich um eine feste Achse dreht, berechnet sich auf

der Basis von 28.27 analog zur Herleitung von 29.1 als Summe der kinetischen Energien der differenziell kleinen Massenelemente dm, die sich auf Kreisbahnen mit den Bahngeschwindigkcitcn ,-ciJ bewegcn. Aus

T'or =

J~(rep?

J

~ ep2

dm =

m

2 r dm

m

ergibt sich die kinetische Rota(ionsenergie I

I

.2

T.ror=-J-tn 2-'1' =-hw 2-

2

(29.4)

oe:> Analog zum Impuls mv (vgL Abschnitt 28.1) wird fLjr die Drehbcwegung der Drellimpuls

(auch: Drall) (29.5)

L,=J,w definiert. Damit kann 29.1 auch in der Form

(29.6)

M,=L,

aufgeschrieben werden und ist in dieser Form eine einfache Variante des später noch ausführlicher zu behandelnden Drallsatzes (auch: Impulsmomentensatz):

Die zeitliche Änderung des Dralls ist gleich der Wirkung des resultierenden äußeren Mo· ments. oe:> Man beachte die Analogien, die sich in den Fomle1n für die Translation bzw. Rotation wi-

derspiegelll. Wenn man den

TrallSlatiollsgrößell die RotatiOllsgrößell

s

rp

v w

a a

1/1

J

F M

zuordnet, ergeben sich alle "Rotationsformeln" durch Auslausch der äquivalenten Größen aus den "Translationsformeln", z. B.:

GeschwindigkeitlWinkelgeschwindigkeit BcschIeun igllllglWi nkel besch Icunigung Arbeit Leistung d' Alembertsche Kraft/d' Alembertsches Moment Kinetische Energie Impu Is/Dreh impu Is

Translation

Rotation

v=s a=v

mx

w=ep a=6J JMdrp Mw Jip

~mv2

~JW2

1/1 V

J(i)

J Fsds FII

Die Behandlung der Rotation eines Körpers um eine feste Achse als ebenes Problem (hier ausgeführt unter alleiniger Wirkung des Momcnts M,) ist für die Analysc der Drehbcwcgung ausreichend. Für die in der Praxis besonders wichtige Berechnung der auftretenden Kräfte und Momel1le. speziell in den Lagern, die die Drehachse fixieren, ist eine dreidimellsionale Untersuchung erforderlich.

29 Kinetik starrer Körper

544

Es wird auch weiterhin angenommen, dass der Rotor um die z-Achse rotiert, x-Achse und yAchse eines kartesischen Koordinatensystems liegen also parallel zum Rotorquerschnitt. Die Drehbewegung wird durch die Winkel koordinate qJ (und die Winkelgeschwindigkeit tjJ und die Winkelbeschlcunigung i(!) beschrieben.

Zur Erinnerung: Der Querstrich über den KoordiJlaten bedeutet. dass es (außer der hier gültigen Besonderheit, dass Z mit der Rotationsachse übereinstimmt) ein allgemeines Koordinatensystem ist (der Schwerpunkt des Körpers braucht weder auf der Rotationsachse noch auf einer der Koordinatenachsen zu liegen). Eine andere über dieses Koordinatensystem zu treffende VereinbaJUllg muss bei den nachfolgenden Untersuchungen (und vor allen Dingen bei der Anwendung dcr herzuleitenden Formeln) unbedingt beachtet werden: Das verwendeIe x-y-z-KoordinaTellsyslem iST mil dem ROlOr feST verblllldell, machl also die ROlalionsbewegung mil. Nach dem Freischneiden des Rotors werden sämtliche äußeren Kräfte (einschließlich der Kräfte in den Lagern) zu ei.ner resultierenden Kraft und einem resultierenden Moment zusammengefasst (Abbildung 29.2, untere Skizze).

Abbildung 29.2: Mit dem Rotor rOlierendes x-Y~Z-Koordjnatensystem. auch die äußeren Kräfte und Momente machen die Rotationsbewegung mit

Die Abbildung 29.2 zeigt jeweils die drei Komponenten dieser beiden Größen, die mit den Massenkräften (d' Alembertsehen Kräften) des Rotors ein Gleichgewichtssystem bilden müssen .

•::> Eine erste Konsequenz des mitrotierenden Koordinatensystems wird schon deutlich: Da auch die äußeren Kräfte und Momente auf dieses System bezogen werden müssen, crhält man z. B. bei der Bestimmung der Lagerreaktionen "mitrotierende Lagerkraftkomponenten·'. Dies stellt keinen nennenswerten Nachteil dar. Bei Berücksichtigung des Eigengewichts (und nicht vertikal stehender Rotationsachse) muss allerdings beachtet werden, dass die Richtung dieser Kraft (im Gegensatz zu ihrem Angriffspunkt) natürlich nicht mitrotiert und bezüglich des x-y-z-Koordinatensystcms zeitlich vcränderlich ist. Da alle Punktc des starren Körpers auf ebenen Kreisbahnen um die z-Achse rotieren, sind am differenziell kleinen Massenpunkt dm (wie bereits bei der HerJeitung von 29.1 besprochen) nur die beidenKräfte anzutragen, die die Abbildung 29.3 zeigt. Da keine Massenkräfte in z-Riehtung wirken, wird die äußere Kraft F, nicht weiter betrachtct (wenn cine äußere Kraft F, vorhanden ist, muss sie entweder durch entsprechende Lager abgefangen werden, oder der Rotor bewegt sich translatoriseh in z-Richtung, was hier nicht untersucht wird).

Abbildung 29.3: Massenpunkt dm mit Kräften

Die Massenkräfte dmrtjJ2 und dmri(! werden jeweilS in zwei Komponenten in Richtung der Achsen x bzw. y zerlegt (ii5 ist wie x und y fest mit dem Rotor verbunden) und über den gesamten Rotor addiert (integriert). Sie müssen im Kraftgleichgewicht mit Fx bzw. Fy sein:

29.2 Rotation um eine fesle Achse

545

F,+ j rlp2 cos"lpdm + j riiJsin"lpdm=O m

Fy + j

111

rep2 sin "lpdm-

m

j riiJcos"lpdm=O m

Diese Gleichungen lassen sich mit den aus der Abbildung 29.3 abzulesenden Beziehungen

x= rcos"lp

y=rsin"lp

umfonnen zu

1,,=_ep2 jXdm- iiJ jydm m

111

Fy = _ep2 j ydm+iiJ j xdm m

m

Die Integrale auf den rechten Seiten sind die aus dcr Statik (Berechnung von Schwerpunkten) bekannten statischen Momente der Masse m bezüglich der z-Achse (vgl. Abschnitt 4. I). Mit den Gleichungen 4.3 in der Fonn

jXdm=mxs

j ydm=II1Ys

m

m

(111 - Gesamtmasse des Körpers,

xs. Ys - Schwerpunktkoordinaten) erhält man: Fx = -mxs ep2 - mys iiJ F" = -mys ep2 +mxsiiJ

(29.7)

c:> Die Formeln 29.7 zeigen einen ersten Vorteil des mitrotierenden Koordinatensystems: Die Schwerpunktkoordinaten des starren Körpers xs und Ys sind unveränderliche Größen. Die rechten Seiten von 29.7 sind die durch die Rotation hervorgerufenen Massenkräfte, und man liest aus den Gleichungen ab: Bei der Rotation einer Masse um eine feste Achse treten keine resultierenden Massenkräfte auf, wenn ihr Schwerpunkt mit der Rotationsachse zusammenfällt. Diese Aussage gilt sowohl bei Rotation mit konstanter Winkelgeschwindigkeit als auch bei veränderlicher Winkelgeschwindigkeit (Anfahr- und Bremsvorgänge). Das Momentengleichgewicht um die z-Achse wurde bereits untersucht und lieferte Gleichung 29.1. Die Momenten-Glcichgewichtsbedingungen um die x-Achse und die y-Achse lauten (die Komponenten der differenziell kleinen Massenkräfte haben jeweils den Hebelarm z): Mx -

j zrep2 sin"lpdm+ j zriiJcos"lpdm=O '"

m

My + j zrep2cos"lp dlll + j

'"

'"

zriiJsin"lp dm = 0

546

29 Kinetik starrer Körper

Die gleichen Umfonnungen wie bei den Kraft-Gleichgewichtsbedingungen führen auf:

Mx =

ep2/ zy dlll- ip / m

zx dlll

m

(29.8)

My = _ep2/ zx dlll - ip / zy dlll m

In

Die Integralausdrücke auf den rechten Seiten der Momentengleichungen 29.8 brauchen im Unterschied zu den Kraftgleichungen 29.7 auch dann nicht den Wert Null zu haben, wenn der Schwerpunkt des rotierenden Körpers auf der Rotationsachse liegt. Sie werden als DeviationslIlome/1/e (auch: Zentrijugalmomente)

1:., =

- / xzdm

Jn = - / yzdlll

m

(29.9)

m

in Anlehnung an das ähnliche Tntegral aus der Biegetheorie (vgl. Abschnitt 16.2.1) auch mit einem Minuszeichen definiert und im Abschnitt 29.3.3 ausführlich behandelt. Die Gleichungen 29.8 nennt man in Verbindung mit 29.1 den

Momentensatz für die Rotation einer Masse um eine feste Achse

z:

M y=

+ Jx,
M-,=

J, ip

Mx = - Jy:
(29.10)

x, y und Z sind mitrotierendc

Koordinaten, die äußeren Momente Mx, My und M, beziehcn sich auf dieses Koordinatensystem.

c:> Bei den Beziehungen 29.10 zeigt sich der entscheidende Vorteil des mitrotierenden Koordinatensystems, weil die Deviationsmomcntc sich auch auf dicses System bezichen und damit (wie die Masse, die Schwerpunktkoordinaten und die Massenträgheitsmomente) als Kennwerte des Körpers unveränderliche Größen sind.

c:> Fiir die Analyse der Bewegung ist die dritte Gleichung in 29.10 aLLsreichend. Die Achse ist die feste Rotationsachse, sonst muss sie keine speziellen Bedingungen erfüllen. Die beiden anderen Gleichungen in 29.10 werden im Zusammenhang mit den Gleichungen 29.7 für die Berechnung der äußeren Kräfte (z. B.: Lagerreaktionen) benötigt. c:' Die Rotatioll /Im eille feste Achse ist ein besonders wichtiger Spezial fall der allgemeinen

Bewegung des starrcn Körpers. Trotzdem wird hier auf Beispiele zunächst verzichtct, weil im nachfolgenden Abschnitt erst die Massenträgheitsmomente und die Deviationsmomente ausführlich behandelt wcrden. Den Beispielen zu dem Thema, fLir das in diesem Abschnitt dic theoretischen Grundlagcn gclegt wurden, ist ein eigencr Abschnitt 29.4 gcwidmet.

29.3 Massenträgheitsmol11enle

547

29.3 Massenträgheitsmomente Das Massenträgheitsmoment einer Masse", berechnet sich nach der Formel 29.2. Es wird z. B. mit der Dimension kg em 2 angegeben. Als Maß für die Drehträgheit der Masse bezieht es sich immer auf eine ganz bestimmte Drehachse, so dass zu jeder Angabe eines Massenträgheitsmoments die Angabe der Drehachse gehört. In die Formel 29.2 geht der Abstand der Masseteilchen quadratisch ein, so dass mit der Anordnung von Teilmassen in großem Abstand von der Drehachse ein sehr großes Massenträgheitsmoment erreicht werden kann. Das wird in der technischen Praxis vielfach genutzt (z. B.: Sehwuogräder).

Die formale Ähnlichkeit der Formel 29.2 mit den Formeln rur die Flächenträgheitsmomente 16.9 (Seite 220) hat letzteren zu dem etwas unpassenden Namen verholfen. Viele im Absehnin 16.2 besprochene Eigenschaften der Flächenträgheitsmomente sind übertragbar, z. B. folgt aus der Definition 29.2 für Körper, die sich aus mehreren Teilmassen zusammensetzen: Massenträgheitsmomente, die sich auf gleiche Drehachsen beziehen, dürfen addiert bzw. subtrahiert werden.

29.3.1 Massenträgheitsmomente einfacher Körper Man darf sich vom Massenträgheitsmoment eines Körpers die Modellvorstellullg machen, dass die gesamte Masse in einem (unendlich) dünnen Ring mit dem Radius R konzentriert ist. Das Integral 29.2 degeneriert in diesem Fall zu einem Ergebnis. das man näherungsweise rur sehr dünne Zylinder (z. B.: Wand einer Zentrifuge. Radreifen eines Schienenfahrzeugs) verwenden darf: Js = mR2 • Für alle anderen Körper muss die Massenverteilung berücksichtigt werden.

I

Beispiel 1: I_"";_ _...1 Für elilen dünnen Stab (Masse m, Länge I) darf angenommen werden, dass alle Massenelemente in einem Querschnitt den gleichen Abstand r von der Drehachse haben. Mit dem differenziell kleinen Massenelement (A - Quersehninsfläehe, p - Dichte)

dm = pAdr berecl1l1et man die Massenträgheitsll10mente bezüglich einer Drehachse im Schwerpunkts S I

J

I

!

Js=

r=-

I

?pAdr= 12PAI3=T2mP

(29.11)

~

bzw. einer Drehachse im Endpunkt A: I

JA =

J

r=0

I

3

I

?PAdr='jPAI ='jmI

2

(29.12)

~

\

dm

;.5

~\ ~r

./'dr

dm

548

29 Kinetik starrer Körper

·1

I_B_e_is,;"p_ie_l_l· ... F··ur d·le Berec h nung des M assentrag .. heIlsmoments . . k· _ emes relSZY I·In d· nsc hen K··orpers

(Voll- bzw. Hohlzylinder) bezüglich der Zylinderachse wählt man zweckmäßig als Massenelement dl1l einen unendlich dünnen Hohlzylinder (unterste der drei Skizzen):

dl1l = 2rrrdri p Hinweis: [m allgemeinen Fall ist 29.2 ein Volumenimegral. Durch geschicktes Aufschreiben von dl1l kann daraus ein Flächenintegral oder ein einfaches [ntegral werden. Natürlich müssen alle in dl1l einfließenden Massemeilchen den gleichen Abstand von der Drehachse haben. Für den Hoh[zylinder errechnet man

Js= /

'"

r2 2rrrlpdr=

~rrIP(r~-ri)

r=r,

= rrpl(~

- rT) umgeformt werden

Js = 2:I 111 (ra2? + i)

(29.13)

was mit der Gesamtmasse

111

kann zu:

Mit ri = 0 und ra = R entsteht ein Vollzylinder: I

Js = 2:I1lR2

(29. [4)

Der Hohlzylinder könnte natUrlieh auch als Differenz zweier Vollzylinder angesehen werden, wobei zu beachten ist, dass in den Formeln 29. 1I bis 29.14 das Symbol 111 inliller für die Gesamtmasse des Körpers steht, so dass bei der Differenzbildung zwei unterschiedliche Massen einzusetzen sind (großer Vollzylinder und kleiner Vollzylinder).

Beispiel 3:

I

I_"';_ _...1 Rotoren haben vornehmltch ell1e rotatlonssyrnmetnsche FOnTI. Wenn dtesc durch eine Konturlinie y(x) beschrieben wird (Skizze), kann man sich den Rotor aus unendlich vielen unendlich dUnnen Scheiben zusammengesetzt denken (Scheibendicke jeweils dx, Scheibenradius .0. Eine solche Scheibe hat die Masse dm = p rrT dx und bei Rotation um die x-Achse das Massenträgheitsmoment dmy .

1

Die Summation der differenziell kleinen Trägheitsmomente (Integration von abis b) ergibt eine Formel für das Massenträgheitsmoment eines Rotationskörpers:

'y

dx

y(x)

b

b

JtdX

rr P /-:-:4 trlx=a J:U=2: y dX=2 ·:..:::"b-x~a J y2 dx

a

(29.15)

b

1+-----"-1

x

x=a

wobei die Formel mit der Gesamtmasse des Rotationskörpers 111 durch Einsetzen der Volumenformel fUr Rotationskörper entstand. Aus GrUnden, die im Abschnitt 29.3.3 erläutert werden. wurde in 29.15 ein Doppelindex für die Kennzeichnung der Bezugsachse verwendet. Das gilt auch flir die folgende Zusammenstellung einiger wichtiger Formeln.

29.3 Massenträgheitsmol11enle

549

Die Querstriche über den Koordinaten wurden in der Zusammenstellung weggelassen, weil es nicht mehr beliebige Bezugsachsen, sondern Schwerpunktachsen sind. In diesem Sinne sind es

Massenträgheitsmomente ausgewählter homogener Körper:

Jxx = Jyy = Je.:. =

I

Kreiszylinder:

Ju. = 'iIllR

.52 m R-?

2

I 2 2 J.lX =J)T = T2I1l(3R +1 )

!y Z/§~X

Ti

\0

r

Hohlzylinder:

I

~,

<'

!y

I

c

.-<

Z--1;~

)

J)y =

Quader:

I

b

"a

"

--

h

"

!y ~~

Dünne Rechteckscheibe:

b

Jxx =

I

?

T2/1lI,-

I 2 2 Je.:. = T2I1l(b +h )

" Dünne Kreisscheibe:

I

Ju. = 'i mR

2

2

I2I1l(a +b )

2

I 2 Jxx =JYY =4/1lR

29 Kinetik starrer Körper

550

29.3.2 Der Satz von Steiner Analog zum Steinerschen Satz für Fläcbenträgheilsmomente (Abschnill 16.2.3) gibt cs auch für dic Massemrägheilsmomente eine Formel. mit der bei gegebenem Trägheitsmoment bezüghch einer Schwerpunklachse das Trägheitsmoment für eine parallele Achse zu berechnen ist.

"dm; r' r

Die Achsen x und y gehcn durch den Schwerpunkt des Körpers. Gegeben sind das Massenlrägheitsmoment Js bezüglich einer Achse z senkrecht zu x und y und die Masse des Körpers In, gesucht ist das Massenträgheitsmomem JA rur eine zur Achse z parallele Achse durch den Punkt A im Abstand rs von S. Aus der Abbildung 29.4 kann man die Beziehung

ablesen. Dieser Ausdruck wird in die Formel flir das Trägheitsmoment bezüglich einer Achse durch den Punkt A eingesetzt:

m

x

S

Ys

rs -A

/.

x

Xs /.

Abbildung 29.4: Generelle Vereinbarung: Schwerpunklkoordinaten

r2 = (xS+x)2+(YS+y)2

m

!Y

Y

werden ohne Querstrich (x,y,z). beliebige andere Koordinaten mit Querstrich geschrieben (x,y,Z)

m

= J(>?s+y~)dm+ J(2+l)dm=r~J dm+ J ?dm #1

nl

In

#1

wobei berücksichtigt wurde, dass die statischen Momente

J xdm III

und

J ydm m

die sich auf die Schwerpunktachsen beziehen, verschwinden (vgl. Abschnill 4.1). Es verbleibt die gesuchle Formel, auch für die Massenträgheitsmomenle bezeichnet als Steinerseher Satz: (29.16)

c~

Bei der Anwendung der Formel 29.16 ist zu beachlen, dass A ein beliebiger Punkt ist, während S der Schwerpunkt des Körpers sein muss. Die beiden durch diese Punkte gehenden Achsen, auf die sich JA bzw. Js beziehen, müssen parallel sein. Ihr Abstand ist rs, und mist die Gesamtmasse des Körpers.

oe;> Aus 29.16 folgt, dass das auf eine Schwerpunktachse bezogene Massenträgheitsmoment im-

mer kleiner ist als ein beliebiges Massenträgheitsmoment, das sich auf eine parallele Achse bezieht.

551

29.3 Massenträgheitsmol11enle

·1

I_B_e_is,;"p_ie_I_I· . . AI selsple B' . 1 l'1m Ab sc h JlJtt . 293 .. heltsmomente . d es d"un_ .. 1 wurd en d'Je Massentrag

nen Stabes bezüglich des Schwerpunktes S und des Endpunktes A berechnet. Natürlich lässt sich JA bei bekanntem Js auch nach 29.16 berechnen. Mit dem Abstand ~ des Punktes A vom Schwerpunkt S ergibt der Steinersehe Satz mit

JA =Js+m (

21)2 =

I 1 I 12mI2+4mI2 = 3 ml2

wieder das Ergebnis 29. 12.

I

Beispiel 2: I_ _ _ _.....I Das sk,zzlelte Schwungrad dreht sIch mIt der Drehzahl n. Es soU die kinetische Energie berechnet werden, die in dem sich drehenden Rad gespeichert ist. Gegeben:

bl = 120 b2 = 30 rl = 80 r3 =400 11 = 800

mm mm mm mm min- I

R 1 = 800mm R2 = 750mm r2 = 180mm , p = 7,85g/cm 3 ;

Das Massenträgheitsmoment wird entsprechend Abbildung 29.5 zusammengesetzt aus zwei Hohlzylindern (Kranz mit der Breite b, und Scheibe mit der Breite b2), von denen die vier zylindrischen BohflllJgen (Radius r2) subtrahiert werden.

08 08 o

o 0 o

4

o

SreinerAnteil

Abbildung 29.S: "Kranz" (Hohlzylinder) + ,.Geloch,e Scheibe" (Hohlzylinder) - ,,Ausschnitte" (Zylinder) Die Massenträgheitsmomente entnimmt man der Zusammenstellung auf Seite 549. Nur für die vier Bohrungen sind Steiner-Anteile (Abstand r3 von der Drehachse) zu berücksichtigen: 15

' ='21 JJZKrallz(R 2I + R 22) + '21 InCelocllreSclleibe(R22 + 11)

4 [ '21 mAussch1fitf ~2 + mAl4SSch1fiu r 32]

j 2 2 2 2 1 2 2 2 2 [ 1 2 2 2 2] =2 ~ ( R , +R2 )+ 2 ~(R2+'1)-4, 2prrr2b2/2+prrr2b2rJ • mKrmr:

I/(C,lodurSchl'lhe

'V'

Ausschnitt + Steiner-Anteil

Die kinetische Energie elTechnet sich nach 29.4 in Verbindung mit 26.21:

Tm,

I

= 2Js (2rrn? =

1 238kgm 2 . (800)2 2' 2rr· 60s =

0, 835· 106Nm = 835kJ

29 Kinelik slarrer Körper

552

29.3.3 Deviationsmomente, Hauptachsen Die Definition des Massenträgheitsmoments 29.2 IäsSI entsprechend

J,z=

J

r

2

dm=

111

J

2

x dl1l+

m

J

idm

JII

(Z ist die Rotationsachse) die mathematische Verwandtsebaftmit den Flächenträgheitsmomenten

16.9 erkennen, bei den Deviationsmomenten 29.9 ist die Ähnlichkeit mit 16.9 sogar unmittelbar gcgeben. Ocr Untcrschied besteht im nunmehr dreidimensionalen Integrationsgebiet übcr die Masse gegenüber der zweidimensionalen Fläche bei den Flächenkennwerten der Biegetheorie. Die Fragestellungen, die sich ergeben, sind ebenfalls ähnJich (Achsen fUr minimale und maximale Trägheitsmomente, Transformation von einem Koordinatensystem in ein anderes, ... ), sie werden mit entsprechenden (etwas aufwendigeren) Überlegungen beantwortet, wie sie im Abschnitt 16.2 demonstriert wurdcn. Nachfolgcnd werden die wichtigstcn Aussagen zusammengestellt. Axiale Massenträgheitsmomente:

lxx = Jyy =

J" =

J '" J(Y+z2) '" .! + i)

(y2 +Z2) dm

(Y

dm

(29. I 7)

dm

'" Deviationsmomente (Zentrifugalmomente): Die Definitionen der Massenträgheitsmomente und der Deviationsmomente beziehen sieh auf ein beliebiges kartesisches Koordinatensystem.

lx y =

-

Jx : = -

JyZ = -

J '" J '" J

xydm xzdm

(29. I8)

yz dm

m

c:> Die axialen Massenträgheitsmomente sind Slets positiv, Deviationsmomente können positiv oder negativ scin. oe:> Die Größe der Massenträgheitsmomente und der Deviationsmomente ist von der Lage des

Koordinatenursprungs und den Richtungen der Achsen abhängig. Für jeden Koordinatenursprung gibt es mindestens drei Achsen, für dic die Deviationsmomente Null werden. Es sind die Haupraclzsell für den gewähJten Koordinatenursprung. In Punkten mit genau drei solcber Achsen stehen diese senkrecht aufeinander.

c:> Jede Senkrechte zu einer Symmetrieebene ist Hauptachse.

29.3 Massenträgheitsmol11enle

553

oe:> Ein Hauptac!lscnsystcm ist dadurch gekennzeichnet, dass ein axiales Massenträgheitsmo-

ment ein Maximum und das Massenträgheitsmoment um eine zweite dieser Koordinatenachsen ein Minimum wird. Das Massenträgheitsmoment um die dritte Hauptachse liegt zwischen diesen beiden Wenen. oe:> Hauptachsen im Schwerpunkt des Körpers nennt man Hauptzentralachsen. Schnittlinien

zweier Symmetrieebenen eines Körpers (damit auch jede Rotarjonssymmetrielinie) sind immer Hauptzentralachsen. Wenn das größte und das kleinste Massent]"ägheitsmoment bezüglich der Hauptzentralachsen den gleichen Wen haben (Kugel, Würfel, ...), sind sämtliche Achsen durch den Schwerpunkt Hauptzentralachsen. Häufig lassen sich die Massenträgheitsmomente von Körpern zusammensetzen aus den bekannten Massenträgheitsmomenten von Teilkörpern (in der Regel auf Schwerpunktachsen der Teilkörper bezogen, vgl. Tabelle auf Seite 549). Da sie nur addien bzw. subtrahien werden dürfen, wenn sie sich auf gleiche Achsen beziehen, müssen der Steinersehe Satz (für Parallelverschiebung) und Transformationsformeln für die Drehung des Koordinatensystems benutzt werden. Die folgenden Formeln setzen zunächst voraus, dass keine Drehung der Koordinatensysteme erforderlich ist. In diesem Sinne sind es die Massenträgheitsmomente und Deviationsmomente zusammengesetzter Körper:

Yi I S

Iy

Xi

....

Yi

Z

.-' Xi

E [1", + (YT + zT) mi]

l" =

E [lZZi + (xT + YT) m,]

'0

Zi ~

1:<" =

Zi

i

·i,.... l,,:. =

1:<, = x,y, Z Xi,

Yi,

Zi

(29.19)

E [ln - YiZimi] i E, [lx" -XiZi"'i]

Koordinatensystem für das Trägheitsmoment des Gesamtkörpers, Koordinatensystem im Schwerpunkt Si des i-ten Teilkörpers parallel zum x-y-z-System.

Auch die axialen Massenträgheitsmomente in 29.17 bzw. 29.19 wurden aus formalen Gründen mit zwei Indizes versehen, weil es üblich und sinnvoll ist, sie mit den Deviarjonsmomenten zum Trägheitstellsor zusammenzufassen. Die sechs zu einem speziellen Koordinatensystem gehörenden Wene werden als symmetrische Matrix angeordnet:

hyl. =

ln 1:<" 1:<" J"" [ 1:<, ly:.

(29.20)

29 Kinetik starrer Körper

554

Der Übergang vom beliebigen x-y-z-Koordinatensystem zu einem parallelen x-y-Z-System, dessen Ursprung im Schwerpunkt des Gesamtkörpers liegt, ist dureh den im vorigen Abschnitt behandelten Steinersehen Satz gegeben, der auch schon für das Aufschreiben von 29.19 genutzt wurde. Der Zusammenhang zwischcn dem Trägheitslensor nach 29.20 und einem Trägheitstensor }xYZ' der sich auf das parallele Schwerpunktsystem bezieht, ist unmittelbar aus 29.19 abzulesen ("Körper, der aus nur einem Tcilkörper besteht") als

Steinerscher Satz ftir Massenträgheitsmomente und Deviationsmomente: JxyZ

Jxz ]

=

J\Z

=}.'.,,-m

[y~+z~ -XSYs -XSZS] - -

J zz yl

-xSYs z~+x~ ~xszs

- -

~yszS

-YsZS -2 xs+Ys

(29.21 )

-2

mit den Koordinaten des Gesamtschwerpunkts xs, Ys, zs der Masse m, gemessen im allgemeinen x-)'-z-

Iy

Koordinatensystem.

z

x

"

x "

Man beachte, dass 29.21 in der Form "Übergang vom allgemeinen zum speziellen Koordinatensystem" aufgeschrieben wurde, weil diese Formel vornehmlich so gcbraucht wird (dcshalb das Minuszcichen vor dem "Steiner-Anteil").

Auch die Drehung des Koordinatensystems ist nach den aus der Mathematik bekannten Regeln forrnalisierbar. Der Trägheitstensor nach 29.21 möge für ein x-y-z-Koordinatcnsystem gegeben sein, es sollen die axialen Massenträgheitsmomente und die Deviationsmomente für ein gedrehtes S-1J-(-System bestimmt wcrden (Hinweis: Die nachfolgend angegebenen Transformationsfomleln, hier aufgeschrieben für das Schwerpunkt-Koordinatensystem mit x, y und z, geitcn uneingeschränkt auch für das beliebige x-Y-Z-System). Wenn

z- Achse und der S -Achse,

ßI und

/'1

die Winkel zwischen X-, y- bzw.

a2, ß2 und

~

die Winkcl zwischen X-, y- bzw. z- Achse und der Tl-Achse,

(XI,

a3, ß3 und l'3 die Winkel zwischen X-, y- bzw. z- Achse und der (-Achse sind (Abbildung 29.6 zeigt als Beispiel die Winkel, die die Lage der s-Achse definieren), dann gilt für die Koordinatentransformation

(29.22) mit

cosat cosa2 cosa3 ] C = COSßI cosß2 cosßJ [ COS /'1 COS ~ cos l'3

(C T ist die transponierte Matrix). Damit ergibt sich die

Abbildung 29.6: Winkel, die die Lage der ~ -Achse definieren

29.3 Massenträgheitsmol11enle

555

Transformation der Massellträgheitsmomente und Deviationsmomente bei Drehung des Koordinatensystems: r 1 ~ ~ ~ = C lxv' C (29.23) mit der Transformationsmatrix C nach 29.22 und l,vz nach 29.21 oder auch 29.20. In der Transformationsmatrix C ist jede Spalte ein Einheitsvektor, der die Richtung einer Koordinatenachse des ~-1J-(-Systems im x-y-z-Koordinatensystem hat. Wenn nun eine Transformation 29.23 gefunden werden kann, die lxvz in eine Diagonalmatrix überfUhrt (die auf den Nichtdiagonalpositionen stehenden Deviationsmomente sollen Null werden), dann würden die Spalten dieser speziellen Transformationsmatrix C H die Richtungen der Hauptzentralachsen definieren (bei einem allgemeinen Koordinatensystem die Richtungen der Hauptachsen für den entsprechenden Koordinatenursprung), und die Transformation

1,23 = Cftlxv,CH =

[

JO'

J02

00]

o

0

h

(29.24)

liefert die drei Haupllrägheitsmomentc JI, hund h. Das Finden einer Hauptachsenrransformatioll 29.24 für eine gegebene Matrix lxvz entspricht genau der AufgabensteIlung des speziellen Matrizeneigenwertproblellls

(1.'v'- /(E)x=o

(29.25)

für dessen Lösung die Verwendung eines geeigneten Computerprogramms empfohlen wird (siehe www.TM-aktuell.de l ). Weil man allerdings mit einer 3· 3-Matrix auch noch ohne Computer operieren kann, soll hier kurz eine (für dieses kleine Problem durchaus zumutbare) Lösungsmöglichkeit für die Handrechnung beschrieben werden: 29.25 ist ein homogenes lineares Glcichungssystem (E stcht flir cine Einhcitsmatrix), die drci Eigenwerte /(i, für die es nichuriviaJe Lösungen hat, sind die gesuchten Hauptträgheitsmomente J 1 , hund l). Die zugehörigen (bis auf einen Faktor bestimmbaren) nichttrivialen Lösungsvektoren Xi (Eigenvektoren) sind die Spaltcn dcr gesuchten Transformationsmatrix C (und damit die RichlUngsvektoren der Hauptzentralachsen bzw. Hauptachsen). Da ein homogenes Gleichungssystem nur dann nichttriviale Lösungen haben kann, wenn die Koeffizientendeterminante verschwindet, können aus der Bedingung lxx -

Jxy Jxz

1('

l:ry JyV

-

Jy,

lxz /(

JyZ

= 0

J" - /(

die drei gesuchten /(-Werte berechnet werden (die Entwicklung der Determinante flihrt auf eine Gleichung dritten Grades). Für jeden /(-Wert findet man einen LösungsveklOr des homogenen Gleicbungssystems 29.25. Sinnvoll ist es, diese Lösungsvektoren dUJ'ch ihre Beu'äge zu dividieren, so dass Einheitsvektoren entstehen, deren Komponenten dann die Richtungskosinusse der Hauptzentralachsen (bzw. Hauptachsen) sind. I Man

beachte auch die bciden Hinweise auf die Themen Marrizenreclllllll1g und Marrizeneigenwt:rtprobleme in den

Boxen narden Seilcn199 bzw. 419.

29 Kinetik starrer Körper

556

I

..

..

Beispiel 1: I_"";'_.....1 Fur den sk,zzlerten Krelszyhnder soll der Trägheitstensor bezüglich des eingezeichneten Schwerpunkt-Koordinatensystems ermittelt werden (die (-Achse durchstößt die Stirnflächen jeweils im Abstand a vom Kreismittelpunkt). Gegeben:

111,

a, R=2a, 1=6a.

Da es ein typisches Problem ist. die MassenträgheitsmomelHe und Deviationsmomente für ein Koordinatensystem zu suchen, das gegenüber dem System der Hauptzentralachsen nur um eine Achse gedreht ist (hier: Drehung um die y-Achse um. den Winkel a), soll die Rechnung zunächst allgemein ausgeführt werden. Die Skizze zeigt von den neun Winkeln, die die Transformationsmatrix 29.22 bilden, nur die vier, die von 0° und 90° verschieden sind. Zur Erinnerung: Die Winkel a" ßI und y, zählen von der X-, y- bzw. z-Achse bis zur ~-Achse, entsprechend die Winkel mit den Indizes 2 und 3 bis zur 1]- bzw. (-Achse. Aus der Sk.izze liest man ab:

a, =a ß, =!J; y, = !J;+a

132=0

a3=!J;-a ß3 =!J;

1'2=!J;

1"J=a

a2= !J;

mit den Abkürzungen Ca = cos a und Sa = sin a. Damit erhält man nach 29.23 eine allgemeingültige Beziehung für die Berechnung der Massenträgheits- nnd Deviationsmomente bezüglich eines Koordinatensystems, das sich aus dem System der Hauptzentralachsen durch Drehung um die y-Achse ergibt:

o

(Jxx -

JYJ

o

J,:l SaCa

o

]

.

(29.26)

Jxxs~ + J:.~c~

Für das aktuelle Beispiel sind die Massenträgheitsmomente für die HauptzentraJachsen bekannt. Man entnimmt der Tabelle auf Seite 549 I 2 J., = -mR -2

I 2 2 J.u=Jy,v = T2111(3R +1 )

und errechnet mit den gegebenen Größen:

J~nc, =

[

J~~

J~n J~c,

J~ n J n ') Jnc,

J~c,

Jnc, Jc,c,

]

ma 2 5

[

19 0

3

0 20 0

3 0 IJ

]

29.3 Massenträgheitsmol11enle

557

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Für den aus emem Quader und eInem Würfel zusammengesetzten homogenen Körper sollen

y a

a) alle Komponenten des Trägheitstensors bezüglich des skizzier-

ten Koordinatensystems und b) die Lage der Hauptzentralachsen und die zugehörigen Haupt-

Z

Gegeben:

3a

/'

trägheitsmomente ermittelt werden.

. .....

X

a, Dichte p .

a) Die Massenträgheitsmomente der beiden Teilkörper (jeweils bezogen auf die Teilkörper-

schwerpunkte, der Würfel ist natürlich auch nur ein Sonderfall des Quaders) können der Tabelle auf Seite 549 entnommen werden. Nach 29.19 ist für jeden Summanden (Teilkörper Quader bzw. Würfel) ein Steiner-Anteil zu berücksichtigen, und man berechnet z. S.:

.

Steiner-Anlcil Quader

, [(Z) + (2) 2] l2~[(3a) +a]+~ I

lxx =

J

2

2

3

"'Q!I(/(Ier

a

3a

2

mQmufcr

68 5 =-pa 3

.

Steiner-Anteil Würfel

Bei der Berechnung der Deviationsmomente ist zu beachten. dass die Symmetrieachsen der Teilkörper Hauptzentralachsen sind und nur für den Gesamtkörper infolge der SteinerAnteile in 29.19 Deviationsmomente entstehen, z. B.: Steiner-Anteil Würfel

lx y = -p.60

3

2a a

2Z '--v--'

~

3 a 3a -pa - 2 2

15 4

=--pa

5

Steiner-Anleil Quader

Entsprechend errechnen sich die anderen Elemente des Trägheitstensors. man erhält: -45 320

63

111 ]

63

152

b) Die Schwerpunktberechnung wurde im Kapitel 4 behandelt. Nach 4.4 erhält man: J 2a) 13 I ( 3 a xs= a3 +6a 3 a 'Z+6a' 2 =14a

_ _

I

( 3 3a

Ys = a3 + 6a 3 a· Zs =

2 + 6a

3

a) 9 . Z = 14 a

~a3,+_l6-'--a'3- [a J . (-~) +6a 3 . (- 32°)] "--v---' Gesamt-Volumen

19 14

=--(1

558

29 Kinetik staner Körper Der Trägheitstensor JxyO bezüglich eines Koordinatensystems im Schwerpunkt mit Achsen parallel zum x-y-z-System kann nun nach 29.21 mit den laut AufgabensteIlung a en'echneten Werten und der Gesamtmasse In = 7 Pa 3 aufgeschrieben werden:

-XSYs

-XSZS]

Zs Xs - -Yszs

-Yszs -2 +-2 Xs Ys

-2 +-2

- -

a5 [

P = 42

18 325 -36

289 J8 18

18 ] -36 157

Die Eigenvektoren dieser Matrix J xy , definieren die Richtungen der Hauptzentralachsen des Körpers, die Eigenwerte sind die zugehörigen Hauptträgheitsmomente. Mit einem geeigneten Programm für die Lösung des speziellen Matrizeneigenwertproblems berechnet man (siehe www.TM-aktuell.de):

CII =

0,2953 0,9438 -0, 1485] 0,9420 -0,2618 0,2098 [ -0,1591 0,2018 0,9664

JI23=C~Jx)ZCII=pa5

8,017 0 0] 0 6.854 0 [ o 0 3,486

Die normierten Spalten der Matrix Cf! sind Einheitsvektoren, die die Richtungen der drei Hauptzentralachsen anzeigen. In der durch die Transformation entstehenden Diagonalmatrix J 123 stehen die zugehörigen Hauptträgheitsmomente. Die Abbildung 29.7 zeigt den Einheitsvektor (dritte Spalte der Matrix CH )

"3

-0, 1485] [cosa3 = 0,2098 = COSß3 [ 0,9664 cos 1'3

]

[COS98.50] = cos77.9° cos 14,9°

der die HauptzentraJachse mit dem k.leinsten Hauptträgheitsmoment

h definiert.

= 3,486pa

5

'y

/~./>~,

1'>-

<

- 'ß> €J '~

j "..... ,

'"

S

]/-

/

CXJ-:..A.

.- Z/'P3~'

.-J

.x~

Abbildung 29.7: Die Winkel a3, ß3 und YJ definieren die Richtung der Achse mit dem kleinsten MassenLrägheitSl110ment

oe:> Das kleinste der drei Hauptträgheitsmomente bezüglich der Schwerpunktachsen ist immer

das kleinste Massenträgheitsmoment des Körpers überhaupt (wegen der immer positiven Steiner-Anteile der axialen Massenträgheitsmomente haben alle parallelen Achsen größere Trägheitsmomente). Die in der Abbildung 29.7 eingezeichnete Drehachse ist für diesen Körper also die Achse mit der geringsten Drehträgheit.

.-:> Zur Erinnerung: Nur bei Rotation um eine der drei Hauptzentralachsen (im gerade behandelten Beispiel durch die Spalten der Matrix CH definiert) werden die Lager ausschließlich durch die Gewichtskraft der Masse (und eventuell weitere äußere Kräfte) und nicht durch die Trägheitskräfte der Bewegung belastet.

559

29.4 Beispiele zur Rotation um eine feste Achse

29.4 Beispiele zur Rotation um eine feste Achse 29.4.1 Allgemeine Beispiele

I

Beispiel J: I_ _ _...... Der skizzIerte dünne Stab mit der Masse m wird in der horizontalen Lage gehalten und beginnt nach Durchtrennen des Fadens infolge seines Eigengewichts eine Drehbewegung um den Punkt A. nz

Gegeben:

I

r

l

I.

Gesucht sind das AnfangswertprobJem für die Berechnung des Bewegungsgesetzes cp(t) und die Lagerreaktionen im Lager A unmittelbar nach Durchtrennen des Fadens. Für die Analyse der Bewegung des Stabs genügt die drille Gleichung von 29.10, das Massenträgheitsmoment des dünnen Stabs ist durch die Formel 29.12 gegeben. Das Eigengewicht erzeugt ein Moment um A, das infolge des sich ständig ändernden Hebelarms auch veränderlich ist. Nach den Definitionen der positiven Koordinatenrichtungen, die den Fonnein 29.10 Zllgrunde liegen, ist (bei linksdrehend positivem Winkel cp) das Moment M, linksdrehend positiv einzusetzen. Alls

M,= -mg

/

1 . smcp

/

'/

2

und mit dem Massenträgheitsmomelll nach 29.12 ergibt sich die Bewegungs-Differenzialgleichung: l. I 12 .. . 3g.

-m g

2 Sll1cp = 3 m

cp

=}

cp= - 21 smcp

Mit den Anfangsbedingungen (Start aus der Horizontalen ohne Anfangsgeschwindigkeit) erhält man das Anfangswertproblem

cp..

3g. = -21 smcp

cp (t 0 =)

= '2n

Abbildung 29.8:

111 gerzeugt

ein Moment um A

cp. (t = 0)

=0

Selbst dieses einfache Problem fühl1 auf eine nichtlineare Differenzialgleichung, die nicht in geschlossener Form lösbar ist (Lösung siehe www.TM-aktuell.de). Für den speziellen Zeitpunkt t = 0 kann man jedoch die für die Ermiulung der Lagerreaktionen benötigten Bewegungsgrößen auch ohne Integration des Anfangswertproblems angeben. Die Abbildung 29.9 zeigt die äußeren Kräfte und das Koordinatensystem. Mit den Schwerpunktkoordinaten Xs =

i

Ys =0

j

2 für den Startzeitpunkt und den Bewegungsgrößen

cp(t=O)=O

- -Z

!p(1=0)=~3g 21

y

====~==::::J

~HtFAV

~mg

I

Abbildung 29.9: Lagerreaktionen

errcchnelman aus den Gleichungen 29.7:

3g ) Fy =FAV -mg=m 1 ( -21

2

X-

29 Kinetik starrer Körper

560

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Em Krelszylmder kann um eme vertIkale Achse rotieren, die durch seinen Schwerpunkt geht, aber nicht mit der Zylinderachse übereinstimmt. Er wird durch ein konstantes Moment Mo angetrieben. Gegeben:

-\ t3

m, a, Mo, R = 2a, 1= 6a, h.

Die Abmessungen des Zylinders entsprechen denen des Beispiels I im vOJigen Abschnitt (Seite 556), die Lage der Drehachse entspricht der S-Achse dieses Beispiels.

t3 \

Die Bewegung beginnt aus der Ruhe heraus. Es sollen die zeitabhängigen Lagerreaktionen und die Gesamtzeit 11 berechnet werden, die für die erste volle Umdrehung benötigt wird.

l!!J

Die Analyse der Bewegung ist in diesem Fall einfach. Für die in der Skizze angegebene Koordinate (q> hat den gleichen Drehsinn wie das äußere Moment) und die Anfangsbedingungen

rp(l = 0) = 0

q>(1 =0) =0

(die Bedingung für q> ist willkürlich, die für rp durch die AufgabensteIlung vorgegeben) kann die dritte Gleichung von 29.10 aufgeschrieben und integriert werden:

.. Mo q>=-

=}

I Mo 2 q> = - - I

. Mo q>=-I

2 J" J" J" Die Integrationskonstanten wurden Null wegen der speziellen Anfangsbedingungen. Für J" kann der auf Seite 556 errechnete Wert J;; eingesetzt werden, so dass die Frage nach der Zeit fUr die erste volle Umdrehung bereits zu beantworten ist: r----

11=1(q>=2Jr)=

M

4Jr--"'-= Mo

Ilmaz ~n 4Jr--=5,26a 5Mo Mo

Da die Drehachse durch den Schwerpunkt der rotierenden Masse verläuft, gibt es keine resultierenden Massenkräfte infolge der Bewegung. Aus Gleichgewichtsgründen muss deshalb

FAx = -FBx

FA)' = -FB)'

gelten, und die Gewichtskraft wird von der Vertikalkomponente bei B aufgenommen:

l'iJ, =

mg

Die Momenten-Gleiehgewiehtsbedingungen um die x-Achse und um die yAchse werden von den ersten beiden Gleichungen 29.10 erfüllt. Dabei ist für die Momentwirkung der äußeren Kräfte (L1gerkraftkomponenten, siehe Abbildung 29.10) die Vereinbarung über die DrehrichlUng zu beachten (Momentenpfeile haben den Richtungssinn der x- bzw. y-Achse):

h h .z .. Mx=-FAY'2+FBY'2=-FAyh=-Jyzq> +J."q>

My =

FAx

h

h

'2 - FBx '2 =

FAx h =

.2

Jxz q>

..

+ Jy, q>

Abbildung 29.10: Kräfte alll rotie-

renden Zylinder

29.4 Beispiele zur Rotation um eine feste Achse

561

Massenträgheitsmoment und Deviationsmomente werden von der Rechnung auf Seite 556 übernornmen:

11 2 1--=1rr=-ma -" 5 und man erhält die Lagen'eaktionen:

3 2 1" =1~\ = Sma

I

..

Mo

I

FAy = -Fe, = --1xz l{) = --1xz -

."

FAx=-FBx=

<>

" 1 zz

I

.2

I

-1 I{)

-1

"

,,"

xz

3

Mo

= --11 h

2

(Mo)2 -t

15 Mot 121 ma 2 "

---

1"

Die Komponenten der Lagerreaktionen im gerade behandelten Beispiel beziehen sich auf die Richtungen der x- bzw. y-Achse des Rotors, machen also die Drehbewegung mit und haben damit bezüglich des rotierenden Körpers immer die Richtung der in der Skizze zur Aufgabensteilung eingezeichneten Koordinaten. Man erkennt, dass die x-Komponenten der Lagerreaktionen dem durch die Fliehkräfte erzeugten Moment um die y-Achse entgegenwirken müssen. Dieses Moment, das natürlich auch bei konstanter Drehzahl vorhanden ist, wird bei diesem Beispiel ausschließlich durch die SchiefstelJung der Masse hervorgerufen (der "Rotor ist nicht dynamisch ausgewuchtet", vgl. Abschnitt 29.4.2), und die Vorzeichen der Lagerreaktionen zeigen, dass der Rotor die Tendenz hat, die Schiefstellung zu vergrößern (und dies auch tun würdc, wcnn dic durch die umlaufenden Kräftc erhcblieh belastetcn Lager dies nicht verhindern würden).

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 D,c skIZZIerte Masse Wird von den be,den Stäben CD und ~ gehalten. Infolge eines Bruchs von Stab ~ beginnt die Masse eine Drehbewegung um den Stab CD. Es sonen der Winkel und die Winkelgeschwindigkeit, die die Drehbewegung beschreiben. sowie die Lagerreaktionen bei A und B in Abhängigkeit von der Zeit ermittelt werden.

2a

3a 2

x,

Der komplette Trägheitstensor für diese Masse wurde im Beispiel 2 des vorigen Abschnitts (Seite 557) berechnet. Es wird deshalb auch das dort verwendete Koordinatensystem benutzt, um die benötigten Massenträgheitsmomente und Deviationsmomente übernehmen zu können (Schwerpunkt-Koordinatensystem kann nicht benutzt werden, weil die z-Aehse mit der Drehachse übereinstimmen muss). Die nebenstehende Skizze zeigt die Definition des Drehwinkels (Iinksdrehcnd positiv, passend zum Koordinatensystcm). Er verfolgt die Unterkante der Masse. Das Koordinatensystem fotiert mit, so dass die Schwerpunktkoordinaten unveränderlich sind. Auch die Komponenten der Lagerreaktionen folgen der Drehbewegung, so dass nur das Eigengewicht mg nicht die Richtung der Koordinatenachsen hat und wic skizziert in zwci Komponcnten zerlegt wird.

'y

mg

,x

/f'm g cos'!' mg S1l1'!"

Img

562

29 Kinetik starrer Körper

Das Bewegungsgesetz folgt aus der dritten Gleichung von 29.10. Die äußeren Kräfte (Komponenten des Eigengewichts) drehcn entgegen der positiven
-mgxs sin

y'_3 s

z 1';y

I

!F8y

x =9 sin rp 2a 5a

I

fAx + FBx + IIlg cos

FAx

FAji + Fay - mgsin

; ----:, I

jF8x

y--Zs =9 cos rp

Beim Aufschreiben der restlichen Momentenbeziehungen nach 29.10 ist zu beachten, dass die Schwerpunktkoordinate Zs einen negativen Wert hat:

Abbildung 29.1 1: Eigengewicht und Lagerkraflkomponenten

-FAy ' 2a+ Fay' 5a -lIlgsin
h, cp2 +Jyz ijJ

Diese fünf Gleichungen beschreiben die Bewegung und gestatten die Berechnung der Lagerreaktionen. Vom Beispiel 2 des Abschnitts 29.3.3 (Seite 557) werden iibernommen:

xs

13

= i4 a

38 "3

, 38 21

J,,=-pa 5 =-ma 2

Ys

9

=

14° 37 4

zs = 37 28

19

-i4 a 21 4

3 4

h,=-pa5 =-ma 2 , Jy ,=-pa5 =-ma 2

wobei für die Gesamtmasse m = 7 a 3 p eingesetzt wurde. Damit kann z. B. die BewegungsDifferenzialgleichung folgendermaßen aufgeschrieben werden: 13.

9

-mg ( i4asll1
)

=

38

..

21ma2cp

ijJ = - 3 (J3SinCP+9cosCP) ~ 76 a Zunächst muss diese Differenzialgleichung unter Beachtung der Anfangsbedingungen


Ir

"2

cp(t = 0) = 0

gelöst werden, was nur numerisch gelingt. Die Aufbereitung der Gleichungen für die Computerrechnung soU zum Anlass genommen werden, die (gerade für ctie numerische Rechnung) besondcrs elegante Vcrwendung ausschließlich dimcnsionsloscr Größen zu demonstrieren. Dic Winkelkoordinatc cP ist ohnehin dimensionslos. von den veränderlichen Größen sind nur die Winkelgeschwindigkeit, die Winkelbeschleunigung und die Zeit dimensionsbehaftet. Der Faktor auf der rcchten Scite der Differenzialgleichung gibt dcn Hinweis. dass man mit dcr "dimcnsionslosen Zeit"

563

29.4 Beispiele zur Rotation um eine feste Achse

und den entsprechend umgeschriebenen Ableitungen der Winkel koordinate nach der Zeit

zu einer dimensionslosen Bewegungs-Differenzialgleichung kommen kann (der Strich symbOlisiert die Ableitung nach 't"):
=

1~6 (-I02cos

1~6( I

93
I02sin
F/Jx =

T%( -

94eos

FBy =

I 196 (

94 sin

Der Vorteil der dimensionslosen Rechnung wird deutlich: In den Klammern stehen nur dimensionslose Größen, und natürlich geht man nach Division der vier Gleichungen durch mg auch noch zu dimensionslosen Kräftcn libero Dann fließen weder aktuelle Werte für die Abmessung a noch für die Masse m in die Rechnung ein. Die numerische Berechnung wird "parametrisiert". Die Ergebnisse können dann mit den speziellen Parametern für ein aktuelles Problem multipliziert werden. falls Z. B. für die Kräfte die Aussage nicht ohnehin schon ausreichend ist, dass ,.die maximale Lagerkraftkomponente etwa das 1,4-fache des Eigengewichts ist". Die Abbildung 29,12 (die Berechnung dieses Beispiels mit verschiedenen Programmen findet man un-

ter www.TM-aktuelJ.de) zeigt links die numerisch ermittelten Funktionen
Abbildung 29.12: Kinematische Diagramme und Lagerkrärte

564

29 Kinetik starrer Körper

29.4.2 Auswuchten von Rotoren Rotoren werden im Allgemeinen so ausgelegt, dass die Rotationsachse eine HauptzentraJaehse ist. Wenn dies praktisch exakt zu realisieren sein würde, wäre der Rotor "ideal ausgewuchtet". Die Lager würden dann nicht durch die Massenkräfte ZlIsätzlich belastet werden. Definition: Bringt man an einen ideal ausgewuchteten Rotor im Abstand achse eine Masse m an, dann hat der Rotor die Unwucht

I"

von der Rotations(29.27)

Der so definierte Unwuchtvektol" kennzeichnet die Richtung und mit seinem Betrag auch die Größe der Unwucht. Von einer statischen Unwucht spricht man, wenn die Drehachse parallel zu einer Hauptzentralachse des Rotors liegt. Die Abbildung 29.13 zeigt dafür eine Modellvorstellung: Eine Zusatzmasse wurde am ideal ausgewuchteten Rotor in der zur Rotationsachse senkrechten Schwerpunktebene angebracht. Die Zusatzmasse 111 im Abstand I" von der Drehachse des Rotors mit der Masse M ruft die Unwucht m r hervor und verschiebt den Schwerpunk't und damit die Hauptzentralachse des Rotors um

e=

~

Abbildung 29.13: Modell einer statischen Umv/lchr (wr Berechnung von Schwerpunkten siehe Kapitel 4). Das Produkl aus der Summe der bei den Massen IIlg,s = M +m und dem Abstand e des Gesamtschwerpunkts von der Rotationsachse M +m

(M+m)e= zcigt, dass bei bekannter Gesamtmasse m ges wucht auch nach

(M +m)ml" =1111" M+m und der Exzentrizität des Schwerpunkts

D=

e

die Un-

mge,\·e

berechnet werden kann. Der Begriff "statische Unwucht" besagt, dass sie auch mit den Mitteln der Statik nachweisbar ist: Der nur durch sein Eigengcwicht bclastete Rotor wäre nur im stabilen statischen Gleichgcwicht, wenn der Unwuchtvektor nach unten zeigt, und würde sich selbstständig in diese Lage drehen. Dies ist bei einer "rein dynamischen Unwucbt" nicht der Fall. Die Ab· bildung 29.14 zeigt ein Modell dafür: Dieser Rotor wäre in jeder Lage im statischen Gleichgewicht, aber seine Hauptzentralachse weicht von der Rotationsacbse ab. Der allgemeine Fall liegt vor, wenn in verschiedenen Querschninsebenen des Rotors unterschiedliche Unwuchten existieren.

Abbildung 29.14: ..Rein dynamische Unwuchr"

oe;> Immer dann, wenn die Rotationsachse nicht mit einer Hauptzentralachse des Rotors zusam-

menfallt, spricht man von einer dynamischen Unwucht. In diesem Begriff sind die statische und die rein dynamische Unwucht als Sonderfalle enthalten.

565

29.4 Beispiele zur Rotation um eine feste Achse

Dem Ziel, die dynamische Unwucht eines Rotors zu beseitigen, kommt man durch Klärung folgender Frage sehr nahe: "Wie kann der allgemeine Fall eines Unwuchtzustands durch möglichst wenige Unwuchtvektoren beschrieben werden?" Da die Unwuchtvektoren sich nur durch den skalaren Faktor w2 von den Flichkräftcn unterscheiden, bictct sich folgcndc flir Kräfte erlaubtc Überlegung an: Man zerlegt alle UnwuchtvcklOren in zwei Komponcnten in x- bzw. y-Richtung (naheliegend, aber nicht zwingend, ist die Verwendung kartesischer Koordinaten, es können jedoch zwei beliebige, aber für alle Unwuchtvektoren gleiche Richtungen senkrecht zur Rotationsachse sein, die nicht senkrecht zueinander sein müssen). Dann können alle x-Komponenten nach den Regeln der Zusammenfassung paralleler Kräfte zu einer Unwucht in einer bestimmten Ebene zusammengefasst werden, demcntsprechend dic y-Komponenten, wobei sich im Allgcmeinen cine andcre Ebene für diese Resultierende ergeben wird. Die Richtungen von x und y sind dabei natürlich frei wählbar, bei anderen Richtungen wird sich ein anderes Unwuchtpaar in zwei anderen Ebenen ergeben. Aus dieser Überlegung folgt: Der allgemcine Unwuchtzustand (dynamische Unwucht) ist darstellbar durch zwei Unwuchtvektoren in zwei verschiedcnen (frei wählbaren) Ebenen.

V3

v,

l{4

Vn

VII

V, VI

Damit ist die Möglichkeit des Auswuchtens (Beseitigen der Unwucht) vorgezeichnet: Man bringt in den beidcn Ebenen der resultierenden Unwuchten dic entsprechenden "negativen Unwuchten" (Zusatzmassen gerade auf der entgegengesetzten Seite des Rotors) an. In der Praxis sind dabei meist die bei den Ebenen vorgeschrieben, in denen die "Gegenunwuchten" angebracht werden können (beim Auswuchten von Kraftfahrzeugrädern werden im Allgemeinen Bleigewichte an den Felgenrändern befestigt). Die Aufgabe. einen Unwuchtvektor in einer Ebene durch ein Paar äquivalenter Unwuchtvektoren in zwei parallelen Ebenen zu ersetzen, ist in gleicher Weise wie das statisch äquivalente Ersetzen einer Kraft durch zwei parallele Kräfte zu lösen: Die beiden "Ersatzunwuchten" sind parallel zur "Originalunwucht" und haben gemeinsam gleiche "Kraftwirkung" und "Momentwirkung" bezüglich einer beliebigen Achse wie die OriginaJunwucht (vgl. nachfolgendes Beispicl 2).

c:> Folgende Möglichkeiten werden in der technischen Praxis genutzt, um den Unwuchtzustand eines Rotors auszugleichen: • Man ermittelt (experimentell, eventuell auch durch Rechnung) die tatsächliche Hauptzcntralachse dcs Rotors, markiert sie (z. B. durch Zentricrbohrungen) und passt die Lagerzapfen cntsprechend an (Wuchtzelllrieren). • Dazu alternativ ist die Korrektur der Hauptzentralachse des Rotors, bis sie mit der Rotationsachse übereinstimmt durch Zugabe von Material (z. B. Bleigcwichtc, ...), Weg/whme von Material (Abschleifen, Anbringen von Bohrungen, ...), Verlagern von Material (z. B. durch Verändern der Einschraubtiefe von Schrauben, die in der Konstruktion für diesen Zweck vorgesehcn sind, ...).

566

29 Kinetik starrer Körper

I

Beispiel J: I_"";_ _...1 Eme Sttftwalze besteht aus dem zylIndrischen Grundkörper und vier jeweils um 90° versetzt angebrachten Massen m, deren Schwerpunkte sich im Abstand R von der Walzenachse befinden.

l/3 ' l!3 -" 4 l!3/ ~"\

;" 0

'\

Die vier Unwuchtvektoren in den Ebenen I bis 4 haben alle den gleichen Betrag VI = U2 = VJ = V4 = mR

....

\ 2

Der Unwuchtwstand infolge der Zusatzmassen m soll durch Betrag und Richtung zwcicr Unwuchtvcktoren angegcben wcrdcn, die in den Ebenen I bzw. 4 liegen.

2

4

i

!

IR,

-.

2

3

bei unterschiedlichen Richtungen. Um den Unwuchtzustand nur durch zwei Vektoren in den beiden Ebenen I bzw. 4 beschreiben zu können, müssen zunächst die beiden Vektoren der Ebenen 2 und 3 durch jeweils ein äquivalentes Vektorpaar ersetzt werden. Die Abbildung 29.15 zeigt das ftir die Unwucht U2, die durch die beiden Unwuchten V2.1 (in der Ebene I) und V2.4 (in der Ebene 4) ersetzt wird. Äquivalenz ist gegeben, wenn U2 einerseits und U2, I und V2.4 andererseits gleiche resultiercnde "Kraftwirkung" und gleiche resultierende "Momenlwirkung bezüglich einer beliebigen Achse" haben (vgl. Kapitel 3).

Abbildung 29.15: Ersetzen von Uz durch ein Unwuchtpaar in den Ebenen I und 4

Um eine beliebige vertikale Achse in der Ebene I hat U2, I keine Momentwirkung, die Gleichheit der Momentwirkungen von V2 bzw. V2.4 um eine solche Achse liefert I I I U2 4 1 = U2 - , =} U2 4 = - U2 = - m R

.

3

'

3

3

Die Äquivalenz der Momentwirkungen um eine vertikale Achse in der Ebene 4 ergibt: 2 2 2 U2.I I =U2 ' =} U2.t=3 U2 =3 mR 3 Auf entsprechende Weise wird die Unwucht V3 äquivalent ersetzt: I I 2 2 U31=-U3=-mR U34=-U3=-mR

,

3

3

'

3

3

Die vier Unwuchten in vier Ebenen sind durch sechs Unwuchten in zwei Ebenen ersetzt worden. Inncrhalb der Ebenen werden die jewcils drei Unwuchten (Abbildung29.16) nach dcn "Regeln des Kräfteparallelogramms" zusammengefasst: Vi,,.d = jeu] - U31)2

+ Vi. t =

0, 94311lR

UÜed = j(U4 - V2.4)2 + V},4 = 0, 943mR

at

= 45°

C4 = 225 0

Abbildung 29.16: 6 Unwuchten in 2 Ebenen -... 2 Unwuchten in 2 Ebenen

567

29.4 Beispiele zur Rotation um eine feste Achse

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Mit Hilfe einer AuswuchtmaschJne wurden in den Lagerebenen I und 2 (Abstand I) die Unwuchten Vt und V2 unter den Winkeln al bzw. a2 gemessen. Der Unwuchtzustand soll durch Zusatzmassen und 1Il" in den Ebenen I und 11 ausgeglichen werden. Die Ausgleichsrnassen 1Il, und 111" werden in den Abständen bzw. 1'" von der Drehachse angebracht.

IJ

In,

r,

Gegeben:

Gesucht:

VI, V2, al, a2, a, b, r" r", I. m"

mlJ

l

aj

1

a".

Zunächst werden die gemessenen Unwuchten in zwei zueinander senkrechte Komponenten in Richtung der Koordinaten x und y zerlegt:

VI,x = VI cos a,

VI.y = VI sin a,

V2,x = V2 cos a2

V2,y = V2 sin a2

Es werden nun in den Ebenen I und 11 auchje zwei Unwuchtkomponemen in x- bzw. y-Richtung definiert, die den äquivalenten Unwuchtzustand beschreiben sollen. Wie im Beispiel I wird äquivalente Momentwirkung (hier um vertikale und horizontale Achsen in den Ebenen 1 und Il) gefordert, z. B. kann aus

VI,,,(I-b) -V2."b = V,.,,(I-b-a) (Äquivalenz der Momentwirkungen um eine vertikale Achse in der Ebene 11) die Unwucht V"x berechnet werden, und aus drei weiteren Gleichungen dieser Art errechnet man:

V"y=

VI (1- b) sin al - V2 bsilJa2 (I-b-a)

V _ V2(1-a)sina2-V,asinal ",y(I~b~a) Aus diesen Komponenten ergeben sich die äquivalenten Unwuchten in den Ebenen 1 und 11 und die Winkel, die Ihre Vektoren mit der x-Richtung einschließen:

V, =

j V?x + ur,

tana, = V,.y V'.x Ln welchen Quadranten des Koordinatensystems die Winkel a, und a" liegen, muss über die Vorzeichen der Unwucht komponenten entschieden werden. Der damit auf die Ebenen 1 und 11 reduziel1e Unwuchtzustand kann in diesen Ebenen ausgeglichen werden, indem Zusatzmassen

V,

m,=-

bei

V"

bei

r,

uncl angebracht werclen.

I11JJ=-

r"

568

29 Kinetik starrer Körper

29.5 Ebene Bewegung starrer Körper Die in den folgenden drei Abschnitten für die ebene Bewegung des starren Körpers herzuleitenden Aussagen beziehen sich auf die im Kapitel 27 behandelte Kinematik dieser Bewegung. Die Grundlagen der Kinetik, die dafür benötigt werden, sind komplett bereits im Kapitel 28 bei der Kinetik des Massenpunkts besprochen worden. Es wird stets die gleiche Strategie sein: Die für den einzelnen Massenpunkt gefundene Gesetzmäßigkeit wird auf die unendlich vielen Massenpunkte des starren Körpers übertragen. die voraussetzungsgemäß untereinander konstante Abstände behalten.

29.5.1 Schwerpunktsatz, Drallsatz Die Bewegung des starren Körpers wird betrachtet als Translation, beschrieben durch die Bewegung eines ausgewählten Bezugspunktes 0, der eine reine Rotation um diesen Punkt überlagert wird (vgl. Abschnitt 27.1). Für einen im ortsfeSten Koordinatensystem durch x und y verfolgten beliebigen Punkt werden zunächst die Beschleunigungsallteile zusammengestellt: Die Beschleunigungskomponenten des Bezugspunktes Xo und.vo (translatorischer Anteil) sind auch dem betrachteten Punkt zuzuordnen (in der Abbildung 29.17 gestrichelt), und die Bewegung des Punktes auf einem Kreis mit dem unveränderlichen Radius r (starrer Körper) steuert zwei weitere Anteile bei, die Bahnbeschleunigung rip und dje Normalbeschleunjgung rfp2

y I

.. ,Yo

CP.
rcp T

!

y

~-

ur Yo

t-l.,--4.

-~I

rr;,2 ~r

X0

\

"

ol/iOL xo tYo

_0

x

x I

xo Abbildung 29.17:

x

Slarrkörper-Bewcgung als

Translation des Punktes 0 und Drehung um 0

Diese vier Beschleunigungsanteile werden zu zwei Komponenten in Richtung der Koordinaten zusammengefasst. Dazu wird noch ein Hilfskoordinatensystem X, Si mit dem Ursprung in 0 eingeführt, das der Bewegung des Punktes 0 folgt, njcht aber die Rotation des Körpers mitmacht. Dementsprechend sind der Winkel ip und auch

x= rcosip

Si=rsinip

veränderlich. Der Winkel ip unterscheidet sich von dem Winkel
x = -"0 - ripsinip - rrp2cosip = -"0 - ipSi - rp2 x .v = );0 + ripeos.p - rrp2 sin ip = );0 + ipx _ rp2 Si

(29.28)

569

29.5 Ebene Bewegung starrer Körper

Dem fLir den Massenpunkt behandelten Prinzip von d' Alemben (Abschnitt 28.2.2) folgend, werden alle angreifenden äußeren Belastungen (eingeprägte Kräfte. Zwangskräfte, Bewegungswiderstände) und die Massenkräfte (d' Alembensche Kräfte, den gewählten Koordinatenrichtungen cntgegengerichtet) angetragen. In der Abbildung 29,18 sind die äußeren Belastungen durch zwei Kraftkomponenten F, und Fy , deren Wirkungslinien durch den Bezugspunkt o gehen, und das Moment M repräsentiert (eine solehe Zusammenfassung einer beliebigen ebenen Belastung ist nach den Regeln der Statik starrer Körper immer möglich). Stellvertretend für die (unendlich vielen) d' Alembertschen Kräfte der differenziell kleinen Massenpunkte d", wurden für einen Punkt die beiden Komponenten gezeichnet.

y I 'P.

9.ip /

I

xdm

y ----T-

dm

_e

~~-

y

~

~Ydm

M 0 -

y~

o

0

•

Fx

I

I

x i

Xo

X

Abbildung 29.18: Äußere Belaslung und d' Alembertsche Kräfte flir einen Massenpunkt dm

Die Summe (Integral) der Wirkungen der differenziellen Massenkräfte muss mit den äußeren Belastungen F" Fj. und M im Gleichgewicht sein, formuliert werden horizontales und vertikales Kräfte-Gleichgewicht und Momenten-Gleichgewicht bezüglich des Pnnktes 0:

! xd", ! Ydm

~. =

XO! dm- ip

m

111

-I xy d", +I

m

jiX d", =

m

In

m

m

Yo/ dm+ip! xdm-cp2! ydm

m

M=

! ydm- cp2! xdm

-xo

m

m

I y dm +ip Ii dm +cp21 xy d",

111

m

m

m

m

m

m

'"

(29.29)

I xdm+ip I ?d",_cp2! yxdm -xo/ Ydm+yo/ xdm+ipl (?+ildm

+Yo =

m

Die verbleibenden Integrale in 29.29 sind interpretierbar. Es gilt:

! m

dm=m

!(?+il dll1 = ! m

r

2

dm=Jo

(29.30)

In

Für das Massenträgheitsmoment Jo bezüglich einer Achse durch den Punkt 0 (senkrecht zur Zeichenebene) dürfen die im Abschnitt 29.3 für körperfeste Koordinaten ermittelten Formeln verwendet werden, weil sich r (im Gegensatz zu x und YJ während der Bewegung nicht ändert. Die beiden übrigen Integrale in 29.29 sind wieder (wie bei der Rotation um eine feste Achse, vgl. Abschnitt 29.2) die aus der Statik bekannten statischen Momente der Masse, wofÜJ' nach den Fomteln 4.3

570

29 Kinetik starrer Körper

J

i dm.

= miS

J

ydm=mys

(29.31)

m

'"

geschrieben werden kann. wobei zu beachten ist, dass Xs und Ys sich während der Bewegung ändern. so dass nicht die für ein körperfestes Koordinatensystem ermittelten Schwerpunktkoordinaten eingesetzt werden dürfen. Mit 29.30 und 29.31 wird aus 29.29:

Fx =

mxo - mys ii> - m5:s ep2 Fy = myO +mxsii> -mYsep2 M = -mYsxo+lIlxSyo+Joii> Die ersten beiden Gleichungen 29.32 gehen für Xo = 0 und YO =

(29.32)

0 "beinahe" in die Formeln 29.7 über, die für die Rotation um eine feste Achse gefunden wurden. Die Frage, weshalb anstelle von .t und y nicht wie dort ein mitrotierendes x-y-Koordinatensystem verwendet wurde, so dass wie in 29.7 die festen Schwerpunktkoordinaten in den Formeln auftauchen, findet eine recht pragmatische Antwort: Auch die äußeren Kräfte sind jeweils auf das verwendete Koordinatensystem bezogen. "Mitrotierende äußere Kräfte" (z. B. "mitrotierende Lagerreaktionen") sind bei Rotation um eine feste Achse kein nennenswerter Nachteil, bei der allgemeinen ebenen Bewegung würden sie erheblich stören. Sie sind deshalb vermieden worden, zumal die Unbequemlichkeit, die mit den sieb ändernden Scbwerpunktkoordinaten in den Gleichungen 29.32 verbunden ist, dann nicht auftaucht, wenn man den Schwerpunkt S der Masse als Bezugspunkt 0 wählt. Dann gehen die ersten beiden Gleichungen über in den Schwerpunktsatz: Fx = mxs

F, =

myS

(29.33)

Der Schwerpunkt eines Körpers bewegt sich so, als würden alle äußeren Kräfte an ihm angreifen und die Gesamtmasse des KÖlpers in ihm konzentriert sein. 29.33 sagt nichts über eine mögliche Drehung des Körpers. Dies führt zu bemerkenswerten Konsequenzen des Schwerpunktsatzes: oe:> Eine an einem Körper angreifende Kräftegruppe darf beliebig verschoben (nicht gedreht)

werden, ohne dass sich die Bewegung des Schwerpunkts ändert. Die Bewegungen der anderell Körperpllnkte werden natürLich beeinfluss!. oe:> Ein äußeres Moment hat auf die Bewegung des Schwerpunkts allein keinen Einflnss. Das

Gegenargument, dass ein Rad durch das Aufbringen eines Moments zum Rollen (und damit auch zu einer Bewegung seines Schwerpunkts) gebracht wird, ist leicht zu widerlegen: Ein äußeres Moment versetzt ein Rad zunächst nur in Rotation (man denke an die vorn Drehmoment des Motors angetriebenen Räder eines Fahrzeugs auf spiegelblanker Eisfläche). Erst durch die Haftkraft zwischen Rad und Untergrund wird auch der Schwerpunkt des Rades in Bewegung gesetzt. Genau diese Kraft wäre in 29.33 einzusetzen. Auch die dritte Gleichung 29.32 vereinfacht sich erheblich, wenn man als Bezugspunkt 0 den Schwerpunkt S wählt. Da die gleiche Vereinfachung sich auch bei beschleunigungsfreiem Bezugspunkt (xo = 0 und YO = 0) ergibt, formuliert man diesen Spezial fall etwas allgemeiner. Es ist der

29.5 Ebene Bewegung starrer Körper

571

Drallsatz: (29.34)

Die zeitliche Änderung des Dralls ist gleich der Summe aller angreifenden öußeren Momente. Als Bezugspunkt A sind der Schwerpunkt oder ein beschleunigungsfreier Punkt des Körpers zugelassen.

<>

Die dritte Gleichung von 29.10, mit der die Drehbewegung um eine stane Achse beschrieben wurde, ist der Sonderfall des Drallsatzes 29.34 mit ruhendem Bezugspunkt. Die Gleichgewichtsbedingungen der ebenen Statik 5.1 sind die Sonderfalle von Schwerpunkt- und Drallsatz für den ruhenden Körper (io = 0, .vo = 0, iP = 0).

Schwerpunktsatz und Drallsatz werden im Abschnitt 29.6 und im Kapitel 30 noch einmal mit erweitel1er Gültigkeit behandelt. Für die ebene Bewegung des starren Körpers sind sie die Basis für das Aufschreiben der Bewegungsgleichungen und gestatten, die für den Massenpunkt behandelte Strategie (Abschnitt 28.2.2), Aufgaben der Kinetik formal auf das Formulieren von Gleichgewichtsbedingungen zurückzuführen, auf den starren Körper ZU erweitem.

29.5.2 Das Prinzip von d'Alembert Die Herleitung von Schwerpunkt· und Drallsatz im vorigen Abschnitt erfolgte unter Verwendung der d' Alembertsehen Kräfte für den differenziell kleinen Massenpullkt, deren WirklLng dann summiert (integriert) wurde. Mit dem Schwerpunkt als Bezugspullkt der Bewegung blieben nur zwei Integrale über die Gesamtmasse mit jeweilS vertrauten Größen als Ergebnis übrig: Die Gesamtmasse m darf man sieh laut Schwerpunktsatz "im Schwerpunkt konzentriert" vor· stellen (damit ist für den translatorisehen Anteil die Situation exakt wie beim Massenpunkt), und das Massenträgheitsmoment Js repräsentiert die Trägheitswirkung der Masse gegenüber der Drehbewegung um den Schwerpunkt. Die Konsequenzen für die Erweiterung des Prinzips von d' Alembert, das im Abschnitt 28.2.2 für den Massenpunkt formuliert wurde, sind damit klar: Die d' Alembertschen Kräfte müssen im Schwerpunkt des Körpers (den Richtungen der eingeführten Bewegungskoordinaten entgegengesetzt) angetragen werden und sind zu ergänzen durch das d'Alembertsche Momenr JsiP. das der positiven Drehrichtung der für die Rotationsbewegung eingeführten Koordinate entgegengerichtet ist. Damit kann das kinetische Problem durch das Aufschreiben von Gleichgewichtsbedingungen gelöst werden (wie in der Statik kommt für das ebene Problem eine Momenten-Gleichgewichtsbedingung hinzu). Das d' Alembertsche Prinzip in dieser Fonn gestattet die Analyse von Bewegungsvorgängen auch mit mehreren Freiheitsgraden und die Berechnung der auftretenden Zwangskräfte. bei Systemen starrer Körper einschließlich der Kräfte in den Verbindungsgliedem (sollten diese Kräfte nicht interessieren und nur der Bewegungsablauf analysiert werden, ist für kompliziertere Systeme häufig eine spezielle Fassung des Prinzips von d' Alembert zu bevorzugen, die im Kapitel 33 behandelt wird). Bewährt für die Behandlung von Aufgaben hat sich ein schrittweises Vorgehen entsprechend den nachfolgend gegebenen

572

29 Kinetik starrer Körper

Empfehlungen für das Lösen "on Problemen nach dem Prinzip "on d' Alembert: CD Wahl geeigneter Bewegungskoordinafen: Zweckmäßig ist es, für jede Bewegungsmöglichkeit des starren Körpers eine eigene Koordinate zu wählen (z. B. für das rollende Rad eine Weg- und eine Winkelkoordinate), auch wenn zwischen den eingeführten Koordinaten Zwangsbedingungen zu berücksichtigen sind. Man sollte darauf achten, dass alle gewählten Koordinaten gleichzeitig positiv werden. @ Freischneiden des Sfarren Körpers VOll allen äußerell BindungeIl: Es ist sinnvoll, den (oder

die) Körper in cincr ausgelenktcn Lage (allc Koordinatcn ungleich Null und positi,,) zu skizzieren. Bei Systemen starrer Körper ist es ratsam (und wird zur Vemleidung von Fehlern dringend empfohJen), aucb die Bindungen zwischen den einzelnen Körpern zu schneiden (für komplizierterc Systeme ist gelegentlich das Arbciten mit dem Prinzip von d' Alembert in der Fassung günstiger, die im Kapitel 33 behandelt wird).

® Amragen aller wirkenden Kräfte und Momellle: • Eingeprägte Kräfte ulld Momellle, z. B.: Eigengewicht, Antriebskräfte, Antriebsmomente, ...

• Zwangskräjie und -momellfe, die durch das Freischneiden sichtbar werden: Dies sind die aus der Anwendung des Schnittprinzips in der Statik bekannten Lagerreaktionen, Seilkräfte, Kräfte zwischen den starren Körpern und Führungen, Haftkräfte, ... • Bewegungswidersfällde, z. B.: Gleitreibung, Rollreibung (nicht: Haftkräfte, die zu den Zwangskräften gehören und sich aus den Gleichgewichtsbedingungen ergeben), Luftwiderstand. Bewegungswiderstände sind immer entgegen der tatsächlichen Bewegungsrichtung anzutragen. Wenn diese nicht mit Sicherheit vorausgesagt werden kann, ist die Rechnung gegebenenfalls mit den korrigielten Richtungen für die Bewegungswiderstände zu wiederholen. • d'Alembertsche Kräfte (im Schwerpunkt) und d'Alemberlsc!le Momente (Massenträgheitsmomeute bezogen auf Schwerpun.ktacbsen), die entgegen den Richtungen der eingeführten Bewegungskoordinaten anzutragen sind. Dabei spielt die tatsächliche Bewegungsrichtung keine Rolle, da sich die Bewegungsgrößen (Bahnbeschleunigung und Geschwindigkeit) mit dem sich ergebenden Vorzeichen auf die gewählten Koordinaten beziehen. Bei der Bewegung des Schwerpunkts auf einer gekrümmten Bahn ist entsprechend 28.8 oder 28.9 die vom Kmmmungsmittelpunkt der Bahn nach außen gerichtete Zentrifugalkraft zu ergänzen, die von der Bewegungsrichtung ohnehin unabhängig ist. @

Aufstellen der Gleichgewichtsbedingungen: Dabei muss der Bezugspunkt für das Momentengleichgewicht natürlich nicht der Schwerpunkt sein. Es ist häufig (wie bei statischen Problemen) vorteilhaft, die Momentenbezugspunkte so zu wählen, dass die für die weitere Rechnung nicht interessierenden Kräfte gar nicht in den Gleichgewichtsbedingungen erscheinen.

® Eillsetzen der kinematischen Zwangsbedingungen in die Gleichgewiclllsbeziehullgen: Die Anzahl der erforderlichen Zwangsbcdingungen entspricht dcr Differcnz der Anzahl der eingeführten Bewegungskoordinaten n und der Anzahl der Freiheitsgrade des Systems, bei einem System mit nur einem Freiheitsgrad müssen also Il - I Zwangsbedingungen berücksichtigt werden. Nach Einsetzen der Zwangsbedingungen in die Gleichgewichtsbeziehungen

573

29.5 Ebene Bewegung starrer Körper

muss die Anzahl der Unbekannten (Zwangskräfte, Beschleunigungen, Winkelbeschleunigungen) mit der Anzahl der Gleichungen übereinstimmen. Wenn nur nach Zwangskräften oder Beschleunigungen gefragt ist, können diese aus dem entstandenen Gleichungssystem direkt berechnet werden. Wenn nach den Bewegungsgesetzen (Geschwindigkeit-Zeit, Weg-Zeit, Geschwindigkeit-Weg) gefragt ist, müssen zusätzlich noch folgende Schritte abgearbeitet werden:

® Eliminalion der ZwallgskräJte aus den Gleichgewichtsbeziehungen, so dass die Anzahl der verbleibenden Gleichungen der Anzahl der Freiheitsgrade des Systems entspricht. Diese Gleichungen enthalten noch die Bewegungskoordinaten und deren Ableitungen nach der Zeit (Geschwi ndigkeiten, Beschleunigungen). IJ)

Integralion dieser Gleichungen und Ermittlung der dabei anfallenden Integrationskonstanten aus Zusatzbedingungen, z. B. Anfangsbedingungen. Man erhält direkt das GeschwindigkeitsZeit- und das Weg-Zeit-Gesetz, aus denen bei Bedarf auch das Geschwindigkcits-Weg-Gcsctz bestimmt werden kann.

Das schrittweise Vorgehen nach diesen Empfehlungen soll zunächst an einem einfachen Beispiel, das jedoch fasl alle lypischen Probleme zeigl, demonstrie'1 werden. Weilere Beispiele finden sich im Abschnitt 29.5.4.

I Beispiel:

I

Eine zylindrische Walze mit der Masse m beginnt unter Einwirkung einer Kraft F zum Zeitpunkt I = aus der Ruhe heraus eine Bewegung auf einer horizontalen Bahn.

Gegeben:

°

m; F=!mg; a=40'; R=500mm.

a) Welchen Weg hat die Walze nach t = 5 s zurückgelegt und um weI-

chen Winkel hat sie sich gedreht, wenn eine reine Rollbewegung vorausgesetzt werden darf? b) Wie groß muss der Haftungskoeffizienl J10 zwischen Walze und Untergrund mindestens sein, damit sich eine reine Rollbewegung einstellt? c) Wie ändern sich die unter a gefragten Werte, wenn fLir den Haftungskoeffzienten 110 = 0, 12 und den Gleitreibungskoeffizienten J1. = 0, I gilt? a) Als Bewegungskoordinaten werden x (nach rechts positiv) zur Verfolgung des Schwerpunkts und qJ (rechtsdrehend positiv)

rur die Drehbewegung gewählt, beide nehmen gleichzeitig positive Werte an. Die Abbildung 29.19 zeigt den von äußeren Bindungen (Unterlage) freigeschnittenen Körper, angetragen wurden die eingeprägten Kräfte F und das Eigengewicht mg, als Zwangskräfte die Normalkraft FN und die Haftkraft Ffi . Bewegungswiderstände gibt es bei der AufgabensteIlung a nicht, die d' Alembensche Kraft und das d' Alembertsche Moment wurden jeweils entgegen der zugehörigen positiven Koordinatenrichtung eingezeichnet.

x

iIi~ ~X'F

= S!=9 Jsq;

A

FN

_

tF

Abbildung 29.19: schnittenes System

H

Freige-

574

29 Kinetik starrer Körper Da die AufgabensteIlung a nach den Zwangskräften FN und FH nicht fragt, wird (bei Verzicht auf zwei weitere Gleichgewichtsbedingungen) nur die Momenten-Gleichgewichtsbedingung bezliglich des Punktes A aufgeschrieben, in die diese beiden Kräfte nicht eingehen. Mit dem Massenträgheitsmoment fLir den Kreiszylinder Js = ~ mR2 nach 29.14 ergibt sich: I I' Fcosa· R -1/l.i'R -Jsii> = 0 .i'+ -2 Rii> = - cosa I/l

Die kincmatischc Zwangsbedingung qJ = 7i fur die reine Rollbewegung nach 27. I und das Einsetzen des fLir I' gegebenen Wertes fUhren auf: 21' I I I .i' = 3m cosa = :3 g cosa i = :3 glcosa +CI x = (; gl2cos a +CI 1+C2 Die Integration war wegen der konstanten Beschleunigung besonders einfach. aus den Anfangsbedingungen X{I = 0) = 0 (willklirlich) und i{1 = 0) = 0 (AufgabensteIlung) ergeben sich die Integrationskonstanten CI = 0 und Cl = 0, so dass das Bewegungsgesetz I X= _gl2cos a (29.35) 6 gemeinsam mit der kinematischen Zwangsbedingung die ersten Fragen beantworten kann: X{l =

5s) = 31,3m

qJ{1 = 5s) =

x{I=5s) R

= 62,62 = 3588

0

b) Eine reine Rollbewegung stellt sich nur ein, wenn das Coulombsche Haftungsgesetz 9.1 :0: IFlI.maxl = p{J FN erfullt ist. FlI und FN können aus dcn bisher nicht genutzten Kräfte-

11'11 [

Gleichgewichtsbedingungen an der freigeschnittenen Walze berechnet werden:

T

FN=mg-Fsina =mg (I

-~ sina) 2

1

FH = Fcosa -mX = Fcosa-:3 Fcosa = (;mgcosa

<-

Damit errechnet man aus 9. I die Bedingung flir reines Rollen der Walze: WJ

~ 1;:1 =0.188

c) Die Bedingung flir reines Rollen ist mit dem Haftungskoeffizienten, der flir die Aufgaben-

steIlung c gegeben ist, nicht mehr erfüllt. Damit gilt auch die Zwangsbedingung fUr die beiden Bewegungskoordinaten (Rollbedingung) nicht mehr. Die Walze fuhrt eine Bewegung mit zwei Freiheitsgraden aus. An die Stelle der Haftkraft (Zwangskraft) tritt die Gleitreibungskraft (Bewegungswiderstand, Abbildung 29.20), für die nach 28.3 die Formel fUr die Coulombsche Gleitreibung gilt (im Unterschied zur Haftkraft, die aus einer Gleichgewichtsbedingung berechnet wurde). In diesem Fall werden alle drei Gleichgewichtsbedingungen benötigt:

T SC

FN

-

mg + I' sin a = 0

<-

mi-Fcosa+)lFN = 0

Js ii> -)l FN R = 0

Flir das Momenten-Gleichgewicht wurde der Bezugspunkt S gewählt, um gleich zu entkoppelten Beschleunigungsgleichungen zu kommen. Die Normalkraft wird eliminiert, und nach Einsetzen von Js = ~ mR2 und des gegebenen Wertes flir I' verbleiben:

29.5 Ebene Bewegung starrer Körper

575

x = ~ 8 (cosa+.u sina - 2.u)

Ci>

=.u ~ (2 -

x

Beschleunigung und Winkelbeschleunigung sind konstant und können problemlos integriert werden. Mit den Anfangsbedingungen X(I = 0) = O..1'(1 = 0) = 0, rp(r = 0) = 0, 1'(1 = 0) = 0 werden alle Integrationskonstanten Null, und aus

x=

rp =

I

-

-.u 2

S!=9

=x

.

4: 8 12 (cosa +.u Sill a - 2.u) I

Abbildung geschnitte,ncs

ergeben sich die Antworten auf die Fragestellungen:

X(I = 5s) = 38,6m

FN

(29.36)

-Rg 12 (2 - sm. a)

/F

si.na)

t FR ~I-'FN

29.20:

Frei-

System

mit

Gleitreibung

rp(1 = 5s) = 33,29 = 1907°

oe:> Das Ergebnis des geradc behandelten Beispiels ist im Hinblick auf dcn im folgendcn Ab-

schnitt behandelten Energiesatz interessant: Bei Gleitreibung wird ein Teil der von der Kraft F geleisteten Arbeit als Reibacbeit "verbraucht", die als Wärme abgefuhrt wird (und damit nicht zur Bewegung beiträgt). Trotzdem bewegt sich die rutschende Walze weiter als die Walze bei reiner Rollbewegung. weil sie nur einen geringeren Teil der geleisteten Arbeit in Rotationsenergie umsetzt (sie hat sich dementsprechend auch nur um einen wesentlich kleineren Winkel gedreht). oe:> Und noch einmal der so wichtige Unterschied zwischen Haftung und Gleitreibung:

Das unter a gefundene Bewegungsgesetz 29.35 gilt immer, wenn tatsächlich reines Rollen vorausgesetzt werden dalt', auch dann, wenn man für die Haftkraft einen falschen Richtungssinn angenommen hat. Da diese aus einer Gleichgewichtsbedingung berechnet wird, korrigiert sich ein falscher Richtungssinn über das Vorzeichen des Ergebnisses. Das unter c gefundene Bewegungsgeselz 29.36 gilt nur, wenn der fur die Gleitreibungskraft angenommene RichtwlgssinJl (nach links) richtig ist, weM sich die Walze also tatsächlich nach rcchts bewegt. Dem Ergebnis entnimmt man, dass dies nur erfüllt ist. wenn folgende Bedingung gilt: cos a +

.u sin a - 2.u >

°

.u<2

cosa ~

.

Sill a

(29.37)

Für die Werte der AufgabensteIlung c ist diese Bedingung crfullt, abcr z. B. bei eincm Winkcl a = 85° (bei ansonsten ungeänderten Werten) müsste .u < 0,0868 fur die GÜltigkeit von 29.36 gefordert werden. Im Gegensatz zu der ähnJichen Diskussion nach dem Beispiel 2 im Abschnitt 28.2.2 (Seitc 522) würde bei Nichtcrfüllung von 29.37 die Masse nicht in Ruhe bleiben, sondern eine Rollbewegung beginnen, weil dann die Bedingung für reines Rollen (Fragestcllung b) crfullt ist. Auf keincn Fall abcr würdc sic das tun, was 29.36 dafür ergeben würde. die "sich bei Rechtsdrehung nach links bewegende Walze". oe:> Eigentlich müsste auch noch überprüft werden, ob die Walze nicht "abhebt" (Indikator dafür ist eine negative Normalkraft), was genau dann passiert, wenn die Vertikal komponente von F größer al.s das Eigengewicht der Walze ist. Mit dem Wert F = ~ mg aus der AufgabensteUung

besteht aber in dieser Hinsicht keine Gefahr.

29 Kinetik starrer Körper

576

29.5.3 Energiesatz Die im Abschnitt 28.4.3 demonstrierte Integration des dynamischen Grundgesetzes über den Weg kann auf den starren Körper übel1ragen werden, wenn für die kinetische Energie, die dort für den Massenpunkt definiert wurde, ein entsprechender Ausdruck für die unendlich vielen differenziell klcinen Massenpunkte dm verwendet wird. Die Abbildung 29.21 zeigt den Bezugspunkt 0 des starren Körpers, der sich mit der Geschwindigkeit vo bewegt (gezeiehnct sind die Komponenten .1'0 und yo). Ocr Massenpunkt dm bewegt sich zusätzlich auf einer Kreisbahn um 0 mit der Bahngeschwindigkeit rliJ. Wie bei der Herleitung von Sehwerpunkt- und Drallsatz im Abschnitt 29.5.1 wird wieder ein Hilfskoordinatensystem .i', y mit dem Ursprung in 0 eingeführt. das (wie auch ip) der Bewegung des Punktes 0 folgt, nicht aber die Rotation des Körpers mitmacht. Damit sind die Komponenten der Geschwindigkeit des Massenpunktes dm aus der Skizze ablesbar:

yl

.~Y

0

_-~Idm

Y

k-~' ;.' ,io

I':

y ~

o. (f\ ~~ Xo ri~ I .

Yo

fI X

Bewegung

(29.38)

i

r~

I

Abbildung

x=xo-rcpsinip =xo-CPY y = Yo + rcpcosip = YO + cpx

. y

~.~

o

29.21: als

X

I

-

-j

x

X

+

Starrkörper-

Translation

des

Punktes 0 und Drehung um 0

Nun kann die kinetische Energie für den Massenpunkt dm aufgeschrieben werden, und nach Integration über die gcsamtc Masse m erhält man die gesuchte Formel:

T=

iJ

2

v drn =

iJ

Itl

(.1'2

+ i) dm

1/1

m

I 2 2:vo

Jdm

m

+

m

i J dm cp2

m

1

2:

+ciJ (yo

1'2

m

2

mvo

1

J.\'dm-xo j.Vdm) m

In

.2

+ cp (mxSYO - mysxo)

-JolfJ

+

m

2

wobei wieder 29.30 und 29.31 genutzt wurden, und wie bei der Herleitung von Schwerpunktund Drallsatz im Abschnitt 29.5.1 verschwindet der Ausdruck in der Klammer bei geeigneter Wahl des Bezugspunktes. Kinetische Energie bei der ebenen Bewegung des starren Körpers: •

__

__

1

2

1

·2

j

2

j

T=ltra".,+lmt=2:II1VA+2:JAlfJ =2:mvA+2,JAUJ

2

(29.39)

Die kinetische Energie selzt sich aus einem translatorischen und einem rotatorischen Anteil zusammen. Als Bezugspunkt A sind der Schwerpunkt oder ein momentan in Ruhe befindlicher Punkt des Körpers zugelassen.

29.5 Ebene Bewegung starrer Körper

577

oe:> Man beachte den feinen (aber nicht ganz unwichtigen) Unterschied in der Gültigkeitsbe-

schränkung FLir den Drallsatz 29.34 und für die Formel der kinetischen Energie 29.39, wenn nicht der Schwerpunkt als Bezugspunkt gewählt wird. Für das Aufschreiben der kinetischen Energie zu cincm bcstimmtcn Zeitpunkt darf auch der Momcmanpol als Bczugspunkt gcwählt werden, während für den DraJlsatz 29.34 ein beschleunigungsfreier Punkt gefordert wird, so dass der Momentanpol in der Regel dafür ausschcidet. oe:> Der im Abschnitt 28.4.3 für den Massenpunkt formulierte Energicsatz 28.30 einschließlich

der für seine Anwendung gegebenen Empfehlungen (Seite 536) können auf die ebene Bewegung des starren Körpers unter Beachtung folgender Besonderheiten übertragen werden: , Die kinetischen Energien TI und T2 der beiden betrachteten Bewegungszustände I und 2 sind nach 29.39 aufzuschreiben. • Die Höhe" (relativ zum Null-Potenzial) in der Formel rur die potenzielle Energie 28.20 bczicht sich bcim statTCn Körpcr auf dcn Schwerpunkt. Bci cincm Systcm aus mchrcren Körpern darf für jeden Körper ein eigenes Null-Potenzial festgelegt werden.

29.5.4 Beispiele Zur Analyse der ebenen Bewegung starrer Körper wurden bisher der ScI,wetptll1ktsatz, der Drallsalz, das Prinzip von d'Alembert lind der Energiesatz behandelt. Für das Lösen von Problemen sind Schwerpunkt- und Drallsatz einerseits und das Prinzip von d' Alembert, wie es im Ahschnitt 29.5.2 dargestellt wurde, gleichwertig. Man darf die gegebenen "Empfehlungen für das Lösen von Problemen nach dcm Prinzip von d' Alembert" (Seite 572) durchaus auch als Stratcgie des möglichst sicheren Anwendens von Schwerpunkt- und Drallsatz ansehen. Der Energiesatz dagegen hat seine eigenen Stärken und Schwächen. Die folgenden Beispiele sollen auch die Vor- und Nachteile der cinzelnen Verfahren zu vcrdeutlichcn.

I

Beispiel]: I_ _ _ _.... EIIle Kugel mit dem Rad.us r begll1nt 111 der Höhe" aus der Ruhe heraus eine reine Rollbewegung, die im PunktA in eine kreisförmige Loopingbahn mit dem Radius R mündet. Gegeben:

h, r, R.

r

,

t ~A

I

R

a) Wie groß ist die Bahngeschwindigkeit des Kugel-

mittelpunkts in Abhängigkeit von ß? b) Aus welcher Höhe '" muss sie starten, damit sie sich bei ß' = 1200 von der Kreisbahn löst, bei wel-

".<

cber Stat·thöhe e'Teicht sie den höchsten Punkt der Loopinghahn?

~ I W,

V21~

~ 2!ß

,

..:

I

/

R-(R-r)cosß I

, O-POl.

Nur über den Energiesatz ist ein Einstieg in die Lösung zu finden, weil über die Bahnkurve vor dem Eintritt in die Loopingbahn n.ichts bekannt ist. Betrachtet werden (untere Skizze) die Bewegungszustände I (Start) und 2 (durch ß gekennzeichneter Punkt der Loopingbahn). Das

578

29 Kinetik starrer Körper

Null-Potenzial wird (willkürlich) auf dem Niveau des tiefsten Bahnpunktes festgelegt. 1m Zustand I hat die Kugel nur potenzielle Energie (Höhe h über dem Null-Potenzial), im Zustand 2 befindet sie sich in der Höhe R - (R - r) cos ß, ihr Mittelpunkt hat die Geschwindigkeit V2, und sie dreht sich mit der Winkelgeschwindigkeit W:!. Auf dem Weg von I nach 2 wird weder Energie zugeführt (kein Antrieb) noch abgefÜhrt (keine Reibung), so dass die Energiebilanz lautet:

I mgh = mg [R - (R- r)cosßI + 2: mv~

I

+ 2:Jswi

"f

Nach Einsetzen der Zwangsbedingung W:! = (reines Rollen) und des Massenträgheitsmoments rur die Kugel, das man der Tabelle auf Seite 549 entnimmt, kürzt sich In aus der Energiebilanz heraus, die nach V2 aufgelöst werden kann: V2 =

)'70

g[h-R+(R-r)cosßI

Um die Fragestellung b zu beantworten, müssen die wirkenden Kräfte betrachtet werden. Die Abbildung 29.22 zeigt alle Kräfte. die bei Arbeit mit dem Prinzip von d' Alembert anzutragen wären: Eigengewicht (eingeprägte Kraft), Normalkraft und Haftkraft (Zwangskräfte), keine Bewegungswiderstände, d' Alembertsche Kräfte (entgegen der Bahnbeschleunigung des Schwerpunkts und die nach außen gerichtete Zentrifugalkraft) und das d' Alembertsche Moment. Bei der Zentrifugalkraft nach 28.8 ist der Radius R - r der Kreisbahn einzusetzen, auf der sich der Schwerpunkt der Kugel bewegt.

Abbildung 29.22: Freigeschninene Kugel

Wenn die Normalkraft FN negativ wird, löst sich die Kugel von der Führung. Zur Berechnung der Normalkraft genügt die Gleichgewichtsbedingung in radialer Richtung

mv2 FN-mgcosß- _ _ 2 =0 R-r

.

in die neben einer Komponente des Eigengewichts nur die Zentrifugalkraft eingeht, die mit der bereits bekannten Geschwindigkeit aufgeschrieben werden kann, so dass die unbekannten und Winkelbeschleunigung 6>.2) nicht benötigt werBewegungsgrößen (Bahnbeschleunigung den. Einsetzen von V2 und Nullsetzen der Normalkraft liefert die Bestimmungsgleichullg rur den Punkt, bei dem sich die Kugel von der Bahn löst. Diese lässt sich vereinfachen zu

"2

cosß =

_~ h-R 17 R-r

und liefert fur

ß' =

120 0 bzw.

ß"

= I80° (höchster Punkt der Loopingbahn):

1 h' = 20 (37R- 17r)

h" =

I~ (27R- 17r)

ß' die Loopingbahn verlässt, beginnt sie eine freie Bewegung (ohne Zwangskräfte). Ihr Schwerpunkt bewegt sich nach 29.33 wie ein Massenpunkt, so dass die im Beispiel des Abschnitts 28. I rur den schiefen Wurf des Massenpunktes entwickelten Formeln bei einer Anfangsgeschwindigkeit Vo = V2(ß') und einem Abwurfwinkel a = 600 gelten. Da keine äußeren Momente mehr wirken, bleibt nach dem Drallsatz 29.34 die Winkelgeschwindigkeit der Kugel während des Fluges gleich W:!(ß').

oe;> Wenn die Kugel bei

579

29.5 Ebene Bewegung starrer Körper

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 EIne WInde wIrd mit eInem konstanten Moment Mo angetrieben und zieht über ein (dehnstarres, masseloses) Seil eine Walze auf einer schiefen Ebene aufwälts. Die Bewegung möge zum Zeitpunkt I = 0 aus der Rllhe heraus beginnen. Die Walze führt eine reine RoUbewcgung aus. Gegeben:

/111, 1112,

JSI , JS2, R I , R2, Mo, a.

Der Index S bei den Massenträgheitsmomemen deutet an, dass sie sich jeweils auf den Schwerpunkt beziehen, der bei der Walze mit ihrem Millelpunkt und bei der Winde mit dem Drehpllnkt A ZllsammenfaUt. Es sollen die Beschleunigung des Walzen mittelpunkts und die Kräfte im Seil sowie die Lagerkräfte bei A flir den BewegungsZllstand ermittelt werden. In der Skizze sind die drei gewählten Bewegungskoordinaten eingetragen, mit XI wird die Bewegung des Walzenmittelpunkts verfolgt. Das System hat einen Freiheitsgrad, so dass zwei Zwangsbedingungen formuliert werden können. Für die Walze gilt die Rollbedingung €PI = )t. Ihr Momentanpol ist der Berührungspunkt mit der schiefen Ebene, der obere Punkt, an dem das Seil angreift, hat (wegen der doppelten Entfernung vom Momentanpol) die doppelte Geschwindigkeit des Mittelpunktes 2-'"1. Dies ist dann auch die Geschwindigkeit des Seils und damit die Bahngeschwindigkeit am Außenradius der Winde, für deren Winkelgeschwindigkeit also Ci>2 = ~ gelten muss. Alle Koordinaten sollen bei I = 0 ebenfalls Null sein, so dass die Zwangsbedingüngen in gleicher Form für Weg, Geschwindigkeit und Beschleunigung gelten. Wegen der gesuchten Kräfte wird das Prinzip von d' Alembert benutzt. Die Abbildung 29.23 zeigt die freigeschnittenen Massen mit allen angreifenden Kräften und Momenten. Für fünf unbekannte Kräfte und die llnbekannte BescWeul1igung stehen sechs Gleichgewichtsbedingungen zur Verfügung. Da FH und FN für die Walze nicht gefragt sind, wird nur eine Momemen-Gleichgewichtsbedingung (mit dem Angriffspunkt dieser Kräfte als BeZllgspunkt) für die Walze formuliert, für die Winde werden drei Gleiehgewichtsbedingllngen aufgeschrieben: Fs ·2RI -/1Ixl·RI -JSIi/J1 -/1Ilgsina·RI

Mo -JS2if!2 - Fs' R2 = 0

Abbildung 29.23: Freigesehninene Massen

=0

FAH - Fscosa = 0

I.n den beiden Momenten-Gleichgewichtsbedingungen werden die Winkelbeschleunigungen durch die Beschleunigllng des Wa]zenmittelpunkts ersetzt (Zwangsbedingllllgen), und man erhält mit . 2D ' Js t ) .Xt= rS-Inlgslna ( 1n1+2 R I

22 JS2X .. t =Mo D --rs R2 R2

29 Kinetik starrer Körper

580

zwei Gleichungen für die beiden Unbekannten Ps und XI. Nach Elimination von Ps erhält man

".

2

XI =

. -MoR2 -mi gSll1a

--=--'Js-'----,J'S24- 2 1111+-+ R2I R2

und damit sind auch die gesuchtcn Kräfte bckannt:

Fs .0;>

= -Mo R2

JS2 ..

2 -oXI Ri

PAN

=

Pscos a

PAV

= 11I2g +}"ssina

Das System des Beispiels 2 bewegt sich mit konstanter Beschleunigung, so dass auch das Geschwindigkeits-Zeit-Gesetz und das Weg-Zeit-Gesetz durch Integration problemlos zu bercchnen wären. Ocr Ausdruck fur die Bcschleunigung XI zeigt eincn typischcn Aufbau (Kontroll möglichkeit): Im Nenner stehen (sämtlich positiv) die .,trägen Massen", im Zähler haben die antreibenden Größen (hier: Mo) ein positives und die bremsenden Größen (hier: Eigengewicht der Walze) ein negatives Vorzeichen .

•-:> Wenn nur die BescWeunigung zu ermitteln gewesen wäre, hätte dafür aucb der Energiesatz cffcktiv angcwendet werden könncn: Für beidc Massen werden getrennte Null-Potenziale in Höhe ihrer Schwerpunkte (bei t = 0) festgelegt, so dass im Zustand I (Start der Bewegung) weder potenzielle noch kinetische Energie zu berücksichtigen ist. Auf dem Weg zum Zustand 2 (beliebiger Zeitpunkt i) wird die äußere Arbeit MO({>2 geleistet, im Zustand 2 liegt 1111 um XI sin a über dem Null-Potenzial, und flir beide Massen sind kinetische Energien naeh 29.39 zu berücksichtigen. In der Energiebilanz

MO({>2

"

I

.2

=mlgxl sma+211lIX,

I

.,

I

.2

+ 2Js, <1'1+ 2JS2lf!2

werden die Winkelkoordinate ({>2 und die Winkelgeschwindigkeiten q>1 und li>2 unter Verwendung der Zwangsbedingungen ersetzt. [LI1d man erhält mit

-mlgSina) X, = ~ ( 2 Mo ~ 2

(mi + Js~ +4J~) xi ~

~

primär eine Geschwindigkeits-Weg-Beziehung (typisch bei Anwendung des Energiesatzes). Diese Beziehung wird auf bei den Seiten nacb der Zeit ( abgeleitet:

-1111 gsin a) XI = ~ ( 2 Mo R2 2

(mi + Js~ +4 J~) 21'1 XI R2 RI

Die Geschwindigkeit XI hebt sich heraus, und nach Umstellung erhält man die gleiche Beschleunigung wie nach dem Prinzip von d' Alembert.

c:> Die konstante BescWeunigung führt natürlich dazu, dass die Bewegung des Systems immer sehneller wird. Ursache dafür ist die Annahme eines konstanten Antriebsmoments. Dies ist in der technischen Praxis in der Regel nicht realistisch. Vielmehr geben Motoren ein drehzahlabhängiges Moment ab. der Zusammenhang zwischen Drehmoment und Drehzahl wird als Kennlinie des Antriebs bezeichnet (vgl. folgendes Beispiel).

29.5 Ebene Bewegung starrer Körper

581

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 EIße Setlwlßde wIrd von eIßem Antrieb mit "fallender Kennlinie" (Amriebsmomem wird bei größerer Drehzahl kleiner) angetrieben. Aus der Ruhe heraus wird ei ne Masse m angehoben (das Seil sei dehnstarr und masselos).

R .... ~ A JM(w)

Für den Anfahrvorgang sollen die Winkelgeschwindigkeit der Winde und das Antriebsmomcnt in Abhängigkeit von der Zeit ermittelt werden.

-.!J.-

MO = 3

Gegeben:

f

= I 5 mR2'

mgR

= 19 62s- 2

R

I

Die Abbildung 29.24 zeigt die freigeschnjttenen Massen mit allen zu Geriicksichtigenden Kräften und Momenten (einschließlich der Kräfte im Lagerzapfen und des Eigengewichts der Winde, die nicht Genötigt werden). Es werden das Momenten-Gleichgewicht an der Winde und das vertikale Kraft-Gleichgewicht für die Masse m formuliert:

M-Js6>-FsR=O

Fs-mg-mv=O

Fs wird eliminiert, und es verbleibt noch eine Gleichung. Mit der Zwangsbedingung w = ii und der gegeGenen Kenl1linienfunktion erhält man: 2

(Js+mR )6>=Mo

[1- (:Y]

-mgR

Dics lässt sich umformen zu:

.

I

w = 1+ -.!J.-

g { Mo mgR

R

Abbildung 29.24: Frei-

ntR2

geschniltene Massen

Diese nichtlineare Differcnzialglcichung lässt sich ausnahmsweise noch geschlossen lösen. Darauf darf man bei praxisnahen Problemen in der Regel nicht hoffen. Kennlinien sind meist gar nicht mit den klassischen Funktionen zu beschreiaen, sondern liegen nur punktweise vor (und man sollte dann ein Programm benutzen, das punktweise definierte Funktionen interpolieren und bei der Lösung des Anfangswertproblems verwenden kann). Die Abbildung 29.25 zeigt die Funktionen w(t) und M'(t) = m~R (für die Lösung mit verschiedenen Programmen siehe www.TM-aktuell.de). co

M'

~

( 16

1

4

8

4

t

Abbildung 29.25: Antrieb mit ,.fallender Kennlinie"

-+

8

\

Geschwindigkeit wächst nicht unbegrenzt

29 Kinelik Slarrer Körper

582

I

Beispiel 4: I_"";_ _...1 ZweI Massen 1/11 und 1/12 können auf emer vertikalen bzw. einer horizontalen Führung reibungsfrei gleiten. Sie sind durch eine starre Stange (Masse I11S und Massenträgheitsmoment Js bezüglich des Schwerpunktes S) gekoppelt. Das gesamte System wird aus der skizzierten Lage ohne Anfangsgeschwindigkeit freigelassen. Für den Bewegungsvorgang sollen die Kräfte in den Bolzen berechnet werden, die die Massen mit der St311ge verbinden. Gegeben:

_ Js I11S [2

~ 12

_1111 --05 I11s'

m2 --2

m, I ~

~\

m,

!I.[ =

I/Is

0

'2

Während sich die Massen m\ und 1112 rein translalOrisch bewegen, fUhrt die St311ge eine allgemeine ebene Bewegung aus. Die Abbildung 29.26 zeigt die gewählten Koordinaten: Der Schwerpunkt der Stange wird durch x und y verfolgt, die Drehung der Stange durch den Winkel !p, fUr die beiden Massen wurden die Koordinaten YI bzw. X2 definiel1. Die Massen werden von den Führungen gelöst, und die Stange wird von den Massen getrennt (Abbildung 29.27).

29 ,43s- 2

s

ly

x

x,

Abbildung 29.26: Koordinaten

Es müssen die eingeprägten Kräfte (Eigengewicht), die durch das Freischneiden sichtbar werdenden Zwangskräfte (Normalkräfte an den Führungen und die Kraftkomponenten in den Verbindungsbolzen) und die d' Alembertschen Kräfte und für die Verbindungsstange das d' Membel1sche Moment angetragen werden. Für die zentralen Kraftsysteme an den Massen 111\ und m2 können jeweils 2 und für die Stange 3 Gleichgewichtsbedingungen formlJlien werden. Da die beiden Normalkräfte nicht interessieren, wird an jeder Masse auf eine Gleichgewichtsbedingung (und damit auf eine Unbekannte) verzichtet, so dass noch 5 Bedingungen aufzuschreiben sind:

->2

Ts S)

F\y-m\g-m\y\ =0 , F2x - m2X2=0, (29.40) -Fty + F2y -l11sg -l11sY = 0 FIx ~ F2x-mSX = 0 Y\ x2 .. FIXZ + F2xY- F\yx- F2y Z -Js!p = 0

Dies sind 5 Gleichungen für4unbekannte Kräfte und die unbekannten Beschleunigungen. Da das System nur einen Freiheitsgrad hat, können alle Beschleunigungen durch eine ausgedrückt werden (Zwangsbedingungen), so dass (wie beim Beispiel 2) die Anzahl der Gleichungcn mit dcr Anzahl der Unbekannten übereinstimmt.

J ..

-----,-~ rp

msx Imsg

3x !F, m,gl Im, y, FN \

F2x

jmsy

!F2y

F2 y l

Y

m 2 x2

F2x ~m2g

IFN2

Abbildung 29.27: Freigescbnitlene Massen

Trotzdem können die gesuchten Kräfte nicht unmittelbar aus diesen Gleichungen berechnet werden, weil die Zwangsbedingungen auch die anderen Bewegungsgrößen enthalten. Aus relativ

583

29.5 Ebene Bewegung starrer Körper

einfachen geometrischen Zusammenhängen für die eingeführten Koordinaten erhält man für die Beschleunigungen wesentlich komplizie.tere Ausdrücke. Es gilt z. B.: I

x =

2 coscp

Y =

I

=}

x= -2 (ipsin cp +

2 sincp

=}

y= 2 (ipcoscp-<):>2sincp)

= / coscp

=}

X2

YI=/sincp

=}

YI=

X2

/

<):>2 eos cp)

/

(29.41)

= -I (ipsincp+<):>2cos cp)

1 (ipcoscp-<):>2sincp)

Auch wenn alle Koordinaten durch eine ersetzt werden (z. B. durch cp), kann diese nicht direkt eliminiert werden. weil sie auch durch ihre beiden Ableitungen nach der Zeit in den Gleichungen vertreten ist. Zuerst muss also das Bewegungsgesetz ermittelt werden, danach erst sind auch die Kräfte berechenbar. Die ersten 4 Gleichgewichtsbedingungen 29.40 können nach den Kräften aufgelöst werden: Fix

= ms·r+m2x2

Fty ="'lg+mIYI F2y = "'sg +msy+ml g+ml YI

F2, = "'2X2

(29.42)

Die Kräfte nach 29.42 werden in die fünfte Gleichung 29.40 eingesetzt, in der auch noch alle Koordinaten mit Hilfe der Zwangsbedingungen 29.41 durch cp ersetzt werden, und man erhält die Bewegungs-Differenzialgleichung I "'2 2 "'I 2 Js ) ( -+2-sin cp+2-cos cp+2--2 ip

2

"'S

~)

+ ("'2 _ Ins Ins

ms /

"'S

<):>2 sin 2 cp + (2

~+ Ins

I) ~ I

cos cp = 0

die natürlich nur numerisch integriert werden kann (siehe www.TM-aktuell.de). Danach können über die Zwangsbedingungen 29.41 auch die anderen Koordinaten und Beschleunigungen berechnet werden und mit diesen dann die gesuchten Kräfte 29.42. Dabei sollte die Integration des Anfangswertproblems gleich mit der Auswertung weiterer Funktionen gekoppelt werelen. Die Grafik zeigt die Bewegungsgesetze für die Stange cp(r) und (j) = <):>(1) und die resultierenden Kräfte in den Bolzen der Massen I und 2. Dargestellt sind die dimensionslosen Kräfte

/".. \ ·1

Q,4

o,a

\

/

·:V w

0,4

I

1,2! 1,6 \ . \

1\\

j'

1,2

Abbildung 29.28: Kinematische Diagramme, Kräfle in den Bolzen

584

29 Kinetik starrer Körper

I F2• =F2- = msg

IIlSg

JF

2

2x

+F 2

2y

'c:> Aufgaben dieser Art können mit dem Energiesatz allein nicht gelöst werden. Dieser eignet sich jedoch sehr gut zur Kontrolle einzelner Ergebnisse. Hier werden als Zustand CD der Start der Bewegung und als Zustand @ die horizontale Lage der Stange betrachtet (Abbildung 29.29). Mit dem Null-Potenzial in Höhe der horizoillalen FUhrung hat das System nur im Zustand CD potenzielle Energie. Im Zustand @ befindet sich Masse 2 im Umkehrpunkt ihrer Bewegung, hat also keine kinetische Energie. Da sich damit auch der Bolzen 2 der Stange in Ruhe befindet, ist er der Momentanpol für die Stange, deren kinetische Energie in der Form hw2 aufgcschrieben werden darf. Dies ist nach 29.39 erlaubt, wenn (mit dem Steinerschen Satz) fUr h = Js + I1lS ~ das Massenträgheitsmoment bezüglich des Momentanpols eingesetzt wird.

r-'

Null-Polenzial -

!

Abbildung 29.29: Null-Potenzial, Bewegungszustände CD und ®

FUJ die Winkelgeschwindigkeit W der Stange llnd die Geschwindigkeit VI der Masse 1111 gilt im Bewegungszustand @dieZwangsbedingung VI = wl, so dass aus der Energiebilanz

I

1111

I

g 3 + I1lS g (5 =

I

-2

I

-2

21111 v I + 2h w

die Winkelgeschwindigkeit W berechnet werden kann:

Dieser Wert stimmt exakt mit dcm Zwischenergebnis überein, das sich für diese spezielle Lage aus der Integration der Bewegungs-Differenzialgleichung ergibt. Die komplette Berechnung einschließlich der Verifizierung der Ergebnisse mit dem Energiesatz findet man unter www.TM-aktuell.de. oe:> Wäre im Beispiel 4 nur die Bewegung zu untersuchen gewesen, hätte sich auch der Energie-

satz angeboten. Man müsste dann als Zustand CD den Start und als Zustand @ eine beliebige (durch die Bewegungskoordinaten definierte) Lage betrachten und dafUr die Energiebilanz aufstellen. 'C:> Anwendbarkeit des Energiesatzes: Am Ende des Abschnitts, in dem an Beispielen die

Vor- und Naehtei le der unterschiedlichen Verfahren demonstriert wurden, muss noch darauf hingewiesen werden, dass der fUf viele Probleme auf recht eiJ1faehe Weise anwendbare Energiesatz sich (im Gegensatz zum Prinzip von d' Alembert, vgl. Beispiel im Abschnitt 29.5.2) nicht fUr Systeme mit mehreren Freiheitsgraden eignet, weil er nur eine Bilanzgleichung liefert. Das Aufschreiben von Bewcgungs-Differenzialgleichungcn aus Energiebetrachtungen für kompliziertcrc Systemc wird im Abschnitt 33.4 gesondcrt bchandelt.

29.6 Räumliche Bewegung starrer Körper

585

29.6 Räumliche Bewegung starrer Körper Die Strategie der Herleitung der Aussagen über die Kinetik der räumlichen Bewegung starrer Körper folgt dem bewähl1en Muster, das bereits fLir die ebene Bewegung im Abschnitt 29.5 verwendet wurde: Die Wir~'lmg der (nnn drei) Komponenten der d' Alembenschen Kraft am unendlich kleinen Masscnpunkt dm wird übcr die gcsamte Massc m summicl1 (integriert) und mit der Wirkung der äußeren Belastung ins Gleichgewicht gebracht. Zur Vereinfachung der Schreibarbeit werden die (in einem raumfesten Koordinatensystem gemessenen) Koordinaten, Geschwindigkeits- und Beschleunigungskomponenten zu Vektoren zusam mengefasst :

1=

[~]

[n

v=

[~]

ä=

Z

(29.43)

XS] =;;;I'[X] = [Ys j Y ZS

In

j

I'

dm = ;;;

Z

S .-0

Ts

x"-

Aucb die Koordinaten des Schwerpunkts der Masse m nach 4.3 werden vektoriell formuliert (Abbildung 29.30):

1s

r dm

y-:---:...

Abbildung 29.30: Vektoren 1 lind 1s

J

(29.44)

rdm=lnrs

? dm

m

'"

29.6.1 Schwerpunktsatz, Drallsatz Gewählt wird ein (zunächst beliebiger) körperfester Bezugspunl't 0, auf den alle angreifenden äußeren Lasten reduziert werden. In der Abbildung 29.31 sind die Komponenten der resultierenden äußeren Lasten angedeutet, die ab sofort durch einen Kraftveklor und cinen Momentveklor repräsentiert werden:

FOX]

Fa = [ Foy

Mo=

Fa:

MOX]

[

(29.45)

M oy Mo:

Z

Die drei Komponenten der d' Alembertschen Kräfte des Massenpunkts dm werden entsprechend 29.43 im Vektor ädm zusammengcfasst. Das Gleichgewicht der äußeren Kräfte mit den über die Gesamtmasse integrierten Massenkräflenliefert unter Berücksichtigung von 29.44:

- J

ädm=

Fo=

m

J

J

111

m

2 2 d 1 d -,dm=-2 dt~

Y

,

x

i~)~~dm t I

4 Ta

O~ oX M

................. 0%

Abbildung 29.31: Kraft- lind Momentvektor (Komponenten)

2 d ?dm=-?(m1s)=mäs ~-

/"

t ..F

-=-~/

(29.46)

Dies entspricht dem schon fUr die ebene Bewegung hergeleiteten Schwerpunktsatz: Auch im Raum bewegt sich der SchwerplLllkt eines Körpers so. als würden alle äußeren Kräfte an i.hm angreifen und die Gesamtmasse des Körpers in ihm konzentriert sein.

29 Kinetik starrer Körper

586

Für das Momenten-Gleichgewicht aller Massenkräfte mit dem Moment der äußeren Belastung wird der Vektor i" (vom Bezugspunkt 0 zum Massenpunkt dm) eingeführt (Abbildung 29.32):

- j_ -dm j_*

Mo =

r x a

dm

dv dt dm

r x

=

l~ :d~r'

(29.47)

m

'"

Mit der Identität

d (~* ~) _ r xv =r dt

-

dv di" dl dt

x"

~

x~+-xv

_0

... /

o

Abbildung 29.32: ..Hebelarm·· i"

(Differenziation eines Produkts) und den aus der Kinematik bekannten Beziehungen 27.14

dr dl

"""'"*

--->

v=

= W x r

""""*

1'0 + W x r

(29.48)

lässt sich 29.47 folgendermaßen umformen:

- j -r x-dm= dv j [d di"] dm Mo= -(r_ xv)--xv dt dt dl m m = :lji"xvdm- j(wxr')x(vo+WXr)dm m

m

= :,/r'xvdm- j(wxf)xvodm- /(wxr)x(wXr)dm m

=d -

m

j -.

dl m

r

Xv-d 11/-

m

j( - -) xVo- d (J)xr

m

m

Das erste Integral wird als Drall (Drehimpuls) der Masse bezüglich des Punktes 0

T..o =

j i" x vdm

(29.49)

m

bezeichnet. im zweiten Lntegral ist nur der mittlere Faktor über das Volumen der Masse veränderlich (das dritte Integral ist bereits verschwunden wegen CX = 0 bei beliebigem Vektor C):

c

Mo = dd7 - ( w x

I

i"

dm)

x vo

(29.50)

Man erkennt, dass sich 29.50 wesentlich vereinfacht, Wenn der Bezugspunkt 0 sich nicht bewegt. Um den von der ebenen Bewegung bekannten besonderen Einnuss des Schwerpunkts zu klären. wird i" entsprechend Abbildung 29.33 ersetzt. Der .,Umweg iiber den Schwerpunkt" Liefert:

Mo =

~:

-

[w x (rOS /dm+ j rs dm)] m

x

Vo

Zl

y

1/1

Der Vektor ros als Verbindung zweier fester Punkte des Körpers durfte vor das Integral gezogen werden, das zweite Integral verschwindet (statisches Moment bezüglich des Schwerpunkts):

x Abbildung 29.33: "i' =

ros + rs

587

29.6 Räumliche Bewegung starrer Körper

- o = -d~ - m (M CJ) dl

X

ros)

X -\'0

(29.51)

Damit wird noch eine zweite Möglichkeit erkennbar, das Momenten-Gleichgewicht des bewegten Körpers im Raum besonders einfach zu formulieren. Es ist der Drallsatz (Momentensatz): (29.52) Die zeitliche Änderung des Dra/ll'eklors enlspricht der Wirkung des resultierenden Momentvekrors aller äußeren Belastllngen. Als Bezugspunkt A sind der beliebig bewegle Schwerpunkt oder ein ruhender Punkt des Körpers zugelassen. Der DraLlvektor in 29.52 wird nach 29.49 berechnet, wobei die Geschwindigkeit nach 29.48 eingesetzt werden kann:

- j -, xvdm=. - f-. x (-vA+Wxr - -') dm=.f-. CII1XVA+ I J-,

LA=

I'

m

I'

I'

I'

m

III

X

(- -') WXr

dm

IJI

Der erste Summand verschwindet in jedem Fall, denn A muss ein ruhender Punkt (VA = ö) oder der Schwerpunkt sein (dann ist das Integral als statisches Moment gleich Null):

LA = Jr'X(Wxr')dm

(29.53)

m

Wenn für? und Wdie KomponelllendarsteLiungen in kartesischen Koordinaten

w,]

w= [::

in 29.53 eingesetzt werden, entstehen beim Ausmultiplizieren der Vektorprodukte genau die Integrale, die im Abschnitt 29.3.3 als axiale Massenträgheitsmomente 29.17 lind Deviationsmomente 29.18 definiert ww-den:

LA

=

LAx'] [J;XWX+J;VWY+J;,w,] [ J;x LAy' = J~.Wx + J Wy + J:,w, = J~y [ LA:' Jx:w, +J"Wy +J"w: J"

7

c:> Man beachte, dass der Drallsatz 29.52 für ein raumfestes Koordinatensystem formuliert wurde, so dass allch die Elemente des Trägheitstensors in 29.54 sich auf dieses System beziehen müssen und nicht einfach aus der üblichen Berechnung im körperfesten Koordinatensystem übernommen werden könncn. Gegebenenfalls kann die Drehung dcs Körpers während der Bewegung iiber die Transfonnation 29.23 erfasst werden. In vielen Fällen ist es jedoch günstiger, mit körperfesten Koordinaten zu arbcitcn. Dics wird im nachfolgcndcn Abschnitt besprochcn.

588

29 Kinetik starrer Körper

29.6.2 Körperfeste Koordinaten, Eulersche Gleichungen, Kreiselbewegung Im Bezugspunkt 0 des bewegten Körpers wird ein kÖlpeljestes c,-ry-t;-Koordillatensysrem definicrt. Die Komponenten dcs Vcktors iiJ werden auf diesc Koordinatcnrichtungcn bczogen, dic Elcmcntc des Träghcitstensors sind bezüglich diescs Systems konstant. Dcr analog zu 29.54 im bewcgten Koordinatensystem aufzuschreibende DraJlvektor

(29.55)

darf natürlich nicht in 29.52 eingesetzt werden, weil sich die Zeitableitung in 29.52 auf das raumfeste Koordinatcnsystem bezieht. Im Abschnitt 27.3.3 wurde der Zusammenhang 27.16 zwischen der Ableitung eines Vektors im ruhenden bzw. bewegten Koordinatensystem hergeleitet, der hier rur die Ableitung des Drallvektors genutzt wird: dLA d*LA _ - = w x LA +-dt dt

(29.56)

Der Stern bcim Ablcitungssymbol, deutet dic ,.Ableitung im bewcgten (körpcrfcstcn) System" an. Mit dicser "Transfornlation der zeitlichcn Ableitung" wird aus 29.52 mit 29.55 dcr Drallsatz bezüglich des bewegten (körperJesten) Systems: -

_

_

d*L A

MA = W X LA +'"dt

_

_

d* iiJ

= W x (J~~r;W)+J~~r;dt

(29.57)

c:> Ocr Vcktor iiJ in 29.57 ist mit seinen Komponenten für das bcwegte System zu formulieren. Er beschreibt natürlich trotzdem die Drehung des Körpers (oder besser: "Drehung des körperfesten Koordinatensystems") gegenüber der ,.ruhenden Umwelt". Wenn man sich für das Arbeiten mit einem körperfesten Koordinatensystem entscheidet, können (und sollten) dessen Achsen natürlich mit den Hauptachsen rur den Punkt A zusammenfallen. Dann wird die Matrix in 29.55 zur Diagonalmatrix m.it den Hauptträgheitsmomenten, die (vgl. Abschnitt 29.3.3) nach 29.24 als lt. hund h bezeichnet wcrden. Dementsprechend sollen auch die Komponenten der Winkelgeschwindigkeit und des äußeren Momentvektors um diese Achsen die Indizes 1,2 llnd 3 haben. Die Beziehung 29.57 vereinfacht sich erheblich. Man erhält nach Ausführen der Multiplikationen die Komponenten des Momentvektors, nach LEONARD EULER (1707 - 1783) bezeichnet als Eulersche Gleichungen:

M, =l,w,-(h-h)OJzWJ M2 = h~ - (h -li) WJWI M3 =h6JJ-(J1 -h)wl 0Jz

(29.58)

Die Gleichungen gelten fiirein körperJestes Hauptachsensystem, dessen Ursprung im Schwerpunkt oder ü, einem ruhenden Punkt des Körpers Liegt.

589

29.6 Räumliche Bewegung starrer Körper

oe:> Der wesentliche Vorteil des Arbeitens mit körperfesten Koordinaten zeigt sich in den Glei-

chungen 29.58: Die Massenträgheitsmomente sind keine zeitabhängigen Größen. Allerdings beschreiben die Eulerschen Gleichungen nur die Drehbewegung des Körpers um die körperfesten Achsen, deren (sich während der Bewegung ändernde) Lage im Raum kann allein aus diesen Gleichungen nicht berechnet werden. Wenn allerdings die Bewegung der Achsen (z. B. bei Zwangsftihrung) bekannt ist, können die Gleichungen 29.58 recht nützlich sein. oe:> Als Kreisel wird ein starrer Körper bezeichnet. der eine Bewegung um einen festen Punkt

ausführen kann (drei Freiheitsgrade). Die Berechnung von Kreiselbewegungen ist ein typischer Anwendungsfall für die Eulerschen Gleichungen. Für die Beschreibung der Bewegung der (körperfesten) Hauptachsen eines Kreisels sind drei Winkelkoordinaten erforderlich, die (auch auf einen Vorschlag Eulers zurückgehend) entsprechend Abbildung 29.34 definiert werden. Im ruhenden Punkt des Kreisels liegt ein raumfestes x-y-z-Koordinatensystem. Die Neigung der Hauptachse 3 zur der z-Aehse wird durch den Winkel ~ bcschrieben (die Wahl der Hauptachse 3 iSI willkürlich). Die körperfesten Hauptachsen I und 2 behalten ihre rechtwinklige Lage zu 3 natürlich bei, die von I und 2 aufgespannle (körperfesIe) Ebene schneidet die (raumfeste) x-y-Ebene entlang der so genannten Knotenachse.

Z J

'I/J,1;; 2

X

/

<. Knoienachse

Abbildung 29.34: Definition der Eulerschen Winkel

Die Drehung der Knotenachse in der x-y-Ebene wird durch den Winkel V' verfolgt. Da die Hauptachse 3 senkrecht auf der von I und 2 gebildeten Ebene steht, ist auch die KnOlenaehse stels senkrecht zur Hauptachse 3 gerichtet. Die bei den Koordinaten ~ und V' beschreiben die Lage der Hauptachse 3 cindeutig, der Kreisel kann allerdings noch cine Rotation um diese Achse ausführen, die durch eine dritte Koordinate beschrieben wird: Der Winkel

w,

29.35: schwindigkeiten

Abbildung

Winkelge-

Die Winkelgeschwindigkeit q> beschreibt also die Eigendrehung um die Figurenachse. die selbst mit !jt um die raumfeste z-Achse rotiert. Zur Berechnung des Bewegungsgesetzes eines Kreisels, das durch die Funktionen Ort), V'(t) und definicrtcn Winkelgeschwindigkeiten geklärt werden. Die Abbildung 29.35 zeigt. dass q> die Richtung der Hauptachse 3 und damit der Winkelgeschwindigkeit WJ hat. Die Richtung der Knotenachse bestimmt die Richtung VOll 0. die also in der von den Hauptachsen I und 2 aufgespannten Ebene liegt.

29 Kinetik starrer Körper

590

Die nebenstehende Skizze zeigt die von I und 2 aufgespannte Ebene (gesehen aus Hauptachscnrichtung 3). Eine Komponcnte von ß hat die Richtung der Hauptachse I (und damit die Richtung von w,), die andere ist der Hauptachse 2 (und damit W2) entgegengerichtet. Die raumfeste Lage von 1jf führt dazu. dass diese Winkelgeschwindigkeit Komponenten flir alle drei Hauptachsen liefert:

12 1]

1]

COS\?

~

sin \?

Die erste Zerlegung in der von der z-Achse und der Achse 3 aufgespannten Ebene liefert die beiden in Abbildung 29.36 skizzierten Komponenten. Die Komponente in dcr von I und 2 aufgespannlen Ebene bildet mit der Achse I den Winkel (90 0 - rp) und wird noch einmal zerlegt. Insgesamt gilt also:

w,

=

ßcosrp+ IjJsintJsinrp

W:l = -ß sin rp + IjJsin tJcos rp

(29.59) Abbildung 29.36: Zerlegung von 1jt

ci> + IjJcos tJ

W] =

Für die Eulerschen Gleichungen werden noch die Ableitungen nach der Zeit benötigt:

W, =

Öcosrp- ßq)sinrp+ JiisintJsinrp+ 1jfßcostJsinrp + IjJq)SiJltJCOSrp

~ = - Ö sin rp - ßq) cos rp + Jiisin tJ cos rp + 1jfß cos tJ cos!p -1jfq) sin tJ sin!p

6!:J =

(29.60)

ip + Jiicos tJ -1jfß sin tJ

Nach dem Einsetzen von 29.59 und 29.60 in die Eulerschen Gleichungen entsteht ein Differenzialgleichungssystem zweiter Ordnung flir die drei Winkelkoordinaten. Es ist hochgradig nichtlinear und im Allgemeinen nur numerisch lösbar. Erschwerend kommt hinzu, dass die Differenzialgleichungen auch in den zweiten Ableitungen gekoppelt sind2

I

Beispiel: I_____ Em starrer Körper rotiert um seme Hauptachse I mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit w,. Die Punkte A und B der Rotationsachse bewegen sich auf einer horizontalen Krcisbahn mit konstanter Geschwindigkcit, so dass dem rotierenden Körper eine Drehbewegung mit konstaJJler Winkelgeschwindigkeit WF um eine vertikale Achse überlagert wird <-,geführter Kreisel·'). Es soll untersucht werden. welche Momente erforderlich sind, um diese Bewegung hervorzurufen.

I",

Gegeben: Für das mitrotierende Hauptachsensystem gelten die Eulerschen Gleichungen, wenn WF in zwei Komponenten in RiChtung dieser Achsen zerlegt wird. Die nebenstehende Skizze zeigt eine beliebige (durch den Winkel tJ gekennzeichnete) Lage. Man liest ab: W:l =

WF

sin tJ

W] = WF

-....2

COS tJ

2Man beachte hierzu den Hinweis auf Seile 529 auf dieses Thema im lnterneL Das Problem ..Kopplung in den Bcschleunigungsgleidenr' wird ausführlich im Bereich "Mathematik fLir die Technische Mechanik" behandelt

29.6 Räumliche Bewegung starrer Körper

591

Diese Winkelgeschwindigkeitskomponenten sind veränderlich, deshalb ergeben sich auch Winkelbeschleunigungskomponenten. Bei der Ableitung nach der Zeit taucht dabei auch die Ableitung des Winkels ß auf. Weil die Hauptachse I stets in der Horizontalebene bleibt (der EulerWinkel ({J ist immer Null), liefcrt 29.59 dafür ß = Oll. Damit erhält man die Ableitungen von ll>2 und UJ.;:

6>l =

OlF ß cos ß =

OlF Oll cos ß

ci>.J = -OlFß sin ß = -OlFOl[ sin ß

Damit (und mit

w[

= 0) ergcben die Eulerschen Glcichungen die gcsuchten Momente:

-(h-h)Ol~sinßcosß

MI =

M2 =

h OlF Oll COS ß - (h - J]) OlFOlI COS ß

M3 = -hOlFOl] sin ß - (11 - h) OlrOlI sin ß Bemerkenswert ist, dass ein (sich periodisch änderndes) Moment MI erforderlich wäre, wenn Ol[ auch bei zusätzlicher Drehung um eine vertikale Achse konstant bleiben soll. Wird dieses Moment nicht aufgebracht (und praktisch ist dies kaum möglich), dann wäre Ol] nicht konstant. Vor ciner Diskussion dcr andcren Ergebnissc wcrden die mitrotierenden Momente M2 und M3 in ein Moment MF mit vertikaler und ein Moment MN mit horizontaler Drehachse umgerechnet. 'l9

Aus der nebenstehenden Skizze liest man ab:

Mr =M2sinß+M3coSß

MN =M2COSß-M3sinß

Nach dem Einsetzen der berechneten Werte flir M2 und M3 ergibt sich:

MF = (h -h) OlrOl[ sin2ß MN = (h - h) OlFOl[ cos2ß +J[ OlFOl[ Q

MF

31

~ ~JMJ MN

Auch um die vertikale Achse ist ein (praktisch kaum realisierbares) Moment erforderlich, um die Bewegung mit konstanten Winkelgeschwindigkeiten zu erzwingen. Allerdings verschwinden sowohl M, als auch M F, wenn die Massenträgheitsmomente bezüglich der bei den Hauptachsen senkrecht zur Achse I gleich sind.

h gilt, spricht man vom symmetrischen Kreisel (alle Achsen senkrecht zur Rotationsachse sind Hauptachsen). Der symmetrische Kreisel ist ein für die Praxis besonders wichtigcr Sonderfall (rotierende Massen sind häufig sogar rotationssymmetrisch).

Q Wenn h =

Q Das Moment MN verschwindet jedoch auch beim symmetrischen Kreisel nicht. Das verblei-

bende Moment (29.61) muss von den Lagern aufgebracht werden. Bemerkenswert ist, dass es um eine horizontale

Achse dreht: Die Lager müssen vertikal gerichtete Kräfte auf das System aufhringen, damit es sich mit OlF um eine vertikale Achse dreht (der Kreisel reagiert auf das Aufhringen eines Moments mit einer Drehung um eine Achse senkrecht zur Drehachse des Moments). Das Moment 29.6 I kann infolge des Produkts der bei den Winkelgeschwindigkeiten sehr groß werden. Es wird noch intensiver diskutiert, nachdem im folgenden Abschnitt ein allgemeinerer Fall untersucht wurde, der die weitaus meistcn praktisch wichtigen Fälle erfass!.

29 Kinetik starrer Körper

592

29.6.3 Das Kreiselmoment Die folgenden Unrersuchungen beschränken sicb auf den für die technische Praxis besonders wichtigcn symmetrischen Kreisel, für den alle Achscn senkrecht zur Rotationsachse Hauptachsen sind (er braucht nicht rotationssymmetrisch zu sein, zwei Hauptachsen senkrecht zur Rotationsachse mit gleichen Massenträgheitsmomenten garantieren die Erfiillung der genannten Bedingung). Fiir solche Körper bringt das mitrotierende Koordinatensystem keine Vorteile, es ist sogar lästig, weil Winkelgeschwindigkeitsvektoren mit raumJester Richtung «(J)F im Beispiel des vorigcn Abschnitts) auf dic roticrcndcn Aehscn umgerechnct werden miisscn. Ein kleiner Trick hilft: Man wählt ein Koordinatensystem, das die Bewegung des Körpers nur insofern mitmacht. dass der Drallvektor beziiglich dieses Systems konstant bleibt. Die verbleibende Bewegung wird als FührungsbelVegung dem Koordinatensystem überlagert und durch die Formel 29.56 erfasst. Weil die Ableitung des Dral Ivektors sich in dieser Formel auf das bewegte Koordinatensystem bezieht, verschwindet dieser Anteil, wenn der Drallvektor im bewegten Koordinatensystem konstant ist. Der Winkelgeschwindigkeitsvektor im ersten Anteil ist dann nur die iiberlagerte Führungsbewegung (folgendes Beispiel), und der Drallsatz vereinfacht sich zu MA

drA

_

-

= -dl = (J)F X LA

(29.62)

Diese vereinfachte Form darf also angewendet werden, wenn der Drallvektor konstant ist bezüglich des verwendeten Koordinatensystems, das sich selbst jedoch gegenüber einem festen System mit der "Führungs-Winkelgeschwindigkeit" WF dreht.

I

Beispiel: I_ _ _ _ EUl synillletnscher Kretsel rouert rrut der konstanten Wtnkelgeschwindigkeit (J)K in einem Rahmen um seine Hauptzenu'alachse I. Der Rahmen wird mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit WF gedreht. Die Masse des Rahmens soll vernachlässigt werden, um die Wirkung dcs "gcführten Kreisels" zu untersuchen.

Gegeben:

JI,

h

=

h,

WK,

WF·

a.

Die Gesamt-Winkelgeschwindigkeit des Kreisels ergibt bei Überlagerung von WK und WF die beiden Komponenten in Richtung der Achsen I und 3 (Skizze unten rechts): Wt = (J)K

+ WF cos a

W:l =

WF

sin a

•1W F A

I f

I,

~ J"V

J 2 = J,

B'tlJ

Weil Hauptachsen vorausgesetzt werden, kann der Drallvektor wie folgt formuliert werden:

(29.63) Der Bezugspunkt 0 fLir den Drall lo ist der in Ruhe befindliche Punkt des Kreisels (Sehniltpunkt der beiden Drehachsen), es braucht nicht der Schwerpunkt zu sein. Der Drall 29.63 mit konstanten Massenträgheitsmomenten gilt eigentlich nir das mit dem Kreisel bewegte Hauptachsensystem.

593

29.6 Räumliche Bewegung starrer Körper

Da sich aber bei der Drehung um die Achse I die Massenträgheitsmomente des symmetrischen Kreisels nicht ändern, darf das Bezugssystem auch am Rahmen befestigt werden (Abbildung 29.37) und ist dann nur noch der "Führungsdrehung" WF untcrworfen, die in die vereinfachte Form des Drallsatzes 29.62 mit ihren beiden Komponenten eingeht:

M = wp x "4 = =

el

ez

e3

Wp cos a 0 wFsina JI(WK+wpcosa) 0 hWpsina [JIWK+(JI -h)wpcosa]wpsina·e2

(das Vektorprodukt wurde mit Hilfe der Determinanten-Regel aufgelöst).

Abbildung 29.37: Bezugssystem rOliert

mil

dem Rahmen

Der Vektor des äußeren Moments, das die Lager auf den Rahmen aufbringen müssen, steht senkrecht auf bei den WinkelgescbwindigkeitsVektoren. Wenn h nicht wesentlich größer als J, ist, wirkt auf den Rahmen ein rechtsdrehende Moment (Abbildung 29.38). Q Das Ergebnis dieses Beispiels ist auf viele Probleme anwendbar.

Vor der weiteren Diskussion wird es etwas umgeformt:

M= [J1+(JI-h)::cosa] wFwKsina·ez =

[JI+(JI-h)::cosa] WFXWK

Dies ist das Moment, das auf den Rahmen wirkt. Es ist üblich, gerade das entgegengesetzt wirkende Moment. das auf die Lager wirkt, anzugeben (realisiert dureb Vertauschen der Faktoren des Vektorprodukts). Es ist das

Abbildung 29.38: Lagerreaktionen erzeugen das MomenlM

Kreiselmoment:

- K = [J, M

_ X Wp _ + (./1 -h ) WF WK cosa ] WK

(29.64)

Ein symmetrischer Kreisel (Rotor) dreht sich wn seine Hauptzentralachse I mit der Wil,kelgeschwindigkeit WK (.11 ist das Massenträgheitsmoment bezüglich der Achse I, h das Hauptträgheitsmoment einer dazu senkrechten Achse). Der Bewegung des Kreisels wird eine Führungsbewegnng WF überlagert (die Drebachsen von WK und WF schließen den Winkel a ein). Dann müssen die Lager (zusätzlich zu den anderen Belastungen, z. B. das Eigengewicht) das Kreiselmoment 29.64 aufnehmen, dessen Vektor stets senkrecht auf den Drehachsen von WK und WF steht, so dass die Lagerreaktionen mit WF umlaufen. Q

Kreiselmomente können wegen des Produkts zweier Winkelgeschwindigkeiten sehr große Werte annehmen und dürfen im Allgemeinen auch bei relativ geringen Winkelgeschwindigkeiten der Führungsbewegung nicht vernachlässigt werden.

594

29 Kinetik starrer Körper

oe:> In der Maschinendynamik wird häufig nur der erSte Summand von 29.64 berücksichtigt. Dies ist kon'ekt, wenn die Drehachsen von OJK und OJF senkrecht zueinander sind (dann gilt: cos a = 0), aber auch dann gerechtfertigt, wenn OJF wesentlich kleiner als OJK ist. Die

vereinfachtc Formel

MK =

II

WK X WF

(OJF

«

OJK)

(29.65)

darf z. B. verwendet werden, um den Einfiuss der Drehung um eine Querachse eines Flugzeugs beim Start und bei der Landung bzw. um eine vertikale Achse beim Kurvenfiug auf die Lager der Triebwerksturbine zu untersuchen. Auch die Drehungen um die Querachse eines Schiffcs ("Stampfen") auf die Lagerkräftc der (in Längsrichtung liegenden) Antriebswelle werden nach 29.65 erfasst. oe:> Auch für den Sonderfall OJK = 0 kann 29.64 nützlich sein. Die kleine Umformung

MK =

[li +

(li -h) :: cosa] OJKel x WF = [li OJK

+ (11 -h) OJFcosa] el

x WF

I

0J F 1

(ei ist der Einheitsvektor in Richtung der Hauptzentralachse I) gestattet das Nullsetzen von OJK (der Kreisel rotiert nicht mehr), und

I I

/

I

man erhält:

Ms = (11 -h) OJFcosa ·el x WF =

(h -li) OJj,cosasin a, e2

(29.66)

Damit können die Lagerreaktionen von Wellen mit "schief aufgebrachten" Scheiben und Zylindern (Abbildung 29.39) berechnet werden (vgl. Beispiel 2 im Abschnitt 29.4.1 auf Seite 560). Vielfach wird auch der Effekt, der sich durch die schief aufgebrachten Scheiben und Zylinder ergibt, als Kreiselwirkung bezeichnet.

Abbildung 29.39: Schief aufgesetzter Zylinder

Sicher ist es besser, von "dynamischer Unwuchtwirkung" (vgl. Abschnitt 29.4.2) zu sprechen. Leider hat sich der von RICHARD GRAMMEL (1889 - 1964) in seinem grundlegenden Werk über den Kreisel 3 rur den Ausdruck 29.66 vorgeschlagene Begriff Schleudern/omenl nicht durchgesetzt.

I

Beispiel 2: I_ _ _ _...,j In Kollermühlen verstärkt d,e Kre.selwtrkung die Kraft, die der Läufer auf die Mahlplatte aufbringt. Der skizzierte Läufer wird mit der Winkelgeschwindigkeit OJF um eine zentrale Achse bewegt. Er rollt auf einem Kreis mit dem Radius r' = Rcosß + rsinß mit dcr Bahngcschwindigkcit v, so dass sich dcr Läufcr (rcincs Rollen vorausgesetzt) mit der Winkelgeschwindigkeit OJK=

~r =

1 WFt

OJF ('!.cosß+sin ß ) r

um seine eigene Längsachse dreht. Da die beiden Winkelgeschwindigkeiten von gleicher Größenordnung sind, muss das Kreiselmoment nach 29.64 aufgeschrieben werden. Die Skizze unten zeigt die Richtungen der Hauptachsen filr die Hauptträgheitsmomente II und h. 3R. Grammel: Der Kreisel. Verlag Friedrich Vieweg & Sohn Braunschweig. 1920

I

"

WK/

.- ß\ a ,

;

3'

29.7 Aufgaben

595

Mit dem Winkel a = ~ + ß erhält man nach der Definition des Vektorprodukts ein rechtsdrehendes Moment mit dem Betrag

M K = [11 + (11 -1)) :: cosa]

WK

wFsin a = [11

~ cosß +1) sin ß] w~cosß ~K

das (zusätzlich zur Komponente, die das Eigengewicht des Läufers liefert) eine Kraft FN = auf die Mahlplatte aufbringt (senkrecht zur Oberfläche der Mahlplatte).

29.7 Aufgaben

I

Allfgabe 29.1: I_';'; ....1 DlC an cmcm masseloscn SeIL hängende Massc In wlrd zur Zeit t = 0 freigelassen. Bei der Abwärtsbewegung rollt das Seil von der sich reibungsfrei drehenden zylindrischen Rolle (Masse M, Radius R) ab. Gegeben:

M = 20kg;

In

R

--.8...-

M

= 5kg.

a) Man bestimme für die Masse", den nach 5 s zurückgelegten Weg und

ihre Geschwindigkeit zu diesem Zeitplillkt. b) Wie groß ist die Kraft Fs im Seil während der Bewegung"

I

Allfgabe 29.2: I_';'; ....1 Eme Kugel mit der Masse", rollt (ohne zu gleiten) von B (aus der Ruhelage heraus) nach A und dann auf einer schiefen Ebene aufwärts. Gcgebcn:

h = Im;

a = 30 0

;

In

m

B

= I kg.

a) Man ermittle die Zeit, die vom Passieren des Punktes A bis zum Erreichen des höchsten

Punktes auf der schiefen Ebene vergeht. b) Wie groß sind die NormaLkraft FN und die Haftungskraft Fli zwisehen Kugel und seniefer Ebene?

I

Allfgabe 29.3: I_ _ _ _ _.... Em konstantes Antnebsmoment M A an emer ScheIbe Illlt dem auf den Drehpunkt bezogenen Massenträgheitsmoment 1 1 hebt die Massen 1Il2 (zylindrische Rolle) und II1J, die durch einen masselosen starren Stab verbunden sind. Gegeben:

R,

ml

1

Jt=~mlR2, 1Jl2=4rn.1, m3=12ml.

Man ermittle

a) die Beschleunigung aJ der Masse InJ, b) die Kraft Fs im Stab zwisehen den Massen 1Il2 und IIlJ.

c) Wie groß muss das Antriebsmoment MA mindestens sein, damit sieh die Masse "'3 aufwärts bewegt?

29 Kinetik starrer Körper

596

I

Aufgabe 29.4:

I

r

Um das Massenträgheitsmoment Js eines Zahnrades mit dem Radius R zu ermitteln, wird der skizzierte Versuchsaufbau verwendet: Eine Zahnstange mit der Masse wird aus der Ruhe heraus fallengelassen. Sie nimmt bei ihrer Bewegung das Zahnrad und drei zylindrische FühJ'Ungsrollen sChlupffrei mit. Die Führungsrollen haben alle den gleichen Radius und jeweils die Masse m. Die Zeit T, die die Zahnstange für das Durchfallen der Höhe H benötigt, wird gemessen.

m,

Gegeben: R=60mm;

m, =2kg; m=0,4kg; '-!=50ümm; T= 1,5s.

Es sind das Massenträgheitsmoment Js und die Geschwindigkeit Zahnstange am Ende der Messstrecke zu ermitteln. I Aufgabe 29.5:

11m i: : !

der

VEND

! U !

I

Ein Rotor besteht aus einer Welle mit drei zylindrischen Scheiben gleicher Dicke. An der Scheibe .l des ideal ausgewuchteten Rotors müssen nachträglich wie skizziert noch zwei Bohrungen (Durchmesser d) angebracht werden. Durch jeweils eine Zllsätzliche Bohrung gleichen Durchmessers in den Scheiben 2 und 3 soll der ausgewuchtete Zustand des Rotors wieder hergestellt werden. In welchen Abständen (z bzw. (3 von der Drehachse und unter welchen Winkeln (Xz bzw. (X] müssen die Zusatzbohrungen angebracht werden?

Gegeben: R, = 30 mm; Rz = 40 mm; L, = 45 mm; Iz = 90 mm . I Aufgabe 29.6:

I

Ein Quader kann sich um seine untere Flächendiagonale drehen.

Gegeben:

2a

I

!

p, a, Mo.

yt bS

x,

4a

a) Man berechne den Trägheitstensor des Körpers bezüg-

Lich des x-y-Z-Koordinatensystems. b) Es sind das Anfangswel1problem für die Berechnung der Drehbewegung um die z-Achse (aus

der dargestellten Ruhelage heraus) und die Bestimmungsgleichungen für die Lagerreaklionen bei A lind ß (beschrieben durch Komponenten im mitrolierenden x-y-z-Koordinatensystem) zu formulieren. Die Lager haben jeweils den Abstand a von den Eckpunkten des Körpers. c) Mit einem geeigneten Programm ist die numerische Lösung (Bewegungsablauf, Lagerreaklionen) für zwei volle Umdrehungen bei Verwendung des folgenden Parameters zu erzeugen: Mo mga

=~=I 8pga 4

Weitere Aufgaben findet man im Internet unter www.TM-aktueU.de.

30 Kinetik des Massenpunktsystems Ein Massenp"nktsystem setzt sich aus n Masscnpunktcn zusammen, zwischen denen starre oder nicht starre Bindungen bestehen können. Seine Lage kann in jedem Fall durch 3n Koordinaten im Raum eindeutig beschrieben werden. Dic 3n Freihcitsgradc, die das freic Massenpunktsystem hätte, können durch starre Lager und starre (kinematische) Bindungen der Punkte untereinander reduziert werden (Zwangsbedingungen). Auf die einzelnen Punkte können äußere Kräfte (einschließlich der Lagerkräfte) einwirken. Dcr starre Körper (Kapitel 27 und 29) ist ein Sonderfall des Massenpunktsystems mit unendlich vielen unendlich kleinen Massenpunkten, die sämtlich starr miteinander verbunden sind.

30.1 Schwerpunktsatz, Impulssatz, Drallsatz Die Lage der n Massenpunkte wird in einem raumfesten Koordinatensystem beschrieben. Der i-tc Masscnpunkt m; wird vom Ortsvektor vcrfolgt, dic Lagc des gcmcinsamcn Schwcrpunkts

r;

aller Massenpunkte (vgl. Formel 4.1 im Abschnitt 4.1) durch den Vektor

.... J 11 ..... rs= - [mir;

" m=[nJ;

mit

111;=1

(30.1 )

m,.

;=1

Dic auf m; wirkendcn äußeren Kräftc (einschlicßlich dcr Lagcrrcaktionen) werden in einem Vektor zusammengefasst, der nut dem Index i gckcnnzcichnct ist. Die nach dcm Freischneidcn des Massenpunktes sichtbar werdenden inneren Kräfte erhalten zwei Indizes (Abbildung 30.1). Es gilt das Wechselwirkungsgesetz:

zi

m,,..;; f F:.

r

.

y _-:-s ' I/

-----

x

~

r:

'-. s

•

'

(30.2)

m].__ ;:!i.~ F.}l. F.tj , "" '

Nach dem dynamischen Grundgesetz 28.2 muss für jeden Massenpunkt gelten:

Abbildung 30.1: "'j und im Massenpunktsyslem

Fij = __

-

Fji

k.....

d2Pj

Fi + I Fij = mi - I 2 j=1

"'i

i = I. 2.... ,n

ct

(30.3)

(k ist die Anzahl der inneren Bindungen des Massenpunkts m;). Summiel1 man die n Gleichungen 30.3, so heben sich alle inneren Kräfte wegen 30.2 auf, und unter Ausnutzung der Ableitung von 30. I nacb dcr Zeit für die Summe auf der recbten Seite crhält man dell __

Schwerpunktsatz:

FR =

11

__

d2Ps

I Fi = m dti~1

-0-

= mas

(30.4)

Der Schwerpunkt eines Massenp"nktsystems bewegt sich so, als ob in ihm die Gesamtmasse des Systems konzentriert wäre lind als ob alle äußeren Kräjie an ihm angreifen lviirden.

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_30, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

598

30 Kinetik des Massenpunktsyslems

Der Ausdruck auf der rechten Seite von 30.3 ist die Ableitung des Impulses Pi = milli des Massenpunkts mi nach der Zeit (bei vorausgesetzter konstanter Masse mi). Wenn der Gesamtimpuls des Massenpunktsystems als Summe der Impulse der einzelnen Massenpunkte entsprechend P = [Pi definiert wird. kann 30.4 auch in der Form

_ = LFi "_ = -d (" FR Lih ) i-I

dt

i-I

Ur.) =dp-

" ) = -d ( Emj--..!. " = -d ( Lm.jVj dt i~1 dt ,~1 dt

dt

(30.5)

geschrieben werden. Mit der Ableitung von 30.1 nach der Zeit wird daraus der

Impulssatz:

mit

jJ =

E"

trljVj

= m vs

(30.6)

;=1

Die Ableilllng des GesGmtimpulses eines MassenpullktsysTems /lach der Zeit ist gleich der Resultierenden aller äußeren Kräfte. Der Gesamtimpuls kann als Summe der Impulse aller Einzelmassen oder als Produkt aus Gesamtmasse und Geschwindigkeit des Schwerpunktes des Massenpunktsystems gebildet werden. Sonderfall: Ist die Resultierende der äußeren Kräfte gleich Null, dann bleibt der Gesamumpuls eines Massenpunktsystems konstant (ImpulserhaltungssaTZ).

I

Beispiel I: I_"";_ _..1 E1I1 Mcnsch 111 c1l1cm Boot, das sich 111 Ruhc befindet, schlcßt C1l1 Gcschoss (Massc 111 = 50g) mit der Anfangsgeschwindigkeit vo = 800mJs in horizontaler Richtung ab. Mensch, Boot und Gewehr haben die Gesamtmasse M = 150 kg. Unter der Annahmc, dass die Einwirkung äußcrcr Kräfte vernachlässigt wcrdcn darf, kann dic Geschwindigkeit, die dic Masse M unmittelbar nach dem Schuss hat, mit dem Impulscrhaltungssatz bercchnct werden. Vor dcm Schuss ist dcr Gesamtimpuls des Systcms (Mensch, Boot, Gewehr, Geschoss) gleich Null (alles ist in Ruhe), nach dem Schuss tragen sowohl M als auch 111 einen Beitrag zum Gesamtimpuls bei, dessen Summe aber unverändert Null ist: m VM = - M Vo = -0,267m/s 0= mvO+MVM Da die Geschwindigkeit des Geschosses positiv angenommen wurde. bedeutet das negative Vorzeichen für VM, dass sich das Boot in entgegengesetzter Richtung bewegt. Der errechnete Wert ist ci ne gute Näherung für die Anfangsgeschwindigkeit des Bootcs, dic sich naüirlich sehr schnell durch Einwirkung äußerer Kräfte (Bewegungswiderstände) verringert. oe:> Man beachte, dass beim Impulssatz die Wirkungslinie der Resultierenden der äußercn Kräfte

(wie beim Schwerpunktsatz) nicht durch den Schwerpunkt des Massenpunktsystems verlaufen muss, beim Impulserhaltungssatz dürfen die äußeren Kräfte durchaus ein resultierendes Moment haben. Deshalb liefern diese Sätze auch keine Aussage über eine eventuelle Drehung des Massenpunktsystems. Wenn (wie bei der Herleitung des Impulssatzes) der Ausdruck auf der rechten Seite von 30.3 als Ableitung des Impulses Pi = milli des Massenpunkts lI1i nach der Zeit aufgefasst wird, erhält man nach Multiplikation der Gleichung auf beiden Seiten mit T,:

599

30.1 Schwerpunktsatz, Impulssatz, Dralls.tz

rj

- f, rj x fij - = rj X -Id (I11;V;)

x F; + i-

i= 1,2, . .. ,n

ct

)=1

(30.7)

Es werden wieder alle /l Gleichungen 30.7 addiert. Dabei heben sich sämtliche Momentanteile der inneren Kräfte auf, da die Kräfte paarwcise (an untcrschiedlichcn Angriffspunkten, aber auf gleicher Wirkungslinie entgegengesetzt gleich groß) vorhanden sind. Auf der linken Seite entstcht das resultiercndc Moment aller äußercn Kräfte: .... n ..... "d n d (30.8) Mo = Eri x F; = Er; x - (m;vi) = [r; x (miv,)] ;=1 ;=t dt ;=1 dt

E-

Dic Ableitung nach der Zeit auf dcr rechtcn Seite von 30.8 durfte vor das Vektorprodukt gezogcn werden, wcil beim Differenzicren des Produkts

_ ) +r' _ x -d (m'v' _) d [_r' x (rn'v' _ ) I = -M; x (m'v' I I / dl I / , dt 1 I =

-dt

v' X I

(Jn'V' _ ) +r' x -d (m'v' _) I I I dt I I

dcr crstc Summand vcrschwindct (v; und m;v; habcn glciche Richtung). Ocr Ausdruck

Li =ri x (mi Vi)

(30.9)

ist das IrnpI/lsmome/1/ (Drall) des Massenpunktes m; bezüglich dcs festen Koorctinatenursprungs. Dic Summe der Impulsmomente 30.9 aller Massenpunkte ist der Gesamtdrall des Massenpunktsystems, und 30.8 geht damit über in dcn

-

IlIlp/llslllolllente/lsatz (Drallsatz):

dlo

MO=-

dt

mit

" x (m;v,) lo = Er;

(30.10)

;=1

Die Ableifllng des Gesamtdralls eitles Masse/lpI/nktsystems /lach der Zeit ist gleich dem resI/ltierenden äußeren Moment. Sonderfall: Ist das resultierende äußere Moment gleich Null, dann bleibt der Gesamtdrehimpuls eines Masscnpunktsystems konstant (DralierhaltI//lgssarz).

<:> Die formale Übereinstimmung von 30.10 mit dem für den starren Körper gefundenen DraLlsatz 29.52 bestätigt, dass dcr starre Körpcr als Sondcrfall dcs Masscnpunktsystcms angcschen werden darf. Wenn die Summe in 30.10 über "unendlich viele unendlich kleine" Massenpunkte dm erstrcckt wird, entsteht die Integral-Formel 29.49.

<:> Der Drallsatz 30.10 für ein Massenpunktsystem darf also als allgemeine Formulierung angesehen werden (für Massenpunktsysterne und starre Körper). Der Drall setzt sich gegebenenfalls summarisch aus Anteilen (fur Massenpunkte) nach 30.9 und (für starre Körper) nach 29.54 zusammen. Die (praktisch sehr wichtigen) Sonderfälle "Rotation um eine feste Achsc" bzw. "ebene Bewcgung" mit den für dcn starren Körpcr besonders einfachcn Formeln 29.6 bzw. 29.34 sind auch in 30.10 enthaltcn. Für dcn Massenpunkt, der um eine feste Achse rotiert (bzw. eine ebene Rotation um einen festen Punkt ausfUhrt), vereinfacht sich 30.9 Zll

Li =

mir; v.. =

/Hirt ro

(30.11)

<:> Der Drallsatz für das Massenpunktsystem 30.10 gilt für einen festen Bezugspunkt. Es lässt sich zeigen (ist aber praktisch von untcrgeordneter Bedeutung), dass auch der Gesamtschwerpunkt (wie bcim starren Körper) als Bczugspunkt verwendet werden darf.

600

30 Kinetik des Massenpunktsyslems

I

Beispiel 2: I_"";'_....1 Eine zylindnsche Welle 1 (Länge: 2m, Durchmesser: 160 mm) ist mit einer zylindrischen Kupplungsscheibe (Dicke: 30 mm. Durchmesser: 300 mm) stan' verbunden (Dichte des Materials vOn Welle und Kupplungsscheibe: p = 7,85g/cm 3 ).

F

:n

=:~===:.~"U

Ci

2000

JI

30

Die Welle 1 ist zunächst in Ruhe und soU durch eine Kraft F gegen eine mit der Drehzahl = 800 min- I rotierende Welle 11 gedrückt werden, bis beide Wellen gleiche Drehzahl haben. Welle 11 hat einschließlich Kupplungsscheibe die gleichen Abmessungen wie Welle I, ist aber am anderen Ende noch wie skizziert mit einem Schwungrad verbunden (Abmessungen und Material des Schwungrades wie im Beispiel auf Seite 551). Der Kupplungsvorgang geschieht im Leerlauf, so dass keine äußeren Momente auf die Wellen wirken. Es sollen die gemeinsame Drehzahl" der Wellen nach dem Kupplungsvorgang und der prozentuale Energieverlust infolge des Kupplungsvorgangs ermittelt werden.

"1/

Da keine äußeren Momente während des Kupplungsvorgangs wirken, gilt der DrallerhaJrungssatz. Vor dem Kuppeln hat nur die Welle 11 einen Drehimpuls (Drall) und nach dem Kuppeln das Gesamtsystem, das sich dann mit der Drehzahl" dreht, so dass gilt:

JI/ WI/ = (1/ + JI/) W Diese Beziehung wird nach" aufgelöst und dabei beachtet, dass sich JiI aus den Massenträgheitsmomenten von Welle mit Kupplung JW+K und dem Schwungrad Js zusammensetzt und J/ = JW+K gilt: I+....!L JiI JW+K +Js JW+K 11 = - - - 11" = 11" = J "/I J/+JI/ 2JW+K+JS 2+~ Die Größe der Drehzahl nach dem Kuppeln hängt wesentlich vom Massenträgheitsmoment des Schwungrades ab. Ohne Schwungrad würde sich die Drehzahl wegen der Gleichheit beider Weilen halbieren. Mit den gegebenen Abmessungen berechnet man 1 JW+K = I. 197 kgm 2 Js = 238 kgm 2 11 = 796minDer Energieverlust ist die Differenz der kinetischen Energien im System vor bzw. nach dem Kuppeln, so dass ftir den prozentualen Verlust Pv gilt:

pv = =

~JI/(2;rllil)2_~(1{+JiI)(2;r,,)2 1

'2 JiI (2;r 1111)2

(I -~) 1{ +

JiI

100% =

(J/+JI/ ,,2) I ~ - - - , 100% JI/ Il'il

100% = _J_/- 100% = IJ 100% '" 0,5% J/ + JiI 2 + --='-L J W+K

oe;> Die Kupplungskraft F, Einzelheiten des Kuppluogsvorgangs und die Bauart der Kupplung

(z. B.: Reibscheibcn, ruckartiges oder sanftes Kuppeln) gehen in die Berechnung nicht ein, wirken sich weder auf die Drehzahl noch auf den Energieverlust aus. Natürlich haben sie auf die Kupplungszeit und die Beanspmehung der Kupplungselemente einen großen Einfluss. Dies ist typisch: Mit dem Drallerhaltungssatz, dem Impulserhaltungssatz und dem Energiesatz können Aussagen zu Bewegungszuständen gefunden werden, ohne die Übergangsphase analysieren zu müssen.

30.2 Stoß

601

30.2 Stoß Als Stoß wird das Aufeinandertreffen zweier Körper bezeichnet, wobei sich eine Bewegungsänderung ergibt. Die nachfolgend behandelte Theorie basiert auf folgenden Annahmen: • Die Dauer t5 des Stoßvorgangs wld die Deformationen der Körper sind so klein, dass die Lageänderung der Körper während des Stoßvorgangs nicht berücksichtigt werden muss. Die Bewegungen dürfen nach der Theorie der starren Körper analysiert werden. • Die Kräfte an der StoßsteIle sind so groß, dass dagegen die Wirkungen aller übrigen auf die Körper wirkenden Kräfte während des Stoßvorgangs vernachlässigt werden dürfen. Der Berührungspunkt der am Stoß beteiligten Körper wird Stoßpunkt genannt, die durch den Stoßpunkt gehende Gerade senkrecht zur Berührungsebene (Tangentialebene beider Körper) heißt Stoßnonnale (Abbildung 30.2). Liegen die Geschwindigkeiten der Stoßpunkte der beiden Massen unmittelbar vor dem Stoß in Richtung der Stoßnormalen, so ist es ein gerader SIOß, anderenfalls ein schiefer Stoß. Wenn die Schwerpunkte der beiden Massen auf der Stoßnormalen liegen, spricht man von einem zelllrischen Stoß, anderenfalls von einem exzentrischen Stoß.

Stoßnormale

Stoßpunkt

oSI

ßerührungsebene Abbildung 30.2: Definitionen

30.2.1 Der gerade zentrische Stoß Die beiden Massen ml und m2 haben vor dem Stoß die Geschwindigkeiten "1 bzw. "2 (111 > 112), nach dem Stoß die Geschwindigkeiten VI bzw. V2 (Abbildung 30.3). Da äußere Kräfte vernachlässigt werden dürfen und die Kräfte an der Stoßstelle fur das Massensystem innere Kräfte sind, gilt immer der Impulserhaltungssatz:

Abbildung 30.3: Massen und Geschwindigkeilen vor dem Stoß

(30.12) Dicse Gleichung enthält bei bekanntcn Masscn und bekannten Gcschwindigkeitcn vor dem Stoß als Unbekannte die beiden Geschwindigkeiten der Massen nach dem Stoß. Für zwei Sonderfälle lässt sich eine zweite Gleichung aufschreiben:

<>

Beim lIol/kommen plastischen Stoß nimmt man an, dass die bei den Massen sich nach dem Stoß gemeinsam bewegen, und damit gilt: VI = V2.

<>

Beim lIol/komlllen elastischen Stoß wird angenommen, dass sich alle durch den Stoß hervorgerufenen Deformationen elastisch zurückbilden, so dass kein Energieverlust entsteht: 1 ' _ 2 1 _2 2 1 2 Zllli "1 +Z1ll2 "2 = ZII11 "1 + ZIII2V2

Für diese beiden TdeaWilIe können die Geschwindigkeiten VI und V2 aus jeweils zwei Gleichungen mit zwei Unbekannten errechnet werden. Man erhält folgende

602

30 Kinetik des Massenpunktsyslems

Geschwindigkeiten der Massen nach idealisiertem geraden zentrischen Stoß: Vollkommen plastisch: Vollkommen elastisch:

(30.13)

_

2m2v2+(mt-m2)Vt In, +m2 _ 2mtVt+(m2-mt)v2 v2 = mt +m2 VI =

(30.14)

Für den interessanten Sonderfall gLeicher Massen liefern diese FormeLn mit mt

=

m2 = m:

oe:> Beim vollkommen plaseischen SIOß gleicher Massen bewegen sich diese danach nllt dem

arithmetischen Mittel ihrer Geschwindigkeiten vor dem Stoß: I

VI =V2=2:(Vt+v2) oe:> Beim vollkommen elastischen Stoß gleicher Massen tauschen diese ihre Geschwindigkeiten

aus:

VI = "2

Der vollkommen plastische und der vollkommen elastische Stoß sind die Grenzzustände des realen Stoßvorgangs. Um diesen zu untersuchen, muss der Impulssatz für beide Massen gesondert formuliert werden. Dabei ist zu beachten, dass dann die zwischen den Massen wirkende Stoßkraft F(t) für die einzelne Masse jeweils zur äußeren Kraft wird (Abbildung 30.4). Das Erfassen des realen Ablaufs eines Stoßes ist sehr schwierig. Deshalb basieren die weiteren Überlegungen auf folgender Hypothese über den Stoßvorgang: Während einer Kompressionsperiode (0::; t ::; tK) baut sich die Kraft F(t) von Null bis zu ihrem Maximalwert auf. Zum Zeitpunkt tK bewegen sich die Massen mit der gemeinsamen Geschwindigkeit VK. Ln der so genaMten Restitutionsperiode (tK ::; r ::; es) geht die Kraft F(e) auf den Wert Null zurück. Zum Zeitpunkt 15 ist der Stoßvorgang beende!. Auf der Basis dieser Annahmen werden für beide Massen jeweilS der Impulssatz 28.25 für die Kompressionsphase formuliert:

F(t) ----

O

F(t)

Abbildung 30.4: Stoßkraft F(r) wird zur äußeren Kraft ~

IK

Illt(vK-vtJ=-.! F(t)d1=-IK

cJ:J-0

1ll2(VK- V2) =

1=0

.!

F(t)d1=/K

1=0

Für die Restilutionsphase lauten die Lmpulssätze für die beiden Massen: ts ts

IllI(Vt-VK)=-.! F(r)dt=-JR

1112

(V2 - VK) =

I=IK

Das Verhähnis der Kraflstöße in beiden SIOßperioden wird als Stoßzahl k definiert.

.!

F(t) dt = IR

l=fK

(30.15)

30.2 Stoß

603

Die Stoßzahl k kann experimentell ermittelt werden und wird für die weiteren Betrachtungen als bekannt vorausgesetzt. Damit stehen für fünf Unbekannte (VI, v2, VK, !K, und IR) fünf Gleichungen zur Verfügung, die vier Impulssätze für Kompressions- und Restitutionsphase beider Massen und 30.15. Wcnn vK,!K und IR climiniert wcrdcn, vcrbleiben dic beidcn

Gleichungen für den geraden zentrischen Stoß: (30.16)

<>

Es ist ein positiver Richtungssinn zu definieren, der dann rur alle vier Geschwindigkeiten in den Fonnein 30.16 gilt.

<>

Die crste Gleichung 30.16 ist der Impulserhaltungssatz, die zweite kann als Definitionsgleichung für die Stoßzahl k angesehcn werdcn. Diese nimmt Werte im Bereich

O::;k::;1 an. Mit den Grenzwerten für k sind die beiden Idealfälle des Stoßvorgangs in den allgemeinen Gleichungen 30.16 enthalten:

k=O k=l

VI =V2 VI - \)2 = "2 - vI

(vollkommen plastisch) (vollkommen elastisch)

Währcnd dcr Gesamtimpuls bci eincm Stoßvorgang erhaltcn bleibt, ergibt sich (mit Ausnahmc des vollkommen elastischen Stoßes) ein EnergieverLusf (exakter: Verlust an kinetischer Energie). Aus der Differenz der kinetischen Energien vor und nach dem Stoß !'J.Tkin

I 2 I 2 I -2 I -2 = 21111 VI +211l2V2- 2mt Vt-2m2v2

ergibt sich mit VI und V2 aus 30. I6 nach etwas mühsamer Umformung die Formel für den

Energieverlust heim geraden zentrischen Stoß: I. 2 1111/112 2 Mkin=-(I-k) (VI-1'2) 2 I1lI+fIl2

Beispiel I ..

(30.17)

I

I_ _ _ _...I Zur Ermittlung der Stoßzahl wIrd ein so genannter RiicksprungverslIch ausgeführt: Eine Massc I1lt wird in der Höhe H fallengeJasscn und trifft auf eine ruhende sehr große Masse 11l2. Die von 1111 erreichte Riieksprunghöhe" wird gemessen. Unter der Voraussetzung, dass die Versuchsbedingungen die Vernachlässigung des Luftwiderstands gestalten und die Masse fIl2 als schr groß gegenübcr 1111 angesehen werden darf (fIl2 - ; 00), kann die Stoßzahl k berechnet werden. Aus dem Impulssatz folgt (nach Division durch fIl2) mit 1112 -; 00 und V2 = 0 (Geschwindigkeit vor dem Stoß), dass fIl2 auch nach dem Stoß in Ruhe ist (V2 = 0). Die Auftreffgeschwindigkeit (Geschwindigkeit vor dem Stoß) der Masse 1111 folgt aus dem Energiesatz I 2 IIIlgH = 2111tVI

=;.

~ vI=V2gH

604

30 Kinetik des Massenpunktsyslems

ebenso die Geschwindigkeit nach dem Stoß mit der gemessenen Rücksprunghöhe h: I 2I11vf=m,gh

=>

vl=-J2g/t

Das negative Vorzeichcn für VI muss gcwählt werdcn, weil AuftTeff- und Rücksprunggeschwindigkeit unterschiedliche Richtungen haben. Die Stoßzahl errechnet sich nach 30.16:

-..;2ili-0

k= VI -v2 = VZ-V,

<>

0-J2iFf

=

(h

Vfi

Die Stoßzahl k darf nicht als Materialkonstante angesehen werden. Neben den Materialeigenschaften bei der am Stoß beteiligter Körper ist sie von zahlreichen anderen Einflüssen (Körperformen, Aufprallgeschwindigkeiten. umgebendes Medium) abhängig. so dass für genauere Untersuchungen spezielle Versuche (möglichst realitätsnah) zur Ermittlung von k erforderlich sind.

I

Beispiel 2: I_"';'_.....1 EII1 Fahrzeug I1J.Jt der Masse Inl = 1200 kg fährt auf em stehendes Fahrzeug (Masse 1112 = 1000kg) auf, das mit blockierten Rädern dadurch um die Strecke Sz = 16m verschoben wird. Wie groß war die Auffahrgeschwindigkeit VI, wenn die Stoßzahl k = O. 15 und ein Gleitreibungskoeffizient zwischen Fahrzeug und Straße von }.l = 0,5 angenoI1J.Jnen werden dürfen?

v,

Der Energiesatz für die Bewegung von 1112 nach dem Stoß (Abbildung 30.5, untere Skizze) liefert die Geschwindigkeit vz, die dieses Fahrzeug unn1.ittelbar nach dem Stoß hat: I

2111z v~ -

}.l 1112 gS2 =

0

=>

v, ~ 0

r:o","='-=,------,

Im, m, I ~~=!=~""'-...,-.,--,-...,-( ::««;,

V2 = J2}.lgs2

(/..,'

:~

v,

Für den Stoß gelten die Gleichungen 30.16: VI -V2 k=--VI Nach Elimination der nicht interessierenden Unbekannten VI (Geschwindigkeit von 1111 unmittelbar nach dem Stoß) verbleibt eine Gleichung fLLr VI:

VI=

11l\ +m2 1111

(

I +k

)V2=

In]

1111

(

+m2 1 +k

5,

Abbildung 30.5: Bewegung der -Masse nI2 nach dem Stoß

~

)v2}.lgsz=19,97m1s=7I,9kmlh

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 Für verschiedene technologISche Verfahren (Hämmern, SchmIeden, Rammen, ...), bei denen ein Werkzeug (Masse 1111) mit der Geschwindigkeit VI auf ein ruhendes Werkstück (Masse 1112) stößt, ist der mit 30.17 zu berechnende "relative Energieverlust" q; = 6[,::,' ein Maß für die Effektivität des Verfahrens (Tki>l = ol:1111VT ist die kinetische Energie des Werkzeugs 1111 unmittelbar vor dem Stoß, der Querstrich bei q; soll Verwechslungen mit dem in der Umformtechnik anders definierten UmJormgrad cp vorbeugen). Mit V2 = 0 in 30.17 errechnct man:

-cp = tJ. Tki>l T,

= (I _ k 2 )

1112 1111+II1Z

1- k

2

"'l+1 1111

Bcmcrkenswert ist, dass die Geschwindigkeit des Werkzeugs VI in das Ergebnis nicht eingeht. Wenn große Wcrte für q; gewünscht sind (z. B. beim Schmieden), sollte das Verhältnis "'l klein 1112

30.2 Stoß

605

sein (da der Hammer des Schmieds nicht beliebig klein sein kann und das Werkstück vorgegeben ist, muss 1112 durch einen schweren Amboss "künstlich vergrößel1" werden). Dagegen ist die Verwendung eines leichten Hammers der sicherste Weg, den Nagel, der eingeschlagen werden soll, zu vcrbiegen. Die Tatsache, dass es Menschen gibt, die mit jedem Hammer jeden Nagel krumm schlagen, widerspricht dieser Aussage nicht.

30.2.2 Der schiefe zentrische Stoß Bei der Behandlung des schiefen zentrischen Stoßes (Schwerpunkte liegen auf der Stoßnormalen, Geschwindigkeiten vor dem Stoß haben jedoch beliebige Richtungen) wird vorausgesetzt, dass die Oberflächen am Stoßpunkt glatt sind, so dass die Stoßkraft nur in Richtung der Stoßnormalen übertragen werden kann. Die x-Achse eines kartesischen Koordj natensystems wird so gelegt, dass sie mit der Stoßnormalen zusammenfallt (Abbildung 30.6), die Geschwindigkeiten werden jeweils in zwei Komponenten in Richtung der Koordinaten zerlegt. In x-Richtung dürfen wieder die Beziehungcn des geraden zcntrischen Stoßes aufgeschrieben werden. Da keine Kraftkomponente in y-Richtung übertragen wird, gilt für jede Masse der Ij)Jpulserhalnmgssatz für die Impuls-Komponenten in y-Riehtung:

der

11l2 V2,y- m Z V2,y=Ü

J1llvl,y-mIVI,y=O

Abbtidung 30.6: Stoßkrafl hat die Richtung Stoßnorl11alen,

auf

der beide Schwerpunkte liegen

Zusammen mit 30. I6 hat man damit die vier erforderlichen Gleichungen fiir den schiefen zentrischen Stoß: 1111 VI ..\"

+ nlz V2 ... =

Inr Vl,x +m21'2.x

VI . - '02, k ='~ .. V2,..( - VLx

(30. I 8)

Der schiefe Stoß gegen eine starre glatte Wand ist als wichtiger Sonderfall in 30.18 enthalten. Mit V2 = 0 und "'2 ---> ~ ergibt sich:

v)'

=

VX = -k Vx

VJ'

(30. 19)

(Geschwindigkeitskomponente senkrecht zur Stoßnormalen bleibt konstant, Geschwindigkeitskomponente in Richtung der Stoßnormalen wird mit dem Faktor k reduziert und ändert ihre Richtung). Außcrdem entnimmt man der Ahbildung 30.7: vy

_

tana = -

und damit en'echnen sich

vy

tana = - Vx

Vx

a und v aus:

I tana = - tan a k

Abbildung 30.7: SLOß gegen eine starre glatte Wand

(30.20)

30 Kinetik des Massenpunktsyslems

606

I

Beispiel: I_....;__ Ein an einem Faden hängender Massenpunkt 1111 wird ohne Anfangsgeschwindigkeit losgelassen und slößt auf einen ruhenden Massenpunkt 1112 (Stoßzahl kj). Die Bewegungen beider Massenpunkte nach dem Stoß sollen analysiert werden (k2 ist die Stoßzahl für den Aufprall der Masse 1112 auf den starren Untergrund). Gegeben:

h = 50 cm

I ~

~m2

,Y,

x,

kl = 0,6

-~-

f1l2

H=30cm; k2=0,5; -=3 J1l1

Die Geschwindigkeit VI der Masse 1111 vor dem Stoß ergibt sich aus dem Energiesatz: I

2

~

=>

I1llgh='2I1lIVI

vI=v

2g h

Aus den Formeln rur den geraden zentrischen Stoß 30.16 werden die Geschwindigkeiten beider Massen nach dem Stoß ermittelt: I-k 1/1/1 !!!.2. VI = -1-+~!'!4""-vl =

VI

-5 =

m,

2

~

I

-SV 2 g h

V2 =kl VI +VI = -VI =

5

2

-..j2gh 5

Dies sind die Anfangsgeschwindigkeiten der Bewegungen beider Massen nach dem Sloß. Die Masse Inl pendelt nach links zurück (VI ist negativ), und die Masse 1112 führt eine Wurtbewegung aus. Diese wird mit den Gleichungen, die das Beispiel auf Seite 516 lieferte. mit a = (horizontale AbwUlfgeschwindigkeil) im xl-YI-Koordinalensystem beschrieben: I g Y, = __ g/2+H => YI = ---=2.
°

2~

2

Die Wurfweite IVI ergibt sich mit YI =

°

tur den Auftreffpunkt:

-R2H_~6 21'2 - -hH -_4-v'hH -_ 30,98cm

IVI -

g

25

5

M

Die Geschwindigkeitskomponenten am Auftreffpunkt berechnen sich entsprechend:

~

• 2 v.=v2=-V2gh '5

/• =

2g

Nach 30.19 crgeben sich daraus die Komponentcn der Anfangsgcschwindigkeit der zweiten Wurtbewegung:

vx• =

vx• = -52

J2ih 2gh

. = '-k2 . v) ) v' =

-21.fiiH 2gH Damit kann das Bewegungsgesetz der zweiten Wurfbewegung aufgeschrieben werden: Y2

v; (

= _*

X2 -

Vx

Daraus errechnet sich z. B. die Wurfweite IV2: IV2 =X2()'2 =0) =

4

Sv'hH =30,98cm

2)

I g 7':"'4<.,....,.. X2 2vxvJ

-

607

30.2 S,oß

30.2.3 Der exzentrische Stoß Da beim exzentrischen Stoß (vgl. dic Definition am Anfang des Abschnitts 30.2) die Stoßnormale nicht durch die Schwerpunkte der beiden Massen verläuft, ergibt sich ftir mindestens einen der beiden Körper ein Moment der Stoßkraft bezüglich seines Schwerpunkts. Dadurch wird zusätzlich zur Translation noch eine Rotation hervorgerufen.

v,

Im allgemeinen Fall bewegen sich die Massen vor dem Stoß mit bzw. V2 (Translationsbewegungen der Schwerpunkte) und (0, bzw. Oll (Winkelgeschwindigkeiten der Rotationen). Nach dem Stoß werden die Bewegungen dann durch die GCSchwiJldigkeiten v" Vz und die Winkelgeschwindigkeiten ill" illz beschrieben. Die Bestimmungsgleichungen für die zusätzlichen Unbekannten liefel1 der Drallsatz (bei rauen Oberflächen kommen gegebenenfalls auch kinematische Zwangsbedingungen llinzu). Wie bcim schiefcn zel1lrischen Stoß werden für die folgcnden Umersuchungen glalle Oberflächen angenommen. es soll auch weiter die Definition der Stoßzahl

k = vl..,' - vz,x V2,x -

(30.21)

Vl,x

gelten (x ist die Richtung der Stoßnormalen): Zähler bzw. Nenner sind die Differenzen der Geschwindigkeitskomponel1len des Stoßpunktes in Richtung der Stoßnormalen vor bzw. nach dem Stoß (Reihenfolge so, dass k positiv wird).

1m RegelfaJJ müssen DralJsatz und lmpulssatz auf jeden Körper eiJ1Zeln 3Jlgewendet werden, so dass dic an dcr StoßsteIle übertragenc Kraft in die Beziehungcn eingeht (die zusätzlichc Gleichung zur Elimination dieser zusätzlichen Unbekannten ist durch 30.21 gegeben). Nur im Ausnahmcfall (nachfolgcndcs Bcispiel I) kann der Drallcrhaltungssatz gcmcinsam für beidc Körper (mit Bezug auf einen gcmeinsamen festen Punkt) aufgeschriebcn werden, so dass die an der Stoßstelle übertragene Kraft als innere Kraft nicht in die Rechnung eingeht. Besondere Bedeutung haben die FäJJe, bei denen mindestens einer der bei den am Stoß beteiligten Körper (drehbar) gelagert ist. Dabei ist zu beachten, dass durch den Stoß auch in den Lagern Kräfte hervorgerufen werden, die nicht gegenüber den Kräften an der StoßsteIle vernachlässigt werden dürfen, weil sie in der gleichen Größenordnung wie diese sind.

I

Beispiel}: I_ _ _ _...I EII1 Massenpunkt stößt gegen ell1en bel A drehbar gelagerten Körper (Masse I1IZ, Massenträgheitsmoment bezüglich des Punktes A: 12A), der sich vor dem Stoß in Ruhe befand. Gesucht sind V, und illz unmillelbar nach dem Stoß. Gegeben:

ml,

In,

VI

I

nl2, J2A,

I, s, k.

Da 1112 vor dem Stoß in Ruhe ist und nach dem Stoß eine reine Drehbewegung mit ill2 ausfülu1 (der Stoßpunkt bewegt sich dann mit der Bahngeschwindigkeit Vz = illzl), gilt

vr-illz'

k = ---'--------'=---

-v,

A

'S

608

30 Kinetik des Massenpunktsyslems

Als zweite Bestimmungsgleichung darf der Drallerhaltungssatz bezüglich des Punktes A aufgeschrieben werden (Gesamtdrall beider Massen vor bzw. nach dem Stoß): 1111 VII = 1111 VII +12;\ (02

Aus diesen beiden Gleichungen errechnet man die Geschwindigkeiten nach dem Stoß: I+k

I -k 12;\ "11 /2

VI

(02 = 1+ 12;\

VI

=

I+

h"

VI

(30.22)

1111/ 2

I11IP

Die für viele Probleme in der technischen Praxis interessante Frage, unter welchen Bedingungen die infolge des Stoßes im Lager A hervorgerufene Kraft Null ist, kann mit folgender Überlegung beantwortet werden: Die Lagerkraft als fur das Massensystem (einzige) äußere Kraft müsste beim Aufschreiben des Impulssatzes mit einem entsprechenden Integralausdruck berücksichtigt werden. Wenn sie Null wird, kann dieser Anteil entfallen, und nur für diesen Fall darf der Impulserhaltungssatz verwendet werden:

Mit den bereits berechneten Werten für VI und higes Ergebnis. Es ist die

(02

ergibt sich daraus ein verallgemeinerungsfä-

I' =

Lage des StojJmittelpunktes:

12;\

(30.23)

11125

Der Stoßmittclpunkt liegt im Abstand /' von dcr Wirkungslinie der Stoßkraft auf einer Senkrechten zur Wirkungslinie, die durch den Schwerpunkt des Körpers geht. In 30.23 sind s der Abstand des Schwerpunkts vom Stoßmittelpunkt, h" das auf den Stoßmittelpunkt bezogene Massenträgheitsmomcnt, 1112 dic Massc dcs Körpers.

c:> Wenn im Beispiel I das Lager A in dem durch 30.23 gegebenen Abstand vom Stoßpunkt liegt, treten in ihm keine Kräfte infolge des Stoßes auf. Bei stoßartig belasteten Bauteilen (Schlagwerke, Typenhebel, ...) sollte diese einfache A11, Lagerbelastungen zu minimieren, unbedingt genutzt werden. Ein Schmied weiß getUhlsmäßig (im wahrsten Sinne des Wortes) sehr genau, wo der Stoßmitteipunkt seines Hammers ist. c-:> Die hohe Geschwindigkeit einer kleinen Masse (Geschoss) kann mit einer Versuchsanordnung nach Beispiel I experimentell ermittelt werden. Der hängende Körper m2 wird so gefertigt. dass 1111 eindringt und stecken bleibt (ideal plastischer Stoß). Man misst den maximalen Winkelausschlag ({>""" der Masse 1112. lhr Schwerpunkt hebt sich also um s( 1 - cos ({>"",x), und man kann mit dem Encrgiesatz

'2/I (02

-2

2A (02 =

(

mgs I - eos CPmax)

ermitteln. Damit ergibt sich aus 30.22 unter Beachtung von k = 0: VI

= (I +

12;\2) / (02 1111/

609

30.2 SIOß

Das nachfolgende Beispiel behandelt den typischen Fall: Der Drallsatz muss für jeden Körper gesondert formuliert werden, weil unterschiedliche Bezugspunkte gewählt werden müssen. Dabei wird der DraJJsatz 30.10 über die gesamte Stoßzeit IS integriert (die unterschiedlichen Verhältnisse in Kompressions- und Restitutionsperiode, die auf die Definition der Stoßzahl führten. werden auch weiterhin über diese erfasst). Für das ebene Problem kann auf eine vektorielle Formulierung verzichtet werden:

.I '5

MO(I) dl =

I.o - Lo

(30.24)

1=0

(der Querstrich kennzeichnet den Wert des Dralls nach dem Stoß). Mo ist das durch die Kraft an der StoßsteIle hervorgerufene Moment bezüglich des Bezugspunktes, wobei über die Stoßzeit IS ein konstanter Hebelarm angenommen werden darf.

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 EIIl be, A drehbar gelagerter Körper I (Massemräghelts-

B

moment bezüglich A: JIA) stößt mit der Winkelgeschwindigkeit Wt auf einen bei B drehbar gelagerten Körper 2 (Massen trägheitsmoment bezüglich B: hn), der sich vor dem Stoß in Ruhe befindet. Gegeben:

WI· JIA·

hn, It , 12, k.

Es sollen die Gleichungen aufgeschrieben werden, mit denen die Winkelgeschwindigkeiten beider Körper unmittelbar nach dem Stoß berechnet werden können. Mit den Geschwindigkeitskomponemen in Richtung der Stoßnormalen VI = 11 WI und V2 = 0 vor dem Stoß und den Werten VI = I, NI bzw. V2 = -12 N2 nach dem Stoß (rechtsdrehende Winkelgeschwindigkeiten sollen für beide Körper positiv sein) gilt nach 30.21:

, B

"P J 1A

F{t) F{t) ---....:

A

'-----~

Abbildung 30.8: Stoßkraft F(I)

Für die beiden Körper werden Gleichungen nach 30.24 mit den Bezugspunkten A bzw. B fonnuliert, in die die Stoßkraft F(I) eingeht (glatte Flächen, F(I) in Stoßnormalen-Richtung): fj ts

.I .I

MA(I) dt

= -11

.I .I

(=0

1=0

's

ts

(=0

Mn (I ) dl

= -12

F(I) dt

= -11 fs = JIA NI

F(I) dt

= -12fs = hn N2

-JIA

WI

(=0

(in bei den Gleichungen wurden rechtsdrehende Winkelgeschwindigkeiten und rechtsdrehende Momente positiv eingesetzt, diese Vereinbarung gilt dann auch für die Ergebnisse). Damit stehen insgesamt drei Gleichungen zur Verfiigung, aus denen nach Elimination des Kraftstoßes fs die bei den Winkelgeschwindigkeiten NI und N2 berechnet werden können.

30 Kinetik des Massenpunktsyslems

610

oe:> Natürlich könnte auch der Kraftstoß fs berechnet werden. Mit dem Impulssatz (je zwei

Gleichungen für die beiden Körper) könnten vier weitere Gleichungen formuliert werden, in die die vier Komponenten der von den Lagern aufzu nehmenden Kraftstöße eingehen, so dass diese berechnet werden könnten. Allerdings sind damit nicht die durch den Stoß hervorgerufenen Kräfte bekannt, so dass diese Berechnung wenig praktisChen Nutzen hat.

30.3 Aufgaben

I

Aufgabe 30.1: I Die Masse 1111 wird in der Höhe hl ohne Anfangsgeschwindigkeit losgelassen, bewegt sich reibungsfrei und stößt bei A auf die ruhende Masse 1112 (Stoßzahl k). Gegeben:

1112

- = 4 ; k=O,S; h1. Inl

Auf welche Höhe h2 gleitet 111 I nach dem Stoß zurück, wie groß ist die Geschwindigkeit von 1112 unmittelbar nach dem Stoß?

A

Allfgabe 30.21 I Der skizzierte Holzhammer besteht aus einem Quader und einem zylindrischen Griff, der als diinner Stab angesehen werden darf. Gegeben:

1111 1112

= 170g ; a = Sem ; = nOg ; b = 14cm ; 1= 30cm .

Wo muss man den Hammer anfassen (Stoßmittelpunkt), damit die Hand beim Schlag möglichst gering belastet wird?

Aufgabe 30.31 I Ein Pendel I besteht aus einem dünnen Stab (Masse 111 I) und einer Kreisscheibe (Masse 1112), das Pendel 2 aus zwei dünnen Stäben (Massebelegung pA). Pendel I wird aus der horizontalen Ruhelage freigegeben und stößt in seiner tiefsten Lage (Stoßzahl k) gegen Pendel 2. Gegeben:

k 1111

= 0,5 = 1112 1111

pA = -

r

/ 1 = 5r = Sr

12

13 = 3 r

r = 0, I L1l

X

=1 .0

=2 Sloßpunkt

a a 2 2

B =2 -

Or~====I=V"q:: A ""

"

"" " """ .> ,

pA

•

Man ermittle a) die Winkelgeschwindigkeit WI des Pendels 1 unmittelbar vor dem Zusammenstoß,

b) die Winkelgeschwindigkeiten WI und W2 der Pendel I und 2 unmittelbar nach dem Stoß, e) den maximalen Pendelausschlag des Pendels I nach dem Stoß.

31 Schwingungen Wenn sich bei einer Bewegung, die durch X(/) beschrieben wird, die Bewegungsrichtung mehrmals ändert (Wechsel des Vorzeichens der Geschwindigkeit x) und X(/) mehrfach den gleichen Wert wieder annimmt, so spricht man von einer Schwingung. Eine Bewegung, die sich regelmäßig nach einer Zeit T wiederholt, so dass

X(I + Tl = X(/) gilt (vgl. Beispiel auf Seite 530), wird periodische Schwingung genannt. Die für eine Schwingungsperiode benötigte Zeit T heißt Schwingungsdauer. Ihr reziproker Wert

J=

I T

(31.1)

ist die SchwingungsJrequenz und gibt die Anzahl der Schwingungen pro Zeiteinheit an. Die Frequenz wird mit der physikalischen Einheit Hz (Herlz) gemessen: IHz=ls-1

31.1 Harmonische Schwingungen Die Masse m in der Abbildung 31,1 ist durch eine lineare Feder mit der Federkonstanten c gefesselt. Sie soll sich auf der Unterlage reibungsfrei bewegen können. Aus der statischen Ruhelage (Feder ist entspannt) wird sie um den Betrag Xo nach rechts verschoben und dann losgelassen. Nach dem Prinzip von d' Alembert wirken in horizontaler Richtung nur die d' Alembertsche Kraft der Masse m und die Rückstellkraft der Feder. Die Kraftgleichgewichtsbedingung in dicser Richtung liefert: (31.2) IIlX+CX=O

~7 m

I Man

X(I = 0) = 0

I

~_x

52- ;;:;Tl: - .. rT:::!lm g l~

IF

N

(31.3)

Die Integrationskonstanten A und 8 ergeben sich aus den Anfangsbedingungen

X(l =0) =Xo

r--, I

~---",,-,_=_",-J_

C

Diese homogene lineare Differenzialgleichung 2. Ordnung mit konstanten Koeffizicnten hat die allgemeine Lösung!

X=ACOS(ß,/)+8sin(ß,/)

,

Abbildung 31.1: Einfaches Feder-Masse-System

A =Xo

8=0

überzeuge sich durch Einsetzen und/oder konsultiere das Thema ..GewÖhnliche Differenzialgleichungen" auf der

Internel-Site Mathematik/Ur die Technische Mechanik (www.TM-Mulhe.de).!liehe Hinweis auf Seite 314.

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_31, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

31 Schwingungen

612

Damit ist das Bewegungsgesetz für die Masse 111 bekannt: x = Xo cas (

fi t)

(31.4)

Da die cos-Funktion die Extremwerte -I und + I annimmt, ist XQ der jeweils größte (positive und negative) Wert, den x während einer Schwingungsperiode annimmt. die Amplitude. Besondere praktische Bedeutung hat das Argument der cos-Funktion: Weil diese Funktion periodisch mit 211: ist, entspricht die Zeit, die bis zum Erreichen dicses Werts vergeht, der Schwingungsdauer T einer Periode, und nach 31.1 ergibt sich die Schwingungsfrequenz:

~ T = 211:

'*

V-;;;

T

'*

= 211: (fji

Vc

f = }", = T

_1-

~

211:V-;;;

(3 I.5)

In der technischen Praxis ist es üblich, mcchanische Schwingungen durch dic Angabe der Kreisfrequenz W =

· If

(31.6)

-

m

zu charaktcrisieren, die sich von dcr Frcqucnz f nur durch den Faktor 211: unterschcidct. Ocr Begriff "Kreisfrequenz" erklärt sich aus folgender Analogie: Ein mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit w auf einer Kreisbahn umlaufender Punkt hat dieselbe "Frequenz" (Anzahl von Umläufen) wie ein Schwinger mil der entsprechenden Krcisfrequenz. Man beachte die Analogie der Zusammenhänge (vgJ. Gleichung 26.21 im Abschnitt 26.2.3):

w=211:f Kreisfrequenz

H

w=211:n

Frequenz

Winkelgeschwindigkeit -

(31. 7) Drehzahl

Schwingungen, die durch eine Differenzialgleichung

m.r+cx=O

.r+w2 x=O

bzw.

(31.8)

beschrieben werden, nennt man harmonische Schwingungen. Ihr Bewegungsgesetz wird durch cos- bzw. sin-Funktioncn beschricbcn. Die allgemcine Lösung von 31.8 ist durch 31.3 gegeben, kann jedoch auch folgendem1aßen aufgeschrieben werden:

X(/) =Ccos(wt - a) Die Lösung 31.9 mit den Integrationskonstanten C und

(31.9)

a ist wegen

Ccos(Wt - a) = Ccosa cos Wt + Csin a sin Wt mit 31.3 identisch. Für die Integrationskonstanten der beiden Lösungen gilt der Zusammenhang: A =Ccosa

B=Csina

Daraus ergeben sich folgende Schlussfolgerungen: ~

Die AnJangsbedingungen haben at~fdie Krei~frequenzder harmonischen Schwingung keinen Einjluss. Wenn der Masse im eingangs behandelten Beispiel neben der Anfangsauslenkung auch noch eine Anfangsgeschwindigkeit erteilt wird, werden beide Integrationskonstanten in 31.3 ungleich Null. Die Überlagerung von cos- und sin-Funktion mit gleicher Kreisfrequenz

613

31.2 Freie ungedämpfte Schwingungen

fUhrt aber entsprechend 31.9 wieder auf eine harmonische Bewegung mit der gleichen Kreisfrequenz. Es ergibt sich allerdings eine vergrößerte Amplitude

W

c= JA2+8 2 oe:> Die Lösung 31.9 hat den Vorteil, dass beide Integrationskonstanten interpretierbar sind.

C

ist die Amplitude der Schwingung und die so genannte Phasenverschiebung ce bestimmt den Zeitpunkt 10, zu dem die Schwingung erstmalig die Amplitude erreicht:

cos(Wlo - ce) =

I

=?

ce

10 = OJ

31.2 Freie ungedämpfte Schwingungen Ein schwingungsfahiges System, das nach einmaligem Anstoß (z. B.: Anfangsauslenkung oder Anfangsgeschwindigkeit) sich selbst überlassen wird (und keinen äußeren "ErregerkräFten" mehr ausgesetzt ist), fUhrt eine freie Schwingung (Eigenschwingung) aus. Fließt während der Bewegung keine Energie ab, ist es einefreie ungedämpfte Schwingung. Wenn bei einem Schwinger mit einem Freiheitsgrad (wie im Beispiel des vorigen Abschnitts) die Riickstellkraft linear von der Bewegungskoordinate abhängt, wird die freie ungedämpfte Schwingung immer durch eine Bewegungs-Differenzialgleichung der Form (31.10) beschrieben, und der Schwinger führt eine harmonische Bewegung aus. Die Kreisfrequenz der Eigenschwingung wird Eigenkreisfrequenz genannt und ist bei linearen Schwingern, die durch eine Differenzialgleichung des Typs 31.10 beschrieben werden, von den Anfangsbedingungen unabhängig (die Beispiele I und 2 im Abschnitt 28.3.3 behandelten dagegen nichtlineare ungedämpfte freie Schwinger, deren Frequenzen von den Anfangsbedingungen abhängig sind). Wenn der tatsächliche Bewegungsveriauf einer linearen Schwingung nicht interessiert (bei den meisten Problemen der technischen Praxis ist dies der Fall), kann auf die Lösung der Differenzialgleichung 3l.LO verzichtet werden, weil die wichtigste Kenngröße. die Eigenkreisfrequenz, direkt aus der Differenzialgleichung ablesbar ist. Auch komplizierte Schwingungsprobleme können häufig mit ausreichender Genauigkeit durch 31.10 beschrieben werden, wenn eine Beschränkung auf kleine Ausschläge (Vermeiden ,.geometrischer Nichtlinearitäten") gereChtfertigt ist und die schwingende Masse von der Federmasse getrennt werden kann. Die berechtigte Frage, was denn "kleine Ausschläge" sind, kann zwar nicht generell beantwoltet werden, zwei Hinweise aber sollen gegeben werden: Sehr viele Schwingungen in der technischen Praxis sind Vibrationen, die man zwar fühlen, aber mit bloßem Auge kaum wahrnehmen kann. Dafür ist die Annahme "kleiner Ausschläge" gewiss gerechtfertigt. Die Aussage "Ausschläge sind klein. wenn sie auf lineare Differenzialgleichungen führen" ist sicher nicht korrekt. Sie würde in diesem Buch deshalb auch nicht zu finden sein. wenn sie nicht doch ein wichtiger Hinweis auf ein pragmatisches Herangehen an komplizierte Probleme wäre.

31 Schwingungen

614

31.2.1 Schwingungen mit kleinen Ausschlägen In diesem Abschnitt werdcn ausschließlich Beispiele demonstriert, die auf Differenzialgleichungen des Typs 31.10 fUhren. Man beachte besonders, welche Idealisierungen (kleine Ausschläge) getroffen werden müssen, damit sich diese linearen Differenzialgleichungen ergeben.

Beispiel I:

I

I_"";_ _...1 EIne zylIndnsche KreIsscheIbe Ist Im Schwerpunkt drehbar gelagert und durch zwei Federn am Rand gefesselt. Für kleine Ausschläge soll die Eigenkrcisfrcquenz dcr Drehschwingung ermittelt wcrdcn. Gegeben:

c m

c, m.

An der freigeschninenen Scheibe werden fLir die gewählte KoordjJ]atenrichtung das d' Alcmbertsche Moment (reinc Drchbewegung, Masscnträgheitsmoment der zylindrischen Scheibe: Js = mrz) und die FederRückstell-Kräfte angetragen. Bei Voraussetzung kleiner Ausschläge dürfen die Federkräfte in Richtung der unbelasteten Feder (tangential an den Kreis) angetragen und ihre Verlängerung näherungsweise durch rq> erfasst werden. Für großc Winkel müsste die Schräglagc dcr verformten Feder durch die genaue Erfassung der Geometrie berücksichtigt werden, was zu nichtlinearen Zusammenhängen fUhren würde.

c

!

Die Bewegungs-Differenzialgleichung ergibt sich aus dem Momemengleichgewicbt um den Lagerpunkt. Die Eigenkreisfrequenz der Schwingung kann direkt abgelesen werden:

z..

I 2

-/I1r q>+2cr<pr=O

=;.

..

4c


=;.

~.

w=2-

In

m

L-:> Für das Aufschreiben der Bewcgungsgleichung dcs freien ungedämpften Schwingers mit

einem Freiheitsgrad (Beispiel I) bietet sich auch der Energiesatz in der Form

U + T = konstant

(31.11)

an. Potenzielle und kinetische Energie werden f"r die beliebige Lage (in Abhängigkeit von der Bewegungskoordinate) formuliert, und die Ableitung von 31. I I nach der Zeit (vgl. nachfolgendes Beispiel 2) führt auf die Bewegungs-Differenzialgleichung 31.10.

I

Beüpiel2: I_ _ _ _...I Ellle Zahnstange der Masse /11 Ist auf zweI Zahnrädern mIt dem Radllls r (Massenträgheitsmomente Js bezüglich der Drehpunkte) gelagert und durch zwei Federn gefesselt. Die Eigenkreisfrequenz des Schwingungssystems (einfaches Modell eines Schwingsiebs) soll ennittell werden. Gegeben:

Cl

m

1

Js

= 3.5mr2 .

Wenn flir die Bewegung von In eine Koordinate x eingefühI1 wird und für die Drehung der Zahnräder jeweils eine Winkelkoordinate
31.2 Freie ungedämpfte Schwingungen

I

2

2 111X +2

615

( 2JscjJ-+2cX I I 2) = konst.

I

?

2

?

2/11x +3,5mr

=}

.;2

r2

+CX

2= konst.

Die Beziehung wird noch vereinfacht und dann nach der Zeit abgeleitet. Aus der Differenzialgleichung des Typs 3) .10 kann die Eigenkreisfrequenz direkt abgelesen werden:

4mx2 +cx2 = konsl.

=}

8mxx+2cx.<=0

x+~x=O 4m

=}

I

=}

Beispiel 3: I_"";_ _...1

An dem skIzzierten einfachen Feder-MasseSchwinger soll der Einfluss des Eigengewichts der Masse auf die Eigenkreisfrequenz untersucht werden. Die Bewegungskoordinate x wird von der statischen Gleichgewichtslage aus gezählt, in der die Feder bereits vorgespannt ist. Die Skizze zeigt alle zu berücksichtigenden Kräftc in dcr beliebigen ausgelenkten Lage, und nach dem Prinzip von d' Alembert liefert die Gleiehgewichtsbedingung in vertikaler Richtung:

x' stal

w=~2V; ~

:r8

C

(x +xstat)

I 1mi

X

fmg

mx+cx+cX-Wat - mg = 0 Wegen cx.,,'" = mg ergibt sich die gleiche Differenzialgleichung wie beim horizontalen FederMasse-Schwinger (Einführungsbeispiel im Abschnitt 31.1): mx+cx = O.

<>

Dic vertikal hängende Masse m schwingt mit der gleichen Eigenkreisfrequenz wie die reibungsfrei gelagerte horizontal schwingende Masse m. Diese exemplarisch gefundene Aussage darf wie folgt verallgemeinert werden: Be;m Aufstellen der Bewegungs-Differenzialgleichung kann die stCllische Vorspm1llung der Feder unberücksichtigt bleiben. wenn gleichzeilig die diese Vorspannung hervarrufende Kraft (hier: Eigengewicht der Masse m) nicht berücksichtigt wird und der Koordinatenursprung mit der statischen Ruhelage zusammenfüllt.

Das Eigengewicht kann selbstverständlich nicht aus der Rechnung herausgelassen werden, wenn es selbst zur Rückstellkraft beiträgt (Rückstellkräfle werden durchaus nicht immer durch Federn hervorgerufen, siehe nachfolgendes Beispiel 4).

I

Beispiel 4: I_"";_ _...1 Belln so genannten mathematischen Pendel (Punktmasse 'Im masselosen Faden) ist die in Bahnrichlung gerichtete Komponente des Eigengewichts die Rlickstellkraft, und man erhält aus dem Kraftgleichgewicht in Bahnrichtung:

~';\I mlrp

I ip + gsinq> = 0

ml ip+mgsin q> = 0

~~ ~

mlrp2

mg

Dies ist eine nichtlineare Differenzialgleichung, deren Lösung zwar einen periodischen Vorgang beschreibt, dessen Frequenz allerdings von den Anfangsbedingungen abhängt. Nur unter der Voraussetzung sehr kleiner PendelausschJäge, fur die sin q> '" q> gesetzt werden darf, ergibt sich eine lineare Differenzialgleichung. aus der die Eigenkreisfrequenz abgelesen werden kann: I ip + gq>

=0

=}

w=

If

616

31 Schwingungen

31.2.2 Elastische Systeme Bei den elastischen Systemen, für die in den Kapiteln 14 bis 24 die Verformungsberechnungen behandelt wurden, ergab sich unter der Voraussetzung kleiner Verformungen stets ein linearer Zusammenhang zwischen den Belastungsgrößen (Kräfte und Momente) und den Verformungsgrößen (Verschiebungen und Verdrehwinkel).

EI ~konst.

l/2

l/2

Abbildung 31.2: Elastische Bauteile als Federn

Für die beiden einfachen elastischen Systeme der Abbildung 31.2 (Zugstab, Biegeträger) soll gezeigt werden, dass dieser Zusammcnhang ftjr einen ausgewählten belasteten Punkt in dcr Form des linearen Federgesetzes aufgeschrieben werden kann. Für den Zugstab ist die benötigte Formelmit 14.6 gegeben, rur den Biegeträger entnimmt man sie der Tabelle auf Seite 260:

/)., =

FI EA

F 13 VF=48EI

=}

EA F = -,-!J.I

= cs!J.I

mit

EA Cs = -1-

=}

48EI F=-,-3-VF=C8VF

mit

48EI c8=-/3-

oe:' Wenn sich an der Stelle, für die der Zusammenhang von Kraft und Verschiebung als Fe-

dergeselz formuliert wurde, eine Masse m befindet und das elastische System als masselos angesehen werden darf, kann das gcsamtc Fcder-Masse-Systcm durch das Modcll dcs einfachen Schwingers aus dem Beispiel 3 im vorigen Abschnitt ersetzt werden, und die Eigenkreisfrcquenz ergibt sich aus ())2 = ;;,.

I

Beispiel 1: I_ _ _ _..... Die skIZZierte BIegefeder (konstante Dicke t, linear veränderliche Breite) trägt eine Masse m. Es soll die Eigcnkreisfrequenz dieses Schwingungssystems ermittelt werden (Biegefeder ist masselos).

Gegeben:

I

1

b, I

1

E

1

~

.0: C=====::::!:=====::01 r

L/2

111.

..0

i

l/2

Im Abschnitt 24.5 (Beispiel 2 auf Seite 436) wurde die Absenkung des Mittelpunktes des Trägers unter einer dort angreifenden Einzelkraft für ein beliebiges Breitenverhältnis ß berechnet, für das hier ß = 2 gesetzt werden muss. Die dort gefundene Formel wird als Federgesetz formuliert: 3FI 3 Ebr 3 VF= 4Ebr 3 (-1+21n2) =} F=3,45-,3-vF=c8vF Die Eigenkreisfrequenz ist die des einfachen Feder-Masse-Schwingers:

()) =

f1

8

-. rn

mit

C8

Ehr3 1

= 3 45-3 '

oe:> Die Federkonstanten, die sieh für den Kraft- Verschiebungs-Zusammenhang ergeben, haben

die Dimension .,Kraft/Länge", der Zusammenhang von Torsionsmoment und Verdrehwinkel wird durch eine Drehfeder-Konstante mit der Dimension "MomentlWinkel" besclu'ieben (folgendes Beispiel).

31.2 Freie ungedämpfte Schwingungen

617

I

Beispiel 2: I_"';'_....1 Die Beziehung 21.13 (Seite 366), mll der der Verdrehwinkel infolge eines Torsionsmoments berechnet wird, liefert:

tIM

t

~ ~

Glt,t

CI, ~ M,=-CP=CTCP I CI, mit der Dreh[eder-Kollstall/ell CT = -1(31.12) M,t CP= CI,

Js • ~ gJs'P

c. T


.

rp

C T

Für die Berechnung der Torsionsschwingungen einer Scheibe mit dem Massenträgheitsmoment Js (bezüglich der vertikalen Achse) kann aus dem Momenten-Gleichgewicht des d' Alembertschen

Moments mit dem Rückstellmoment der Drehfeder die Differenzialgleichung

JSi{>+CTCP=O aufgeschrieben werden, die wieder vom Typ 31.10 ist, so dass unmittelbar die Eigenkreisfrequenz abzu lesen ist: W=

<>

{f;

Die im Abschnitt 10.1 behandelte Möglichkeit, mehrere lineare Federn zu einer äquivalenten Ersatzfeder zusammenzufassen, gestattet es, auch kompliziertere elastische Systeme durch den einfachen Feder-Masse-Sehwinger zu simulieren (folgendes Beispiel).

I

Beispiel 3: I_"";_ _...1 Eme Masse 111 ,st wie sk,zz,ert über eme Feder (Federkonstante c) an einem elastischen Kreisbogenträger befestigt (I( ist der nach 19.17 auf der Seite 328 definierte Querschnittsparameter für den gekrümmten Träger). Es soll die Eigenkreisfrequenz der Vertikalschwingungen der Masse ermittelt werden (Feder und Kreisbogen sind masselos).

Gegeben:

1Il,

c, R, EA,

Abbildung 31.3: Reihenschaltung zweier Federn

1(.

Im Abschnitt 19.3.3 wurde als Beispiel auf der Seite 336 der mit einer Kraft 2 F belastete Kreisbogenträger behandelt (Kraftangriffspunkt war der Punkt, an dem hier die Feder befestigt ist). Die dort erminelte Kraft-Verformungs-Beziehung wird für cP = 0 (und F anstelle von 2F) als Federgesetz formuliert:

Mit der so definierten Federkonstanten CH wird der Kreisbogenträger durch eine Feder ersetzt, die mit der anderen Feder (Federkonstante c) .,in Reihe geschaltet" ist und mit dieser nach 10.3 zu einer Ersatzfeder (Federkonstante cm ) zusammengefasst wird, so dass sich wieder das Modell des einfachen Feder-Masse-Schwingers (Beispiel 3 im vorigen Abschnitt) ergibt: W=

f-fff -

m

Ir!

mit

I Cers

I

21(EA

I

=;:+ CH

und

CH=

(2-~Jr+~-I(I)R

31 Schwingungen

618

oe:> Bei den bisher behandelten Beispielen wurden masse lose Federn vorausgesetzt. Wenn die

Bewegungs-Differenzialgleichung mit dem Encrgiesatz formuliert wird, kann häufig auf relativ einfache Weise die Wirkung der Federmasse wenigstens näherungsweise erfasst werden, indem sie bei der kinetischen Energie berücksichtigt wird. Die dabei zu treffende Näherullgsannahme wird am nachfolgenden einfachen Beispiel demonstriert.

om

I

Beispiel 4: I_ _ _ _...I Die EIgenkreisfrequenz der Vertlkalschw1l1gung der Masse m soll bei genäherter Berücksichtigung der Masse 1118 des Biegeträgers ermittelt werden. Die Federkonstante ergibt sich aus dem Modell "Kragträger mit Einzelkraft am freien Ende" (Fall e im Abschnitt 17.4 auf Seite 261):

El,m e

z

-

x,

,x

x.l" dm

r

Abbildung 31.4: Masse der Biegefeder wird näherungs weise berücksichtigt

Die Masse 111 bewegt sich mit der Geschwindigkeit X. Es wird angenommen, dass sich das Massenteilchen des Trägers dl11 = 1118 0/' an der Stelle z mit einer GeschwindigkeiU' bewegt, die sich zu x verhält wie die statische Durchbiegung v(z) (infolge F) zur statischen Durchbiegung VF. Die statische Biegelinie v(z) wird ebenfalls der Zusammenstellung auf Seite 261 entnommen, und man katUl mit

die kinetische Energie aufschreiben:

Das Integral

j ~l

,~O

[2-3

7+

mT

3 dz= 1:0

liefert den Faktor, mit dem aus der Masse I11B des Biegeträgers der fiir die Schwingung zu bcrücksichtigende Anteil liIe berechnet wird, und das Gesamtsystem darf wieder durch den einfachen Feder-Masse-Schwinger ersetzt werden: W=

C8

In+ms

mit

3EI

cB =[3

und

_ mß

33 = 1401118

oe:> Die mit dem Beispiel 4 demonstrierte Erfassung der Federmasse ist eine (im Allgemeinen

recht gute) Näherung. Fiir Federn, deren Massenteilchen in Feder-Längsrichtung schwingen (Stab, Schraubenfeder) darf eine lineare Geschwindigkeitsvel1eilung angenommen werden, die auf! me als zusätzlich zu berücksichtigende Masse führt (l11e ist die Federmasse).

3t.2 Freie ungedämpfte Schwingungen

6t9

31.2.3 Nichtlineare Schwingungen Wenn die Bewegungs-Differenzialgleichung, die einen Schwingungsvorgang beschreibt, nichtlinear ist, ist sie bis auf wenige Ausnahmen nur numerisch lösbar (zahlreiche Beispiele hierzu unter www.TM-ak.1"uell.de). Dies kann fast immer nur die Analyse eines ganz speziellen Bewegungsvorgangs sein, weil im Gegensatz zu den linearen Problemen auch bei freien ungedämpften Schwingungen die Bewegungsabläufe (und damit die Eigenfrequenzen) von den Anfangsbedingungen abhängig sind. Dies soll an einem (bereits im Abschnitt 28.3.3 behandelten) relativ einfachen Beispiel verdeutlicht werden.

I

Beispiel:

I

a

Die Masse m bnn auf der vel1ikalen Führung reibungsfrei gleiten, so dass nach einmaliger Auslenkung eine freie ungedämpfte Schwingung mit konstanter Amplitude entsteht. Die Aufgabe wurde im Abschnitt 28.3.3 für verschiedenen Anfangsauslenkungen gelöst. Die Diagramme auf Seite 531 zeigen, dass sich in jedem FaJl eine freie ungedämpfte Schwingung ergibt, allerdings mit stark unterschiedlichen F0l111en und Zeiten, die für eine volle Schwingung benötigt werden (Schwingungsdauer).

I' I 1

I 1

~

Hier wird die Schwingungsdauer T in Abhängigkeit von der Anfangsauslenkung 1!- für die bereits im Abschnitt 28.3.3 benutzten Parameter ~~ = I, ~ = 4 und ~ = 9,81 S-2 berechnet (h ist die Länge der entspannten Feder).

Die nichtJiJleare Differenzialgleichung, die den BeweguJlgsvorgang beschreibt (siehe Seite 530) muss für jede Anfangsauslenkung ~ gesondel1 numerisch integriel1 werden. Die Rechnung kann abgebrochen werden, wenn die Masse wieder die Allsgangslage erreicht hat. Die bis dahin vergangene Zeit ist die Schwingungsdauer T flir die spezielle AJJfangsauslenkung. Das Diagramm in Abbildung 31.5 zeigt die Funktion T(1!-), in dem einige markante Punkte auffallen. Mit den Verfahren, die im Kapitel 10 behandelt wurden, kann man nachweisen, dass für die Masse drei statische Gleichgewichtslagen existieren (bei ~ = -2,76; -0,362; 4,92), von denen eine instabil ist (1!- = -0,362). Bei kleinen Anfangsauslenkungen aus einer stabilen Gleichgewichtslage schwingt die Masse mit einer Schwingungsdauer. die sich mit der Größe der Auslenkung nur unwesentlich ändert.

T

I

- 2,76 - 4,49

4,92 - 0.362

9,22

Abbildung 31.5: Schwingungsdauer in Abhängigkeit von der Anfangsauslenkung

Eine besondere Rolle spielt die instabile statische Gleichgewichtslage, um die keine Schwingung möglich ist. Bei Anfangsauslenkungen mit .~ "" -0,362 entstehen bei nur geringen Abweichungen völlig unterschiedliche Bewegungen. Gleiches gilt für die beiden Punkte bei ~ = -4,49 und ~ = 9,22: Kleine Abweichungen von diesen Anfangsauslenkungen nach oben bzw. unten führen zu völlig anderen Bewegungsgesetzen, abhängig davon, ob sich die Masse bei 1!- "" -0,362 "vorbeidrängeln" kann oder nicht.

620

31 Schwingungen

31.3 Freie gedämpfte Schwingungen Der Idealfall der ungedämpften Schwingung ist praktisch kaum realisierbar. Reibungswiderstände und Dämpfungskräfte (teilweise beabsichtigt, z. B.: Stoßdämpfer) sorgen dafür, dass die Amplituden einer freien Schwingung mit der Zeit kleiner werden. Hier soll nur der Spezialfall geschwindigkeitsproportionaler Dämpfung untersucht werden, bei dem die Widerstandskraft, die der Dämpfer der Bewegung entgegensetzt, nach 28.4 in der Form Fw = -k v mit einer Dälllpfungskollstantell k anzusetzen ist (zur Übereinstimmung dieser Annahme mit dem Verhalten realer Dämpfer beachte man die Bemerkung dazu auf der Seite 519). Die Abbildung 31.6 zeigt den einfachen Schwinger aus Masse, Feder und Dämpfungselement und die freigeschnittene Masse mit d' Alembertscher Kraft, Federkraft und Bewegungswiderstand. Die Koordinate x zählt von der statischen Ruhelage aus (Eigengewicht wurde deshalb nicht angetragen, vgl. Beispiel 3 auf Seite 615). Das Kräfte-Gleichgewicht in vertikaler Richtung liefert mit

mx+kX+cx=O

mx

(31.13)

eine lineare homogene Differenzialgleichung (vg1. Lösung unter www.TM-aklllell.de). die sieb in entsprechender Form auch bei komplizierteren Systemen ergibt, wenn die Masse konstant ist, die Dämpfung linear von der Geschwindigkeit und die RücksteUkräfte linear vom Weg abhängig sind.

c

k

Abbildung 31.6: Einfacher freier gedämpfter Schwinger

Im Folgenden wird die Dämpfungskonstante k durch eine dimensionslose Größe. das so genannte k Lehrsche Dälllpfungslllaß D = -(31.14)

2.;mc

ersetzt (nach ERNST LEH R, 1896 - 1945). Damit geht 31.13 über in

x+2Dw.t+ w 2x = 0

(31.15)

wobei die Abkürzung w für die Eigellkreisfrecluenz der ungedämpften Schwingung entsprechend 31.6 steht. 31.15 ist wieder eine lineare homogene Differenzialgleichung mit konstanten Koeffizienten, deren Lösung aber im Gegensatz zur Lösung von 31.10 in Abhängigkeit von den Parametern ganz unterschiedliche Bewegungen beschreiben kann. Mit dem Exponentialallsatz x = C e).,1 liefert 31.15 eine charakteristische Gleichung, deren Lösungen reell oder komplex sein können:

A2 +2DWA+w 2 =O

=?

At,2=W(-D±JD2=l)

(31.16)

':> Flir D > I (starke Dämpjimg, zwei unterschiedliche reelle Lösungen ftir A) kann die Lösung der Differenzialgleichung 31.15 in der Form x = CI

e).,,1

+C2 e).," = e- owl (CI eWJO'-II + C2 e- wJO'-")

aufgeschrieben werden. Der Faktor vor der Klammer sorgt daftir. dass sich x asymptotisch dem Wert Null nähert. Entsprechendes gilt für D = I (aperiodischer Grellzfall, reelle Doppellösung für A) mit der Lösung von 31.15:

31.3 Freie gediimpfle Schwingungen

621

x = CI eI.l +C21eA1 = e-OOOl (CI +C21) Beide Bewegungen (manchmal erwünscht, z. B. als Zeigerbewegungen in Messinstrumenten) sind keine Schwingungsvorgänge und werden hier Ilicht weiter betrachtet. Q Nur fur den Fall D< I (schwache Dämpfung, zwei konjugiert komplexe Lösungen fur ,1.)

ergibt sich eine Schwingung (i ist die imaginäre Einheit, es wird die so genannte EulerRclation eil = cosz + i sin z verwendet, der letzte Schritt entspricht der bereits für die harmonische Schwingung im Abschnitt 31.1 vorgenommenen Umformung):

x

= CI eA"

+C2eA"

= e-DOOI (CI eOOiJ,-02 , +C2e-wiJI-o' ') = e- DW1

(CI eiWD ' +C2e-iWol)

= e-DOOI [CI (eos ClJot + i sin ClJot) + C2( cos Wol - i sin Wo I) I (31.17) = e- DW1 (AI COSWol +A2sinwol) = Ce-OOOI eos(Wf)1 - a) Aus dem Bewegungsgesetz für die freie gedämpfte Schwingung 31.17 liest man ab:

Auch das (geschwindigkeilsproporlional) gedämpfte Schwingllllgss)'siem schwingl mil kOIlstanter Eigenjrequellz. Die EigenkreisfreqlleJlz der gedämpfteIl Schwingung

Wo=w)I-D2

mit

w-

ff· -

(31.18)

m

ist kleiner als die Eigenkreisfrequenz des ungedämpften Schwingers, die Schwingungsdauer Tf) = ~~ dementsprechend größer. Die Abbildung 3J.7 zeigt eine durch 31.17 beschriebene Bewegung. Analytisch lässt sich leicht bestätigen, was die Kurven erkennen lassen: Das Weg-Zeit-Geselz X(/) der Schwingung wird von zwei Funktionen Xo

= Ce-Dw!

und

.tu = _Ce-DCO!

"eingehüllt". Die Schnittpunkte dieser bei den "Einhüllenden" mit X(I) liegen an den StelIcn, an dencn dic cos-Funktion in 31.17 ihre Extremwerte annimmt. Dies sind nicht die Punkte, an denen die gedämpfte Schwingung ihre Amplilllden hat. Q

6,-----------------, x Gedämpfte Schwingung 4

2

0 -2 ·Untere Einhüllende"

-4 _6L--~--~--~--~-__J

o

2

4

6

8

10

Abbildung 31.7: X(/) bei schwacher Dämpfung

Die Schwingungsdauer To kann gemessen werden zwischen zwei aufeinander folgenden Amplituden gleichen Vorzeichens oder zwischen zwei benachbarten Schnittpunkten einer Einhüllenden mit der Funktion X(/) oder zwischen zwei aufeinander folgenden gleiehgerichtcten Null-Durchgängen (z. B. von negativen zu positiven x-Werten).

622 oe;'

31 Schwingungen Die Ableitung der Funktion x(r) nach der Zeit liefert das GeschwindigkeitsZeit-Gesetz x(r) der Schwingung. Beide Funktionen können als Parameterdarstellung einer Funktion x(x) angesehen werden, der so genannten Phasellkurve ("Darstellung in der Phasenebene"), deren geometrische Gestalt allein schon wichtige Eigenschaften der Schwingung charakterisiert.

10~--------------~

Darstellung in der Phasenebene 5

o -5

x

-1~4L.--_-::-2---:0--~2:----4:---':..J6

Abbildung 31.8: Pbasenkurve -'(x)

Während Phasenkurven für ungedämpfte Schwingungen stets geschlossen sind, zeigt die Abbildung 31.8 den typischen spiralförmigen VerlauffUr die gedämpfte Schwingung, deren Weg-Zeit-Gesetzx(r) in Abbildung 31.7 dargestellt ist. ,;, Das Verhältnis zweier Schwingungsausschläge x im zeitlichen Abstand einer Schwingungsdauer (z. B. das Vcrllältnis der Amplituden zweier aufeinander folgender Perioden) ist konstant, wie sich mit 31.17 bestätigen lässt:

q=

x(r)

2,D

Ce-OW1cos(roor-a)

=

= e;;::Dl' = konstant

Ce OW(I+TD)COS[roo(r + 0)) - a] x(r + To ) Der natürliche Logarithmus von q wird als logarirhmisches Dekremellf /\ bezeichnet und steht mit dem Dämpfungsmaß 0 in folgendem Zusammenhang:

/\ = In q =

2rrD

/\

=;.

D = r.;==;;=C==o7i 2

(31.19)

VI-D2 V4rr +/\2 Wenn also z. B. die Amplitudengröße experimentell ermittelt werden kann, ist es möglich, aus dem Verhältnis der Amplituden zweier aufeinander folgender Perioden das Lehrsehe Dämpfungsmaß nach 31.19 zu bestimmen.

I

Beispiel: I_ _ _ _ Um ellle Vorstellung vom ElI1ftuss der DämpflLOg auf dIe Elgenkre,sfrequenz zu geben, soll angenommen werden, dass bei einem Schwingungsvorgang die Amplituden injeder Periode auf die Hälfte des Wertes der vorhergehenden Periode zurückgehen. Dann erhält man mit q = 0'5 = 2 ein logarithmisches Dekrement von /\ = 0,693 und das Dämpfungsmaß 0 = 0,110. Nach 3 J.] 8 errechnet sich die Eigenkreisfrequenz

roo =

(t)

)1-D2 =O,994ro

Bei q = 2 verringert sich die Amplitude recht schnell. Die Schwingung ist nach wenigen Perioden praktisch abgeklungen. Trotzdem ist der Einfluss dieser (relativ starken) Dämpfung auf die Eigenkreisfrequenz des Schwingers außerordentlich gering, und die Aussage dieses Beispiels darf als wichtigste Erkenntnis aus den Betrachtungen in diesem Abschnitt gelten: Wenn nur die Eigenkreisfrequenz des freien gedämpften Schwingers interessiert, ist dafür mit der Eigenkreisfrequenz ro des ungcdämpften Schwingers im Allgemeinen eine sehr gute Näherung gegeben. Nur bei sehr starker Dämpfung muss das Lehrsehe Dämpfungsmaß (gegebenenfalls experimentell) erminelt und roo nach (31.18) berechnet werden.

623

31.4 Erzwungene Schwingungen

31.4 Erzwungene Schwingungen Im Gegensatz zu den freien Schwingungen, bei denen die Bewegung nur durch die Anfangsbedingungen (Anfangsauslenkung, Anfangsgeschwindigkeit) verursacht wird, ist eine Schwingungsbewegung, die durch ständige Einwirkung einer zeitlich veränderlichen Kraft erzeugt wird, eine erzwungene Schwingung. Von besonderer praktischer Bedeutung sind harmonisch veränderliche Erregerkräfte der Foml F(I) = FocosQ/ (Abbildung 31.9), wobei Q die Erregerkreisfrequenz ist.

·'-r- - - ~-r-'T 1:2] k _c---'---'.,--l-L_

Cx

1

ki;!

Abbildung 31.9: Harmonisch erregter Schwinger mit Dämpfung Aus der Schnittskizze liest man die Bewegungs-Differenzialgleichung ab2: (31.20)

mx+kx+cx = FOCOSQI

31.4.1 Schwingungen mit harmonischer Erregung der Masse Mit den bereits verwendeten Symbolen (w fLir die Eigenkreisfrequenz der ungedämpften freien Schwingung und dem Lehrschen Dämpfungsmaß D) wird aus 31.20:

w2

x+2Dwx+w2 x=Fo-cosQt

(31.21)

c Die Lösung der inhomogenen linearen Differenzialgleichung setzt sich aus der Lösung X/10m der zugehörigen homogenen Differenzialgleichung und einer Partikulärlösung xI"''' zusammen:

x=

X/101ft

(31.22)

+xpar(

Für Xhom kann die Lösung 31.17 der Differenzialgleichung 31.15 übernommen werden, rur das Suchcn nach einer Partikulärlösung wird dcr Ansatz XI"'''

(31.23)

= A COS(QI- cp)

in 31.21 eingesetzt. Man erhält nach kurzer ReChnung: FOW2

(

)

--c- - A Q2 coscp + 2A DwQsin cp +Aw2 COS cp cosQt

+ (-A Q2 sin cp -2A DwQcoscp +A w 2 sin cp) sinQt =

0

Diese Gleichung kann für beliebiges t nur erfüllt sein, wenn jede Klammer auf der linken Seite einzeln verschwindet. Nullsetzen der zweiten Klammer liefert: tan cp

2DwQ Q2

= w2 _

2D§

= 1 _ (§) 2

(31.24)

2Das Stichwon ..Erzwungene Schwingung" untcr www.TM-Mathe.de fUhn zu einer Seite. auf dcr die Lösung von 31.20 als typisches Beispiel einer gewöhnlichen Differenzialgleichung ausfUhrlich demon~lriert wird.

624

31 Schwingungen

Das Nullsetzen der ersten Klammer führt nach Einsetzen von 31.24 und einigen elementarmathematischen Umformungen (sin- und cos-Funktioncn werden durch tan ersctzt) auf:

Fo

A = -

c

I

J[

I-

(~)2r

+402

(m

(31.25)

2

Damit ist die Lösung von 31.21 komplett. Beide Lösungsanteile enthalten dic cos-Funktion, so dass man sich dic Bewegung als Überlagerung zweicr SChwingungen vorstellen darf. Während der Anteil Xhom

= C e -DoJl cos ( ())Dt

-

a)

nach 31.17 wegen der Exponentialfunktion mit negativem Exponenten mit der Zeit immer kleiner wird, ist die Partikulärlösung 31.23 eine cos-Funktion mit der konstanten Amplitude 31.25. Die Abbildung 31.10 zeigt dies für zwei typische Fälle: Sowohl für w > n (obere Kurve) als auch für w < n (untere Kurve) erkennt man das Abklingen dcr Eigcnschwingung infolgc dcr Dämpfung, und nach einer gewissen Zeit schwingt die Masse mit der Erregerkreisfrequcnz n und dcr Amplitudc A.

Abbildung 31.10: Eigenschwingungen klingen infolge der Dämpfung in jedem Fall ab

Nach einer bestimmten Einschwingzcit schwingt der durch die harmonisch veränderliche Krati F(t) = Focosili erregte gedämpfte Schwinger nach einem Bewegungsgesetz, das nur noch durch die Partikulärlösung der Bewegungs-Differenzialgleichung bestimmt wird. Dicse heißt deshalb stationäre Lösung FO

x" = .)(1 _ ,.,2)(;+402 1)2

COS(nl-

cp)

(31.26)

mit dem Abslimmllngsverhälmis 1) =

~

w-

mit

Q)

~

V~

(31.27)

das als Quotient von Erregerkreisfrequenz n und Eigenkreisfrequenz w des ungedämpften Schwingers definiert wird. Die Schwingung im stationären Zustand ufo/gt mit der Erregerkreisfrequenz n. Die Phasenverschiebung cp in 31.26 berechnet sich aus

2D1)

tan cp = I _

,.,2

(31.28)

D ist das Lehrsehe Dämpfungsmaß nach 31.14.

c:> Der Ausdruck vor der eos-Funktion in 31.26 ist die Amplitude der Schwingung. Die Amplitude der stationären Schwingung ist konstant. Im Zähler des Bruchs, der die Größe der

625

31.4 Erzwungene Schwingungen

Amplitude bestimmt, steht mit Xsrat;sch = I'f die Auslenkung der Feder unter einer konstanten statischen Last Fo. Für sehr kleine Erregerkreisfrequenzen wird der Nenner des Bruchs näherungsweise 1, und die Schwingungsamplitude entspricht etwa der statischen Auslenkung.

<>

Für beliebige Erregerkreisfrequenz Q (bzw. ein beliebiges Abstimmungsverhältnis 1)) wird die Ändenmg der Amplitude im Verhältnis zur statischen Auslenkung durch die VergriißerungsJunktion

V

(31.29)

beschrieben. Aus der Abbildung 31.11, die die Funktion V (I)) für verschiedene Dämpfungswerte zeigt, können folgende Erkenntnisse abgelesen werden:

D-G,J

,

,

-D':".2

:

.... - ]-

······2· ...... J

L

,._,

! ..

4

1 V(I)) = )(1-1)2)2+4D21)2

:

!"D-
I f,

.............

~.~~ / .....

. 0-0,707J

...

'

I)

Abbildung 31.11: Vergrößerungsfunktion

<>

Bei sehr kleiner Dämpfung nimmt die Vergrößerungsfunktion in der Nähe von I) = 1 sehr groBe Werte an (für D = hat sie bei I) = I eine Po Istelle). Eine Erregung mir einer Kreisfrequenz Q, die der EigenkreisJrequenz W des ungedämpJten Schwingers entspricht, Jührt bei kleiner DämpJung zu sehr großen. Amplituden (Resonanz).

<>

Für I) > 1 streben die Vergrößerungsfunktionen gegen den Wert Null. Bei überkritischer Erregung mit Q > W (Q = w wird als kritische ErregerkreisJrequenz bezeichnet) sind die Amplituden deutlich geringer als im unterkritischen Bereich Q < w.

<>

Die relativen Maxima der Vergrößerungsfunktionen liegen stets vor dem Punkt I) = I. Bei Dämpfungen oberhalb D = ~ = 0,7071 treten keine Maxima in der Nähe der Resonanzsteile mehr auf.

<>

Die Phasenverschiebung ({J, die nach 31.28 berechnet werden kann, ist wie folgt ZU interpretieren: Maxima, Minima und Nullstellen der Erregerkraft fallen mit den entsprechenden Punkten des Bewegungsgesetzes des Schwingers 31.26 zeitlich nicht zusammen. Bei sehr kleiner Dämpfung ist ({J im unrerkritischen Bereich annähernd Null, die Bewegung erfolgt phasengleich zur Erregung. Im überkritischen Bereich gilt wegen des negativen Nenners von 31.28 bei kleiner Dämpfung ({J "" Je, und die Bewegungsrichtung des Schwingers ist stets der Richlllng der Erregerkraft entgegengerichtet. Für ' 1 = I (Resonanzfall) gilt immer: ({J =

°

l

...l

==t~;;S;==~=l

..... D,,:,O, J ····i(·=: .. ·=:···.;::··:; . ..

·:···········i

..

_p.~~'.!'!?~.__ ...-+- ..

i

i

!

··-f

~

.

~

.

··f·_····_·j..·_·..·..i..···... I

.. ~

+.......;.,tj. ....

.

~

J

Abbildung 31.12: Phasenverschiebung

Die Abbildung 31.12 zeigt die Phasenverschiebung in Abhängigkeit vom Abstimmungsverhältnis für verschiedene Dämpfungen.

626

31 Schwingungen

31.4.2 Erregung über Feder und Dämpfer Unabhängig davon, ob eiHe Schwingl1J1g erwüHscht ist (z. B.: Schwingsieb) oder ,ücht (z. B.: Kraftfahrzeug), ist es meist sinnvoll, die En'egung über eine Feder oder einen Dämpfer in das System einzuleiten. Dabei darf häufig angenommen werden, dass sich ein Punkt (der Feder oder des Dämpfers) nach einem vorgegebencn (harmonischen) Bewegungsgesctz bewegt. Betrachtet wird zunächst das Masse-Feder-Dämpfer-System der Abbildung 31.L3, bei dem der Fcder-Fußpunkt nach dem angcgebcnen Weg-Zeit-Gesetz bewcgt wird. Dementsprechend nimmt die Masse über die Feder eine Kraft auf, die der Änderung der Federlänge (Differenz aus Weg dcs Feder-Fußpunktes und dem Weg x, den 111 zurückgelegt hat) propOltional ist. Das vertikale Gleichgewicht aller Kräfte 111 X

+ kX ~ c(xocosQr -x) =

0

liefert nach Umstellen, Division durch m und Einführen der bekannten Abkürzungen mit (31.30) eine Differenzialgleichung der Form 31.21, so dass nach Einführen von xo = alle im vorigen Abschnitt ermittelten Ergebnisse und die getroffenen Aussagen gelten.

!f

Abbildung 31.L3: Schwinger mit FederFußpunkt-Erregung

Für den Schwillger. dessen Feder-Fußpunkt dem Bewegungsgesetz ist, gilt die stationäre Lösung

Xc

= xocos Qt ul1tenvotfen

x" = xo V (1)) cos(Q r - lp)

(31.31)

mit der Phasenverschiebung lp nach 31.28 und der Vergrößerungsfunktion V nach 31.29. Wenn der FujJpullkt des Dämpfers einer harmonischen Bewegung folgen muss (Abbildung 31.14), erhält man über mx-k(xo-x)+cx=O die Bewegungs-Differenzialgleichung

lmx

1 k~ C

x+2Dwi+ w 2 x = -2Dl)XO w2 sinQr

IX

I

x D= xocosOt

für die auf dem gleichen Wege, der im Abschnitt 31.4.1 zur Lösung der Differenzialgleichung 31.21 flihrte, eine Partikulärlösung gefunden wird.

DI I

cx

k(i D x)

Abbildung 31.14: Schwinger Dämpfer-Fußpunkl-Erregung

mit

Man erhält für den Schwinger. dessell Dämpfer-Fußp'lllkt dem Bewegullgsgesetz Xo = xocosQ/ llnrenvOIfen ist, die stationäre Lösung X"

= -2Dl) xo V(I)) sin(Q/ -

lp) = -Xo VO(I)) sin{Q/

~

lp)

(31.32)

mit der Phasenverschiebung lp, die wieder nach 31.28 berechnet werden kann, und der Vergrößerungsfunktion Vo , die sich mit 31.29 berechnen lässt:

VO(I)) = 2DI)V(I))

(31.33)

627

31.4 Erzwungene Schwingungen

Wenn sowohl Feder-Fußpunkt als auch Dämpfer-Fußpunkt dem gleichen harmonischen Bcwegungsgesetz unterworfcn werden (so gcnanllte StÜlzenerregung mit xs = xocosQt, Abbildung 31.15) kann die Lösung dafür wegen der Linearität der Bewegungs-Differenzialgleichungen durch Überlagerung von 31.31 und 31.32 gewonnen werden:

I 1X s

(31.34)

x" =xoV(1)) [cos(Qt-rp)-2D1) sin(Qt-rp))

xs=xocos[]t

Nach etwas mühsamer (aber nicht schwieriger) Rechnung ergibt sich auch für 31.34 die Form des Bewegungsgesetzes, aus dem die Amplitude und die Phasenverschiebung abgelesen werden können: XII

Abbildung 31.15: Stützenerregung

=xoJI +4D21)2 V(1))cos(Qt - tp) =xoVS(1))cos(Qt - tp)

(31.35)

mit der Vergrößerungsfunktionfür die Stützenerregung

JI

Vs (1)) = +4D21)2V(1)) (31.36) Während für alle übrigen betrachteten Fälle die Phasenverschiebung nach 31.28 berechnet wird, ergibt sich ein davon abweichender Wert für die Phasenverschiebung tp bei der Stiitzenerregul1g: 201)3 _ tanrp= 1-1)2+402 1)2

(31.37)

Für die Feder-Fltßpunkt-En'egung sind die VergrößerungsfunkIionen identisch mit den Funktionen V(1)) für die harmonische Erregung (Abschnitt 31.4.1, Abbildung 31.11), in den Abbil· dungen 31.l6 und 31.l7 sieht man die Vergrößerungsfunktionen für die Dämpfer-FußpunktErregung bzw. die Stützenerregung. Q Bei Schwingungserregung über den Dämpfer haben alle Vergrößerungsfunktionen ihr Ma-

ximum VO,mo.< = I bei 1) = I. Die Masse schwingt in keinem Fall mit einer Amplitude, die größer als die Erregeramplitude ist. Q Bei den Vergrößerungsfunktionen der Stützenerregung fallt der Punkt I) = V2 auf: Bei ciner

Erregerkleisfrequenz, die der V2-fachen Eigenkreisfrequenz des ungedämpften Schwingers entspricht, schwingt dic Masse unabhängig von der Größe der Dämpfung mit der gleichen Amplitude wie die bewegte Stütze.

~-··f···,

~

.-

.

.,.

·

V,+

i

IM'b iD'o

'

i

j

.

·+··

!

..

L

.

...• 1

... --

.. ,

·

-

· . .........

..... 4+· ..

.l

··iH·HC::-- 1'0,1

+ + / +·1

. ,+

,.,·······.··

t"r.!-\\+ •

L

JI \I. ~-o" ?--.<'\ ,

.... J

2

D-0.7071

i.....

1J 1

Abbildung 31.16: Dämpfer-Fußpunkt·Erregung

Abhi_ldung 31.17: Stützenen·egung

628

31 Schwingungen

oe:> Der stützenerregte Schwinger ist auch ein geeignetes Modell, um die Wirkung von Schwill'

gUllgsisolierullgell zu analysieren. Man geht davon aus, dass eine Arbeitsmaschine (z. B. infolge einer Unwucht, siehe folgenden Abschnitt) eine Schwingungsbewegung Xs erzeugt, die über Feder und Dämpfer auf das Fundament übertragen wird (man denke sich die Abbildung 31.15 auf der Seite 627 um 1800 gedreht, In ist dann die Fundamentmasse). Dann kann man Vs als "Durchlässigkeit der Isolierung"' interpretieren und dem Diagramm der Abbildung 31.17 entnehmen, dass Schwingungsisolierung erst für 1) > j2 möglich ist. Die Arbeitsmaschine sollte möglichst m.it einer Winkelgeschwindigkeit Q > j2 Q) beuieben werden. Bemerkenswert ist, dass im Bereich 1') > j2 ein kleinerer Dämpfungswert vorteilhafter ist. Andererseits darf D nicht zu klein sein, um die Schwingungen in der Nähe von 1') = I nicht zu groß werden zu lassen (immerhin muss auch dieser Bereich beim Hochlaufen und beim Abbremsen der Arbeitsmaschine durchfahren werden).

31.4.3 Unwuchterregullg Der in der Praxis häufigste Fall ist die Ullwuchterregullg eines Schwingers: Eine mit der Winkelgeschwindigkeit Q umlaufende Unwucht 111,,1' erregt das System in vertikaler Richtung mit der Komponente der Fliehkraft

F(t) =

111" r Q2 cosQt

c

Die Masse In soll die (im Allgemeinen wesentlich kleinere) Unwuchtmasse mit einschließen. Dann kann die Differenzialgleichung rur die harmonische Erregung 31.20 aufgeschrieben werden mit

k

Ot

_ Q2 _ In ll r Q2 _ 1111/ r 2 Fa-Inur ---111 ---c1')

m

In

und durch emsprechende Modifizierung von 31.26 erhält man die stationäre Lösung für den unwuchterregten Schwinger: l11

ur

?

1111/

x" = - 1 ' ) ' V (1') ) cos(Qt- cp) = 11l

m

r

Abbildung 31.18: Erregung durch umlaufende Unwucht

Vu (1')) cos(Qt- cp)

mit der Vergrößerullgsfullktioll für die Umvuchterregung Vu(1')) =r)2 V (1')) (31.39) wobei cp wieder nach 31.28 und V (1')) nach 3 I.29 berechnet werden können. Für die Unwuchterregung ist der Begriff der statischen Auslenkung nicht sinnvoll, weil erst durch die mit Q kreisende Unwucht eine Erregerkraft entsteht. Als Bezugsgröße bei der Definition der Vergrößerungsfunktion wird deshalb das Verhältnis aus der Unwucht l11 ur und der schwingenden Masse 111 gewählt.

0-0

,

(3 I.38)

;

··1 ....·'

; ...

. 4+· . ;...... ··1/>11 .. .1

... J

Abbildung 31.19: Unwuchterregung

629

31.4 Erzwungene Schwingungen

Die Abbildung 31.19 zeigt die Vergrößerungs funktionen VU(I)) für einige ausgewählte Dämpfungen. Auf folgende Besonderheiten soll aufmerksam gemacht werden: (I) > I) nähern sich die Werte aller Vergrößerungsfunktionen Vu dem Wel1 I: Für hohe Erregerfrequenzen sind die Amplituden der unwuchterregten Schwingung von der Erregerfrequenz und der Dämpfung nahezu unabhängig.

e:> Im überkritischen Bereich

fi

e:> Für Dämpfungswerte 0 < = 0,7071 haben die Kurven ein Maximum, das im Unterschied zu allen übrigen betrachteten Erregungen rechts von der Stelle I) = 1 bei 1

(31.40) JI -20 2 liegt. Die zugehörige Erregerkreisfrequenz ist weder mit der Eigenkreisfrequenz des gedämpftcn noch mit der des ungedämpften Schwingers identisch, l)"ulX liegt aber für kleine Dämpfungswerte sehr nahe bei I (Erregerkreisfrequenz gleich Eigenkreisfrequenz des ungedämpften Schwingers). I)max

=

Die wichtigste Erkenntnis aus allen Untersuchungen in den Abschnitten 31.4.1 bis 31.4.3 ist: Bei jeder Art von Erregungjührr eine Erregerkreisjrequenz, die sich nur wenig von der Eigenkreisjrequenz des ungedälllpjlell Schwingers unterscheidet. zu besonders großen Amplituden der erzwungenen Schwingung.

31.4.4 Biegekritische Drehzahlen Eng verwandt mit dcm Problcm der erzwungenen Schwingungcn ist das Phä-

_ v~

nomen, dass sich rotierende Wellen bei bestimmten Drehzahlen sehr stark verfornlen. Betrachtet wird zunächst eine elastische (masselose) Welle. auf der eine Masse 111 befestigt ist. Es wird angenommen, dass der Schwerpunkt S der Masse nicht exakt auf der Wellenachse liegt (Exzentrizität e). Bei Rotation mit dcr Winkelgeschwindigkeit n belastet die Masse m die Welle infolge der Exzentrizität mit einer Fliehkraft, die zur Verformung der Welle führt, und S bewegl sich schließlich auf einem Kreis mit dem Radius (e + v). Die Fliehkraft beträgt nach 28.9 dann m(e + v)n2 und muss von der Welle aufgenommen werden. Wenn die Welle als Biegefeder aufgefasst wird, kann ihre Reaktionskraft als CeV angesetzt werden mit der Biegefederzahl ce, deren Ermittlung im Abschnitt 31.2.2 behandelt wurde. Aus dem Gleichgewicht der beiden Kräfte crrechnet man die Durchbiegung v: m Q2 2

m(e+v)n =cev

'*

v=e------,-'" ce ~ 17l n 2

m

I

t0

Abbildung 31.20: Exzentrizität und

Durchbiegung

Weil (siehe auch Abschnitt 31.2.2) für die Eigenkreisfrequenz dcr ungedämpften Schwingung des Biegefeder-Masse-Systems w2 = 'if.- bzw. Ce = mw 2 gilt, ergibt sich:

v=e

mn 2 1)2 =e--=eVB(I)) 2 2 111 w -mn I _1)2

31 Schwingungen

630

Die Masse m ruhrt natürlich gar keine Schwingung aus (sondern eine Kreisbcwcgung), auch die Biegefeder (Welle) hat bei konstantem Q eine konstante Verformung. Trotzdem ergab sich für die Durchbiegung eine Formel, die die" Vergrößerung von c" kennzeichnet, und die Vergrößerungsfunktion VB entspricht genau der Funktion Vu entsprechend 31.39 Flir dic unwuchtcrrcgtc Schwingung ohnc Dämpfung. Das Verhältnis von Erregerkreisfrequenz und der Eigenkreisfrequenz der Biegeschwingung wurde wie bei dcn crzwungcncn Schwingungcn mit 1) bezcichnet.

2

v v-8 C Q

'I = -

'"

2 - 1

-2 -3

I I I I I I I I I

Abbildung 31.21: Biegekrilische Drehzahl

Aus der Abbildung 31.21 mit der Funktion VB( 1) entnimmt man. dass fUr 1) = I die Verformung der Welle ,.kritische WeIte" annehmen würde. Wenn die Winkelgeschwindigkeit Q der Welle gleich ihrer Biegeeigenkreisfrequenz w ist, rotiert sie mit der biegekritischen Drehzalll 1 nhü = 2: = 2 Jr (31.41)

~

oe;> Die Exzentrizität kann beliebig klein sein. Auch bei der ideal ausgewuchteten Welle fLihrt die

geringste (unvermeidJiche) Störung bei kritiscber Drehzahl zu sehr großen Verformungen. oe:> Die vernachlässigten (meist ohnchin unbedeutenden) DämpfungscinOüsse würden das Er-

gebnis im Allgemeinen nur geringfügig beeinflussen, fUhren aber immerhin dazu, dass die Verformungen der Welle endlich bleiben, so dass ein kurzzeitiges Arbeiten im kritischen Bereich (beim Hochfahren bzw. Abbremsen) zu keinen Schäden führen muss. Die vernachlässigte Wellenmassc kann gegebenenfalls näherungsweise bei der Bercchnung der Biegecigenkreisfrequenz berücksichtigt werden, wie es im Beispiel 4 des Abschnitts 31.2.2 (Seite 618) demonstriert wurde.

> I) wird die Vergrößerungsfunktion VB negativ (im Gegensatz zur ansonsten identiscben Vergrößerungsfunktion Vu des unwuchterregten Schwingers, bei dem sich allerdings der gleiche Effekt durch die Phasenverschiebung ({J = Jr äußert). Die Verschiebung v und die Exzentrizität e haben entgegengesetzte Richtungen, und bei großen Drchzahlen wird v "" -e, so dass die Exzentrizität ausgeglichen wird. Diesen Effekt nenm man SelbstzellIrierllng. Es ist also sinnvoll, Wellen so auszulegen, dass sie im überkritischen Bereich arbeiten, der kritische Bereich sollte möglichst schnell durchfahren werden.

oe:> Im überkritischen Bereich (1)

oe;> Die Herleitung der Formel 31.41 wurde mit einer vertikal angeordneten Welle (Abbildung

31.20) durchgeführt. um den EinOuss des Gewichtskraft der Masse auf die Weilenverfor-

mung auszuschalten. Wic bei den Eigenschwingungen (vgl. Bcispiel 3 im Abschnitt 31.2.1 auf Seite 615) ist das Eigengewicht in jeder Lage mit der statischen Verformung der Biegefeder im Gleichgewicht und hat auf die kritische Drehzahl keinen Ein.nuss. so dass 31.41 auch fUr die horizontal liegende Welle gilt.

31.5 Aufgaben

631

oe:> Dass die Gewichtskraft der Masse (und damit die statische Durchbiegung der Welle) auf

die Größe der kritischen Drehzahl keinen Einfluss hat, wird auch deshalb besonders belDnt, weil in vielen Büchern die kritische Drehzahl (durchaus korrekt) mit Hilfe der statischen Durchbiegung Ye infolge der Gewichtskraft mg der Masse berechnet wird. Das Fcdcrgesctz mg = CB Ye kann nach CB umgestellt und in 31.41 eingesetzt werden. Man erhält 1 ",,;/ = 2 7r

I!i

(31.42)

mit der Erdbeschleunigung g und der statischen Durchbicgung Ye der horizontal liegendcn Welle unter der Gewichtskraft der Masse. Häufig findet man auch die For299 ~ mel "kd/ = VVG =, die (durch Einsetzen des Zahlenwertes für die ErdbescWeunigung) aus 31.42 hervorgeht und ",,;/ in min I liefcrt, wenn man Ye in cm (') einsetzt.

,6;

7

Bl=m===A7

CB

-:r

I mg

..zs:1<.:;::~o===='fT===::::::::==-:=·;;::<s.." -

~

V

e 1_

-

Abbildung 31.22: Ye iSI die Basis einer beliebten "Praktikerformel"

Weil vor der Verwendung solcher Formeln eigentlich gar nicht oft genug gewarnt werden kann, ist sie hier im Text auch besonders klein gedruckt.

31.5 Aufgaben

I

Altfgabe 31.1: I_ _ _ _ _...1 ElJ1e Masse m Ist ZWIschen zweI masselosen Biegefedern gelagert. Gegeben:

m, 12. Eh, II =212, EIl = 16Eh·

Man ermittle die Eigenkreisfrequenz der Vertikalschwingung der Masse m.

I

Altfgabe 31.2: I_ _ _ _ _ _...1 ZweI mitelllander Im Eingnff stehendc Zahnräder mit den Massenträgheitsmomenten JI bzw. Jz sind in ihren Schwerpunktachsen gelagert und an zwei Federn gefesselt. Für Drehschwingungen mit kleinen Ausschlägen ist die Eigenkreisfrequenz w zu ermitteln. Gegeben:

R I = 3rl = 2r2. Jz = ~JI

I

, C2

= 2cI .

Altfgabe 31.3: I_ _ _ _ _...1 Auf eme durch eme Feder gefesselte Krelssche.be (Masse m) sollen symmetrisch zum Drehpunkt zwei dünnc Stäbe (jeweils Länge I und Masse ms) so aufgeklebt werden. dass sich dadurch die Eigenkreisfrequenz der Drehschwingungen mit kleinen Ausschlägen halbiert. Man ermittle xs. Gcgeben:

I =4R,

ms

ms

c

632

31 Schwingungen

I

Aufgabe 31.4: I_.;.;; .... Der Schwinger wird aus der statischen Ruhelage ausgelenkt und ohne Anfangsgeschwindigkeit freigelassen. Man berechne die Zeit, nach der erstmals eine Amplitude kleiner als 6% der Anfangsauslenkung auftritt, und die Anzahl der vollen Schwingungen, die bis zu diescm Zeitpunkt ausgeführt wurden.

starr,

zylindrische

.E5J::tQ reibungsfreies Gleiten

reines Rollen

Gegeben: m=400kg; C= 104N/cm; k=60Ns/cm. I Aufgabe 31.5:

I.

Die Motoren (Masse M) sind auf Trägcm (Biegcstcifigkcit EI) gelagert. Die Trägermassen können vernach-

lässigt werden.

a)

Ic)

1

MD

E1

EI

DM

1/2

EI

1i..

:D.....",

QM

112

d)

1/2

Gegeben: 1=lm; M = 10OOkg; EI =4,5·106 Nm 2

b)

EI

I

~

112

QM

1/2

1/2

.

a) Man ermittle die kritischen Winkelgeschwindigkeiten Qk, der Motoranker, die mit den Ei-

genkreisfrequenzeo der BiegeschwingoJlgen übereinstimmen. b) Wie groß müssen die Biegesteifigkeiten der Träger m.indestens sein. damit die Motoren im

stationären Betrieb bei einer Drehzahl I Aufgabe 31.6:

11

= looom;n- I imunterkritischen Bereich arbeiten?

I

Ei n Schwi ngsieb soll von zwei gegenläufig umlaufenden Unwuchten (Drehzahl: 11 = looomin- I ) in Resonanz betrieben werden. Man ermittle a) dic Größe dcr Fcderzahl c dcr Stützfedem ohne Bcrücksichtigung der Dämpfung,

b) die Dämpfungszahl k von zusätzlich einzubauenden Dämpfungselementen, so dass die stationäre Schwingungsamplitude des Siebs durch den Wert Vu = 3 der Vergrößerungsfunktion für dic Unwuchtencgung bei einer Abstimmung 1) = I bcschrieben wird.

Gegeben:

m = 500kg (Summe der Massen von Sieb, Siebgutund Unwuchten); = 50 kg (Masse einer von zwei zylindrischen Lagerrollen).

111,

I Aufgabe 31.7:

I

Auf einer Welle mit der Masse mw ist zusätzlich eine Einzelmasse m befestigt.

Gegeben: 1 = Im; mw = I kg;

III

= 10kg; EI = 2,5.10 8 Nmm 2

2113

1/3

.

Man ermittle die kritische Drehzahl "k'il bei Vernachlässigung und die kritische Drchzahl nk,;1 bei näherungsweiser Berücksichtigung von IIlw.

Weitere Aufgaben findet man imlnternet unter www.TM-aktueU.de.

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden Für die eindeutige Beschreibung der Lage eines Systems mit f Freiheitsgraden werden f voneinander unabhängige Koordinaten benötigt. Zur Berechnung der Bewegungsgesetze ist dementsprechend ein System von Differenzialgleichungen zu lösen, das z. B. nach dem Prinzip von d' Alembert aufgeschrieben werden kann. Dabei kann man weiter gcnau nach den Empfehlungen verfahren, die im Abschnitt 29.5.2 formuliert wurden. Bei /1 eingeführten Bewegungskoordinaten findet man jedoch nur /1- f Zwangsbedingungen, so dass in den f Bewegungs-Differenzialgleichungen f Koordinaten verbleiben.

Der Energiesatz, der stets nur eine Energiebilanz-Gleichung liefert, genügt allein znm Aufstellen der Differenzialgleichungen für ein System mit mehreren Freiheitsgraden nicht. Im Abschnitt 33.4 wird ein Verfahren behandelt, das auch bei mehr als einem Freiheitsgrad die Differenzialgleichungen aus Energiebetrachtungen herleitet. Vornehmlich für lineare Systeme, deren Bewegung durch lineare Differenzialgleichungen beschrieben werden, können wesentliche verallgemeinerungsfahige Erkenntnisse gewonnen wer-

den. Dieses Kapitel beschränkt sich auf solche Probleme. einige nichtlineare Systeme mit mehreren Freiheitsgraden werden im Kapitel 33 behandelt.

32.1 Freie ungedämpfte Schwingungen Am einfachen Beispiel sollen zunächst die Probleme diskutiert werden, die für die Behandlnng von Systemen mit mehreren Freiheitsgraden typisch sind.

I

Beispiel: I Eine lineare Schwingerkette besteht wie skizziert aus drei Federn und zwei Massen, die sich auf der Unterlage reibungsfrei bewegen können. Gegeben:

ml· 1»2,

Cl

1

C2, (.'3·

In der Skizze der in ausgelenkter Lage freigeschnittenen Massen wmde die Bewegungskoordinate Xz (willkürlich) größer als XI angenollUnen, so dass die mittlere Feder verlängert wird und Zugkräfte auf beide Massen aufbringt. Das Gleichgewicht der Federkräfte mit den d'Alembcrtschen Kräftcnliefert das Diffcrenzialglcichungssystem

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_32, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

634

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden

1111 X, +CIX, -C2(X2 -XI) =0

(32.1)

1112X2 +C3X2 +C2 (X2 -XI) = 0

Wenn in das lineare homogenen Differenzialgleichungssystem der Lösungsansatz

XI =AICOS(COI+
X2 =A2COS(COI+
(32.2)

eingesetzt wird, heben sich die cos-Anteile heraus, und es verbleibt:

(CI+C2-IIIIC02)AI-

C2

A2=0

AI + (C2+CJ-1II2 C02 )A2=0

-C2

(32.3)

Dicscs lineare homogene Gleichungssystem fLir die Ansatzparameter A, und A2 kann (neben der trivialen Lösung AI = A2 = 0, die den Ruhezustand beschreibt und hier nicht interessiert) nur dann nichtlriviale Lösungen haben, wenn seine Koeffizientendeterminante verschwindet: c, +C2 -1111 co2 -C2 (32.4) =0 -C2 C2 + C3 - 1112 co2 fuhrt auf eine quadratische Gleichung fur co 2 :

111 I 1112 co + [(C, + C2) 1112 + (C2 + C3) 111 d co2 + (C I + C2)( C2 + C3) - C1 = 0 4

(32.5)

hat dic beiden Lösungen:

2 (C, +C2)1112 + (C2+CJ)1II1 CO I 2 = -'--'---"''--0-=----'--'=-------'-'--'-',

2ml1Jl2

±

[(cl +C2) 1112 + (C2+CJ)III,]2 + C1-(CI +C2)(C2+C3) 2ml1112

(32.6)

mln!2

Mit den beiden Wel1en co, und CO:! können also nach 32.2 zwei linear unabhängige Partikulärlösungen von 32.1 aufgeschrieben werden, die wegen der Linearität der Differenzialgleichungen summiert werden dü,fen. In

X, = A 11 cos( COI 1+
(32.7)

sind die Koeffizienten Aij nicht unabhängig voneinander, weil sowohl All und A2' als auch A 12 und An das homogene Gleichungssystem 32.3 erfullen müssen. Aus der ersten der beiden Gleichungen 32.3 folgt z. B. I 2 (32.8) A2j = - (CI +C2 -1111 COj)Alj = ILjAI) C2 lLUd man erhält schließJjch als allgemeine Lösung von 32.1:

XI =

A,ICOS(CO,I+
AI2COS(CO:!I+'P2)

(32.9)

X2 = PI AI ICOS(CO,I +
mit den [ntegrationskonstanten A IJ. A12,
32.1 Freie ungedämpfte Schwingungen

635

oe:> Es lassen sich immer Anfangsbedingungen finden, ftir die einer der bei den Faktoren der

cos-Funktionen Null wird (z. B.: Auslenkungen, die sich um den Faktor )11 bzw. )12 unterscheiden und keine Anfangsgeschwindigkeiten). Dann schwingen beide Massen mit der gleichen Eigenkreisfrequenz (01 bzw. Ul2, ihre Amplituden unterscheiden sich bei diesen Eigenschwingungen um die Faktoren)11 bzw. 112, die so genannten Modalkoejfizienten. oe:> Bei beliebigen Anfangsbedingungen sind die Bewegungsgesetze der beiden Massen entspre-

chend 32.9 Überlagerungen der beiden Eigenschwingungen. oe:> Mit dem Vietaschen Wurzelsatz bestätigt man, dass die Lösungen 32.6 der Gleichung 32.5

immer positiv und damit (01 und Ul2 für jede Parameterkombination reell sind. Am vereinfachten Modell (Abbildung 32.1) sollen die Aussagen veranschaulicht werden. Gleichzeitig wird demonstriert, wie der Lösungsweg 32.1 bis 32.7 mit Hilfe der Matrizenschreibweise formalisiel1 werden kann. Das Differenzialgleichungssystem 32.1 wird zu:

[m ° 0] [~I] + [2C-c -c] 2c m

x2

Abbildung 32.1: Vereinfachtes Modell der Schwingerkette mit

[XI] [0]°

1Il]

=

ffl2

=

In

und CI = C2 = C3 =

Mi+Kx=o

c

(32.10)

X2

Der Lösungsansatz entsprechend 32.2

XI] = [X2

[AI] cos(wr +Ip) A2

x =a cos(Wt + Ip)

(32.11)

fUhrt analog zu 32.3 auf das allgemeine Malrizeneigenwerrproblem

_(02 [m 0]) [A I] [0] ([-c2c -c] 2c ° m A2 °

(32.12)

FUr diesen einfachen Fall kann 32.12 als homogenes Gleichungssystem aufgefasst werden, aus dem die Eigenkreisfrequenzen und die Modalkoeffizienten berechnet werden können, wie es mit 32.4 bis 32.8 demonstriert wurde. Man erhält: (01

= V~ ~

Ul2

= J3!:"111

)11 = I

112 =-1

(32.13)

oe:> Auch fUr (beliebig kompliziel1e) lineare ungedämpfte Schwingungssysteme entsteht ein Matri zene igenwertprob Iem

(K

_(02 M

)a

=0

(32.14)

mit der SreifigkeilSlnatrix K und der Massel/matrix M. Beide Matrizen sind symmetrisch (und die sich ergebenden Werte tUr (02 damit garantiert nicht negativ). FUr die Lösung von 32.14 stehen leistungst:ihige Programme bereit (siehe www.TM-Mathe.de l ). so dass die wesentliche Arbeit m.it dem Aufstellen des Djfferenzialgleichungssystems 32.10 erledigt ist, weil daraus die Matrizen Kund M unmittelbar abgelesen werden können. I Man

beachte auch die bciden Hinweise auf die Themen Marrizenreclllllll1g und Marrizeneigenwt:rtprobleme in den

Boxen narden Seilen 199 bzw. 419.

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden

636

oe:> Programme zur Lösung von 32.14 liefern als Ergebnis einen Vektor w, der die Eigenkreisfre-

quenzen enthält, und eine Modalma/rix A, die (spaltenweise) die zugehöligen Eigenvek/oren enthält. Wie die Modalkoeffizienten, die nach 32.8 nur die Verhältnisse der Schwingungsausschläge für die einzelnen Freiheitsgrade kennzeichnen (die tatsächlichen Ausschläge hängen von den Anfangsbedingungen ab), sind die EigenveklOren in der Modalmatrix auch nur bis auf beliebige Faktoren bestimmbar. Um zu eindeutigen Ergebnissen zu kommen, ist es üblich, die Eigenvektoren zu normieren (jeder Vektor wird durch seinen Betrag dividiert und auf diese Weise zum EinheitsveklOr). Das Ergebnis von 32.12 ergibt sich dann in der Form:

w=[:]

[5s]/f

I

A=J2

[I 1] I-I

(32.15)

Der Faktor vor dcr Modalmatrix sorgt ausschließlich für die Normierung dcr Spaltcn. Die erste Spalte von A (Eigenvektor zur Eigenschwingung mit w,) zeigt wie der Modalkoeffizient 111 in 32.13, dass beide Massen mit gleicher Amplitude in die gleiche Richtung schwingen, der zweiten Spalte entnimmt man, dass bei einer Schwingung mit der Eigenkreisfrequenz Wz die Massen sich stets entgegengesetzt (aber auch mit gleicher Amplitude) bewegen. Bei den weitaus meisten Problemen der technischen Praxis sind die aus der Lösung 32.15 zu gewinnenden Erkenntnisse ausreichend. Wenn tatsächlich der Schwingungsveriauf für vorgegebene Anfangsbedingungen interessiel1, können die Bewegungsgesetze in sinnvoller Erweiterung

von 32.9 aufgeschrieben werden. Gltnstiger ist es. bei einer größeren AnzaW von Freiheitsgraden auch dafür die übersichtliche Form der Matrizenschreibweise zu nutzen. Schließlich kann natürlich auch ein lineares Schwingungsproblem als Anfangswertproblem numerisch integriert werden. Die Abbildung 32.2 zeigt die Bewegungen der beiden Massen bei unterschiedlichen Anfangsauslenkungen (jeweils ohne Anfangsgeschwindigkeiten). Bei beliebiger Anfangsauslenkung (links, nur eine Masse wurde ausgelenkt) ergibt sich eine Überlagerung aus beiden Eigenschwingungen. Bei Anfangsauslenkungen propoltional zum 2. Eigenvektor (rechts, gleiche Anfangsauslenkungen für beide Massen in entgegengesetzten Richtungen) schwingen die Massen mit der 2. Eigenkreisfrequenz.

X

Xl,a

1,0A

4

4

~

04 {\l\sAt

VV ·4

V

V

-4

v

f\

8~ {t VV VV

4

A'

1/\ A4 ·4 V

s t

v

v

v

v

A

A

A

A

Xlo

XI"

4

4

\

A

A A

4 -4 V

I

t

8

V

V

V

Abbildung 32.2: Bcwegungsgesctze für die Schwingerkcttc (Abbildung 32.1) bei beliebiger Anfangsauslenkung beider Massen (links) bzw. Anfangsauslenkungen proportional zum 2. Eigenvektor (rechts)

637

32.2 Torsionsschwingungen

32.2 Torsionsschwingungen Betrachtet wird zunächst eine elastische (masselose) Welle mit Kreis- oder Kreisringquerschnilt und der Torsionssteifigkeit GI", auf der zwei Scheiben mil den Massenträgheitsmomenlen

h befestigt sind (Abbildulig 32.3). Das System hat zwei Freiheitsgrade, denn infolge der Elastizität der Welle können die beiden Verdrehwinkel qJI und fJJ2 unterschiedlich groß sein.

JI bzw.

Abbildung 32.3: Einfacher Torsionsschwinger

Die rechte Skizze zeigt die freigeschnittenen Scheiben mit den d' Alembertschen Momenten (den gewählten Koordinatenrichtungen entgegengerichtet) und den von der Torsionsfeder (Welle) erzeugten Momenten, wobei (willkürlich) angenommen wu.rde, dass fJJ2 größer als qJI ist. Für die Torsionsfederzahl gilt nach 31.12: CT = ~. Aus dem Momentengleichgewichtum dic Wcllenachse für beide Scheiben ergibt sich das Differenzialgleichungssystem

das wic das Systcm 32.1 im vorigen Abschnitt mit einem zu 32.2 analogcn Ansatz

behandelt werden kann, und die Rechnung wie dort liefe.1 wieder ein homogenes Gleichungssystem, dessen Koeffizientendeterminante für nichttriviale Lösungen verschwinden muss:

=0

Die Determinante liefert eine quadratische Gleichung, die zwei Lösungen hat:

Wz= Eine Eigenkreisfrequenz WI = 0 ist typisch für Systeme, für die eine Starrkörperbewegung möglich ist. Im vorliegenden Fall kann sich die Welle ohne elastische Verformung drehen, beide Scheiben drehen sich dabei um gleiche Winkel. Dies ist keine SChwingnng (bzw. eine "Schwingung mit der Eigenkreisfrequenz Null"). oe:> Für die Behandlung komplizierterer Systeme (nachfnlgendes Beispiel) empfiehlt sich die

Formulierung des Differenzialgleichungssystems in Matrizenschreibweise. aus dem ein allgemeines Matrizeneigenwertproblem abgelesen werden kann, das mit Hilfe des Computers gelöst werden sollte.

638

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden

I

I_B_e'..;·SP..;i_el_: _

F"ur (as I S k"JZZlerte G ' be mlt . f"un t' ( starren ) R"aetne

dern und drei (masselosen) Torsionsfedern (Wellenabschnitle) soll das Matrizeneigenwertproblem rUr die Berechnung der Eigenkreisfrequenzen der Torsionsschwingungen formuliert werden. Es darf vorausgesetzt werden, dass die beiden Zahnräder mit den Massenträgheitsmomenten hund und den Teilkreisradien r2 und r3 spielfrei miteinander kämmen.

h

Gegeben:

h

11

h

CI2

C34 =2C12

r2

r3 =0,8rz

= 21 1

15=0, 81 1;

=1,2JI

C45 = I.SclZ

Für alle Räder werden Winkelkoordinaten mit gleichem positiven Drehsinn definiert (Abbildung 32.4). Dann gilt für die Räder 2 und 3 rz

cpz = -

r3

1/'3

(entgegengesetzter Drehsinn).

Abbildung 32.4: Definition von Kräften, Momeillen und Koordinaten

Die Kraft FZ3 ist die tangentiale (ein Drehmoment bewirkende) Komponente der Kraft, die beim Freischneiden der beiden Räder 2 und 3 sichtbar wird. Beim Antragen der von den Torsionsfedern erzeugten Momente wurde (willkiirlich) angenommen, dass sich jeweils am rechten Rad der größere Verdrehwinkel eingestellt hat. Momenten-Gleichgewicht an den fUnf Rädern liefert: 1 1 i(>1-CIZ(CPZ-ipl)

Jz i(>z +CIZ (cpz h if>3 - C34 (ip4 -

=0

+ FZ3 rz ip3) + FZ3 r3

= 0

ipl)

(*) (*)

= 0

14 i(>4 +C34 (ip4 - ip3) -C45 (ip5 - ip4) = 0

1, if>s + C45 (ip, - ip4)

= 0

Die beiden mit (*) gekennzeichneten Gleichungen werden bei gleichzeitiger Elimination von FZ3 zu einer Gleichung zusammengefasst, und in allen Gleichungen wird die Koordinate cPz durch cPz = -1/'3;; ersetzt. Die verbleibenden vier Differenzialgleichungen

,

o o o

h(;;f+h 0 0

o o

0

i(>1

0

if>3

!P4 if>s

('12 :.1

CIZ

+

'2

CIZ

o o

(;;r +C34

o

0

-C34

0

~C34

o

zeigen in der Kurzform der Matrixschreibweise wieder die bekannte Form Mip+Kip=o

o o o o

639

32.2 Torsionsschwingungen

aus dem das Matrizeneigenwertproblem abzulesen ist:

(K -w 2 M)a

=0

mit den symmetrischen Matrizen 2 Kund M. Mit den speziellen Werten der Aufgabensteilung sieht das Matrizeneigenwertproblem so alls:

0,8

(

0,8

0

0

2,64 -2

0

0

-2

0

0

3,5 -1,5 -1,5

0

-A

1,5

Schon dieses System kann man (praktisch) nicht mehr wie ein homogenes Gleichungssystem behandeln, und man sollte unbedingt die Hilfe des Computers in Anspruch nehmen, weil auch die vielen leistungsHihigen Verfahren zur Lösung von Matrizeneigenwertproblemen für die Handrechnung unzumutbar sind. Das Matrizeneigenwertproblem liefert die vier Eigenwerte, die in dem BildschirmSchnappschuss (Abbildung 32.5, "Command Window" von Matlab, vgl. auch www.TM-aktuell.de) zusammen mit den Eigenvektorcn zu sehen sind.

o 2,48 0

0

0

0

0

0

0

0

0,6

0

0 0,8

)"~"

1l1it

A= ~W2 Cl2

-0.0000 0.9700 1. 6394 7.1635

I

Eigenvektor:en

0.3763 -0.4704 -0.4704 -0.4704

0.7821 -0.0293 0.3094 0.6410

0.4963 0.3966 -0.0842 -0.6701

0.0200 0.1543 -1. 1587 O.4108~

! • Abbildung 32.5: Lösung mit Matlab

<>

Da das System eine Starrkörperbewegung zulässt, wird ein A-Wert (und damit ein w-Wert) gleich Null. Der zugehörige I. Eigenvektor kennzeichnet die Starrkörperdrehung: Die Komponetllen flir die Räder 3, 4 und 5 haben gleiche Werte, der Wert tlir Rad I entspricht diesen Werten unter BeaChtung des Überserzungsverhältmsses vom unteren zum oberen Wellenstrang (Zwangsbedingung zwischen CP2 und 'P3).

<>

Es ergeben sich also drei Eigenkreisfrequenzen für die Torsionsschwingungen des Systems, deren kleinste den Wert (Oll/i"

=

Amin Cl2 -

JI

= 0 985 N-I 2 1

JI hat. Der 2. Eigenvektor zeigt, dass sich die Räder 4 und 5 gegen die Drehrichtung von Rad 3 drehen. Zwischen Rad 3 und 4 liegt für diese Eigenschwingung ein Schwingllngsknolen. 2Die Symmetrieeigenschaft (für alle Elemente einer Matrix A gilt aij = aji) ist eine sehr wichtige Eigenschaft bei Matrizeneigenwenproblemen. Einerseits sind die Lösungsverfabren deutlich einfacher lind numerisch stabiler. andererseits garantieren symmcuische Matrizen, dass alle Eigenwcl1e reell sind. Die Matrizen, die bei Schwingungsproblemen, wie sie hier behandeli werden. entstehen. sind außerdem posiliv definit und haben deshalb garantiert keine. negaliven Eigenwerte. AusfUbrliche lnformationen zu diesen Problemen fllldct man auf der Inlernet-Site ..Mathematik für die Technische Mechanik" (www.TM-Mathe.de. siehe Hinweis in den Boxen auf den Seiten 199 bzw. 419)

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden

640

32.3 Eigenschwingungen linear-elastischer Systeme Betrachtet werden in diesem Abschnitt Systeme, bei denen die zu berücksichtigenden Massen an bestimmten Punkten konzentriert und durch (masselose) elastische Elemcnte (Federn) verknüpft sind (Abbildung 32.6). Es brauchen keine Punktrnassen zu sein (Drehträgheit kann durch die Massenträgheitsmomentc berücksichtigt werden). Wenn kleine Vcrformungen (kleine Schwingungsausschläge) und linear-elastisches Materialverhalten (Gültigkeit des Hookeschen Gesetzes) vorausgesetzt werden dürfen, führt die Untersuchung des Eigenschwingungsverhaltens auch bei kompl izicrtcrcn Systemen auf ein Matrizeneigenwertproblem, wie es sich bereits in den Abschnitten 32.1 und 32.2 ergab.

, Abbildung 32.6: Massen. verbunden durch elastische Etemente

Dämpfung wird vernachlässigt, weil dies bei der Ermittlung der Eigenfrequenzcn ohnehin fast immcr gcrcchtfertigt ist (vgJ. das Beispiel auf Seite 622). Das Vorgehen wird am einfachen Bcispiel demonstriert:

I

Beispiel: I_....;__ Em (masseloser) B,egeträger (konstante Bwgestelfigkeit E f) ist mit zwei Einzelmassen besetzt (Drehträgheit soll vernachlässigt werden).

Gegeben:

l. EI,

tnl , 1112

=

m,

m,

--Ä-"

•

EI

•

l/4

im, .

Es sollen die Eigenkreisfrequenzen der Vertikalschwingungen der Massen untersucht werden, wobei der Träger auf Biegung beansprucht wird (Biegeschwingungen). Die Bewegung der beiden Massen wird mit den Koordinaten VI und V2 verfolgt. Die Abbildung 32.7 zeigt sie in ausgelenkter Lage, frei geschnitten vom Biegeträger (Schnittkräfte F, und F2 werden sichtbar), die d' Alembertschen Kräfte sind den gewählten Koordinateruichtungen entgegengerichtet. Aus dem KräfteGleichgewicht ergibt sich:

F,

+111, V, =0

F2+1112V2 =0

~

IF, IF,

m1i\

IF,

7r

•t

(32.16)

Der Zusammenhang zwischen den Kräften Ft und F2, die auf den Bicgcträgcr wirken, und dcn dadurch hcrvorgcrufcnen Verschiebungen VI und V2 kann mit einem geeigneten Verfahren aus der

Festigkeitslehre fonnuliert werden (Biegelinie, Prinzip von Castigliano, Finite-Elemente-Methode, ...). Für das einfache Beispiel liefert die Tabel1e auf Seite 260 die benötigten Fornleln:

V,

=

3/ 3 119/ 3 256EI FI + 10368EI F2 = alIF,

119/ 3 v2 = L0368 EI FI

+

Abbildung 32.7: Massen und Federn werden getrennt

+ Cl:'2 F2

4/ 3 243EJ F2 = a12 F, + Cl:22 F2

(32.17)

(man erkennt die im Abschnitt 24.3 besprochene Symmetrie der Einftusszahlen Cl:U). Einsetzen der nach den Kräften umgestellten G1eichgewichtsbedingungen 32.16 in 32.17 liefert:

641

32.3 Eigenschwingungen linear-elastischer Systeme

Dies stellt in der Form (32.18) wieder ein Differenzialgleichullgssystem vom Typ 32.10 dar. Man beachte, dass die erste Matrix im Gegensatz zu allen bisher behandelten Problemen nicht symmetrisch ist, was allerdings durch Multiplikation der zweiten Gleichung mit dem Faktor ~ leicht zu beheben ist. Das einfache System ist (wie das Beispiel des Abschnitts 32.1) der "Handrechnullg" noch zugänglich. Man erhält z. B. die beiden Eigenkreisfrequenzen COI

= 7,397

{!!; 1111 !

--3

I

U>2 = 24,45

{!!; 1111 !

(32.19)

--3

I

Die Abbildung 32,8 zeigt die zugehörigen Eigenschwingungsformen, die aus den Modalkoeffizienten oder den Eigenvektoren abzulesen sind.

<>

Abbildung 32.8: Eigenschwingungsformen

Bei komplizierteren Problemen ist es ratsam, den Algorithmus zur Formulierung des Differenzialgleichullgssystems zu formalisieren. Dies soll an dem behandelten Beispiel nach einer geringfügigen Modifikation des Lösungsweges noch diskutiert werden.

Alternativ zu der oben ausgeflihrten Rechnung werden zunächst die beiden Beziehungen 32.17 nach den Kräften umgestellt. Man erhält: Fl

lX:l2

= alllX:l2 -

F2 =

-a12

2 vI a l2

2 vI

all an - a l2

+

+

-a12

= kll vI + k l 2 v2

2 v2

all an - a l2

all ?

all an - a l2

(32.20) v2 =k12VI +k22 V2

Dies wird in 32.16 eingesetzt, und man erhält mit

0] [VI] + [kllkl2 k12] [VI]v2 [0]°

1111 [ o I1lz

v2

Mv+Kv=o

(32.21 )

kZ2

ein Differenzialgleichungssystem, das die gleichen Ergebnisse liefert wie 32.18. Die Vorteile dieses Wcges, der (zumindest rür das behandelte Beispiel) etwas umständlicher erscheint, werden erst bei komplizierteren Problemen deutlich:

<>

Das aus 32.21 abzulesende Matrizeneigenwertproblem

( K - co2 M ) a =

0

(32.22)

hat symmctrische Matrizen, und die Masselll11alrix M ist eine Diagonalmatrix (beides ist vorteilhaft für die numerische Lösung, siehe Fußnote auf Seite 639). Auf der Hauptdiagonalen stehen die zu den VerschiebllOgen in v gehörenden Massen, bei Winkel koordinaten die Massenträgheitsmomente.

642

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden

oe:> Die Matrix K verknüpft entsprechend 32.20 die Verschiebungen mit den Kräften:

f=Kv

(32.23)

K ist die Steijigkeitsmatrix des elastischen Systems. Damit ist der Weg vorgezeichnet, der zum Matrizeneigenwertproblem 32.22 für komplizierte elastische Systeme füh'1: Mit Hilfe des Finite-Elemente-Algorithmus (rur Biegeträger und biegesteife ebene Rahmen siehe Abschnitt 18.2) wird die System-Steifigkeitsmatrix K erzeugt. Zu jedem Freiheitsgrad (Verschiebung, Verdrehung) wird in der Massenmatrix M eine Masse bzw. ein Massenträgheitsmoment auf der Hauptdiagonalen platziert. Massenmatrix mit dem FEM.Algorithmus

1. Eigenschwingungs/orm

Das oben geschilderte Vorgehen setzt voraus. dass die Federelemente (Biegeträger) als masselos angenommen werdeo dürfen. Wenn ein Rahmen gar keine Einzelmassen trägt, die Biegeträger selbst die gesamte oder den wesentlichen Teil der schwingenden Masse ausmachen, ist diese Strategie unbefriedigend.

6

Die Finite-Elemente-MetllOde bietet die Möglichkeit, mit Hilfe der Ansatzfunktionen für die Verformung, die ja auch die Bewegung während des Schwingungsvorgangs beschreiben, die verteilte Masse sinnvoll auf Einzelmassen und Massenträgheitsmomente in den Knoten zu reduzieren. Diese Strategie hat gewisse Ähnlichkeiten mit der Reduzierung verteilter Belastungen (Li nienlasten) auf Knotenlasten (Abschnitt 18.2.2). Darauf kann hier nicht weiter eingegangen werden, und es wird auf die unten angegebene Internet-Ergänzung zu diesem Thema verwiesen.

o

Die Abbildung 32.9 zeigt die mit Matlab-Femset berechneten Schwingungsformen, die zu den beiden kleinsten Eigenfrequenzen gehören, für einen Rahmen, dessen Masse sich ausschließlich verteilt in den Biegeträgern befindet.

o

4

2

-2

o

2

4

6

2. Eigenschwingungs/orm 6 4

2

-2

0

2

4

6

Abbildung 32.9: Eigenschwingungsformen ei.nes Rahmens

WWW - Ergänzung - Vert.iefung - WWW Eigensc/zwingllilgellmit der Finite-Elemente-Methode unter www.TM-aktuell.de bietet u. a. Informationen zu folgenden Themen: FEM-Grundgleichungen (Eigenschwingungen elastischer Systeme), Steifigkeits- und Massenmatrix (verteilte Masse. Einzelmassen). Berücksichtigung verhinderter Verschiebungen, Lösung des allgemeinen symmetrischen Matrizeneigenwertproblems, Realisierung der Berechnung mit Matlab-Femset, Eigenfrequenzen, Eigenschwingungsformen, Beispiele....

643

32.4 Biegekritische Drehzahlen

32.4 Biegekritische Drehzahlen Das Phänomen der biegekritischen Drehzahl, das im Abschnill 31.4.4 für eine Welle mit einer Masse behandelt wurde, soll hier zunächst am speziellen Beispiel (Abbildung 32.10) untersucht werden. Die mit der Winkelgeschwindigkeit Q rotierende (masselose) Welle ist mit zwei Massen In I und 1n2 besetzt. Es wird vereinfachend angenommen, dass beide MasSen in der gleichen Ebene mit Exzentrizitäten el bzw. e2 montiert sind (es wird sich herausstellen, dass dadurch die Allgemeingültigkeit der zn gewinnenden Aussagen nicht beeinträchtigt wird). lnfolge dcr Exzentrizitätcn treten bei der Rotation Flichkräfte auf, die die Welle verformen. so dass die Schwerpunkte SI und 52 sich schließlich auf Kreisen mit den Radien (ei + VI) bzw. (e2 + 1'2) bewegen lind die Massen die Fliehkräfte Inl (ei + VI).Q2 bzw. 1n2(e2 + V2)Q2 auf die Welle aufbringen. Der Zusanunenhang dieser Kräfte mit den Verschiebungen VI und 1'2 kann z. B. nach 32.20 aufgeschrieben werden (die kij ermillelt man mit einem geeigneten Verfahren der Festigkeitslehre): 1111 (ei

+ VI )Q2 =

k 11

Abbildung 32.10: Welle. besetzl mit

zwei Einzel massen

VI +k12V2

Das Gleichungssystem wird geordnet: (kll -1/11 Q2) 1'1 kl2

VI

+ kl2 1'2 = Q2 + (k22 -11l2 ) 1'2 =

I/ll el Q2 1/12 e2 Q2

Die Verformungen VI und 1'2. die aus diesem linearen Gleichungssystem zu berechnen sind. können (bei beliebig kleinen Exzentrizitäten) sehr groß werden, wenn die Koef!1zientendetenninante sehr klein ist, lind für (32.24) wachsen sie (beim ungedämpften System) über alle Maßen. 32.24 ist die Bedingungsgleichung für die Berechnung der kritischen Winkelgeschwindigkeiten Qkriro Bei einem Vergleich mit der Bedingungsgleiehllng 32.22 für die Bestimmung der Eigenkreisfrequenzen w des durch 32.21 beschriebenen Systems zeigt sich. dass für 32.22 formal die gleiche Determinantenbedingung für die Berechnung der w-Werte formuliert werden könnte. Diese Erkenntnis lässt sich natürlich verallgemei nem: Die Biegeeigenkreisfrequenzen Wi einer mit 11 Massen besetzten (masselosen) Welle entsprechen den kritischen Winkelgeschwindigkeiten bei der Rotation der Welle. Es ergeben sich Il biegekri tische Drchzah len: Wi

nkri1.i=

2n

i=1.2, ....

11

(32.25)

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden

644

32.5 Zwangsschwingungen, Schwingungstilgung Für dic Untcrsuchung Iincarcr SchwiJlgungssystcmc mit mchrcrcn Frcihcitsgradcn. dic cincr harmonisch veränderlichen äußeren Einflussgröße (Krafterregung, Unwuchterregung, ... ) unterworfen sind, lasscn sich viclc Erkcnntnisse (auch hinsichtlich dcr mathcmatischcn Bchandlung) vom Schwingcr mit cinem Frcihcitsgrad übertragcn, wobei als wcsentlichcr Unterschied bcacbtct wcrdcn muSS: An dic Stcllc cincr Diffcrcnzialglcichung tritt cin Diffcrcnzialglcichungssystcm, das lineare Schwingungssystem mit 11 Freihcitsgradcn besitzt n Eigenkreisfrcquenzen.

c:> Die allgemeine Lösung eines linearen Differenzialgleichungssystems setzt sich aus der Lösung dcs zugchörigcn homogcncn Systcms und cincr PaJ1ikulärlösung ZUSaJllllJcn. Dic homogcnc Lösung cnthält dic harmonischcn Funktioncn mit den Argumcnten (Oil, wobei dic (Oi dic Eigcnkrcisfrcqucnzcn dcs Systcms sind (dic Lösung dcs homogcncn Diffcrcnzialglcichungssystems beschreibt dic EigenschwiJJgungen des Schwingungssystems).

c:> Fiir den gedämpften Schwinger klingen die homogenen Lösungen (Eigenschwingungen) auch bei klcincn Dämpfungcn mit der Zeit ab. Dic Eigcnkrcisfrcqucnzcn dcs gcdämpftcn Systems unterscheiden sich (Voraussetzung: Dämpfung ist nicht extrcm groß) nur unwcsentlich von denen des ungedämpften Systems, so dass bei ihrer Ermittlung in der Regel auf die Berücksichtigung der Dämpfung verzichtet werden kann.

L:> Nur für dic Bcschrcibung von Anlaufvorgängcn (auch Abbrcmscn oder Auslaufen) einer Anlagc wird dic allgemeinc Lösung des Systcms dcr Bewegungsdiffcrcnzialglcichungcn benötigt. Zur Analyse solcher Vorgänge ist trotz analytischer Lösungsmöglichkeit eine numcrischc Bchandlung mcist bcqucmcr (www.TM-aklllcll.dc). Von besondcrcm Intcrcssc sind dic stationärcn Zwangsschwingungcn (Daucrschwingungcn), dic sich nach dem Abklingen der Eigenschwingungen einstellen. Auch die Erkenntnisse, die dafür beim Schwingcr mit cincm Frcihcitsgrad gewonncn wurden, könncn sinngcmäß auf ein Systcm mit mehreren Frciheitsgraden übcrtragen werden:

c:> Eine Erregung mit eincr Erregerkrcisfrcquenz, dic in der Nähe eincr Eigcnkreisfrequcnz liegt, fUhrt zu großen Schwingungsausschlägcn. Bei jeder Eigenkreisfrequenz (Q = (Oi, 1, ...• 11) liegt eine Resonanzstelle. Beim ungedämpften System streben die Amplitudcn der stationärcn Schwingung bci Resonanz gcgen unendlich. Dämpfungen rcduzicren die Amplituden, auch bei Resonanz blciben dic Schwingungsausschlägc cndlich.

i =

Es gibt jcdoch noch ein sehr wichtiges Phänomen, für das es bei den Systemen mit einem Freihcitsgrad kcin cntsprcchcndcs Beispicl gcbcn kann: In Abhängigkcit von dcn Parametcrn (Massen, Federn, Dämpfer, ...) können die Amplituden der einzelnen Massen stark unterschiedlich sein. Dics kann bei gecignetcr Auslegung dcs schwingungsfahigcn Systcms mit Vorteil genutzt werden. Die Berechnung der Zwangsschwingungen linearer Schwingungssysteme soll hier nur am nachfolgenden einfachen Beispiel demonstriert werden, an dem allerdings der für die technische Praxis wichtigste Effekt gczcigt werden kann.

645

32.5 Zwangsschwingungen, Schwingungslilgung

Beispiel]:

I

I_"";_ _...1 Die Masse m I des skIZZIerten Zwel-MassenSchwingers ist der hannonisch veränderlichen Erregerkraft FocosQlt unterworfen. Die Massen bewegen sich reibungsfrei auf der Unterlage, Dämpfung ist zu vernachlässigen. Gegeben:

fHJ

1n2, Cl

1

Cl , Fo·

1

Es sollen die Amplituden der stationären Schwingungen beider Massen in Abhängigkeit von der Erregerkreisfrequenz Q, ermittelt werden. Die Abbildung 32.11 zeigt die gewählten Bewegungskoordinaten und die an den freigeschnittenen Massen in horizontaler Richtung wirkenden Kräfte. Glcichgewicht liefert:

m, X, +('1 X, -

(xz -XI) = FocosQlt +('z (xz -XI) = 0

tr/zxz

C2

Abbildung 32.11: Freigeschnillene Massen

Da nur das stationäre Schwingungsverhalten untersucht werden soll, wird für das inhomogene Differenzialgleichungssystem nur eine Partikulärtösung gesucht. Wenn der Ansatz

X, = 8 1cosQ,1 Xz = 8zcosQlt (passend zur rechten Seite) in die Differenzialgleichungen eingesetzt wird, ergibt sich über [(CI +cz

-mi

Qf)81 -ez8z -Fo] cosQl1 = 0

[-cz 81 + (cz -l1Iz Qf) 8z] cosQl1

= 0

(Gleichungen können für beliebiges 1 nur erfüllt sein, wenn die Inhalte der eckigen Klammern verschwinden) das lineare Gleichungssystem flir die Berechnung der Amplituden 8 1 und 8z: CI+Cl

_Qz

1111

[

_El.

I

El._ QZ "'I

_El.

1112

1112

I

J[;~J

[~J

=>

Ab=/

(32.26)

Es wird mit Hilfe der Cramerschen Regel gelöst: Fo _iiiI

B

I-

(El.

1112-

QZ) I

det(A)

fi) El. B-~

z - del(A)

(32.27)

Im Nenner der Ergebnisse steht jeweils mit CI+e,

det(A) =

""

I

_Qz

_El...

I

(32.28)

"'2

die Koeffiziemendetern1iname der Matrix Ades Gleichungssystems 32.26, die genau flir die QI-Werte Null wird, die den Eigenkrcisfrequenzen der freien Schwingungen des Systems entsprechen, weil eine Gleichung der Form 32.28 sich auch als Bestimmungsgleichung für die Eigenkreisfrequenzen ergibt. Man vergleiche das Beispiel im Abschnitt 32.1, für das mit CJ = 0 das hier betrachtete Schwingungssystem entsteht, Gleichung 32.5 wird zu

646

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden

4

W -

CI C2 0 -+C2 - + C2) - w2 +--=

(CI

Inl

1112

(32.29)

I1II'l12

und diese Gleichung, aus der w[ und Wz berechnet werden können, zeigt, dass die Nenner in 32.27 für QI = w[ und QI = Wz den Wert Null haben, und nach dem Vietaschen Wurzelsatz kann 32.28 deshalb in der Form

wi)

w?)

(Qf det(A) = (Qf aufgeschrieben werden. Damit erhält man flir die Amplituden nach 32.27: (01. _ Q2) I (Qf - w?) (Qf - wi) fi

'"I

BI =

01. (Qf - ~f) (~f - wi) fi

In"

B2 =

(32.30)

Aus diesem Ergebnis lässt sich ein bemerkenswenes Phänomen ablesen: Während die Masse "'2, auf die die E[Tegerkraft nur mittelbar (von der Masse Inl iiber die zwischengeschaltete Feder) wirkt. bei jeder Parameterkombination Schwingungen mit der Amplitude B2 ausführt, bleibt die Masse I/ll bei Q2[ = fl/, 01. in Ruhe. Diesen Effekt nennt man SchwillgllUgslilgllllg:

Die stationäre Zwangssehwingung einer hamlOnisch mit der Erregerkreisfrequenz QI erregten Masse I/l[ kann durch Anbringen eines zusätzlichen Schwingers (Tiigers) unterdrückt (,.getilgt") werden, Bedingung für die Tilgung der Schwingung von Inl ist:

m,

bleibt in Ruhe

Erregerkreisfrecluenz = Eigenkreisfrequenz des Tilgers. 0::> Man beachte, dass die Eigenkreisfrequenz w des Tilgers so anzusetzen ist, als wäre er ein selbstständiger Schwinger. Es gilt w2 = ;;;, so dass die beiden Parameter C2 und 1112 flir die Auslegung des Tilgers zur Verfligung stehen. Bei QI = w wird die Schwingung der Masse 111 [ getilgt, unabhängig von ihrer Größe und unabhängig von der Federzahl CI . oe;> Schwingungstilgung3 ist selbst dann möglich, wenn ein Schwinger (Masse Inl, Federzahl

mit einer Erregerkreisfrequenz Q[ erregt wird. die seiner Eigenkreisfrequenz entspricht (Resonanz). Dann muss ein Tilger angekoppelt werden. dessen Eigenkreisfrequenz ebenfalls der Erregerkreisfrequenz Q[ entspricht. Das entstehende System mit zwei Freiheitsgraden hat zwei Eigenkreisfrequenzen, die sich VOll Q[ unterscheiden, bei Erregung mit Q[ bleibt die Masse 111, in Ruhe (nachfolgendes Beispiel).

CI)

0::> Das Phänomen der Schwingungstilgung wurde hier mit einer harmonischen Erregerkraft an

einem dämpfungsfreien System demonstriert. Die gewonnenen Erkenntnisse (insbesondere die Tatsache, dass ftir die Schwingungstilgung die Eigenkreisfrequenz des Tilgers mit der 3 Schwinguogsti.lgung wird in der technischen Praxis in den verschicden~ten Bereichen genulzt. z. B. bei Kraftfahrteugen zur Verminderung der Karosseneschwingullgcn, in der Antriebstechnik, wo vornehmlich Torsionsschwingungen

gelilgt werden. aber auch im Bauwesen (speziell für Stücken). Der spektakulär!:ltc Tilger ist sicher die pendelnd aufgehängte Riescnkugel im J 0 \-Tower in Taipeh (Höhe: 509 m). der in einem der obersten Stockwerke als Erdbebcn~chu[z dient. Einige Links zu interessanten Anwendungcn findct man unter www.TM-3ktuelJ.de.

647

32.5 Zwangsschwingungen, Schwingungstilgung

Erregerkreisfrequenz übereinstimmen muss) lassen sich jedoch auf den (praktisch besonders wichtigen) Schwinger mit Unwuchten'egung übertragen.

<>

Die Dämpfungsfreiheit ist praktisch natürl ich nicht realisierbar. Dies hat den Vorteil, dass die Eigenschwingung in jedcm Fall abklingt und nur die stationäre Schwingung betrachtet werden muss. Für gedämpfte Schwinger bleibt jedoch auch im stationären Zustand immer eine Restschwingung. Wenn Schwingungen getilgt werden sollen, sollte die Dämpfung also möglichst klein sein. Bezüglich der unvermeidlichen RestSChwingungen bei vorhandener Dämpfung beachte man die Ergebnisse der Aufgabe 32.3.

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Der skIzzIerte Schwmger (Masse ml, Federzahl CI) wird mit der Erregerkreisfrequenz 0 I erregt. Für den Fall

0 1=

(C1

V;;;

(Resonanz) wachsen die Ausschläge über alle Maßen. Es soll ein Tilger (Masse IIlTg = tml, Federzahl CTR) angebracht werden, der genau die Resonanzfrequenz tilgt. Dies wird erreicht, wenn folgende Bedingung gilt: C1J-rg =

J~,~g =~

I~,~g ,~II

=}

=}

"5 CI

CTg =

Die beiden Eigenkreisfrequenzen des Schwingungssystems aus Masse m I und Tilger mTg werden nach 32.29 berechnet. Man erhält: WI

= 0,80 I Wr R

Wz = I. 248 C1J-rg

Damit können die Amplituden nach 32.30 aufgeschrieben werden. Die Grafik in der Abbildung 32,12 (siehe auch www.TM-aktuell.de) zeigt sie in der dimensionslosen Form .<:L In]

BI

BI =

~

=

(c,I:i - A2)

2 (2 OJf

~'I

W Tg

(Of-wf)(Of-wj) E1..~

B? = 82 = 1/11 m2 lJl (Of-Wf)(Of-wj)

c,

g -

rr

A')

1- 0

~l.T

(1)2-0.8012)(1)2-1,248 2)

(Of-Wf)(Of-wj) 4

=

=

(f)T,;

(Oi-Wf)(Of-wj)

I

(1) L O,8Q12)(1) L l,248 2)

In diesen Formeln wurde T/ = ~",n gesetzt, so dass der Tilgungspunkt bei 1) = I liegt. '8

s,

0.1

I:

o,~

0.6

Alnplituden der Masse ml

,.

0.'

.,

..

Ar'tl,Jlituden

des TIlgen.

Abbildung 32.12: Ampliluden des Schwingers und des Tilgers

,.

648

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden

32.6 Kontinuierliche Massebelegung, unendlich viele Freiheitsgrade Obwohl in der Realität die Masse immer über das gesamte schwingende System verteilt ist, sind die bisher getroffenen Annahmen diskreter Massen und masseloser Federn für zahlreiche Praxisprobleme ausreichend. Wenn jedoch der wcsentliche Tcil der schwingenden Massc nicht an bestimmten Punkten konzentriert ist (z. B. in langen Antriebswellen), sollte diese kontinuierliche Massebelegllng für die Berechnung (z. B. der kritischen Drehzahlen) berücksichtigt werden. Wenn jedes der unendlich vielen Masseteilchen als schwingende Masse angesehen werden soll, hat so ein Berechnungsmodell natürlich "unendlich viele Freiheitsgrade" und damit auch "unendlich viele Eigenfrequenzen", von denen allerdings nur wenige (in der Regel die kleinsten) von Intercsse sind. Excmplarisch für Schwingcr mit unendlich viclen Freiheitsgradcn werden hier die Biegeschwingungen des geraden Trägers behandelt.

32.6.1 ßiegeschwingungen gerader Träger Betrachtet werden gerade biegesteife Träger, die kontinuierlich mit Masse belegt sind (pA - Masse pro Länge). Bei Biegeschwingungcn bewegen sich die Massenteile senkrecht zur Trägerachse, wie es die Abbildung 32.13 andeutet.

F=; Iv

EI,pA

2.

Abbildung 32.13: Biegeschwinger

lm Abschnitt 17.1 wurde die Differellzialgleiehung vierter Ordnung für die Biegeverformung gerader Träger (Elv")" = q hcrgeleitet, die sich auf die im Kapitel 7.1 definierten Schnittgrößen bezieht. Eine positive Linienlast q ist nach unten gerichtet. Als einzige Belastung des schwingenden Trägers tritt die d' Alembcrtsche Kraft pAdz;;am differcnziell klcincn Massctcilchcn auf (Abbildung 32.14), die entgegen der positiven Richtung FLir die Verschiebung v angetragen werden muss. Es ist damit eine negative Linienlast (Kraft pro Länge dz) q = -pA;;, und man erhält dic Differenzialgleichung

(Elv")" = -pA;;

.

(32.31 )

t pAdzv

(tOD dz Abbildung 32.14: d' AlembeT1sche Kraft

Dies ist eine partielle Differenzialgleichung FLir die Funktion v(z, I), die Striche bedeuten Ableitungen nach der Koordinate z, die Punkte Ableitungen nach der Zeit l. Mit dem so genannten Bemolillischen Prodllktansalz für die gesuchte Funktion

V(Z,I) =2(z)T(I)

(32.32)

(die beiden Funktionen 2 bzw. T sind jeweils nur von einer der beiden unabhängigen Variablen abhängig) gelingt es, die partielle Differenzialgleichung in zwei gewöhnliche Differenzialgleichungen zu überführen. Einsetzen dieses Ansatzes in 32.31 liefert:

(EI 2")" T = -pA 2 t

=}

t ( E/2")" = -- = k pA 2 T

(32.33)

32.6 Kontinuierliche Massebelegung, unendlich viele Freiheitsgrade

649

Es wurden alle von z abhängigen Funktionen (das können auch die Biegesteifigkeit EI und die Massebelegung pA sein) auf einer Seite der Gleichung und alle von I abhängigen Funktionen auf der anderen Seite zusammengefasst. Dann können die Gesamtausdrücke auf beiden Seiten von keiner dcr beidcn unabhängigcn Variablcn abhängig scin. Sic wurdcn dcshalb glcich einer Konstanten k gesetzt. mit der nun zwei gewöhnliche Differenzialgleichungen formuliert werden. Dic einfachere der bei den f + k T = 0 ist die bekannte Differenzialgleichung der freien ungedämpften Schwingung 31.10 (Seite 613), und damit ist klar. dass die Konstante k das Quadrat der Eigenkreisfrequenz einer harmonischen Schwingung ist: k = w2 . Von lmeresse ist also vornehmlich dieses w und eventuell die zugehörige Schwingungsform. Bcides kann aus der anderen gcwöhnlichen Differenzialgleichung berechnet werdcn:

( EI Z")" pAZ

-'---,--:::'- = k =

?

w-

'*

(EI Z")" - w2 pA Z = 0

(32.34)

32.34 ist eine homogene Differenzialgleichung 4. Ordnung für die Schwingungsform Z, die unter Beachtung der Randbedingungen (lineares Randwertproblem) gelöst werden muss.

32.6.2 Analytische Lösung für Träger mit konstantem Querschnitt Wenn sowohl die Biegesteifigkeit EI als auch die Massebelegung pA konstant sind, vereinfacht sich 32.34 zu: 2 4 Z'''' _ w2 pA Z = 0 Z"" _ A Z = 0 mit A4 = pA w /4 (32.35) EI /4 EI Zur Vereinfachung wurde die Abkürzung A eingeführt, wobei / eine beliebig zu wählende Bezugslänge ist, die dafUr sorgt, dass A dimensionslos wird.

'*

Die gewöhnliche lineare homogene Differenzialgleichung 4. Ordnung 32.35 gleicht bis auf das Vorzeichen der Differenzialgleichung 19.5 (Seite 313), deren Lösung dort ausführlich demonstriert wird. Der gleiche Weg führt fLir 32.35 auf die allgemeine Lösung Z=CICOS(A

n

+C2s in

(An +C3cosh (Al) +C4 sinh (A D

(32.36)

Die Integrationskonstanten in 32.36 müssen aus Randbedingungen bestimmt werden. Es ergibt sich ein homogenes Gleichungssystem, das nur dann nichttriviale Lösungen haben kann, wenn seine Koeffizientendeterminante verschwindet. Diese Bedingung führt auf eine Bestimmungsgleichung fUr A, aus der die (unendlich vielen) Werte A; bestimmt werden können, aus denen die Eigenkreisfrequenzen

.~ Al {Ei /2 VPA

w, -

(32.37)

berechnet werden. Zu jeder Eigenfrequenz gehört eine Eigenschwingungsform, die allerdings nur bis auf einen beliebigen Faktor bestimmt werden kann. Praktisch kann man so vorgehen: Man Setzt in das homogene Gleichungssystem für die lntegrationskonstanten den zur Eigenschwingungsform gehörenden A;-Wert cin und ordnet eincr belicbigcn (allerdings nicht von vornherein verschwindenden) Integrationskonstanten den Wert I zu, um dann aus dem um eine Gleichung reduzierten System die anderen Integrationskonstanten zu bestimmen. Damit ist dann die Schwingungsform Z;(z) bis auf einen beliebigen Faktor bekannt.

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden

650

·1

I_B_e_is,;"p_ie_'_l· ... F"ur den Sk"lZzlerten Trager .. . d d'Je drel. kl elnsten . _ sm Eigenkreisfrequenzen der Biegeschwingungen und die zuge-

f=":'"=z======},:L EI,pA IV

hörigen Schwingungsfofmen zu ermitteln.

Gegeben:

EI=3000Nm 2

:

I

pA=3kg/m; 1=lm.

Die aUgemeine Lösung für die Schwingungsform 32.36 muss folgenden Randbedingungen angepasst werden:

1.)

v(z=O)=O

=;.

Z(z= 0) =0 ,

2.)

v'(z=O)=O

=;.

Z'(z=O) =0

3.)

v(z = I) = 0

=;.

Z(z=I)=O

=;.

ZI/(z=I)=O

Mh(Z = I) = -Elvl/(z = I) = 0

4.)

Es werden also auch die ersten beiden Ableitungen der Funktion Z(z) benötigt:

Z' = Zl/ =

~

[-CI sin ( A

~:

[-CI cos (A

D

D

D

D]

D

D

D

D]

+ C2 cos (A -C2s in (A

+ C3 sinh (A

+C3coS h (A

+ C4cosh ( A +C4sinh (A

(32.38)

Die vier Randbedingungen ergeben folgcndc vier Gleichungen:

1.)

CI+C3=0

=;.

C3=-CI

2.)

C2+C4 =0

=;.

C4 = -C2

3.)

CICOSA+C2sinA+C3coshA+C4sinhA =0

4.)

-CI COSA - C2 sin A + C3 cosh A + C4 sinh A = 0

,

Die beiden ersten Gleichungen können genutzt werden, um die Anzahl der Unbekannten auf zwei zu reduzieren, so dass folgendes Gleichungssystem verbleibt: COSA -COShA [ - cOsA - cosh A

sinA -sinhA ] [CI] [0] -sinA-sinhA C2 - 0

Dieses homogene Gleichungssystem kann nur nichllriviale Lösungen haben, wenn die Koeffizientendeterminante verschwindet (COSA - COShA) (- sinA - sinhA) - (-COSA - coshA)(sinA - sinhA) = 0 Nach einigen elementaren Umformungen erhält man die Gleichlmg

f(A) = sinA cosh A - COSA sinhA = 0

(32.39)

die nur numerisch gelöst werden kann. Die drei kleinsten (positiven) Werte. die diese Gleichung erfüllen, sind: A3 = 10,21 Daraus errechnet man die Eigenkreisfrequenzen: (01=487,6s- 1

roz=1580s- 1

651

32.6 Kontinuierliche Massebelegung, unendlich viele Freiheitsgrade

Zur Berechnung der Schwingungsformen Z(z) wird (willkürlich) die Konstante CI = I gesetzt. Dann erhält man C3 = - I und cosA -coshA C2 = -

. h'

.,

SIOI\.-S1l1

C4 = -C2

I\.

so dass sich die zum Eigenwert Ai gehörende Schwingungsform folgendermaßen darstellen lässt:

(z) . (

[. Zi(Z) = cos (A; -Z) - cosh (Z) Ai - - COSAi-coshA; . . Sill Ai - - smh Ai-Z)] I

l

I

sm Ai - smh Ai

Die Abbildung 32.15 zeigt die grafische Darstellung der Schwingungsformen zu den ersten drei Eigenwerten.

I

J=S; ';?] 1. EIgenschwingungsform

Wenn - wie flir die Lösung dieses Problems und ähnlicher Aufgaben - die nu melische Berechnung am Ende doch nicht zu vermeiden ist, sollte man sich fragen, wann man zur numerischen Berechnung übergehen sollte. Natürlich kann man bereits für die Lösung der Differenzialgleichung ein numerisches Verfahren verwenden. Wenn der Trägerquerschnitt nicht konstant ist, wird dies in der Regel die einzige praktikable Möglichkeit sein.

o

0.2

0.4

0.6

0.8

2. Eigenschwingungsform

_: o

0.2

0.4

0.6

Q8

1

0.8

1

3. Ejgenschwingungsform

_: o

0.2

0.4

0.6

Abbildung 32.15: Eigenschwingungsfomlen

Aber für den Träger mit konstantem Querschnitt ist die analytische Lösung die im Sinne des Berechnungsmodells exakte Lösung auch dann noch, wenn zum Schluss die Lösung der Eigenwertgleichung nur numerisch gelingt, denn man kann die Eigenwerte aus dieser ..exakten" Gleichung beliebig genau bestimmen. Und genau aus diesem Grund bietet es sich an, mit der Numerik schon etwas früher einzusteigen, an einem Punkt. an dem die Vorteile der .,exakten" Lösung erhalten bleiben, aber der aufwendige (und damit fehleranf:illige) Teil der Handrechnung deutlich reduziert werden kann. Dieser Punkt ist bei diesem Beispiel erreicht, wenn man das homogene Gleichungssystem für die Berechnung der Integrationskonstanten aufgestellt haI, denn dann kann man ohne Verlust der Genauigkeit der Rechnung ftir das Suchen der NullsteIlen die Bedingung "Koeffiziel1lendeterminante gleich Null" schon numerisch realisieren. Und wenn man sich dazu entschließt, sollte man konsequent se;'l und mit eier numerischen Rechnung schon unmittelbar nach dem Aufschreiben der Gleichungen starten (ohne den Versuch, einige ..einfach" zu eliminierende Unbekannte vorab zu entfernen). Im betrachteten Beispiel wäre dies das Gleichungssystem mit vier Gleichungen, das sich aus den Randbedingungen ergibt: I

0

I

0

CI

0

0

C2

0

sinA coshA sinhA

C3

0

-cosA -sinA coshA sinhA

C4

0

0 cosA

=}

Ac=o

652

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden

Die EigenwertgJeichung lautet dann

f(A)=det(A)=O

,

die sich von 32.39 dadurch unterscheidet, dass bei der numerischen Lösung für jede Funktionswertberechnung f(A) eine Determinante berechnet werden muss, was bei Nutzung einer geeigneten Software keinen nennenswerten Unterschied bedeutet. Die Berechnung mit bei den Varianten und eine große Anzahl von Vergleichsrechnungen mit verschiedenen Näherungsverfahren (Differenzenverfahren. Methode der finiten Elemente, ...) und verschiedenen Software-Produkten findet man unter www.TM-aktuell.de.

I

Beispiel 2: I_ _ _.....I Für den skizzlelten Blegescbwinger ist das homogene Gleichungssystem zu formulieren, mit dem die Eigenfrequenzen und die Eigenschwingungsformen berechnet werden können.

F=:Z"':I======E;;;==:;Z;'"2===E=]=A:::::J 'T .p I

!V

l/2

V2

l/2

..j...

EI, pA, /.

Gegeben:

Es muss in zwei Abschnitten gearbeitet werden (die nachfolgend verwendeten Koordinaten sind im Bild der AufgabensteUung zu sehen). Die auf die beiden Abschnitte bezogenen Lösungen (als "beliebige Bezugslänge" wird /' = gewählt) ZI = CI

COS (

A

Z2 = Cs cos ( ).

*)

i

+ C2 sin ().

~)

+ C6 sin ( ).

~: ) + C3 cosh (). ~: )

F)

+ C7 cosh ().

+ C4 sinh ().

~:)

~:) + Cs sinh (A ~:)

enthalten acht Integrationskonstanten und müssen folgenden Rand- und Übergangsbedingungen angepasst werden:

1.)

VI(ZI =0)=0

=}

ZI(ZI =0)=0

2.)

v~ (ZI

= 0) = 0

=}

Z;(ZI = 0) =0

3.)

VI(ZI =/*)=0

=}

Z,(ZI =/*)=0

4.)

'/1 (ZI = I') = !z(Z2 = 0)

=}

Z; (ZI = I') = ~(zz = 0)

5.)

Mbl (ZI = /*) = MbZ(zz = 0)

=}

Z;'(ZI = /') = Z!j(zz = 0)

6.)

"2(Z2 = 0) = 0

=}

7.)

MbZ (Z2 = /*) = 0 FQ2(zz = /*) = 0

=}

8.)

=}

,

Z2(Z2 = 0) = 0 Z~(Z2

= /*) = 0

Zr(Z2 = /*) = 0

Zusätzlich zu den heiden ersten Ableitungen von Z (Gleichungen 32.38) wird hier flir die Querkraft-Randbedingung im rechten Bereich noch die dritte Ableitung benötigt: Z"' =

~:

[CI sill ().

D

-Czcos ().

D

+C3s inh ().

D

+C4eosh

(A D]

(3240)

32.7 Aufgaben

653

Einsetzen der allgemeinen Lösungen 21 (zJl bzw. Z2(Z2) und deren Ableitungen in die Randund Übergangsbedingungen liefert das homogene Gleichungssystem rur die acht Integrationskonstanten :

0

0

0

0

0

0

0

0

0

0

cos}.

sin}. cash}. sinh}.

0

0

0

0

-sin}.

cos}. sinh}. cash}.

0

-1

0

-cos}. -sin}. cosh}. sinh}.

I

0

-I

I

0

0

0

0

-I

CI C2 C3 C4

0

Cs

0

0

C6 C7 Cg

0

0

0

0

0

0

0

0

0

-cos}. -sin}. cash}. sinhA

0

0

0

0

sinA -cosA sinhA coshA

0 0 0

0 0

Dieses Gleichungssystem kann wieder nur dann nichttriviale Lösungen haben, wenn seine Koefhzientendeterminallle verschwindet. Diese Bedingung gestattet die Berechnung der (unendlich vielen) Eigenwerte Ai und die Berechnung der zugehörigen Schwingungsformen. Die komplette Berechnung findet man unter www.TM-aktuell.de.

WWW - Ergänzung - Vertiefung - WWW Biegeschwillgullgell gerader Träger mil kontilluierlicher Massebelegullg unter www.TM-aktuell.de bietet Informationen zu folgenden Themen: Theoretische Gnllldlagen verschiedener Verfahren (Skript), Möglichkeiten der analytischen Lösung in Kombination mit numerischer Auswertung, Näherungslösung mit dem Differenzcnvcrfahrcn, Näherungslösung mit der Methode der finiten Elemente, Näherungslösung mit dem Verfahren von Ritz, Näherung des kleinsten Eigenwertes mit dem Rayleighsehen Quotienten.

32.7 Aufgaben

I

[.Alt/gabe 32.1: ..... EIIl masseloser Träger mll der konstanten Biegesteifigkeit EI ist mit zwei Massen gleicher Größe m besetzt. Gegeben:

m, EI, I.

Man ermittle die beiden Eigenkreisfrequenzen für die Biegeschwingungen des Systems.

EI

m

m

JF=='10)==O "j

l/2

654

I

32 Systeme mit mehreren Freiheitsgraden

Aufgabe 32.2:

I

Eine Anlage A wird von einem Motor mit dem Massenträgheilsmoment JI angetrieben. h, h und J4 sind die Massenträgheilsmomente des Verzweigungsgetriebes, J5 das Massenträgheilsmoment des Lüftersystems.

Das Massenlrägheitsmoment JA der anzutreibenden Anlage ist wesentlich größer als die anderen Drehmassen, so dass das Antriebssystem bezüglich seiner Drehschwingungen als an der Anlage A starr eingespannt betrachtet werden darf. Man ermittle

~;\.\;'Y A 'l!!,J; JA

a)

b) für den Anllieb mit Lüftersystem das Matrizeneigen-

Gegeben:

Glp

Aufgabe 32.3:

I_";';

,

b)

,1\01

)\01

•

~ 1

\0) •

weJ1problem, aus dem die Eigenkreisfrequenzen der Torsionsschwingungen berechnet werden könnten.

~,

'Ir ----'-L--...,I ~ J s

a) für den Antrieb ohne Lüftersystem die Eigenkreisfre-

quenzen der Torsionsschwingungen,

<::,1

1111

,jl'2 l!!,J

11

I, JI, h=!JI, h=J4=2JI, Js=IOJI, ~=5, ~=2.

I

.....1 Ein mit der Drehzahl" betriebener Mo-

tor ist auf einem elastisch und gedämpft abgestützten Kastenfundament befestigt. Die durch die Motorunwucht U = lI1"e verursachte Fliehkraft wird in horizontaler Richnmg durch die Führung des Fundaments aufgenommen. Die vertikale Komponente kann zu störenden Vertikal schwingungen des MotorFundament-Blockes führen, wenn die Erregerkreisfrequenz in der Nähe der Eigenkreisfrequenz des erregten Systems liegt. Deshalb soll ein Tilger im Inneren des Fundaments diese Bewegung tilgen. Gegeben:

111M II1Tg

= 50kg = 75 kg

: II1p : 111" e

= IOOkg = 0, I kgcm

; e ; k

= 2,6 .105 Nlm = 3,75· 103 kg/s

e/2

: "

k

= 400min- 1

a) Man berechne die Federzahl

;

CTg für den Schwingungstilger (eTg soll die resultierende Federzahl der parallel geschalteten Federn zwischen Fundament und Tilger sein). b) Durch numerische Integration der Bewegungs-Differenzialgleichungen ist der Einschwingvorgang zu analysieren: Man ermittle die Bewegung des Motor-Fundament-Blocks ohne Tilger und mit dem dimensionierten Tilger die Bewegungen von Motor-Fundament-Block und Tilger (T = O... 1,5 s). Anfangsgeschwindigkeiten und -auslenkungen sollen gleich Null angenommen werden.

Weitere Aufgaben findet man imlnternet unter www.TM-aktueU.de.

33 Prinzipien der Mechanik Die Technische Mechanik kann vollständig auf wenigen Axiomen (mathematisch nicht beweisbarcn, aber empirisch gcsichcl1cn und experimentell nachprüfbarcn Aussagen) aufgebaut wcrden. Auf den Axiomen der Statik (Abschnitt 1.2) und dem 2. Newtonschen Axiom (Abschnitt 28. I) ruht das gesamte Gebäude der Klassischen Mechanik. Als Prinzipien der Mechanik werden Aussagen bezeichnet, die die klassischen Axiome ersetzen können. Sie haben damit selbst axiomatischen Charakter, könnten anstelle der klassischen Axiome die Grundlage der Mechanik sein, sie erweitern jedoch das Gebiet der Klassischen Mechanik nicht. Natürlich dürfen die Prinzipien auch nicht im Widerspruch zu den klassischen Axiomen stehen. Sie sind wechselseitig auseinander herleitbar. Mit diesen Querverbindungen zwischen den klassischen Axiomen und den Prinzipien der Mechanik befasst sich die Analytische Meclwnik, die darüber hinaus fUr spezielle Problemstellungen handliche Regeln fLiT die mathematische Formulierung bereitstellt. In diesem Kapitel werden die Prinzipien behandelt, die für wichtige spezielle Probleme erhebliche Vorteile gegenüber der Anwendung der klassischen Axiome bieten.

33.1 Prinzip der virtuellen Arbeit Im Abschnitt 28.4 wurde die Arbeit als Produkt aus einer Verschiebung d1 und der in Richtung der Verschiebung wirkenden Kraftkomponente definiert. Um den Arbeitsbegriff auch auf Probleme der Statik anwenden zu können, bei denen bekanntlich keine Verschiebungen auftreten, werden virTuelle Verschiebungen 81 mit folgenden Eigenschaften deuniert: • Virtuelle (denkbare, nicht notwendigerweise tatsächlich auftretende) Verschiebungen bzw. Verdrehungen sind infinitesimal klein und können wie Differenziale behandelt werden . • Virtuelle Verschiebungen bzw. Verdrehungen müssen mit den geometrischen Bindungen des Systems venräglich sein. Die virtuelle Arbeit einer Kraft ist das skalare Produkt aus der Kraft und der virtuellen Verschiebung des Kraftangriffspunktes, analog dazu wird auch die virtuelle Arbeit eines MolIlelllS definiel1:

(33.1 ) Virtuelle Verschiebungen bzw. Verdrehungen sind nur möglich, wenn das System mindestens einen Freiheitsgrad an. Bei statisch fixierten Systemen hilft das Lösen von Bindungen (und Ersetzen durch Kräfte bzw. Momente).

J. Dankert, H. Dankert, Technische Mechanik, DOI 10.1007/978-3-8348-9840-1_33, © Vieweg+Teubner Verlag | Springer Fachmedien Wiesbaden GmbH 2011

33 Prinzipien der Mechanik

656

I

Beispiel J: I_"";'_....1 Das Loslager bel B wIrd durch die Kraft Fa ersetzt. Der (damit nur teilweise von äußeren Bindungen gelöste) Träger kann sich dann um den Punkt A drehen, eingezeichnet ist die viltuelle Verdrehung ocp. Weil diese infinitesimal klein ist, dürfen die virtuellen Verschiebungen der Kraftangriffspunkte in der Form "ocp bzw. locp aufgeschrieben werden, und die von den beiden Kräften geleistete virtuelle Arbeit beträgt:

oW =

Fal

ocp -

..L5.....

A

B:..J:::,....

a

~ ft

"'

;;. "

F "ocp = (Fal- F

. F O_'r",--_j

,

a 0'" r

'10 mr

t Fn

a)ocp

(Minuszeichen, weil die virtuelle Versch.iebung des Angriffspunktes von F dem Richtungssinn der Kraft entgegengesetzt ist). [n der Klammer steht exakt das Momentengleichgewicht um den Punkt A, das nach den Regeln der Statik Null ist, so dass sich für die virtuelle Arbeit oW = 0 ergibt. Diese am speziellen Beispiel demonstriette Aussage ist umkehrbar und verallgemeinerungsHihig und wird bezeichnet als

Prinzip der virtuellen Arbeit: Ein mechanisches System befindet sich im Gleichgewicht, wenn bei einer virtuellen Verschiebung oder Verdrehung aus der Gleichgewichtslage heraus die dabei von den äußeren Kräften und Momenten geleistete virtuelle Arbeit verschwindet: (33.2)

<>

Das Prinzip der virtuellen Arbeit ist gleichwertig mit dem Gleichgewichtsaxiom der Statik und könnte an dessen Stelle die Grundlage sein, auf der die Statik aufbaut.

oe;> Man beachte, dass in 33.2 nur die äußeren Belastungen eiJlgehetl. Zwangskräfte (im Beispiel I die Lagerreaktionen bei A) sind keinen viItuelien Verschiebungen ausgesetzt und

leisten dementsprechend keine virtuelle Arbeit. Genau dies ist der VOlteil (speziell für kompliziettere Systeme) bei der Anweudung des Prinzips der virtuellen Arbeit: Man löst uur so viele Bindungen (im Beispiel I das Lager B), wie für das Aufschreiben der Gleichungen für die gesuchten Größen erforderlich ist. Diesem VOlteil steht der Nachteil gegenüber, gegebenenfalls komplizierte kinematische Überlegungen anstellen zu müssen. Diese können häufig anschaulich unter Beachlllng der Regeln für die "Kinematik starrer Körper" (Kapitel 27) oder formal gewonnen werden, was nachfolgend beschrieben wird. Die Lage eines starren Systems mit f Freiheitsgraden kann immer durch f voneinander unabhängige (generalisierte) Koordinaten q] .... ,qJ eindeutig beschrieben werden. Häufig bietet sich folgender Weg für das Aufschreiben der virtuelleu Verschiebung 01' eines Kraftangriffspunktes an: Die Komponenten des ürtsvektors 1', der die Lage des Kraftangriffspunktes in einem festen Koordinatensystem beschreibt, werden in Abhängigkeit von den generalisierten Koordinaten formuliert. Weil eine virtuelle Verschiebung wie ein Differenzial behandelt werden darf, ergibt sich 01' dann formal nach:

657

33.1 Prinzip der virtuellen Arbeit

7 = r(q, ,q2, ... ,qJ)

d7

d7

dr

07 = -0- oq, + -0- Oq2 + ... + -0- oqJ aq, aq2 aqJ

=?

(33.3)

Man beachte, dass die generalisierten Koordinaten q; voneinander unabhängig sein müssen (bci einem System m.it einem Freiheitsgrad gibt es deshalb nur eine Koordinate qt), dementsprechend sind auch beliebige (voneinander unabhängige) virtuelle Verschiebungen oq; möglich. Die virtuelle Arbeit kann schließlich immer in folgender Form aufgeschrieben werden: oW

= (.. .)oq, + (.. . )0(/2 + .. + (.. .)oqJ = 0

(33.4)

Da die oq; beliebige Werte annehmen können. ist die Gleichung 33.4 nur erfüllt, wenn jede Klammer flir sich Null wird. Dies liefert f Bestimmungsgleichungen für f unbekannten Größen.

I

Beispiel 2: I_ _ _ _.... ElI1e Walze auf der schIefen Ebene wtfd über ein starres Seil von einem Gegengewicht im Gleichgewicht gehalten. Gegeben:

1111, 11'l2,

R1 ,

rl,

a.

Die Größe der Masse m3 soll so bestimmt werden. dass das System im Gleichgewicht ist. Das System hat einen Freiheitsgrad, so dass alle Verschiebungen durch eine Koordinate ausgedrückt werden können. Die kinematischen Zusrunmenhänge sind mit Hilfe der Momentanpole M, und M2 (Abbildung 33.1) der Bewegungen von Walze bzw. Rolle recht einfach zu analysieren (vgl. Abschnitt 27.1.3): Wenn der Masse 1113 die virtuelle Verschiebung OX3 erteilt wird, bewegt sich auch der Mittelpunkt der Rolle 1112 um diese Strecke. Das Seil muss die doppelte Strecke zurücklegen und bringt die virtuelle Verschiebung 20X3 auf die Walze 1Il, auf, deren Miuelpunktverschiebung sich aus der skizzierten Strahlensatzfigur ergibt:

~

_R_t_ =? OXt = ~ OX3 2e5x3 R, ~" R t ~ 'I Während sich die Gewichtskräfte 11128 und 11138 jeweils um OX3 bewegen, wirkt von der Gewichtskraft mt8 nur die Komponente parallel zur schiefen Ebene nl'8sin a in Richtung von OXt, wegen des entgegengesetzten Richtungssinns wird dieser Arbeitsanteilnegativ, und das Prinzip der virtuellen Arbeit liefert:

2

cx,l

Abbildung 33.1: Zusammenhänge der virtuellen Verschiebungen mit Hilfe der Momcnranpole MI und M2

oW = nl380X3 +11128 OX] -"'t 80X, sin a = ("'38 +11128 - 111, 8

~ sin a) R,-"

e5x3 = 0

Die virtuelle Arbeit kann für beliebige virtuelle Verschiebung nur Null sein, wenn der Ausdruck in der KlrullJner verschwindet. Das System ist im Gleichgewicht für 1113

= 2ml

N,

- - - sina R, - t l

11'l2

658

33 Prinzipien der Mechanik

oe:> Das Beispiel 2 verdeutlichte, wann die Anwendung des Prinzips der virtuellen Arbeit einen

Vorteil bringt. Weil das System nicht freigeschnitten werden musste, gingen die Zwangskräfte (Normalkraft und Haftkraft zwischen Walze und schiefer Ebene, Seilkraft, ...) in die Rechnung nicht ein. Das äußere Gleichgewicht von Systemen starrer Körper konnte auf diese Weise recht einfach analysiert werden. Wenn auch die Zwangskräfte interessieren, sollte man Gleichgewichtsbetrachtungen vorliehen.

I

Beispiel 3: I_"";'_.....1 ZweI Stäbe mIt den Längen 11 und 12, deren Eigengewicht zu vemaehlässigen ist, sind wie skizziert gelagert und durch die Gewichtskräfte der Massen mn und me belastet.

Y, t\

a

I

..c:

12 = 2,5; ~ -I I = I', //ln = 0,5 . ·1 I tne Es soll der Winkel a ermittelt werden, für den das System im Gleichgewicht ist.

,

l

A

x

Gegeben:

Das System hat einen Freiheitsgrad, seine Lage ist durch die Angabe einer Koordinate (Winkel

a) eindeutig bestimmt. Es wird eine virtuelle Verdrehung 8a aufgebracht und zunächst untersucht, welche virtuellen Verschiebungen sich dadurch für die Kraftangriffspunkte Bund C einstellen. Wegen der etwas komplizie'teren kinematischen Zusammenhänge werden die Ortsvektoren rn( a) bzw. rc( a) zu beiden Punkten in einem (willkürlich definierten) Koordinatensystem aufgeschrieben, 8rn und 8re ergeben sich dann jeweils nach 33.3:

re=

<_ drB < urB= -ua= da

8a

_ [-li

8re =

sina]

11 cosa

8a

Auf diesem formalen Weg ergeben sich auch die richtigen Vorzeichen der virtuellen Verschiebungen, deshalb ist es konsequent, die Kräfte ebenfalls als Vektoren bezüglich der gewählten Koordinaten aufzuschreiben. Mit

__ [-mng]

Fn -

o

Fe =

[

0

-//leg

]

und

8w = Fn · 8rn + Fe· 8 re

liefert das Prinzip der virtuellen Arbeit: < uW=

{

I' -'-.(hy=+=/I,=si=na=,)=,I,=co=s=a] -meg/1cosa} 8a=0 -/IIng [ -Isma-

JI? - (11+11 sina)2

Nullsetzen der geschweiften Klammer führt nach einigen elementaren Umformungen auf

659

33.2 Prinzip der virtuellen Arbeit für Potenzialkräfle, Stabilität des Gleichgewichts

-1=0

Mit den gegebenen Zahlenwerten liefert ein geeignetes Programm für diese transzendente Gleichung im Bereich 0° ::: a ::: 360° die beiden Lösungen (vgl. www.TM-aktuell.de): at = 46,35°

a2 =

242,92°

c:> Die im Abschnitt 10.4 bei der Beurteilung von Gleichgewichtslagen gewonnenen Erkenntnisse lassen vermuten, dass nicht beide errechneten Gleichgewichtslagen stabil sind. Die Möglicbkeit, auch die Stabilität von Gleichgewichtslagel1 mit dem Prinzip der virtuellen Arbeit zu beurteilen, wird im folgenden Abschnitt behandelt.

33.2 Prinzip der virtuellen Arbeit für Potenzialkräfte, Stabilität des Gleichgewichts Für konservative Kräfte (Potenzial kräfte, z. B.: Gewichtskraft, Federkraft) ist die Arbeit, die bei einer Bewegung von einem Punkt I zu einem Punkt 2 geleistet wird, nur von der Lage dieser Punkte abhängig (und nicht vom Weg, der dabei zurückgelegt wird). Wenn die Masse m (mit der Gewichtskraft Fe = mg, Abbildung 33.2) eine virtuelle Verschiebung von I nach 2 erfahrt, ist die geleistete Arbeit der Gewichtskraft nur von der Höhendifferenz i5r abhängig und errechnet sich zu

Abbildung 33.2: Kräfte

ist

die

Für konservative

potenzielle

Energie

nur vom Anfangs- und Endpunkt des

zurückgelegten Weges abhängig

i5w = -Fe i5r = -mg i5r

(Minuszeichen, weil die angenommene aufwärts gerichtete Wegrichtung der Krafttichtung entgegengesetzt ist). Im Abschnitt 28.4.1 wurde mit Formel 28.20 die potenzielle Energie (das Potenzial) für die Gewichtskraft einer Masse eingeführt. Mit dem (willkürlich) auf die Höhe des Punktes 1 gelegten Null-Potenzial kann man damit der virtuellen Verschiebung einen Zuwachs an potenzieller Energie von i5U = mgi5r zuordnen. Es gilt also

i5w = -i5u

(33.5)

und dieser für die Gewichtskraft gefundene Zusammenhang gilt auch für andere Potenzialkräfte (z. B. tür Federkräfte, deren potenzielle Energie sich nach 28.21 berechnet). Wenn ein System ausschließlich durch Potenzialkräfte belastet ist, kann das Prinzip der virtuellen Arbeit 33.2 also auch mit der potenziellen Energie formuliert werden:

i5U = 0

(33.6)

660

33 Prinzipien der Mechanik

Zunächst werden Systeme mit nur einem Freiheitsgrad betrachtet, deren Lage sich eindeutig in Abhängigkeit von einer Koordinate q beschreiben lässt. Dann kann die potenzielle Energie in der Form U(q) aufgeschrieben werden, und weil die virtuellen Größen wie Differenziale behandelt werden dürfen, folgt aus 33.6 unter Beachtung, dass diese Bedingung für eine beliebige virtuelle Verschiebung oq emillt sein muss: dU oU = -oq=O dq

dU =0 dq

Die Abbildung 33.3 verdeutlicht die mit 33.7 gefundene Aussage: Gleichgewicht ist möglich. wenn die potenzielle Energie (bei beliebiger Lage des Null-Potenzials) ein relatives Extremum hat, und man erkennt, dass die Gleichgewichtslage für ein relatives Minimum stabil (Lagen 2 und 4) und für ein relatives Maximum instabil ist (Lagen I, 3 und 5).

(33.7)

~ 12~

4

5

, .

Abbildung 33.3: Stabile und instabile Gleichgewichtslagen

Weil das Vorzeichen der 2. Ableitung einer Funktion die Information liefert, ob ein Extremwert ein Minimulll oder Maximum ist, steht ein Kriterium zur Verfügung für die Beurteilung von Gleichgewichtslagen konservaliver Systeme mit einem Freiheitsgrad: Die Funktion U(q) (potenzielle Energie in Abhängigkeit von der Koordinate q, die die Lage des Systems eindeutig beschreibt) hat für Gleichgewichtslagen eine horizontale Tangente, ihre erste Ableitung nach q muss entsprechend 33.7 verschwinden. Die Gleichgewiehtslage ist d2 U

stabil für

-->0 d q2

(33.8)

instabil für

--<0

d2 U d(P

(33.9)

c:> Wenn auch die zweite Ableitung von U(q) verschwindet, müssen gegebenenfalls noch die höheren Ableitungen untersucht werden. Ist die erste nicht verschwindende Ableitung ungerade (z. B.: UIII # 0), dann hat U(q) an dieser Stelle einen Sattelpunkt. Dieser Gleichgewichtszustand heißt indifferent. Ist die erste nicht verschwindende Ableitung gerade, dann liegt ein relatives ExtTemum vor, das nach dem Vorzeichen dieser Ableitung in entsprechender Modifikation der Bedingungen 33.8 und 33.9 beurteilt werden kann. oe;> Für ein System mit mehreren Freiheitsgraden gilt U = U(ql,q2 .... ,qj). Die Aussagen

der Bedingungen 33.7 bis 33.9 dürfen sinngemäß durch die entsprechenden mathematischen Aussagen fiir die Berechnung und Beurteilung von Extremwerten fLjr Funktionen mit mehreren unabhängigen Variablen ersetzt werden, z. B.: Das System kann nur im Gleichgewicht sein, wenn alle partiellen Ableitungen von U nach den generalisierten Koordinaten qi verschwinden.

33.2 Prinzip der virluellen Arbeit für Potenzialkräfle, Stabililät des Gleichgewichls

Beispiel]:

661

I

I_"";_ _...1 Für das Betsptel 3 aus dem vongen Abschnitt (Seite 658) soll die Stabilität der beiden Gleichgewichtslagen untersucht werden. Der in der Abbildung 33.4 gestrichelt gezeichncten Lage wird (willkürlich) die potenzielle Energie Null zugeordnet. In einer beliebigen (durch den Winkel a beschriebenen) Lage ist die Masse mc dann um Vc angehoben (positive potenzielle Energie) und die Masse 1n8 um V8 abgesenkt (negative potenziclle Energie).

Abbildung 33.4: Die gestrichell dargestellle Lage wird als Null-POlenzial definiert

Aus rein geometrischen Überlegungen (es müssen nur einige rechtwinklige Dreiecke betrachtet werden) liest man aus Abbildung 33.4 ab: vc=/lsina VB = It

+ Vii - h2 -

CI COS a

+ Jli - (h + II sin a)2 )

Die potenzielle Energie kann damit folgendermaßen aufgcschrieben werden:

U(a) = II1cgvc -II1Bgv8 InB sina--

=II1Cgll {

rne

[

1+

Ableiten nach a und Nullsetzen dieses Ausdrucks (es genügt der Inhalt der geschweiften Klammer) entsprechend 33.7 fuhrt auf die gleiche Beziehung (Seite 659), aus der bereits im Beispiel 3 des vorigen Abschnitts die Gleicbgewichtslagen berechnet wurden. Bilden der zweiten Ableitungen und Einsetzen der Winkel, fLir die Gleichgewicht möglich ist, ergibt nach 33.8 bzw. 33.9 die Aussagen zur Stabilität. Da das Bilden der Ableitungen etwas lästig ist (und die Gleichung fur die Gleichgewichtslagen ohnehin nur numerisch lösbar ist), liegt es nahe, U(a) direkt numerisch auszuwerten. Die Grafik (siehe www.TM-aktuell.de) in der Abbildung 33.5 zeigt die Funktion V = -'L., und ihre relativen ExIJ/(g 1 trema tur die auch im vorigen Abschnitt verwendeten Parameter.

05

U

Of--+---"-"'------t-----T1 46,35"

-0.5

-, -1.5

_

L-_~_~_~_~_~_~

_"___'

o 50 100 150 200 250 300 350 Abbildung 33.5: Die Lagen der Extremwerte der Funktion V( a) werden numerisch bestimmt

Es ergeben sich exakt die gleichen Werte al und a2, die sich auch im Beispiel 3 des vorigen Abschnitts als Gleichgewichtslagen ergaben, hier allerdings mit den wichtigen Zusatzinformationen: Das relative Maximum bei al = 46,35° weist diese Gleichgewichtslage als instabil aus, während das relative Minimum bei a2 = 242,92° auf einc stabile Gleichgewichtslage hinwcist.

662

33 Prinzipien der Mechanik

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 Für den drehbar gelagerten Stab mIt der Masse m, der in eine nicht vorgespannte Feder der Länge 10 eingehängt wird, wurden bereits im Abschnitt 10.3 die vier möglichen Gleichgewichtslagen berechnet. Mit einem kleinen Trick konnte im Beispiel 2 des Abschnitts 10.4 anschaulich gezeigt werden, dass nur zwei Gleichgewichtslagen stabil sind. Die Ergebnisse (Gleichgewichtslagen und ihre Stabilität) sollen hier noch einmal durch eine Analyse der potenziellen Energie bestätigt werden.

C

A

~ ~

I 0 ~

m

Null·Polenzial

Das Null-Potenzial wird so gelegt, dass der horizontal liegende Stab keine potenzielle Energie hat (in dieser Lage ist auch in der Feder keine Energie gespeichert). In der durch den Winkel ß gekennzeichneten Lage gilt dann für die po-

A

ß,

Lcnziellc Energie

V = -mg

~ sinß + ~ c [ J(Lsinß +/0)2 + (L -/cosß)2 -/af

wobei in der eckigen Klammer die Differenz aus der Federlänge und der Länge der ungedehnten Feder steht. Der Ausdruck wird so umgeformt, dass die Suche der relativen Extremwerte wieder mit einem dimensionslosen Ausdnlck erfolgen kann:

V(ß)=mg~21f -sinß+~ mg

[

Auch wenn man das bei Aufgaben dieser Art etwas lästige Bilden der Ableitungen einem symbolisch rechnenden Programm übertragen kann (siehe www.TM-aktuell.de). muss die nachfolgende Nullstellensnche doch numerisch erfolgcn, so dass man die relativen Extremwerte von V(ß) auch direkt Ill1J11erisch suchen kann.

2

~

.

~

(smß+T) +(I-cosß)Z-T

2} 1] =mg 2 V(ß)

2r--~--~-~--~-~--~-~~

u

1.5

0.5 28,4"

0 270° 304,90

173,7"

-0.5

0

50

'00

150

200

250

300

ß 350

Abbildung 33.6: Die Lagen der Extremwerte der Funktion U(ß) werden numerisch besljmmt

Die Grafik in der Abbildung 33.6 zeigt die Funktion V und ihre relativen Extrema für die bereits im Abschnitt 10.3 verwendeten Parameter I~~ = 1 und

9 = I.

Die kleinen Bildchen lll1terhalb der Funktion V zcigen die 4 Gleichgewichtslagen, von denen nur die beiden Lagen 1301 = 28,4 und 1303 = 270 0 (relative Minima der Funktion V) stabil sind. Q

33.2 Prinzip der virtuellen Arbeit für Potenzialkräfle, Stabilität des Gleichgewichts

663

Alle bisherigen Beispiele in diesem Kapitel haben Systeme mit einem Freiheitsgrad behandelt. Um zu zeigen, dass das Prinzip der vi'1uellen Arbeit auch auf Systcme mit mehreren Freiheitsgraden angewendet werden kann, wird nachfolgend ein (akademisches) Beispiel mit 2 Freiheitsgradcn konstruicrt, das geradc noch einfach genug ist, um dic dabei auftretenden Probleme mit erträglichem Aufwand zu verdeutlichen.

I

Beispiel 3: I'-....;_ _.. Es sollcn dte Gletchgewlchtslagen en11Juelt werden, die die beiden skizzierten Stäbe (Massen ml und 11l2, Längen It und (2) einnehmen können. Dabei soll auch die Stabilität der einzelnen Gleichgewichtslagen untersucht werden.

G

Der rechte Stab ist in einem Gleitstein G gelagert, der sich in einer vcrtikalcn Führung reibungsfrci bewegen kann und mit ciner Masse I1lJ belastet ist. Die Führung selbst kann sich horizontal bewegen und ist dnrch die Masse 1114 belastet. Gegeben:

ml,

m2,

I1lJ,

m4, II , 12·

Betrachtet wird der in Abbildung 33.7 skizzierte Stabzwei schlag, auf den im Punkt G die beiden Gewichtskräfte der Massen I1lJ und m4 wirken. Als Null-Potenzial wird (willkürlich) die horizontal geweckte Lage der bciden Stäbe (und die dazu gehörenden Lagen der Massen mJ und m4) fcstgelegt. Die allgemeine Lage soll durch die bei den Winkel
Null-Potenzial

Abbildung 33.7: Definition des NullPotenzials und der allgemeinen Lage

Dann gibt es ausschließlich negative Anteile für die potenzielle Energie des Systems: U =-mlg± COS
~ Sin
- mJg(lt COS
~U

a
=

(~l1ltg+11I2g+I/IJg) II sin
dU

d
(~m2g+I1lJg) l2cos
aus denen die Winkel berechnet werden können, für die Gleichgewicht möglich ist: - J1J 4

tan
m

I1lJ

+ T + 1112

tan
!!!f + In) m4

(33.10)

Das Verschwinden der ersten Ableitungen nach
33 Prinzipien der Mechanik

664

a2u. _ a2u_ alpr alpi

( a2u )2 >0 alpt al(J2

(33.11)

für die aus den notwendigen Bedingungen errechneten Welle gilt. Es ist ein

a2 u2 > 0 -a

Minimum flir

und ein

Maximum für

lp,

aa2 u2 < 0

(33. I2)

lp,

Für das aktuelle Beispiel errechnet man: 2

a . lp, alpru = ('"2 111 ,g+ 11I2g + "'3g ) I ,cos lp, - 11I4gl, sm a2 u

-alpi

-

(~1Il2g + 11I3g)

{2 SiJll(J2

-11I4g 12 cosl(J2

a2 u

- 0 Da die gemischte zweite Ableitung verschwindet, entscheiden hier ausschließlich die Vorzeichen der zweiten Ableitungen nach lp, bzw. l(J2 über die Stabilität der Gleichgewichtslagen.

alpt al(J2

Die numerische AusweItung soll für die folgenden speziellen Welle erfolgen: m2

= In]

Jn4

= 2m]

1113

= 0

.

Dies entspricht der vereinfachten Fragestellung: In weleher Lage kann ein StabzweiscWag ausschließlich durch eine am freien Ende horizontal (nach links) gerichtete Kraft im Gleichgewicht gehalten werden (Abbildung 33.8)? Bemerkenswert ist, dass über die Längen der Stäbe keine Angaben erforderLich sind, weil sie in die Ergebnisse nicht eingehen. Aus 33.10 berechnet man mit den speziellen Werten: 4 I tan lp, = - tan l(J2 = -

3

4

c_

Abbildung 33.8: Kann eine horizontale Kraft bei G dem Stabzweischlag das Gleichgewicht halten?

Es ergeben sich jeweils 2 Winkel, so dass man insgesamt vier Lösungen erhält, flir die in der folgenden Tabelle die zweiten Ableitungen der Funktion U ausgewcnct werden:

a)

b) c)

d) Von

lp,

l(J2

-53.1° -53.1 0 126,9° 126,9°

-166° 14.00 -166° 14,0°

den

vier

a2u alpr

a2u alpi

>0 >0 <0 <0

>0 <0 >0 <0

33. I I erfüllt, nach 33. 12-+ Minimum 33.1 I nicht crflillt -+ Sattel punkt 33.1 I nicht erfullt -+ Sattelpunkt 33.11 erflillt, nach 33. 12-+ Maximum

Wer-

tepaaren für lp, Und~)r / l(J2 eJfüllt also nur ~ eins die Kriterien für stabiles Gleichgewicht (Abbildung 33.9).

b) ~C)~)-

Abbildung 33.9: Nur fur den Fall {/ ist die Gleichgewichtslage stabil

665

33.3 Prinzip von eI' Alembert in eier Fassung von Lagrange

33.3 Prinzip von d'Alembert in der Fassung von Lagrange Mit dem in den Abschnitten 28.2.2 und 29.5.2 behandelten Prinzip von d' Alembert ist es möglich, durch Einführen von Kräften und Momenten, die die Trägheit der bewegten Massen berücksichtigen, die Bewegungsgleichungen für kinetische Probleme durch Aufschreiben von Gleichgewichtsbedingungen (wie in der Statik) zu gewinnen. Es erweist sich als besonders effektiv, wenn auch die Zwangskräfte (Kräfte an Führungen) zu ermitteln sind. Wenn allerdings nur die Bewegungsgesetze gesucht sind, kann das Einbeziehen und anschließende Eliminieren der Zwangskräfte ausgesprochen lästig sein. Für diesen Fall bietet sich eine Kombination des Prinzips von d'Alembert mit dem Prinzip der virtuellen Arbeiten an. Betrachtet wird zunächst ein Massenpunkt 111, auf den eingeprägte Kräfte, Zwangskräfte und die d' Alembertsche Kraft m5 (keine Bewegungswiderstände wie Gleitreibung usw.) wirken. Beim Aufbringen einer virtuellen Verschiebung ör, die mit den Zwangsfüh.rungen verträglich sein muss, leisten die (senkrecht zu den Führungen gerichteten) Zwangskräfte 1z keine vi.tuelle Arbeit: (33.13) Das Prinzip von d' Alembert 28.7 geht nach Multiplikation mit der virtuellen Verschiebung öl' und bei Beachtung von 33.13 in die auf JOSEPH Lauts COMTE OE LAGRANGE (1736 - 1813) zurückgehende Fassung über:

öW = (1,-m5)ör=0

(33.14)

Ein Massenpunkt bewegt sich stets so, dass bei einer (mit den Zwangs!iihrungen verTräglichen) virtuellen Verschiebung die Summe der von den eingeprägten Kräften und den d'AlemberTschen Kräftell geleisteten Arbeit verschwindet.

e:> Die Zwangskräfte erscheinen in dieser Fassung des d' Alembertschen Prinzips nicbt. Die Gleichung 33.14 führt unmittelbar zu einer Bewegungs-Differenzialgleichung.

e:> Für ein System von Massenpllnklen mil s/Orren Bindungen untereinander modifiziert sich 33.14 zu

öW =

}JF;" -

111; 5;) ör;

= 0

(33.15)

;

weil auch die Kräfte in den starren Verbindungen keinen Beitrag zur virtuellen Arbeit leisten, da sie paarweise mit entgegengesetzten Richtungen auftreten und den gleichen virtuellen Verschiebungen ausgesetzt sind. Man beachte, dass diese Aussage bei nicht-starren Verbindungen (z. B. Federn) nicht gilt, weil die Endpunkte der Verbindungsglieder unterschiedliche virtuelle Verschiebungen erfahren.

e:> Die Aussagen 33.14 und 33.15 können sinngemäß auf starre Körper erweitert werden. Zu den d' Alembertschen Kräften kommen die d' Alembertschen Momente hinzu, auch eingeprägte Momente sind zulässig, und die virtuelle Arbeit dieser Momente errechnet sich durch MuJLiplikation mit virtuellen Verdrehungen, so dass Illan 33.14 bzw. 33.15 analog zu Gleichung 33.2 erweitern darf.

666

33 Prinzipien der Mechanik

I

Beispiel J: I_"";_ _...1 Em Hubwerk wIrd durch das konstante Moment Mo angetneben. Es soll d,e BesChleunigung ermittelt werden, mit der die Masse m angehoben wird.

Gegeben:

Mo, Js, . JS2, " , '2, R2, m.

Das System hat eincn Freihcitsgrad. Die virtuellen Verdrehungcn der Scheiben OCPI bzw. otf>2 und die virtuelle Verschiebung OX der Masse m sind durch folgende Zwangsbedingungen verknüpft: x 1 tf>2 = ~ otf>2 = -ox R2 R2 ~

~

~

CPI=-tf>2=--x ~ OCPI=--OX. 'I 'I R2 "R2 Aus der virtuellen Arbeit des Moments Mo, der Kraft mg und der d' Alembertschen Momentc sowie der d' Alembertschen Kraft oW = (Mo - JS'!P, )OcpI - JS2 i/J2 Otf>2 + (-mg - mx) ox = 0 folgt nach Einsetzen der Zwangsbedingungen

~ -JS2 x, [( Mo-Jsl ~).') 'I R2 "R2 R'i.

+ (-mg-mx)]

ox = 0

Für beliebige virtuelle Verschiebung ox muss die eckige Klammer verschwinden. Daraus errechnet sich die Beschleunigung

(Mo '2 -mg', R2)" R2 x = mrf R~ +Js10 +JS2 ..

'f

oe:> Die Vorzeichenregel beim Aufschreiben der virtuellen Arbeit iSI einfach: Eingeprägte Kräf-

te und Momente (im Beispiel mg und Mo) licfem positivc Anteile, wenn sie in Richtung der virtuellen Verschiebungen bzw. virtuellen Verdrehungen wirken. Die d' Alembertschen Kräfte und Momente gehen immcr mit negativem Vorzeichen ein. oe:> Der Versuch, das Beispiel I durch Freischneiden der drei Massen. Antragen aller Kräfte und

Momente nnd Aufschreiben der Gleichgewichtsbedingungen zu lösen (vgl. die Empfehlungen für das Lösen von Problemen nach dem Prinzip von d' Alembert im Abschnitt 29.5.2), würde auf Schwierigkeiten stoßen. Die Kräfte im Übertragungsglied von der unteren zur oberen Scheibe (Seil, Flachriemcn, Zahn riemen, Kette, ...) lassen sich allein aus den Gleichgewichtsbedingungen nicht berechnen. Es sind (vielfach nur experimentell zu ermittelnde) Zusatzannahmen über das Kraftverhältnis in dcn beidcn Trums zu lJ'effen, gegcbcnenfalls ist eine Vorspannung zu berücksichtigen. Wie der Energiesatz (vgl. Abschnitt 29.5.3) gestaltet das Prinzip von d' Alembert in der Lagrangeschcn Fassung das Aufschreiben von Bewcgungs-Differcnzialgleichungen auch ohlle Kenntnis der inneren Kräftc. Im Gegensatz zum Energiesatz beschränkt sich die Anwendbarkeit des Prinzips von d' Alembert jedoch nicht auf Problemc mit eincm Freihcitsgrad. oe;> Bei Systemen mit f Freiheitsgraden können die Ortsvektoren

ri bzw. die virtuellen Verschiebungen Ori (gegebene'lfalls auch vü1uelle Verdrehungen) in Abhängigkeit von f generalisierten Koordinatcn q" q2, . ... q! aufgeschrieben werden, und 33.15 kann in die Form

667

33.3 Prinzip von eI' Alembert in eier Fassung von Lagrange

oW = ( ... ) oq\

+ (...) Oq2 + ... + (...)OClf =

0

(33.16)

gebracht werden. Da die 8q; beliebige (voneinander unabhängige) Werte annehmen können, ist Gleichung 33.16 nur erfüllbar, wenn jede Klammer für sich Null wird. Man erhält Bewegungs-Differenzialgleichungen flir die f Freiheitsgrade (nachfolgendes Beispiel).

.r

I

Beispiel 2: I_"";_ _...1 FÜr eIße Laufkatze mJl angehängter Last darf als eIßfaches Berechnungsmodell das skizzierte System mit zwei Massenpunkten IIIK und IIIL und einem masselosen dehnstan'en Seil der Länge I verwendet werden. Es sollen die Bewegungs-Differenzialgleichungen rür dieses System mit zwei Freiheitsgraden formuliert werden. Als generalisierte Koordinaten werden XK