a p.
Fig. 3.5: Endurecimiento mecánico del acero dulce
3.4. Diagrama esfuerzo - deformación para otros materiales Hay algunos materiales para los cuales se observa que el diagrama a - £ es una curva continua sin tramos rectos, es decir, que prácticamente en ningún momento verifican la ley Hooke. Un ejemplo clásico es el hormigón, para el cual en general interesa su curva a - £ en compresión. En estos casos no puede hablarse de un módulo de elasticidad único. Caben distinguir tres valores del módulo de elasticidad:
a) Módulo al origen (3.7)
E = tg a
b) Módulo instantáneo o tangente. Su valor lo da la pendiente a la curva a - £ en cada punto:
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Resistencia de los Materiales
da <3-7) E =^ s =tga° c) Módulo secante, el que viene dado por la tangente trigonométrica del ángulo a1.
Fig. 3.6 Módulos Tangentes y secantes
Para estos materiales, Bach, sobre la base de numerosos ensayos, propuso como relación entre a y £ una ley de tipo exponencial que lleva su nombre: (3.8) donde el coeficiente k depende del material (valor medio, ya que depende de muchas variables):
Material I Jormigón Cobre Jalón Cuero
cy
Codicíente k k= 1.15 k= 1.10 k = 1.085 k = 0*70
En el caso particular en que se toma k = 1, 0 se obtiene la ley de Hooke. Ciertos materiales presentan además la particularidad de tener un comportamiento diferente en compresión que a tracción, tal es el caso del hormigón.
3.5. Diagramas ideales Los diagramas que hemos visto suelen no ser prácticos para trabajar con ellos, por lo que en determinadas circunstancias se los reemplaza por diagramas idealizados debidos a Prandtl, que resumen las características fundamentales de los tres tipos básicos de materiales. El diagrama ideal correspondiente a un material dúctil se compone de dos tramos rectos: uno inclinado, correspondiente al período elástico; el otro horizontal, materializando el período de fluencia. El período de endurecimiento no interesa porque la deformación al final de la fluencia es tan significativa que el material está en falla antes de llegar a la rotura.
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Resistencia de los Materiales
o A
ideal para un material dúctil
Fig. 3.8.2: Diagrama ideal de una material frágil
CT] - CTr
Fig.3.8.3: Diagrama ideal para un material plástico
En los materiales frágiles el límite de proporcionalidad es muy próximo a la tensión de rotura, prescindiéndose entonces del tramo curvo. Para los materiales plásticos el diagrama es una recta horizontal, lo que significa que sometidos a una carga, se deforman indefinidamente sin incremento de tensión.
3.6 CONSTANTES ELÁST ICAS El comportamiento lineal elástico de los sólidos, permite determinar valores característicos o constantes elásticas, para cada material, agrupando entre ellos a los llamados módulos de elasticidad.
3.6.1 Módulo de elasticidad longitudinal (E) Consideremos una barra de longitud inicial L sometida a la acción de fuerzas axiales. Esta pieza por acción de la fuerza sufre un alargamiento AL. Q I.
Fig. 3.9 La relación AL/L, deformación especifica unitaria, la identificamos con £. Admitiendo para el £ material el cumplimiento de la ley de Hooke, la tensión P o =— , sera proporcional a la deformación £.
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Resistencia de los Materiales
ta«a = — = E £ a =Ke
La constante E, llamada módulo de elasticidad longitudinal, es también conocida como módulo de Young. Es la más importante de las cuatro constantes elásticas.
3.6.2 Módulo de elasticidad transversal (G) Sea un paralelepípedo fijo en su parte inferior y de baja altura lo sometemos a una fuerza P en su cara superior. a
777777777777777777. Fig. 3.11 La deformación que se produce, muy pequeña, es una distorsión (deformación angular); al ángulo lo llamamos y- La tensión (coincidente con el plano de la sección) la designamos como t , siendo:
20
Resistencia de los Materiales
(3.9)
T =
P
: Tensión tangencial o
t
Q
de corte De la misma forma que se grafica la relación o-z, puede hacerse con la de t - y- Para el caso del acero común la gráfica representativa, es similar a la ya vista para las tensiones normales. Dentro del campo lineal elástico, la constante que vincula la tensión tangencial con la deformación angular, es llamada módulo de elasticidad transversal (3.10)
tgP = - = G
y r =G y
Distorsión angular Para el acero común:
tf ¡
_ 0 .5 7 (jFl
3.7 Coeficiente de Poisson Al someter a una barra a un esfuerzo axial, además de experimentar deformación según la dirección de la fuerza, el cuerpo también deforma en las direcciones normales a ella. I.
I.
i-AL
f— lí
«ri
A ll
r
P
Fig. 3.13 AL Aa L a Llamando con £L a la deformación específica en dirección de la fuerza y £t la deformación específica transversal, se define como coeficiente de Poisson (o módulo de Poisson) a la relación entre: S L
~
T
1
S t
~
1
f.i = — - ; o bien, m =— = — sL M £t El valor de |j es función del material, aunque su variación es pequeña. En general para materiales isótropos, |j varía entre 0,25 y 0,33. En cualquier caso |j < 0,50. (3.11)
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Resistencia de los Materiales
Valores de í'iiiKim il^ J UlisI íuils solllili l'I material Material Acoro Cobre 13roneo 1J ierro fluid ¡do Aluminio Madera fparale!a a la fibra) 1Jormigón Manipostería de ladrillo Caucho Corcho
H (l/cm") 2.000 a 2.100 1.160 a 1.300 1.100
75ü a 1600 760 80 a 120 150 a 350 < 120 0.01 -
LL
0.22 a 0.33 0.3 1 a 0.34 0.32 a (1.35 0.23 a (1.27 (1.32 a 0.36 -
0.10 a (1.20 -
0.47 * 0.00
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Resistencia de los Materiales
3.8 CONCEPTOS D E COEFICIENTES D E SEGURIDAD, D E TENSIÓN A D M ISIB LE Y D E CARGA A D M ISIB LE En el primer ítem de este capítulo hemos enunciado algunas de las causas que pueden provocar la falla de una pieza. Al realizar el dimensionamiento debemos crear seguridad contra todas las clases de falla posible, la cual puede producirse por coincidir varias circunstancias desfavorables, por ejemplo, un crecimiento no previsto de las cargas que gravitan en las secciones, cuya resistencia se ha debilitado por la existencia de vicios ocultos. La teoría de probabilidades nos enseña que no se puede lograr una seguridad absoluta, lo único que puede hacerse es mantener reducidas las probabilidades de falla. “ La seguridad de una construcción siempre estará amenazada por incertidumbres, será satisfactoria cuando las probabilidades de falla queden por debajo del valor considerado como admisible” . Existen numerosas causas de incertidumbres: • Las hipótesis de cargas • Las hipótesis de cálculo • Los errores de cálculos • Defectos del material • Errores de las dimensiones • Errores de ejecución • Etc.
El método de cálculo fundamental y más difundido de los Coeficientes de Seguridad es el basado en las tensiones. Según este método, el cálculo de la resistencia se realiza controlando el valor de la tensión máxima que se produce en cierto punto de una estructura. La tensión máxima de trabajo no debe superar cierto valor. (3.12) V /
<7max . —
V
a L: cierto valor límite de la tensión para el material dado. v : un número mayor que la unidad denominado “ coeficiente de seguridad” Para el caso de materiales dúctiles el valor límite a L es el límite de fluencia, en el caso de materiales frágiles aL es el límite de resistencia o tensión de rotura. La relación a L / v recibe el nombre de “ tensión admisible” . (3.13) V
La elección del coeficiente de seguridad depende del mayor o menor grado de incertidumbre que exista en un problema, y se realiza basándose en toda una
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Resistencia de los Materiales
serie de criterios, en general probabílisticos, que escapan a los alcances de este curso. Existen reglamentos que establecen los criterios de Dimensionamiento del coeficiente de seguridad, por ejemplo, AISC. Para los casos más frecuentes ya existen valores establecidos de los coeficientes de seguridad. Podemos hacer referencia a disposiciones reglamentarias que tratan sobre construcciones de acero; indican valores que varían entre 1.25 y 1.60 según los recaudos constructivos, el destino de los edificios y los estados de carga considerados. Para estructuras de hormigón armado, los coeficientes de seguridad varían entre 1,75 y 2,10. Para el caso de la madera, material que presenta muchas incertidumbres en cuanto a su comportamiento, los coeficientes de seguridad suelen ser bastantes más grandes. Una expresión que es usada con frecuencia para dar un concepto del coeficiente de seguridad, es que éste representa el incremento que debería tener el estado de cargas para producir el colapso de la pieza. Debemos señalar que si bien esto puede ser cierto, solamente lo será si los demás parámetros que intervienen en el problema están totalmente controlados, y no existe ninguna incertidumbre respecto de ellos. En los materiales que tienen un período lineal elástico, la tensión admisible se encuentra en dicha zona, por lo tanto puede considerarse como valida la ley de Hooke, ya que la tensión de trabajo resulta menor o igual que la admisible. Para los materiales donde no existe un período elástico bien definido, también puede considerarse valida la ley de Hooke ya que para valores bajos de las tensiones, el diagrama a - £ se aproxima bastante a una recta.
C7
U.2
Fig. 3.14: Tensiones admisibles en los distintos tipos de materiales Al criterio utilizado para determinar el valor del coeficiente de seguridad basado en relación de tensiones lo llamaremos criterio elástico. Además de este existe otro al cual lo llamaremos plástico. La denominación utilizada para identificar a cada criterio, está relacionada al método de cálculo empleado para establecer valores de solicitaciones en la estructura: es decir que un método de cálculo elástico, y método de cálculo plástico.
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Resistencia de los Materiales
4.- DEFINICION DE LOS ESTADOS TRIPLES, DOBLES Y SIMPLES DE TENSIONES Consideremos el caso de un sólido en equilibrio bajo la acción de cargas exteriores y aislemos del interior del cuerpo un cubo elemental de aristas dx, dy y dz, de manera que las cargas pueden orientarse según el sistema de referencia. Sobre cada una de las caras existirá un vector tensión total de manera tal que el cubo elemental se encuentre en equilibrio. Estos vectores pueden proyectarse según los ejes de referencia de manera que en cada una de las seis caras tendremos en general una tensión normal y dos tensiones tangenciales perpendiculares entre sí. Un estado de tensiones de estas características se dice que es un “ estado triple o espacial” . En determinadas circunstancias las cargas actuantes sobre el cuerpo hacen que las tensiones sobre el cubo elemental queden ubicadas dentro de un plano. Este estado se denomina “ doble o plano” . Cuando los vectores tensión son paralelos a un eje el estado se denomina “ simple o lineal” . En realidad, la definición de un estado como simple, doble o triple no solo depende de estado de cargas actuante sino de la orientación del cubo elemental. Como veremos más adelante, el estado simple puede pasar a ser un estado doble si el elemento diferencial tiene una rotación, inclusive puede convertirse en un estado triple. El proceso al revés no siempre es factible. Es decir, si tenemos un estado doble, por ejemplo, es probable que no encontremos, por rotación del elemento, una posición para el cual el estado sea lineal.
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Resistencia de los Materiales
Fig. 4.2 Para poder entendernos con claridad el referirnos a las tensiones, vamos a establecer ciertas convenciones: a¡: el subíndice i indicará al eje respecto del cual las tensiones normales son paralelas ( ox, oy, az ). Serán positivas cuando produzcan tracción. Tjj: el subíndice i indicará el vector normal al plano donde actúan las tensiones tangenciales, y el subíndice j indicará el eje al que resultan paralelas (Txy» Txz, Tyz, Tyx, Tzx, Tzy ). Tanto las tensiones normales como las tangenciales varían punto a punto en el interior de un cuerpo, por lo tanto, debemos tener presente que las tensiones quedan expresadas como funciones: o = o(x,y,z); t = T(x,y,z)
4.1 EQUILIBRIO D E UN PRISM A ELEMENTAL Consideremos, como en la figura 4.3, un punto A correspondiente a un sólido sujeto a tensiones, punto que hacemos coincidir con el origen de coordenadas; y tres planos perpendiculares que pasan por el punto, coincidentes con los planos coordenados. Supongamos además un segundo punto B del mismo sólido, de coordenadas dx, dy y dz. Admitiremos que las funciones que definen las tensiones en los puntos del sólido son continuas y derivables. Las tensiones que actúan en los planos que pasan por B pueden definirse como las que actúan en los planos paralelos pasantes por A mas el correspondiente incremento. Así tendremos, por ejemplo, 0o y a h---- -<]*
& tomando como incremento el primer termino del desarrollo en serie de Taylor. El prisma elemental estará sometido a fuerzas actuantes en sus caras como consecuencia de las tensiones, además existirá una fuerza de masa que supondremos aplicada en el baricentro. Llamaremos X, Y, Z a las componentes de dicha fuerza por unidad de volumen.
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Resistencia de los Materiales
Si planteamos el equilibrio del prisma elemental tendremos:
Tyx +¿)Tyx dy
I
CTx +c)CTx dx Ò *
Fig. 4.3
v di —
+1 v + - ^ - dJ (V '
d \ tlz - T
ítj
dz
3\
Ó l
d v d z + ^ T = + ^ ' L [|/. |[|\ d i — T 11 ilx d> +
d.v dz + \ d.v dv [|y. = (I
3*sll
Ì
£j-
J
— - + — — + —:— + \
d i d ) ilz = 0
Planteando además IFy=0 y IFz=0 se llega a:
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Resistencia de los Materiales
fe.
&l-&y
t?v
(4 .1 )
^
L 4
d*
&y
„ á*
^
^
di.
+ V = 0 ECUACIONES DIFEREN CIALES DEL EQ U ILIBRIO
&j-
Continuando con las ecuaciones de momento, donde suponemos trasladada la terna de ejes al baricentro del elemento, tendremos:
£ \ i* =o
C*. ilv Tf, +-¿rd> d \ d z — +T ^ y
ih
rl\ iir. — —
(4.2) dt„
¿i
dz I
Despreciando diferenciales de orden superior nos queda: d i d y dz — t j;i il\ i K d i = = 0 U
T ,. = T ,
I d é n licaiHiCnif
(4.3)
= o -> ^ M ít= 0 - j.
tu
= t^
t,
Estas últimas ecuaciones reciben el nombre de “ LEY DE CAUCHY o LEY DE RECIPROCIDAD DE LAS TENSIONES TANGENCIALES” , cuyo enunciado es: “ En dos planos normales cualesquiera, cuya intersección define una arista, las componentes normales a ésta de las tensiones tangenciales que actúan en dichos planos, son de igual intensidad y concurren o se alejan de la arista” . Las ecuaciones diferenciales del equilibrio tienen nueve incógnitas, las que considerando la ley de Cauchy se reducen a seis. Ahora bien, siendo que sólo disponemos de tres ecuaciones, el numero de incógnitas excede el número de ecuaciones, con lo que concluimos que este problema resulta ESTATICAMENTE INDETERMINADO. Las ecuaciones que faltan pueden obtenerse sólo si se estudian las CONDICIONES DE DEFORMACION y se tienen en cuenta las propiedades físicas del cuerpo dado (por ejemplo la ley de Hooke). La determinación del estado tensional de un cuerpo siempre resulta indeterminada por condición interna e implica la consideración de ecuaciones de compatibilidad, las cuales establecen relaciones entre las deformaciones, en forma similar como las ecuaciones diferenciales del equilibrio relacionan a las tensiones entre sí.
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Resistencia de los Materiales
4.2 DEFORM ACIONES EN EL ESTADO TRIPLE La experiencia demuestra que cuando se produce el estiramiento de una barra, el alargamiento longitudinal va acompañado de acortamientos transversales que son proporcionales al longitudinal. Si en un cubo diferencial actúa solamente ax tendremos:
Si además actúa ay tendremos un valor adicional:
Y lo mismo si actúa az. En consecuencia podemos establecer las siguientes leyes:
(4.6)
E
tz - u t , +° . l
Puede demostrarse que las tensiones tangenciales no provocan alargamiento ni acortamientos, sólo cambios de forma, de modo tal que puede establecerse:
Fig. 4.4 (4.7)
29
Resistencia de los Materiales
4.2.1 Relación entre E y G Si en un cuerpo sometido a tensiones consideramos un elemento diferencial en una determinada posición, la energía de deformación por unidad de volumen correspondiente al mismo deberá mantenerse se la suponemos rotado. Si tenemos un prisma elemental sometido a corte puro, sabemos que a 45° de esa posición nos encontraremos en el elemento sometido a tensiones de tracción y compresión, las que en valor absoluto serán iguales entre sí e iguales e la tensión tangencial. Si evaluamos la energía de deformación por unidad de volumen en ambos casos obtendremos: i i1
U = ------
2 G
u=
(4.8)
+ CT! - í | » O i O i ] = ^ [ 2 t I + l í « a]
1+ U ; I u —------ i = -----x E
2C
i
->
I + LL 1 ----- = ----E
2C
G =
2(] + ^i)
Fig. 4.5
4.3 ESTADO D O B LE Variación de las tensiones en el punto según la orientación del plano. Un elemento definido por tres planos normales entre sí, esta sometido a un estado plano, cuando las tensiones en dos de sus caras son nulas. Analicemos el elemento de la figura:
30
Resistencia de los Materiales
dx = ds. son a á\ = d s . c o s c í
2 \
Fig. 4.6
Adoptamos las siguientes convenciones de signos: Tensiones normales: serán positivas cuando produzcan tracción. Tensiones tangenciales: serán positivas cuando produzcan un giro de momento con sentido horario con respecto a un punto interior del prisma. Angulo a: El ángulo se mide a partir del plano vertical y se considera positivo cuando es antihorario. El plano definido mediante el ángulo a es paralelo al eje z. Los tres planos determinados por los ejes x, y, y el ángulo a pasan por el mismo punto; de allí que no tenemos en cuenta fuerzas de masa sobre dicho elemento. Recordamos por Cauchy: |Txyl=
I Tyx I
Planteando proyecciones de fuerzas sobre la dirección 1, por razones de equilibrio tenemos:
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Resistencia de los Materiales
^Ks/dircc I =11 i l \ s e n a I - o , < l \ s r n a I + t j% t l \ c o s a 1 = 0
I -o ,(lj cosa I +
o , = o
cosa
I
+ o .'c n a
1
— 2t . . s c « u c o s a = o
V
*c o sa
1
+ o .sc n a
I
.
+-
al l f L . T ^ n2a =f i ± f i +E n c a s a 1- l)+ — (2'cnaJ - 1)2 2 2 v ’ 2 ' '
- t %)vcn2a = —
Cj - f
(«os! a - scii!a ) + ^j-je o s’ a - je n ’a ) —t^ scn Z a
(4 -9 )
CT
■
-
> 2
*
y
cov2ct
si'n2a
2
Similar a lo anterior, proyectamos fuerzas sobre la dirección 2: K s / d ir< ( 2 = 0
^
T 0 c l s I - a , < |\ s e n a I —
tly c o s a I + a ?
t „ = ( c t , - o , ) i o s a s e n a + t v ( c o s : a - N c n Ja
io )
< l\ s e n a I = 0
)
^ t =---- —sen2 a+
’
, eos2a
Las tensiones vinculadas a dos planos perpendiculares se denominan tensiones complementarias. Para calcularlas podemos reemplazar en las ecuaciones anteriores, que son válidas para cualquier ángulo a, por ( a+90°). (cr, + o , J a'
o , -cr, )
= — ------ ----------------- — t o s 2cl — i
=
sen2a'
+ CTl 2 ° " ( ~ c o s 2 a ) ~ T--' ( ~ sci| 2 a )
Si analizamos la siguiente suma: (4.11)
a< *+ G “ ~ ° 'í +
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Resistencia de los Materiales
Podemos ver que la suma de las tensiones normales correspondientes a dos planos ortogonales se mantiene constantes, por lo que a esta suma se la denomina invariante de tensiones.
4.3.1 Valores máximos y mínimos, círculo de Mohr En el ítem anterior hemos visto la manera de poder calcular el valor de las tensiones cuando el prisma elemental tiene una rotación, ahora vamos a tratar de determinar la rotación que debería tener para que las tensiones alcancen valores extremos. — — = -(cr - Cf ),eii2a - 2x tía v 1 ' r
'■
eos2 a = 0
(4.12) Observando esta última ecuación, podemos ver que la misma queda satisfecha por dos valores de a, los cuales difieren entre sí 90°. Reemplazando entonces en la ecuación 3.8 por estos valores llegamos a obtener las expresiones correspondientes a las tensiones normales máxima y mínimas. Para ello nos apoyamos en la construcción gráfica de la figura, de donde resulta muy simple obtener los valores de eos 2ao y sen 2ao.
-2Txy Fig. 4.7
O
«■+«r± k -
* C>±
+
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Resistencia de los Materiales
(4.12) Si calculamos el valor de
t q
para aCT
T
(4.13) Podemos ver que las tensiones máximas y mínimas, no sólo se producen simultáneamente en planos ortogonales, sino que al mismo tiempo en dichos planos las tensiones tangenciales son nulas. Las tensiones máximas y mínimas se denominan “ tensiones principales” y los ejes perpendiculares a los planos donde actúan, “ ejes principales” . A continuación vamos a tratar de determinar las tensiones tangenciales máximas y mínimas. — 1 = (o, -o ,)co % 2 a -2 T „ se n 2 a = 0
> 2a. difiere90" dt 2a, (4.14) Los planos donde se producen las tensiones principales difieren 45° de aquellos donde las tensiones tangenciales son máximas y mínimas. a . “ a/)
(a » _ a >)
A
xv
(+ 2 t » J
(4.15) Calculemos el valor de
o aT
para
t qt
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Resistencia de los Materiales
a „ ,
=
° v +(Tv --------- ;------ -—
(20
h-
2
+ 4 t ->3
(4.16) a
J Í ^ . - ^ v )2 + 4tJ
° “r o\ +c
\
--------------
-
a ,i + a ,>
*
2
2
>•
---------- - e o s 2 a - t á s e n l a .
c . -a
---------^scn2a + T„ cos2a.'
í cj - a«. V o,. -
X
V
+ Tr
Esta última expresión resulta ser la ecuación de una circunferencia con centro sobre un eje asociado a las tensiones normales a, y de abscisa (ax + ay)/2. El radio de la circunferencia es: er. -o. (4.17) La propiedad fundamental de esta circunferencia es que cada punto de ella está asociado a un par de valores ( a , t ) correspondiente a un plano. Desde el punto de vista práctico el trazado de la circunferencia es muy simple: - Ubicamos los puntos A y B de coordenadas: A (O x , Txy) B (O y , Tyx) - La circunferencia con centro en C, pasante por A y B define el llamado “ Circulo de Mohr” , cuyo radio coincide con el indicado en la ecuación anterior
35
Resistencia de los Materiales
(4.18)
(4.19)
(4.20)
— a, + a v O C = — ----- -
RC = r= RC: +RA'
=.
+ T,
Si por los puntos A y B trazamos dos rectas paralelas a los planos de actuación de las tensiones que definen los puntos, dichas rectas se cortan en el punto P, el cual presenta propiedades muy importantes. Este punto P se denomina “ punto principal de Mohr” . Si por el punto principal de Mohr trazamos una recta paralela al plano respecto del cual deseamos evaluar las tensiones actuantes, la misma corta a la circunferencia en el punto M.
36
Resistencia de los Materiales
At
A continuación vamos a demostrar que las coordenadas de ese punto (OT;MT) se corresponden con los valores de oa y tq. P=2a+0 O T = O C + C T = O C + r c n s p = O C + r e
O T = O C + r ( e « s 2 a c« s0 -S L 'n 2 a si’nB)
y
*
x
i
>
jcy
----- - + r eo s 2 a ----------—- r SL'n2a —2
2 i*
i*
O T = — ------ - + — ------- c o s 2 a - T
2
2
l>
scn 2 a = a \
T.M = rs c o p = r s c n ( 2 a + 0 )
= r s o n 2 a eos 0 + r e o s 2 a scn 0
-----
a
-n
T.M = ------ - son 2a + 1
2
!
cos2a = x
El círculo de Mohr no sólo resulta práctico para determinar las tensiones presentes en un plano cualquiera, sino que a partir del mismo pueden obtenerse las tensiones principales y sus planos principales, o las tensiones tangenciales máxima y mínima. En el círculo de la figura hemos representado las tensiones recientemente mencionadas y sus correspondientes planos de actuación. En el
37
Resistencia de los Materiales
mismo también puede verse que en correspondencia con las tensiones principales existen tangenciales nulas.
A través del círculo de Mohr podemos analizar algunos casos particulares que nos interesan, a) Corte puro
Fig. 4.11 En este estado vemos que existe un elemento girado a 45° con respecto al solicitado por corte puro, tal que sus caras están sometidas a tensiones normales de tracción y compresión, iguales en valor absoluto y numéricamente iguales a la tensión tangencial.
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Resistencia de los Materiales
b) Tracción simple
(T
4.4 Trazado del círculo de Mohr en el estado triple Así como es posible determinar las tensiones principales en un estado doble, éstas también pueden calcularse en un estado triple. Si suponemos que estas tensiones son conocidas, es posible demostrar que el par de tensiones ( a , t ) correspondiente a un plano inclinado cualquiera se corresponde con las coordenadas de cierto punto ubicado dentro del área rayada indicada en la figura, encerrada por los círculos, definidos, en este caso por las tres tensiones principales.
AT
Fig. 4.13
39
Resistencia de los Materiales
Un hecho importante a destacar es el que se observa en el circulo, tenemos un estado triple donde a3=0, y puede verse que la tensión tangencial máxima resulta mayor que la que correspondería al estado plano correlacionado con las tensiones principales a1 y a2 exclusivamente. ÀT
40
Resistencia de los Materiales
5 TORSIÓN
5.1 INTRODUCCION Podemos decir que un cuerpo está sujeto en una sección a torsión simple, cuando la reducción de las fuerzas actuantes sobre éste, a un lado de la sección, da como resultado una cupla que queda contenida en el plano de la misma. El problema de torsión simple se presenta muy pocas veces, ya que en general aparece la torsión combinada con flexión y corte. Sin embargo, lo que estudiaremos es totalmente general, dado que aplicando el principio de superposición de efectos, a partir del problema de torsión simple puede llegarse a otros casos de torsión compuesta.
5.2 SECCIO N CIRCULAR Para esta sección es valida la hipótesis de Coulomb, la cual se verifica experimentalmente tanto en el caso de secciones circulares macizas como huecas. La hipótesis referida establece que las secciones normales al eje de la pieza permanecen planas y paralelas a sí misma luego de la deformación por torsión. Además, luego de la deformación, las secciones mantienen su forma (estamos dentro del período elástico). Como consecuencia de lo enunciado resulta que las secciones tienen rotaciones relativas, de modo que las rectas trazadas sobre ellas continúan siendo rectas y los ángulos mantienen su medida. Por otro lado, las generatrices rectilíneas de la superficie lateral del cilindro se transforman en hélices. A partir de las consideraciones anteriores, que están relacionadas con la compatibilidad de las deformaciones, deseamos saber qué tipo de tensiones genera la torsión simple y cual es su distribución. Supongamos en primera instancia que aparecen tensiones normales a. Su distribución no podría ser uniforme ya que de ser así existiría una resultante normal a la sección. Al distribuirse entonces en forma variable, según la Ley de Hooke, las deformaciones especificas £ variaran también punto a punto, y la sección no continuaría siendo normal al eje, no siendo válida la hipótesis de Coulomb, que indica que la sección se mantiene plana. En virtud de lo anterior sólo resta considerar que en el problema de torsión aparecen únicamente tensiones tangenciales. A su vez, para que las tensiones constituyan un sistema estáticamente equivalente al momento torsor Mt debe ocurrir que:
41
Resistencia de los Materiales
| rzv¿ID. = 0 Q | T ZYd Q . = 0
Q | {jy yy + TZy X^c/Q = Mt
(6.1)
o Resulta evidente que si tomamos un elemento diferencial en coincidencia con el borde de la sección, la tensión tangencial t deberá ser tangente a la circunferencia, ya que de no ser así existirá una componente de t radial, la que, por Cauchy, originaría una tensión tangencial aplicada sobre una generatriz del cilindro.
Fig. 5.1
Esto que ocurre en el borde puede admitirse que también acontece en el interior, con lo que las tensiones tangenciales beberían ser normales al radio. De lo visto podemos obtener algunas conclusiones Sólo existen tensiones tangenciales. Su distribución a lo largo de un diámetro es altimétrica. Su dirección es normal al radio. A continuación trataremos de establecer la ley de distribución de las tensiones. Para ello consideramos que aislamos de una barra torsionada una tajada de longitud unitaria. El ángulo que giran ambas secciones será 0, y como la separación entre las secciones es la unidad, a este ángulo la denominaremos “ ángulo específico de torsión” .
42
Resistencia de los Materiales
ÁÁ'= r 0 = y I -> 0 = -*-
BIV= R 0 = y. m I -> 0 = ^R-
1 = 1*, Y r (6 .2 ) El ángulo y resulta ser el “ ángulo de distorsión” de la sección. Debemos tener presente que si el ángulo 0 es pequeño entonces los arcos se confunden con las tangentes, lo que permite establecer y = tg y. De acuerdo a la ley de Hooke: T = y G = — G r =0 G r R
(6.3)
t = 0
G r
Fig. 5.2
Se puede apreciar que las tensiones tangenciales varían linealmente con el radio, alcanzando su valor máximo en el borde de la sección: ' ma\ - G 0 R Mt = [ i r dQ = ÍCj 0 r2 dQ a n Mt = G 0 r2 dQ = G Ü I |)
J
0=
Vil L
(6.4) Mi
T= — r
(6.5)
El ángulo de torsión específico 0 resulta directamente proporcional al momento torsor e inversamente proporcional al producto G. Ip que recibe el nombre de “ Rigidez a la torsión” y que mide la resistencia a dejarse retorcer. Para el dimensionamiento debemos tener acotado el valor de la tensión tangencial máxima.
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Resistencia de los Materiales
5.3 Sección Anular Si analizamos un elemento diferencial del interior de una barra circular torsionada encontraremos un estado de corte puro. Como ya hemos visto, para este caso las tensiones principales resultan iguales en valor absoluto y de signo contrario e iguales al valor de las tensiones tangenciales. Además actúan a 45° con respecto a los planos de las secciones, formando superficies helicoidales. T
16 M t
(6 .6 ) Vamos a comparar la eficiencia de una sección anular para absorber torsión con relación a una sección maciza de igual resistencia.
/N
Fig. 5.4
T
T
^
[) = \-)Aji~OL
d2 (6.7) D: diámetro de la sección maciza igualmente resistente a la hueca.
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Resistencia de los Materiales
(6 .8 )
4
4
Puede verse que, 1 > ip , lo que significa que la sección hueca es más conveniente que la sección llena ya que siempre se requiere menor área para resistir el mismo esfuerzo. No debemos confundir área con diámetro, ya que para igual resistencia el diámetro de la sección maciza será menor que el exterior de la hueca. Lo que importa es que aún con menor diámetro, la sección maciza es siempre más pesada y por ende más cara. Lo que concluimos recientemente se debe a que las tensiones desarrolladas en la parte central de la sección maciza son muy pequeñas y no tienen un aporte muy significativo, por lo que para resistir a la torsión las secciones más convenientes son las huecas. En efecto, si consideró una sección anular tal que D2 = 2 Di, o sea a= 0.50, obtendremos ip= 1.28. Vemos entonces que la sección maciza igualmente resistente es un 28% más pesada que la anular.
5.4 SECCIÓ N TUBULAR CERRADA D E PEQUEÑO E SP E SO R Consideremos una sección tubular de forma arbitraria pero de paredes muy delgadas con relación a la menor dimensión de la misma, sometida a torsión. Admitamos también que el espesor e del tubo varía en forma continua. Debido al pequeño espesor del tubo es posible suponer que las tensiones tangenciales son constantes en intensidad y dirección a lo largo del espesor, y que la dirección coincide con la tangente al contorno medio de la sección en el punto considerado. Si en una sección s-s tomamos un elemento diferencial de ancho e y longitud ds, sobre el mismo actuará una fuerza elemental dT.
7
Fig. 5.5
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Resistencia de los Materiales
(6.9) clT = icds Si elegimos un punto cualquiera del plano de la sección y llamamos r a la distancia al mismo de la fuerza dT tendremos: ... Mt = frd/'= frcií/s (6.10) i l Si separamos del tubo una tajada de longitud unitaria y luego aislamos una porción seccionando al eje del tubo, tendremos que según la ley de Cauchy aparecen tensiones verticales que dan dos resultantes Ti y T2, las cuales deberán ser de igual intensidad por razones de equilibrio.
i,
Tl e i =
Tj i;.
Dado que las secciones 1 y 2 son arbitrarias, de lo anterior podemos establecer: r-e = cte M t = JV c i í /v = t e jV ds
(6.11)
T_
Mt
Fórmula de Bredt
2 c fi
Q: área que encierra la línea media de la sección Puede verse que en este tipo de sección la tensión tangencial es inversamente proporcional al espesor de la misma, lo que significa que la tensión tangencial máxima ocurre en el lugar donde el espesor es mínimo. Si deseamos conocer el ángulo especifico de torsión, podemos calcularlo a través de consideraciones energéticas. Text = U
Si tomamos una porción del tubo de longitud unitaria, el giro relativo entre las dos secciones extremas será igual al ángulo específico de torsión. 2
J 2G
L dimu± f U i
■ *44 ?‘í}* 2G
Mt 0 (6 12)
2
8 n 2Ci
V
M t2 rds —
„
—> 0 — ■
M ii
4ÍÍ
ras
-'G 1 e
5.5 SECCIÓ N RECTANGULAR En barras de sección no circular, durante la torsión las secciones no permanecen planas, sino que se curvan (alabean). Si el alabeo no es restringido, entonces en las secciones transversales no aparecen tensiones normales. Esta torsión se denomina torsión pura o libre.
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Resistencia de los Materiales
Exponemos a continuación los resultados fundamentales para barras de sección rectangular cuando a > b. Si la teoría desarrollada por Coulomb para la torsión circular fuera válida para la rectangular, en un punto como el A de la figura 5.10 debería existir una tensión tangencial ta perpendicular al radio vector rA, lo que daría componentes t z x y Txy no nulas, apareciendo tensiones t x z y Tyz exteriores que contradicen la hipótesis de torsión simple. La hipótesis de Coulomb no es entonces aplicable a la sección rectangular ni a otros tipos de secciones que difieren al circular.
T z
~y z
Fig. 5.6 La solución exacta del problema, atribuida a Saint Venant, como mencionamos antes, pertenece al dominio de la Teoría de la Elasticidad. En la figura siguiente se indica la ley de variación de las tensiones tangenciales, pudiendo apreciarse que la tensión tangencial máxima tiene lugar en el centro del lado mayor.
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Resistencia de los Materiales
Fig. 5.7 Las tensiones tangenciales máximas y el ángulo específico de torsión pueden calcularse mediante las fórmulas siguientes. Los coeficientes a, (3 y n, que son funciones de la relación de lados a/b, pueden obtenerse de la tabla detallada a continuación.
OO 1.75 2 2.5 3 4 6 8 10 1.5 a/b 1 a 0.208 0.231 0.239 0.246 0.258 0.267 0.282 0.299 0.307 0.313 0.333
3
0.141 0.196 0.214 0.229 0.249 0.263 0.281 0.299 0.307 0.313 0.333
y
1.00
0.859 0.820 0.795 0.766 0.753 0.745 0.743 0.742 0.742 0.742 Mi
(6.13) (6.14) (6 .1 5 )
- 'w
a a b2
T--íirjax = V
itiax
3 3 á b ‘
5.6 SE C C IO N E S ABIERT AS D E PARED DELGADA Para encontrar la solución a este problema se aplica un método denominado de la Analogía de la Membrana, el cual no lo desarrollaremos en este curso. Para este tipo de secciones se puede suponer una distribución lineal de tensiones a través del espesor. Además, la teoría mencionada muestra que las tensiones varían muy poco si suponen enderezados los perfiles de modo de transformarse en rectángulos muy alargados.
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Resistencia de los Materiales
Fig. 5.8 Para rectángulos muy alargados resulta: Mi J
m ax
- a
(6.16)
3
0 =■
Mt
1 i3 — ah G
.í (6.17) Las secciones abiertas pueden considerarse como un conjunto de rectángulos que absorben, cada uno de ellos, una parte del momento torsor Mt. Como estos rectángulos forman parte de una única pieza, todos tendrán el mismo giro específico de torsión.
Si llamamos: Entonces: Donde Mt, corresponde al momento torsor que absorbe un rectángulo i cualquiera que constituye la sección. Mt
V. M . = Mi
Mi
L
X-1,
(6.18) 0 =-
Mi. - U í
S
Mi
j.
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Resistencia de los Materiales
En el caso de perfiles laminados, el momento de inercia torsional resulta mayor que el calculado mediante la expresión anterior. Esto se debe a que los contornos redondeados incrementan la rigidez de la sección. Los perfiles abiertos no tienen una buena capacidad para resistir torsión. Vamos a tratar de evidenciar esto comparando las rigideces de dos secciones huecas, una cortada y otra entera.
De este ejemplo puede verse que una sección hueca es mucho más rígida que una sección abierta. Por esto se debe evitar que las barras de sección abierta trabajen a torsión.
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