Deformaciones de la rueda y del plano horizontal.

Como hemos visto en la página, equilibrio rotación-traslación, hay dos fases en el movimiento de un cuerpo que rueda sobre un plano horizontal:

La fuerza de fricción en el punto de contacto entre el cuerpo que rueda y el plano horizontal tiene sentido opuesto al de velocidad de dicho punto.
Esta fuerza de rozamiento desaparece en el momento en el que el cuerpo rueda sin deslizar con velocidad constante. La velocidad del punto de contacto entre el cuerpo y el plano horizontal es ahora cero.

Nuestra experiencia indica, que una rueda no prosigue moviéndose indefinidamente con velocidad constante, sino que se para al cabo de un cierto tiempo.

Deformaciones de la rueda y la superficie horizontal

Hasta ahora hemos supuesto que la rueda y el plano horizontal eran perfectamente rígidos, pero esta no es la situación real.

Movimiento de un disco

En la figura de la izquierda, vemos las fuerzas que se ejercen sobre un disco que se deforma y un plano horizontal que también se deforma. La resultante de las fuerzas que se ejercen en la superficie de contacto se muestran en la figura de la derecha.

Dicha resultante, tiene dos componentes: una componente vertical N y una componente horizontal f. La componente vertical N no pasa en general por el centro de masas, sino a una pequeña distancia d.

Las ecuaciones del movimiento para un disco de masa M y radio R son

$\begin{array}{l} - f = m a_{c} \\ f R - N d = \frac{1}{2} m R^{2} α \\ N = m g \\ a_{c} = α R \end{array}$

La primera ecuación corresponde a la dinámica del movimiento de traslación del centro de masas. La segunda, la rotación alrededor de un eje que pasa por el c.m. La última ecuación, es la condición de rodar sin deslizar. El valor de la aceleración del c.m. a_c y el valor de la fuerza f se pueden obtener de las ecuaciones del movimiento

$a_{c} = - \frac{2 g d}{3 R}$

Movimiento de un bloque

\begin{array}{l} - f = m a \\ N = m g \\ f = μ_{k} N \end{array}

La aceleración del cuerpo vale

$a = - μ_{k} g$

Normalmente, el coeficiente dinámico de rozamiento μ_k es mucho mayor que el cociente d/R. Por lo que concluimos, que un cuerpo que desliza se detiene mucho antes que un cuerpo que rueda sin deslizar.

Movimiento uniforme

Podemos calcular la fuerza F que tenemos que aplicar en el c.m. para mantener ambos cuerpos (bloque y disco) en movimiento uniforme.

En el caso del disco tenemos que a_c=0 y α =0.

$\begin{array}{l} F - f = 0 \\ f R - N d = 0 \\ N = m g \end{array}$

obtenemos que F=mgd/R.

En el caso del bloque obtenemos F=μ_kmg.

De nuevo, concluimos que la fuerza F necesaria para mantener deslizando con velocidad constante a un cuerpo es superior a la fuerza necesaria para hacer rodar otro cuerpo de la misma masa, siempre que se cumpla que

$\frac{d}{R} < < μ_{k}$

Un cuerpo rígido que rueda sobre una superficie horizontal deformable.

En general, la deformación se produce en ambos cuerpos, en la mayor parte de los casos podemos suponer que es uno el que se deforma. Por ejemplo, en el caso del juego del billar, la bola experimenta una deformación mucho menor que el tapete. En el caso de un automóvil, la rueda experimenta mayor deformación que el asfalto o cemento de la carretera.

Consideremos el caso de una bola de billar que rueda sobre un tapete. Como se aprecia en la figura, la reacción es normal a la superficie en el punto de contacto y se aplica en un punto P’ que está muy cercano al punto P. La reacción no es vertical y tiene por tanto dos componentes N y f.

La componente f de la reacción se opone al movimiento de traslación del c.m. El momento resultante f·h-N·d se opone al movimiento de rotación como se pone de manifiesto al formular las ecuaciones del movimiento

$\begin{array}{l} - f = m a_{c} \\ f R - N d = \frac{2}{5} m R^{2} α \\ N = m g \\ a_{c} = α R \end{array}$

Observamos en la parte derecha de la figura, que d=Rsenθ . Para pequeñas deformaciones, el ángulo θ es pequeño, podemos aproximar senθ ≈ θ y h ≈ R. Obtenemos el siguiente valor para la aceleración a_cdel c.m.

$a_{c} = - \frac{5}{7} g θ$

Para una bola de billar θ ≈ 10^-2 rad

Ejemplo:

Si el grado de deformación es θ=8º=0.14 rad, la aceleración del c.m. es

a_c=-5·9.8·0.14/7=-0.977 m/s²

Si la velocidad inicial del c.m. de la esfera es de v₀=1 m/s. Calculamos el desplazamiento de la esfera hasta que se para

0=1.0+(-0.977)t, t=1.02 s
x=1.0·t+½(-0.977)t²=0.51 m=5.1 dm

Actividades

Se introduce

El ángulo θ en grados, en el control de edición titulado Grado de deformación
La velocidad inicial del c.m. de la esfera se ha fijado en v₀=1 m/s

Se pulsa el botón titulado Empieza.

Se supone que la aproximación sen θ ≈ θ se mantiene hasta los 20º. En la parte inferior del applet, observamos el movimiento de la bola de billar rodando sin deslizar sobre el plano horizontal. El programa interactivo nos proporciona la velocidad del c.m. en función del tiempo, y la distancia que recorre la bola de billar en dm. En la parte superior, vemos la deformación de la superficie horizontal y las fuerzas que actúan sobre la bola de billar.

Nota: un ángulo de 20º es bastante exagerado para la mayor parte de los casos prácticos, pero nos permite apreciar en la simulación la deformación de la superficie horizontal y las fuerzas que ejerce sobre la bola de billar.

stokesApplet aparecerá en un explorador compatible con JDK 1.1.

Un cuerpo rígido que se mueve sobre un plano inclinado deformable

El movimiento de un cilindro o una esfera a lo largo de un plano inclinado no se produce para cualquier inclinación del plano, por pequeña que esta sea, sino que requiere un ángulo umbral.

rodando1.gif (2155 bytes) En la figura, se han dibujado las fuerzas que actúan sobre el cuerpo que rueda sin deslizar. Las componentes del peso, la fuerza de rozamiento en la rodadura F_r, la reacción N

La reacción N no se aplica en el punto de contacto entre la rueda y el plano, sino que pasa por delante del centro de masas a una distancia d del mismo. Su existencia se justifica como ya hemos visto en que el plano y la rueda se deforman ligeramente en la zona de contacto.

El valor del brazo d depende de diversos factores entre ellos la velocidad con que baja rodando el cuerpo, pero supondremos que es constante.

Como vemos en la figura, el momento de la reacción N=mgcosθ ya no es nulo sino que se opone al momento de la fuerza F_r.

Las ecuaciones del movimiento son ahora las siguientes:

Movimiento de traslación del c.m.

mg·sinθ -F_r=ma_c

Movimiento de rotación alrededor de un eje que pasa por el c.m.

F_r·R-d·mgcosθ =I_cα

La condición de que el cuerpo ruede sin deslizar es

a_c=α ·R

Para un cilindro I_c=mR²/2

$\begin{array}{l} a_{c} = \frac{2 g}{3} (sin θ - \frac{d}{R} \cos θ) \\ F_{r} = \frac{m g}{3} (sin θ + 2 \frac{d}{R} \cos θ) \end{array}$

Que como vemos se convierten en las ecuaciones que describen el movimiento de un cilindro que rueda sin deslizar, cuando d=0.

El movimiento del cilindro no se inicia hasta un ángulo tal que a_c≥ 0 es decir hasta que el ángulo θ >θ₀

$\tan θ_{0} = \frac{d}{R}$

Relaciones energéticas.

Al encontrarse el punto de contacto entre el cuerpo rígido y el plano inclinado instantáneamente en reposo sobre la superficie, la fuerza de rozamiento F_r es estática. El máximo valor que puede alcanzar es μ _s·N. Siendo N la reacción del plano inclinado N=mgcosθ . Mientras F_r no supere el valor máximo μ _s· mgcosθ , el movimiento del cuerpo será de rodar sin deslizar

La fuerza de rozamiento en la rodadura F_r no realiza trabajo neto. Pero ahora la reacción N si realiza un trabajo (momento por ángulo girado). –Nd·ø =-(d·mgcos θ )·x/R. Siendo x la longitud que recorre el cilindro a lo largo del plano inclinado.

De este modo, una parte de la energía potencial mgh se convierte en trabajo de la reacción N.

$m g l sin θ - \frac{l}{R} d m g \cos θ = \frac{1}{2} I_{c} ω^{2} + \frac{1}{2} m v_{c}^{2} v_{c} = ω R$

Si d=0 la energía potencial mgh se convierte en energía cinética de traslación del c.m. y en energía cinética de rotación alrededor de un eje que pasa por el c.m.

Ejemplo:

Sea un cilindro de radio R=20 cm
Supongamos que la reacción N del plano se aplica a una distancia d=1 cm del centro de masa.

El ángulo mínimo θ₀ del plano inclinado para que el cilindro inicie el descenso es

tanθ₀=1/20, θ₀≈3º

Supongamos que el cilindro parte del reposo y recorre un plano de θ=3θº de inclinación y de x=3 m de longitud.

La aceleración del c.m. del cilindro es

$a_{c} = \frac{2 \cdot 9.8}{3} (sin30 - \frac{1}{20} \cos 30) = 2.98 {m/s}^{2}$

La velocidad del c.m. en la base del plano inclinado es

$x = \frac{1}{2} a_{c} t^{2} v_{c} = a_{c} t$

Si x=3 m, v_c=4.23 m/s

Aplicamos el balance energético

$m \cdot 9.8 \cdot 3 \cdot sin30 - \frac{3}{0.20} 0.01 \cdot m \cdot 9.8 \cos 30 = \frac{1}{2} (\frac{1}{2} m \cdot {0.2}^{2}) ω^{2} + \frac{1}{2} m v_{c}^{2} v_{c} = ω \cdot 0.20$

v_c=4.23 m/s

Referencias

Hierrezuelo J., Carnero C.. Sliding and rolling: the physics of a rolling ball. Phys. Educ. 30 (1995), pp. 177- 182

López R., Gálvez F.J. Longitud de rodadura. Revista Española de Física 12 (1) 1998 págs 41-43.