Resorte

Apariencia mover a la barra lateral ocultar Resortes de tracción Ballesta (resorte a que trabaja a flexión) de la suspensión de un modelo Skoda

Se conoce como resorte​ (o muelle​) a un elemento elástico capaz de almacenar energía y desprenderse de ella sin sufrir deformación permanente cuando cesan las fuerzas o la tensión a las que es sometido. Se fabrican con una gran diversidad de formas y dimensiones utilizándose materiales muy diversos, tales como acero al carbono, acero inoxidable, acero al cromo-silicio, cromo-vanadio, bronces o plástico; materiales que presentan propiedades elásticas.

Tienen gran cantidad de aplicaciones en todo tipo de productos de uso cotidiano, en herramientas y máquinas, o en diversas clases de dispositivos mecánicos (como en las suspensiones de los vehículos). Su propósito, con frecuencia, se adapta a las situaciones en las que se requiere aplicar una fuerza y que esta sea retornada en forma de energía. Siempre están diseñados para ofrecer resistencia o amortiguar las solicitaciones externas.

Historia

Fíbula de Certosa, cultura de La Tène (arriba); y broche procedente de la antigua Roma (abajo)

El uso de materiales elásticos con formas simples, como los arcos de madera utilizados para disparar flechas, tiene su origen en tiempos prehistóricos, y se han hallado ejemplos de hace más de 60.000 años.​ En la Edad del Bronce ya existían tipos de muelles más complejos en muchas culturas, que formaban parte de utensilios sencillos como las fíbulas usadas para sujetar los vestidos,​ o las pinzas para manejar objetos pequeños. Ctesibio de Alejandría fabricó aleaciones de bronce con un mayor contenido de estaño para obtener muelles con propiedades elásticas especiales,​ endureciendo el material mediante martilleo después de ser moldeado.

Los resortes de tiras de chapa metálica enrollada se han utilizado como acumuladores de energía para accionar relojes desde principios del siglo XV, apareciendo en los relojes de bolsillo a comienzos del siglo XVI. El resorte espiral que forma parte del volante regulador inventado por Christiaan Huygens​ sería introducido por primera vez en un reloj de bolsillo por Salomon Coster en 1673.​

En 1676, el físico británico Robert Hooke formuló su conocida Ley de la elasticidad​ que modeliza el comportamiento de los resortes: la deformación de un muelle es proporcional a la fuerza aplicada sobre el mismo.

Con la aparición del ferrocarril en las primeras décadas del siglo XIX, y coincidiendo con los progresos de la metalurgia y el desarrollo de las primeras máquinas herramienta, la manufactura de los muelles pasó de ser un proceso artesanal (de forma que cada armero, cerrajero, relojero o herrero construía individualmente los muelles que necesitaba para los objetos que producía) a convertirse en un proceso industrial, produciéndose en serie miles de resortes estandarizados​ que formaban parte de todo tipo de máquinas fabricadas en masa (como relojes, máquinas de coser, telares, todo tipo de armas, motores de explosión, automóviles, motocicletas, muebles, colchones o electrodomésticos). A partir de entonces, los resortes han formando una parte fundamental de todo tipo de utensilios más o menos complejos (desde un simple imperdible, hasta la suspensión de una locomotora de más de cien toneladas de peso), y se ha ampliado la gama de tipos de muelles disponibles, fabricados en todo tipo de materiales (desde las clásicas aleaciones metálicas, hasta compuestos plásticos especiales).

Tipos

Muelle plano: suspensión de ballesta de un camión Muelle espiral: resorte regulador de un reloj despertador Muelle helicoidal: distintos tipos Barra de torsión: pieza prismática retorcida Clip: distintos tipos Muelle de pandeo a compresión Resorte de voluta. A compresión, la chapa arrollada desliza dentro de sí misma, aumentando su recorrido útil Muelle de voluta vertical de un carro de combate M3 Stuart Muelles tensores de un dispositivo de reverberación Flexómetro, equipado con un muelle de retención Arandela ondulada o «marcelada» Resorte de torsión Resortes cónicos de compresión

Los resortes se pueden clasificar de diversas maneras, atendiendo a su forma, a la manera en que se les aplican las cargas, a cómo responden ante estas, a su proceso de fabricación o al uso al que se destinan:

Según su forma:

Según cómo se les aplica la fuerza de carga:

Según cómo responden a la carga:

Según su fabricación:

Tipos más utilizados::

Otros tipos:

Modelo teórico:

Usos

Física del resorte

Teoría

En física clásica, un resorte puede verse como un dispositivo que almacena energía potencial, específicamente energía de deformación, al tensar los enlaces entre los átomos de un material elástico.

La ley de Hooke de la elasticidad establece que la extensión de una barra elástica (su longitud extendida menos su longitud relajada) es linealmente proporcional a su tensión, la fuerza aplicada para estirarla. Del mismo modo, la contracción (extensión negativa) es proporcional a la compresión (tensión negativa).

Esta ley en realidad solo se aplica aproximadamente, y solo cuando la deformación (extensión o contracción) es pequeña en comparación con la longitud total de la barra. Para deformaciones más allá del límite elástico, los enlaces atómicos se rompen o se reorganizan, y un resorte puede romperse, doblarse o deformarse permanentemente. Muchos materiales no tienen un límite elástico claramente definido, y la ley de Hooke no puede aplicarse de manera significativa a estos materiales. Además, para los materiales superelásticos, la relación lineal entre fuerza y desplazamiento es apropiada solo en la región de baja tensión.

La ley de Hooke es una consecuencia matemática del hecho de que la energía potencial de la barra es mínima cuando tiene su longitud relajada. Cualquier función infinitamente diferenciable de una variable se aproxima a una función cuadrática cuando se examina lo suficientemente cerca de su punto mínimo, como se puede ver al examinar los términos de la serie de Taylor. Por lo tanto, la fuerza, que es la derivada de la energía con respecto al desplazamiento, se aproxima a una función lineal.

La fuerza de un resorte completamente comprimido toma la forma

F m a x = E d 4 ( L − n d ) 16 ( 1 + ν ) ( D − d ) 3 n   {\displaystyle F_{max}={\frac {Ed^{4}(L-nd)}{16(1+\nu )(D-d)^{3}n}}\ }
Símbolo Nombre
E {\displaystyle E} Módulo de Young
ν {\displaystyle \nu } Coeficiente de Poisson
n {\displaystyle n} Número de espiras activas
D {\displaystyle D} Diámetro exterior del resorte
d {\displaystyle d} Diámetro del alambre de resorte
L {\displaystyle L} Longitud libre del resorte

Resortes de longitud cero

Resorte de longitud cero es un término para un resorte helicoidal especialmente diseñado que ejercería una fuerza cero si tuviera una longitud cero. Si no hubiera ninguna restricción debido al diámetro de alambre finito de dicho resorte helicoidal, tendría una longitud cero en la condición no estirada. Es decir, en un gráfico lineal de la fuerza del resorte frente a su longitud, la línea pasaría a través del origen. Obviamente, un resorte helicoidal no puede contraerse a longitud cero, porque en algún momento las bobinas se tocan entre sí y el resorte ya no puede acortarse. Los muelles de longitud cero se fabrican mediante un resorte helicoidal con tensión incorporada (se introduce una torsión en el alambre a medida que se enrolla durante la fabricación, lo que funciona porque un resorte en espiral se "desenrolla" a medida que se estira), así que podría contraerse aún más, por lo que el punto de equilibrio del resorte, el punto en el que su fuerza de restauración es cero, ocurre a una longitud de cero. En la práctica, los resortes de longitud cero se hacen combinando un resorte de longitud negativa, hecho con aún más tensión para que su punto de equilibrio sea de longitud "negativa", con un trozo de material inelástico de la longitud adecuada para que el punto de fuerza cero se sitúe en la longitud cero.

Se puede unir un resorte de longitud cero a una masa en un brazo articulado de tal manera que la fuerza sobre el peso esté casi exactamente equilibrada por el componente vertical de la fuerza del resorte, sea cual sea la posición del brazo. Esto crea un "péndulo" horizontal con una oscilación de periodo muy largo. Estos péndulos permiten a los sismógrafos detectar las ondas más lentas de los terremotos. La suspensión LaCoste con muelles de longitud cero también se usa en gravímetros porque es muy sensible a los cambios de gravedad. Los resortes para cerrar puertas a menudo tienen una longitud de aproximadamente cero, de modo que ejercen fuerza incluso cuando la puerta está casi cerrada, para que puedan mantenerla cerrada firmemente.

Energía de deformación

La manera más sencilla de analizar un resorte físicamente es mediante su modelo ideal global y bajo la suposición de que este obedece la Ley de Hooke. establece así la ecuación del resorte, donde se relaciona la fuerza F ejercida sobre el mismo con el alargamiento/contracción o elongación "x" producida, del siguiente modo:

F = − k x {\displaystyle F=-kx\,} ,     siendo    k = A E L {\displaystyle k={\frac {AE}{L}}}

F = − k x   {\displaystyle F=-kx\ }
Símbolo Nombre
k {\displaystyle k} Constante elástica del resorte
x {\displaystyle x} Elongación (alargamiento producido)
A {\displaystyle A} Sección del cilindro imaginario que envuelve al resorte
E {\displaystyle E} Módulo de elasticidad del resorte (no confundir con el módulo de elasticidad del material)

La energía de deformación o energía potencial elástica U k {\displaystyle U_{k}} asociada al estiramiento o acortamiento un resorte lineal viene dada por la integración de trabajo realizado en cada cambio infinitesimal d x {\displaystyle dx\,} de su longitud:

U k = − ∫ 0 x F ( x )   d x = − ∫ 0 x − k ( x ) x   d x   = 1 2 k x 2 {\displaystyle U_{k}=-\int _{0}^{x}F(x)\ dx=-\int _{0}^{x}-k(x)x\ dx\ ={\frac {1}{2}}kx^{2}}

Si el resorte no es lineal entonces la rigidez del resorte es dependiente de su deformación y en ese caso se tiene una fórmula algo más general:

U k = ∫ 0 x k ( x ) ⋅ x   d x {\displaystyle U_{k}=\int _{0}^{x}k(x)\cdot x\ dx}

Ecuación diferencial y ecuación de ondas

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

k i = A E {\displaystyle k_{i}=AE\,}    donde   k = k i L {\displaystyle k={\frac {k_{i}}{L}}}

Llamaremos F ( x ) {\displaystyle F(x)\,} a la tensión en una sección del muelle situada a una distancia x {\displaystyle x\,} de uno de sus extremos, que consideraremos fijo y que tomaremos como origen de coordenadas, k Δ x {\displaystyle k_{\Delta x}} a la constante de un pequeño trozo de muelle de longitud Δ x {\displaystyle \Delta x\,} a la misma distancia y δ Δ x {\displaystyle \delta _{\Delta x}\,} al alargamiento de ese pequeño trozo en virtud de la aplicación de la fuerza F ( x ) {\displaystyle F(x)\,} . Por la ley del muelle completo:

F ( x ) = − k Δ x δ Δ x = k i δ Δ x Δ x {\displaystyle F(x)=-k_{\Delta x}\delta _{\Delta x}=k_{i}{\frac {\delta _{\Delta x}}{\Delta x}}}

Tomando el límite:

F ( x ) = − k i δ d x d x {\displaystyle F(x)=-k_{i}{\frac {{\delta }_{dx}}{dx}}}

que por el principio de superposición resulta:

F ( x ) = − k i d δ d x = − A E d δ d x {\displaystyle F\left(x\right)=-k_{i}{\frac {d{\delta }}{dx}}=-AE{\frac {d\delta }{dx}}}

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

F ( x ) = − k i ( x ) d δ d x = − A ( x ) E ( x ) d δ d x {\displaystyle F\left(x\right)=-k_{i}\left(x\right){\frac {d{\delta }}{dx}}=-A\left(x\right)E\left(x\right){\frac {d\delta }{dx}}}

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

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

d m = ρ A d x {\displaystyle dm=\rho Adx}

Aplicando la segunda ley de Newton a ese tramo:

F ( x ) − F ( x + d x ) ( x ) = − d m ∂ 2 Ψ ∂ t 2 = − ρ A d x ∂ 2 Ψ ∂ t 2 {\displaystyle F\left(x\right)-F(x+dx)\left(x\right)=-dm{\frac {{\partial }^{2}\Psi }{{\partial t}^{2}}}=-\rho Adx{\frac {{\partial }^{2}\Psi }{{\partial t}^{2}}}}

Es decir:

∂ F ∂ x d x = − ρ A d x ∂ 2 Ψ ∂ t 2 → ∂ F ∂ x = − ρ A ∂ 2 Ψ ∂ t 2 {\displaystyle {\frac {\partial F}{\partial x}}dx=-\rho Adx{\frac {{\partial }^{2}\Psi }{{\partial t}^{2}}}\rightarrow {\frac {\partial F}{\partial x}}=-\rho A{\frac {{\partial }^{2}\Psi }{{\partial t}^{2}}}}

Por otro lado es sencillo deducir que

d δ = Ψ ( x + d x ) − Ψ ( x ) = ∂ Ψ ∂ x d x {\displaystyle d\delta =\Psi \left(x+dx\right)-\Psi \left(x\right)={\frac {\partial \Psi }{\partial x}}dx}

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

F ( x ) = − A E ∂ Ψ ∂ x {\displaystyle F\left(x\right)=-AE{\frac {\partial \Psi }{\partial x}}}

Derivando esta expresión respecto a x se obtiene:

∂ F ∂ x = − A E ∂ 2 Ψ ∂ x 2 {\displaystyle {\frac {\partial F}{\partial x}}=-AE{\frac {{\partial }^{2}\Psi }{{\partial x}^{2}}}}

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

∂ 2 Ψ ( x , t ) ∂ t 2 = E ρ × ∂ 2 Ψ ( x , t ) ∂ x 2 {\displaystyle {\frac {{\partial }^{2}\Psi \left(x,t\right)}{{\partial t}^{2}}}={\frac {E}{\rho }}\times {\frac {{\partial }^{2}\Psi \left(x,t\right)}{{\partial x}^{2}}}}

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

c = E ρ {\displaystyle c={\sqrt {\frac {E}{\rho }}}}

Muelle con una masa suspendida

Para el caso de un muelle con una masa suspendida,

{ F = − k x   ⇒   m d 2 x d t 2 = − k x d x ( 0 ) d t = v 0 {\displaystyle {\begin{cases}F=-kx\ \Rightarrow \ m{\cfrac {d^{2}x}{dt^{2}}}=-kx\\{\cfrac {dx(0)}{dt}}=v_{0}\end{cases}}}

Cuya solución es x = ( v 0 / ω ) sin ⁡ ω t {\displaystyle x=(v_{0}/\omega )\sin {\omega t}} , es decir, la masa realiza un movimiento armónico simple de amplitud A 0 = v 0 / ω {\displaystyle A_{0}=v_{0}/\omega } y frecuencia angular ω {\displaystyle \omega } . Derivando y sustituyendo:

  − ω 2 v 0 ω sin ⁡ ω t = − k m v 0 ω sin ⁡ ω t {\displaystyle \ \displaystyle -\omega ^{2}{\frac {v_{0}}{\omega }}\sin \omega t=-{\frac {k}{m}}{\frac {v_{0}}{\omega }}\sin \omega t}

Simplificando:

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

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

Muelle de densidad variable

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

∂ 2 Ψ ( x , t ) ∂ t 2 = 1 ρ ( x ) ∂ Ψ ( x , t ) ∂ x + E ( x ) ρ ( x ) ∂ 2 Ψ ( x , t ) ∂ x 2 {\displaystyle {\frac {{\partial }^{2}\Psi \left(x,t\right)}{{\partial t}^{2}}}={\frac {1}{\rho \left(x\right)}}\left{\frac {\partial \Psi \left(x,t\right)}{\partial x}}+{\frac {E\left(x\right)}{\rho \left(x\right)}}{\frac {{\partial }^{2}\Psi \left(x,t\right)}{{\partial x}^{2}}}}

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

Ψ ( x , t ) = A 0 ( x ) f ( x + c ( x ) t ) + f ( x − c ( x ) t ) 2 {\displaystyle \Psi (x,t)=A_{0}(x){\frac {f(x+c(x)t)+f(x-c(x)t)}{2}}}

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

Soluciones a la ecuación de ondas en un muelle

Solución a condiciones iniciales senoidales

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

Ψ ( x , 0 ) = f ( x ) {\displaystyle \Psi (x,0)=f(x)\,} Ψ t ( x , 0 ) = g ( x ) {\displaystyle {\Psi }_{t}(x,0)=g(x)\,}

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

Ψ ( x , t ) = f ( x − c t ) + f ( x + c t ) 2 + 1 2 c ∫ x − c t x + c t g ( s ) d s {\displaystyle \Psi (x,t)={\frac {f(x-ct)+f(x+ct)}{2}}+{\frac {1}{2c}}\int _{x-ct}^{x+ct}g(s)ds}

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

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

f ( x ) = ∑ n = 1 ∞ A n sin ⁡ ( n π x L ) {\displaystyle f\left(x\right)=\sum _{n=1}^{\infty }A_{n}\sin {\left({\frac {n\pi x}{L}}\right)}} g ( x ) = ∑ n = 1 ∞ B n c n π L sin ⁡ ( n π x L ) {\displaystyle g\left(x\right)=\sum _{n=1}^{\infty }B_{n}{\frac {cn\pi }{L}}\sin {\left({\frac {n\pi x}{L}}\right)}}

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

A n = 2 L ∫ 0 L f ( x ) sin ⁡ ( n π x L ) d x {\displaystyle A_{n}={\frac {2}{L}}\int _{0}^{L}f\left(x\right)\sin {\left({\frac {n\pi x}{L}}\right)}dx} B n = 2 n π c ∫ 0 L g ( x ) sin ⁡ ( n π x L ) d x {\displaystyle B_{n}={\frac {2}{n\pi c}}\int _{0}^{L}g\left(x\right)\sin {\left({\frac {n\pi x}{L}}\right)}dx}

para n = 1 , 2 , . . . {\displaystyle n=1,2,...}

La solución a este problema queda escrita como sigue:


Ψ ( x , t ) = ∑ n = 1 ∞ A n sin ⁡ ( n π x L ) cos ⁡ ( c n π t L ) + ∑ n = 1 ∞ B n sin ⁡ ( n π x L ) cos ⁡ ( c n π t L ) {\displaystyle \Psi (x,t)=\sum _{n=1}^{\infty }A_{n}\sin {\left({\frac {n\pi x}{L}}\right)}\cos {\left({\frac {cn\pi t}{L}}\right)}+\sum _{n=1}^{\infty }B_{n}\sin {\left({\frac {n\pi x}{L}}\right)}\cos {\left({\frac {cn\pi t}{L}}\right)}}

Una onda estacionaria. Los puntos rojos representan los nodos.Una onda estacionaria. Los puntos rojos representan los nodos.

Véase también

Referencias

  1. ↑ DIRAE; "Resorte:" (del francés "ressort"). Muelle. Primera aparición en un diccionario: 1788, Diccionario castellano con las voces de ciencias y artes y sus correspondientes en las tres lenguas francesa, latina e italiana (Esteban de Terreros y Pando)
  2. ↑ Real Academia Española. «Resorte». Diccionario de la lengua española (23.ª edición).  "Muelle:" Pieza elástica helicoidal o espiral, generalmente de metal, dispuesta de modo que pueda utilizarse la fuerza que hace para recobrar su forma natural cuando ha sido modificada por presión o elongación.
  3. ↑ David Ruiz Marull (27 de abril de 2018). «Los misterios del arco y las flechas más antiguos del planeta». La Vanguardia. Consultado el 13 de junio de 2020. «...como demuestra el origen de esta tecnología que ahora vemos como primitiva pero que, hace 64.000 años fue todo un hito.» 
  4. ↑ Oliver Dickinson (2000). La Edad del Bronce Egea. Ediciones AKAL. pp. 226 de 416. ISBN 9788446011996. Consultado el 13 de junio de 2020. 
  5. ↑ Writing Science: Medical and Mathematical Authorship in Ancient Greece. Walter de Gruyter. 2013. pp. 48 de 510. ISBN 9783110295122. Consultado el 13 de junio de 2020. 
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  7. ↑ John D. Lyons (2019). The Oxford Handbook of the Baroque. Oxford University Press. pp. 787 de 856. ISBN 9780190678463. Consultado el 13 de junio de 2020. 
  8. ↑ Jerry B. Marion (1995). Dinámica clásica de las partículas y sistemas. Reverte. pp. 104 de 650. ISBN 9788429140941. Consultado el 13 de junio de 2020. 
  9. ↑ Maria Nuria Salán Ballesteros (2009). Tecnología de proceso y transformación de materiales. Univ. Politèc. de Catalunya. pp. 205 de 216. ISBN 9788483017890. Consultado el 13 de junio de 2020. 
  10. ↑ Constant Springs Piping Technology and Products, (retrieved March 2012)
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Enlaces externos