Technische Schwingungslehre, 6.Auflage

Manfred Knaebel, Helmut Jäger, Roland Mastel Technische Schwingungslehre Manfred Knaebel, Helmut Jäger, Roland Mastel...

Author: Manfred Knaebel

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Manfred Knaebel, Helmut Jäger, Roland Mastel

Technische Schwingungslehre

Manfred Knaebel, Helmut Jäger, Roland Mastel

Technische Schwingungslehre 6., vollständig überarbeitete und erweiterte Auflage Mit 247 Abbildungen, 72 Aufgaben und 40 Beispielen

Bibliografische Information der Deutschen Bibliothek Die Deutsche Bibliothek verzeichnet diese Publikation in der Deutschen Nationalbibliografie; detaillierte bibliografische Daten sind im Internet über abrufbar. Prof. Dipl.-Math. Manfred Knaebel, 1927 in Göppingen geboren, 1947 bis 1952 Studium der Mathematik und Physik an der Technischen Hochschule Stuttgart, 1952 bis 1955 Statiker und Kommissionsführer im Brückenbau und Stahlfundamentbau der Gutehoffnungshütte, Werk Sterkrade, 1956 bis 1957 Berechnungs- und Versuchsingenieur im Fahrzeugbau in Heilbronn a.N., von 1957 bis 1990 Dozent für Technische Mechanik und Technische Schwingungslehre an der Staatlichen Ingenieurschule Esslingen, jetzt Fachhochschule Esslingen-Hochschule für Technik. Prof. Dr.-Ing. Helmut Jäger, 1946 in Stuttgart geboren, 1966 bis 1972 Studium der Mathematik an den Universitäten Stuttgart und Hamburg, 1972 bis 1985 Wissenschaftlicher Mitarbeiter am Institut A für Mechanik der Universität Stuttgart. 1985 bis 1990 Berechnungsingenieur bei der Firma Daimler-Benz. Seit 1990 Professor an der Fachhochschule Esslingen-Hochschule für Technik mit den Fachgebieten Technische Mechanik, Strömungsmechanik, Regelungstechnik und Simulation. Prof. Dr.-Ing. Roland Mastel, 1952 in Karlsruhe geboren. 1972 bis 1977 Studium des Maschinenbaus an der Universität Karlsruhe, 1977 bis 1982 Assistent am Institut für Technische Mechanik der Fakultät Maschinenbau Universität Karlsruhe, 1982 bis 1990 Berechnungsingenieur im Kernenergiebereich bei der Firma Siemens (ehemals KWU) in Erlangen. Seit 1990 Professor an der Fachhochschule Esslingen-Hochschule für Technik mit den Fachgebieten Technische Mechanik, Schwingungslehre und Finite-Elemente-Methode.

1. Auflage 1976 2. Auflage 1980 3. Auflage 1984 4. Auflage 1987 5. Auflage 1992 6., vollständig überarbeitete und erweiterte Auflage Februar 2006 Alle Rechte vorbehalten © B. G. Teubner Verlag / GWV Fachverlage GmbH, Wiesbaden 2006 Der B. G. Teubner Verlag ist ein Unternehmen von Springer Science+Business Media. www.teubner.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 Waren- und Markenschutz-Gesetzgebung als frei zu betrachten wären und daher von jedermann benutzt werden dürften. Umschlaggestaltung: Ulrike Weigel, www.CorporateDesignGroup.de Druck und buchbinderische Verarbeitung: Strauss Offsetdruck, Mörlenbach Gedruckt auf säurefreiem und chlorfrei gebleichtem Papier. Printed in Germany ISBN 3-519-46074-2

Vorwort zur 6. Auflage Das hier vorliegende Skriptum entspricht dem, was die Verfasser an der Fachhochschule Esslingen - Hochschule für Technik auf dem Gebiet der Technischen Schwingungslehre als Grundlagen anbieten. Das Skriptum soll Studentinnen und Studenten vor allem des Maschinenbaus eine leicht verständliche Einführung in die Schwingungstechnik sein. Sie sollen lernen, ein mechanisches Schwingungssystem zu analysieren. Nach allgemeinen Ausführungen zum Entstehen und zur Einteilung von Schwingungen werden zunächst einfache Modelle, die aber wesentliche Eigenschaften der Konstruktion wie Nachgiebigkeit und Trägheit berücksichtigen, behandelt. Ausführlich und mit vielen Beispielen wird auf die schwingungstechnisch wichtigste Kenngröße „Eigenkreisfrequenz“ eingegangen. Der Zusammenhang mit den vielfältigen konstruktiven Parametern wird erläutert. Schrittweise werden die mechanischen und mathematischen Modelle ergänzt, um Dämpfungen zu quantifizieren und auch um mehrere Schwingungsfreiheitsgrade erfassen zu können. Schwingungsdifferentialgleichungen sind aufzustellen, zu interpretieren und zu lösen und die gefundenen Lösungen sind in ihrer physikalisch-technischen Bedeutung zu verstehen. Um dieses Ziel zu erreichen werden zahlreiche Beispiele mit ausführlichen Lösungen erläutert. Die Aufgaben, für die im Anhang Lösungswerte angegeben sind, sollen zu selbstständiger Arbeit anregen. Bei Beispielen und Aufgaben handelt es sich zum überwiegenden Teil um Prüfungsaufgaben, die die Verfasser an der Fachhochschule in den vergangenen Jahren gestellt haben. Die für das Verständnis erforderlichen mathematischen Kenntnisse werden heute allen Studierenden an einer Fachhochschule vermittelt. Die Formelzeichen werden nach DIN 1311 (Februar 2000) gewählt. Die 6. Auflage ist sowohl in Form und Gestalt als auch inhaltlich vollständig überarbeitet und auch sprachlich auf den neuesten Stand gebracht worden. Dabei ist aber besonders darauf geachtet worden, dass sowohl der „Reiz“ des Büchleins – seine praxisnahen Beispiele – als auch seine gute Didaktik – vom Einfachen durch stetige Ergänzungen zum Schwierigen – erhalten bleibt. Uns bekannte Unstimmigkeiten haben wir korrigiert. Dem Teubner-Verlag möchten wir für die gute Zusammenarbeit unseren herzlichen Dank sagen. Stuttgart und Rechberghausen, im Sommer 2005, Helmut Jäger und Roland Mastel

Inhalt 1 Grundsätzliches mit einführenden Beispielen.............................................. 1 1.1 Beispiele für Schwingungsvorgänge...................................................... 1 1.2 Einteilung von Schwingungen und Grundbegriffe................................. 2 1.3 Periodische Funktionen.......................................................................... 5 2 Harmonische Bewegung und Fourier-Analyse periodischer Schwingungen ................................................................................................. 7 2.1 Darstellung und Eigenschaften harmonischer Schwingungen ............... 7 2.2 Harmonische Analyse periodischer Schwingungen ............................. 13 2.3 Aufgaben.............................................................................................. 15 3 Pendelschwingungen .................................................................................... 16 3.1 Das mathematische Pendel (Fadenpendel)........................................... 16 3.2 Das physikalische Pendel (Körperpendel) ........................................... 18 3.3 Aufgaben.............................................................................................. 24 4 Freie ungedämpfte Schwingungen von Systemen mit einem Freiheitsgrad ................................................................................................. 26 4.1 Längsschwingungen............................................................................. 26 4.1.1 Schwingungsdifferentialgleichung............................................ 26 4.1.2 Beispiele und Anwendungen .................................................... 29 4.2 Biegeschwingungen von Balken mit Einzelmasse ............................... 44 4.3 Drehschwingungen............................................................................... 47 4.3.1 Torsionsstab mit Einzelmassen................................................. 48 4.3.2 Federgefesselter Drehschwinger ............................................... 51 4.3.3 Drehschwinger mit Einfluss der Gewichtskraft ........................ 54 4.4 Zusammengesetzte Federn ................................................................... 58 4.5 Aufgaben.............................................................................................. 71 5 Freie gedämpfte Schwingungen von Systemen mit einem Freiheitsgrad ................................................................................................. 84 5.1 Allgemeines zur Dämpfung ................................................................. 84 5.2 Geschwindigkeitsproportional gedämpfte Längsschwingungen .......... 85 5.2.1 Schwache und starke Dämpfung............................................... 87 5.2.2 Sehr starke Dämpfung............................................................... 92 5.2.3 Aperiodischer Grenzfall............................................................ 94 5.2.4 Beispiele und Anwendungen .................................................... 95 5.2.5 Aufhängung am Dämpfer – ein Sonderfall ............................... 98 5.3 Geschwindigkeitsproportional gedämpfte Drehschwingungen.......... 100

VIII

5.4 5.5

Inhalt

Dämpfung durch trockene Reibung (coulombsche Dämpfung)......... 103 Aufgaben............................................................................................ 105

6 Erzwungene Schwingungen von Systemen mit einem Freiheitsgrad ohne Dämpfung................................................................... 112 6.1 Beliebiger Zeitverlauf der Erregung .................................................. 112 6.2 Harmonische Erregung ...................................................................... 114 6.3 Periodische Erregung ......................................................................... 119 6.4 Schwingungserregung durch Unwucht .............................................. 120 6.5 Kritische Drehzahl ............................................................................. 125 6.6 Aufgaben............................................................................................ 128 7 Erzwungene Schwingungen von Systemen mit einem Freiheitsgrad mit Dämpfung ..................................................................... 136 7.1 Harmonische Erregerkraft – Komplexer Frequenzgang..................... 137 7.2 Frequenzgang bei harmonischem Erregermoment – Drehschwingungen............................................................................. 145 7.3 Harmonische Fußpunkterregung........................................................ 150 7.4 Aufgaben............................................................................................ 153 8 Freie ungedämpfte Schwingungen von Systemen mit mehreren Freiheitsgraden ......................................................................... 158 8.1 Schwingerkette mit zwei Freiheitsgraden: ......................................... 158 8.2 System mit endlich vielen Freiheitsgraden ........................................ 162 8.3 Gekoppelte Drehschwingungen ......................................................... 165 8.4 Gekoppelte Hub- und Drehschwingungen eines starren Körpers ...... 169 8.5 Biegeschwingungen von masselosen Balken mit Starrkörper am Ende bei Berücksichtigung des Massenträgheitsmoments ........... 173 8.6 Aufgaben............................................................................................ 177 9 Erzwungene harmonische Schwingungen von Systemen mit mehreren Freiheitsgraden ......................................................................... 183 9.1 Schwingerkette mit zwei Freiheitsgraden .......................................... 183 9.1.1 Schwingerkette ohne Dämpfung............................................. 184 9.1.2 Schwingerkette mit Dämpfung ............................................... 187 9.2 Schwingungssystem mit endlich vielen Freiheitsgraden – Frequenzgangmatrix........................................................................... 188 9.3 Aufgaben............................................................................................ 192 10 Schwingungen von Kontinua .................................................................... 198 10.1 Saitenschwingung .............................................................................. 198 10.1.1 Differentialgleichung der Seilkurve bei statischer Last .......... 198

Inhalt

IX

10.1.2 Aufstellen der Differentialgleichung der schwingenden Saite 200 10.1.3 Lösung der Schwingungsdifferentialgleichung der Saite........ 201 10.2 Balkenschwingungen ......................................................................... 203 10.2.1 Längsschwingungen (Longitudinalschwingungen)................. 203 10.2.2 Biegeschwingungen (Transversalschwingungen) ................... 205 10.2.3 Torsionsschwingungen ........................................................... 209 10.3 Aufgaben............................................................................................ 210 Anhang ............................................................................................................. 211 A 1 Bücher und Normen ........................................................................... 211 A 1.1 Weiterführende Bücher........................................................... 211 A 1.2 Ausgewählte Normen.............................................................. 211 A 2 Lösungen der Aufgaben ..................................................................... 212 A 3 Federsteifigkeiten............................................................................... 225 A 4 Näherungsweise Berücksichtigung der Federmasse bei Biegefedern... 230 A 5 Formelzeichen.................................................................................... 234 A 6 Sachverzeichnis.................................................................................. 236

1 Grundsätzliches mit einführenden Beispielen In allen Bereichen der Technik, insbesondere in den klassischen Disziplinen Maschinenbau und Bauingenieurwesen, ist die sichere Auslegung von schwingenden Bauteilen von großer Bedeutung. Der Zwang zu schlanker und festigkeitsoptimierter Bauweise macht die Konstruktionen schwingungsempfindlicher. Für Ingenieure in der Entwicklung und Konstruktion sind Kenntnisse einer anwendungsorientierten Schwingungslehre grundlegend. Neben einfachen Modellen der Mechanik wie Punktmasse, Starrkörper oder elastischer Körper sind insbesondere jene Methoden wichtig, die auch quantitative Aussagen über das Schwingungsverhalten und die dabei auftretenden Belastungen und Beanspruchungen erlauben. Unter einer Schwingung versteht man in der Mechanik meist einen sich in gleicher Weise wiederholenden Bewegungsvorgang, bei dem eine Zustandsgröße (wie z.B. der Weg oder die Winkelauslenkung) abwechselnd zu- und abnimmt. Ein Schwingungssystem ist darüber hinaus noch durch Systemparameter gekennzeichnet, die im Falle mechanischer Systeme als Masse die Wirkung der Trägheit, als Feder die Wirkung der Rückstellung und als Dämpfer die Wirkung der Dämpfung charakterisieren. Die folgenden Ausführungen beschränken sich auf solche mechanische Schwingungen fester Körper. Das Hauptgewicht bilden einfache diskrete Modelle (Starrkörper, masselose Federn und Dämpfer), beschreibbar mit gewöhnlichen Differentialgleichungen 2. Ordnung in der Zeit für die Bewegungsfreiheitsgrade der Auslenkungen und Drehungen. Im Vordergrund stehen praktische schwingungstechnische Aussagen und Folgerungen für die in der Regel linearen, zeitinvarianten Systeme. Nur kurz dargestellt werden kontinuierliche Modelle mit verteilter Masse und Steifigkeit für sehr einfache schlanke Bauteile. Schwingungen von Fluiden werden nicht behandelt. Die wichtigsten mechanischen Grundprinzipien wie das Grundgesetz nach Newton, auch in der d’alembertschen Fassung, Arbeits- und Energiesatz für die obigen mechanischen Modelle werden als bekannt vorausgesetzt und bei Bedarf benutzt.

1.1 Beispiele für Schwingungsvorgänge Schwingungen treten in fast jedem Gebiet des Ingenieurwesens auf. Erste anschauliche Beispiele kommen aus der Fahrzeugtechnik. So gibt es für die Bewegungen eines Kraftfahrzeuges, als „Ganzes“ betrachtet, eigene Bezeichnungen.

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1 Grundsätzliches mit einführenden Beispielen

Wiederkehrende Bewegungen in vertikaler Richtung werden Hubschwingungen genannt, jene in Längsrichtung heißen Ruckelschwingungen und die in Querrichtung nur einfach Querschwingungen. Drehbewegungen um die vertikale Hochachse führen auf Gierschwingungen, jene um die Längsachse zu Wankschwingungen und schließlich jene um die Querachse zu Nickschwingungen. Achsen, Räder, einzelne Teile der Radaufhängung können in Schwingung geraten. Gefährlich können Flatterschwingungen der gelenkten Räder werden. Motor und Getriebe sind an der Karosserie meist federnd gelagert, haben die oben für den Wagenaufbau als Ganzes beschriebenen Bewegungsfreiheitsgrade und können die entsprechenden Schwingungen ausführen. Karosseriebleche dröhnen, die Membran- und Biegeschwingungen der dünnen, elastischen Bauteile mit verteilter Masse und Steifigkeit (Kontinuum) übertragen sich auf die Luft. Torsionsund Biegeschwingungen des Antriebsstranges können Kurbelwelle oder Nockenwelle oder Achsen gefährden. Ventile können flattern, Bremsen quietschen. Die erwähnten Schwingungen sind möglichst zu vermeiden, oder wenigstens möglichst klein zu halten. In der Schwingungstechnik gibt es auch Anwendungsfälle, bei denen Schwingungen technisch genutzt werden. Schwingförderer, Betonrüttler, Schwingsiebe, Rüttelwalzen sind einige Beispiele. In der klassischen Uhrentechnik werden die Schwingungen durch das Uhren-Pendel oder die „Unruhe“ bestimmt. Heutzutage wird dafür die Piezotechnik eingesetzt. Im Zusammenhang mit Erdbeben kommen Schwingungstilger an Brücken und Hochbauten zum Einsatz.

1.2 Einteilung von Schwingungen und Grundbegriffe Schwingungsvorgänge können nach verschiedenen Gesichtspunkten eingeteilt werden, je nachdem, welches Merkmal zur Unterscheidung verwendet wird. Merkmal: Zeitlicher Verlauf Bei den hier behandelten Schwingungen handelt es sich um deterministische Vorgänge. Zufallsschwingungen werden nicht behandelt. Dominierend sind periodische Schwingungen, deren harmonische Schwingungsanteile meist die Grundlage der Beurteilung bilden. Sonderfälle wie modulierte Schwingungen, transiente bzw. allgemein nicht periodische Bewegungen werden nicht oder nur kurz behandelt. Merkmal: Entstehung der Schwingung Man unterscheidet „autonome“ und „heteronome“ Schwingungen. Bei einer autonomen Schwingung sind die Frequenzen ausschließlich vom Schwingungssystem selbst bestimmt. Freie Schwingungen, auch als Überlagerung von Eigenschwingungen, sind eine Untergruppe. Sie entstehen, wenn ein schwingungsfähiges System ausgelenkt

1.2 Einteilung von Schwingungen und Grundbegriffe

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wird und dann sich selbst überlassen bleibt, wenn also keine weitere Energie zugeführt wird. Die dann ablaufende freie Bewegung ist eine Eigenschaft des Systems. Bild 1.1 zeigt als Beispiel ein Fadenpendel, das aus seiner statischen Gleichgewichtslage ausgelenkt und dann losgelassen wird. Natürlich sind auch Stöße am Anfang anstelle von Auslenkungen möglich, also Anfangsgeschwindigkeiten anstelle von Anfangsauslenkungen oder beides gleichzeitig.

Bild 1.1 Fadenpendel

Eine selbsterregte Schwingung ist ebenfalls eine autonome Schwingung. Dem Schwinger wird im Takt der Schwingung laufend Energie zugeführt. Uhr und Klingel sind hierfür Beispiele aus dem Alltag. Bei einer heteronomen Schwingung sind die auftretenden Frequenzen auch durch äußere Einwirkungen auf das System bestimmt. Erzwungene Schwingungen bilden die wichtigste Untergruppe. Einem System werden durch z.B. periodische Kräfte oder Momente Schwingungsbewegungen aufgezwungen. Parametererregte Schwingungen sind eine weitere Untergruppe der heteronomen Schwingungen. Eine Systemkenngröße (z.B. die Rückstellung) wird z.B. periodisch verändert. Beim Beispiel der Schaukel verändert der Schaukelnde den Abstand des Schwerpunkts vom Aufhängepunkt durch seine relative Wippbewegung. Merkmal: Dämpfung Bei der ungedämpften Eigenschwingung bleibt die Schwingweite bzw. die Amplitude gleich, wohingegen bei gedämpfter Eigenschwingung die Schwingweite kleiner wird. Schließlich werden bei einer angefachten Schwingung (mit negativer Dämpfung) die Schwingweiten immer größer (oszillatorische Instabilität). Merkmal: Zahl der Bewegungsfreiheitsgrade (bei diskreten Systemen) Diese Zahl ist gleich der Anzahl der notwendigen, voneinander kinematisch unabhängigen Koordinaten, um die Lage bzw. die Anordnung eines Systems eindeutig anzugeben. Bei Systemen mit einem Freiheitsgrad ist zur Festlegung des Auslenkungszustandes nur eine Lagekoordinate erforderlich. Es gibt nur eine Eigenschwingungsform. Ein Beispiel ist das Fadenpendel nach Bild 1.1. Als Lagekoordinate

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wird der Auslenkungswinkel festgelegt. Beim Modell einer masselosen, aber elastischen Welle mit einer Einzelmasse nach Bild 1.2 entspricht die Lagekoordinate der Durchbiegung der Welle am Ort des Massenpunktes. Bei Systemen mit mehreren Freiheitsgraden sind zur Festlegung des Auslenkungszustandes mehrere Lagekoordinaten erforderlich. Die Bilder 1.3 und 1.4 zeigen einige Beispiele. Das Systemmodell der elastischen, aber masselosen Welle mit zwei Einzelmassen (Bild 1.3) hat zwei Freiheitsgrade, falls nur die kleinen Querbewegungen in der Ebene betrachtet werden. Die Schwingerkette mit drei geführten Einzelmassen hat drei Freiheitsgrade. Das Doppelpendel und die mit Federn gekoppelten Pendel haben jeweils zwei Freiheitsgrade.

Bild 1.2

Biegeschwinger mit einem Freiheitsgrad

Bild 1.3

System mit zwei Freiheitsgraden – Erste und zweite Eigenschwingungsform

Bild 1.4

Systeme mit mehreren Freiheitsgraden a drei Freiheitsgraden: Schwingerkette b, c zwei Freiheitsgraden: Doppelpendel bzw. Pendel mit Federkopplung

1.3 Periodische Funktionen

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Merkmal: Bewegungsform Im Hinblick auf das oft benutzte Balkenmodell für schlanke Bauteile ist die Unterscheidung von Schwingbewegungen in Balkenlängsrichtung als Längs- oder Longitudinalschwingung, in Querrichtung als Quer- oder Transversalschwingung und bei Verwindung als Verdreh- oder Torsionsschwingung vorteilhaft, insbesondere bei entkoppelter Betrachtung. Merkmal: Schwingungsdifferentialgleichung Beim linearen Schwinger treten in den Bewegungsdifferentialgleichungen nur lineare Glieder auf, so z.B. eine Dehnfeder mit linearer Kennlinie. Es gibt keine Multiplikationen der Bewegungsgrößen. Es gibt dann invariante Systemkenngrößen (z.B. die Eigenkreisfrequenzen). Eine weitere wichtige Eigenschaft linearer Systeme ist die Gültigkeit des Superpositionsgesetzes: Die Antwort auf eine Summe von Einzelerregungen ist gleich der Summe der Einzelantworten. Bei nichtlinearen Schwingern treten in den Bewegungsdifferentialgleichungen auch nichtlineare Glieder (Produkte von Bewegungsgrößen) auf, so z.B. eine Dehnfeder mit progressiver Kennlinie. Die Phänomene nichtlinearer Schwingungen sind vielfältig. Es gibt keine Invarianten mehr. So ist z.B. die „Eigenkreisfrequenz“ von den Anfangsbedingungen, d.h. von den sich einstellenden Schwingweiten abhängig. Nichtlineare Schwinger werden hier nur vereinzelt behandelt. Sehr häufig führen Linearisierungen zu befriedigenden Aussagen.

1.3 Periodische Funktionen Zur analytischen Beschreibung von Schwingungsvorgängen werden Zustandgrößen eingeführt, etwa – wie bei den Systemen der Bilder 1.1 bis 1.4 – Längenoder Winkelkoordinaten. Das Schwingungsverhalten lässt sich dann durch die Eigenschaften der Zeitfunktionen charakterisieren, nach denen sich solche Zustandgrößen ändern. Häufig spielen periodische Funktionen eine große Rolle. Eine Funktion f (t) ist periodisch, wenn f (t ) = f (t + T )

(1.1)

gilt. Darin ist T die Periode, auch Periodendauer oder Schwingungsdauer genannt. Aus (1.1) folgt, dass auch f (t) = f (t + T) = f (t + 2T) = ... = f (t + nT), n = 1, 2, 3 … gilt. Die bekanntesten periodischen Funktionen sind die Sinus- und die Kosinusfunktion sin ϕ = sin (ϕ + n 2 π), cos ϕ = cos (ϕ + n 2 π), n = 1, 2, … .

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Zur Beschreibung von Bewegungsvorgängen sind sie mit linearer Zeitabhängigkeit ϕ (t) = ω t oder ϕ (t) = ω t + ϕ0 von elementarer Bedeutung. Sie werden als harmonische Zeitfunktionen bezeichnet und ausführlich in Kap. 2.1 behandelt. Allgemeinere periodische Funktionen können unterschiedlichste Verläufe haben (Bild 1.4).

Bild 1.4

Beispiel einer periodischen Funktion

Anmerkung: Entsprechend zu (1.1) gilt auch für die Ableitungen f (t ) = f (t + T ), f (t ) = f (t + T ),... ,

sofern die Funktion an der Stelle t differenzierbar ist.

2 Harmonische Bewegung und Fourier-Analyse periodischer Schwingungen 2.1 Darstellung und Eigenschaften harmonischer Schwingungen Wegen der elementaren Bedeutung der harmonischen Funktionen werden sowohl diese als auch deren Überlagerungen genauer betrachtet. Durch Parallelprojektion der gleichförmigen Kreisbewegung eines Punktes P auf eine Gerade senkrecht zur Projektionsrichtung entsteht eine hin- und hergehende geradlinige Bewegung des Punktes P, die man harmonische Bewegung nennt (Bild 2.1).

Bild 2.1

Erzeugung der harmonischen Bewegung a Gleichförmige Kreisbewegung des Punktes P b Harmonische Bewegung des Punktes P auf der x-Achse c x, t-Diagramm der Bewegung des Punktes P d Mechanische Erzeugung der harmonischen Bewegung durch ein Kreuzschleifengetriebe

Aus Bild 2.1a liest man für die Auslenkung des Punktes P unmittelbar x = xˆs sin ϕ

(2.1)

8

2 Harmonische Bewegung und Fourier-Analyse periodischer Schwingungen

ab. Bei gleichförmiger Drehung ist die Winkelgeschwindigkeit ω konstant. Es gilt also für den Drehwinkel

ϕ = ωt .

(2.2)

In (2.1) eingesetzt ergibt sich als Ort-Zeit-Funktion x (t) = xˆs sin ω t ,

(2.3)

also eine harmonische Zeitfunktion. Schwingungen, die sich durch harmonische Zeitfunktionen beschreiben lassen, nennt man harmonische Schwingungen. In (2.3) sind xˆs die Amplitude oder halbe Schwingungsbreite der Sinusschwingung, ω die Kreisfrequenz, ϕ der Phasenwinkel. Die Schwingungsdauer (Periode) ist die Zeit, die P für einen vollen Umlauf benötigt. Es gilt also ϕ T = 2 π = ω T. Daraus folgt für die Schwingungsdauer T=

2ʌ

ω

.

(2.4)

Unter der Frequenz versteht man die Anzahl der Schwingungen in der Zeiteinheit f=1 = ω . T 2ʌ

(2.5)

Wird als Zeiteinheit die Sekunde gewählt, so ergibt sich die Frequenz in Hertz (Hz). Die Gleichung (2.5) nach der Kreisfrequenz umgestellt führt auf 2ʌ . (2.6) T Zur Unterscheidung von der Einheit Hz der Frequenz wird für die Kreisfrequenz (entsprechend der Einheit einer Winkelgeschwindigkeit) die Einheit 1/s oder rad/s verwendet. Die Kreisfrequenz entspricht der Anzahl der Schwingungen in 2 π Sekunden. Wird die Minute als Zeiteinheit gewählt, so erhält man die Schwingungszahl, wenn die Frequenz in Hz und die Kreisfrequenz in rad/s eingesetzt wird,

ω=2πf=

n = 60 f =

30 ω ʌ

(2.7)

in 1/min. In der Zahlenwertgleichung (2.7) sind die Einheiten also vorgegeben. Anmerkung: Der Winkelgeschwindigkeit ω bei der Kreisbewegung (Drehbewegung) entspricht die Kreisfrequenz ω bei der Schwingungsbewegung. Genauso entsprechen sich die Drehzahl n und die Schwingungszahl n. Aus der Weg-Zeit-Funktion x (t) nach (2.3) erhält man die Geschwindigkeitsund Beschleunigungs-Zeit-Funktion durch Differentiation nach der Zeit

2.1 Darstellung und Eigenschaften harmonischer Schwingungen

9

x (t ) = xˆs Ȧ cos ω t, x (t ) = − xˆs ω 2 sin ω t . Aus der letzten Beziehung folgt mit (2.3) x = − ω2 x .

(2.8)

Die Beschleunigung x ist also sowohl der Auslenkung x proportional als auch wegen des negativen Vorzeichens stets auf x = 0 hin gerichtet. Die Beziehungen für Geschwindigkeit und Beschleunigung lassen sich mit der Kreisbewegung der Punktes P (Bild 2.1) veranschaulichen. Durch Projektion der Geschwindigkeit υ p = xˆsω (Umfangsgeschwindigkeit) und der Beschleunigung ap = xˆsω 2 (Zentripetalbeschleunigung) des Punktes P auf die x-Achse ergibt sich

υ = υp = υ p cos ϕ = xˆs ω cos ω t = x(t ), a = ap = – ap sin ϕ = − xˆs ω 2 sin ω t = x (t ). Ist nun der Punkt P mit Masse behaftet, so kann nach der Kraft gefragt werden, die dem Massenpunkt eine solche harmonische Bewegung aufzwingt. Die Antwort liefert das newtonsche Grundgesetz. Bei geradliniger Bewegung gilt

. F = mx

(2.9) Ȧ2 x

ebenfalls proDie in Bewegungsrichtung wirkende Kraft F ist wegen x = – portional zur Auslenkung x und stets zur Nulllage hin gerichtet. Dies ist z.B. der Fall bei einem elastischen Bauteil mit linearer Federrückstellung (siehe Kap.4). Ganz allgemein lassen sich für alle ungedämpften linearen Systeme mit einem Freiheitsgrad gemäß den mechanischen Prinzipien (z.B. newtonsches Grundgesetz oder Energieprinzipien) Bewegungsdifferentialgleichungen aufstellen, die in der schwingungstechnischen Darstellung x (t ) + ω 2 x (t ) = 0

(2.10)

den Frequenzparameter Ȧ enthalten. Die Lösung von (2.10), also eine Zeitfunktion x (t), die diese Gleichung identisch erfüllt, ist z.B. die Sinus-Funktion (2.3) aber auch die Kosinus-Funktion x (t ) = xˆc cos (ω t ) .

(2.11)

Aus der Mathematik ist bekannt, dass die allgemeine Lösung von (2.10) lautet x (t ) = xˆs sin ω t + xˆc cos ω t ,

(2.12)

wobei die „Amplituden“ xˆs und xˆc willkürliche Konstanten sind. Sie lassen sich aus den Anfangsbedingungen x (0) und x (0) zu berechnen durch xˆs =

x (0)

ω

, xˆc = x (0) .

(2.13)

10


Neben der Darstellung (2.12) ist auch die Darstellung x (t ) = xˆ sin (ω t + ϕ0s )

(2.14)

möglich, bei der die Gesamt-Amplitude xˆ immer positiv ist und die Phasenlage durch den Nullphasenwinkel ϕ0s gekennzeichnet wird. Zwischen den Darstellungen (2.12) und (2.14) gelten die Zusammenhänge xˆc = xˆ sin ϕ0s , xˆs = xˆ cos ϕ0s

(2.15)

und xˆ =

xˆc2 + xˆs2 , tan ϕ0s =

xˆc . xˆs

(2.16)

In Anlehnung an die anfängliche Deutung einer harmonischen Funktion als Parallelprojektion einer Kreisbewegung eines Punktes auf eine (vertikale) Achse kann (2.14) als Projektion eines rotierenden Zeigers mit der Länge xˆ interpretiert werden, der zur Zeit t = 0 den Winkel ϕ0s mit der horizontalen Achse einnimmt (Bild 2.2).

Bild 2.2

Zeigerdarstellung und Zeitverlauf einer harmonischen Schwingung

Die Zeigerdarstellung ist vorteilhaft, wenn zwei Schwingungen gleicher Frequenz überlagert werden (Bild 2.3).

Bild 2.3 Zeigerdiagramm der Überlagerung von zwei Schwingungen gleicher Frequenz

Ganz allgemein führt die Überlagerung zweier gleichfrequenter Schwingungen x1 = xˆ1 sin (ω t + ϕ01),

x2 = xˆ2 sin (ω t + ϕ02)

2.1 Darstellung und Eigenschaften harmonischer Schwingungen

11

ebenfalls auf eine harmonische Schwingung x = xˆ sin (ω t + ϕ0s)

(2.17)

mit der Amplitude xˆ = xˆ12 + xˆ22 + 2 xˆ1xˆ2 cos(ϕ02 − ϕ01)

(2.18)

und dem Nullphasenwinkel ϕ0s mit tan ϕ0s =

xˆ1 sin ϕ01 + xˆ2 sin ϕ02 . xˆ1 cos ϕ01 + xˆ2 cos ϕ02

(2.19)

Die resultierende Schwingung erhält man also, wie Bild 2.3 zeigt, indem man die beiden Zeiger wie Vektoren addiert. Mit Bild 2.3 sind die Beziehungen xˆ cos ϕ0s = xˆ1 cos ϕ01 + xˆ2 cos ϕ02 ,

xˆ sin ϕ0s = xˆ1 sin ϕ01 + xˆ2 sin ϕ02

einfach herzuleiten. Die Gleichungen (2.12) bis (2.16) sind Sonderfälle mit ϕ01 = 0 und xˆ1 = xˆs sowie ϕ02 = π/2 und xˆ2 = xˆc , wobei die jeweiligen Zeiger der Sinus- und Kosinus-Schwingung aufeinander senkrecht stehen, Bild 2.4. Fasst man die Zeiger als komplexe Zeitfunktion x (t) = Re x + j Im x, j2 = – 1 auf, so kann der komplexe Zeiger x (t ) = xˆ cos(ω t + ϕ0s ) + j xˆ sin (ω t + ϕ0s ) entsprechend der eulerschen Formel als komplexe Erweiterung einer harmonischen Schwingung und somit kurz als „komplexe Schwingung“ x (t) = xˆ e jȦt , j2 = −1

(2.20)

mit der komplexen Amplitude xˆ = xˆ e jϕ0s

(2.21)

dargestellt werden. Die komplexe Amplitude enthält sowohl die Amplitude xˆ = xˆ = ( Re x)2 + (Im x)2

(2.22)

als auch den Nullphasenwinkel tan ϕ0s =

Im x Re x

(2.23)

der reellen Schwingung nach (2.14), wobei wegen der Projektion auf die vertikale Achse x (t ) = Im x (t )

(2.24)

12


gilt. Ein ganz wesentlicher Vorteil der Rechnung mit komplexen Schwingungen liegt insbesondere bei den Zeitableitungen. Denn eine Ableitung der komplexen Funktion (2.20) nach der Zeit kann als Multiplikation dieser Funktion mit (jȦ) gedeutet werden, oder allgemein x(n) (t ) = (jω )n x(t ), (2.25) wohingegen die harmonischen Sinus- oder Kosinus-Funktionen x(t ) = xˆ cos ω t,

x (t ) = xˆ ω sin ω t, x (t ) = − xˆ ω 2 cos ω t

(2.26)

sich nach jeder Ableitung abwechseln. Die komplexe Schwingung erleichtert insbesondere bei Systemen, die neben einer zweiten und einer nullten Ableitung auch eine erste Ableitung (Dämpfung) enthalten, die Transformation der Differentialgleichungen in algebraische Gleichungen (siehe insbesondere Kapitel 7).

Bild 2.4: Komplexe Zeiger

Anmerkungen zur Überlagerung von Schwingungen mit verschiedenen Frequenzen Für die beiden Teilbewegungen eines Punktes gelte x1(t ) = xˆ1 cos(ω1 t + ϕ01s ), x2 (t ) = xˆ2 cos(ω2t + ϕ02s ).

Für die durch Überlagerung entstehende Bewegung sind zwei Fälle zu unterscheiden. Fall 1: Die beiden Kreisfrequenzen stehen in einem rationalen Verhältnis ω1/ω2 = p/q mit ganzzahligen sowie teilerfremden p und q. Die sich einstellende Schwingung ist nicht mehr harmonisch, aber periodisch mit der Periodendauer T = pT1 = qT2 .

Eine Darstellung durch eine Sinus- oder Kosinus-Funktion ist nicht möglich. Fall 2: Das Frequenzverhältnis ist nicht rational. Die durch die Überlagerung sich einstellende Bewegung ist auch nicht mehr periodisch.

2.2 Harmonische Analyse periodischer Schwingungen

13

Für beide Fälle gilt: Falls die Frequenzen der beiden Einzelbewegungen nahe beieinander liegen, stellt sich eine Schwebung ein, deren Einhüllende der Amplituden sich periodisch mit der Schwebungskreisfrequenz ωs = ω1 + ω2 ändert.

2.2 Harmonische Analyse periodischer Schwingungen Bei einer periodischen Schwingung wiederholt sich der Zeitverlauf jeweils nach einer Periodendauer T, d.h. die Zeitfunktion f (t) erfüllt die Periodizitätsbedingung f (t) = f (t + T), siehe (1.1). Eine periodische Schwingung kann mit Hilfe einer Fourier-Reihe als Summe von harmonischen Teilschwingungen dargestellt werden. Mit der Periodendauer T und der „Grundkreisfrequenz“ ω = 2 π/T gilt in reeller Darstellung f (t ) = f0 +

∞

¦ fˆsk sin(k ω t) + fˆck cos (k ω t) .

(2.27)

k =1

Bei der harmonischen Analyse oder Fourier-Analyse werden die „Amplituden“Anteile der Grundschwingungen (k = 1) und der Oberschwingungen (k ≥ 2) ermittelt. Man erhält sie als Fourier-Koeffizienten k-ter Ordnung T

fˆsk = 2 ³ f (t )sin (k ω t ) dt, T 0

T

fˆck = 2 ³ f (t )cos (k ω t ) dt . T

(2.28)

0

Für den Mittelwert gilt T

f0 = 1 ³ f (t ) dt. T

(2.29)

0

Wählt man für die Reihendarstellung die Form f (t ) = f0 +

∞

¦ fˆk sin (k ω t + ϕ0sk )

(2.30)

k =1

ergeben sich mit den Koeffizienten nach (2.28) die Amplituden und Nullphasenwinkel fˆk =

fˆck 2 + fˆ 2 , tan ϕ fˆck = 0sk sk fˆsk

(2.31)

für die harmonischen Anteile der k-ten Ordnung. Die Gleichungen (2.28) oder (2.31) bilden das diskrete Spektrum der periodischen Schwingung, ihre Aufzeichnung über der Frequenzachse heißt spektrale Darstellung bzw. Darstellung im Frequenzbereich.

14


Bei Berücksichtigung von nur endlich vielen Summanden in (2.30) beschreibt diese endliche Reihe die ursprüngliche periodische Funktion angenähert. In der praktischen Anwendung für z.B. periodische Antriebskräfte oder -momente genügen wegen der Stetigkeit oft wenige Reihenglieder. An Sprungstellen bzw. an Stellen mit extremen zeitlichen Änderungen ist mit größerer Abweichung zu rechnen. Die komplexe Darstellung kann in Anlehnung an die Einführung der komplexen Schwingung (2.20) abgeleitet werden. Für die periodische Schwingung f (t) = f (t + T) lautet die komplexe Fourierreihe f (t ) = f0 +

∞

¦

fˆ k e

j kωt

(2.32)

k =−∞

mit den komplexen Koeffizienten T

fˆk = 1 ³ f (t ) e− j k Ȧt dt. T

(2.33)

0

Neben dem diskreten Spektrum periodischer Schwingungen spielt das kontinuierliche Spektrum von Zeitverläufen mit endlicher Energie als Fourier-Transformation vor allem auch in der Mess- und Regelungstechnik eine bedeutende Rolle. Hier wird nicht näher darauf eingegangen. Das Beispiel einer Rechteckpulsfolge mit der Pulshöhe F und der Pulsdauer T1 zeigt Bild 2.5. Sowohl der Mittelwert als auch die Amplituden des diskreten Spektrums f0 = F

T1 ˆ T , fck = F 2 sin §¨ k ʌ 1 ·¸ , fˆsk = 0, k = 1, 2,... T kʌ © T¹

(2.34)

sind eingezeichnet. Es ist bemerkenswert, dass die Einhüllende der Spektralwerte die gleiche Form hat wie das kontinuierliche Spektrum eines einzelnen Rechteckpulses.

Bild 2.5

Rechteckpulsfolge im Zeit- und Frequenzbereich

2.3 Aufgaben

15

2.3 Aufgaben Aufgabe 2.1: Für die Bewegung einer Masse in x-Richtung gilt x1 = xˆ1 sin(ω t + ϕ 01) mit xˆ1 = 5 cm,

ω = 10 s−1,

ϕ 01 = 30°.

Dieser Bewegung überlagert sich in x-Richtung eine zweite Bewegung, für die gilt x2 = xˆ2 sin (ω t + ϕ02) mit xˆ2 = 3 cm, ω = 10 s–1, ϕ 02 = 45° . Für die resultierende Bewegung ermittle man zeichnerisch und rechnerisch die Amplitude und den Nullphasenwinkel. Aufgabe 2.2: Eine Funktion mit der Periode T ist gegeben durch f (t) = H f (t) =

2H § T · ¨t − ¸ T © 2¹

für 0 싪 t < T/2; für T 싪 t 싪 T, siehe Bild 2.6. 2

Bild 2.6 Periodische Funktion

Die Funktion ist durch eine trigonometrische Reihe (Fourier-Reihe) bis zur 3. Ordnung zu approximieren. Die Fourier-Koeffizienten sind zu berechnen.

Bild 2.7 Periodische Funktion

Aufgabe 2.3: Die in Bild 2.7 gezeichnete periodische Funktion mit der Periode T ist durch eine trigonometrische Reihe zu approximieren. Man berechne die Koeffizienten fˆsk , fˆck und zeichne die Näherungskurve f5.

3 Pendelschwingungen 3.1 Das mathematische Pendel (Fadenpendel) An einem Faden der Länge 1, dessen Masse vernachlässigbar klein ist, hängt eine Masse m, die als Massenpunkt betrachtet werden kann. Nach einer Anfangsauslenkung ϕ 0 aus der statischen Gleichgewichtslage wird m ohne Anfangsgeschwindigkeit losgelassen (Bild 3.1). Die Bewegungsgleichung für die auftretende Pendelschwingung, die in einer Ebene abläuft, soll aufgestellt werden.

Bild 3.1 Fadenpendel

Am frei gemachten Massenpunkt greifen die Gewichtskraft FG und die Fadenspannkraft FS an. Das newtonsche Grundgesetz lautet G G F = ma. Die Komponentengleichung in Bahnrichtung ist Ft = m at . Dabei ist die Tangentialkraft (Rückstellkraft) Ft = – m g sin ϕ. Weiter gilt für die Tangentialbeschleunigung at = l α = l ϕ , wobei α = ϕ die Winkelbeschleunigung ist. Damit erhält man aus (3.1) – m g sin ϕ = m l ϕ

(3.1)

3.1 Das mathematische Pendel (Fadenpendel)

17

oder etwas umgeformt

ϕ +

g sin ϕ = 0. l

(3.2)

(3.2) stellt eine nichtlineare Differentialgleichung 2. Ordnung dar, deren Lösung hier nicht behandelt werden soll. Die Potenzreihenentwicklung der SinusFunktion liefert sin ϕ = ϕ –

ϕ3 3!

+

ϕ5 5!

− ... .

Bei Beschränkung auf kleine Schwingungen (z.B. | ϕ | 싪 0,14 rad ԑ 8°) kann die Reihe nach dem ersten Glied abgebrochen werden. Man setzt also sin ϕ = ϕ. Das Problem wird damit linearisiert. (3.2) geht über in

ϕ +

g ϕ = 0. l

(3.3)

(3.3) hat die gleiche Form wie (2.10). Das bedeutet, dass das Pendel bei kleinen Auslenkungen harmonische Schwingungen ausführt. Außerdem folgt aus dem Vergleich der beiden Gleichungen (2.10) und (3.3)

ω=

g l

für die Kreisfrequenz der kleinen Pendelschwingungen. Die Schwingungsdauer ist T=2π

l . g

(3.4)

Die allgemeine Lösung von (3.3) lautet

ϕ (t) = C1 cos ω t + C2 sin ω t . Die Konstanten C1 und C2 sind aus den Anfangsbedingungen zu ermitteln.

ϕ (0) = ϕ0 = C1 · 1 + C2 · 0

C1 = ϕ0,

ϕ (0) = 0 = – C1 ω · 0 + C2 ω · 1 C2 = 0. Damit lautet die spezielle Lösung, die den gewählten Anfangsbedingungen genügt

ϕ (t) = ϕ0 cos ω t.

18

3 Pendelschwingungen

3.2 Das physikalische Pendel (Körperpendel) Ein starrer Körper (Masse m, Schwerpunkt S, Massenträgheitsmoment J0) ist um eine horizontale Achse durch 0 frei drehbar gelagert (Bild 3.2). Das dynamische Grundgesetz für die Drehbewegung lautet M = J0 ϕ . Aus Bild 3.2 entnimmt man für das Rückstellmoment M = – FG e sin ϕ . Damit erhält man – FG e sin ϕ = J0 ϕ .

Bild 3.2 Körperpendel

Bei Beschränkung auf kleine Schwingungen kann man diese Differentialgleichung wieder linearisieren, indem man sin ϕ = ϕ setzt. Mit FG = m g für die Gewichtkraft gilt – m g e ϕ = J0 ϕ oder

ϕ +

mge ϕ = 0. J0

(3.5)

(3.5) ist wieder von der gleichen Form wie (2.10), d.h. auch die kleinen Pendelschwingungen eines Körpers sind harmonische Schwingungen. Dabei ist mge = ω2 . J0

3.2 Das physikalische Pendel (Körperpendel)

19

Die Schwingungsdauer lautet damit J0 . mge

T = 2π

(3.6)

Unter der reduzierten Pendellänge eines Körperpendels versteht man die Länge des Fadenpendels, das die gleiche Schwingungsdauer hat wie das betrachtete Körperpendel TFadenpendel = TKörperpendel . Mit 2ʌ

lred J0 = 2ʌ g mge

erhält man lred =

2 J + m e2 J0 J = S =e+ S =e+i . me me me e

(3.7)

Dabei wird der Steiner-Huygenssche Satz benützt und JS = m i2 eingeführt, wobei i der Trägheitsradius ist. Das Massenträgheitsmoment eines Körpers kann durch einen Pendelversuch bestimmt werden, bei dem die Schwingungsdauer gemessen wird. (3.6) nach J0 aufgelöst ergibt J0 =

T 2m g e . 4 ʌ2

Die Umrechnung auf die Schwerachse erfolgt mit dem Satz von Steiner: JS = J0 – m e2 . Beispiel 3.1: Pendellänge für kleine Schwingungsdauer In welchem Abstand vom Schwerpunkt muss man einen Körper drehbar aufhängen, damit die Schwingungsdauer der Pendelschwingungen möglichst klein wird? Die Schwingungsdauer wird zum Minimum, wenn die reduzierte Pendellänge des Körpers ein Minimum ist, d.h. aus (3.7) folgt 2 d lred = 1 − i 2 = 0 e = ± i. de e Der Abstand des Aufhängepunkts vom Schwerpunkt muss gleich dem Trägheitsradius sein. Die Schwingungsdauer ist dann

20


T = 2π

m i2 + m i2 2i J0 . = 2ʌ = 2ʌ mgi mgi g

Beispiel 3.2: Ausschwingen einer hängenden Last Die Laufkatze eines Krans bewegt sich mit einer Geschwindigkeit υKatze = 4 m/min. Mit derselben Geschwindigkeit υKatze bewegt sich die senkrecht darunter an zwei Seilen hängende Last (Bild 3.3). Durch Anfahren an eine Endbegrenzung wird die Katze plötzlich zum Stillstand gebracht. a) Wie groß ist die Schwingungsdauer der auftretenden Pendelschwingung der Last? Anmerkung: Das geringe Auf- bzw. Abwickeln der beiden Hubseile an den Seiltrommeln beim Ausschwingen kann vernachlässigt werden. b) Wie weit schwingt die Last aus?

Bild 3.3 Pendelschwingung einer Last

a) Die Last führt beim Pendeln eine reine Translationsbewegung aus (Parallelpendel); das System ist also praktisch ein mathematisches Pendel. Die Pendellänge ist dabei l = 6 m. Das Maß e ist ohne Einfluss! Daher gilt T = 2π l = 4,91 s . g b) Das Drehwinkel-Zeit-Gesetz lautet

ϕ (t) = C1 cos ω t + C2 sin ω t, ω = 2ʌ = 1,28 s–1 . T

Die Anfangsbedingungen sind

ϕ (0) = 0 , Es folgt

ϕ (0) =

υKatze l

=

4 m ⋅ 1min = 0,01111 . min⋅ 6 m ⋅ 60 s s


ϕ (0) = C1 · 1 + C2 · 0 = 0 ϕ (0) = C2 · ω · 1 =

υKatze l

21

C1 = 0, C2 =

υKatze = 0,00869. lω

Damit gilt ϕ = 0,00869 sin (1,28 s–1 t)

ϕmax = 0,00869 = 0,50°,

xmax = l sin ϕmax = 0,052 m.

Beispiel 3.3: Rollpendel Der in Bild 3.4 gezeichnete Körper (Masse m, Schwerpunkt S, Massenträgheitsmoment JS bezogen auf die Achse durch S senkrecht zur Zeichenebene) kann auf der horizontalen x-Achse abrollen. Für die kleinen Rollschwingungen um die Gleichgewichtslage ermittle man die Kreisfrequenz. Der Rollwiderstand ist zu vernachlässigen.

Bild 3.4

Rollpendel

Bild 3.5

Kräfte und Momente am frei gemachten Körper

In Bild 3.5 ist das Freikörperbild des Körpers in einer ausgelenkten Lage einschließlich der d'Alembertschen Trägheitskräfte gezeichnet. Die Rollbedingung lautet xA = r ϕ . Für die Koordinaten des Schwerpunkts liest man ab xS = r ϕ – e sin ϕ,

yS = r – e cos ϕ .

22


Geschwindigkeit und Beschleunigung des Schwerpunkts erhält man daraus zu xS = r ϕ – e cos ϕ ⋅ ϕ ,

yS = e sin ϕ ⋅ ϕ ,

xS = r ϕ + e sin ϕ ⋅ ϕ 2 – e cos ϕ ⋅ ϕ ,

yS = e cos ϕ ⋅ ϕ 2 + e sin ϕ ⋅ ϕ .

In Bild 3.5 sind außer den äußeren Kräften auch die Trägheitskräfte und die Momente aus der Trägheitswirkung eingetragen. Nach d'Alembert muss die Summe aller Momente, bezogen z.B. auf den Berührpunkt B, gleich null sein:

¦ M (B) = −m g e sin ϕ − Js ϕ − m ys e sin ϕ − m xs (r − e cos ϕ ) = 0 . Werden die obigen Beziehungen für xs und ys eingesetzt, so erhält man – m g e sin ϕ – Js ϕ – m (e cos ϕ ⋅ ϕ 2 + e sin ϕ ⋅ ϕ ) e sin ϕ – m (r ϕ + e sin ϕ ⋅ ϕ 2 – e cos ϕ ⋅ ϕ )(r – e cos ϕ) = 0. Beschränkt man sich auf kleine Schwingungen, so kann man sin ϕ = ϕ, cos ϕ = 1 setzen und die Glieder mit ϕ 2 ⋅ ϕ und ϕ 2 ϕ weglassen, da sie von höherer Ordnung klein gegenüber den linearen Anteilen sind. Man erhält dann – m g e ϕ – Js ϕ – m ϕ (r – e)2 = 0 oder

ϕ +

mge ϕ = 0. Js + m (r − e)2

Dies ist wieder die harmonische Schwingungen beschreibende Differentialgleichung. Die Kreisfrequenz der Rollpendelschwingungen beträgt

ω=

mge . Js + m (r − e)2

Beispiel 3.4: Zykloidenpendel Ein Massenpunkt bewegt sich reibungsfrei auf einem in vertikaler Ebene liep , der durch Abrollen eines Kreises mit dem Radigenden Zykloidenbogen OQ us r auf der x-Achse entsteht (Bild 3.6). Man untersuche die Bewegung des Massenpunktes. In Bild 3.6 ist die Masse m in einer ausgelenkten Lage gezeichnet. Auf m wirken die Gewichtskraft FG und von der Führung her die Normalkraft FN. Die Rückstellkraft beträgt FG sin ψ = m g sin ψ. Aus der Geometrie ist bekannt, dass der Zykloidenbogen OA die Evolute des zu AG sind gleichihm kongruenten Zykloidenbogens AG ist: Die Normalen von p


23

p . Außerdem gilt, dass die Länge s des Zykloidenbogens zeitig Tangenten von OA p PA (Auslenkung von m aus des statischen Gleichgewichtslage) übereinstimmt mit der Länge PD auf der Tangenten: s =p PA = PD = 2 PC .

Daraus folgt für P → O insbesondere p OA = OG + 4r .

Bild 3.6

Zykloidenpendel

In der beliebigen Lage P gilt sin ψ =

PC s = 2r 4r

und damit ergibt sich für die Rückstellkraft m g s . 4r Nach Newton gilt – m g s = m at = m s 4r

s+

g s = 0. 4r

Die Bewegung des Massenpunkts ist eine harmonische Schwingung mit der Schwingungsdauer T = 2π

4r = 4ʌ r . g g

24


Die lineare Differentialgleichung gilt hier exakt, nicht nur als Näherung für kleine Auslenkungen wie bei der Bewegung auf einem Kreisbogen. Anders als etwa beim mathematischen Pendel bleibt die Schwingungsdauer also auch für große Auslenkungen immer gleich.

3.3 Aufgaben Aufgabe 3.1: Eine homogene Kugel (Masse m, Radius r) ist in einer zylindrischen Führung (Radius R) gelagert (Bild 3.7). Für die kleinen Rollschwingungen der Kugel um die statische Gleichgewichtslage ermittle man die Kreisfrequenz (ohne Rollwiderstand, reines Rollen).

Bild 3.7

Rollpendel

Bild 3.8

Schiefes Körperpendel

Aufgabe 3.2: Bei dem in Bild 3.8 dargestellten Körperpendel ist die Drehachse gegenüber der Horizontalen um den Winkel γ geneigt. JA ist das Massenträgheitsmoment bezogen auf die Drehachse. Wie groß ist die Schwingungsdauer für die kleinen Pendelschwingungen? Aufgabe 3.3: Ein homogener, vollzylindrischer Körper ist um die Achse A–A frei drehbar gelagert (Bild 3.9). Die Drehachse liegt horizontal und berührt den Grundkreis des Zylinders. Man berechne die Eigenschwingungsdauer für die kleinen Schwingungen um die statische Gleichgewichtslage. d = 120 mm, h = 200 mm, ρ = 7,85

kg . dm3

3.3 Aufgaben

Bild 3.9

Pendelschwingungen eines Zylinders

25

Bild 3.10 Metronom

Aufgabe 3.4: Man ermittle die Schwingungsdauer eines Metronoms. Dieses besteht aus dem um 0 drehbaren Pendelkörper 1 (Masse m1, Schwerpunkt S1, Massenträgheitsmoment J01 bezogen auf die Achse durch 0). Auf dem Pendelkörper sitzt das verschiebbare Zusatzgewicht der Masse m2, das als Massenpunkt betrachtet werden kann (Bild 3.10).

4 Freie ungedämpfte Schwingungen von Systemen mit einem Freiheitsgrad 4.1 Längsschwingungen Die grundlegenden schwingungstechnischen Zusammenhänge lassen sich ganz allgemein am einfachen Feder-Masse-System erklären, das oft als „einfacher Schwinger“ bezeichnet wird. Bei diesem Grundmodell der (translatorischen) Schwingungen ist eine Masse m geradlinig in horizontaler Richtung geführt und an einer Feder festgemacht (Bild 4.1). In der statischen Gleichgewichtslage (x = 0) ist die Feder entspannt. Bei einer Auslenkung x aus dieser Lage übt die Feder auf die Masse eine Rückstellkraft aus. Es wird angenommen, dass die Größe dieser Kraft proportional zur Auslenkung x ist, d.h. es handelt sich um eine lineare Feder. Der Proportionalitätsfaktor wird mit k bezeichnet und heißt Federsteifigkeit oder Federkoeffizient oder auch Federkonstante. Die Einheit von k ist N/m. Die Masse wird nun um x0 aus der Gleichgewichtslage ausgelenkt und außerdem wird ihr in dieser ausgelenkten Lage eine Anfangsgeschwindigkeit x0 = υ0 erteilt. Anschließend wird das Schwingungssystem sich selbst überlassen. Die entstehende Bewegung in Längsrichtung der Feder („Längsschwingung“) wird als freie Schwingung oder Eigenschwingung bezeichnet. Im Folgenden wird die Führung als reibungsfrei angenommen und die Federmasse gegenüber der Masse m des Körpers vernachlässigt.

Bild 4.1 Einfacher Schwinger

4.1.1 Schwingungsdifferentialgleichung Da das System reibungsfrei arbeitet, kann der Energie-Erhaltungssatz angewandt werden: Die am Anfang vorhandene gesamte mechanische Energie muss auch zu jedem späteren Zeitpunkt noch vorhanden sein, es gilt also Eges = 1 k x02 + 1 m υ02 = 1 k x2 + 1 m υ 2 2 2 2 2

(4.1)

4.1 Längsschwingungen

27

für die Summe aus potentieller Energie der Feder und kinetischer Energie der Masse. In (4.1) sind x (t) und υ (t) Funktionen der Zeit. Die Differentiation dieser Gleichung nach der Zeit t ergibt dEges = 0 + 0 = 1 k 2 x dx + 1 m 2υ dυ dt 2 dt 2 dt oder mit dx = υ , dυ = a = x dt dt

) υ = 0. (k x + mx Diese Gleichung muss für beliebiges υ erfüllt sein, daher muss gelten x + k x = 0. m

(4.2)

(4.2) hat die gleiche Form wie (2.10), d.h. die Masse m führt harmonische Schwingungen aus. Für die Eigenkreisfrequenz gilt

ω= k . m

(4.3)

Die Kreisfrequenz ist unabhängig von der Schwingweite. Dies gilt immer in linearen Systemen. Als Eigenfrequenz ergibt sich f = ω /2π und als Eigenschwingungsdauer T = 2π m . k

(4.4)

Für ein Feder-Masse-System, bei dem die Feder vorgespannt ist, soll die Differentialgleichung noch mit einer anderen Methode, dem newtonschen Grundgesetz, hergeleitet werden. Die Feder sei vorgespannt durch die konstante Kraft F0, z.B. durch das Eigengewicht bei vertikaler Anordnung.

Bild 4.2

a Einfacher Schwinger mit Federvorspannkraft b Federkennlinie

28

4 Freie ungedämpfte Schwingungen von Systemen mit einem Freiheitsgrad

In Bild 4.2a sind die auf die frei gemachte Masse m in der um x aus der statischen Gleichgewichtslage ausgelenkten Lage einwirkenden Kräfte eingetragen. Die Federrückstellkraft ist dabei FF = F0 + k x, siehe Bild 4.2b. Nach Newton gilt F0 – FF = m a

F0 – (F0 + k x) = mx

oder x + k x = 0. m Dies ist dieselbe Gleichung wie (4.2). Daraus kann man folgern: Der Schwingungsvorgang ist unabhängig von eventuellen Federvorspannungen. Diese Folgerung gilt nur für lineare Systeme mit – wie hier – linearer Rückstellung. Ein Beispiel nichtlinearer Rückstellung zeigt Beispiel 4.4.

Bei zwei Federn wie in Bild 4.3 ist die Kreisfrequenz in beiden Fällen

ω = 2k , m

da die Rückstellkraft in Fall a F=kx+kx=2kx genauso groß ist wie im Fall b: FF = F0 + k x – (F0 – k x) = 2 k x .

Bild 4.3 a Federn nicht vorgespannt b Federn vorgespannt mit F0

Um das Weg-Zeit-Verhalten der Feder-Masse-Schwinger zu erhalten kann die allgemeine Lösung von (4.2) unter Berücksichtigung von (4.3) als x (t) = C1 cos ω t + C2 sin ω t geschrieben werden (vgl. (2.12)). Die Konstanten C1 und C2 sollen für die obigen Anfangsbedingungen bestimmt werden: x (0) = x0 = C1 cos (ω · 0) + C2 sin (ω · 0) = C1 · 1 + C2 · 0, x (0) = υ0 = – C1 ω sin (ω · 0) + C2 ω cos (ω · 0) = 0 + C2 ω · 1.


29

Daraus folgt C1 = x0 und C2 = υ0 /ω. Damit lautet das Bewegungsgesetz für die gewählten Anfangsbedingungen x = x0 cos ω t +

υ0 sin ω t . ω

(4.5)

In die Form der (2.14) gebracht erhält man als Weg-Zeit-Funktion x (t) = xˆ sin (ω t + ϕ 0s)

(4.6)

mit der Amplitude §υ · xˆ = x02 + ¨ 0 ¸ ©ω ¹

2

und dem Nullphasenwinkel ϕ 0s, der sich aus x ω tan ϕ 0s = 0

υ0

ergibt.

4.1.2 Beispiele und Anwendungen Beispiel 4.1: Ermittlung der Stablängssteifigkeit Am Ende eines vertikal stehenden Stabes (Länge 1, Stabquerschnitt über die ganze Stablänge konstant) ist eine Masse m befestigt, die vertikal geführt wird (Bild 4.4).

Bild 4.4 Stab mit Einzelmasse

Man ermittle die Eigenkreisfrequenz für die Schwingungen der Masse in yRichtung. Die Stabmasse kann vernachlässigt werden. Es handelt sich um ein einfaches Feder-Masse-System. Die Masse führt in yRichtung harmonische Schwingungen aus. Für die Kreisfrequenz gilt also (4.3) mit der Ersatzsteifigkeit k = kers.

30


Die Federwirkung des Stabes wird durch seine (Ersatz-) Steifigkeit kers dargestellt. Diese lässt sich über das Materialverhalten (hookesches Gesetz) und Spannungs- und Dehnungsdefinition gemäß F ǻl y = σ = E ⋅ε = E ⋅ = A l l im Vergleich mit der Federkraft F = kers · y als Längs- oder Dehnsteifigkeit EA (4.7) kers = l ermitteln. Für die Eigenkreisfrequenz ergibt sich

ω=

EA . lm

Weitere Ersatzsteifigkeiten für Stäbe und Federn sind in Anhang A3 aufgelistet. Beispiel 4.2: Näherungsweise Berücksichtigung der Federmasse Bisher ist die Federmasse unberücksichtigt geblieben. Dies ist bei kleiner Federmasse im Vergleich zur Masse m des schwingenden Körpers angemessen. Zur ersten Abschätzung des Einflusses der Trägheit der mitschwingenden Federmasse dienen folgende Ausführungen. Die homogen verteilte Masse der Feder sei mF, ihre Länge in der statischen Gleichgewichtslage l. In der um x ausgelenkten Lage habe die Masse m die Geschwindigkeit υ. Die Geschwindigkeit eines Federelements unmittelbar bei m stimmt mit υ überein, während ein Federelement an der Befestigungsstelle der Feder in Ruhe ist. Es kann angenommen werden, dass die Geschwindigkeitsverteilung über die Federlänge linear ist (Bild 4.5). Das Federelement an der Stelle x hat dann die Geschwindigkeit

υF = υ x

l+x

.

Die kinetische Energie des Federelements der Masse dmF an der Stelle x ist 2 dEkinF = 1 dmF υF2 = 1 dmF υ 2 x 2 2 2 (l + x)

worin

dmF =

mF dx . l+x


31

Bild 4.5 Geschwindigkeitsverteilung für Feder

Die gesamte kinetische Energie der Feder erhält man durch Integration über die Federlänge EkinF =

l+x

³

x=0

1 mF dx υ 2 x 2 = 1 mF υ 2 2 l+x (l + x)2 2 (l + x)3 l+x x3

mF =1 υ2 2 (l + x)3 3

0

l+x

³

x 2 dx

0

= 1 mF ⋅ 1 υ 2 . 2 3

Der Energiesatz für das System liefert m m = 1 k x2 + 1 m υ 2 + 1 F υ 2 = 1 k x2 + 1 §¨ m + F ·¸υ 2 = konst. 2 2 2 3 2 2© 3 ¹ Der Vergleich mit (4.1) zeigt, dass zur Masse m noch ein Drittel der Federmasse mF zugeschlagen werden muss.

Eges

Die näherungsweise Berücksichtigung der Federmasse bei Biegefedern wird in Anhang A4 gezeigt. Mit der Ersatzmasse mers = m +

ω=

mF ergibt sich die Eigenkreisfrequenz 3

k = k . m mers m+ F 3

Diese beiden Beispiele zeigen, dass zur Ermittlung der Eigendynamik eines Schwingungssystems, charakterisiert durch die Eigenkreisfrequenz

32


ω0 =

kers , m ers

(4.8)

die Kenntnis der Ersatzsteifigkeit und der Ersatzmasse im Sinne eines einfachen „Ein-Massen-Schwingers“ von größter Bedeutung ist. Weitere Beispiele verdeutlichen dies und zeigen weitere Phänomene. Beispiel 4.3: Rollschwinger Ein zylindrischer Körper (Masse m, Drehmasse bezogen auf die Schwerachse JS) ist durch eine im Schwerpunkt S angreifende Feder gehalten (Bild 4.6). Er kann auf einer horizontalen Ebene hin- und herrollen. Man untersuche die Schwingungen des Systems, wobei insbesondere die Eigenkreisfrequenz bestimmt werden soll. Der Rollwiderstand darf vernachlässigt werden.

Bild 4.6 Rollschwinger

Die Lösung soll mit dem newtonschen Grundgesetz in der d'alembertschen Fassung (kurz als d'alembertsches Prinzip bezeichnet) durchgeführt werden. In Bild 4.7 sind am freigemachten Körper in der beliebigen um x aus der statischen Gleichgewichtslage ausgelenkten Lage außer den äußeren Kräften auch die Trägheitskräfte und die Momente aus Trägheitswirkungen eingetragen (m xs , Js ϕ ). Nach d'Alembert muss dieses Kräftesystem ein Gleichgewichtssystem sein. Es muss also z.B. die Summe aller Momente bezogen auf den Berührpunkt P verschwinden

¦ M (P) = − k xs r − m xs r − Js ϕ = 0 . Außerdem gilt die Rollbedingung xs = r ϕ . Diese Beziehung wird zweimal nach xs = r ϕ . der Zeit differenziert:

Bild 4.7 Kräfte und Momente an der freigemachten Walze


33

In die Momentengleichung eingesetzt erhält man xs r − Js – k xs r – m

xs = 0, r

oder etwas umgeformt xs +

k r2 xs = 0 . m r 2 + Js

Diese Differentialgleichung ist wieder von der gleichen Form wie (2.10). Die Rollschwingungen verlaufen damit harmonisch. Für die Kreisfrequenz gilt k r2 . m r 2 + Js Im Sinne der Deutung gemäß (4.8) lassen sich die Steifigkeits- und Massenparameter J mers = m + S kers = k, r2 für dieses Schwingungssystem identifizieren.

ω=

Beispiel 4.4: Schwingung in radialer Führung In einer zylindrischen Scheibe befindet sich eine radiale Führung. In der Führung bewegt sich reibungsfrei ein Massenpunkt, der durch eine im Mittelpunkt 0 der Scheibe befestigte Feder gehalten wird (Bild 4.8). Bei entspannter Feder hat die Masse m den Abstand e von 0.

Bild 4.8

Einfacher Schwinger bei ruhender und rotierender Führung

In Bild 4.8a und b ist die Scheibenebene vertikal und die Scheibe steht still. In Bild 4.8c liegt die Scheibenebene horizontal, und die Scheibe rotiert gleichförmig um die vertikale Achse durch 0 mit der Winkelgeschwindigkeit ω*. Man berechne in den drei Fällen die Eigenkreisfrequenz ω. Zahlenwerte: m = 0,45 kg, k = 3200 N/m, e = 12 cm, ω*= 65 s–1 .

34


Bei Fall a und b ist

ω= k = m

3200 kg = 84,33 1 . 0,45 kg s2 s

In beiden Fällen sind lediglich die Federvorspannkräfte verschieden groß. Diese haben aber keinen Einfluss auf die Kreisfrequenz. Für den Fall c ist die Masse m in Bild 4.9 zum beliebigen Zeitpunkt t dargestellt. Ihre Lage wird durch den Abstand x von 0 beschrieben. Trägheitswirkungen werden durch die Fliehkraft und die Corioliskraft FF = m x ω*2 ,

FC = m 2 ω * υ

gemäß Bild 4.9 berücksichtigt. sowie die Trägheitskraft mx FC steht senkrecht auf der Führung. Außerdem wirkt auf m die Federrückstellkraft F = k (x – e) .

Bild 4.9 Einfacher Schwinger in rotierender Führung

Das dynamische Grundgesetz in x-Richtung liefert

= 0 – F + FF – m x = 0 – k (x – e) + m x ω∗2 – mx oder ke . x + §¨ k − ω *2 ·¸ x = m ©m ¹

Die Lösung dieser inhomogenen Differentialgleichung 2.Ordnung ergibt sich durch Überlagerung der allgemeinen Lösung der homogenen Gleichung und einer partikulären Lösung der inhomogenen Gleichung. Die homogene Differentialgleichung x + §¨ k − ω *2 ·¸ x = 0 ©m ¹

ist von der gleichen Form wie (2.10). Die Schwingungen sind harmonisch mit der Kreisfrequenz


35

ω = k − ω *2 = 3200 − 652 = 53,72 1 . m

0,45

s

Die allgemeine Lösung der homogenen Differentialgleichung ist x = C1 cos ω t + C2 sin ω t mit ω = k − ω *2 . m Für die partikuläre Lösung der inhomogenen Gleichung macht man den Ansatz x = B = konst. Eingesetzt in die Differentialgleichung erhält man § k − ω *2 · B = k e . ¨ ¸ m ©m ¹

Daraus berechnet sich B=

ke m §¨ k − ω *2 ·¸ ©m ¹

=

e 1 − ω *2 § m ·

.

¨ ¸ ©k¹

Damit ist die allgemeine Lösung der inhomogenen Gleichung x = C1 cos ω t + C2 sin ω t +

e . 1 − ω *2 m/k

Es handelt sich also um eine harmonische Schwingung um die „dynamische Gleichgewichtslage“ xG = B =

e . 1 − ω *2 m/k

In dieser Lage ist Gleichgewicht zwischen der Fliehkraft und der Federkraft vorhanden. Schwingungen um diese Gleichgewichtslage sind möglich. So erhält man z.B. mit den Anfangsbedingungen x (0) = x0, x (0) = 0 aus x (0) = C1 · 1 + C2 · 0 + xG = x0,

x (0) = – C1 ω · 0 + C2 ω · 1 = 0.

Daraus berechnen sich die beiden Konstanten C1 = x0 – xG,

C2 = 0.

Für die Bewegung gilt also (Bild 4.10) · cos ω t + e e x = §¨ x0 − . ¸ 1 − ω *2m/k ¹ 1 − ω *2 m/k ©

36


Bild 4.10 x, t-Diagramm für die Anfangsbedingungen x (0) = x0, x (0) = 0.

Aus der Beziehung für die Kreisfrequenz kann man ersehen, dass sich ein reeller Wert für ω nur ergibt, wenn c − ω *2 ≥ 0 gilt. m

Es sind folgende drei Fälle zu unterscheiden: 1. 2.

3.

c − ω*2 > 0: Stabile Schwingung mit ω = c − ω*2 . m m ce c − ω*2 = 0: Die Bewegungsdifferentialgleichung ist dann . Die x= m m Masse entfernt sich gleichförmig beschleunigt von 0. Das System versagt, da nach endlicher Verformung die Feder brechen wird. c − ω*2 < 0 : Die Bewegungsdifferentialgleichung lautet m ce . x − §¨ ω*2 − c ·¸ x = m¹ m ©

Als Lösung ergeben sich Exponentialfunktionen. Das System versagt noch schneller als im 2. Fall, da nun die Beschleunigung mit x zunimmt. Fazit: Für stabile Systeme muss die Eigenkreisfrequenz reelle Werte annehmen. Mechanische Deutung: Die „Rückstellung“ darf nicht negativ sein, sonst wirkt sie als „Anfachung“. Stabile Systeme erfordern ω2 > 0. Beispiel 4.5: Einfluss von Federvorspannkräften auf das Schwingungsverhalten Eine Masse m = 5 kg ist durch 5 Federn gehalten. Die in Bild 4.11 gezeichnete Lage ist die statische Gleichgewichtslage, in der die Länge aller Federn l = 0,9 m beträgt. Die vertikal hängende Feder (Federkonstante kV = 2000 N/m) hat die Vorspannung FV = FG, das Gewicht des Körpers. Die 4 horizontal liegenden Federn haben alle die gleiche Federkonstante kH = 1000 N/m und sind alle mit der gleichen Zugkraft FH = 400 N vorgespannt.


37

a) Man gebe die Kreisfrequenzen für die kleinen Schwingungen der Masse m in x- bzw. y-Richtung an (ωx, ωy). Anmerkung: Die Federlängen dürfen als groß betrachtet werden. b) Welche Kreisfrequenz ergibt sich für kleine Schwingungen der Masse in zRichtung (ωz)?

Bild 4.11 Aufhängung einer Masse mit vorgespannten Federn

Bild 4.12 Kräfte an der in x-Richtung ausgelenkten Masse

38


a) Wegen der Symmetrie des Systems und der Voraussetzung kleiner Schwingungen ist ωx = ωy. Es genügt daher, die Schwingungen in x-Richtung zu untersuchen. In Bild 4.12 sind die an der um x ausgelenkten Masse angreifenden Kräfte eingetragen. Bei den in x-Richtung liegenden Federn wird in der linken die Spannkraft um kH x erhöht, in der rechten um kH x vermindert. Die Längenänderung der beiden Federn in y-Richtung kann vernachlässigt werden. Deren Vorspannkräfte bleiben damit unverändert. Das Gleiche gilt für die Feder in z-Richtung. Damit ergibt sich die gesamte Rückstellkraft

¦ Fix = − (FH + kH x) + FH − kH x − 2 FH sin ϕ − FVH = – 2 kH x – 2 FH x − FG x . l l Dabei wurde sin ϕ = tan ϕ = x gesetzt. l Nach Newton gilt x – 2 kH x – 2 FH x − FG x = m l l oder 2 kH + 1 (2 FH + FG ) l x+ x =0. m

Der Koeffizient des x-Gliedes stellt ωx2 dar, wie der Vergleich mit (2.10) zeigt. Damit ist die Kreisfrequenz

ωx = ω y =

2 kH + (2 FH + FG ) /1 = 24,3 1 . m s

In diesem Fall haben die Federvorspannkräfte also Einfluss auf das Schwingungsverhalten (nichtlineares System)!

Bild 4.13 Masse m um z ausgelenkt und frei gemacht

b) Bei einer kleinen Auslenkung in z-Richtung ändern sich die Längen der vier horizontal liegenden Federn praktisch nicht (Längenänderung klein von höherer Ordnung!). Die Federrückstellkraft lässt sich in Bild 4.13 ablesen


39

¦ Fiz = + FV − kV z − FG − 4 FH zl . Nach Newton ist wieder − kV z − 4 FH z = m z l oder kV + 4 FH l z+ z = 0. m Damit ergibt sich die Kreisfrequenz kV + 4 FH l ωz = = 27,5 1 . m s

Auch bei den Schwingungen in z-Richtung sind die Federvorspannungen von erheblichem Einfluss. Bei allen bisher im 4. Abschnitt behandelten Schwingern werden die Rückstellkräfte von Federn bzw. durch das Gewicht geliefert. Dass dies keineswegs so sein muss, sollen die folgenden Beispiele zeigen. Beispiel 4.6: Reibschwinger Zur experimentellen Ermittlung der Gleitreibzahl kann das in Bild 4.14 gezeichnete System verwendet werden. Auf zwei mit der Drehzahl n* gegensinnig rotierenden Walzen gleichen Durchmessers liegt ein Körper der Masse m in A und B frei auf. Er ist in horizontaler Richtung frei beweglich. Zwischen den Walzen und dem aufliegenden Körper ist Reibung vorhanden (Reibzahl ). Der Schwerpunkt S des Körpers liege in der Ebene AB. Er befindet sich zu Beginn der Beobachtung im Abstand x0 von der Mitte und habe die Geschwindigkeit υ0 = 0.

Bild 4.14 Reibschwinger

40


a) Man untersuche die auftretende Schwingungsbewegung. b) Wie groß muss bei vorgegebenem x0 die Drehzahl n* der Walzen mindestens sein, damit stets Gleitreibung vorhanden ist? c) Was ändert sich, wenn der Schwerpunkt S um h über der Ebene AB liegt (Bild 4.16)?

Bild 4.15 Kräfte am frei gemachten Körper

a) In Bild 4.15 sind alle auf den Körper in der um x ausgelenkten Lage einwirkenden Kräfte einschließlich der Trägheitskraft eingetragen. Nach d'Alembert muss dann Gleichgewicht herrschen. Die Gleichgewichtsbedingungen für den Körper lauten

¦ Fix = +RA − RB − m x = 0 , ¦ M (A) = + NB 2b − FG (b + x) = 0 , ¦ M (B) = −NA 2b + FG (b − x) = 0 . Außerdem gilt für die coulombschen Gleitreibungskräfte RA = NA,

RB= NB .

Aus der dritten und zweiten Gleichung erhält man die Normalkräfte NA = b − x FG , NB = b + x FG . 2b 2b Unter Berücksichtigung der Reibungsansätze ergibt die erste Gleichung x b − x FG − µ b + x FG = m 2b 2b

oder x+

µg b

x = 0.

Die Bewegung ist eine harmonische Schwingung mit der Kreisfrequenz

ω=

µg b

.

Wird die Frequenz gemessen, so lässt sich die Reibzahl berechnen: = b ω2/g.


41

b) Anfangsbedingungen: x (0) = x0, x (0) = 0. Damit ist die Bewegung harmonisch mit x = x0 cos ω t,

x = – x0 ω sin ω t.

Damit zwischen den Walzen und der Masse m stets Schlupf vorhanden ist, muss die Maximalgeschwindigkeit von m kleiner sein als die Umfangsgeschwindigkeit der Walzen xmax = x0 ω < υu = r ω * = ʌ d n* ,

wenn n* =

ω ª1 º . 2 ʌ «¬ s »¼

Daraus folgt n* >

x0 ω . ʌd

c) Wie man aus Bild 4.16 ersieht, ändern sich von den bei Frage a) angeschriebenen Gleichungen nur die zweite und die dritte.

Bild 4.16 Kräftesystem

¦ M (A) = + NB 2b + m x h – FG (b + x) = 0, ¦ M (B) = – NA 2b + m x h + FG (b – x) = 0. Daraus erhält man NB = 1 (m g (b + x) – m x h), 2b

NA = 1 (m g (b – x) + m x h). 2b

Eingesetzt in die Gleichgewichtsbedingung ¦ Fix = 0 bei Frage a) erhält man

µ

µ

(m g (b − x) + m x h) − (m g (b + x) − m x h) − m x =0, 2b 2b oder schließlich nach einfachen Umformungen x+

µg b §¨1 − µ h ·¸ b¹ ©

x = 0.

Die Kreisfrequenz der harmonischen Schwingungen wird jetzt

42


ω=

µg . § b ¨1 − µ h ·¸ b¹ ©

Beispiel 4.7: Fliehkraftpendel Für ein Fliehkraftpendel kann das in Bild 4.17 vereinfacht gezeichnete System verwendet werden. Eine Kurbelwelle rotiere mit der Winkelgeschwindigkeit ω* um 0. In einer kreisförmigen Nut (Mittelpunkt A, Radius 1, OA = e) ist eine Masse m (als Massenpunkt zu betrachten) frei beweglich. Die Gewichtskraft FG = m g kann gegenüber der rotatorischen Trägheit („Fliehkraft“) vernachlässigt werden. Wenn die Drehachse der Kurbelwelle vertikal steht, ist die Gewichtskraft sowieso ohne Einfluss. Für die kleinen Schwingungen der Masse m ermittle man die Kreisfrequenz. Bild 4.17 zeigt den frei gemachten Massenpunkt mit der Normalkraft FN sowie den d'alembertschen Trägheitskräften FT infolge der Relativbeschleunigung in der Nut, FZ infolge der Normalbeschleunigung der Relativbewegung in der Nut, FZ* infolge der Normalbeschleunigung der Führungsdrehung sowie FC infolge der Coriolisbeschleunigung. Das Kräftegleichgewicht in tangentialer Richtung der Nut m l ϕ + m r ω *2 sin (ϕ − ψ ) = 0 führt für kleine Winkel (sin (ϕ – ψ) = ϕ – ψ) auf m l ϕ + m r ω *2 (ϕ − ψ ) = 0 .

Bild 4.17 Fliehkraftpendel


43

Aus den Dreiecken BOC bzw. AOC lässt sich entnehmen: OC = r sin (ϕ – ψ) = e sin ϕ

und damit für ϕ, ψ ԟ 1 r (ϕ – ψ ) = e ϕ . Eingesetzt in obige Differentialgleichung erhält man nach Division durch ml

ϕ +

e ω*2 ϕ = 0. l

Kleine Schwingungen verlaufen also harmonisch und die gesuchte Kreisfrequenz ist

ω = ω*

e . l

Für elastische Kurbelwellen mit Torsionsschwingungsproblemen ist ein solches System als „Tilger“ (siehe auch Kap. 9.1) einsetzbar. Beispiel 4.8: Hubschwingungen eines Schiffs Bei dem in Bild 4.18 gezeichneten Schiff sei Gleichgewicht vorhanden, wenn der Schwerpunkt in der Höhe z = 0 ist (FG = FAuftrieb). Man ermittle die Eigenkreisfrequenz für die kleinen Hubschwingungen in z-Richtung.

Bild 4.18 Hubschwingungen eines Schiffes

Taucht der Schiffskörper zusätzlich um z ein, so entsteht die Rückstellkraft F = FAuftrieb = ρ g ∆V = ρ g A z .

ρ ist die Dichte des Wassers. Dabei ist angenommen, dass die Querschnittsfläche A des Schiffes in der Umgebung der Wasserlinie konstant ist. Nach Newton gilt – ρ g A z = m z

z+

ρgA

z = 0. m Daraus folgt für die Kreisfrequenz (m = Schiffsmasse + ein „Wasserzuschlag“, um die mitschwingende Wassermasse zu berücksichtigen)

oder

44


ω=

ρgA m

.

Beispiel 4.9: Flüssigkeitsschwingung in einem U-Rohr In einem U-Rohr von konstantem Querschnitt befindet sich eine Flüssigkeit der Dichte ρ (Bild 4.19). Die Länge des Flüssigkeitsfadens ist l. Man ermittle die Kreisfrequenz der Schwingungen des Flüssigkeitsfadens unter Vernachlässigung der Reibung (ideale Flüssigkeit). In der Gleichgewichtslage (y = 0) steht die Flüssigkeit in beiden Schenkeln gleich hoch. Bei einer Auslenkung der linken in Säule um y nach unten, steigt die rechte Säule um y. Die Spiegelhöhendifferenz beträgt damit 2 y. Die Rückstellkraft ist – ρ g A 2 y. Die Masse der Flüssigkeit beträgt ρ A l. Das dynamische Grundgesetz liefert – ρ g A 2 y = ρ A ly oder y+

2g y = 0. l

Damit wird die Kreisfrequenz ω =

2g . l

Bild 4.19 Flüssigkeitsschwingung in einem U-Rohr

4.2 Biegeschwingungen von Balken mit Einzelmasse Der Balken als elastisches Bauteil wird bezüglich seiner Steifigkeit in Längsrichtung im Beispiel 4.1 (als Stab) behandelt. Schwingt ein auf ihm befestigter Massenpunkt in Querrichtung, tritt Balkenbiegung auf. Zunächst wird der einseitig eingespannte Balken betrachtet.

4.2 Biegeschwingungen von Balken mit Einzelmasse

45

Die Masse m wird als Massenpunkt betrachtet (Drehmasse vernachlässigt). Die Balkenmasse wird gegenüber der Masse m vernachlässigt. Es sollen nur kleine Schwingungen betrachtet werden, so dass sich m praktisch auf der y-Achse bewegt (Bild 4.20) und die Beanspruchungen des Stabes im elastischen Bereich liegen.

Bild 4.20 a Stab mit Einzelmasse am freien Ende, Rückstellkraft F b Ersatzmodell

Entsprechend dem Grundmodell des einfachen Schwingers führt die Masse m in y-Richtung harmonische Schwingungen mit der Kreisfrequenz kers m aus, siehe (4.3).

ω=

(4.9)

Zur Ermittlung der Federkonstanten kers benutzt man die aus der Elastomechanik bekannte Formel für die statische Durchbiegung des nach Bild 4.21 belasteten Trägers, wenn der Querschnitt über die Trägerlänge konstant ist: 3 y= l F. 3E I

Bild 4.21 Durchbiegung eines einseitig eingespannten Trägers

Darin ist I das axiale Flächenmoment 2.Ordnung des Stabquerschnitts, E I wird Biegesteifigkeit genannt. Der Vergleich mit dem Federgesetz F = kers · y liefert für die Federkonstante kers =

3E I . l3

(4.10)

46


Damit wird die Kreisfrequenz 3E I 1 3E I = . l3 m l lm Weitere Ersatzfederkonstanten (Federsteifigkeiten) sind im Anhang A3 tabellarisch aufgelistet. So z.B. für den wichtigen Fall eines Trägers auf zwei Stützen (Bild 4.22)

ω=

kers =

3E I l l12 l22

(4.11)

oder für das eher seltene Modell eines beidseitig eingespannten Trägers (Bild 4.23) kers =

3 E I l3 . l13 l23

(4.12)

Bild 4.22 a System in der statischen Gleichgewichtslage b Durchbiegung des Trägers durch Einzellast

Bild 4.23 Beidseitig eingespannter Träger

Anmerkung: Um die Ersatzfederkonstante kers eines Balkens zu bestimmen kann man auch bei anderen Lagerungsarten vorgehen wie oben beschrieben. Man belastet am Ort der Masse m mit einer Kraft F und bestimmt dort die statische Verschiebung ystat (siehe auch Abschnitt 4.4). Insbesondere kann man als Kraft auch F = m g wählen, dann ergibt sich

ω=

mg kers = = m m ystat

g . ystat

Für die Schwingungszahl erhält man, wenn außerdem g = 981 cm/s–2 eingesetzt wird, die in der Praxis häufig verwendete Beziehung

4.3 Drehschwingungen starrer Körper

n = 30 981 = 300 , ʌ ystat ystat

ystat in cm, n in 1/min .

47

(4.13)

Dabei also ist ystat die statische Verschiebung am Ort der Masse m in Schwingungsrichtung für eine Belastung durch F = m g am Ort von m in Schwingungsrichtung. Der Einfluss der Balkenmasse auf die Frequenz der Schwingung kann näherungsweise bestimmt werden. In Anhang A4 wird die Berechnung für zwei Lagerungsfälle durchgeführt.

4.3 Drehschwingungen Beim Grundmodell der Drehschwingungen dreht ein starrer Körper um eine feste Achse (Drehmasse JA) und wird durch eine (lineare) Drehfeder (Drehfederkonstante kD) zurückgestellt (Bild 4.24).

Bild 4.24 Einfacher Drehschwinger

Analog zum Längsschwinger führt das newtonsche Grundgesetz über – kD ϕ (t) = JA ϕ (t ) zur Schwingungsdifferentialgleichung JA ϕ (t ) + kD ϕ (t ) = 0

(4.14)

oder in schwingungstechnischer Form

ϕ (t ) +

kD ϕ (t ) = 0 . JA

(4.15)

Gleichung (4.14) hat die gleiche Form wie (4.2), so dass für die Verdrehschwingungen ϕ (t) entsprechende Beziehungen zu (4.5) und (4.6) gelten, wobei die (0) = ϕ 0 lauten. Insbesondere für die AnAnfangsbedingungen ϕ (0) = ϕ0 und ϕ 0 sei darauf hingewiesen, dass diese mit der Eifangs-Winkelgeschwindigkeit ϕ genkreisfrequenz ω0 der Lösung

48


ϕ (t) = ϕ0 cos ω t+

ϕ 0 sin ω t ω

(4.16)

nichts zu tun hat. Für ω gilt in Analogie zu (4.3)

ω=

kD . JA

(4.17)

4.3.1 Torsionsstab mit Einzelmassen Beim Torsionsschwinger in Bild 4.25 ist eine Welle an einem Ende fest eingespannt und am anderen Ende mit einer Einzelmasse verbunden. Das Massenträgheitsmoment der am Ende der Welle sitzenden Masse bezogen auf die Stabachse ist J = JS. Für ϕ = 0 ist das System im Gleichgewicht, die Welle ist nicht tordiert. Wird die starr mit der Welle verbundene Masse um die Stabachse um den Winkel ϕ gedreht, so wird die Welle um diesen Winkel tordiert. Wenn der elastische Bereich nicht überschritten wird, so wirkt auf den Starrkörper ein Rückstellmoment M = kD ϕ . Dabei ist kD die Drehfederkonstante in Nm. Hat die Welle konstanten Querschnitt über die ganze Stablänge, so gilt für das Rückstellmoment die Beziehung M=

G Ip l

.

Bild 4.25 Einfacher Torsionsschwinger

4.3 Drehschwingungen starrer Körper

49

Darin ist G der Gleit- oder Schubmodul des Wellenmaterials, Ip das polare Flächenmoment 2. Ordnung des Wellenquerschnitts (z.B. für Vollkreisquerschnitt Ip = π r4/2). G Ip nennt man die Drillsteifigkeit. In diesem Fall kann die (Ersatz-) Drehfederkonstante als G Ip kD = l identifiziert werden. Damit ist die Eigenkreisfrequenz

ω=

G Ip lJ

.

(4.18)

(4.19)

Für die Eigenschwingungsdauer gilt T = 2π

lJ . G Ip

(4.20)

Mit diesem Modell des einseitig eingespannten Drehstabes lässt sich das Massenträgheitsmoment durch einen Drehschwingungsversuch ermitteln. Wird die Schwingungsdauer gemessen, so lässt sich das Massenträgheitsmoment berechnen, indem (4.20) nach J aufgelöst wird T 2 G Ip

. 4ʌl Alternativ lässt sich mit (4.20) bei bekanntem J auch der Gleitmodul G ermitteln. J=

Beispiel 4.10: Bestimmung des Gleitmoduls An einem Draht der Länge 1 ist eine zylindrische Scheibe von m = 15 kg befestigt (Bild 4.26). Bei einem Drehschwingungsversuch werden für 14 volle Schwingungen 131 s gemessen. Wie groß ist der Gleitmodul des Drahtmaterials?

Bild 4.26 Experimentelle Ermittlung des Gleitmoduls

50


(4.20) nach dem Gleitmodul G aufgelöst ergibt G=

4 ʌ2l J . T 2 Ip

Darin ist für die einzelnen Größen einzusetzen 131s , Ip = ʌ 0,24 cm4 , 32 14 und man erhält

T=

G = 2,7427 · 108

J = 1 m r 2 = 1 15 ⋅ 72 kg cm2, 2 2

l = 260 cm

kg = 2,7427 · 106 N2 . cm s2 ⋅ cm

Beispiel 4.11: Zwei Massen mit Verbindungswelle Auf einer frei drehbaren Welle (Drehfederkonstante kD = GIp/l) befinden sich zwei Drehmassen (Massenträgheitsmomente J1, J2). Die Wellenenden sind in den Massen starr eingespannt (Bild 4.27). Sind die Drehwinkel der beiden Massen (von einer Ausgangslage ϕ = 0 aus gemessen, bei der die Welle nicht tordiert ist) ϕ1 bzw. ϕ2, so ist die Welle tordiert um den Winkel ϕ2 – ϕ1. Auf die Massen wirken dann die in Bild 4.27 eingezeichneten Momente, die dem Betrage nach gleich sind. Das dynamische Grundgesetz der Drehung kann für jede Masse angeschrieben werden. M = + kD (ϕ2 – ϕ1) = J1 ϕ1 ; M = – kD (ϕ2 – ϕ1) = J2 ϕ2 . Aus diesen beiden Gleichungen folgt – kD (ϕ2 – ϕ1) (1/J1 + 1/J2) = ϕ2 – ϕ1 .

Bild 4.27 Zweimassendrehschwinger

Setzt man ϕ2 – ϕ1 = ψ, den Relativdrehwinkel, so ergibt sich § · ψ + kD ¨ 1 + 1 ¸ψ = 0 . © J1

J2 ¹

4.3.2 Federgefesselter Drehschwinger

51

Die Relativdrehung der beiden Massen gegeneinander ändert sich also harmonisch. Die Kreisfrequenz dieser Schwingungen ist § · ω = kD ¨ 1 + 1 ¸ . © J1

J2 ¹

Im „Schwingungsknoten“ könnte die Welle eingespannt werden, ohne dass sich das Schwingungsverhalten ändert. Sind die Abstände des Knotens von den Massen l1 bzw. l2, so gilt

ω1 = ω = ω2 ,

G Ip l1 J1

=

G Ip l2 J2

und damit l1 J1 = l2 J2 oder

l1 J2 = . J1 l2

4.3.2 Federgefesselter Drehschwinger Zunächst wird der Fall behandelt, dass die Gewichtskraft keinen Einfluss auf das Schwingungsverhalten hat, nämlich wenn der Schwerpunkt S des Körpers auf der Drehachse liegt oder wenn die Drehachse vertikal steht. Der in Bild 4.28 gezeichnete Körper ist um die vertikal stehende Achse durch 0 drehbar gelagert. Die gezeichnete Lage des Körpers und der Feder ist die statische Gleichgewichtslage (ϕ = 0). Es wird angenommen, dass die Feder in dieser Lage vorgespannt ist, etwa aufgrund eines konstanten auf den Körper wirkenden Moments M0.

Bild 4.28 Drehschwinger mit Federvorspannung, Drehachse vertikal

52


In der statischen Gleichgewichtslage ϕ = 0 gelten folgende Definitionen und Beziehungen (siehe Bild 4.28): Federvorspannkraft F0; (Gesamt-)Länge der vorgespannten Feder PA = l0; Abstand a des Federangriffspunkts A vom Drehpunkt; Abstand r der Federachse PA vom Drehpunkt 0; Abstand s des Federangriffspunkts A vom Lotpunkt B; Winkel ψ zwischen OA und OB, r = a cos ψ, s = a sin ψ ; Momentengleichgewicht M0 = F0 r. Bei einer Drehung des Körpers um einen kleinen Winkel ϕ bewegt sich der Angriffspunkt von A nach A', so dass sich Größe und Hebelarm der Federkraft ändern. Aus Bild 4.27 lassen sich folgende Beziehungen ablesen. Angegeben sind jeweils die exakten Zusammenhänge und die Näherungen für kleine ϕ (sin ϕ ≈ ϕ, cos ϕ ≈ 1, α ԟ 1). Hilfsgrößen h = CA ' , c = CA und Drehwinkel α der Federachse: r + h =a cos (ψ – ϕ),

h = – r (1 – cos ϕ) + s sin ϕ ≈ sϕ ,

s – c = a sin (ψ – ϕ),

c = – r sin ϕ + s (1 – cos ϕ) ≈ rϕ ,

tan α =

h , l0 + c

α=

s ϕ. l0

Federverlängerung ∆l: cos α =

l0 + c , l0 + ǻl

∆l =

l0 + c − l0 ≈ c ≈ rϕ , cos α

Hebelarm r' : r' = a cos (ψ – ϕ – α) = a cos ψ cos (ϕ + α) + a sin ψ sin (ϕ + α) § s· = r cos (ϕ + α) + s sin (ϕ + α) ≈ r + s (ϕ + α) ≈ r + s ¨1 + ¸ ϕ . l 0¹ ©

Drehmoment: M = M0 – (F0 + k · ∆l) r' ª § s· º ≈ M0 – (F0 + k rϕ) « r + s ¨1 + ¸ ϕ » l0 ¹ ¼ © ¬ § s· ≈ M 0 − F0 r − F0 s ¨ 1 + ¸ ϕ − k r 2ϕ .

l0 ¹ © =0


53

Dabei werden von höherer Ordnung kleine Größen vernachlässigt. Das dynamische Grundgesetz der Drehung liefert ª § s ·º ϕ M = – « k r 2 + F0 s ¨1 + ¸ » ϕ = J 0 l0 ¹ ¼ © ¬ oder § s ·º 1 ª ϕ + « k r 2 + F0 s ¨1 + ¸ » ϕ = 0. l0 ¹ ¼ J0 ¬ ©

(4.21)

Auch hier treten also harmonische Schwingungen auf. Bei vielen Anwendungen wird die Differentialgleichung für kleine Schwingungen die einfachere Form

ϕ+

k r2 ϕ =0 J0

(4.22)

annehmen. Dies ist der Fall, wenn die Feder in der Gleichgewichtslage ungespannt ist, oder auch dann, wenn Federangriffspunkt und Lotpunkt zusammenfallen. Die harmonischen Schwingungen besitzen dann die Kreisfrequenz

ω=

k r2 . J0

(4.23)

Die „Drehfederkonstante“ ist in diesem Fall kD = k r2. Sie entsteht dadurch, dass sich bei einer kleinen Drehung ϕ die Federkraft in erster Näherung um k · r ϕ ändert, der Hebelarm r aber ungefähr gleich bleibt. Sind mehrere Federn vorhanden, deren Federkonstanten ki sind und deren Achsen in der Gleichgewichtslage die Abstände ri vom Drehpunkt haben, so gilt kD = ¦ k i ri2 ,

ω=

kD = J0

(4.24)

¦ ki ri2 J0

.

(4.25)

Im allgemeinen Fall der Differentialgleichung (4.21) ist die Kreisfrequenz kleiner Drehschwingungen

ω=

kD , J0

§ s· kD = k r 2 + F0 s ¨ 1 + ¸ . l0 ¹ ©

(4.26)

Wie in Beispiel 4.5 ist die Kreisfrequenz auch für ϕ ԟ 1 von der Federvorspannkraft F0 abhängig. Wie dort handelt es sich um eine nichtlineare Schwingung, die um die Gleichgewichtslage linearisiert wird. Anwendungen sind beispielsweise Drehschwingungen, bei denen mehrere Federn angreifen, die in der Gleichgewichtslage gegeneinander verspannt sind.

54


Beispiel 4.12: Federgefesselter Drehschwinger - nichtlinear Ein Körper kann sich (Bild 4.29) um eine vertikale Achse drehen. Gezeichnet ist die Gleichgewichtslage, in der die Federn die Vorspannkräfte F10 und F20 sowie die Längen l10 und l20 besitzen. Gesucht ist die Eigenkreisfrequenz kleiner Schwingungen.

Bild 4.29 Federgefesselter Drehschwinger mit Vorspannung

Nach (4.26) und mit (4.24) gilt

ω=

kD , J0

§ § s · s · kD = k1 r12 + k2 r22 + F10 s1 ¨ 1 + 1 ¸ + F20 s2 ¨ 1 + 2 ¸ . l10 ¹ l20 ¹ © ©

Die Federvorspannkräfte wirken sich auf die Frequenz kleiner Drehschwingungen dann nicht aus, wenn die Federn nicht bei A1 und A2, sondern in den Lotpunkten B1 bzw. B2 angreifen.

4.3.3 Drehschwinger mit Einfluss der Gewichtskraft Bei Drehschwingungen um eine horizontale Achse muss i. Allg. die Gewichtskraft berücksichtigt werden, wie von den Pendelschwingungen (Kap. 3) bekannt ist. Die Schwingungen eines Körpers, an dem zusätzlich Federn angreifen, sollen anhand von Bild 4.30 untersucht werden, in dem das System in der statischen Gleichgewichtslage (ĳ = 0) gezeichnet ist. Die Federn sind in dieser Lage vorgespannt, da das Moment der Gewichtskraft ausgeglichen werden muss. Im Folgenden wird angenommen, dass alle Federn für ĳ = 0 jeweils in ihrem Fußpunkt Bi befestigt sind. Bei einer kleinen Auslenkung ĳ ԟ 1 kann dann das Rückstellmoment aufgrund der Federn mit der Drehfederkonstante nach (4.24) berechnet werden: MF = −¦ ki ri2 ϕ .


55

Bild 4.30 Drehschwinger mit Berücksichtigung der Gewichtskraft, Drehachse horizontal

Zusätzlich ist das Rückstellmoment der Gewichtskraft (Schwerpunkt in ausgelenkter Lage bei S') MG = – FG (e sin (β + ϕ ) – e sin β) = – FG e (sin β cos ϕ + cos β sin ϕ – sin β) zu berücksichtigen. Da ϕ klein sein soll, kann man wieder sin ϕ = ϕ , cos ϕ = 1 setzen. Damit wird MG = – FG e cos β · ϕ . Ingesamt erhält man M = MF + MG = – ( ¦ ki ri2 + FG e cos β) ϕ = J0 ϕ oder

ϕ +

¦ ki ri2 + FG e cos β ϕ = 0. J0

(4.27)

Die Kreisfrequenz ist

ω=

¦ ki ri2 + FG e cos β J0

=

kD . J0

(4.28)

Sind die (sehr langen) Federn nicht in den Lotpunkten Bi befestigt, so hat die Federvorspannung auch für Winkel ϕ ԟ 1 einen Einfluss auf die Eigenkreisfrequenz. Bei der Berechnung ist entsprechend zu (4.21) bzw. (4.26) vorzugehen. Beispiel 4.13: Federgefesselter Drehschwinger Für die kleinen Drehschwingungen des Systems um die in Bild 4.31 gezeichnete Lage ermittle man die Eigenkreisfrequenz.

56


Zahlenwerte: kg2 kg2 m1 = 3,3 kg, m2 = 4,1 kg, k1 = 8 N = 800 2 , k2 = 4 N = 800 2 , cm s cm s γ = 68°; b = 210 mm, h = 260 mm.

Bild 4.31 Symmetrischer Drehschwinger

Das T-förmige Stabgebilde ist als starr und masselos zu betrachten. Es gilt ω =

kD mit J0

J0 = 2 m1 b2 + m2 h2 = 2 · 3,3 · 212 + 4,1 · 262 = 5682,2 kg/cm2 , kD = ¦ ki ri2 + ¦ FGi ei cos βi = 2 k1 (b sin γ )2 + 2 k2 h2 + FG2 h · 1 kg (21 sin 68°)2 cm2 + 2 · 400 · 262 + 4,1 · 981 · 26 s2 = 1 251 958 kg cm2/s2 .

= 2 · 800

Daraus folgt ω = 14,84 1/s. Einen ganz anders gearteten Einfluss der Gewichtskraft zeigt das folgende Beispiel. Beispiel 4.14: Drehschwingung bei Bifilaraufhängung Zur Ermittlung des Massenträgheitsmoments eines Körpers kann die in Bild 4.32 dargestellte Anordnung verwendet werden. An zwei langen, vertikalen Fäden im Abstand 2 e wird der Körper aufgehängt (l >> e) und aus seiner Gleichgewichtslage um einen kleinen Winkel ϕ um die vertikale Achse durch S herausgedreht. Der Körper führt dann kleine Drehschwingungen aus. Die geringe Vertikalbewegung des Körpers kann vernachlässigt werden. In der Gleichgewichtslage (ϕ = 0) ist die Fadenspannkraft FS = 12 FG. In der um ϕ gedrehten Lage (Bild 4.32) wird die Spannkraft


57

Bild 4.32 Bifilaraufhängung eines Körpers

FS = 1 FG 1 = 1 FG , 2 cosψ 2

Bild 4.33 Ermittlung des Rückstellmoments

da ψ 0. Dann wirken auf m die beiden Kräfte Federrückstellkraft F = k x , Dämpfungskraft Fd = d x . Nach Newton gilt – k x – d x = mx mx + d x + k x = 0 oder in schwingungstechnischer Form b c x + x + x = 0 . m m Mit den Abkürzungen k d ω02 = und δ = m 2m

oder (5.2)

lautet die Bewegungsdifferentialgleichung

x + 2 δ x + ω02 x = 0 .

(5.3)

Neben dem schon bekannten Schwingungsparameter ω0 (bisher mit ω bezeichnet), der Eigenkreisfrequenz des ungedämpften Systems, enthält diese die Abklingkonstante δ, deren Einheit 1/s ist (wie die der Eigenkreisfrequenz ω0). Die Lösung x (t) dieser Differentialgleichung 2. Ordnung erhält man mit dem Ansatz x (t) = B eλt . Dann ist x = B λ eλt , x = B λ2 eλt .

(5.4)

Eingesetzt in (5.3) ergibt sich B λ2 eλt + 2 δ B λ eλt + ω02 B eλt = 0 . B und eλt lassen sich herauskürzen, so dass sich die charakteristische Gleichung ergibt

λ2 + 2 δ λ + ω02 = 0 .

(5.5)

Dies ist eine quadratische Gleichung für λ mit den beiden Lösungen

λ1,2 = – δ ± δ 2 − ω02 .

(5.6)

Offensichtlich führt der Ansatz (5.4) nur für diese beiden Werte von λ, den so genannten Eigenwerten λ1 und λ2, auf eine Lösung von (5.3). Es sind nun drei Fälle zu unterscheiden, je nachdem, ob der Radikand δ 2 – ω02 kleiner, größer oder gleich null ist. In den folgenden Unterabschnitten werden die Fälle in dieser Reihenfolge untersucht. Zur Unterscheidung der drei Fälle und um den Einfluss der Dämpfung bewerten zu können ist die dimensionslose Größe

5.2 Geschwindigkeitsproportional gedämpfte Längsschwingungen

ϑ=

δ ω0

87

(5.7)

von Vorteil. Man bezeichnet ϑ als Dämpfungsgrad (oder kurz als Dämpfung).

5.2.1 Schwache und starke Dämpfung Es ist

δ 2 – ω02 < 0,

δ < ω0 oder 0 < ϑ < 1.

d.h.

In der (alten) Norm DIN 1311-2 von 1974 werden Schwingungen bzw. ein schwingungsfähiges System mit ϑ < 1 als „schwach gedämpft“ bezeichnet. In der Neufassung der Norm DIN 1311-2 vom August 2002 heißt ein System nur für ϑ ԟ 1 schwach gedämpft, ansonsten aber bei ϑ < 1 stark gedämpft. Für į2 – Ȧ2 < 0 sind die beiden Eigenwerte (5.6) konjugiert komplex:

λ1,2 = – δ ± (ω02 − δ 2 ) (−1) = – δ ± j ω02 − δ 2 .

(5.8)

Man setzt 2

§ δ · 2 ¸ = ω0 1 − ϑ © ω0 ¹

ωd = ω02 − δ 2 = ω0 1 − ¨

(5.9)

und bezeichnet ωd als Eigenkreisfrequenz des gedämpften Systems. Offensichtlich ist für ϑ < 1 stets ωd < ω0, d.h. die gedämpfte Schwingung ist „langsamer“ als die des entsprechenden ungedämpften Systems. Bei sehr kleinem Dämpfungsgrad ϑ ԟ 1 ist ωd ≈ ω0, die Eigenkreisfrequenzen unterscheiden sich kaum.

Bild 5.3 Der Dämpfungswinkel θ

Durch Einführung des Dämpfungswinkels θ (Bild 5.3) lassen sich die Zusammenhänge noch veranschaulichen. Man liest in Bild 5.3 ab

δ = ω0 sinθ , ωd = ω0 cosθ , δ ϑ= = sinθ . ω0

(5.10) (5.11) (5.12)

88

5 Freie gedämpfte Schwingungen von Systemen mit einem Freiheitsgrad

Die allgemeine Lösung von (5.3) ergibt sich nun durch Überlagerung der beiden gefundenen Lösungsfunktionen als x (t) = B1 eλ1t + B2 eλ2t . Dabei sind B1 und B2 beliebige Integrationskonstanten. Mit (5.8) und (5.9) folgt x (t) = B1 e(– δ + j ωd)t + B2 e(– δ – j ωd)t = e–δt (B1 e j ωd t + B2 e– j ωd t) , was sich mit Hilfe der eulerschen Formel auf eine rein reelle Form bringen lässt. Zunächst erhält man x = e – δ t [ B1 (cos ωd t + j sin ωd t) + B2 (cos ωd t – j sin ωd t)] = e – δ t [(B1 + B2) cos ωd t + (B1 – B2) j sin ωd t)] . Setzt man B1 = E1 + j E2 und B2 = E1 – j E2, wobei E1 und E2 reelle Konstante sind, dann ergibt sich x = e– δ t (2 E1 cos ωd t + 2 j E2 j sin ωd t) . Nun ist j2 = – 1. Setzt man schließlich 2 E1 = C1 und – 2 E2 = C2, so nimmt die allgemeine Lösung die Form x (t) = e – δ t (C1 cos ωd t + C2 sin ωd t)

(5.13a)

an. (5.13a) stellt die Bewegungsfunktion der Masse m dar. Der Ausdruck in der Klammer beschreibt eine harmonische Schwingung mit der Kreisfrequenz ωd. Der Faktor e–δ t vor der Klammer nimmt mit wachsender Zeit t ab. Die Amplituden der Schwingung werden laufend kleiner. Verwendet man für den Ausdruck in der Klammer die alternative Darstellung mit Amplitude A und Nullphasenwinkel ϕ0s (vgl. (4.6)), so lässt sich die Bewegungsfunktion auch schreiben als x (t) = A e–δt sin (ωd t + ϕ0s).

(5.13b)

Bild 5.4 Schwach gedämpfte Schwingung Darstellung nach (5.13b)

Es ergibt sich also ein Schwingungsverhalten, wie es in Bild 5.4 dargestellt ist.


89

Die Bewegungsfunktion besitzt für beliebige Nullphasenwinkel die Einhüllenden ± A e–δt. Die Schwingung ist nicht periodisch, aber das Zeitintervall zwischen aufeinander folgenden Nulldurchgängen (und ebenso auch Maximal-Auslenkungen) ist konstant. Man bezeichnet die Eigenschwingung des schwach gedämpften Systems als quasiperiodische oder quasiharmonische Schwingung und 2ʌ 2ʌ = (5.14) Td = ωd ω0 1 − ϑ 2 als Quasi-Periodendauer. Oft spricht man aber auch weniger präzise von der Schwingungsdauer Td des gedämpften Systems. Die Integrationskonstanten C1 und C2 bzw. A und ϕ0s werden durch die Anfangsbedingungen der Bewegung festgelegt. Für die allgemeinen Anfangsbedingungen x (0) = x0 ,

Anfangsauslenkung Anfangsgeschwindigkeit

x (0) = υ0

(5.15a) (5.15b)

ergibt sich aus (5.13a) x (0) = e– δ·0 [C1 cos (ωd · 0) + C2 sin (ωd · 0)] = 1 · C1 · 1 = x0 . Damit ist C1 = x0. Für die Geschwindigkeit folgt

x (t) = – δ e– δ·t (C1 cosωd t + C2 sinωd t) + e– δ·t (– C1 ωd sinωd t + C2 ωd cosωd t),

x(0) = – δ · 1 · (C1 · 1 + C2 · 0) + 1 · (– C1 ωd · 0 + C2 ωd · 1) = υ0 . Daraus ergibt sich C2 =

υ0 + δ x0 . ωd

Die Bewegungsfunktion lautet dann x (t) = e– δ·t (x0 cosωd t +

υ0 + δ x0 sinωd t). ωd

(5.16)

Entsprechend zu (2.16) erhält man aus C1 und C2 A = C12 + C22 , tan ϕ 0s =

C1 . C2

Eine für das Abklingverhalten der gedämpften Schwingung interessante Größe ist die Abnahme der Auslenkung im Zeitintervall Td. Mit (5.13b) gilt zum beliebigen Zeitpunkt t x (t) = A e–δ t sin (ωd t + ϕ0s) und nach einer vollen Schwingung, d.h. nach der Zeit Td

90


x (t + Td) = A e–δ (t + Td) sin (ωd (t + Td) + ϕ0s) oder mit Td = 2π/ωd nach (5.14) x (t + Td) = A e–δ t e–δ Td sin (ωd t + 2π + ϕ0s) = e–δ Td · A e–δ t sin (ωd t + ϕ0s) = e–δ Td · x (t). Als Ergebnis erhält man daraus x (t)/x (t + Td) = eδ Td. Definiert man nun

Λ = ln

x (t ) , x (t + Td )

das so genannte logarithmische Dekrement Λ, so ergibt sich

Λ = δ Td .

(5.17)

Die Beziehung (5.17) gilt für beliebige Auslenkungen im zeitlichen Abstand Td und nicht nur für die Maxima oder Minima, obwohl sie meist auf diese angewandt wird. Das logarithmische Dekrement lässt sich auch mit dem Dämpfungswinkel θ ausdrücken. Mit (5.14) sowie (5.10) und (5.11) erhält man

Λ = δ Td = δ

2ʌ

ωd

= ω0 sin θ

ϑ 2ʌ = 2π tan θ = 2π ω0 cos θ 1 − ϑ2

(5.18)

oder als Umkehrung

ϑ=

2

Λ

§Λ· / 1+ ¨ ¸ . 2ʌ © 2ʌ ¹

Oft ist es zweckmäßig, als zeitlichen Abstand zweier Auslenkungen nicht Td sondern ein Vielfaches davon zu wählen. Mit k Ԝ 1, k ganzzahlig, gilt nun (s.o.) x (t + k Td) = e–δ k Td x (t) oder ln

x(t ) = k δ Τd . x(t + k Td )

Damit wird das logarithmische Dekrement 1 k

Λ = δ Td = ln

x (t ) mit k = 1,2, ... . x(t + k Td )

(5.19)

In Tabelle 5.1 sind die Beziehungen zwischen den Kenngrößen der gedämpften Schwingung zusammenfassend dargestellt.


δ

91

Λ

Θ

d

2π

Λ δ ϑ= ω0

ϑ

ωd

ωd = ω02 − δ 2

Tabelle 5.1

ϑ = sin Θ

ωd = ω0 cos θ

ϑ=

2π §Λ· 1+ ¨ ¸ © 2π ¹

ωd =

2

ϑ=

ω0 §Λ· 1+ ¨ ¸ © 2π ¹

2

ωd =

d 2 km

k § d · −¨ ¸ m © 2m ¹

2

Beziehungen zwischen den Kenngrößen der schwach gedämpften Längsschwingung

Beispiel 5.1: Schwach gedämpfte Schwingung Von einem Schwinger der Masse m = 0,5 kg liegt der in Bild 5.5 gezeichnete Messschrieb vor (x, t-Diagramm, x ist die Auslenkung). a) Um welchen Dämpfungsfall handelt es sich? b) Man ermittle aus dem Diagramm möglichst genau die Schwingungsdauer Td. Wie groß ist die Kreisfrequenz ωd? c) Welchen Wert hat die Abklingkonstante δ und wie groß ist die Dämpfungskonstante d? d) Man gebe die Federkonstante k der Federung an, mit der die Masse abgestützt ist. e) Welche Anfangsbedingungen (Zustand des Schwingers bei t = 0, d.h. x (0), x(0) ) kann man dem Diagramm entnehmen? Wie lautet in diesem speziellen Fall das Bewegungsgesetz x = x (t)?

Bild 5.5

x, t-Diagramm eines einfachen Schwingers

92


a) Es handelt sich um eine schwach oder stark gedämpfte Schwingung, da sie mehr als einen Nulldurchgang hat. b) Aus den auf den Achsen eingetragenen Werten für die Zeit t und die Auslenkung x kann man den Zeitmaßstab mt und den Wegmaßstab mx bestimmen. Für 4 volle Schwingungen liest man ab t = 4 Td = 0,6 s; damit ist Td = 0,15 s, ωd = 2π/Td = 2π/0,15 = 41,9 1/s. c) Das logarithmische Dekrement erhält man durch Betrachtung der ersten Amplitude und der z.B. nach vier vollen Schwingungen vorhandenen Amplitude: 1 4

Λ = δ Td = ln

x(t ) 1 = ln18,5 = 0,729. x(t + 4Td ) 4

Damit ist die Abklingkonstante δ =

1 Λ 0, 729 = = 4,86 s Τ d 0,15

und die Dämpfungskonstante d = δ 2 m = 4,86 · 2 · 0,5 = 4,86

kg . s

Für den Dämpfungsgrad ergibt sich

ϑ=

Λ 2π

§Λ· / 1 + ¨ ¸ = 11, 6 % , © 2π ¹

der sich vom Näherungswert ϑ ≈

Λ 2π

= 11,6 % so gut wie nicht unterscheidet.

1 k d) Es gilt ωd = ω02 − δ 2 und folglich ω0 = ωd2 + δ 2 = 42,18 = . s m kg Damit wird die Federkonstante k = m ωo2 = 889,6 . s2 e) Aus dem Diagramm liest man ab x (0) = 0. Die Geschwindigkeit ergibt sich aus der Steigung der x, t-Linie bei t = 0 m x(0) = x tan α = 10,5 cm/s. mt Das Bewegungsgesetz lautet damit gemäß (5.16) 1

x (t) =

−4,86 t υ0 − į t 1 · § s sin ¨ 41,9 t ¸ . e sin ωd t = 0, 25cm e ωd s ¹ ©

5.2.2 Sehr starke Dämpfung Es ist δ 2 – ω02 > 0, d.h. δ > ω0 oder ϑ > 1.


93

Systeme mit Dämpfungsgrad ϑ > 1 werden in der (alten) Norm DIN 1311-2 von 1974 als „stark gedämpft“ bezeichnet. Die neue DIN-Bezeichnung ist sehr stark gedämpft. Die beiden Lösungen λ1, λ2 (s. (5.6)) der charakteristischen Gleichung lassen sich nun mit δ = ω0 ϑ schreiben als

λ1,2 = – δ ± δ 2 − ω02 = ω0 (−ϑ ± ϑ 2 − 1),

(5.20a)

oder mit einer Abkürzung κ als

λ1,2 = – δ ± L, κ = δ 2 − ω02 = ω0 ϑ 2 − 1 < δ .

(5.20b)

Die Eigenwerte λ1 und λ2 sind jetzt also reell und negativ. Die allgemeine Lösung der Differentialgleichung und damit die Bewegungsfunktion lautet x (t)= C1 eλ1 t + C2 eλ2 t = e –δ t (C1 eκ t + C2 e– κ t).

(5.21)

(5.21) stellt keine hin- und herschwingende Bewegung mehr dar, sondern eine so genannte aperiodische Bewegung (Kriechvorgang). Das Anpassen von (5.21) an die Anfangsbedingungen (5.15) führt mit

x (t ) = C1 λ1 eλ1 t + C2 λ2 eλ2 t auf die beiden Gleichungen x (0) = C1 + C2 = x0, x (0) = C1 λ1 + C2 λ2 = υ0 für die Konstanten C1 und C2. Daraus erhält man C1 =

υ0 − λ2 x0 , λ1 − λ2

C2 =

−υ0 + λ1 x0 λ1 − λ2

(5.22a)

oder wegen λ1 – λ2 = 2κ C1 =

υ0 + (δ + κ ) x0 , 2κ

C2 =

−υ0 − (δ − κ ) x0 2κ

(5.22b)

mit δ = ω0 ϑ und κ = ω0 ϑ 2 − 1 . Die Bewegungsfunktion x (t) ist also bestimmt durch (5.21) mit (5.22a) oder (5.22b). Bild 5.6 zeigt zwei Beispiele für Bewegungen bei gleichem Dämpfungsgrad (ϑ = 1,2) aber unterschiedlichen Anfangsbedingungen. Bei hoher Anfangsgeschwindigkeit Richtung Gleichgewichtslage (Fall b) kann es passieren, das sich der Körper über die Gleichgewichtslage hinaus bewegt und erst dann dorthin „zurückkriecht“. Wegen | λ1 | < | λ2 | wird die Bewegung für große Zeiten nur noch durch die Zeitfunktion C1 eλ1 t bestimmt, da C2 eλ2 t längst abgeklungen ist.

94


Bild 5.6

Sehr stark gedämpfte Schwingung (ϑ = 1,2) a Fall υ0 > 0 und C1 > 0 b Fall υ0 < 0 und C1 < 0

5.2.3 Aperiodischer Grenzfall Es ist δ 2 – ω02 = 0, d.h. δ = ω0 oder ϑ =1.

Die beiden Lösungen der charakteristischen Gleichung fallen zusammen λ1 = λ2 = – δ. Die Lösung der Differentialgleichung (5.3) ist in diesem Fall x = C e–δ t . Die allgemeine Lösung einer Differentialgleichung 2. Ordnung muss jedoch zwei willkürliche Konstante enthalten. Diese allgemeine Lösung kann aus obiger Lösung mit Hilfe der Methode der „Variation der Konstanten“ gefunden werden. Dazu macht man den Ansatz x = C (t) e– δ t und bildet die Ableitungen

(t ) e– δ t – C (t) δ e– δ t , x(t ) = C (t ) δ e– δ t + C (t) δ 2 e– δ t . x (t ) = C (t ) e– δ t – 2 C Einsetzen in (5.3) liefert

(t ) δ e– δ t + C (t) δ 2 e– δ t C (t ) e– δ t – 2 C (t ) e– δ t – 2δ 2 C (t) e– δ t + ω 2 C (t) e– δ t = 0 + 2δ C 0

und nach dem Herauskürzen von

e–δ t

C (t ) – δ 2 C (t) + ω02 C (t) = 0 . Da δ = ω0 ist, heben sich die beiden letzten Terme auf, so dass für C (t) die Differentialgleichung 2. Ordnung


95

C (t ) = 0 gilt. Deren Lösung kann sofort angeschrieben werden: C (t) = C1 + C2 t . Damit ist die allgemeine Lösung, d.h. die Bewegungsfunktion im aperiodischen Grenzfall x (t) = e–δ t (C1 + C2 t) .

(5.23)

Auch diese Bewegung ist eine aperiodische Kriechbewegung. Für die Anfangsbedingungen (5.15) ergibt sich x (t) = e–δt [x0 + (υ0 + δ x0) t].

Bild 5.7

(5.24)

Aperiodischer Grenzfall (ϑ = 1,0) a Fall υ0 > 0 b Fall υ0 < 0

In Bild 5.7a und b ist die Bewegungsfunktion für die gleichen Anfangsbedingungen dargestellt, wie sie beim Fall ϑ > 1 in Bild 5.6 verwendet werden. Auch hier kann die Bewegung zunächst über die Gleichgewichtslage hinausgehen, aber wie oben höchstens einmal. Bild 5.7 zeigt außerdem die Verläufe für die beiden Teillösungen von (5.23) zu C1 und C2. Für große Zeiten wird das Gesamtverhalten durch C2 e–δ t t bestimmt.

5.2.4 Beispiele und Anwendungen Das Zeitverhalten geschwindigkeitsproportional gedämpfter freier Schwingungen im Überblick ist in Bild 5.8 dargestellt. Gezeichnet sind die x, t-Kurven für ωo = 1 1/s und die Anfangsbedingungen x0 = 1 cm, x0 = υ0 = 1 cm/s und zwar für die Dämpfungsgrade ϑ = 0; 0,2; 0,4; … 2,0.

Bild 5.8

x, t-Kurven gedämpfter Systeme zweiter Ordnung Anfangsbedingungen x (0) = 1 cm; x· (0) = 1 cm/s, Dämpfungsgrad ϑ = 0; 0,2; 0,4; ... 2,0.

96 5 Freie gedämpfte Schwingungen von Systemen mit einem Freiheitsgrad


97

Bild 5.9 Einfacher Schwinger mit Dämpfer

Beispiel 5.2: Aperiodischer Grenzfall a) Ein einfacher Schwinger (Masse m = 0,5 kg, Federkonstante k = 12 N/cm) ist mit einem Dämpfer versehen (Bild 5.9). Wie groß ist die Dämpfungskonstante d zu wählen, damit sich gerade der aperiodische Grenzfall ergibt? b) Wie lautet das Bewegungsgesetz, wenn die Masse um x0 = 2 cm aus der Gleichgewichtslage ausgelenkt wird und dann ohne Stoß losgelassen wird? c) In welchem Abstand von der Nulllage befindet sich die Masse nach t = 0,1 s? Wie groß ist ihre Geschwindigkeit in diesem Augenblick? Welche Kräfte wirken zu diesem Zeitpunkt auf die Masse? a) Es ist ωo =

k = m

12 N ⋅ 102 cm 1 = 48,99 . Im aperiodischen Grenzfall cm ⋅ 1m ⋅ 0,5 kg s

1 d gilt δ = ω0 = 48,99 = . Damit ist d = 2 m δ = 2 · 0,5 · 48,99 = 48,99 kg/s. s 2m b) Allgemein gilt (5.24). Die Anfangsbedingungen sind

x (0) = x0 = 2 cm; x(0) = 0. Damit ist die Bewegungsfunktion mit δ xo = 97,98 cm/s 1 −48,99 t s

1 t) . s c) x (0,1) = 0,0879 cm; x = – e– δ t δ 2 x0 t; x (0,1) = – 3,58 cm/s. Die auf m wirkenden Kräfte sind Federrückstellkraft F = – k x (0,1) = – 12 · 0,0879 = – 1,055 N, Dämpferkraft Fd = – d x(0,1) = – 48,99 (– 3,58 · 10–2) = 1,75N.

x = x0 e– δ t (1 + δ t) = 2,0 cm e

(1 + 48,99

Beispiel 5.3: Schwingungs-Messsystem Ein mechanischer Schwingungsmesser ist mit einem Dämpfer versehen (geschwindigkeitsproportionale Dämpfung). Die Masse wird um xmax = 0,24 cm ausgelenkt. Vom System kennt man die Masse (m = 0,6 kg), die Federkonstante (k = 6,2 N/m) und die Dämpferkonstante (d = 5 kg/s). a) Welcher Dämpfungsfall liegt vor? b) Wie lautet die Bewegungsfunktion? c) Wie lange dauert es, bis der Ausschlag auf 10–3 cm zurückgegangen ist? a) Aus ω0 =

k d 6, 2 N 5 kg = = 3,215 1/s, δ = = = 4,167 1/s 2m 2s ⋅ 0,6 kg m 0, 6 kg m

98


folgt d < ω0, d.h. es liegt „sehr starke Dämpfung“, ϑ > 1, vor. b) Anfangsbedingungen: x (0) = xmax = 0,24 cm; x(0) = 0. (5.21) stellt das Bewegungsgesetz dar. Aus (5.20b) folgt

κ = δ 2 − ω02 = 2, 6511/s, λ1 = −δ + κ = −1,516 1/s, λ2 = −δ − κ = −6,818 1/s und aus (5.22b) folgt C1 =

δ +κ δ −κ x0 = 0,309 cm, C2 = − x0 = −0, 069 cm. 2κ 2κ

Damit ist die Bewegungsfunktion x (t) = + 0,309 cm e

1 −1,516 t s

– 0,609 cm e

1 −6,818 t s

.

10–3

cm; der zweite Term im x, t-Gesetz kann vernachlässigt werden. Es c) x ԛ muss dann gelten 0,309 e–1,516 t ԛ 10–3 oder e1,516 t Ԝ 0,309 · 103. 1 Daraus t Ԝ ln (0,309 · 103) = 3,78 s. 1,516

5.2.5 Aufhängung am Dämpfer – ein Sonderfall Bei vielen praktischen Fällen rührt die Dämpfung hauptsächlich von der Lagerung des Körpers her. Es ist dabei also so, dass sich das Federelement zwischen Dämpfer und Masse befindet (Bild 5.10a).

Bild 5.10 a Schwingersystem mit Lagerdämpfung b Kräfte im System


99

Man könnte hier von einer Hintereinanderschaltung von Dämpfer und Feder sprechen, während in den bisher behandelten Fällen quasi eine Parallelschaltung beider Elemente vorlag. Der Befestigungspunkt B der Feder ist jetzt nicht mehr in Ruhe. Bewegt er sich mit der Geschwindigkeit x1 , so ist die bei B wirkende Kraft Fd = d x1 (Bild 5.7b). Die Federverlängerung beträgt x2 – x1, so dass am Punkt C für die Federkraft F = k (x2 – x1) entsteht. Wenn die Federmasse vernachlässigt wird, muss gelten Fd = d x1 = F = k (x2 – x1). Nach Newton ist für die Masse m – k (x2 – x1) = mx2 . Aus den beiden letzten Gleichungen kann man x1 eliminieren. m x2 . d Diese Beziehung kann über die Zeit integriert werden. Man erhält

d x1 = k (x2 – x1) = – mx2 oder x1 = –

m x2 + E. d Setzt man dies oben ein, so erhält man

x1 = –

km m § · x2 + k x2 = k E . – k ¨ x2 + x2 − E ¸ = mx2 oder mx2 + d d © ¹ Durch entsprechende Wahl der Anfangsbedingungen

x1(0) = 0, x2 (0) = 0 wird E null. Man erhält damit die Differentialgleichung 2. Ordnung km k k x2 + k x2 = 0 oder x2 + x2 + x2 = 0. mx2 + d d m k Sie ist von der gleichen Form wie (5.3), wobei wieder = ω02 ist. Die Abklingm konstante ist jetzt k δ= . (5.25) 2d Die Gleichungen (5.4) bis (5.24) gelten auch hier. Insbesondere liegt schwache oder starke Dämpfung vor, wenn δ < ω0, d.h. für k < 2d

k 1 oder mk < d . 2 m

100


5.3 Geschwindigkeitsproportional gedämpfte Drehschwingungen In Abschnitt 4.3.3 hat sich für das gesamte Rückstellmoment eines federgefesselten Drehschwingers bei kleinen Auslenkungswinkeln ϕ ergeben M = – (Ȉ ki ri2 + FG e cos β )ϕ . Wie in Abschnitt 4.3.3 wird angenommen, dass die Federn in ihren Lotpunkten Bi (Bild 5.11) angreifen, so dass der Einfluss von Federvorspannungen auf das Rückstellmoment bei kleinen Auslenkungen vernachlässigbar ist. Andernfalls müssen bei in der Gleichgewichtslage vorgespannten Federn die Beziehungen in 4.3.2 verwendet werden. Dreht sich der Körper zum beliebigen Zeitpunkt t mit der Winkelgeschwindig , so hat der Anlenkpunkt D des Dämpfers in diesem Augenblick die Gekeit ϕ (Bild 5.11). Die Geschwindigkeit, mit der der Dämpschwindigkeit υB = OD ϕ fer ausgefahren wird, ist

υd = υD cos ψ = OD cosψ ⋅ ϕ = rd ⋅ ϕ . Dabei ist rd der Abstand der Achse des Dämpfers vom Drehpunkt 0. Es ist dabei angenommen, dass das Dämpfungsglied lang ist. Die Dämpfungskraft ist dann

. Fd = – d υd = – d rd ϕ

Bild 5.11 Federgefesselter Drehschwinger mit Dämpfung

5.3 Geschwindigkeitsproportional gedämpfte Drehschwingungen

101

Das Dämpfungsmoment beträgt

. Md = Fd rd = – d rd2ϕ Mit dem dynamischen Grundgesetz der Drehung erhält man

= J 0 ϕ oder M + Md = − (Ȉ ki ri2 + FG e cosβ )ϕ − d rd2ϕ d rd2

kD ϕ = 0. J0 J0 Dabei ist wieder zur Abkürzung geschrieben

ϕ+

ϕ +

(5.26)

kD = Ȉ ki ri2 +FG e cos β . Setzt man weiter k ω02 = D , Kreisfrequenz des zugehörigen ungedämpften Systems, J0

δ =

d rd2

2 J0

, Abklingkonstante

bzw. bei mehreren Dämpfern δ =

Ȉ di rdi2 2 J0

, so schreibt sich (5.26) als

ϕ + 2δ ϕ + ω02 ϕ = 0 .

(5.27)

Dies ist die analoge Beziehung zu (5.3). Die Gleichungen (5.4) bis (5.24) gelten hier ganz entsprechend. Es ist lediglich stets x durch ϕ zu ersetzen. Beispiel 5.4: Drehschwinger Der in Bild 5.12 gezeichnete Drehschwinger (Masse m = 30 kg, Schwerpunkt S, Massenträgheitsmoment J0 = 6 kg m2 bezogen auf die Drehachse durch 0) ist durch zwei Federn abgestützt (Federkonstanten k1 = 200 N/cm, k2 = 1200 N/cm). Die Dämpferkonstante des eingebauten Dämpfers ist d = 3000 kg/s. Vom Einfluss der Federvorspannkräfte soll abgesehen werden. a) Man berechne die Kreisfrequenz der ungedämpften Schwingungen des Systems (Schwingungsdämpfer ist nicht vorhanden). b) Wie groß ist die Kreisfrequenz, wenn die Dämpfung berücksichtigt wird (Schwingungsdämpfer ist vorhanden)? c) Wie lautet die Bewegungsfunktion der gedämpften Drehschwingung, wenn der Schwinger um ϕ0 =10° ausgelenkt wird und dann ohne Anfangsgeschwindigkeit losgelassen wird? d) Wie müsste der Dämpfer eingestellt werden (d = ?), damit sich gerade der aperiodische Grenzfall ergibt?

102


Bild 5.12 Einzelradaufhängung

kD = J0

a) ω0 =

k1r12 + k2 r22 + FG e cos β

J0

,

(200 ⋅ 102 ⋅ 0, 22 + 1200 ⋅ 102 ⋅ 0,52 )

ω0 =

N 2 m m + 30 kg ⋅ 9,81 2 ⋅ 0,1m m s

6 kg m 2

= 71,68 1/s . b) δ =

d rd2

2 J0

=

d (OD sin 70°) 2 = 44,70 s–1 < ω0 . 2 J0

Wegen δ < ω0 gilt ωd = ω02 − δ 2 = 56,0 s–1 .

(0) = 0 c) Die Anfangsbedingungen sind ϕ (0) = ϕ 0 = 10°; ϕ Nach (5.16) kann man sofort anschreiben

ϕ = e– δ t (ϕ 0 cos ωd t + –1

= 0,1745 e– 44,7 s

t

δ ω0 δ sin ωd t) = ϕ 0 e– δ t ( cos ωd t + sin ωd t) ωd ωd

ª § 1 · 1 ·º § «cos ¨ 56, 0 s t ¸ + 0, 7976sin ¨ 56, 0 s t ¸ » . ¹ © ¹¼ ¬ ©

d) Im aperiodischen Grenzfall ist δ = ω0, d.h. d rd2 2 J0

= ω0 ; daraus d =

2 J 0ω0 2 ⋅ 6 kg m 2 ⋅ 71, 68s −1 = 4810,4 kg/s . = (0, 45 m sin 70°)2 rd2

5.4 Dämpfung durch trockene Reibung (coulombsche Dämpfung)

103

5.4 Dämpfung durch trockene Reibung (coulombsche Dämpfung) Auf die Masse m wirken die Kräfte (Bild 5.13) Federrückstellkraft F = k x, Reibungskraft FR (z.B. FR = µ FN) .

Bild 5.13 Einfacher Schwinger mit Coulombscher Dämpfung

Die Reibkraft ist konstant und stets entgegengesetzt zur Geschwindigkeit der Masse m gerichtet. Man muss für Hin -und Rückbewegung je eine besondere Schwingungsgleichung aufstellen. Das Newtonsche Gesetz liefert: 1. Fall x > 0: – k x – FR = mx oder

x + ω02 x = – mit ω0 =

FR m

(5.28)

k , der Kreisfrequenz der freien ungedämpften Schwingungen. m

2. Fall x < 0: – k x + FR = mx oder F x + ω02 x = + R . (5.29) m Die Gleichungen (5.28) und (5.29) sind inhomogene Differentialgleichungen 2. Ordnung. Die beiden Gleichungen unterscheiden sich nur im Störglied auf der rechten Seite. Die Lösungen der homogenen Gleichungen sind daher identisch xh = C1 cos ω0 t + C2 sin ω0 t . Die partikulären Lösungen der inhomogenen Gleichungen sind xp = B

FR F =B R . 2 k m ω0

104


Damit sind die allgemeinen Lösungen der Gleichungen (5.28) und (5.29) x > 0: x = C1 cos ω0 t + C2 sin ω0 t – FR , (5.30) k F x < 0: x = D1 cos ω0 t + D2 sin ω0 t + R . (5.31) k (5.30) entspricht einer harmonischen Schwingung um xG = – FR/k als statische Gleichgewichtslage. (5.31) stellt eine harmonische Schwingung um xG = + FR/k als statische Gleichgewichtslage dar. Bei jeder Halbschwingung nimmt die Amplitude also um 2FR/k ab. Sobald die Amplitude |xmax | ԛ FR/k geworden ist, bleibt die Masse bei diesem xmax stehen.

Bild 5.14 x, t-Diagramm bei coulombscher Reibung: lineare Amplitudenabnahme

Beispiel 5.5: Schwinger mit coulombscher Reibung Ein einfacher Schwinger (Masse m, Federkonstante k), der durch die konstante Reibungskraft FR gedämpft ist, wird um x0 ausgelenkt und ohne Anfangsgeschwindigkeit losgelassen. Man zeichne das Weg-Zeit-Diagramm. Anfangsbedingungen: x (0) = x0; x (0) = 0. Die Bewegung beginnt mit der Rückbewegung ( x < 0). Es gilt (5.31):

5.5 Aufgaben

105

x (0) = D1 · 1 + D2 · 0 + FR/k = x0, daraus D1 = x0 – FR/k , x (0) = – D1 ω0 0 + D2 ω0 · 1 = 0; daraus ergibt sich D2 = 0. Damit gilt für die erste Halbschwingung F · F § x = ¨ x0 − R ¸ cos ω0t + R . k k © ¹ Die Bewegungsumkehr findet statt nach t = T0/2 bei § ʌ · FR x¨ ¸ = – x0 + 2 k © ω0 ¹ usw. statt. Die x, t-Kurve ist in Bild 5.14 aufgezeichnet. In dem gezeichneten Beispiel kommt die Masse nach 7 Halbschwingungen zum Stillstand.

5.5 Aufgaben Aufgabe 5.1: Das Ersatzsystem zur Untersuchung der Eigenschwingungen der Starrachse eines Lkw besteht aus zwei Punktmassen m = 70 kg (Bild 5.15) und einem homogenen, starren Stab (Masse m2 = 110 kg, Länge 1 = 2 100 mm. Folgende Werte sind bekannt: Reifenfederhärte kR = 11 000 N/cm; Wagenfederhärte kW = 2 500 N/cm; Federspur eF = 1 500 mm; Dämpferspur ed = 1 600 mm; Dämpferkonstante d = 14 000 kg/s

Bild 5.15 Ersatzsystem für die Starrachse eines Lkw

a) Wie groß ist die Kreisfrequenz für die vertikalen Hubschwingungen der Achse (Schwingungen in y-Richtung) ohne und mit Dämpfern? b) Man ermittle die Eigenkreisfrequenz der Achse für die Drehschwingungen um den Achsmittelpunkt 0 (Trampelschwingungen der Achse) ohne und mit Dämpfern. Aufgabe 5.2: Bei dem in Bild 5.16 gezeichneten Maschinenfundament kann die Tischplatte einschließlich der Maschine als ein starrer Körper betrachtet werden,

106


dessen Gesamtmasse mges = mTisch + mMaschine = 15 t beträgt. Die vier gleich ausgeführten Stützen (Querschnittsfläche A = 90 cm, axiales Flächenmoment 2. Ordnung I1 = 4600 cm4 für eine Stütze; E = 2,1 · 107 N/cm2) sind an beiden Enden (am Boden und in der Tischplatte) starr eingespannt. Die Masse der Stützen kann vernachlässigt werden.

Bild 5.16 Maschinenfundament

Bild 5.17 Verformung der Stützen

a) Man berechne die Eigenfrequenz fx für die Schwingungen in x-Richtung. Anleitung: Man beachte, dass die Stützen dabei wie Biegefedern wirken, die in der Mitte einen Gelenkpunkt haben (Bild 5.17). b) Wie groß ist die Eigenfrequenz fy für die Vertikalschwingungen in y-Richtung? c) Durch eine Messung stellt man für fy einen um 2 % kleineren Wert als bei Frage b) berechnet fest. Wie groß ist also der Dämpfungsgrad ϑ für diese Vertikalschwingung? Aufgabe 5.3: Der in Bild 5.18 gezeichnete Körper ist um die Achse durch 0 drehbar gelagert (m = 200 kg; JS = 15 kg m2). Die gezeichnete Lage ist die statische Gleichgewichtslage. Die Federkonstante ist k = 5 · 104 N/m.

5.5 Aufgaben

107

a) Für die kleinen Drehschwingungen berechne man die Kreisfrequenz ω0 (ohne Dämpfung). b) Wie müssen zwei in Höhe des Schwerpunkts anzubringende, horizontal liegende Schwingungsdämpfer eingestellt werden (d = ?), damit sich gerade der aperiodische Grenzfall ergibt? Für diesen Fall gebe man das Bewegungsgesetz an, wenn dem Schwinger durch einen Drehstoß in der Gleichgewichtsla 0 = 3,0 s–1 erteilt wird, und danach keine ge die Winkelgeschwindigkeit ϕ weiteren Störungen mehr auftreten. Nach welcher Zeit hat der Schwinger seine größte Auslenkung erreicht und wie groß ist diese Auslenkung? c) Da das System weicher gelagert werden soll, müssen die Federkonstanten der Federn kleiner werden. Wie groß muss k jedoch mindestens sein, damit sich eine stabile Schwingung um die vertikale Gleichgewichtslage ergibt?

Bild 5.18 Drehschwinger

Aufgabe 5.4: Der in Bild 5.19 gezeichnete Körper (Pendelachse) ist um A drehbar gelagert (Masse m, Schwerpunkt S, Massenträgheitsmoment bezogen auf die Schwerachse parallel zur Drehachse JS). Er ist durch zwei Federn abgestützt, deren Federkonstanten sind kR (Reifenfeder) und kW (Wagenfeder als Schraubenfeder). Für die kleinen Drehschwingungen um A sind die folgenden Fragen zu beantworten. Die Federvorspannkräfte sollen nicht berücksichtig werden. a) Wie groß ist die Kreisfrequenz der ungedämpften Eigenschwingungen?

108


b) In der Achse der Schraubenfeder CD ist ein Schwingungsdämpfer eingebaut (Dämpferkonstante d). Unter welchem Wert muss d liegen, wenn der Dämpfungsgrad kleiner als eins sein soll? Wie groß ist dann die Kreisfrequenz ωd?

Bild 5.19 Pendelachse

Aufgabe 5.5: Eine Stahlkonstruktion wird durch eine statisch aufgebrachte Kraft von F = 32 000 N belastet. An der Einleitstelle P der Kraft wird dabei eine Verformung von 18 mm in Richtung von F gemessen. Die Kraft wird dann plötzlich entfernt. Die auftretende Schwingung, insbesondere die Bewegung des Punktes P wird gemessen. Man stellt fest, dass der Punkt P in 20 s 58 volle Schwingungen ausführt. Seine Amplitude ist dabei vom Anfangswert 18 mm auf 1,5 mm nach 20 s zurückgegangen. Es kann angenommen werden, dass geschwindigkeitsproportionale Dämpfung vorliegt. a) b) c) d)

Wie groß ist die Schwingungsdauer Td und die Kreisfrequenz? Welche Werte haben die Abklingkonstante δ und der Dämpfungsgrad ϑ? Wie groß ist die Federkonstante k? Man gebe die Weg-Zeit-Funktion für die Bewegung des Punktes P an.

Aufgabe 5.6: Ein Drehschwingungsgeber besteht aus einem Hohlzylinder (ri, ra, bR, Dichte ρ), der durch vier Blattfedern (d, h, Elastizitätsmodul E) mit der Welle W verbunden ist (Bild 5.20). Die Blattfedern sind in der Welle W eingespannt und mit dem Hohlzylinder K gelenkig verbunden. a) Für die kleinen Drehschwingungen des Rings K um die Welle W (um die Wellenachse 0–0) berechne man die Eigenkreisfrequenz.

5.5 Aufgaben

109

b) Bei einem Versuch, bei dem man den Ring frei schwingen lässt, stellt man fest, dass die Anfangsamplitude ϕ 0 nach 20 vollen Schwingungen auf ϕ 0/3 zurückgegangen ist. Wie groß ist das logarithmische Dekrement Λ?

Bild 5.20 Drehschwingungsgeber

Aufgabe 5.7: Bei der in Bild 5.21 gezeichneten Pkw-Hinterachse ist m1 = Masse eines Längslenkers (stabförmig, homogen), JE, Rad = Drehmasse eines Rades bezogen auf die Radachse, m2 = Masse des Verbundlenkers (stabförmig), mFeder = Masse einer Wagenfeder (Schraubenfeder). a) Für die kleinen Hubschwingungen der Masse m in y-Richtung gebe man die Eigenkreisfrequenz an (ohne Dämpfung; gegenüber der Aufbaumasse m sind alle übrigen Massen zu vernachlässigen). b) Für die kleinen Eigenschwingungen der Achse relativ zum Aufbau (Drehschwingungen um A–A) gebe man an 1. die Eigenkreisfrequenz der ungedämpften Schwingungen, wenn die Räder frei drehbar sind (ohne Einfluss von Vorspannkräften), 2. die Eigenkreisfrequenz mit Berücksichtigung der Dämpfung, wenn jeweils ein Dämpfer mit der Dämpfungskonstanten dW in der Federachse angeordnet ist, und die Reifendämpfung durch die Dämpfungskonstante dR (für einen Reifen) berücksichtigt wird. Die Räder seien frei drehbar. Wie ändert sich die letzte Beziehung, wenn die Räder blockiert sind? Die Räder sind mit dem Lenker AE starr verbunden.

110


Bild 5.21 Verbundlenkerachse

Bild 5.22 Plötzliche Blockierung

Aufgabe 5.8: Bei der in Bild 5.22 gezeichneten Förderanlage bewegt sich die Masse m mit der Geschwindigkeit υ0 nach unten. Gegenüber m sind alle übrigen Massen zu vernachlässigen. Durch eine Betriebsstörung wird plötzlich die Antriebswelle der Windentrommel blockiert. a) Man untersuche die Bewegung der Masse m, wenn im Augenblick des Blockierens die freie Seillänge l ist und die Dämpfung unberücksichtigt bleibt. (ESeil = Elastizitätsmodul des Seils; A = Seilquerschnitt, über die Seillänge konstant). Die Elastizität der Welle und der Seiltrommel soll durch die Drehfederkonstante kD berücksichtigt werden. Man gebe das Bewegungsgesetz und die Kreisfrequenz der harmonischen Schwingungen von m an. Welchen Wert darf υ0 nicht überschreiten, wenn m wirklich harmonisch schwingen soll (Seil darf nicht schlaff werden)?

5.5 Aufgaben

111

b) Wie lautet das Bewegungsgesetz von m, wenn zusätzlich die Dämpfung berücksichtigt wird (Dämpfungskonstante d, schwache Dämpfung)? Darf υ0 jetzt größer sein als bei Frage a), wenn das Seil nicht schlaff werden soll? Aufgabe 5.9: Die in Bild 5.23 gezeichnete Welle trägt an ihrem freien Ende eine Masse m. Die Wellenmasse kann vernachlässigt werden. a) Man berechne die Eigenkreisfrequenz der Schwingungen der Masse m in vertikaler Richtung (y-Richtung) ohne Berücksichtigung der Dämpfung. Die Wellenlager sind dabei als in vertikaler Richtung unnachgiebig anzusehen. Die Beziehung ist zunächst in allgemeiner Form anzugeben ω = ω (d, l, lm, m, E). b) Bei einem Schwingungsversuch stellt man fest, dass eine Anfangsamplitude A0 nach 50 vollen Schwingungen auf A0/4 zurückgegangen ist. Welche Werte haben für das vorliegende System das logarithmische Dekrement Λ, die Abklingkonstante δ und die Eigenkreisfrequenz ωd mit Dämpfung? c) Die beiden Wellenlager bei A und B seien in y-Richtung elastisch nachgiebig; Federkonstanten der Lager kA, kB. Man gebe die Ersatzfederkonstante des Systems und die Eigenkreisfrequenz der Schwingungen der Masse m in y-Richtung ohne Dämpfung an (ω0 = ω0 (d, l, lm, m, kA, kB)).

Bild 5.23 Biegeschwinger

6 Erzwungene Schwingungen von Systemen mit einem Freiheitsgrad ohne Dämpfung 6.1 Beliebiger Zeitverlauf der Erregung In Abschnitt 4.1 wird für einen einfachen Schwinger bei den Anfangsbedingungen x (0) = x (0); x(0) = x0 = υ0 als Bewegungsgesetz Gleichung (4.5) gefunden x = x0 cos ω0 t +

x0 sin ω0 t. ω0

Statt ω wird jetzt lediglich ω0 geschrieben. Liegt nun allgemeiner der Beginn des Schwingungsvorgangs bei t0, so gilt für die Anfangsbedingungen x (t0) = x0, x(t0 ) = x0 , und das Bewegungsgesetz hat die Form x = x0 cos [ω0(t – t0)] +

x0 sin [ω0(t – t0)] . ω0

(6.1)

Wirkt auf die Masse m in ihrer Gleichgewichtslage zum Zeitpunkt t0, d.h. x (t0) = 0, ein plötzlicher Impuls p, so nimmt die Masse zum Zeitpunkt t0 die Anfangsgeschwindigkeit x0 = p/m an. Damit sind jetzt die Anfangsbedingungen x (t0) = 0, x(t0 ) = p/m und die Lösung nach (6.1) lautet x=

x0 p sin [ω0 (t – t0)] = sin [ω0(t – t0)] , t ≥ t0 . m ω0 ω0

(6.2)

Wirkt auf m eine beliebige, zeitlich veränderliche Kraft F (t) mit F (t) = 0 für t < 0, siehe Bild 6.1, so folgt nach Newton für die um x ausgelenkte Lage (Bild 6.2) mx + k x = F .

Bild 6.1 Zeitverlauf der äußeren Kraft

(6.3)

Bild 6.2 Schwinger mit Erregerkraft

Zur Herleitung einer allgemeinen Lösungsformel wird zunächst nur ein „kleiner“ Kraftimpuls d p = F (τ)dτ betrachtet (siehe Bild 6.1). Durch diesen kleinen Im-

6.1 Beliebiger Zeitverlauf der Erregung

113

puls d p, der zum Zeitpunkt t0 = τ auf m einwirkt, wächst die Geschwindigkeit um den Wert dυ = d x = d p/m = F (τ) dτ /m. Wenn man dies als „Anfangsgeschwindigkeit“ zum Zeitpunkt t0 = τ betrachtet, kann man die „Bewegung“ der Masse allein durch diesen Impuls nach (6.2) anschreiben dx =

dx ω0

sin [ω0(t – τ)] =

F (τ ) dτ sin [ω0(t – τ)] , t ≥ τ . m ω0

Da nun während aller Zeiten τ zwischen 0 und t solche Impulse auf m einwirken, muss man, um die durch die Kraft F erzwungene Bewegung zu erhalten, über die Zeit integrieren xp (t) =

1 m ω0

t

³ F (τ ) sin[ω0 (t − τ )]dτ .

(6.4)

0

Mit diesem Integral, dem sogenannten Faltungsintegral, kann also die partikuläre Lösung xp (t) von (6.3) für eine (weit gehend) beliebige Zeitfunktion F(t) der Erregung berechnet werden. Zur Lösung xp (t) muss noch die Lösung der zu (6.3) gehörenden homogenen Differentialgleichung, die Eigenschwingung, addiert werden. Für die Anfangsbedingungen x (0) = x0, x(0) = x0 lautet die vollständige Lösung t

x = x0 cos ω0 t +

x0 1 sin ω0 t + F (τ ) sin[ω0 (t − τ )]dτ . ω0 m ω0 ³

(6.5)

0

Beispiel 6.1: Kurzzeitig wirkende Schwingungserregung Für die Bewegung der Masse m eines einfachen Schwingers gelten die Anfangsbedingungen x (0) = x0, x(0) = x0 . Während der Zeitspanne von 0 bis T1 wirkt auf m eine konstante äußere Kraft F1 (Bild 6.3). Für die Kraft gilt also F = F1 = konst. F=0

für 0 ԛ t ԛ T1 , für t > T1.

Man gebe die Funktion der auftretenden Schwingungsbewegung an.

Bild 6.3 Rechteckstoß

114

6 Erzwungene Schwingungen von Systemen

(6.5) liefert für 0 ԛ t ԛ T1 t

x = x0 cos ω0 t +

x0 1 sin ω0 t + F1 sin[ω0 (t − τ )]dτ , ω0 m ω0 ³ 0

x F x = x0 cos ω0 t + 0 sin ω0 t + 1 cos [ω0(t – τ) ] ω0 m ω02 x = x0 cos ω0 t +

T1 0

,

x0 F sin ω0 t + 1 (1 – cos ω0 t) . ω0 m ω02

Für t > T1 muss das Integral aufgespalten werden

x 1 x = x0 cos ω0 t + 0 sin ω0 t + m ω0 ω0 +

1 m ω0

T1

³ F1 sin[ω0 (t − τ )]dτ 0 t

³ 0 ⋅ sin[ω0 (t − τ )]dτ .

T1

Der letzte Term fällt weg. Weiter ist T1

1

³ sin[ω0 (t − τ )]dτ = + ω0 cos [ω0(t – τ) ]

T1 0

0

=+

1

ω0

cos [ω0(t – T1) – cos ω0 t ] .

Damit gilt für die Lösung in diesem Bereich t > T1 x = x0 cos ω0 t +

x0 F1 sin ω0 t + {cos [ω0(t – T1)] – cos ω0 t} . ω0 m ω02

6.2 Harmonische Erregung In 6.1 wird die Schwingung für einen beliebigen Zeitverlauf der Erregerkraft untersucht. Der weitaus wichtigste Sonderfall ist der einer harmonisch veränderlichen Erregerkraft F (t) = Fˆ cos Ωt .

(6.6)

6.2 Harmonische Erregung

Darin ist Fˆ Ω

115

die Amplitude der Erregerkraft, die Erregerkreisfrequenz.

Eingesetzt in (6.3) folgt k Fˆ mx + k x = Fˆ cos Ωt oder x + x = cos Ω t. m m k = ω02 abgekürzt (ω0 ist die Eigenkreisfrequenz), so lautet die DiffeWird nun m rentialgleichung (in schwingungstechnischer Form) Fˆ x + ω02 x = cos Ωt . (6.7) m Die homogene Differentialgleichung zu (6.7) ist identisch mit Gleichung (2.10), deren Lösung z.B. durch (2.14) gegeben ist.

Eine partikuläre Lösung von (6.7) erhält man mit dem Ansatz xp (t) = xˆ cos Ωt,

(6.8)

der von gleichfrequenten Zeitverläufen von Erregung (6.6) und Antwort (6.8) ausgeht. Mit xp = – Ω2 xˆ cos Ωt folgt aus der Differentialgleichung (6.7) – Ω2 xˆ cos Ωt + ω02 xˆ cos Ωt =

Fˆ cos Ωt m

durch Koeffizientenvergleich („cos Ωt kann gekürzt werden“) folgende wichtige Formel für die Amplitude in (6.8) xˆ =

Fˆ/m = ω02 − Ω 2

Fˆ/k §Ω· 1− ¨ ¸ © ω0 ¹

2

.

(6.9)

Damit ist xp (t) = xˆ cos Ω t =

Fˆ/m cos ȍt − ȍ2

ω02

(6.10)

eine partikuläre Lösung der Differentialgleichung (6.7). Obwohl bei der allgemeinen Lösung auch die Lösung der zugehörigen homogenen Differentialgleichung, die Eigenschwingung, berücksichtigt werden muss, wird nicht nur die Schwingung x (t) insgesamt, sondern häufig auch die partikuläre Lösung xp (t) allein als erzwungene Schwingung bezeichnet. Die erzwungene Schwingung (6.10) ist im Takt mit der erregenden Kraft. Für die Amplitude erkennt man aus (6.9) die folgenden Zusammenhänge. Die Amplitude der erzwungenen Schwingung ist der Amplitude der Erregerkraft proportional. Fˆ/k entspricht der Federverformung, wenn eine konstante Kraft von der

116


Größe der Amplitude der Erregerkraft wirkt. Im Nenner steht die Differenz der Quadrate von Eigen- und Erregerkreisfrequenz. Ist die Erregerfrequenz Ω stark verschieden von der Eigenfrequenz ω0, so sind die Amplituden der erzwungenen Schwingung klein. Liegt die Erregerfrequenz jedoch in der Nähe der Eigenfrequenz, so werden die Amplituden entsprechend groß. Für Ω → ω0 geht xˆ →∞. Man spricht dann von Resonanz. Der Resonanzfall liegt vor, wenn ΩR = ω0 gilt, die Erregerkreisfrequenz also den Wert des Systemparameters „Eigenkreisfrequenz“ annimmt. In Bild 6.4 ist die Amplitude xˆ in Abhängigkeit vom Frequenzverhältnis Ω /ω0 aufgetragen. Für Ω < ω0 (unterkritischer Bereich) ist xˆ > 0, das bedeutet, Erregerkraft F und Zwangsschwingung xp sind in Phase, d.h. beide erreichen gleichzeitig ihre Maxima und Minima (s. Bild 6.5a und b1). Für Ω > ω0 (überkritischer Bereich) ist xˆ < 0, d.h. Erregerkraft F und dadurch erzwungene Schwingung xp sind in Gegenphase (xp „hinkt“ der erzwungenen Schwingung um Tp/2 hinterher, Bild 6.5a und b2). An der Resonanzstelle tritt ein Phasensprung auf. Die allgemeine Lösung der Differentialgleichung (6.7) erhält man durch Überlagerung der Lösung der homogenen Gleichung (Eigenschwingung) und der partikulären Lösung der inhomogenen Gleichung (erzwungene Schwingung) x = C1 cos ω0 t + C2 sin ω0 t + xˆ cos Ωt .

(6.11)

Auch hier lassen sich die Konstanten C1, C2 aus z.B. Anfangsbedingungen bestimmen. Wählt man z.B. die Anfangsbedingungen x (0) = 0 und x (0) = 0, so ergeben sich die Integrationskonstanten C1 = – xˆ und C2 = 0 und der Zeitverlauf

Bild 6.4 Frequenzgang der Amplitude xˆ

6.2 Harmonische Erregung

117

x (t) = xˆ (cos Ωt – cos ω0 t), der für t ≥ 0 als Antwort auf eine bei t = 0 beginnende harmonische Erregung gedeutet werden kann, wenn das System davor (t < 0) in Ruhe und nicht ausgelenkt gewesen ist. a

b1

Bild 6.5 Zeitverläufe der a Erregerkraft b erzwungenen Schwingung b1 Ω < ω0 b2 Ω > ω0

b2

Im Resonanzfall (Ω = ω0) gilt (6.10) für das Bewegungsgesetz der erzwungenen Schwingung nicht mehr, denn danach würden die Amplituden plötzlich über alle Grenzen wachsen, und damit wäre die im Schwinger gespeicherte Energie ebenfalls unendlich groß. Dies ist physikalisch unmöglich. Um das Bewegungsgesetz in diesem Fall zu erhalten, geht man von (6.4) aus. Jetzt ist F = Fˆ cos ω0 t für t > 0. In (6.4) eingesetzt xp =

1 m ω0

t

³ F (τ ) sin[ω0 (t − τ )]dτ 0

t Fˆ = cos ω0τ (sin ω 0t cos ω 0τ − cos ω 0 t sin ω 0τ ) d t , m ω0

³ 0

=

t t · Fˆ § ¨ sin ω0t cos 2 ω0τ dτ − cos ω0 t cos ω0τ sin ω0τ dτ ¸ . ¸ m ω0 ¨ 0 0 © ¹

³

³

118


Bild 6.6 x, t-Diagramm im Resonanzfall

Mit t

³

cos 2 ω 0τ dτ =

0

1 2 ω0

cos ω 0τ sin ω0τ +

t

³

t

cos ω0τ sin ω0τ dτ =

0

³ 0

=

τ

t

1 t 2 0 = 2 ω cos ω0t sin ω0t + 2 , 0 t

1 1 sin 2ω0τ dt = ( − cos 2ω0τ ) 2 4ω0 0

1 1 (1 − cos 2 ω0 t ) = sin 2 ω0 t 4 ω0 2 ω0

ergibt sich xp =

Fˆ m ω0

xp =

Fˆ t sin ω0t . 2 m ω0

ª º § 1 t· 1 cos ω0t sin ω0t + ¸ − cos ω0t sin 2 ω0t » , «sin ω0t ¨ 2¹ 2 ω0 © 2 ω0 ¬ ¼

Die Schwingweiten wachsen proportional zur Zeit t an (Bild 6.6).

(6.12)

6.3 Periodische Erregung

119

6.3 Periodische Erregung Wie in Kap. 2.2 dargestellt, lässt sich jede periodische Funktion f (t) durch eine trigonometrische Reihe annähern. Die Periode sei T, dann gilt (2.27) mit den Amplituden gemäß (2.28). Bricht man die unendliche Reihe nach n Harmonischen ab, so nähert fn (t) die vorgegebene Punktion f (t) umso besser an, je größer n gewählt wird. Für praktische Bedürfnisse genügen im allgemeinen einige Reihenglieder. Somit lässt sich eine beliebige, periodische Erregerkraft darstellen in der Form F = F0 + Fˆc1 cos Ω t + Fˆc2 cos 2 Ω t + … + Fˆs1 sin Ω t + Fˆs2 sin 2 Ω t + … oder ∞

F = ¦ ª¬ Fˆc k cos(k ȍt ) + Fˆs k sin(k ȍt ) º¼ .

(6.13)

k=0

Man kann auch jeweils entsprechende cos- und sin- Glieder zusammenfassen (siehe (2.30)) und erhält damit F = F0 + Fˆ1 sin (Ωt + ϕ01) + Fˆ2 sin (2 Ω t + ϕ02) + … . Die Schwingungsgleichung (6.7) lautet jetzt

x + ω02 x =

1 ∞ ˆ ¦ ª Fc k cos (k Ω t ) + Fˆs k sin (k Ω t ) º¼ . m k= 0¬

(6.14)

Für das k-te Glied der trigonometrischen Reihe (die k-te Harmonische) gilt

x + ω02 x =

1 ˆ {Fc k cos (k Ω t ) + Fˆs k sin (k Ω t )} . m

(6.15)

Wegen der Linearität des Systems wird die Partikulärlösung als Überlagerung der Einzelantworten auf die Erregerkraft mit dem cos-Anteil (siehe (6.10)) und dem sin-Anteil xk (t) = xˆck cos (k Ωt) + xˆsk sin (k Ωt)

(6.16)

angesetzt. Für beide Amplituden gilt (6.9) entsprechend xˆck =

Fˆck / m , − ( k Ω) 2

ω02

xˆsk =

ω02

Fˆsk / m . − ( k Ω) 2

(6.17)

120


Damit ist xk(t) =

Fˆc k / m

ω02 − (kȍ)2

cos (kΩ t) +

Fˆs k / m

ω02 − (kȍ)2

sin (k Ωt).

Diese Beziehung gilt für k = 0, 1, 2, …, n. Da (6.14) linear ist, kann man die Einzellösungen überlagern und man erhält ∞

x (t) = ¦ xk (t )

(6.18)

k =0

mit den harmonischen Lösungen k-ter Ordnung noch (6.16), deren harmonische Amplituden gemäß (6.17) zu ermitteln sind. Der Eigenschwingungsanteil nach (6.11) muss überlagert werden. Aus (6.17) ersieht man, dass Resonanz auftritt, wenn

ω0 = k Ω

(6.19)

wird. Wenn Resonanz vermieden werden muss, darf die Erregerkreisfrequenz Ω oder ein ganzzahliges Vielfaches davon nicht mit dem Wert des Systemparameters „Eigenkreisfrequenz“ übereinstimmen. Nach den bisherigen Überlegungen wachsen die Amplituden bei Resonanz schließlich beliebig stark an. In Wirklichkeit trifft dies nicht zu, d.h. auch im Resonanzfall bleiben die Amplituden begrenzt. Dies hat vor allem zwei Gründe. Erstens wird bei einem Anwachsen der Amplituden schließlich das lineare Federgesetz nicht mehr gelten. Die „Federkonstante“ ändert sich. Damit ändert sich auch die „Eigenkreisfrequenz“, die dann nicht mehr mit der Erregerkreisfrequenz übereinstimmt. Man spricht von einer „Verstimmung“ des Systems. Zweitens ist bei jedem System Dämpfung vorhanden. Im folgenden 7. Abschnitt wird man feststellen, dass die Dämpfung bewirkt, dass nur endliche Amplituden auftreten. Trotzdem spricht man von Resonanz, wenn die Amplituden sehr große Werte annehmen. Von Ausnahmefällen abgesehen (Schwingsiebe und Schwingförderer werden oft im Resonanzbetrieb gefahren) ist der Resonanzfall zu vermeiden.

6.4 Schwingungserregung durch Unwucht Bei Maschinen mit umlaufenden Massen wird sich auch bei sorgfältigem Auswuchten eine kleine Restunwucht nicht vermeiden lassen. In Bild 6.7 ist eine Maschine dargestellt, die mit ihrem Fundament starr verbunden ist. Die Masse von Maschine und Fundament sei m. Diese Gesamtmasse ist in y-Richtung geführt und federnd gelagert (Federkonstante k). Der mit der konstanten Maschi-

6.4 Schwingungserregung durch Unwucht

121

nendrehzahl nM umlaufende Rotor hat eine Unwucht U = ∆m a bestehend aus der Masse ∆m im Abstand a von der Drehachse.

Bild 6.7 Maschine mit umlaufender Masse

Das System kann nur Schwingungen in y-Richtung ausführen. Für die Differentialgleichung ergibt sich (z.B. mit dem Prinzip von Newton in der d'alembertschen Fassung) bei konstanter Drehzahl mit ϕ = Ωt, Ω = 2 π n my + k y = ∆m a Ω 2 cos Ωt.

Die erregende Kraft lässt sich in diesem Fall als der Anteil der Trägheitswirkung der (relativen) Drehung („Fliehkraft“) in y-Richung F = (∆m a Ω2) cos ϕ deuten. Die „Fliehkraft“ entspricht also der Kraftamplitude der Erregung Fˆ = ∆m a Ω2 .

Mit der Definition der Exzentrizität e=

U ǻm a = m m

(6.20)

als der auf die Gesamtmasse m bezogenen Unwucht U = ∆m a ergeben sich gemäß (6.10) die erzwungenen Schwingungen mit den Amplituden xˆ =

(ǻm a ȍ 2 )/m ȍ2 = e. 2 2 2 ω0 − ȍ ω0 − ȍ 2

(6.21)

Resonanz ist vorhanden, wenn Ω = ω0 oder nM = n0, d.h. die Maschinendrehzahl gleich der Eigenschwingungszahl ist.

122


Beispiel 6.2: Schwingförderrinne Die in Bild 6.8 gezeichnete Schwingförderrinne der Masse m = 260 kg ist durch drei gleiche Blattfedern (Material: Federstahl, E = 2,1 · 105 N/mm2) gehalten. Die Federn sind an ihrem unteren Ende starr eingespannt, mit der Rinne oben gelenkig verbunden. Die Rinne ist um β = 18° gegenüber der Horizontalen geneigt. Sie kann Translationsschwingungen in x-Richtung ausführen. Die Masse der Federn darf vernachlässigt werden. a) Wie groß ist die Eigenkreisfrequenz für kleine Schwingungen der Rinne in xRichtung (ohne Dämpfung)? Welchen Einfluss auf das Schwingungsverhalten, insbesondere die Frequenz, hat der Neigungswinkel β ? b) Die Rinne wird durch zwei gegensinnig umlaufende Unwuchtmassen (Bild 6.9), die als Massenpunkte aufgefasst werden können (∆m = 0,8 kg), in Schwingungen versetzt. Die Unwuchtmassen rotieren mit der Drehzahl n = 190 l/min. Man berechne die Amplitude der auftretenden Erregerkraft und der erzwungenen Schwingungen. Wird die Rinne unterkritisch oder überkritisch gefahren?

Bild 6.8 Schwingförderrinne

Bild 6.9 Unwuchtmotor

a) Die drei Federn sind parallel geschaltet kges = 3 k. Federkonstante einer Feder k = 3EI /l3, mit I = bh3/12,

ω0 =

kges m

=

3 ⋅ 3 E b h3 3 ⋅ 2,1 ⋅ 1011 kg m −1s −2 0,1m(0,012)3m3 1 = = 22,01 . 3 3 3 s l 12 m 0,6 m 4 ⋅ 260 kg

Der Neigungswinkel β hat keinen Einfluss auf die Frequenz. b) Ω = π n/30 = 19,9 s–1 < ω0, also unterkritischer Betrieb. Erregerkraftamplitude Fˆ = 2∆m a Ω2 = 50,67 N,

6.4 Schwingungserregung durch Unwucht

123

Fˆ/m xˆ = 2 = 0,0022 m = 0,22 cm. ω0 − Ω 2

Bei den bisherigen Betrachtungen von erzwungenen Schwingungen werden nur Längsschwingungen behandelt. Die analogen Zusammenhänge und Beziehungen gelten natürlich auch bei Drehschwingungen. Dies soll das folgende Beispiel verdeutlichen.


Beispiel 6.3: Erzwungene Drehschwingungen Bei dem in Bild 6.10 gezeichneten System ist die Welle bei A eingespannt, bei B drehbar gelagert. Am freien Wellenende befindet sich eine zylindrische Scheibe der Masse m = 230 kg. Der Gleitmodul des Wellenmaterials beträgt G = 0,8 · 107 N/cm2. a) Man ermittle die Eigenkreisfrequenz für die Drehschwingungen der Scheibe um die Achse durch S (Wellenachse). Die Wellenmasse ist zu vernachlässigen. b) Bei einem Schwingungsversuch wird die Scheibe um ϕ 0 = 1,2° aus ihrer Gleichgewichtslage ausgelenkt und ihr außerdem durch einen Drehstoß die 0 = 0,6 1/s erteilt. Wie lautet das Bewegungsgesetz Winkelgeschwindigkeit ϕ für die auftretenden Drehschwingungen? Welche Winkelgeschwindigkeit hat die Scheibe zum Zeitpunkt t1 = 0,03 s? c) Auf die Scheibe wirkt ein periodisches Erregermoment in Richtung der Wellenachse: M = Mˆ sin Ω t, mit Mˆ = 382 Nm, Ω = 70 1/s. Wie groß werden die Amplituden der dadurch erzwungenen Schwingungen (ohne Eigenschwingungen)? a) Die beiden Wellenabschnitte stellen hintereinander geschaltete Drehfedern dar, kD =

G I p1 kD1 kD2 mit kD1 = l1 kD1 + kD2

kD2 =

G I p2 l2

.

124


Durch einfache Umformung erhält man kD =

G I p1 0,8 ⋅ 1011 N / m 2 ⋅ 0, 044 / 32 m 4 = = 44803 Nm , 4 I p1 4 § · + l1 l2 0,5 m ¨ ¸ + 0,35 m I p2 ©6¹ 2

JS =

1 §D· 1 m ¨ ¸ = 230 kg (0,6 m) 2 = 10,35 kg m 2 , 2 ©2¹ 8 44803 Nm = 65,81/s . 10,35 kg m 2

ω 0 = k D /J S =

(0) = ϕ 0 = 0,6 1/s. b) Die Anfangsbedingungen sind ϕ (0) = ϕ 0 = 0,02094; ϕ Das Bewegungsgesetz kann analog zu (4.6) sofort angegeben werden

ϕ = ϕ 0 cosω0 t +

ϕ 0 sin ω0 t, ω0

§ ©

oder mit Zahlenwerten

1 · ¹

1 · ¹

§ ©

ϕ = 0, 02094 cos ¨ 65,8 t ¸ + 0, 00912sin ¨ 65,8 t ¸ , s s 1

1

1

1

§ · § · ϕ = −1, 3776 sin ¨ 65,8 t ¸ + 0, 6000 cos ¨ 65,8 t ¸ , s s s s © ϕ (t1 ) = – 1,503 1/s.

¹

©

¹

c) Auf die Masse wirken das Rückstellmoment M = – kd ϕ und das Erregermoment M = M1 sin Ω t. Das dynamische Grundgesetz der Drehung liefert – kDϕ + M = JS ϕ oder Μˆ kD sin Ωt mit ω0 = . ϕ + ω02ϕ = JS JS Für die erzwungene Schwingung macht man den Ansatz: ϕ = ϕˆ sin Ω t . Durch Einsetzen in die Bewegungsgleichung erhält man (siehe auch (6.9) mit Fˆ → Mˆ und m → JS)

ϕˆ =

Mˆ /JS = – 0,0646 = – 3,70°. ω02 − Ω2

Das Minus-Zeichen ergibt sich, da überkritisch erregt wird.

6.5 Kritische Drehzahl

125

6.5 Kritische Drehzahl Auf einer Welle ist eine Scheibe der Masse m so angebracht, dass deren Schwerpunkt S nicht auf der Wellenachse liegt. Die Exzentrizität sei e (Bild 6.11). Welle und Scheibe rotieren mit der Winkelgeschwindigkeit ΩW. Wie schon in Kap. 6.4, lässt sich die Trägheitswirkung der Drehung durch die Fliehkraft darstellen. Die Welle erfährt eine quasistationäre Ausbiegung x. Damit ist die Fliehkraft

Bild 6.11 Rotor mit Exzentrizität

Bild 6.12 a Unterkritisch b Überkritisch c Selbstzentrierung für

ΩW < ω0 ΩW > ω0 ΩW → ∞

2 . FF = m (e + x) ΩW

Die Rückstellkraft aus der Verbiegung der Welle beträgt F=–kx. Beide Kräfte müssen sich das Gleichgewicht halten. Daraus folgt 2 =kx m (e + x) ΩW

oder

2 ) = m e Ω2 . x (k – m ΩW W

Daraus ergibt sich die Beziehung 2 2 m e ΩW ΩW (6.22) x= = ⋅e. 2 2 k − m ΩW ω02 − ΩW Dabei wäre ω0 = k/m die Eigenkreisfrequenz des Systems für Schwingungen in x-Richtung. Die formale Ähnlichkeit von (6.22) und (6.21) lässt die Aussage zu, dass die (quasistationäre) umlaufende Auslenkung (konstante Biegung) derselben (formalen) Berechnungsformel genügt wie die Amplitude einer nur in x-Richtung erzwungenen Schwingung (mit wechselnder Biegung). Man stellt auch hier fest,

126


dass für ΩW → ω0 die Auslenkung über alle Grenzen geht. Man nennt deshalb ΩW = k/m = Ωkrit die kritische Winkelgeschwindigkeit. Bei unterkritischem Betrieb (ΩW < ω0) addieren sich x und e (Bild 6.12a). Der Lauf ist relativ unruhig. Bei überkritischem Betrieb (ΩW > ω0) wird x < 0. Der Abstand des Schwerpunkts von der Drehachse wird kleiner (Bild 6.12b). Wird die Drehzahl weiter erhöht, so wandert der Schwerpunkt schließlich in die Drehachse (Bild 6.12c), wobei gilt lim

ΩW →∞

2 m e ΩW

k−

2 m ΩW

=

me = −e . k ΩW →∞ m − 2 ΩW lim

Der Lauf im überkritischen Betrieb ist relativ ruhig. Beispiel 6.4: Erregung durch Erschütterungen Eine Maschine der Masse m ist in y-Richtung elastisch gelagert (Gesamtfederkonstante k, Bild 6.13). Durch in der Nähe befindliche andere Maschinen entstehen Erschütterungen, die praktisch eine periodische Bewegung des Untergrundes in vertikaler Richtung sind. Für die Bewegung des Untergrundes gilt (siehe Kap. 7.3, Fußpunkterregung) u = uˆ sin Ω t . Man untersuche die hierdurch entstehende Schwingungsbewegung der Masse m in vertikaler Richtung (y-Richtung). Dämpfungseinflüsse dürfen vernachlässigt werden. a) Man stelle die Schwingungsdifferentialgleichung auf. b) Wie lautet die erzwungene Schwingung der Masse? Insbesondere sind Amplitude und Frequenz anzugeben. c) Wie lautet die Bewegungsfunktion, wenn zum Zeitpunkt t = 0 die Masse m in ihrer statischen Gleichgewichtslage in Ruhe ist? a) Bei der in Bild 6.14 gezeichneten ausgelenkten Lage ist der Federweg u – y und die Federkraft FFe = Fv + k (u – y) = m g + k (u – y). Nach Newton gilt + F – FG = m y oder k (u – y) = m y . Umgeformt erhält man k k k y + y = u = uˆ sin Ωt . m m m Dies ist die gesuchte Schwingungsdifferentialgleichung. Man setzt wieder k = ω02 . m

6.5 Kritische Drehzahl

Bild 6.13 Fußpunkterregung

127

Bild 6.14 Kräfte, am System

b) Das Bewegungsgesetz der Zwangsschwingung erhält man mit dem Ansatz y = yˆ sin Ω t. Durch Einsetzen in die Differentialgleichung erhält man für die Amplitude der erregten Schwingung

ω 2uˆ uˆ . yˆ = 2 0 2 = 1 − (Ω / ω 0 ) 2 ω0 − Ω c) Die tatsächliche Schwingbewegung setzt sich zusammen aus der Eigenschwingung und der Zwangsschwingung x = C1 cos ω0 t + C2 sin ω0 t + yˆ sin Ω t . Die Konstanten ergeben sich aus den Anfangsbedingungen y (0) = 0 = C1 1 + C2 0 + Az 0 C1 = 0.

y (0) = 0 = – C1ω0 · 0 + C2ω0 · 1 + uˆ Ω · 1 C2 = uˆ

Ω

ω0

Damit lautet die Bewegungsfunktion x = uˆ

Ω

§ · ȍ sin ω0 t + uˆ sin Ω t = uˆ ¨ sin ȍt + sin ω0t ¸ . ω0 ω0 © ¹

.

128


6.6 Aufgaben Aufgabe 6.1: Die in Bild 6.15 gezeichnete Zentrifuge der Gesamtmasse m = 2400 kg ist in 4 symmetrisch angeordneten Punkten über Stahlbolzen (l = 400 mm, d = 28 mm) und Schraubenfedern (d = 30 mm, D = 200 mm, i = 3,5) aufgehängt.

Bild 6.15 Zentrifuge

Bild 6.16 Aufhängung mit Zusatzfeder

a) Man berechne die Eigenkreisfrequenz ω0y für die Schwingungen in yRichtung. b) Bei der in Bild 6.15 gezeichneten Aufhängung besteht die Gefahr, dass die Maschine „springt“, d.h. die Schraubenfedern heben sich von den Federtellern ab. Um dies zu verhindern, wird an jeder Lagerstelle eine zusätzliche

6.6 Aufgaben

129

Schraubenfeder eingebaut (Bild 6.16). Diese Schraubenfedern sind mit Fv = 1500 N vorgespannt und haben die Federkonstante kv = 1,5 · 105 N/m. Wie groß ist jetzt ω0y? Welchen Einfluss hat die Vorspannkraft Fv auf die Eigenfrequenz? c) Bei der Betriebsdrehzahl n = 300 1/min ist die Unwucht ∆ma = 4,8 kg m vorhanden. Man berechne die Amplitude der erzwungenen, ungedämpften Schwingungen in y-Richtung für Fall b). Reicht die Vorspannkraft der unteren Federn aus, um ein Lösen dieser Federn von den Federtellern zu verhindern? Aufgabe 6.2: Bei dem in Bild 6.17 dargestellten Schwingungssystem (Schwingungstilger für Torsionsschwingungen) ist die Welle W mit einem „Dreistern“ starr verbunden. Die 6 Gummikörper sind mit dem Außenring fest verbunden. J0 = 120 kg cm2 ist die Drehmasse des Außenrings bezogen auf die Achse durch 0. Die Federkonstante für einen Gummikörper beträgt k = 105 N/cm. Der Wirkabstand der Gummikörper ist rF = 5 cm. Die Schwingungen des Tilgers (ohne die Schwingungen der Welle) sind zu untersuchen. a) Man berechne die Eigenkreisfrequenz der kleinen, ungedämpften Drehschwingungen des Außenrings um die Wellenachse durch 0, wenn die Gummikörper spielfrei, aber ohne Vorspannung eingebaut sind. Zu diesem Fall wirkt in jeder Drehrichtung von den zwei Gummikörpern jeweils nur einer als Feder. b) Welcher Wert ergibt sich für die Frequenz dieser Drehschwingungen, wenn die Gummikörper mit Vorspannung eingebaut sind? Druckvorspannkraft pro Gummikörper Fv = 65 N.

Bild 6.17 Schwingungstilger

130


c) Welcher Wert ergibt sich für die Eigenkreisfrequenz im Fall b), wenn die Dämpfung der Gummifederelemente berücksichtigt wird? Die Dämpfungskonstante für ein Gummifederelement ist b = 60 kg/s. d) Die Welle W führt harmonische Drehschwingungen um ihre Achse mit der Kreisfrequenz Ω = 120 s–1 und der Amplitude φˆ = 0,01 rad aus. Man berechne die Amplitude der erzwungenen Schwingungen des Außenrings, wenn wie bei Frage b) die Gummifedern vorgespannt sind und die Dämpfung nicht berücksichtigt wird. Man kontrolliere, ob die gewählte Vorspannkraft Fv = 65 N ausreicht. Aufgabe 6.3: Ein Messgerät der Masse m = 20 kg (Bild 6.18) soll auf einer horizontalen Platte aufgestellt werden, die in vertikaler Richtung (y-Richtung) schwingt. Die Plattenschwingungen werden durch einen mit nM = 1800 l/min umlaufenden Motor erregt. Die Amplitude der Plattenschwingungen ist mit 0,03 mm gemessen worden (Fußpunktanregung). a) Die Amplitude der vertikalen Schwingungen des Messgeräts soll höchstens 0,003 mm betragen. Wie groß muss die Federkonstante k für eine Feder sein, wenn das Messgerät auf 4 Federn abgestützt ist? Welche größten Federkräfte entstehen? b) Um das Massenträgheitsmoment des Messgeräts bezogen auf seine Schwerachse zu ermitteln, wird es wie bei Frage a) durch vier Federn mit k = 12000 N/m unterstützt, zusätzlich aber in 0 drehbar gelagert (Bild 6.19). Für 30 volle Eigenschwingungen um die horizontale Achse durch 0 sind ∆t = 3,6 s gemessen worden. Die Platte ist dabei in Ruhe gewesen.

Bild 6.18 Hubschwinger


6.6 Aufgaben

131

Aufgabe 6.4: Eine Vollwelle (l1 = 700 mm, d1 = 50 mm) ist bei E starr eingespannt (Bild 6.20). Sie trägt an ihrem freien Ende bei A eine mit ihr starr verbundene Platte. Mit dieser Platte ist ebenfalls starr verbunden eine Hohlwelle (l2 = 420 mm, d2i = 80 mm, d2a = 90 mm), die an ihrem freien Ende einen rotationssymmetrischen Körper vom Massenträgheitsmoment JS = 6,38 kg m2 trägt. Die Drehmassen der Wellen und der als starr zu betrachtenden Platte sind zu vernachlässigen. a) Wie groß ist die Eigenkreisfrequenz des Systems für die Drehschwingungen um die Wellenachse (G = 0,8 · 1011 N/m2)? b) Der Lagerpunkt E führt harmonische Drehschwingungen um die Wellenachse aus. Für seine Bewegung gilt ϕ E = ϕÊ cos Ωt mit ϕÊ = 0,08 rad, Ω = 100 1/s. Wie groß sind Amplitude und Frequenz der hierdurch erregten Drehschwingungen des Systems? Welches maximale Moment tritt in den Wellen auf? Wie beurteilen Sie die auftretenden Schwingungen? Welche evt. erforderlichen Maßnahmen schlagen Sie vor?

Bild 6.20 Fußpunkterregter Drehschwinger

Aufgabe 6.5: Bei dem in Bild 6.21 gezeichneten System liegt die Masse m1 auf zwei Rollen auf und ist durch zwei horizontale Federn gehalten. a) Wie groß ist die Eigenkreisfrequenz ω0x für die Schwingungen der Masse m1 in x-Richtung, wenn alle übrigen Massen vernachlässigt werden können? b) Welcher Wert ergibt sich für ω0x, wenn die Federmassen und die Rollenmassen (Drehmasse JS2) berücksichtigt werden und m1 stets auf beiden Rollen aufliegt und zwischen m1 und den Rollen kein Schlupf auftritt? c) m1 befinde sich in der statischen Gleichgewichtslage (x = 0) in Ruhe. Beide Rollen beginnen nun plötzlich sich rechtsherum mit ω* zu drehen. Die Reibzahl zwischen den Rollen und m1 sei µ. Zwischen m1 und den Rollen soll ständig Gleitreibung herrschen und m1 soll in jeder Stellung stets auf beiden Rollen aufliegen. Man stelle die Bewegungsgleichung auf und gebe das Bewegungsgesetz an. Wie groß muss ω* mindestens sein, damit ständig Gleitreibung auftritt?

132


Bild 6.21 Zusammengesetztes Schwingersystem

Aufgabe 6.6: Für den in Bild 6.22 gezeichneten Einachsanhänger sind die kleinen Drehschwingungen um die horizontale Achse durch den Anlenkpunkt 0 zu untersuchen. Die Masse von Rädern, Achse und Federn kann gegenüber m vernachlässigt werden. a) Man gebe die Eigenkreisfrequenz ohne Dämpfung an ω0 = ω0 (m, JS, lm, l, kW, kR). b) Wie groß muss die Dämpfungskonstante des Systems dges gewählt werden, damit eine Anfangsauslenkung A0 nach 2 vollen Schwingungen auf A0/50 zurückgeht? Die Dämpfer seien dabei im Abstand l von 0 vertikal angebracht.

Bild 6.22 Einachsanhänger

c) Beim Fahren des Anhängers über eine „Wellenstraße“ (Wellenlänge b) gibt es eine kritische Geschwindigkeit υkrit. Man gebe sie für den Fall an, dass die Dämpfung vernachlässigt wird. Aufgabe 6.7: Das in Bild 6.23 gezeichnete Dynamometer zur Messung des Reibmoments in Kugellagern besteht aus einem Hohlzylinder (m1, ri, ra), einem homogenen Stab (m2, l) und einer Feder, die so geführt ist, dass sie ihre Kreisform stets beibehält.

6.6 Aufgaben

133

a) Wie groß ist die Frequenz der kleinen Drehschwingungen um die gezeichnete Gleichgewichtslage ohne Gewichtseinfluss? Ist hier die Voraussetzung, dass es sich um kleine Schwingungen handelt notwendig? b) Wie groß wird ω0 mit Berücksichtigung der Gewichtskraft? c) Das System wird durch ein Moment M = Mˆ sin Ω t um die Achse durch 0 erregt. Man gebe die Beziehung für die Amplitude der hierdurch erzwungenen Drehschwingungen an.


Aufgabe 6.8: Bei dem in Bild 6.24 gezeichneten Maschinenfundament sind die vier Stützen am Fuß gelenkig gelagert. In der Tischplatte können sie als starr eingespannt betrachtet werden (Stützenlänge l = 4000 mm, axiales Flächenmoment 2. Ordnung für eine Stütze Ix = 2000 cm4). Die Masse der Stützen und die Dämpfung sind zu vernachlässigen. Tischplatte und Maschine sind als ein starrer Körper der Masse m = 6000 kg zu betrachten. a) Für die waagerechten Schwingungen der Maschine einschließlich der Tischplatte in y-Richtung ermittle man die Eigenschwingungszahl n0y . b) Wie groß sind die Amplituden der erzwungenen Schwingung in y-Richtung, wenn der Schwerpunkt des Rotors um e = 0,14 mm neben der Drehachse liegt? Seine Masse ist mRotor = 300 kg, seine Drehzahl nM = 90 min–1.

134



Bild 6.25 Biegeschwingungen einer Welle mit Einzelmasse

Aufgabe 6.9: Das in Bild 6.25 gezeichnete System führt Biegeschwingungen in vertikaler Richtung aus. a) Man berechne die Eigenschwingungszahl n0. b) Auf m befindet sich ein Unwuchtmotor mit einer umlaufenden Masse ∆m = 2 kg im Abstand a = 6 cm von der Drehachse, der mit der Drehzahl n = 2900 l/min arbeitet. Wie groß ist die Amplitude der erzwungenen Schwingung? Die Masse der Welle ist zu vernachlässigen, c) Wie groß ist die Eigenkreisfrequenz der gedämpften Schwingung des Systems, wenn die Dämpfung durch innere Reibung durch eine Dämpfungsziffer von d = 600 N s/cm erfasst wird? Biegesteifigkeit der Welle E I = 2,1 · 107 N m2. Aufgabe 6.10: Der in Bild 6.26 gezeichnete Schwingtisch ist durch die beiden an ihm eingespannten Blattfedern AB und AB auf den beiden, als starr anzusehenden Lenkern BC und BC abgestützt, die sich ihrerseits auf den beiden im Fundament starr eingespannten Blattfedern CD und CD abstützen. Alle vier Blattfedern haben gleichen Querschnitt und gleiche federnde Länge l = AB = 180 mm (E = 2,1 · 1011 N/m2). Die Anschlüsse zwischen den Lenkern und den Blattfedern bei B, C, B , C können als Gelenke betrachtet werden. Die Masse des Schwingtisches beträgt 32 kg, die des auf dem Schwingtisch aufgespannten Prüfkörpers 2,7 kg. a) Wie groß ist die Eigenfrequenz des Systems für die Vertikalschwingungen (Schwingungen in y-Richtung)? b) Das System wird erregt durch zwei am Schwingtisch angebrachte Schwungscheiben (Bild 6.27), die im Abstand a = 40 mm von ihrer Drehachse die Unwuchtmassen ∆m = 0,6 kg tragen (Drehzahl n = 320 l/min). Die Scheibenebene fällt mit der Symmetrieebene des Systems zusammen. Wie groß ist die Ampli-

6.6 Aufgaben

135

tude der Erregerkraft? Wie groß werden die Amplituden der erzwungenen Schwingung? Welcher größten Beschleunigung ist der Prüfkörper ausgesetzt?

Bild 6.26 Schwingtisch

Bild 6.27 Unwuchtmotor

7 Erzwungene Schwingungen von Systemen mit einem Freiheitsgrad mit Dämpfung Für lineare Systeme lassen sich die Bewegungsdifferentialgleichungen mit einer verallgemeinerten Koordinate q (t) darstellen als kl2 q (t ) + kl1 q (t ) + kl 0 q (t ) = kr0 u (t ) ,

(7.1)

wobei die Lagekoordinate q (t) eine Auslenkung q (t) = x (t) oder eine Drehung q (t) = ϕ (t) sein kann. Entsprechend sind die Koeffizienten als Parameter zu identifizieren, z.B. für einen „Ersatz“-Längsschwinger mit einer Erregerkraft (Bild 7.1) über die Differentialgleichung mers x (t ) + ders x (t ) + kers x (t ) = F (t ),

(7.2)

kl 2 = mers , kl1 = ders , kl 0 = kers

und die inhomogene (rechte) Seite als Erregung kr0 u (t ) = F (t ) .

(7.3)

Für einen „Ersatz“-Drehschwinger mit einem Erregermoment (Bild 7.2) gilt J ers ϕ (t ) + d Ders ϕ (t ) + kDers ϕ (t ) = M (t ), ks2 = J ers , ks1 = d Ders , ks0 = kDers ,

(7.4)

kr0 u (t ) = M (t ) .

Für die Schwingungstechnik bietet sich die Normalform

q (t ) + 2ϑ ω0 q (t ) + ω02 q (t ) = a (t )

(7.5)

mit den bekannten Parametern für die Eigenkreisfrequenz (Kap. 4)

Bild 7.1 Krafterregter Längsschwinger

7.1 Harmonische Erregerkraft – Komplexer Frequenzgang

137

Bild 7.2 Drehschwinger mit Momentenerregung

ω02 =

kl0 k k oder ω02 = ers oder ω02 = ders kl2 mers J ers

und die Dämpfung (Kap. 5) 2 δ = 2 ϑ ω0 =

kl1 d d oder 2 δ = 2ϑω0 = ers oder 2 δ = 2ϑ ω0 = Ders kl2 mers J ers

an. Je nach Problemstellung ist die eine oder andere Form vorteilhafter. Die auftretende Schwingungsbewegung wird durch die Lösung von (7.5) bzw. (7.1) beschrieben. Sie setzt sich zusammen aus der gedämpften Eigenschwingung (Lösung der zugehörigen homogenen Gleichung, vgl. Kap. 5) und einer partikulären Lösung der inhomogenen Gleichung. Die Eigenschwingung klingt mit der Zeit ab, so dass schließlich nur die partikuläre Lösung übrig bleibt. Wenn man sich für den „Einschwingvorgang“ nicht interessiert, wenn also nur der nach einiger Zeit sich einstellende „stationäre Schwingungszustand“ untersucht werden soll, braucht man nur die partikuläre Lösung zu betrachten, die entsprechend zu Kap. 6 wieder als erzwungene Schwingung bezeichnet wird.

7.1 Harmonische Erregerkraft – Komplexer Frequenzgang Bei einer harmonischen Fremderregung ist die Schwingungsantwort als partikuläre Lösung ebenfalls harmonisch. Während in ungedämpften Systemen die Antwort und die Erregung entweder in Phase oder in Gegenphase schwingen (Kap. 6), stellt sich bei Systemen mit Dämpfung immer eine Nacheilung der Antwort ein. Wird die komplexe Erweiterung (analog 2.20) für die Erregung, z.B. für die Kraft F (t ) = Fˆ e j ȍ t = Fˆ (cos ȍ t + j sin ȍ t ) , (7.6) gewählt, so wird die Schwingungsantwort x (t ) = xˆ e jȍ t

(7.7)

138

7. Erzwungene Schwingungen von Systemen

ebenfalls komplex angesetzt und enthält in der komplexen Amplitude ˆ − jȗ xˆ = xe

(7.8)

sowohl die Amplitude als Betrag wie auch die Nacheilung als Phasenwinkel ζ, der immer positiv sein muss. Entsprechendes gilt für eine Erregung mit Sinusoder Kosinus-Verlauf, zusammenfassend ˆ jȍ t , bei F (t ) = Fe x (t ) = xˆ sin (ȍ t − ȗ) bei F (t ) = Fˆ sin ȍ t , x (t ) = xˆ cos (ȍ t − ȗ) bei F (t ) = Fˆ cos ȍ t . ˆ x (t ) = xe

j(ȍ t − ȗ)

(7.9)

Bild 7.3 Erzwungene Schwingungen – komplexe Zeiger

Für die komplexen Schwingungen illustriert das Zeigerdiagramm die entsprechenden Zeitverläufe als rotierende Zeiger, siehe Bild 7.3. Um den Zusammenhang zwischen der Erregung und der Antwort zu finden, wird der Schwingungsansatz (7.7) mit seinen Ableitungen x (t ) = xˆ e j ȍ t , x (t ) = xˆ ( jȍ)e j ȍ t , x (t ) = xˆ ( jȍ) 2 e j ȍ t = − xˆ ȍ 2 e j ȍ t (7.10)

in die Differentialgleichung (7.2) eingesetzt mers xˆ (− ȍ 2 ) e j ȍ t + ders xˆ ( jȍ) e j ȍ t + kers xˆ e j ȍ t = Fˆ e j ȍ t .

(7.11)

Nach dem Ausklammern der Zeitfunktion folgt durch Koeffizientenvergleich (−ȍ 2 mers + d ers ( jȍ) + kers ) xˆ = Fˆ ª¬ (−ȍ 2 mers + kers ) + j (ders ȍ) º¼ xˆ = Fˆ

(7.12)

und damit ein einfacher algebraischer Zusammenhang zwischen der Amplitude Fˆ der Erregerkraft und der komplexen Amplitude xˆ der Schwingungsantwort:

ª º ˆ 1 xˆ ( jȍ) = « »F . 2 ¬ (−ȍ mers + kers ) + j(ders ȍ) ¼

(7.13)


139

Man erhält xˆ also durch Multiplikation von Fˆ mit einem komplexen Faktor, der sowohl von den Systemparametern als auch von der Erregerkreisfrequenz abhängt. Der Betrag dieses Faktors beschreibt den Zusammenhang zwischen den Amplituden Fˆ und xˆ ª º 1 » Fˆ xˆ (ȍ) = « (7.14) «¬ (−ȍ 2 mers + kers ) 2 + (ders ȍ)2 »¼ und wird, aufgefasst als Funktion von Ω, als Amplitudenfrequenzgang oder Amplitudengang bezeichnet. Der Winkel des komplexen Faktors stellt den Phasenwinkel ζ aus (7.8) dar § · ders ȍ ζ (ȍ) = arctan ¨ (7.15) ¸≥0. 2 © − ȍ mers + kers ¹ Diese Funktion wird als Phasenfrequenzgang oder Phasengang bezeichnet. Die beiden Funktionen sind die wichtigsten quantitativen Grundlagen zur Auslegung periodisch fremderregter Systeme. Im Sinne der Systemtheorie, bei der allgemein der Zusammenhang zwischen Erregung (input, hier Fˆ ) und Antwort (output, hier xˆ ) über die Beziehung

x = H xF ( jȍ) F

(7.16)

mit dem komplexen Frequenzgang H xF ( jȍ) definiert wird, lässt sich dieser durch den Vergleich mit (7.13) direkt angeben H xF ( jȍ) =

1 (− ȍ 2 mers

+ kers ) + j (ders ȍ)

(7.17)

und im Zeigerdiagramm für t = 0 über H xF ( jȍ) = xˆ / Fˆ identifizieren, siehe Bild 7.4.

Bild 7.4 Zeiger der Erregung und Schwingungsantwort

Neben dem Amplitudengang nach (7.14) und dem Phasengang nach (7.15) sind weitere Darstellungen üblich, so z.B. die normierte Form

140


xˆ (ȍ) =

1 2 º2

2

Fˆ , kers

(7.18)

ª § ȍ· ª § ȍ ·º «1 − ¨ ¸ » + «2ϑ ¨ ¸» ω « » ¬ © ω0 ¹ ¼ ¬ © 0¹ ¼ bei der die dynamische Vergrößerung einer quasistatischen Auslenkung xstat = Fˆ /kers über die Vergrößerungsfunktion 1 ȍ (7.19) V1 = , η= ω0 (1 − η 2 )2 + (2 ϑ η ) 2 dimensionslos ausgedrückt wird. Entsprechend gilt mit der dimensionslosen, normierten Erregerfrequenz η = ȍ / ω0 für die Phasenfunktion § 2ϑ η · ȍ ζ (ȍ) = arctan ¨ ≥ 0, η = . (7.20) 2¸ ω η 1 − 0 © ¹ Die Vergrößerungsfunktion V1 ist auch darstellbar als der Betrag des normierten komplexen Frequenzganges, als dessen Input die quasistatische Auslenkung xstat = Fˆ /kers definiert wird

x = V1 . (7.21) ˆ F / kers Eine letzte Form ist ebenso gebräuchlich, die insbesondere die Frequenzen zur Beurteilung der Schwingungen direkt enthält. Wird der Amplitudengang nach (7.14) und der Phasengang nach (7.15) mit 1/mers erweitert, ergibt sich ª º 1 Fˆ » aˆ , (7.22) xˆ (ȍ) = « aˆ = mers «¬ (ω 0 2 − ȍ 2 ) 2 + (2 δ ȍ)2 »¼ und § δȍ · ζ (ȍ) = arctan ¨ 2 ≥ 0. (7.23) 2¸ © ω0 − ȍ ¹ Der Amplitudengang V1(η; ϑ) als normierter Frequenzgang ist in Bild 7.5 dargestellt. Die normierte Erregerfrequenz η = Ω /ω0 ist die Abszisse, die Vergrößerungsfunktion V1 die Ordinate, Parameter ist der Dämpfungsgrad ϑ. H xxs ( jȍ) =

Der Phasengang ist in Bild 7.6 dargestellt. Im überkritischen Bereich, bei dem die Erregerfrequenz größer als die Eigenkreisfrequenz ist (η > 1), ist der Phasenwinkel ζ größer als 90°. Im unterkritischen Bereich ist dieser kleiner als 90°. Schließlich ist die Darstellung des Übertragungsverhaltens in der komplexen Ebene als Ortskurve üblich. In Anlehnung an Bild 7.3 können die beiden Bilder 7.5 und 7.6 mit der Erregerfrequenz als laufendem Parameter aufgetragen werden. Dabei werden die Werte des komplexen Frequenzganges, also nur die Endpunkte der Zeiger, eingezeichnet (Bild 7.7). Für kleine Dämpfungen hat die


141

Ortskurve näherungsweise die Form eines Kreises mit Durchmesser 1/(2ϑ). Dies wird in der Schwingungsmesstechnik unter dem Namen „circle-fit“-Verfahren zur Bestimmung von Systemparametern ausgenutzt, sofern die Systemdämpfung genügend klein ist.

Bild 7.5

Vergrößerungsfunktion V1 = xˆ /( Fˆ/kers )

Bild 7.6

Phasenfunktion

[[

142


Bild 7.7

Ortskurven des normierten komplexen Frequenzganges

Den Zeitverlauf einer erzwungenen Schwingung zusammen mit der Erregerkraft zeigt Bild 7.8. Die Schwingbewegung x (t) hat die gleiche Frequenz wie die Erregerkraft, hinkt dieser aber um eine Zeitspanne ǻt =

Bild 7.8

ζ ȍ

Zeitverlauf der Erregerkraft und der erzwungenen Schwingung


143

hinterher. Das Maximum der Vergrößerungsfunktion nach (7.19) ergibt die Resonanzamplitude, die zugehörige Erregerfrequenz heißt Resonanzfrequenz. Die Vergrößerungsfunktion hat ihr Maximum dort, wo der Radikand im Nenner ein Minimum hat. Aus d ª 1 − η2 dη ¬«

(

2 ) + ( 2ϑη )2 º¼» = 0

(7.25)

ergibt sich über 2 (1 − η 2 ) (−2ϑη ) + 4ϑ 2 2η = 0

außer der horizontalen Tangente bei η1 = 0 eine maximale Vergrößerung bei der Resonanzfrequenz ȍ R = 1 − 2ϑ 2 ω0 ,

(7.26)

solange das Dämpfungsmaß ϑ ≤ 2 / 2 ≈ 0,71 bleibt (Bild 7.9). Dieses Maximum V1max =

1

(7.27)

2ϑ 1 − ϑ 2

tritt für größere Dämpfungen nicht mehr auf. Für η = 1 gilt insbesondere V1 (η = 1) =

1 ; ζ (η = 1) = 90° . 2ϑ

(7.28)

Bei einer Erregerkreisfrequenz, die der Eigenkreisfrequenz entspricht (η = 1), ist der Phasenwinkel unabhängig von der Dämpfung immer 90° (Bild 7.6) und die Vergrößerungsfunktion hat den Wert 1/(2ϑ), (Bild 7.9). Darüber hinaus sind jene beiden Erregerfrequenzen von Bedeutung, bei denen die Vergrößerung das 0,7-fache von V1max hat. Dann gilt für sehr kleine Dämpfungen ȍ oben ≅ (1 + ϑ )ω0 ,

ȍ unten ≅ (1 − ϑ ) ω0

(7.29)

bzw.

ϑ≅

ȍ oben − ȍ unten , ȍ oben + ȍ unten

ω0 ≅

ȍoben − ȍ unten . 2

(7.30)

Die Gleichungen (7.27) bis (7.30) sind in der Schwingungsmesstechnik zur Ermittlung der Systemkenngrößen Eigenfrequenz und Dämpfung von Bedeutung.

144

Bild 7.9


Ausgezeichnete Punkte der Vergrößerungsfunktion

Bild 7.10 Ermittlung der Dämpfung durch Wegmessung bei Unwuchterregung

Ein erstes Beispiel zeigt die Anwendung des Frequenzganges zur Ermittlung der Dämpfung. An die Schwingermasse nach Bild 7.10 wird ein Unwuchtmotor montiert. Die gesamte Unwucht beträgt 2∆ m a =130 kg cm. Die Gesamtmasse des Systems ist mers = 1800 kg, die Federkonstante in y-Richtung kers = 7200 N/cm. Die beiden Unwuchtmassen ∆ m rotieren gegensinnig mit Ω = 20 1/s. Die Amplitude der erzwungenen Schwingungen wird mit xˆ = 0, 2 cm gemessen. Wie groß ist der Dämpfungsgrad ϑ, die Abklingkonstante δ und die Dämpferkonstante d? Wie groß ist die Phasennacheilung ζ ?

7.2 Frequenzgang bei harmonischem Erregermoment – Drehschwingungen

145

Zunächst gilt für die Eigenkreisfrequenz

ω0 =

kers = mers

7200.102 N/m 1 = 20 . 1800 kg s

Die Amplitude der Zwangskraft wird zu 1 Fˆ = 2ǻ m a ȍ 2 = 1,30 kg m ⋅ 202 = 520 N . s2

Somit ist der Amplitudengang (7.18) bis auf das Dämpfungsmaß bekannt 0, 02 m =

1 2 º2

2 ª § 20 · ª § 20 · º «1 − ¨ ¸ » + « 2ϑ ¨ ¸ » ¬ © 20 ¹ ¼ «¬ © 20 ¹ »¼

520 N 7200 ⋅ 102 N/m

und kann nach ϑ aufgelöst werden, was zur Lösung ϑ = 0,1806 führt. Die Abklingkonstante und die Dämpfungskonstante berechnen sich jeweils zu δ = ϑ ω0 = 3,61 1/s und d = 2mers δ = 13000 kg/s. Für die Phasennacheilung erhält man nach (7.23) für Ω = ω0 den Winkel ζ = 90°.

7.2 Frequenzgang bei harmonischem Erregermoment – Drehschwingungen Für erzwungene Drehschwingungen mit Dämpfung gelten die analogen Beziehungen, wie sie in Abschnitt 7.1 aufgezeigt werden. Die Identifikation erfolgt gemäß (7.4), d.h. auch hier ist die Identifikationsgrundlage die z.B. mit dem dynamischen Grundgesetz aufgestellte Bewegungsdifferentialgleichung. Diese lautet für das Beispiel der Drehschwingungen gemäß Bild 7.11 − dl12ψ − kl22ψ − mgl1 sinψ + mgl2 sinψ − M 0 sin (ȍt ) = 0. (7.31) −m(l12 + l22 )ψ

Sie wird für die kleinen Drehbewegungen ψ (t) linearisiert ( sinψ ≅ ψ ) und geordnet

+ dl12ψ + ª¬ kl22 − mg (l1 − l2 ) º¼ψ = M 0 sin (ȍt ) . m (l12 + l22 )ψ

(7.32)

Sowohl die mechanischen Systemparameter J ers = m(l12 + l22 ), d Ders = dl12 , kDers = kl22 − mg (l1 − l2 )

(7.33)

146


als auch die Schwingungsparameter

ω02 =

dl12 kDers kl22 − mg (l1 − l2 ) = , 2δ = 2ϑω0 = J ers m(l12 + l22 ) m(l12 + l22 )

(7.34)

sind als Koeffizienten direkt abzulesen. Die Drehschwingungsamplitude wird in Analogie zu (7.13) bzw. zu (7.18) gemäß

ψˆ (ȍ) = V1 (ȍ)

Mˆ kDers

= V1 (ȍ)

M0 kl22 − mg (l1 − l2 )

(7.35)

mit der Vergrößerungsfunktion V1 nach (7.19) berechnet.

Bild 7.11 Beispiel - Drehschwinger mit masseloser Stange und zwei Endmassen

Beispiel 7.1: Drehschwingungen in einem Antriebsstrang.

Bei dem in Bild 7.12 gezeichneten System (Dieselmotor-Generator) sind zwei Drehmassen durch zwei Wellenabschnitte und eine zwischengeschaltete drehelastische Kupplung miteinander verbunden. Die Kupplung hat eine nichtlineare Federcharakteristik. Ihre Federkennlinie ist in Bild 7.13 dargestellt. a) Wie groß ist die Eigenkreisfrequenz ω0 für die kleinen Drehschwingungen des Systems, wenn die Anlage mit Vollast gefahren wird und die Dämpfung vernachlässigt wird? Das durch die Welle übertragene Moment beträgt in diesem Betriebszustand Ma = 5 · 104 Nm. Wie verändert sich die Eigenkreisfrequenz ω0, wenn Teillast gefahren wird? b) Dem Antriebsmoment Ma ist ein periodisch schwankendes Moment M = Mˆ cos Ω t mit Mˆ = 0,2 · 104 Nm, Ω = 185 · s–1 überlagert. Man berechne die Amplitude der hierdurch angeregten ungedämpften Drehschwingungen des Systems.


Bild 7.12 Drehschwingersystem

147

Bild 7.13 Federkennlinie der Kupplung

c) Bei einem Versuch wird festgestellt, dass bei den freien Schwingungen des Systems eine Anfangsamplitude nach 10 vollen Schwingungen auf 1/15 des Anfangswerts zurückgegangen ist. Wie groß ist die Abklingkonstante δ ? Welche Werte haben jetzt Amplitude und Phasenverschiebung der durch das bei b) angegebene Moment erzwungenen stationären Drehschwingungen des Systems, wenn diese Dämpfung berücksichtigt wird? Die Drehmassen von Kupplung und Wellen können vernachlässigt werden. Es gilt JM = 110 kgm2, JG = 160 kgm2 , l = 600 mm, d = 150 mm, G = 0,81 · 1011 Nm–2. Für die Untersuchung der Schwingungen des Systems werden die Beziehungen hergeleitet. In Bild 7.14 sind die an den beiden freigemachten Drehmassen angreifenden Momente eingetragen. Zu beachten ist, dass das Erregermoment M an der Motordrehmasse angreift. Das Moment aus der Verdrehung der beiden Drehmassen ist kD (ϕ M – ϕ G). kD ist darin die Gesamtfederkonstante der drei hintereinander geschalteten Drehfedern 1 1 1 1 2 1 = + + = + , kD kDWelle kDKupplung kDWelle kDWelle kDKupplung

kDWelle =

G Ip l

=

0,81 ⋅ 1011 N ⋅ 0,154 m 4 ⋅ ʌ = 6, 71 ⋅ 106 Nm/rad . 0, 6 m ⋅ m 2 ⋅ 32

Die Kupplung hat eine progressive Kennlinie. Mit dem Lastmoment nimmt deren Steifigkeit zu. Da jedoch nur kleine Schwingungen zu untersuchen sind, kann

148


man die Federkennlinie durch ihre Tangente ersetzen. Die jeweilige Drehfedersteifigkeit ist der Steigung proportional. Es gilt m m kDKupplung = M tan β = M tan 60° = 4, 49 ⋅ 106 Nm/rad. mϕ mϕ Der Winkel β = 66° wird Bild 7.13 entnommen. mM ist der Momentenmaßstab in Nm/(rad cm), mϕ der Drehwinkelmaßstab in rad/cm. Damit berechnet sich Gesamtdrehfederkonstante kD =

kDKupplung kDWelle kDKupplung + kDWelle

= 1,92 ⋅ 106 Nm/rad .

Bild 7.14 Freikörperbild der beiden Drehmassen

Ȃ − ϕ G ). Das dynamische Grundgesetz für die Das Dämpfungsmoment ist dD ( ϕ Drehung liefert für die beiden Drehmassen die Gleichungen Ȃ − ϕ G ) + M = JM ϕ M , – kD (ϕ M – ϕ G) – dD ( ϕ Ȃ − ϕ G ) = JG ϕ M . + kD (ϕ M – ϕ G) + dD ( ϕ Wird die erste Gleichung mit 1/JM, die zweite mit 1/JG multipliziert, und dann die Differenz der beiden Gleichungen gebildet, so erhält man § 1 § 1 1 · 1 · M M − ϕ G ) + + + = ϕ M − ϕG . – kD ¨ ¸ (ϕ M − ϕ G ) − d D ¨ ¸ (ϕ JM © J M JG ¹ © J M JG ¹

Mit dem Relativwinkel ψ = ϕ M – ϕ G ergibt sich die Differentialgleichung § 1 1 + © JM JG

+ d D ¨ ψ

· § 1 Mˆ 1 · cos (ȍt ) + ¸ψ + kD ¨ ¸ψ = JM ¹ © JM JG ¹

für die die Torsionsbeanspruchung der Wellenabschnitte bestimmenden Schwingungen.


149

a) Die Eigenkreisfrequenz kann direkt ablesen werden § 1 1 · + ¸ = © J M JG ¹

ω0 = kD ¨

kD

J M + JG . J M JG

b) Die Amplitude der Relativbewegung ψ (t ) = ψˆ cos (ȍ t − ζ ) ist analog (7.22) ª

º ˆ » αˆ , αˆ = M « (ω 2 − ȍ 2 ) 2 + (2 δ ȍ)2 » JM 0 ¬ ¼ 1

ψˆ (ȍ) = «

(7.36)

zu berechnen, woraus sich ohne Dämpfung der Wert ª

ψˆ = «

1

«¬ (171, 62 − 1802 )2

º 0, 2 ⋅ 104 » = 0, 00381 rad 0, 218° »¼ 110

ergibt. Bei überkritischer Anregung, wie das hier der Fall ist, ist der Phasenwinkel im ungedämpften Fall immer ζ = + π. c) Die Dämpfung ist hier nicht durch ein Dämpferelement vorgegeben, sondern wird aus Messungen bestimmt. Infolge der Amplitudenabnahme auf 1/15 lässt sich unter der Annahme einer geschwindigkeitsproportionalen Dämpfung das logarithmische Dekrement

Λ=

1 ln15 = 0, 271 10

und die Abklingkonstante mit

δ = Dω0 =

Λ

( 2ʌ )

2

+ Λ2

ω0 =

0, 271

( 2ʌ )

2

1 1 171, 6 = 7,394 s s + 0, 2712

berechnen. Mit dem Amplitudengang (7.36) ergibt sich die Amplitude ª

º 0, 2 ⋅ 104 » = 0, 0033rad 0,189° «¬ (171, 62 − 1802 )2 + (2 ⋅ 7,394 ⋅ 180)2 »¼ 110

ψˆ = «

1

und mit dem Phasengang (7.23) die Nacheilung § δȍ · § 7,394 ⋅185 · ≥ 0 ζ = arctan ¨ ζ (Ω) = arctan ¨ 2 ¸ = − 16,0° + 180°=164° . ¨ω − ȍ 2 ¸¸ ©171,62 − 1852 ¹ © 0 ¹

Im überkritischen Bereich ist der rechnerische Wert der Nacheilung negativ (ζre = – 16°). Da der Winkel der Nacheilung aber positiv sein muss (kausales System), ist wegen der Periodizität der Tangens-Funktion 180° zu addieren.

150


Mˆ 0, 2 ⋅ 104 = = 0, 0003 kD 6, 71 ⋅ 106 mit dem dynamischen Maximalwert ψˆ = 0, 0033 rad zeigt, dass der dynamische Lastfaktor (Vergrößerungsfunktion) hier also den Wert 11,1 hat.

Ein Vergleich der quasistatischen Verdrehung von

7.3 Harmonische Fußpunkterregung Der Fall der Belastung eines Systems über eine Feder zeigt Bild 7.15. Der Fußpunkt der Feder bewege sich harmonisch mit xF = xˆF cos Ωt . Zum beliebigen Zeitpunkt t sei m um x < xF ausgelenkt. Die Federkraft ist dann FF = k (xF – x) . Mit dem dynamischen Grundgesetz folgt + k (xF – x) – d x = mx . Durch Einsetzen von xF und unter Verwendung der schwingungstechnischen Parameter erhält man die Schwingungsgleichung

x + 2 δ x + ω02 x = ω02 xˆF cos ȍ t .

Bild 7.15 Federfußpunkterregung

Wird der Lagerpunkt des Dämpfers harmonisch mit xd = xˆd sin Ω t bewegt, so ist die Dämpfungskraft (siehe Bild 7.16) Fd = d ( xd − x ) = d ( xd Ω cos Ω t – x ) . Damit lautet die Schwingungsgleichung – kx + d ( xˆd Ω cos Ω t – x ) = mx

7.3 Harmonische Fußpunkterregung

151

oder nach entsprechender Umformung k xˆ ȍ x + 2 δ x + ω02 x = d cos ȍ t . m

Bild 7.16 Dämpferfußpunkt Erregung

Werden sowohl der Federfußpunkt als auch der Dämpferfußpunkt harmonisch bewegt (Bild 7.17) xu = xû cos Ω t, so ergibt sich aus dem Grundgesetz über + k (xu – x) + d ( xu − x ) = mx die Schwingungsdifferentialgleichung x + 2 δ x + ω02 x = ω02 xû cos ȍ t + 2 δ ȍ xû sin ȍ t .

Bild 7.17 Feder- und Dämpferfußpunkterregung

Gemäß den Gleichungen (2.12) bis (2.16) der Addition zweier gleichfrequenter Schwingungen folgt für die Erregerkraftfunktion F (t ) = m

( (ω )

2 2 0

+ (2δ ȍ)

2

) xˆ sin (ȍt − α u

0s )

(7.37)

und somit auch die Erregerkraftamplitude Fˆ = m ª¬ (ω02 ) 2 + (2 δ ȍ)2 º¼ xû ,

(7.38)

so dass mit (7.22) die Schwingungsamplitude der erzwungenen Schwingung als

(

)

ª (ω02 )2 + (2 δ ȍ)2 xˆ (ȍ) = « « 2 2 2 2 «¬ (ω0 − ȍ ) + (2 δ ȍ)

º » xˆ » u »¼

(7.39)

152


ermittelt werden kann. Mit der Definition einer Eingangs-Ausgangsrelation xˆ = VT xû wird die Vergrößerungsfunktion ª 1 + (2 ϑ η ) 2 VT = « «¬ (1 − η 2 )2 + (2 ϑ η ) 2

º ȍ »; η = ω »¼ 0

(7.40)

als sogenannte Durchlässigkeit (transmissibility) berechnet, die in der mechanischen Isolierung (Emission und/oder Immission von Erschütterungen) eine entscheidende Rolle spielt. Das Diagramm 7.18 zeigt, dass eine Isolierwirkung VT < 1 erst für ȍ > 2 ω0 eintritt, d.h. nur für tief abgestimmte Systeme (mit möglichst kleinen Federraten und großen Fundamentmassen) ist eine Abschirmung mechanischer Schwingungen wirksam. Eine viskose Dämpfung verschlechtert hierbei die Isolierwirkung!

Bild 7.18 Durchlässigkeitsfrequenzgang

7.4 Aufgaben

153

7.4 Aufgaben Aufgabe 7.1: Bei der in Bild 7.19 gezeichneten Anlage kann die Maschine mit ihrem Rahmen als ein starrer Körper der Masse m (einschließlich der Unwuchtmasse ∆m) betrachtet werden. Der Rahmen ist auf vier Rohrstützen gelagert, die unten starr eingespannt und mit dem Maschinenrahmen gelenkig verbunden sind. a) Man ermittle die Eigenkreisfrequenz für die kleinen Schwingungen von m in z-Richtung (ω0z), x- und y-Richtung (ω0x, ω0y) sowie für die Drehschwingungen um die z-Achse (ω0Dz), wenn JSz das Massenträgheitsmoment bezogen auf die z-Achse ist, zunächst ohne Dämpfung. b) Um die Dämpfung des Systems zu ermitteln, wird m um 6 mm in x-Richtung ausgelenkt und losgelassen. In 1,2 s werden 40 volle Schwingungen gezählt; die Amplitude hat in dieser Zeit auf 0,9 mm abgenommen. Wie groß ist die Abklingkonstante δx und die Dämpfungskonstante dx? Wie groß ist dann die Eigenkreisfrequenz der gedämpften Drehschwingungen um die z-Achse (ωdDz), wenn angenommen werden kann, dass die Dämpfung allein von den vier Stützen herrührt? c) Die Maschine besitzt einen Rotor, der mit der Winkelgeschwindigkeit Ω umläuft. Die Unwucht des Rotors beträgt ∆m a. Man gebe Amplitude und Phasenverschiebung der erzwungenen Schwingungen in x-Richtung mit Berücksichtigung der Dämpfung an.


154


Aufgabe 7.2: Bei dem in Bild 7.20 gezeichneten Prüfstand zur Ermittlung der Dauerfestigkeit von Gelenkwellen kann das Teil AB Drehschwingungen um die horizontale Achse CD ausführen.

Bild 7.20 Gelenkwellenprüfstand

a) Man berechne das Massenträgheitsmoment des Teils AB bezogen auf die Achse CD (homogener Stab mit zwei Massenpunkten an den Stabenden). b) Wie groß ist die Drehfederkonstante der Gelenkwelle, die bei D starr eingespannt ist und mit dem Teil AB torsionssteif verbunden ist, wenn die Drehfederkonstante für ein Kardangelenk kDKG = 1,8 · 106 Nm beträgt, und die Welle selbst als Hohlwelle ausgeführt ist? Gleitmodul G = 0,8 · 1011 N/m2. c) Man ermittle die Eigenkreisfrequenz ω0D für die ungedämpften Drehschwingungen des Teils AB, wenn alle übrigen Massen vernachlässigt werden dürfen. d) Bei den freien Schwingungen des Systems geht eine Anfangsauslenkung ϕ 0 nach 20 vollen Schwingungen auf ϕ 0/4 zurück. Welchen Wert hat die Abklingkonstante δ ? e) Wie groß wird die Eigenkreisfrequenz ωdD der gedämpften Drehschwingungen? f) Bei A befinden sich zwei Exzenterscheiben von je ∆m = 4 kg Masse (in mA enthalten) mit einer Schwerpunktexzentrizität e = 6 mm, die sich mit Ω = 188 s–1 um eine zu CD parallele Achse drehen (Achsabstand = lStab/2). Für die erzwungene Schwingung berechne man die Amplitude und die Phasenverschiebung.

7.4 Aufgaben

155

Aufgabe 7.3: Eine Kolbenmaschine (Masse m, Massenträgheitsmoment bezogen auf die x-Achse JSx ) ist durch drei Federn (Metall-Gummi-Elemente) elastisch gelagert (Bild 7.21). Die Federn dürfen als lang betrachtet werden, die Federvorspannung sei vernachlässigbar.

Bild 7.21 Motoraufhängung

a) Man berechne die Eigenkreisfrequenz ω0z für die kleinen Schwingungen des Motors in z-Richtung ohne Dämpfung. Welcher Wert ergibt sich für die Eigenkreisfrequenz ωdz, der Schwingungen in z-Richtung, wenn die Eigendämpfung der Federn (Dämpfungskonstante d1, d2) berücksichtigt wird und schwache Dämpfung vorliegt? Anmerkung: Die Dämpfung der Federelemente wirkt wie ein in des Federachse angeordneter Dämpfer. b) Wie groß wird die Eigenkreisfrequenz für die kleinen Drehschwingungen der Maschine um die x-Achse ohne Dämpfung und mit Dämpfung (ω0Dx, ωdDx)? c) Auf die Maschine wirkt um die Wellenachse W (parallel zur x-Achse) ein periodisches Erregermoment ME = M0 sin Ωt mit der Erregerfrequenz ωE. Man gebe für die hierdurch erregten Drehschwingungen um die x-Achse mit Berücksichtigung der Dämpfung die Zeitfunktion der Bewegung sowie die Beziehungen für die Amplitude und die Phasenverschiebung an. Aufgabe 7.4: Bei dem in Bild 7.22 gezeichneten Bodenverdichter ist die Masse m1 = 80 kg durch zwei Federn mit der Federkonstanten k = 38 000 kg/s2 pro Feder auf der Bodenplatte mit der Masse m2 abgefedert.

a) Man berechne die Eigenkreisfrequenz ω0y für die ungedämpften Schwingungen der Masse m1 in y-Richtung, wenn die Bodenplatte (2) sich nicht bewegt.

156


b) m1 wird durch zwei gegensinnig mit der Winkelgeschwindigkeit Ω = 31 s–1 umlaufende Unwuchtmassen ∆m (∆m in m1 enthalten, Unwucht ∆me = 0,2 kgm) in Schwingungen versetzt. Man berechne die Amplitude der auftretenden erzwungenen Schwingungen der Masse m1. c) Zwischen welchen Grenzwerten schwankt die von den Federn auf die Bodenplatte (2) übertragene Kraft? Wie groß müsste die Masse m2 der Bodenplatte mindestens sein, damit sie nicht von ihrer Auflage abhebt? Welche Änderungen am System sind zu empfehlen, damit m2 erheblich kleiner werden kann als oben berechnet und trotzdem nicht vom Boden abhebt? d) Man berechne Amplitude und Phasenverschiebung der erzwungenen Schwingungen des Systems, wenn die Dämpfungskonstante dy = 300 kg/s beträgt.

Bild 7.22 Bodenverdichter

Anmerkung: Der in Aufgabe 7.4 vorhandene Unwuchtmotor erzeugt eine reine Krafterregung in y-Richtung. Durch Verstellen der Unwuchten bzw. Ändern der Drehrichtung lassen sich andere periodische Erregungen erzeugen. Sind die Unwuchten um 180° gegeneinander verdreht und laufen außerdem gleichsinnig um (Bild 7.23a), so entsteht eine reine Momentenerregung, bei gegensinnigem Umlaufsinn (Bild 7.23b) eine Kraft- und Momentenerregung.

Bild 7.23 Unwuchtmotor a Momentenerregung b Kraft- und Momentenerregung

7.4 Aufgaben

157

Aufgabe 7.5: Eine Masse m = 8 kg ist federnd gelagert (Federkonstante k = 30 N/cm). Die Dämpfungskonstante des Systems ist d = 100 kg/s. Auf die Masse wirkt eine periodische Kraft, für die gilt F = F cos Ω t, mit der Erregerfrequenz Ω = 15 s–1. Die Amplituden der erzwungenen Schwingung werden gemessen, xˆ = 0,4 cm.

a) Wie groß ist die Phasenverschiebung ζ ? b) Welchen Wert hat die Amplitude der erzwungenen Schwingung?

Bild 7.24 Schwingförderrinne

Aufgabe 7.6: Eine Schwingförderrinne ist durch zwei Blattfedern aus Federstahl gehalten, die bei B und D starr eingespannt und bei A und C gelenkig gelagert sind (Bild 7.24). Die Masse der Rinne beträgt m = 60 kg. Die Federmassen dürfen vernachlässigt werden. Die Rinne ist um γ = 10° gegenüber der Horizontalen geneigt.

a) Für die Erregung steht ein Antriebsmotor zur Verfügung, der eine Erregerschwingzahl nz = 500 min–1 hat. Die Rinne soll im Resonanzbetrieb gefahren werden. Welchen Wert muss dazu die Federkonstante k der bei E in Schwingungsrichtung (x-Richtung) angebrachten Feder haben? Die Dämpfung kann hierbei vernachlässigt werden. b) Bei einem Schwingungsversuch, bei dem man die Rinne frei schwingen lässt, stellt man fest, dass die Anfangsamplitude A0 nach 15 vollen Schwingungen auf 0,5 A0 abgenommen hat. Wie groß ist das logarithmische Dekrement? Man berechne außerdem die Abklingkonstante δ und die Dämpfungskonstante d. Die Erregerkraftamplitude betrage 80 N (nz = 500 min ). Welche Amplitude xˆ der erzwungenen Schwingung und welche Phasenverschiebung ζ ergeben sich?

8 Freie ungedämpfte Schwingungen von Systemen mit mehreren Freiheitsgraden Die wesentlichen Methoden und Analysen von Systemen mit mehreren Freiheitsgraden lassen sich zunächst noch übersichtlich am System mit zwei Freiheitsgraden aufzeigen. Für mehrere Freiheitsgrade ist die Darstellung in MatrixSchreibweise unverzichtbar. Im Weiteren wird aus Gründen der Anschaulichkeit und der einfachen Handhabung bei der Analyse des Eigenverhaltens solcher Systeme auf Dämpfungen verzichtet. Anstelle komplexer Betrachtungsweise bei gedämpften Systemen wird die Betrachtung auf die ungedämpften Eigenschwingungen mit ihren Eigenkreisfrequenzen und Eigenschwingungsformen fokussiert.

8.1 Schwingerkette mit zwei Freiheitsgraden: Schwingungen von Systemen mit mehreren Freiheitsgraden nennt man auch gekoppelte Schwingungen. So kann man sich bei der Federkopplung vorstellen, dass einzelne Massen des Systems durch Federelemente miteinander verbunden sind. In Bild 8.1 ist eine Schwingerkette dargestellt, bei der die beiden geradlinig geführten Massen m1 und m2 durch eine Koppelfeder mit der Federkonstanten k2 miteinander verbunden sind. In Bild 8.1b sind die auf die frei gemachten Massen einwirkenden Kräfte eingetragen. Es ist dabei (willkürlich) angenommen, dass x1 > x2 ist. Für jede Masse kann nun das dynamische Grundgesetz ausgewertet werden, was auf

Bild 8.1 Schwingerkette mit zwei Freiheitsgraden a System in der statischen Gleichgewichtslage b Massen in positiv ausgelenkter Lage freigemacht

8.1 Schwingerkette mit zwei Freiheitsgraden:

159

– k1 x1 – k2 (x1 – x2) = m1x1 , + k2 (x1 – x2) – k3 x2 = m2x2 oder umgestellt auf m1x1 + (k1 + k2) x1 – k2 x2 = 0

(8.1a)

m2x2 + (k2 + k3) x2 – k2 x1 = 0

(8.1b)

führt. Die Multiplikation von (8.1) mit 1/m1 bzw. 1/m2 liefert

x1 +

k1 + k2 k x1 – 2 x2 = 0 , m1 m1

x2 +

k2 + k3 k x2 – 2 x1 = 0 . m2 m2

Man setzt

k1 + k2 k + k3 = v22 . = v12 , 2 m2 m1

Dabei ist v1 die Eigenkreisfrequenz für die Schwingungen der Masse m1 bei festgehaltenem m1 und v2 die Eigenkreisfrequenz für die Schwingungen der Masse m2 bei festgehaltenem m1. Damit lauten die obigen Gleichungen k2 x2 = 0 , m1 k x2 + v22 x2 − 2 x1 = 0 . m2

x1 + v12 x1 −

(8.2a) (8.2b)

Dies ist ein System von zwei gekoppelten, linearen, homogenen Differentialgleichungen 2. Ordnung mit konstanten Koeffizienten. Für deren Lösung macht man den Schwingungsansatz x1 = xˆ1 cos ω t, x2 = xˆ2 cos ω t. Darin sind xˆ1 , xˆ2 die Amplituden, ω die Eigenkreisfrequenz (Koppelkreisfrequenz) möglicher Koppelschwingungen. In (8.2) eingesetzt erhält man – xˆ1 ω2 cos ω t + v12 xˆ1 cos ω t −

k2 xˆ2 cos ω t = 0 , m1

– xˆ2 ω2 cos ω t + v22 xˆ2 cos ω t −

k2 xˆ1 cos ω t = 0 . m2

Nach „Herauskürzen“ von cos ω t ergibt sich

160

8 Freie ungedämpfte Schwingungen von Systemen mit mehreren Freiheitsgraden

(v12 − ω 2 ) xˆ1 −

k2 xˆ2 = 0 , m1

(8.3a)

k2 xˆ1 + (v22 − ω 2 ) xˆ2 = 0 . (8.3b) m2 Dieses lineare, homogene Gleichungssystem für xˆ1 , xˆ2 hat nur dann eine von der trivialen Lösung xˆ1 = xˆ2 = 0 (dies entspricht der statischen Gleichgewichtslage) verschiedene Lösung, wenn die Koeffizientendeterminante gleich null ist k v12 − ω 2 − 2 m1 ǻ= = 0. (8.4) k − 2 v22 − ω 2 m2 Die Auswertung führt über k2 (v12 − ω 2 ) (v22 − ω 2 ) − 2 = 0 m1 m2 auf ein Polynom 2-ten Grades in (ω2) k2 (8.5) ω 4 − (v12 + v22 )ω 2 + v12 v22 − 2 = 0 . m1 m2 Dies ist die so genannte Frequenzgleichung, allgemeiner Eigenwertgleichung genannt, aus der die Koppelkreisfrequenzen (Eigenkreisfrequenzen des Systems) berechnet werden. Es handelt sich um eine biquadratische Gleichung, deren Lösungen (Nullstellen des Polynoms) −

v12 + v22 (v12 + v22 ) 2 k2 B − v12 v22 + 2 2 4 m1 m2 die Eigenkreisfrequenzen 2 = ω1,2

ω1,2 =

v12 + v22 2

B

k2 1 (v12 − v22 )2 + 4 2 2 m1 m2

(8.6)

ergeben. Man stellt leicht fest, dass ω1 < ω2 und außerdem ω1 < v1, v2 und v1, v2 < ω2 ist. Die Bedingung (8.4) für von null verschiedene Lösungen (Amplituden) der beiden Gleichungen (8.3) bedeutet auch, dass die beiden Gleichungen linear abhängig sind (sonst gäbe es nur die triviale Nulllösung). Das heißt auch, dass als Lösung des homogenen Gleichungssystems (8.3) nur ein Amplitudenverhältnis angegeben werden kann, das auch als Eigenschwingungsform bezeichnet wird. Setzt man die erste Eigenkreisfrequenz ω = ω1 nach (8.6) in eine der beide Gleichungen, z.B. in die erste (8.3a) ein, ergibt sich die erste Eigenschwingungsform (als Amplitudenverhältnis)

8.1 Schwingerkette mit zwei Freiheitsgraden:

161

xˆ21 v12 − ω12 = >0 (8.7a) xˆ11 k2 /m1 als positiver Wert (wegen ω1 < v1, s.o.). Die Amplituden haben das gleiche Vorzeichen, d.h. die beiden Massen schwingen in der 1. Eigenform gleichsinnig.

Setzt man die zweite Eigenkreisfrequenz in (8.3a) ein, ergibt sich die zweite Eigenschwingungsform xˆ22 v12 − ω 22 = v1). Die beiden Massen schwingen in der 2. Eigenform gegensinnig. Bei der Darstellung der Eigenschwingungsform kann eine Amplitude willkürlich gewählt werden. In Bild 8.2 sind diese beiden Eigenschwingungsformen dargestellt.

Bild 8.2 Eigenschwingungsformen eines Systems mit zwei Freiheitsgraden

Die tatsächliche Bewegung der beiden Massen hängt von den Anfangsbedingungen ab. Sie entsteht durch Überlagerung (Linearkombination) der beiden Eigenschwingungsformen. Die allgemeinen Lösungsansätze x1 = C1 cos ω1 t + C2 cos ω2t + C3 sin ω1 t + C4 sin ω2 t x2 = D1 cos ω1 t + D2 cos ω2t + D3 sin ω1 t + D4 sin ω2 t führen mit den Amplitudenverhältnissen für ω1 C1 C3 k /m = = 2 1 = L1 > 0 D1 D3 v12 − ω12

(8.8a)

und für ω2 C2 C k /m = 4 = 2 1 = L2 < 0 2 D2 D4 v1 − ω 22

(8.8b)

162


auf die freien Schwingungen x1 (t) = L1D1 cos ω1 t + L2D2 cos ω2 t + L1D3 sin ω1t + L2 D4 sin ω2 t, (8.9a) (8.9b) x2 (t) = D1 cos ω1 t + D2 cos ω2 t + D3 sin ω1 t + D4 sin ω2 t. Die vier Integrationskonstanten Di bestimmt man aus den Anfangsbedingungen x1(0) = x10 = L1 D1 + L2 D2, x2(0) = x20 = D1 + D2, x1 (0) = x10 = L1 ω1 D3 + L2 ω2 D4,

x2 (0) = x20 = ω1 D3 + ω2 D4. Daraus erhält man x −L x L x − x10 D2 = 1 20 , (8.10a, b) D1 = 10 2 20 , L1 −L2 L1 −L2 x −L x L x − x10 D3 = 10 2 20 , D4 = 1 20 . (8.10c, d) (L1 −L2 )ω1 (L1 −L2 )ω 2 Die entstehenden Bewegungen sind im Allgemeinen nicht mehr periodisch, da die beiden Eigenkreisfrequenzen meist in einem irrationalen Verhältnis stehen. Anmerkung: Für den Sonderfall k1 = k3 = 0 (siehe Bild 8.3) liefert (8.6) die Eigenkreisfrequenz ω1 = 0. Dies entspricht der Starrkörperbewegung des Systems, d.h. die Feder verändert nicht ihre Form. Die Eigenkreisfrequenz § 1 1 · + ¸ m m 2¹ © 1

ω2 = k 2 ¨

gegensinniger Eigenschwingungen entspricht jener des Drehschwingersystems im Beispiel 4.11 (Bild 4.27).

Bild 8.3 Zweimassensystem nur mit Koppelfeder

8.2 System mit endlich vielen Freiheitsgraden Der in Abschnitt 8.1 behandelte Fall lässt sich ohne Schwierigkeit auf beliebig viele Massen erweitern. In Bild 8.4 sind eine Schwingerkette mit n Massen in der statischen Gleichgewichtslage und darunter die frei gemachten Massen in ausgelenkter Lage dargestellt. Dabei ist (willkürlich) angenommen, dass xi > xi+1 ist.

8.2 System mit endlich vielen Freiheitsgraden

163

Bild 8.4 Schwingerkette mit n Massen

Die Vorgehensweise zur Ermittlung der Eigenkreisfrequenzen und der Eigenschwingungsformen ist die gleiche wie in Kap. 8.1 beschrieben, aber sehr umfänglich. Sehr viel kompakter ist die Darstellung in Matrixform. Die n Koordinaten xi (t), i = 1, 2, ..., n werden in einer einspaltigen Matrix ª x1 (t ) º « x (t ) » 2 » = [ x1 (t ), x2 (t ),..., xn (t ) ]T (8.11) x=« «... » « » ¬ xn (t ) ¼ zusammengefasst. Das Zeichen T bedeutet die Transposition, die Vertauschung von Spalten und Zeilen. Der Vektor x wird auch als „Verschiebungs-Vektor“ bezeichnet. Die Differentialgleichungen für die Bewegungen lassen sich damit im ungedämpften Fall in der Matrix-Schreibweise M x + K x = 0

(8.12)

mit der Massenmatrix M und der Steifigkeitsmatrix K darstellen, jeweils mit n Spalten und n Zeilen. Für das Beispiel der Schwingerkette mit n Freiheitsgraden nach Bild 8.4 gilt ª m1 0 «0 m 2 M =« « ... ... « 0 ¬0 ª k1 + k2 « −k 2 K =« « ... « ¬ 0

... ...

0 º 0 »» , ... 0 » » ... mn ¼

− k2 ... k2 + k3 ...

... 0

0 0

º » ». ... − kn » » ... kn + kn+1 ¼

164


Ist die Massenmatrix nur in der Diagonale besetzt (mij =0 für i ≠ j) und besitzt die Steifigkeitsmatrix auch Nebendiagonalelemente kij, spricht man von Federkopplung. Sind umgekehrt alle Nebendiagonal-Steifigkeiten null und enthält die Massenmatrix Elemente in der Nebendiagonalen handelt es sich um Massenkopplung. Eine strenge Unterscheidung ist nicht möglich, da die Form der Kopplung von der Wahl der die Bewegung beschreibenden Koordinate abhängt (siehe Beispiel Kap. 8.4). Zur Lösung des homogenen Dgl.-Systems (8.12) wird der harmonische Schwingungsansatz x (t ) = xˆ sin ω t (8.13) mit dem Amplituden-Vektor T xˆ = [ xˆ1 , xˆ2 ,..., xˆn ]

(8.14)

gemacht. Einsetzen von (8.13) und der entsprechenden Beschleunigungsgrößen in (8.12) führt auf M (−ω 2 xˆ sin ω t ) + K xˆ sin ω t = 0

(8.15)

und (da t beliebig) zu einem linearen, homogenen Gleichungssystem (−ω 2 M + K ) xˆ = 0

(8.16)

für die Amplituden xˆ1 , xˆ2 , ... , xˆn . Für die zweigliedrige Schwingerkette nach Kap. 8.1 lauten die zwei Gleichungen (vgl. (8.3)) (k1 + k2 − ω 2 m1 ) xˆ1 + (−k2 ) xˆ2 = 0 , −k2 xˆ1 + (k2 + k3 − ω 2 m2 ) xˆ2 = 0 .

Dieses Gleichungssystem hat nur dann Lösungen (außer der trivialen Nulllösung), falls für die Koeffizienten-Determinante det (−ω 2 M + K ) = 0

(8.17)

gilt. Diese sogenannte „Frequenzgleichung“ ist im Falle eines ungedämpften Systems ein Polynom n-ten Grades in ω2 an (ω 2 )n + an −1 (ω 2 ) n −1 + ... + a1 (ω 2 ) + a0 = 0

(8.18)

(siehe Beispiel im Kap. 8.1, (8.5) und weitere Beispiele in den folgenden Kapiteln), dessen Nullstellen die Eigenkreisfrequenzen ω1 , ω2 ,..., ωn (8.19) sind. Für n >2 werden diese meist numerisch ermittelt. Für das Beispiel in Kap. 8.1 berechnen sich diese im Falle gleicher Steifigkeiten k1 = k2 = k3 = k und gleicher Massen m1 = m2 = m als k 3k ω1 = . (8.20) , ω2 = m m

8.3 Gekoppelte Drehschwingungen

165

Die zu jeder Eigenkreisfrequenz ωi gehörenden Eigenschwingungen, so z.B. xi (t ) = xˆ i sin ωi t , i = 1, 2,..., n sind durch Amplituden gekennzeichnet, die in einem bestimmten Verhältnis zueinander stehen. Diese Verhältnisse können durch den „Eigenvektor“ xˆ i ausgedrückt werden, dessen Werte durch Einsetzen der jeweiligen Eigenkreisfrequenz in die Amplitudengleichungen (8.16) ermittelt werden und eine Amplitude willkürlich z.B. auf 1 (meist xˆ1 = 1 ) gesetzt wird. Sie sind als Eigenschwingungsformen anschaulich deutbar. Für das Beispiel in Kap. 8.1 ergeben sich die Eigenvektoren gemäß (8.7) für k1 = k2 = k3 = k, m1 = m2 = m zu ª1º ª1º xˆ1 = « » , xˆ 2 = « » . ¬1¼ ¬ −1¼

(8.21)

8.3 Gekoppelte Drehschwingungen Bei dem in Bild 8.5 dargestellten System ist Ji das Massenträgheitsmoment der i-ten Masse bezogen auf die Drehachse (Wellenachse). kDi ist die Drehfederkonstante des Wellenabschnitts links der i-ten Drehmasse. Die Lage der Drehmassen ist durch die Winkel ϕ i gegeben. Die Verdrehung des i-ten Wellenabschnitts ist ϕ i – ϕ i –1. Das in diesem Abschnitt dadurch entstehende Torsionsmoment beträgt Mi = kDi (ϕ i – ϕ i –1).

Bild 8.5 Einseitig eingespannte Welle mit drei Drehmassen

In Bild 8.5 sind diese Momente eingetragen, so wie sie auf die einzelnen Massen wirken. Es ist dabei angenommen, dass ϕ i +1 > ϕ i ist. Das dynamische Grundgesetz der Drehung liefert für die einzelnen Massen – kD1 ϕ 1 + kD2 (ϕ 2 – ϕ 1)

= J1 ϕ1 ,

– kD2 (ϕ 2 – ϕ 1) + kD3 (ϕ 3 – ϕ 2) = J2 ϕ 2 , – kD3 (ϕ 3 – ϕ 2) = J3 ϕ 3 . Umgestellt lautet dieses System aus drei gekoppelten linearen, homogenen Differentialgleichungen 2. Ordnung mit konstanten Koeffizienten

166


J1 ϕ1 + (kD1 + kD2)ϕ1 – kD2 ϕ2 = 0 , J2 ϕ 2 + (kD2 + kD3)ϕ2 – kD2 ϕ1 – kD3 ϕ3 = 0 ,

(8.22)

J3 ϕ 3 + kD3 ϕ3 – kD3 ϕ2 = 0 und in Matrizenschreibweise ª J1 0 0 º «0 J 0 »» 2 « 0 J3 ¼» ¬« 0

Drehmassenmatrix

− kD2 0 º ª ϕ1 º ª0 º ª ϕ1 º ª kD1 + kD2 «ϕ » + « −k kD2 + kD3 − kD3 »» ««ϕ 2 »» = ««0 »» D2 « 2» « −kD3 0 kD3 ¼» ¬«ϕ3 ¼» ¬«0 ¼» ¬«ϕ3 ¼» ¬«

(8.23)

Drehsteifigkeitsmatrix

oder in Kurzform J ϕ + K D ϕ = 0 .

(8.24)

Dabei sind die drei Drehwinkel zusammengefasst zum Vektor ª ϕ1 º ª ϕˆ1 º « » ϕ = «ϕ 2 » . Der Lösungsansatz ϕ = ««ϕˆ2 »» cos ω t = ϕˆ cos ω t «¬ϕ3 »¼ «¬ϕˆ3 »¼

in (8.24) eingesetzt ergibt mit ( K D − ω 2 J ) ϕˆ = 0

(8.25)

wieder ein lineares, homogenes Gleichungssystem für die Drehwinkelamplituden der harmonischen Eigenschwingungen des Systems (siehe (8.16)). Wenn eine nichttriviale Lösung existieren soll, muss wieder die zugehörige Koeffizientendeterminante verschwinden det ( K D − ω 2 J) = 0

(8.26a)

oder ausgeschrieben − kD2 kD1 + kD2 − ω 2 J1 − kD2 kD2 + kD3 − ω 2 J 2 0 − kD3

0 − kD3 = 0. 2 kD3 − ω J3

(8.26b)

Dies ist wieder die Frequenzgleichung gemäß (8.18), aus der sich die drei Eigenkreisfrequenzen berechnen lassen. Im Falle gleicher Drehsteifigkeiten kD1 = kD2 = kD3 = kD und gleicher Drehmassen J1 = J2 = J3 = J ergibt sich entsprechend der Bedingung (8.17) ª 2kD − ω 2 J º 0 − kD « » − kD » = 0 det « − kD 2kD − ω 2 J « − kD 0 kD − ω 2 J »¼ ¬

8.3 Gekoppelte Drehschwingungen

167

oder ausgewertet (2kD − ω 2 J) 2 (kD − ω 2 J) − (kD − ω 2 J) kD2 − (2kD − ω 2 J) kD2 = 0 .

(8.27)

Mit der Abkürzung u = ω 2 /kD /J folgt die Gleichung u 3 − 5u 2 + 6u − 1 = 0 ,

(8.28)

deren Lösungen mit u1= 0.198, u2=1.555, u3= 3.247 zu den Eigenkreisfrequenzen

ω1 = 0, 445

kD k k , ω 2 = 1.247 D , ω3 = 1,802 D J J J

(8.29)

führt. Das Einsetzen dieser Eigenkreisfrequenzen in die Amplitudengleichung (8.25) ergibt die drei Eigenvektoren ª 1 º ª 1 º ª 1 º xˆ1 = «« 1,802 »» , xˆ 2 = «« 0, 445 »» , xˆ 3 = «« −1, 247 »» , «¬ 2, 247 »¼ «¬ − 0,802 »¼ «¬ 0,555 »¼

deren Eigenschwingungsformen im Bild 8.6 dargestellt sind.

Bild 8.6 Eigenschwingungsformen einer Drehschwingerkette

(8.30)

168


Ist die Welle auf der linken Seite nicht eingespannt (kD1 = 0, Bild 8.7) und gelte wieder kD2 = kD3 = kD, J1 = J2 = J3 = J, ergibt sich die Frequenzgleichung 2 § k §k · · ω 2 ¨ω 4 − 4 D ω 2 + 3¨ D ¸ ¸ = 0 (8.31) ¨ J © J ¹ ¸¹ © mit den Eigenkreisfrequenzen k k ω1 = 0, ω 2 = D , ω3 = 3 D . (8.32) J J Aus den zugehörigen Eigenvektoren ª1º ª1º ª1º xˆ1 = ««1»» , xˆ 2 = «« 0 »» , xˆ 3 = «« −2 »» (8.33) «¬1»¼ «¬ −1»¼ «¬ 1 »¼ lässt sich erkennen, dass für den ersten „Eigenwert null“ die zugehörigen Amplituden alle gleich groß sind, die Welle in diesem Fall ohne gegenseitige Verdrehung wie ein starrer Körper umläuft.

Bild 8.7 Frei drehbare Welle mit drei Drehmassen

8.4 Gekoppelte Hub- und Drehschwingungen eines starren Körpers

169

8.4 Gekoppelte Hub- und Drehschwingungen eines starren Körpers Bei dem in Bild 8.8 gezeichneten System soll die Masse m nur ebene Bewegungen ausführen können, wobei außerdem der Schwerpunkt S noch vertikal geführt ist. Das Massenträgheitsmoment des Körpers bezogen auf die Achse durch S senkrecht zur Bewegungsebene sei JS. Diese Achse sei eine Hauptträgheitsachse. In der beliebigen ausgelenkten Lage (y, ϕ ) treten die in Bild 8.8 eingetragenen Federwege auf, wenn man nur kleine Schwingungen betrachtet. Die Federkräfte sind dann F1 = k1 (y – s1 ϕ), F2 = k2 (y + s2 ϕ) .

Bild 8.8 Schwingersystem mit zwei Freiheitsgraden

Mit dem dynamischen Grundgesetz für die Translation – k1 (y – s1 ϕ) – k2 (y + s2 ϕ) = m y und die Rotation + k1 (y – s1 ϕ) s1 – k2 (y + s2 ϕ) s2 = JS ϕ lassen sich die beiden Differentialgleichungen y+

k1 + k2 k s −k s y− 1 1 2 2 ϕ = 0, m m

(8.34a)

170


ϕ +

k1s12 + k2 s22 k s −k s ϕ− 1 1 2 2 y=0 JS JS

(8.34b)

herleiten. Man kann setzen k1 + k2 = ω 2y . m

ωy ist die Eigenkreisfrequenz einer („entkoppelten“) Translationsschwingung (Hubschwingung) ohne Drehung. Mit k1s12 + k2 s22 = ωϕ2 JS

lässt sich ω ϕ als Eigenkreisfrequenz einer („entkoppelten“) Drehschwingung (Nickschwingung) ohne Hubbewegung deuten. Mit weiteren Abkürzungen k1s1 − k2 s2 = κ1 , m

k1s1 − k2 s2 = κ2 JS

gehen die obigen gekoppelten Differentialgleichungen (8.34) über in y + ω y2 y − κ1 ϕ = 0,

ϕ + ωϕ2ϕ − κ 2 y = 0. Die beiden Eigenkreisfrequenzen errechnen sich zu

ω1,2 =

1 2 1 (ωy + ωϕ2 ) B (ωy2 − ωϕ2 )2 + 4κ1 κ 2 . 2 2

(8.35)

Die Schwingungen sind dann „entkoppelt“, d.h. Translationsschwingung und Drehschwingung beeinflussen sich gegenseitig nicht, wenn

κ1 = κ 2 = 0 oder k1 s1 – k2 s2 = 0 gilt. Anmerkung zu Kopplungsformen: Bei dem in diesem Abschnitt 8.4 behandelten Fall spricht man anschaulich oft von „Massenkopplung“, da die gekoppelten Hub- und Drehschwingungen von derselben Masse ausgeführt werden. Wie in Kap. 8.2 ausgeführt wird, ist es üblich, von einer Massenkopplung (auch Trägheitskopplung oder dynamische Kopplung) zu sprechen, wenn die Massenmatrix keine reine Diagonalmatrix ist. Entsprechend spricht man von einer Federkopplung (auch elastische Kopplung), wenn die Steifigkeitsmatrix auch Glieder au-

8.4 Gekoppelte Hub- und Drehschwingungen eines starren Körpers

171

ßerhalb der Hauptdiagonalen enthält. Eine strenge Unterscheidung ist im Grunde gar nicht möglich, da die Form der Kopplung von der Wahl der die Bewegung beschreibenden Koordinaten abhängt. Dies soll am Beispiel der HubDrehschwingungen gezeigt werden. Werden die Verschiebung des Schwerpunkts (y) und die Drehung um die Schwerachse (ϕ) als Koordinaten benützt, so erhält man die Gleichungen (8.34). In Matrizenschreibweise lauten diese Gleichungen −(k1s1 − k2 s2 ) º ª y º ª 0 º y º ª k1 + k2 ª m 0 º ª »« » = « ». « 0 J » «ϕ» + « k1s12 + k2 s22 »¼ ¬ϕ ¼ ¬ 0 ¼ S ¼ ¬ ¼ «¬ −( k1s1 − k 2 s2 ) ¬

(8.36)

Die Massenmatrix ist hier, wie in allen bisher behandelten Fällen, eine Diagonalmatrix, d.h. es liegt also formal keine Massenkopplung vor. Die Steifigkeitsmatrix zeigt, dass es sich um elastische Kopplung handelt. Nun werden als Koordinaten die Verschiebung des Punktes D (yD) und die Drehung um die Achse durch D (ϕ) verwendet (siehe Bild 8.9). Zum Aufstellen der Bewegungsgleichungen wird das newtonsche Grundgesetz in der d'alembertschen Fassung benützt. In dem Freikörperbild sind daher auch die Trägheitswirkungen eingetragen.

Bild 8.9 Hub-Drehschwinger mit den Koordinaten (yD, ϕ)

172


Die Gleichgewichtsbedingungen liefern − k1 yD − k2 ( yD + ( s1 + s2 )ϕ ) − m( yD + s1ϕ)

=0,

− k2 ( yD + ( s1 + s2 )ϕ )( s1 + s2 ) − m( yD + s1ϕ) s1 − JS ϕ = 0

oder zusammengefasst ms1 º ª k2 ( s1 + s2 ) º ª yD º ª m yD º ª k1 + k2 +« « » » =0. 2»« ϕ 2»« ¬« ms1 JS + ms1 ¼» ¬ ¼ ¬« k2 ( s1 + s2 ) k2 ( s1 + s2 ) ¼» ¬ ϕ ¼

(8.37)

Jetzt ist Massen- und elastische Kopplung festzustellen. Als dritte Möglichkeit wählen wir die Verschiebung des Punktes E (yE) und die Drehung um die Achse durch E (ϕ). Dabei gilt für die Abstände des Punkts E von den Federachsen (siehe Bild 8.10) k1 l1 = k2 l2.

Bild 8.10 Hub-Drehschwinger mit den Koordinaten (yE, ϕ)

Das Auswerten der „ Gleichgewichtsbedingungen“ − k1 ( yE − l1ϕ ) − k2 ( yE + l2ϕ ) − m( yE − ( s2 − l2 )ϕ) = 0 , + k1 ( yE − l1ϕ )l1 − k2 ( yE + l2ϕ )l2 + m( yE − ( s2 − l2 )ϕ)( s2 − l2 ) − JS ϕ = 0

8.5 Biegeschwingungen von masselosen Balken mit Starrkörper am Ende

173

führt zu der Darstellung −m( s2 − l2 º ª m ª yE º ª k1 + k2 « » « »+« 2 ¬« −m( s2 − l2 ) JS + m( s2 − l2 ) ¼» ¬ ϕ ¼ ¬« 0

0 k1l12

º ª yE º ª 0 º . = ϕ ¼» ¬« 0¼»

»« + k2l22 ¼» ¬

(8.38) Jetzt ist nur Massenkopplung, aber keine elastische Kopplung vorhanden. Die Ermittlung der Eigenkreisfrequenzen (8.35) in Anlehnung an die Lösung der Eigenwertgleichung (8.5) bei Federkopplung nach (8.34) kann also auch gemäß der allgemeinen Bedingung (8.17) bei der Massenkopplung nach (8.38) mit det

−mω 2 + k1 + k2

−m( s2 − l2 )ω 2

−m( s2 − l2 )ω 2

−(JS + m( s2 − l2 ) 2 )ω 2 + k1l12 + k2l22

=0

oder bei der Massen- und Federkopplung (8.37) mit det

− mω 2 + k1 + k2

−ms1ω 2 + k2 ( s1 + s2 )

−ms1ω 2 + k2 ( s1 + s2 ) −(JS + ms12 )ω 2 + k2 ( s1 + s2 ) 2

=0

durchgeführt werden und führt immer zum gleichen Ergebnis (8.35).

8.5 Biegeschwingungen von masselosen Balken mit Starrkörper am Ende bei Berücksichtigung des Massenträgheitsmoments Die in Bild 8.11 gezeichnete Welle ist links starr eingespannt. Ihr Querschnitt ist über die Wellenlänge konstant. Sie trägt an ihrem freien Ende einen Starrkörper mit der Masse m, dessen Massenträgheitsmoment bezogen auf die Achse durch ihren Schwerpunkt senkrecht zur Zeichenebene JS ist. Die Wellenmasse wird vernachlässigt. Die Schwingungen sollen klein sein. Die die Bewegung beschreibenden Koordinaten sind die Auslenkung y und der Drehwinkel ϕ . Eine statische Vorbetrachtung des Zusammenhanges von Belastung und Verformung nutzt die anschauliche Interpretation der Überlagerung von Verschiebung und Verdrehung infolge von Kraft und Momentenbelastung. Sie dient der Ermittlung der Steifigkeitsmatrix als Kehrmatrix der Nachgiebigkeitsmatrix.

174


Bild 8.11 Einseitig eingespannte Welle mit Einzelmasse; Momentenverlauf für Einheitsbelastungen

Für die Verformungen infolge der Belastungen am Balkenende wird y = n11 F + n12 M

ϕ = n21 F + n22 M

(8.39)

oder ª y º ª n11 n12 º ª F º ªFº =N« » » «ϕ » = « n « » ¬ ¼ ¬ 21 n22 ¼ ¬ M ¼ ¬M ¼

(8.40)

angesetzt. N ist die Nachgiebigkeitsmatrix, nik sind die Einflusszahlen, die sich gemäß l

nik = ³ 0

M (i ) M ( k ) dx EI

berechnen lassen oder aus einschlägigen Tabellenbüchern als Nachgiebigkeit n11 =

l l3 l2 ªmº ª1º ª 1 º in « = n21 in « » , n22 = in « » , n12 = E I ¬ Nm »¼ 3 E I ¬N¼ 2EI ¬N¼

abgelesen werden.

8.5 Biegeschwingungen von masselosen Balken mit Starrkörper am Ende

175

Werden die nik in (8.39) eingesetzt, so erhält man y=

l3 l2 F+ M, 3E I 2EI

ϕ=

l2 l F+ M. 2EI EI

(8.41)

Die Gleichungen (8.41) sollen nach F und M aufgelöst werden. Die Lösung mit der kramerschen Regel benötigt die Koeffizientendeterminante

ǻ=

l3 3E I

l2 2EI

l2 2EI

l EI

=

l4 12 ( E I )2

und ergibt

F=

1 ǻ

y

ϕ

l2 2EI l EI

=

12 E I l

3

y−

6EI l2

ϕ

sowie l3 1 3E I M = ∆ l2 2EI

y =−

6EI

ϕ

l

2

y+

4EI ϕ l

oder zusammengefasst in Matrizenschreibweise ª 12 E I F ª º « l3 «M » = « 6 E I ¬ ¼ «− « ¬ l2

6E Iº » ª yº l2 » ª yº =K« ». « » 4 E I » ¬ϕ ¼ ¬ϕ ¼ » l ¼

−

Dabei ist k º ªk K = « 11 12 » = N −1 ¬ k21 k22 ¼

die Steifigkeitsmatrix. Sie ist die Kehrmatrix der Nachgiebigkeitsmatrix.

176


In Bild 8.12 ist die Masse m in einer beliebig ausgelenkten Lage freigeschnitten. Die Anwendung des Schwerpunktsatzes und Momentensatzes (Newton) führt auf – k11 y – k12 ϕ = m y – k21 y – k22 ϕ = JS ϕ oder ªm 0 º ª 12 E I « » « 3 y ª º l « » « + « » «¬ϕ»¼ « 6 E I « » «− 2 ¬ l ¬ 0 JS ¼

6E Iº » l 2 » ª y º ª0º . = 4 E I » «¬ϕ »¼ «¬ 0 »¼ l »¼

−

(8.42)

Bild 8.12 Freikörperbild der Masse

Die Gleichungen (8.42) sind analog zu den im Abschnitt 8.1 behandelten Gleichungen (8.2). Alle Resultate können von dort übernommen werden, wenn man x1 durch y, x2 durch ϕ, v12 =

12 E I 3

l m

, v22 =

k2 k2 6EI 6EI , durch durch ersetzt und 2 m1 m l m l 2 JS 2

4EI l JS

setzt. Die beiden Eigenschwingungsformen sind in Bild 8.13 skizziert. Wird in (8.41) in Anlehnung an das newtonsche Grundgesetz in der d'alembertschen Fassung die Kraft F als Trägheitskraft FT = – m y und das Moment M als Moment der Trägheitskräfte MT = – J ϕ eingeführt, ergibt sich y = n11 (−my) + n12 (− J ϕ),

ϕ = n21 (−m y ) + n22 (− J ϕ). Entsprechend der Matrizendarstellung ª n11m n12 «n m n ¬ 21 22

J º ª y º ª1 0 º ª y º ª 0 º + = J »¼ «¬ϕ»¼ «¬ 0 1 »¼ «¬ϕ »¼ «¬ 0 »¼

(8.43)

8.6 Aufgaben

177

mit nur in der Massenmatrix auftretenden Nebendiagonalelementen kann die Kopplungsart als Massenkopplung gedeutet werden, wohingegen die Darstellung (8.42) eine Federkopplung ausweist (nur in der Steifigheitsmatrix erscheinen Nebendiagonalelemente). Dies zeigt ein weiteres Mal, dass die Bezeichnung Massenkopplung oder Federkopplung von der Betrachtungsart abhängt.

Bild 8.13 System Starrkörper mit zwei Freiheitsgraden a Erste Eigenschwingungsform (Grundschwingung) b Zweite Eigenschwingungsform (Oberschwingung)

8.6 Aufgaben

Bild 8.14 Federgekoppeltes System

Bild 8.15 Massengekoppeltes System

Aufgabe 8.1: Für das in Bild 8.14 gezeichnete Zweimassensystem berechne man die Eigenkreisfrequenzen der freien, ungedämpften Schwingungen. Es gilt m1 = 10 kg, m2 = 40 kg, k1 = 90 N/cm, k1,2 = 20 N/cm .

178


Aufgabe 8.2: Für die Untersuchung der gekoppelten Hub-Drehschwingungen eines Kraftfahrzeugs dient das in Bild 8.15 gezeichnete Ersatzsystem. Die Gesamtmasse ist m = 8000 kg, die Drehmasse bezogen auf die Schwerachse beträgt JS = 21000 kg m2. Die Pederkonstanten der Vorderachs- bzw. Hinterachsfedern sind kv = 4,8 · 105 N/m, kh = 7,2 · 105 N/m. a) Man berechne die Eigenkreisfrequenzen, die Eigenvektoren und zeichne die Eigenschwingungsformen. b) Wie groß müsste die Federkonstante an der Hinterachse gewählt werden, damit die Schwingungen entkoppelt sind? c) Wie groß sind dann die Eigenkreisfrequenzen der entkoppelten Hubschwingung und Nickschwingung? Aufgabe 8.3: Das in Bild 8.16 gezeichnete Maschinenfundament hat vier Stützen von gleichem Querschnitt A = 60 cm2 (E = 2,1 · 1011 N/m2). Die beiden linken Stützen haben eine Länge l1 = 4 m, die beiden rechten l2 = 6 m.


a) Für die gekoppelten Hub-Drehschwingungen berechne man die Koppelkreisfrequenzen. Tisch und Maschine können dabei als ein starrer Körper (m = 15000 kg, JS = 32000 kgm2) betrachtet werden. b) Um wieviel müsste der Querschnitt der beiden rechten Stützen verändert werden, damit die Schwingungen entkoppelt sind?

8.6 Aufgaben

179

Aufgabe 8.4: Bei dem in Bild 8.17 gezeichneten System ist die Masse 2 im Punkt A gelenkig mit der Masse 1 verbunden. Die Masse 1 ist in x-Richtung geführt und durch eine Feder gehalten. a) Man stelle die Bewegungsgleichungen auf. b) Die Bewegungsgleichungen sollen linearisiert werden.

Bild 8.17 System mit zwei Freiheitsgraden

Aufgabe 8.5: Bei dem in Bild 8.18 gezeichneten System (zwei durch eine Fördereinrichtung miteinander verbundene Werkzeugmaschinen) sind die beiden Massen m1 und m2 durch einen Zweigelenkstab BD (Querschnittsfläche A, Elastizitätsmodul E, Länge l groß) miteinander verbunden. Die Stabmasse und Federmassen sind zu vernachlässigen. Zu untersuchen sind die kleinen Schwingungen des Systems in der vertikalen x, y-Ebene.

Bild 8.18 Zweimassenschwinger

a) Wie viele Freiheitsgrade hat das System in der x, y-Ebene? b) Man berechne sämtliche Eigenfrequenzen des Systems. c) Die Masse m1 wird zusätzlich durch eine horizontale, lange Feder (Federkonstante k3) gestützt (siehe Bild 8.19). Wie groß werden jetzt die Eigenkreisfrequenzen des Systems? d) Welche konstruktive Maßnahme würden Sie vorschlagen, um die Schwingungen des Systems zu entkoppeln?

180


Bild 8.19 System mit Zusatzfeder

Aufgabe 8.6: Das in Bild 8.20 in der statischen Gleichgewichtslage gezeichnete System kann sich nur in der vertikalen Ebene bewegen. Alle elastischen Bauteile haben keine Vorspannung. Die linke Blattfeder ist mit dem Körper der Masse m (homogener Quader) gelenkig fest, die rechte Blattfeder gelenkig, aber horizontal verschieblich verbunden. Beide Blattfedern haben gleiche Abmessungen. Annahmen: Kleine Schwingungen, Federmassen vernachlässigt. a) Wie viele Freiheitsgrade hat das System? b) Man beschreibe die Eigenschwingungsformen.

Bild 8.20 Ebenes Schwingersystem

c) Man berechne die Eigenkreisfrequenzen der ungedämpften Schwingungen des Systems. d) Wie groß werden die Eigenkreisfrequenzen, wenn der in Bild 8.20 gestrichelt eingezeichnete Dämpfer eingebaut wird (Dämpfungskonstante d)?

8.6 Aufgaben

181

Aufgabe 8.7: Ein homogener Stab (Länge l, Masse m) wird durch drei Federn in seiner statischen Gleichgewichtslage gehalten (siehe Bild 8.21). Er kann sich nur in der horizontalen x, y-Ebene bewegen. Die beiden in x-Richtung liegenden Federn sind vorgespannt mit der Zugkraft Fv. Annahmen: Federmassen vernachlässigt, Federn lang, kleine Schwingungen. a) Wie viele Freiheitsgrade hat das System? b) Man beschreibe die Eigenschwingungsformen. c) Man berechne die Eigenkreisfrequenzen der ungedämpften Schwingungen des Systems. d) Wie groß werden die Eigenkreisfrequenzen, wenn der in Bild 8.21 gestrichelt eingezeichnete Dämpfer eingebaut wird?

Bild 8.21 Stabschwinger

Aufgabe 8.8: Ein starres Maschinenteil der Masse m (Drehmasse JS) ist über zwei gleiche Blattfedern AC und BD statisch bestimmt abgestützt (siehe Bild 8.22). Die Federn sind in m starr eingespannt. Die Federmasse ist zu vernachlässigen. Die Masse m kann sich nur in der x, y-Ebene bewegen. a) Wieviel Freiheitsgrade hat das System? Man beschreibe die Eigenschwingungsformen und gebe die Eigenkreisfrequenzen für die ungedämpften Schwingungen an. b) Wie groß werden die Frequenzen, wenn die beiden Dämpfer CE und HD eingebaut sind und schwache Dämpfung angenommen wird? c) Das ganze System bewegt sich mit der Geschwindigkeit υo nach unten (– yRichtung). Wie lautet die Weg-Zeit-Funktion der Masse mit Dämpfung, wenn die Lagerpunkte A, B, E, H plötzlich festgehalten werden (plötzliche Fixierung)?

182


Bild 8.22 Einmassenschwinger

9 Erzwungene harmonische Schwingungen von Systemen mit mehreren Freiheitsgraden 9.1 Schwingerkette mit zwei Freiheitsgraden Es soll das in Bild 9.1 gezeichnete System mit zwei Freiheitsgraden untersucht werden. Die Erregerkraft greift an der Masse m1 an und ist von der Form F = Fˆ sin Ω t .

Bild 9.1

Federgekoppeltes Zweimassensystem a System in der statischen Gleichgewichtslage b Freikörperbild der beiden Massen

Für jede der beiden Massen gilt gemäß dem dynamischen Grundgesetz (siehe Bild 9.1b) – k1 x1 − d1 x1 − k12 ( x1 − x2 ) − d12 ( x1 − x2 ) + F = m1 x1 , −k2 x2 − d 2 x2 + k12 ( x1 − x2 ) + d12 ( x1 − x2 ) = m2 x2

oder umgeformt d +d k +k d k Fˆ x1 + 1 12 x1 + 1 12 x1 − 12 x2 − 12 x2 = sin Ωt , m1 m1 m1 m1 m1 x2 +

d1 + d12 k +k d k x2 + 2 12 x2 − 12 x1 − 12 x1 = 0. m2 m2 m2 m2

184

9 Erzwungene harmonische Schwingungen

Mit den Abkürzungen k1 + k12 k +k = v12 , 2 12 = v22 m1 m2 d1 + d12 d +d = δ1 , 2 12 = δ 2 2 m1 2 m2

erhält man x1 + 2 δ1 x1 + v12 x1 −

d12 k Fˆ x2 − 12 x2 = sin Ωt , m1 m1 m1

x2 + 2 δ 2 x2 + v22 x2 −

d12 k x1 − 12 x1 = 0 . m2 m2

(9.1) (9.2)

9.1.1 Schwingerkette ohne Dämpfung Für den dämpfungsfreien Fall erhält man aus den Gleichungen (9.1) und (9.2), wenn δ1 = δ2 = 0 und d12 = 0 gesetzt wird, die beiden gekoppelten Differentialgleichungen 2. Ordnung x1 + v12 x1 −

k12 Fˆ x2 = sin ȍt , m1 m1

x2 + v22 x2 −

k12 x1 = 0. m2

(9.3) (9.4)

Für deren Lösung macht man für beide Bewegungen den gleichfrequenten Schwingungsansatz für die (partikulären) erzwungenen Schwingungen x1 (t ) = xˆ1 sin ȍ t ,

x2 (t ) = xˆ2 sin Ω t.

Eingesetzt in (9.3) und (9.4) führt dies auf das lineare Gleichungssystem (v12 − Ω 2 ) xˆ1 − −

k12 Fˆ , xˆ2 = m1 m1

k12 xˆ1 + (v22 − Ω 2 ) xˆ2 = 0. m2

Daraus berechnen sich die Amplituden der erzwungenen Schwingungen

(9.5) (9.6)

9.1 Schwingerkette mit zwei Freiheitsgraden

185

Fˆ 2 (v2 − Ω 2 ) m1 , xˆ1 (Ω) = ∆

xˆ2 (Ω) =

(9.7)

Fˆ k12 /(m1m2 ) , ∆

mit ∆ = (v12 − Ω2 )(v22 − Ω 2 ) −

(9.8) 2 k12 . m1m2

(9.9)

Die Amplituden (9.7) und (9.8) sind für verschwindende Determinante ∆ (Ω) = 0 nicht definiert, da sie unendlich groß werden würden. Diese Resonanzstellen ΩR1 und ΩR2 entsprechen jenen Eigenkreisfrequenzen ω1 und ω2, die gemäß der Bedingung ∆ (ω) = 0 (siehe (8.17)) im Kap. 8 berechnet werden. Beispiel 9.1: Rüttelwalze Als Beispiel wird das in Bild 9.2 gezeichnete Ersatzsystem einer Rüttelwalze, bei der die untere Masse durch die Unwucht U = ∆ m a bei konstanter Erregerkreisfrequenz Ω angeregt wird. Es gelten die Zahlenwerte m1 = 1500 kg, m2 =1000 kg, ∆ma= 4 kg m, k1= 108 N/m , k12 =107 N/m .

Welche Resonanzfrequenzen treten auf? Wie sieht der Frequenzgang der Amplituden der erzwungenen Schwingungen aus? Das mechanische Modelle entspricht jenem, das in Kap. 8.1 ausführlich behandelt wird, falls die dritte Feder entfällt (k2 ԑ k12, k3 = 0). Durch Einsetzen bekannter Werte in (8.6) erhält man die Resonanzfrequenzen Ω1 = ω1 = 94,7 1/s, Ω2 = ω2 = 272,7 1/s. Die Gleichungen (9.7), (9.8) liefern ˆx1 bzw. ˆx2 als Funktionen von Ω. Diese zeigt Bild 9.3.

Bild 9.2 Rüttelwalze

Da hier Unwuchterregung vorliegt, ist die Amplitude der Erregerkraft ebenfalls von der Erregerfrequenz abhängig Fˆ = ∆ ma Ω 2 .

Aus Bild 9.3 ist zu erkennen, dass bei Betrieb unterhalb der ersten Eigenkreisfrequenz (Ω < ω1) beide Massen gleichsinnig schwingen ( ˆx1 und ˆx2 haben das gleiche Vorzeichen), oberhalb der zweiten Eigenkreisfrequenz (Ω > ω2) schwin-

186


gen die Massen gegensinnig ( ˆx1 und ˆx2 haben verschiedene Vorzeichen). Im Bereich zwischen den beiden Eigenkreisfrequenzen ist außer in einem kleinen Bereich unmittelbar oberhalb ω1 ebenfalls gegensinniges Schwingen der beiden Massen festzustellen. Weiter gilt für Ω → ∞: ˆx1 → – 4/1500 m = – 0,267 cm, ˆx2 → + 0.

Bild 9.3

Frequenzgang der Amplituden xˆ1 und xˆ2 von Beispiel 9.1

Beispiel 9.2: Tilgersystem Ein weiterer wichtiger Anwendungsfall, dessen Grundmodell dieses Schwingungssystem einer einseitig gefesselten Schwingerkette (k2 = 0) ist, ist die Schwingungstilgung. Dabei soll in der Regel die Schwingung an jener Masse möglichst minimiert (getilgt) werden, an der die Erregung wirkt, wie z.B. die der Masse m1 des Bildes 9.4. Diese Masse m1 ist federnd gelagert (Federkonstante k1). Sie wird durch eine harmonische Kraft F = Fˆ sin Ω t erregt. Die Schwingungen der Masse m1 sollen zum Verschwinden gebracht werden ( ˆx1 = 0) durch Anbringen eines Zusatzschwingers (Masse m2, Federkonstante k12). Wie ist der Zusatzschwinger abzustimmen, d.h. wie sind die Werte m2 bzw. k12 zu wählen? Wie schwingt dann die Tilgermasse?

9.1 Schwingerkette mit zwei Freiheitsgraden

187

In den Gleichungen für die Schwingerkette ist k2 = 0 zu setzen. Damit wird k +k v12 = 1 12 , m1

k v22 = 12 . m2

Nach (9.7) wird ˆx1 = 0, wenn v22 − Ω 2 = 0 ist, woraus die Tilgerfrequenz ΩΤ = v2 =

k12 m2

Bild 9.4

Schwingungstilger

folgt. Die Amplitude ˆx2 kann mit (9.8) berechnet werden xˆ2 =

Fˆ k12 /(m 1m 2 ) 2 0 − k12

/(m 1m 2 )

=−

Fˆ . k12

Die Masse m2 schwingt also gegenläufig zur Erregerkraft. Da m1 in Ruhe ist, wirkt der Tilger wie ein einfacher Schwinger. Die Erregerkraft stützt sich also praktisch am Tilgersystem ab.

9.1.2 Schwingerkette mit Dämpfung Für das feder- und dämpfergekoppelte Schwingungssystem gemäß Bild 9.1 sind die Lösungen der beiden gekoppelten Differentialgleichungen (9.1) und (9.2) zu bestimmen. Wie bei einem Freiheitsgrad im Kap. 7.1 gezeigt, ist es bei Vorliegen von Dämpfung sinnvoll, mit komplexen Schwingungen zu rechnen. Das System antwortet auf die Erregerkraft F (t ) = Fˆ e j ȍ t mit zwei Schwingungen xˆ1 (t ) = xˆ1 e j Ωt ,

x 2 (t ) = xˆ 2 e j Ωt ,

die gleichfrequent angesetzt werden. Deren komplexe Amplituden xˆ1 = xˆ1 e− j ȗ1 ,

xˆ 2 = xˆ2 e− j ȗ 2

enthalten die reellen Amplituden als Betrag und die Nacheilungen als Phase. Wie in Kap. 7.1 werden die Lösungsansätze und ihre Zeitableitungen in die beiden Differentialgleichungen (9.1), (9.2) eingesetzt und führen nach Ausklammerung und Koeffizientenvergleich (siehe Vorgehensweise Kap. 7.1) zu zwei algebraischen Gleichungen für die komplexen Amplituden

188


§ k · d Fˆ (−Ω2 + v12 + j 2 Ω δ1 ) xˆ1 + ¨ − 12 − j 12 Ω ¸ xˆ 2 = , m1 ¹ m1 © m1

(9.10)

§ k12 · d − j 12 Ω ¸ xˆ1 + (−Ω 2 + v22 + j 2 Ω δ 2 ) xˆ 2 = 0 . ¨− m2 ¹ © m2

(9.11)

Die Koeffizientendeterminante ist komplex und sehr länglich, wie auch die komplexen Amplituden. Diese haben die Form eines komplexen Bruches xˆ k =

Z k ak + j bk = , k = 1, 2 , N k + jd

(9.12)

deren Beträge über xˆk = xˆ k =

ak 2 + bk 2 k2 + d2

, k = 1, 2

(9.13)

mit Re ( Z 1 )= a1 =

Fˆ Fˆ (−Ω 2 + v22 ), Im ( Z 1 ) = b1 = 2 δ2 Ω , m1 m1

(9.14)

Re ( Z 2 ) = a2 =

Fˆ § k12 · Fˆ § d12 · ¨ ¸ , Im ( Z 2 ) = b2 = ¨ ¸Ω , m1 © m2 ¹ m1 © m2 ¹

(9.15)

2 k12 d2 + 12 Ω2 , (9.16) m1 m2 m1m2 k d Im ( N ) = d = (−Ω 2 + v12 ) 2 δ 2 Ω + (−Ω2 + v22 ) 2 δ1 Ω − 2 12 12 Ω (9.17) m1m2

Re ( N ) = k = (−Ω 2 + Ȟ12 ) (−Ω 2 + v22 ) − 4 Ω2δ1δ 2 −

berechnet werden können.

9.2 Schwingungssystem mit endlich vielen Freiheitsgraden – Frequenzgangmatrix Für Schwingungssysteme mit sehr vielen Freiheitsgraden ist die Darstellung der beschreibenden Bewegungsgleichungen in Matrixform sehr effizient (siehe auch Kap. 8.2). Im Falle viskoser Dämpfung der Bewegungen (relativ und absolut) wird die Matrix-Darstellung (8.12) zum Ersten mit einer Dämpfermatrix ergänzt und zweitens ein Erregervektor auf der „rechten“ Seite entsprechend der jeweiligen Erreger-Vorgaben eingefügt. Gemäß der allgemeinen Darstellung M x (t ) + D x (t ) + K x (t ) = F (t )

(9.18)

9.2 Schwingungssystem mit endlich vielen Freiheitsgraden – Frequenzgangmatrix

189

lassen sich z.B. für die Schwingerkette mit zwei Freiheitsgraden aus den Bewegungsdifferentialgleichungen (9.1), (9.2) mit der einspaltigen Matrix („Vektor“) der Bewegungskoordinaten T

x (t ) = [ x1 (t ), x2 (t ) ]

(9.19)

die in dieser Form ungewöhnlichen Masse- und Steifigkeitsmatrizen k º ª 2 v1 − 12 » « m1 ª1 0 º » (9.20) M=« ,K =« » « k12 2 » ¬0 1 ¼ v2 » «− ¬ m2 ¼ identifizieren. Dabei ergibt sich hier die Massenmatrix als Einheitsmatrix, die Elemente der Steifigkeitsmatrix haben die Einheit 1/s2. Entsprechend enthält die Dämpfungsmatrix d12 º ª « 2δ1 − m » 1 » (9.21) D=« « d12 » − 2 δ « 2 » ¬ m2 ¼ Elemente, deren Einheit 1/s ist. Die Komponenten des Vektors der Krafterregung T

F (t ) = [ F1 (t ), F2 ( t) ]

ª Fˆ º sin Ωt » « = « m1 » «¬ »¼ 0

(9.22)

haben dementsprechend die Einheit Kraft/Masse = N/kg = m/s2. In Analogie zur Vorgehensweise zur Ermittlung der erzwungenen Schwingungen (Amplitude und Phase) bei gedämpften Systemen mit einem Freiheitsgrad (Kap. 7) sind komplexe Schwingungsansätze bei harmonischer Erregung (alle Erregerkräfte oder -momente haben die gleiche Erregerfrequenz) x = xˆ ei ȍ t , F = Fˆ ei ȍ t

(9.23)

üblich. Die Vektoren der komplexen Amplituden ª xˆ1 º «ˆ » x ˆx = « 2 » = «... » « » ¬ xˆn ¼

ª xˆ1 e j ȗ1 º ª Fˆ 1 º ª Fˆ 1 e jφ1 º « » » « » « ˆ » « Fˆ e jφ2 » « xˆ2 e j ȗ 2 » F « 2 = 2 « » , Fˆ = « » » « ... ... «... » « » « » « « Fˆ » « ˆ jφn » jȗn » ¬ n ¼ ¬ Fn e ¬ xˆn e ¼ ¼

(9.24)

190


stellen als rotierende Zeiger (mit Betrag der Amplituden und Phasenwinkel) den Zeitverlauf gemäß den Ausführungen in Kapitel 2 dar. Ihre Ermittlung erfolgt (siehe auch Kap. 7.1) nach Einsetzen der Zeitfunktionen der Bewegung (und ihrer Ableitungen) und der Erregerfunktionen (9.23) in das DifferentialgleichungsSystem (9.18) aus dem (komplexwertigen) algebraischen Gleichungssystem ª (−Ω 2 M + K ) + j Ω D) º xˆ = Fˆ (9.25) ¬ ¼ für die n unbekannten Amplituden xˆ . Im Sinne der Systemtheorie wird der Zusammenhang zwischen der Erregung (Eingangsgrößen) und der Schwingungsantwort (Ausgangsgrößen) xˆ = H ( j Ω) Fˆ (9.26)

durch die Frequenzgangmatrix H ( j Ω) dargestellt, die sich als Kehrmatrix −1

H ( j Ω) = ª(−Ω 2 M + K ) + j Ω D) º ¬ ¼ der Koeffizientenmatrix des Gleichungssystems (9.25) berechnet.

(9.27)

Im Falle sehr vieler Freiheitsgrade (oft schon ab n > 3) wird die (praktische) Berechnung sehr aufwändig und meist mit einschlägigen Berechnungsprogrammen durchgeführt. Diese Programme für Mehrkörpersysteme (MKS) sowie für die Berechnung bei Systemen mit verteilter Masse und Steifigkeit mit z.B. der Methode der Finiten Elemente (FEM) sind bei richtiger Handhabung sehr effektiv und können auch effizient genutzt werden, insbesondere wenn auch nichtlineare Systemeigenschaften mit einbezogen werden müssen. Diesbezüglich und auch bezüglich der Annahme von charakteristischen Dämpfungsarten und -werten sei auf einschlägige Literatur verwiesen. Beispiel 9.3: Drehschwingerkette

Das folgende Beispiel der durch Momente Mk (t), k = 1, 2, 3 an jeder Drehmasse fremderregten Drehschwingerkette gemäß Bild 9.5 ist schon in Kap. 8.3 behandelt worden. Dort jedoch ohne Fremderregung und ohne Dämpfung. Wird eine Dämpfung berücksichtigt, so kann z.B. die Umgebungsdämpfung durch „gedachte“ Dämpfer dDk und die „Werkstoff-Dämpfung“ in den Wellenabschnitten mit den Dämpferkonstanten dDjk modelliert werden.

Bild 9.5 Fremderregte Drehschwingerkette

9.2 Schwingungssystem mit endlich vielen Freiheitsgraden – Frequenzgangmatrix

Bild 9.6

191

Freikörperbild

In Bild 9.6 sind an den freigeschnittenen Teilen alle wirksamen Momente eingetragen. Für das Aufstellen der Bewegungsgleichungen wird angenommen, dass ϕ1 < ϕ2 < ϕ3 , ϕ1 < ϕ2 < ϕ3 gilt. Das dynamische Grundgesetz für Drehbewegungen für jede Drehmasse führt auf die drei gewöhnlichen, inhomogenen Differentialgleichungen J1ϕ1 + (d D1 + d D12 ) ϕ1 + kD12 ϕ1 − d D12 ϕ2 − kD12 ϕ 2 = M1 , J 2 ϕ2 + (d D2 + d D12 + d D23 ) ϕ2 + (kD12 + kD23 ) ϕ 2 − d D12 ϕ1 − kD12 ϕ1 − d D23 ϕ3 − kD23 ϕ3 = M 2 , J3 ϕ3 + (d D3 + d D13 ) ϕ3 + kD23 ϕ3 − d D23 ϕ2 − kD23 ϕ 2 = M 3 .

(9.28)

Für den Vektor der erzwungenen Drehschwingungen sowie den Erregervektor ªϕ º ªM 1 º « 1» « » x = «ϕ » , F = « M 2 » « 2» «M » «¬ϕ 3 »¼ ¬ 3¼

(9.29)

lassen sich die Massenmatrix und die Steifigkeitsmatrix wie schon im Kap. 8.3 als Drehmassenmatrix und Drehsteifigkeitsmatrix ª J1 0 M = «« 0 J 2 «¬ 0 0

0º ª kD12 » 0 » , K = «« − kD12 «¬ 0 J3 »¼

− kD12

0

kD12 + kD23

− kD23

− kD23

kD23

º » » »¼

(9.30)

angeben (kD1 = 0, da das linke Wellenende frei ist). Die Dämpfermatrix ª d D1 + d D12 D = «« − d D12 «¬ 0

−d D12 d D2 + d D12 + d D23 −d D23

0

º » » d D3 + d D13 »¼ −d D23

ist wie die Steifigkeitsmatrix bei diesem System symmetrisch.

(9.31)

192


9.3 Aufgaben Aufgabe 9.1: Für ein Drehschwingersystem mit Getriebe nach Bild 9.7 sind die Drehschwingungen zu untersuchen. Für den Zusammenhang der Drehbewegung der 2. und 3. Scheibe, die jeweils als starr angenommen werden, gilt für das Übersetzungsverhältnis ϕ2 = iϕ3 mit i = r3/r2. Die weiteren Masse-, Dämpfungsund Steifigkeitsparameter sind wie im letzten Beispiel 9.3. Für die vier Drehmassen ergeben sich mit dem dynamischen Grundgesetz die Gleichungen d D1 ϕ1 + d D12 (ϕ2 − ϕ1 ) + kD12 (ϕ 2 − ϕ1 ) + M1 = J1 ϕ1 , −d D12 (ϕ2 − ϕ1 ) − d D2 ϕ2 − kD12 (ϕ 2 − ϕ1 ) + Fz r2 = J 2 ϕ2 , d D34 (ϕ4 − ϕ3 ) + d D3 ϕ3 + kD34 (ϕ 4 − ϕ3 ) − Fz r3 = J3 ϕ3 , −d D34 (ϕ4 − ϕ3 ) − d D4 ϕ4 − kD34 (ϕ 4 − ϕ3 ) + M 4 = J 4 ϕ4 .

Sie enthalten noch eine innere, zu eliminierende Zahnkraft FZ. Ebenso ist entweder ϕ3 durch ϕ2 oder umgekehrt entsprechend dem Übersetzungsverhältnis zu ersetzen, wobei auch für die Ableitungen ϕ2 = iϕ3 , ϕ2 = i ϕ3 gilt. Man gebe den Vektor der drei (unabhängigen) Drehschwingungskoordinaten für die drei Freiheitsgrade, den Erregervektor sowie die zugehörige Massenmatrix, Dämpfermatrix sowie Steifigkeitsmatrix an.

Bild 9.7

Drehschwingersystem mit Getriebe

9.3 Aufgaben

Bild 9.8

193

Schwingersystem mit 5 Freiheitsgraden

Aufgabe 9.2: Das in Bild 9.8 gezeichnete Schwingersystem mit fünf Freiheitsgraden wird am Fußpunkt der unteren Feder (Federkonstante k1) erregt; Erregerfunktion xu = xu (t). Alle Massen können nur Bewegungen in vertikaler Richtung ausführen. Man stelle die Schwingungsgleichungen des Systems auf.

Anmerkung: Man beachte, dass zwischen den Massen m2 und m3 eine “Dämpfungskopplung“ vorliegt.

194


Aufgabe 9.3: Eine Maschine der Masse m = 4000 kg mit umlaufenden Massen ist auf einem Rahmen montiert (Bild 9.9a). Bei der Betriebsdrehzahl nM = 2400 1/min treten in y-Richtung sehr große Amplituden auf, so dass angenommen werden kann, dass Resonanz vorliegt. Im Folgenden wird die Dämpfung nicht berücksichtigt

a) Man gebe die Ersatzfederkonstante ky an, mit der die Masse in y-Richtung unterstützt ist. b) Um die großen Schwingungen im Betriebszustand zu verringern, wird an der Masse m eine Zusatzmasse mz = 500 kg mit einer Feder der Federkonstanten kz = 2 · 106 N/m befestigt (Bild 9.9b). Man berechne die Eigenkreisfrequenzen des dadurch entstandenen Systems für Schwingungen in y-Richtung. Wie groß werden die Amplituden der auftretenden Zwangsschwingungen, wenn die Unwucht ∆m a = 5 kg m beträgt? c) Wie groß muss bei sonst unveränderten Werten die Federkonstante kz gewählt werden, damit die Schwingungen der Maschine vollständig getilgt werden? Man berechne für diesen Fall auch die Amplitude, mit der die Zusatzmasse mz schwingt.

Bild 9.9 a Einmassenschwinger b System mit Schwingungstilger

Aufgabe 9.4: Die Drehschwingungen des in Bild 9.10 gezeichneten Systems (Rundschleifmaschine mit Schwingungstilger) um die Wellenachse (ϕ-Achse) sind zu untersuchen. Der linke Wellenabschnitt (d1, l1) ist an seinem linken Ende starr eingespannt. Die Drehmassen der Wellen und die Dämpfung sind zu vernachlässigen.

9.3 Aufgaben

195

Bild 9.10 Drehschwingungstilger

a) Man stelle die Bewegungsdifferentialgleichungen auf. b) Man berechne die Eigenkreisfrequenzen. c) Man skizziere die Eigenschwingungsformen. Dabei ist zu beachten, dass d1 > d2 und J1 > J2 ist. d) Das System wird an der Drehmasse J1 durch ein Moment M = Mˆ sin Ω t erregt. Man berechne die Amplituden der erzwungenen Drehschwingungen des Systems. e) Wie groß ist der Durchmesser d2 zu wählen, damit die Schwingungen der Drehmasse J1 getilgt werden?

Bild 9.11 Drehschwingersystem

Aufgabe 9.5: Bei der in Bild 9.11 gezeichneten Kleinwasserturbinenanlage ist das Laufrad der Turbine (Drehmasse JT) durch die Antriebswelle (Stahlrohr lW, da, di) mit dem Generatorläufer (Drehmasse JG) verbunden.

a) Man berechne die Eigenkreisfrequenzen der Drehschwingungen des Systems. b) Durch periodische Wirbelablösung wirkt auf den Turbinenläufer ein periodisch schwankendes Moment mit der Kreisfrequenz Ω = 62,5 s–1. Die Amplitude der erzwungenen Drehschwingungen wird gemessen mit ϕˆ = 0,08 rad. Man berechne die Amplitude des Erregermoments.

196


JT = 375 kg m2,

G = 0,8 · 1011 N/m2,

da = 140 mm,

JG = 620 kg m2,

lW = 2500 mm,

di = 100 mm.

Aufgabe 9.6: In Bild 9.12 ist das vereinfachte Ersatzsystem eines Schwingsiebs dargestellt. Es kann angenommen werden, dass der Schwerpunkt S sich nur in vertikaler Richtung (y-Richtung) bewegt. Die Dämpfung soll vernachlässigt werden.

Bild 9.12 Schwingsieb

a) Wie viele Freiheitsgrade hat das System? Sind die möglichen Schwingungen des Systems entkoppelt? Man berechne die Eigenkreisfrequenzen des Systems. b) Das System wird durch zwei gegensinnig mit Ω umlaufende Exzenter in Schwingungen versetzt. Man berechne die Amplituden der auftretenden erzwungenen Schwingungen. Welche maximalen dynamischen Auflagerkräfte können bei A entstehen? c) Durch Federbruch auf der rechten Seite vermindert sich die Federkonstante kB auf 2/3 des ursprünglichen Werts. Man berechne die Eigenkreisfrequenzen des veränderten Systems. Gesamtmasse des Systems

m = 12 t,

Drehmasse bezogen auf die Achse durch S

JS = 58 t m2

Gesamtfederkonstante bei A

kA = 0,9 · 107 N/m, lA = 5 m,

Gesamtfederkonstante bei B

kB = 1,5 · 107 N/m, lB = 3 m

Masse einer Exzenterscheibe

mE = 40 kg,

Abstand des Schwerpunkts der Exzenter von ihrer Drehachse e = 0,3 m,

9.3 Aufgaben

197

Abstand der Symmetrieachse des Unwuchtmotors vom Schwerpunkt S lS = 1 m, Winkelgeschwindigkeit der Exzenter Ω = 48 1/s. Aufgabe 9.7: Bei dem in Bild 9.13 gezeichneten System – Schwungrad (Drehmasse J1) mit Torsionsschwingungstilger (Drehmasse J2) – sind beide Teile um die Achse durch 0 (Schwerachse für beide Teile) frei drehbar gelagert. Beide Teile sind durch 4 Federn elastisch verbunden.

Bild 9.13 Torsionsschwingungstilger

a) Man berechne die Eigenkreisfrequenzen der ungedämpften Drehschwingungen des Systems. b) Am Schwungrad J1 wirkt ein äußeres Moment M(t) = Mˆ 1 sin Ωt, Ω > ωi. Wie verhält sich das System (Bewegungszeitfunktion)? c) Wie groß wird die Eigenkreisfrequenz, wenn die Dämpfung in den Federelementen berücksichtigt wird (die Dämpfungskonstante jeder Feder sei d)? Wie lautet die Bewegungszeitfunktion jetzt, wenn das in Frage b) angegebene Erregermoment wirkt?

10 Schwingungen von Kontinua In Abschnitt 8.2 wird eine Schwingerkette mit n Massen untersucht. Das System hat n Freiheitsgrade. Es existieren n Eigenschwingungsformen mit n Eigenkreisfrequenzen. Beim Übergang zu gleichmäßiger, „kontinuierlicher“ Massenverteilung „existieren“ unendlich viele, infinitesimal kleine Einzelmassen. Die Bewegungen werden nicht mehr durch gewöhnliche Differentialgleichungen, sondern durch partielle Differentialgleichungen beschreiben. Zusätzlich zur Zeitabhängigkeit kommt die Abhängigkeit vom Ort hinzu. Fasst man die Bewegung eines kleinen Massepunkts als Freiheitsgrad auf, so besitzt ein kontinuierliches System unendlich viele Freiheitsgrade mit unendlich vielen Eigenschwingungsformen und Eigenkreisfrequenzen. Im Gegensatz zu den nicht einzeln zählbaren Freiheitsgraden des Kontinuums sind aber deren Eigenformen und -frequenzen abzählbar. Zur kleinsten Eigenkreisfrequenz gehört die „Grundschwingung“, zur nächstgrößeren die „1.Oberschwingung“, usw. Für die Praxis sind nur die Grundschwingung und die ersten Oberschwingungen von Interesse.

10.1 Saitenschwingung Ein erstes Beispiel sind die Querschwingungen w (x, t) einer mit der Kraft FSO vorgespannten Saite (Bild 10.1). Die Massebelegung (Masse pro Länge) wird mit µ bezeichnet.

Bild 10.1 am Auslenkung einer Saite

10.1.1 Differentialgleichung der Seilkurve bei statischer Last Zunächst wird das in Bild 10.2 gezeichnete Seil durch eine statische Streckenlast q (x) belastet. Gesucht ist die Form w (x), in der sich das Seil im statischen Gleichgewicht einstellt. Hierzu wird ein Seilelement betrachtet, das unter den eingetragenen Kräften im Gleichgewicht sein muss (Bild 10.3). Dabei wird die

10.1 Saitenschwingung

199

Bild 10.2 Seil unter vertikaler Streckenlast

Bild 10.3 Seilelement

Seilkraft FS in ihre horizontale und vertikale Komponente zerlegt. Die Gleichgewichtsbedingungen lauten – FH + FH + dFH = 0 ,

(10.1)

– FV – q (x) dx + FV + dFV = 0 .

(10.2)

Aus (10.1) folgt dFH = 0 oder FH = konst.

(10.3)

Die Horizontalkomponente der Seilkraft ist an jeder Stelle x gleich groß. Aus (10.2) ergibt sich dFV = q( x) . dx

Weiter liest man in Bild 10.3 ab, dass für die Steigung der Seilkurve FV = tan α = w ' FH

gilt.

(10.4)

200

10 Schwingungen von Kontinua

Diese Beziehung wird nach x differenziert 1 dFV = w ''. FH dx

Mit (10.4) erhält man schließlich die gewöhnliche Differentialgleichung der Seilkurve w'' =

q( x) . FH

(10.5)

Für die Seilkraft gilt 2

§F · FS = FH2 + FV2 = FH 1 + ¨ V ¸ = FH 1 + w '2 . © FH ¹

(10.6)

10.1.2 Aufstellen der Differentialgleichung der schwingenden Saite Die Auslenkung w der Saite (Bild 10.4) ist eine Funktion des Ortes x und der Zeit t. Es sollen nur kleine Schwingungen betrachtet werden, d.h. die Auslenkung w und damit auch w' sind klein. Für die Spannkraft in der Saite gilt nach (10.6) FS = FH 1 + w '2 = FSO .

(10.7)

Da w'2 klein von höherer Ordnung ist, kann der Term vernachlässigt werden. Die Massenbelegung der Saite (Masse pro Länge) sei µ. Das Saitenelement der Mas . Die Trägheitswirkung dm · w (Bild se dm = µ dx erfährt die Beschleunigung w 10.4) kann entsprechend dem Vorgehen in Abschnitt 10.1.1 als äußere Streckenlast

Bild 10.4 a Schwingende Saite mit Vorspannkraft FSO b Freigemachtes Saitenelement

10.1 Saitenschwingung

q (x, t) = µ

201

∂2 w

(10.8)

∂ t2

aufgefasst werden. Wird dies in (10.5) eingesetzt, so erhält man unter Berücksichtigung von (10.7) die partielle Differentialgleichung 2. Ordnung ∂2 w ∂ x2

−

µ ∂2 w FSO ∂ t 2

=0

(10.9)

zur Beschreibung der Querschwingungen der Saite. Gesucht sind die von Ort x und Zeit t abhängigen Lösungen w (x, t) dieser Gleichung.

10.1.3 Lösung der Schwingungsdifferentialgleichung der Saite Nach Daniel Bernoulli macht man den Produktansatz w (x, t) = T (t) X (x).

(10.10)

Darin ist X (x) die Ortsfunktion, die nur von x abhängt, T (t) die Zeitfunktion, die nur von t abhängt. Die partiellen Ableitungen sind ∂2 w ∂ x2

= T (t ) X ''( x);

∂2 w ∂ t2

= T(t ) X ( x).

Eingesetzt in (10.9) erhält man T (t ) X ''( x) =

µ T (t ) X ( x) oder

FS

T(t ) FS X ''( x) = . T (t ) µ X ( x)

(10.11)

Die linke Seite ist eine nur von t, die rechte eine nur von x abhängige Funktion. (10.11) muss aber für alle Werte von t und x erfüllt sein. Dies ist nur möglich, wenn beide Seiten gleich einer gemeinsamen Konstanten sind. Für diese Konstante setzt man – ω2. Zur Abkürzung schreibt man außerdem FS/µ = c2. Damit erhält man aus (10.11) die beiden gewöhnlichen Differentialgleichungen 2. Ordnung T(t ) + ω 2 T (t ) = 0, X ''( x) +

ω2 c2

X ( x) = 0.

(10.12) (10.13)

202


Die Lösungen dieser beiden Differentialgleichungen lassen sich sofort angeben: T (t) = C1 cos ω t + C2 sin ω t,

ω

ω

x + C4 sin x. c c Damit lautet die (spezielle) Lösung der obigen partiellen Differentialgleichung (10.9)

X (x) = C3 cos

ω ω · § (10.14) w (x, t) = (C1 cos ω t + C2 sin ω t ) ¨ C3 cos x + C4 sin x ¸ . c c ¹ © An den Endpunkten der Saite muss die Auslenkung stets gleich Null sein. Es gelten daher die Randbedingungen: w (0, t) = 0; w (l, t) = 0 . Die erste Randbedingung wird ausgewertet mit w (0, t) = (C1 cos ω t + C2 sin ω t) (C3 cos 0 + C4 sin 0) = (C1 cos ω t + C2 sin ω t) C3 = 0 .

(10.15)

Diese Beziehung muss für jeden Zeitpunkt t erfüllt sein. Das ist nur möglich, wenn C3 = 0 ist. Die zweite Randbedingung führt über w (l, t) = (C1 cos ω t + C2 sin ω t ) C4 sin

ω c

l=0

(10.16)

zu einer ersten (trivialen) Nulllösung C4 = 0. Damit wäre X(x) = 0 . Dies ist die statische Gleichgewichtslage. Als zweite Lösung von (10.16) folgt auch bei C4 ≠ 0 die so genannte Eigenwertgleichung

ω

l = 0, c deren Lösungen (Eigenwerte) sin

ω

l = k π, k = 1, 2,.. c zu den Eigenkreisfrequenzen

ωk = k

π

FS

l

µ

, k = 1, 2,...

(10.17)

(10.18)

(10.19)

für die quer schwingende Saite führen. Die zugehörigen Eigenschwingungsfunktionen k-ter Ordnung X k ( x) = C4 sin

ωk

x c sind für k = 1 bis 4 in Bild 10.5 dargestellt.

(10.20)

10.2 Balkenschwingungen

203

Bild 10.5 Eigenschwingungsformen

Die obige partielle Differentialgleichung (10.9) ist linear. Die Einzellösungen nach (10.14) werden zur allgemeinen Lösung ∞ ª § k πc · § k ʌ c ·º § k ʌ · t ¸ + Bk sin ¨ t ¸ » sin ¨ x¸ w (x, t) = ¦ « Ak cos ¨ © l ¹ © l ¹¼ © l ¹ k =1 ¬

(10.21)

überlagert. Die Konstanten Ak, Bk bestimmen sich aus den Anfangsbedingungen (z.B. gezupfte Saite).

10.2 Balkenschwingungen Der Balken soll gerade sein, einen konstanten Querschnitt und gleichmäßige Massenverteilung (µ = ρ A = konst.) haben. Es werden nur kleine Schwingungen betrachtet.

10.2.1 Längsschwingungen (Longitudinalschwingungen) Die Verschiebung eines Balkenelements in Längsrichtung ist u = u (x, t). Die Längskraft im Balken hängt mit der Dehnung ε gemäß FN (x) = σ (x) A = E A εx (x) = E A zusammen.

∂u ∂x

204


Bild 10.6 Stab mit konstantem Querschnitt A

Das dynamische Grundgesetz für das Balkenelement der Masse dm = µ dx (siehe Bild 10.6) führt auf – FN + FN +

∂ FN ∂ 2u ∂2 u dx = EA d x = dmu = µ d x ∂x ∂ x2 ∂ t2

und somit auf ∂ 2u µ ∂ 2u = . ∂ x2 E A ∂ t 2

(10.22)

Dies ist wieder eine partielle Differentialgleichung 2. Ordnung, die die gleiche Form hat wie (10.9). Als Randbedingungen sind jetzt allerdings verschiedene Fälle möglich. a) beidseitige Festhaltungen u (0, t) =0,

u (l, t) = 0,

(10.23a)

b) beidseitiges kräftefreies Ende (keine Dehnung am Ende, „loses“ Ende) u'(0, t) = 0,

u'(l, t) = 0,

(10.23b)

c) an einem Ende „fest“, am anderen „lose“ u'(0, t) = 0,

u (l, t) = 0.

(10.23c)

Die jeweiligen Eigenschwingungsformen lauten im Fall a) uk (x) ∼ sin

kπ x, l

(10.24a)

kπ x, l

(10.24b)

(2k − 1) x. 2l

(10.24c)

im Fall b) uk (x) ∼ cos und im Fall c) uk (x) ∼ cos

Die zugehörigen Eigenkreisfrequenzen sind im Fall a) und b)


ωk = k

205

π EA ⋅ l µ

(10.25)

sowie im Fall c) § 2 k − 1· π E A . ¸ µ © 2 ¹l

ωk = ¨

(10.26)

Zu bemerken ist, dass es sich bei den jeweiligen Eigenschwingungen um stehende (ebene) Längswellen handelt, deren Ausbreitungsgeschwindigkeit bei Festkörpern mit der Schallgeschwindigkeit c=

EA

µ

=

E

(10.27)

ρ

aus der Physik bekannt ist und die an den Enden entsprechend den Randbedingungen reflektiert werden. Auf diese Theorie ebener Wellen als allgemeine Lösung der Differentialgleichung (10.22) wird nicht eingegangen.

10.2.2 Biegeschwingungen (Transversalschwingungen) Aus der Elastomechanik wird die Differentialgleichung w'' =

d 2w M =− 2 EI dx

(10.23)

für die Durchbiegung w (x) (Bild 10.7) übernommen. M ist das Biegemoment, E I die Biegesteifigkeit des Balkens. (10.28) wird zweimal nach x differenziert, was unter Berücksichtigung der Zusammenhänge für die Schnittgrößen dFQ dM = FQ und = −q ( x) dx dx auf die Differentialgleichung d 4 w q ( x) = EI dx 4

(10.29)

führt. Darin ist q (x) zunächst eine Streckenlast (Bild 10.7). Die Differentialgleichung für die Biegeschwingungen kann wieder am einfachsten mit dem dynamischen Grundgesetz aufgestellt werden.

Bild 10.7 a Biegelinie b Belastung q c Balkenelement

206


Am Balkenelement (Bild 10.7) wird die Trägheitswirkung dm w = µ dx w entgegen der positiven Beschleunigung angetragen (die Drehträgheit wird vernachlässigt) und als „Belastung“ des Balkens ∂2 w ∂ t2

q (x, t) = – µ aufgefasst.

Eingesetzt in (10.29) erhält man die partielle Differentialgleichung ∂ 4w µ ∂2w =− . E I ∂ t2 ∂ x4

(10.30)

Zur Lösung dieser partiellen Differentialgleichung 4.Ordnung macht man den gleichen Produktansatz wie für (10.10) w (x, t) = T (t) X (x). Eingesetzt in (10.30) erhält man T (t) XIV (x) = −

T (t ) T (t )

−

µ T (t ) X ( x)

oder

EI

E I X IV ( x) = −ω 2 = konst. µ X ( x)

(10.31)

Bei (10.31) gelten die gleichen Überlegungen wie bei (10.11). Man erhält die beiden gewöhnlichen Differentialgleichungen

T (t ) + ω 2T (t ) = 0, XIV (x) – Man setzt

µ

ω2

EI

µω2 EI

(10.32)

X ( x) = 0.

(10.33)

l 4 = λ 4 . Dann lautet (10.33)

§λ· XIV (x) – ¨ ¸ ©l¹

4

X ( x) = 0.

(10.34)

Zur Lösung dieser Gleichung macht man den Ansatz X = C eβ x . Eingesetzt in (10.34) ergibt sich 4

4

§λ· §λ· C β 4 eβ x − ¨ ¸ C eβ x = 0 oder β 4 − ¨ ¸ = 0 . l © ¹ ©l¹ Daraus erhält man für ß die vier Lösungswerte

β1 =

λ l

j,

β2 = −

λ l

j,

β3 =

λ l

,

λ β4 = – . l


207

Damit ist die Lösung von (10.34) λ

X (x) = C1 e l

jx

−

λ

+ C2 e l

jx

λ

+ C3 e l

x

λ

− x

+ C4 e l

oder nach Umformung §λ · §λ · §λ · §λ · X (x) = C1 cos ¨ x ¸ + C2 sin ¨ x ¸ + C3 cosh ¨ x ¸ + C4 sinh ¨ x ¸ . (10.35) ©l ¹ ©l ¹ ©l ¹ ©l ¹ Die Konstanten Ci sind so zu wählen, dass die Randbedingungen erfüllt sind.

Es ergeben sich auch hier unendlich viele Eigenwerte λk und damit unendlich viele Eigenkreisfrequenzen ωk. Die einzelnen Eigenschwingungen Tk (t) Xk (x) können auch hier wieder zur Gesamtlösung überlagert werden, da (10.30) linear ist: w (x, t) = ¦ ( Ak cos ω k t + Bk sin ω k t ) X k ( x) .

(10.36)

k

Durch entsprechende Wahl von Ak, Bk lassen sich beliebige Anfangsbedingungen erfüllen. Die Eigenkreisfrequenzen hängen von den Randbedingungen ab. Für die vier wichtigsten Festhaltebedingungen sind die zugehörigen Formeln für die Eigenkreisfrequenzen in Bild 10.8 eingetragen. Der Fall beidseitiger gelenkiger Lagerung (Fall b) in Bild 10.8) wird ausführlich in Beispiel 10.1 behandelt. a)

2

I §π· L =¨ ¸ ©l¹ µ ω1 = 0,356 L

eingespannt - frei b) gelenkig - gelenkig

§ ©

1·

2

ωk ≅ ¨ k − ¸ L, k = 2, 3, ... 2 ωk =

k2

¹

L , k = 1, 2, ...

c) § ©

1·

§

1·

2

ωk = ¨ k + ¸ L, k = 1, 2, ... 4 eingespannt - gelenkig d)

¹

2

ωk ≅ ¨ k + ¸ L, k = 2, 3, ... 2¹ © eingespannt - eingespannt

Bild 10.8 Eigenkreisfrequenzen schwingender Balken

208


Beispiel 10.1: Balkenbiegeschwingungen Für den in Bild 10.9 gezeichneten Balken ermittle man die Eigenkreisfrequenzen der Biegeschwingungen. Zunächst sind die Randbedingungen anzugeben. An beiden Enden muss die Durchbiegung stets gleich Null sein

Bild 10.9 Balken auf zwei Stützen

w (0, t) = 0; w (l, t) = 0. Der Balken ist an seinen beiden Enden frei drehbar gelagert. Das Biegemoment muss also an beiden Enden verschwinden, d.h. w''(0, t) = 0; w''(l, t) = 0. Damit gelten die vier Randbedingungen: X (0) = 0,

X (l) = 0,

X''(0) = 0,

X''(l) = 0.

Mit diesen vier Bedingungen lassen sich mit (10.35) vier Gleichungen für die Konstanten Ci X (0) = C1 · 1 + C2 · 0 + C3 · 1 + C4 · 0 , X (0) = C1 cos λ + C2 sin λ + C3 cos h λ + C4 sin h λ = 0, 2

2

§λ· §λ· X''(0) = −C1 ¨ ¸ ⋅ 1 − C2 ⋅ 0 + C3 ¨ ¸ ⋅ 1 + C4 ⋅ 0 = 0 , l © ¹ ©l¹ 2

2

§λ· §λ· X''(l) = −C1 ¨ ¸ cos λ − C2 ¨ ¸ sin λ ©l¹ ©l¹ 2

2

§λ· §λ· + C3 ¨ ¸ cos h λ + C4 ¨ ¸ sin h λ = 0 ©l¹ ©l¹

angeben. Aus der ersten und dritten Gleichung folgen C1 = 0 und C3 = 0. Die zweite und vierte Gleichung lauten damit C2 sin λ + C4 sin h λ = 0, – C2 sin λ + C4 sin h λ = 0. Eine von der trivialen Lösung C2 = C4 = 0 verschiedene Lösung ist nur vorhanden, wenn die Koeffizientendeterminante dieses linearen, homogenen Gleichungssystems verschwindet. Es gilt sin λ

sin h λ

− sin λ sin h λ

= 2sin λ sin h λ = 0.


209

Diese „Eigenwertgleichung“ ist erfüllt, wenn sin λ = 0, d.h.

λ = λk = k π , mit k = 1, 2, 3, ... gibt. Die Eigenkreisfrequenzen sind also

ωk =

λk2

EI

l2

µ

=

k 2 π2 l2

EI

µ

, k = 1, 2, 3, ... .

Aus dem obigen linearen Gleichungssystem folgt dann C4 = 0, C2 beliebig.

10.2.3 Torsionsschwingungen Die Balkenmasse führt dabei Drehschwingungen um die Balkenachse aus. In Bild 10.10 ist ein Element des Balkens freigemacht. Sein Verdrehwinkel beträgt Mt dϑ = d x. (10.37) G Ip G ist den Gleitmodul, Ip das polares Flächenmoment 2.Ordnung.

Bild 10.10 Welle mit Kreisquerschnitt

Das Massenträgheitsmoment des Balkenelements ist d J = ³ r 2 dm = ³ r 2 ρ dA d x = ρ d x ³ r 2 dA = ρ d x I p . Das dynamische Grundgesetz der Drehung ergibt für das Element ∂ Mt ∂ 2ϑ d x = ρ d x Ip . ∂x ∂ t2

Aus der Beziehung (10.37) für den Verdrehwinkel folgt ∂ Mt ∂ 2ϑ d x = G Ip . ∂x ∂ x2 Wird außerdem noch die Masse pro Längeneinheit (Massenbelegung) µ = ρ A eingeführt, so erhält man schließlich ∂2 ϑ µ ∂ 2ϑ . = 2 G A ∂ t2 ∂x

(10.38)

210


Diese partielle Differentialgleichung für ϑ (x, t) hat die gleiche Form wie (10.22) für die Stablängsschwingung. Somit lassen sich (10.23) bis (10.26) analog anwenden.

10.3 Aufgaben Aufgabe 10.1: Für die Biegeschwingungen des in Bild 10.11 gezeichneten Trägers mit der Biegesteifigkeit E I und der Masse pro Längeneinheit µ = ρ A (Massenbelegung) ermittle man die Eigenwertgleichung und die ersten drei Eigenwerte λi. Wie groß sind die Eigenkreisfrequenzen?

Bild 10.11 Beidseitig eingespannter Balken

Aufgabe 10.2: Wie lautet die Eigenwertgleichung für den in Bild 10.12 gezeichneten Balken? Man gebe die Eigenwerte an.

Bild 10.12

Einseitig eingespannte Welle

Bild 10.13 Biegeschwingungen eines Trägers

Aufgabe 10.3: Für die Biegeschwingungen eines an beiden Enden freien Stabes von l = 12 m Länge, m = 4000 kg und der Biegesteifigkeit E I = 2,6 · 109 Nm2 ermittle man die Eigenwertgleichung und die Eigenwerte, sowie die beiden ersten Eigenkreisfrequenzen. Aufgabe 10.4: Ein Träger der Länge l = 5,0 m und E I = 1,25 · 108 Nm2 ist an seinem linken Ende starr eingespannt, an seinem rechten Ende frei drehbar gelagert (Bild 10.13). Seine Masse pro Längeneinheit beträgt µ = 160 kg/m. Zu untersuchen sind die Biegeschwingungen des Trägers. a) b) c) d)

Wie lauten die Randbedingungen? Man stelle die Eigenwertgleichung auf. Wie groß ist der erste Eigenwert? Welchen Wert hat dann die Kreisfrequenz der Grundschwingung?

Anhang A 1 Bücher und Normen A 1.1 Weiterführende Bücher Biezeno, C.B.; Grammel, R.: Technische Dynamik. 2 Bde. Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg, New York 1971 Fischer, U.; Stephan, W.: Mechanische Schwingungen. Fachbuchverlag Leipzig, 1993 Hagedorn, P.; Otterbein, S.: Technische Schwingungslehre. Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg, New York, 1987 Irretier, H.: Grundlagen der Schwingungstechnik. 2 Bde. Vieweg, Braunschweig/ Wiesbaden, 2000 bzw. 2001 Klotter, K.: Technische Schwingungslehre Erster Band: Einfache Schwinger Teil A: Lineare Schwingungen. 1988 Teil B: Nichtlineare Schwingungen. 1980 Zweiter Band: Schwinger von mehreren Freiheitsgraden. Nachdruck der 2. Auflage von 1960, Springer-Verlag Berlin, Heidelberg, New York, 1981 Magnus, K.; Popp, K.: Schwingungen. Teubner, Stuttgart, 1997 Waller, H.; Schmidt, R.: Schwingungslehre für Ingenieure. BI-Wiss enschaftsverlag, Mannheim, Wien, Zürich, 1989 Wittenburg, J.: Schwingungslehre: Lineare Schwingungen, Theorie und Anwendungen. Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg, New York 1996.

A 1.2 Ausgewählte Normen DIN 1311 – Schwingungen und schwingungsfähige Systeme, Teil 1 bis Teil 3, 2000 bzw. 2002. VDI 3830 – Werkstoff- und Bauteildämpfung. Blatt 1 bis Blatt 5 2004 bzw. 2005.

212

Anhang

A 2 Lösungen der Aufgaben 2.1

xˆ = 7,94 cm; ϕ 0 = 35,62°

2.2

ak = H (1 – cos k π); h2 ʌ

Bild A.1

Harmonische Analyse: Darstellung der Lösung zu Aufgabe 2.2 2ʌ 2ʌ f4 (t) = 2,25 + 0,60793 cos + 0,06755 cos 3 t t T T 2ʌ 2ʌ + 0,95493 sin t – 0,47746 sin 2 t+ T T 2ʌ 2ʌ + 0,31831 sin 3 t – 0,23873 sin 4 t, T T

schlechteste Annäherung an der Sprungstelle 2.3

kʌ k 3ʌ · § fˆck = 0, fˆsk = 4ʌ /(k 2 ʌ 2 ) ¨ sin − sin ¸ 2 2 ¹ ©

3.1

ω = m g /((m + JS / r 2 )(R − r )) = 5 (R − r )

3.2

= 2π JA /(m g cos γ ⋅ e)

3.3

T = 2π JA /(m g e) = 2ʌ §¨ 5 r 2 + 1 h2 ·¸ /( g r 2 + h2 / 4) = 0,784 s 3 ¹ ©4

3.4

T = 2π (J01 + m2 x2 ) /((m1 e1 − m2 x) g )

4.1

a) ω = (k e2 − m1 g h) /(m1 h2 )

7

b) ω = (k e2 − m1 g h) /(m1 h2 + m2 e2 )

A 2 Lösungen der Aufgaben

213

c) ω = (k e2 − m1 g h − m1 h 2 ω *2 ) /(m1 h 2 + m2 e 2 ) FV = m1 r h/e ω*2 – m2 g

ω* Ԝ (k e2 − m1 g h) /(m1 h 2 ) 4.2

a) ω =

db ʌ E /(J 0 l ) 2

b) ω = b / (4l /( E ʌ d 2 ) + k2−1 (e1 / e2 )2 ) J 0 4.3

Starrachse kges = 2 kr kw /(kr + kw), ωz = kges /m =

12, 04 s

2 § §l−e· · ¸ Einzelradaufhängung kges = 2 kr kw / ¨ kw + kr ¨ ¸ ¨ b − e¹ ¸ © © ¹

ω z = kges /m = 7, 64 1/s 4.4

y = m g/k (1 – cos ω t) mit ω = k/m ymax = 2 m g/k = 2 FG /k = 2 ystat. Die Federverformung und damit auch die Beanspruchung der Feder wird bei plötzlicher Belastung doppelt so groß wie bei statischer Belastung (dynamischer Lastfaktor).

4.5

§1 · a) T = 2 π ¨ m1 l 2 + m2 x 2 ¸ /((m1 l / 2 + m2 x ) g ) 3 © ¹

b) FV = k b

ω=

(m1 l / 2 + m2 x) g + k b l (1 + l /(2b)) 1/ 3 m1 l 2 + m2 x 2

4.6

n = 80,4 1/min

4.7

n = 138,3 1/min

4.8

a) kges = 3 E I /(l12 (l + l1 )), n = 768, 7 1/ min b) 1/kges = l12 (l + l1 ) /(3 E I ) + (l1 / l )2

1 k

n = 526,2 1/min 4.9

§§ 1 · · a) ω = (2k e2 + (mStab l / 2 + m l ) g ) / ¨ ¨ mStab + m ¸ l 2 ¸ 3 © ¹ ¹ ©

214

Anhang

§§ 1 · · b) ω = (2k e2 − (mStab l / 2 + m l ) g ) / ¨ ¨ mStab + m ¸ l 2 ¸ ¹ ¹ ©© 3

c) ω =

2k e2 − (mStab l / 2 + m l ) g cos γ (1/ 3 mStab + m) l 2

4.10

ω = (kV l12 + kH l22 ) /(m1 e12 + m2 e22 )

4.11

a) ω =

1 k1 b 2 + k2 h 2 − m g h / 2 = 9,57 2 2 s JS + m / 4 (b + h )

b) T = 2ʌ 4.12

JS + m / 4 (b 2 + h 2 ) m g h b2 + h2

= 2,10 s

a) T = 2ʌ 2 r / g = 1, 79 s b) k = m (2 ω (b)2 r – g)/(2 r) = 18210 N/m

4.13

a) ω = (kR e2 + G ʌ d 4 /(32 l )) /(m e2 ) b) ω = (kR e2 + G ʌ d 4 /(32 l )) /(m e2 + JS )

4.14

JS = T2 m g e2/(4 π2 l) = 0,647 kg m2

4.15

T = 2ʌ l b /(e g )

4.16

a) ω =

k (l / 2 sin γ )2 /(1/12 m1 l 2 ) =

3k sin 2 γ 67,9 = m1 s

b) FV = 3,654 N; von Einfluss, aber sehr gering;

ω = k (l / 2 sin γ )2 /(1/12 m1 l 2 + m2 l 2 / 4) + FV l / 2 cos γ = 28,8 1/s c) ω = (k sin 2 γ + ρ g ʌ d 2 / 4) /(1/ 3 m1 + m2 ) = 29, 2 1/s 4.17

ω = (k (l1 / l2 )2 e2 + m g l cos β ) /(m l ) 2 k / m (l1 / l2 e / l ) 2 + g / l cos β

4.18

3 § · §5 · a) ω = ¨ kD − m g l ¸ / ¨ m l 2 ¸ 2 4 © ¹ © ¹


215

Stabilitätsbedingung: kD >

3 mgl 2

b) ω = (kD + m r ω *2 3 / 2 l ) /(5 / 4 m l 2 ) 4.19

a) ω1 = k1 / m1 , ω 2 = (k2 hF2 − m2 g h) /(m2 h 2 ) b) ω = (k1 h 2 + k2 hF2 − m2 g h) /((m1 + m2 ) h 2 ) §

1

§

·

·

ω = ¨ (k1 h 2 + k2 hF2 − ¨ m2 + mAB ¸ g h ¸ /((m1 + m2 + mAB )h 2 ) 2 © ¹ © ¹ 4.20

a) ω y = 2 l3 / l1 k / m , ω y =

k yers /m mit

(k yers ) −1 = 1/((l1 / l3 ) /(4 c) + 8 l12 l22 /(G ʌ d 24 ) + 64 l13 /(3 E ʌ d14 ))

4.21

a) ω =

2 k1 / m ;

b) Ohne Federvorspannung: ω =

2 k1 / m , mit Federvorspannung:

Federkraft F2 = FV + ∆F F2 = FV + k2 ( l 2 + x 2 − l ) = FV +k2 l ( 1 + ( x / l )2 − 1) 2 2 § · 1§ x· 1§ x· = FV +k2 l ¨1 + ¨ ¸ − ¨ ¸ + − ... − 1¸ ¨ ¸ 2© l ¹ 8© l ¹ © ¹ 2

1§ x· F2 = FV +k2 l ¨ ¸ 2© l ¹ Die weiteren Reihenglieder können vernachlässigt werden, da sie klein von höherer Ordnung sind.

Bild A.2 Zu Aufgabe 4.21 b)

Rückstellkraft aus der zusätzlichen Feder F2x = – F2 sin ψ. Dabei ist sin ψ =

x l 2 + x2

=

x l

2

1 § x· 1+ ¨ ¸ ©l¹

2

=

4

x§ 1§ x· 3§ x · ¨1 − ¨ ¸ + ¨ ¸ − ... l¨ 2© l ¹ 8 ©l¹

¨ Klein von höherer Ordnung ©

· ¸ ¸ ¸ ¹

216

Anhang

Damit 2 2 § 1§ x· · x§ 1§ x· · F2x = – ¨ FV + k2 ¨ ¸ ¸ ¨ 1 − ¨ ¸ ¸ ¨ 2©2¹ ¸ l ¨ 2© l ¹ ¸ © ¹ © ¹

3

= – FV

3

x l § x· 1§ x· − k2 ¨ ¸ + FV ¨ ¸ − + ... l 2 © l ¹ 2© l ¹

Klein von höherer Ordnung

Damit wird die gesamte Rückstellkraft x FR = – 2 k1 x – FV = −(2 k1 + FV /l ) und ω = l

F 2 k1 + V l . m

c) Mit d'Alembert: Trägheitskräfte Fliehkraft FF = m

e ω *2 cos χ

Trägheitskraft aus Coriolisbeschleunigung FC = m 2 ω* x (⊥ zur Führung)

Bild A.3 Zu Aufgabe 4.21 c)

Nach Newton x

¦ Fix = − 2 k1 x − FV l – 2 k1 x – FV

+ FF sin χ = m x oder

x x + m e tan χ ω *2 = m x mit tan χ = l l

F § · erhält man − ¨ 2 k1 + V − m ω *2 ¸ x = m x , daraus liest man ab l © ¹

ω= 5.1

2 k1 + FV /l − ω *2 . m

a) Vier Federn parallelgeschaltet; ky = 2 kR + 2 kW; m = 2 m1 + m2; ohne Dämpfung ω0y = k y /m = 103,9 1/s; mit Dämpfung δ = 2 d/(2 m) = 2 − δ 2 = 87,5 1/s. 56,1 1/s < ω0y, also schwache Dämpfung. ωdy = ω0y


b) kD =

217

¦ ki ri2 + FG e cos β = 2 kR (l / 2)2 + 2 kW (eF /2)2

JO = 2 m1 (l/2)2 + 1/12 m2 l2, ohne Dämpfung ω0ϕ =

kD = 117,9 1/s, JO

mit Dämpfung δ = 2 d rd2 /(2 JO) = 46,0 1/s,

ωdϕ = ω02ϕ − δ 2 = 108,5 1/s. 5.2

a) fx = 1/(2 π) k x ges / mges = 1/(2 ʌ) 48 E I1 /(h3 mges ) = 5,97 Hz b) fy = 1/(2 π) 4 E A /(h mges ) = 67,52 Hz c) fdy = 0,98 fy = fy 1 − ϑ 2 , ϑ = 1 − 0,982 = 0,199

5.3

a) ω0 = 13,53 1/s, b) d = JO / rd2 ω0 = 3974,4 kg/s, 1 s

ϕ = ϕ0 t e–δ t = 3,0 t e

1 −13,53 t s ,

tm = 1/δ = 0, 074 s

ϕmax = 0,0816 = 4,67° c) k > m g e/(2 r2) = 4179 N/m 5.4

a) ω0 = (kR l 2 + k W (eF sin γ )2 ) /(JS + m e2 ) b) d < 2/(eF sin γ) (kR l 2 + kW (eF sin γ )2 ) (JS + m e2 )

ωd = ω02 − δ 2 5.5

a) Td = 0,345 s, ωd = 18,22 1/s b) δ = 0,124 1/s, ϑ = 0,0068 c) k = 1,778 · 106 N/m d) x = 1,8 cm e

5.6

a) ω0 =

ri h ri − r

1 −0,124 t s

§ 1 ·· 1 · § § ¨ cos ¨ 18, 22 t ¸ ¸ + 0, 0068sin ¨ 18, 22 t ¸ s s ¹ © ¹¹ © ©

2Ebh (ri − r ) ρ ʌ(ra2 − ri2 ) bR (ra2 + ri2 )

b) Λ = 1/20 ln 3 = 0,055

218

5.7

Anhang

a) ω0y =

k yers /m , k yers =

kW

2 kR k W + kR (lR /lW )2

2 + k l2 ) b1) ω0D = kDers /J A , kDers = 2(kW lW R R

1 1 §1 2 +m 2· JA = 2 ¨ m1 lR2 + m2 l22 + mFeder lW Rad lR ¸ 2 3 ©3 ¹ 2 − δ 2 mit δ = ( d l 2 + d l 2 )/J b2) ωdD = ωoD D W W R R A D

Bei blockierten Rädern vergrößert sich die Drehmasse. JAbl = JA + 2 JERad 5.8

a) ω0y =

kges /m , kges = ESeil A kD /( ESeil A r 2 + kD l )

y = υ0/ω0y sin ω0y t , υ0 ԛ g/ω0y 2 − ( d/(2 m)) 2 , y = υ /ω e −δ t sin ω t b) ωdy = ω0y 0 dy dy

υ0 darf größer werden. 5.9

a) ω0y = d 2 /(8 lm ) 3 E ʌ/(m (l + lm )) = 363, 2 1/s b) Λ = 0,0277: δ = 1,60 1/s, ωdy = 363,2 1/s, 2 § 1 § l ·2 2 (l + l ) · 1 § lm + l · 64 lm m m ¸ + + k yers = 1/ ¨ ¨ ¸ ¨ ¸ 4 ¸ ¨ kA © l ¹ kB © l ¹ E d 3 ʌ © ¹

ω0y = k yers /m 6.1

a) ω0y = 21,95 1/s, b) ω0y = 27,05 1/s, Fu ist ohne Einfluss auf die Frequenz, wenn sie so groß ist, dass alle Federn stets „im Eingriff“ sind. c) yˆ = – 0,00773 m, ku | yˆ | = 1159,5 N < Fu, Vorspannkraft reicht aus. 2 − (4 b sin 2 β /m) 2 d) ωdy = ω0y d

6.2

a) ω0(1) = 81, 0 1/s, b) ω0(2) =

2 ω0(1) = 114, 6 1/s

c) ωd = 108,3 1/s, d) ϕˆ = − 0,1037 rad, Fmax = 59,7 N, Vorspannkraft reicht aus.


6.3 6.4

219

a) k = 16151 kg/s2, Fmin = – 49,58 N, b) JS = 0,761 kg/m2 a) ω0D = 97,6 1/s b) ϕˆ = – 1,607 rad, Ω = 100 1/s, Mmax = 1,025 · 105 Nm, ω0D vermindern durch weichere Lagerung: z.B. d1 verkleinern, oder l1, l2 erhöhen.

6.5

a) ω0x =

2 k/m1

b) ω0x =

2 k /(m1 + 2(mFeder /3 + JS2 / r 2 ))

c)x +

2k 2 x = µ (m1 + mFeder ) g / m, mit m = m1 + mFeder , m 3

x = (m1 + mFeder) g/(2 k) (1 – cos ω0x t), Sprungantwort,

ω * > xmax / r = µ (m1 + mFeder ) g/(r 2 m k ) 6.6

2 )) a) ω0 = 2 kR kW l 2 /((kR + kW )(JS + m lm

b) dges =

0,594 2 ) /( k + k ) 2 kR k W (JS + m lm r W l

c) υkrit = b ω0/(2 π) 6.7

2 § 1· · § a) ω0 = k R 2 /(m1 / 2) (ra2 + ri2 ) + m2 ¨ l 2 /12 + ¨ ra + ¸ ¸ , ¨ 2¹ ¸ © © ¹

Beschränkung auf kleine Schwingungen ist nicht notwendig. § 1 ·· § b) ω0 = ¨ k R 2 − 3 / 2 m2 g ¨ ra + ¸ ¸ /N, N wie bei a) 2 ¹¹ © ©

c) ϕˆ = ( Mˆ /J O ) /(ω02 − Ω 2 ) . 6.8

a) n0y = 109,4 1/min

b) yˆ = 0,0147 mm

6.9

a) n0 = 30,64 1/min

b) yˆ = 0,207 cm

6.10

a) n0 = 301,4 1/min

b) Fˆ = 53,9 N,

überkritisch erregt,

c) ωd = 315,2 1/s yˆ = – 1,226 cm

amax =ymax = | yˆ | ȍ 2 = 13, 76 m/s 2

220

7.1

Anhang

a) ω0z = E ʌ(da2 − di2 ) /(h m) ,

ω0x = ω0y = 1 3 E ʌ(da4 − di4 ) /(h m) , 4h

ω0Dz = 1 3 E ʌ(da4 − di4 )(l12 + l22 ) /(h JSz ) , 4h

kg 2 2 b) δx = 1,581 1 , dx = 3,162 ⋅ m , ωdDz = ω0DZ − δ Dz s s

mit δDz = dx (l12 + l22 ) /(2 JSz ) 2 − ȍ 2 )2 + 4 δ 2 ȍ 2 c) xˆ = ǻm a ȍ2 / (ω0x x m 2 − ȍ2 )) ζx = arctan (2 δx Ω/( ω0x

7.2

b) kDges = 0,45904 · 106 Nm a) JAB = 12,96 kgm2 c) ω0D = 188,2 1 d) δ = 2,076 1 e) ωdD = 188,19 1 s s s f) Amplitude zˆ = 0,1002 rad, Phasenverschiebg. ζ = 84,5°

7.3

a) ω0z = (2 k1 sin 2 γ + k2 ) / m ,

ωdz = (2 k1 sin 2 γ + k2 ) / m − ((2 d1 sin 2 γ + d2 ) /(2 m))2 b) ω0Dx = l sin γ 2 k1 / JSx ,

ω0Dx = 2 k1 l 2 sin 2 γ / JSx − (d1 l 2 sin 2 γ / JSx )2 c) ϕ = ϕˆ sin (ȍ t − ζ ) ,

ϕˆ = M 0 / (kD − JSx ȍ2 )2 + (2 d1 l 2 sin 2 γ )2 ȍ2 , tan ζ = 2 d1 l2 sin2 γ Ω / (kD – JSx Ω2) 7.4

a) ω0y = 30,18 1 b) yˆ = – 0,437 m; s c) – 33 983 N ≤ Fu ≤ 32 413 N, m2 > 3304 kg 1. Ω vergrößern, 2. k kleiner wählen. d) xˆ = 0,041 m, ζ = 95,4°

7.5

a) ζ = 51,34°

b) Fˆ = 7,68 N

7.6

a) k = 19 341 kg/s2

b) Λ = 0,04621,

δ = 0,3851 1/s,

d = 46,209 kg/s, Aˆ = 3,306 cm, ζ = π/2 = 90°


221

8.1

ω1 = 6,37 1/s,

ω2 = 33,31 1/s

8.2

a) ω1 = 12,06 1/s, ω2 = 15,04 1/s, 1. Eigenvektor: ª A(1) º ª1cm º ª1cm º , 2. Eigenvektor: « « (1) » = « » » ¬0,0254 rad ¼ ¬ B ¼ ¬− 0,0152 rad ¼

Bild A.4 Eigenschwingungsformen - Lösung zur Aufgabe 8.2

1. Eigenschwingung: Schwingungsknoten liegt um lk(1) = 6,58 m vor S. 2. Eigenschwingung: Schwingungsknoten liegt um lk(2) = 0,394 m hinter S. b) kh = 8,9143 · 105 N/m c) ωy = 13,09 1/s, ωϕ = 15,42 1/s 8.3 8.4

a) ω1 = 238 1/s, ω2 = 493 1/s

b) A2 = 135 cm2

§ i2 · a) cos ϕ x + ¨ e + ¸ ϕ + g sin ϕ = 0 e¹ © (m1 + m2) x + m2 e cos ϕ ϕ – m2 e sin ϕ ϕ 2 + k x = 0 § i2 · b) x + ¨ e + ¸ ϕ + g ϕ = 0 e¹ © (m1 + m2) x + m2 e ϕ + k x = 0

8.5

a) 2 × 3 = 6 Freiheitsgrade b) Hub- und Drehschwingungen der beiden Massen sind entkoppelt. ωy1 = 2 k1 / m1 ,

ωϕ1 = k1 l12 /(2 JS1), ω y2 = 2 k2 / m2 , ωϕ2 = k2 l22 /(2 JS2 ) ,

ωx(1) = 0, ωx(2) =

(1/ m1 + 1/ m2 ) mit k = E A / l

c) Nur die Schwingungen in x-Richtung werden beeinflusst. v12 = (k3 + k ) / m1, v22 = k / m2 ,

222

Anhang

die beiden Eigenkreisfrequenzen ωx(1) , ωx(2) berechnen sich nach (8.6), wobei dort k2 durch k zu ersetzen ist. d) Stab BD an einer der Massen in x-Richtung verschieblich lagern. 8.6

a) 3, b) Translationsschwingung in horizontaler und vertikaler Richtung, Drehschwingung um Achse durch S. c) ω0x = E b h /(l m), ω0y = (E b h3 /(2 l3 ) + k ) / m ,

ω0ϕ = 3 E b h3 L2 /(2 l 3 m ( L2 + H 2 )) d) ωdx = ω0x , 2 − (d /(2 m))2 ωdϕ = ω0ϕ , ωdy = ω0y

8.7

a) 3 b) Translationsschwingung in x-Richtung, y-Richtung, Drehschwingung um S. c) ω0x = 2 k2 / m ,

ω0y = (k1 + 2 Fv / l2 ) / m , ω0ϕ = 6 Fv /(l2 m) d) ωdx = ω0x , 2 − (d /(2 m))2 , ω ωdy = ω0y dϕ = ω0ϕ

8.8

a) 3 b) Translationsschwingung in x-Richtung,

ω0x = 2 E e h /((l − b)m) Translationsschwingung in x-Richtung, ω0ϕ = h /(2 lF ) 2 E e h (b / 2 + lF ) (2 + b / lF ) / JS 2 − (d / m cos2 β )2 , ω 2 2 2 b) ωdx = ω0x dy = ω0y − (d / m sin β ) ,

ωdϕ = ω02ϕ − (d b2 sin 2 β /(4 JS ))2 c) y = – υ0/ωdy e– δy t sin ωdy t

9.1

0 ª J1 « J J = « 0 J2 3 « i2 « 0 ¬0

ª «k 0º −kD1 « D1 » 1 « 0 » ; K = « −kD1 kD1 + kD 3 » i2 « » J4 ¼ k « − D3 «¬ 0 i

º 0 » » k » − D3 » i » » kD 3 » ¼


ª «d + d D12 « D1 « B = « −d D12 « « 0 « ¬

223

º » » d D34 » 1 d D12 + b2 + (d D34 + d D3 ) − », i i2 » » d D3,4 d D34 + d D4 » − i ¼ ª M1 º ª ϕ1 º ϕ = ««ϕ 2 »» , M = «« 0 »» «¬ M 4 »¼ «¬ϕ 4 »¼ d +d d k +k +k k k k d 9.2 x1 + 1 15 x1 − 15 x5 + 1 12 15 x1 − 12 x2 − 15 x5 = 1 xu + 1 xu , m1 m1 m1 m1 m1 m1 m1

9.3

− d D12

0

x2 +

d23 d k x2 − 23 x3 − 12 x1 = 0 , m2 m2 m2

x3 +

k d23 d k x3 − 23 x2 + 3,4 x3 − 34 x4 = 0 , m3 m2 m3 m3

x4 +

d45 d k + k45 k k x4 − 45 x5 + 34 x4 − 34 x3 − 45 x5 = 0 , m4 m4 m4 m4 m4

x5 +

d15 + d 45 d d k + k45 k k x5 − 15 x1 − 45 x4 + 15 x5 − 15 x1 − 45 x4 = 0 m5 m5 m5 m5 m5 m5

a) ky = 2,5266 · 108 kg/s2

b) ω1 = 62,98 1/s,

ω2 = 252,39 1/s, yˆ1 = + 0,148 m, yˆ 2 = – 0,01 m c) kz = 3158,3 · 104 kg/s2, xˆ2 = 0,01 m 9.4

e) d 2 = 4 32 l2 J 2 Ω 2 /(ʌ G )

9.5

a) ω1 = 0, ω2 = 61,8 1/s

9.6

a) 2, ja, ωy = 44,7 1/s, ωϕ = 78,8 1/s

b) Mˆ = 2,57 · 103 Nm b) yˆ = – 1,51 cm,

ϕˆ = 0,00024 rad, FAdyn = ± 146,7 kN c) ω1 = 38,8 1/s, ω2 = 74,3 1/s 9.7

a) ω1 = 0; ω2 = 2 e k (1/ J1 + 1/ J 2 ) ; b) ψ = ϕ1 – ϕ2

ψ = Mˆ /( J1 (ω 22 − ȍ 2 )) sin Ω t + C1 cos ω2 t + C2 sin ω2 t

224

Anhang

c) ωd = ω 22 − δ 2 mit δ = 2 b e2 (1/J1 + 1/J2),

ψ = ψˆ sin (Ω t – ζ) mit ψˆ = Mˆ /J1/ (ω 22 − Ω2 ) + 4 δ 2 Ω 2 ζ = arctan (2 δ Ω / (ω 22 − Ω 2 ) ) 10.1

cos λ cos h λ = 1, λ1 = 4,73, λ2 = 7,85, λ3 = 10,996,

ωi = λi2 / l 2 EI / µ ʌ + 0,30431 = 1,8751, 2 3ʌ 5ʌ λ2 = – 0,01830 = 4,6941, λ3 = + 0, 00078 = 7,8548 , 2 2 ʌ λn ≈ (2 n – 1) 2

10.2

cos λ cos h λ + 1 = 0,

λ1 =

10.3

cos λ cos h λ = 1, 3ʌ 5ʌ λ1 = + 0,01765 = 4,73004, λ2 = – 0,00078 = 7,85320, 2 2 7ʌ ʌ λ3 = + 0,00003 = 10,99561, … , λn ≈ (2 n + 1) , 2 2 ω1 = 4343 1/s, ω2 = 1196 1/s

10.4

a) w (0, t) = w (l, t) = 0, w' (0, t) = 0, w" (l, t) = 0 b) tan λ = tan h λ c) λ1 = 3,9266 d) ω1 = 545 1/s

A 3 Federsteifigkeiten Längsfedern: Stäbe

A = Querschnittsfläche übe Stablänge konstant l = Stablänge E = Elastizitätsmodul

Federkonstante

EA l

kx =

Stäbe mit veränderlicher Querschnittsflache

kx =

Querschnittsfläche = Kreisquerschnitt; Durchmesser ändert sich linear über die Stablänge Querschnittsfläche = Rechteck Höhe h ändert sich linear; Breite b ist konstant über die Stablänge Stab mit über die Stablänge 1 beliebig veränderlicher Querschnittsfläche A = A (x)

kx =

E ʌ d1 d2 4l

E b (h1 − h2 ) l ln (h1 / h2 )

kx =

l

³ 0

E dx A ( x)

226

A 3 Federsteifigkeiten

Längsfedern: Schraubenfedern

Federkonstante

Zylindrische Schraubenfeder mit Kreisquerschnitt kx =

d D i G

G d4 8 i D3

= Drahtdurchmesser = Windungsdurchmesser = Anzahl der federnden Windungen = Gleitmodul

Zylindrische Schraubenfeder mit Rechteckquerschnitt

kx =

G b 2 h2 ψ i D3

ψ = ψ (h/b) h/b 0,5 1,0 1,5 2,0 3,0 ψ ≈ 6,5 5,5 6,0 7,0 9,2 Kegelstumpffeder mit Kreisquerschnitt

kx ≈

G d4 2 (D1 + D2 )( D12 + D22 ) i


Biegefedern: Balken mit über die Stablänge konstanter Biegesteifigkeit EI

227

Federkonstante

Einseitig eingespannter Balken ky =

3E I l3

ky =

3E I l l12 l22

ky =

3 E I 3l l13 l23

I = axiales Flächenmoment zweiter Ordnung der Querschnittsflache Beidseitig frei aufliegender Balken

Beidseitig eingespannter Balken

Balken mit Einspannung und frei drehbarem Lager ky =

4 E I l2 § l · l13 l22 ¨1 + 2 ¸ 3 l¹ ©

Balken mit starrer und vertikal verschieblicher Einspannung ky =

12 E I l3

Statisch bestimmt gelagerter Balken mit Kragarm 3E I ky = 3 b (l + b)

Statisch unbestimmt gelagerter Balken mit Kragarm 12 E I ky = 2 b (4b + 3l )

228


Biegefedern: Balken mit veränderlicher Biegesteifigkeit EI

Federkonstante

Dreieckfeder

ky =

E h3 b 6l 3

Geschichtete Dreieckfeder n = Anzahl der Blätter b = Breite der Blätter

ky =

E h3 n b 6l 3

ky =

E b0 h3 4ψ l 3

Trapezfeder

ψ =

3

b 2+ 1 b0

Geschichtete Blattfeder

n= n' =

Anzahl der Blätter Anzahl der bis zum Federende reichenden Blätter

§ 2 + n ' · E n b h3 ¨ ¸ n¹ ky = © 6l3


Drehfedern

229

Federkonstante

Drehstab mit Kreisquerschnitt kD =

Drehstab mit Kreisringquerschnitt kD

G ʌ d2 32 l

G ʌ (da4 − di4 ) 32 l

Drehstab mit Rechteckquerschnitt Achtung: h < b 5· § ψ = 1 ¨1 − 0,63 h + 0,052 ¨§ h ¸· ¸ ¨ ¸

3©

©b¹ ¹ Spiralfeder mit Rechteckquerschnitt l = Gesamtlänge der Feder

kD = ψ

G b h3 l

b

kD =

E b h3 12 l

kD =

E d4 64 i D

Zylindrische Schraubenfeder mit Kreisquerschnitt

d = Drahtdurchmesser D = Windungsdurchmesser i = Windungszahl

A 4 Näherungsweise Berücksichtigung der Federmasse bei Biegefedern Einseitig eingespannte Welle mit Einzelmasse am Wellenende Die Wellenmasse mWelle sei über die Wellenlänge gleichmäßig verteilt. Dann gilt für die Massenbelegung = mWelle/l. Die Biegesteifigkeit EI sei konstant. Die Masse m führt harmonische Schwingungen ym = yˆm sin ω t aus. Die Schwinggeschwindigkeit von m beträgt ym = yˆm ω cos ω t.

Bild A.5 Einseitig eingespannte Welle mit Einzelmasse

Wenn in der Welle keine Kontinuumsschwingungen auftreten, so gilt für die Bewegung des Masseteilchens dmWelle an der Stelle x y (x) = yˆ sin ω t , y ( x) = yˆ A ω cos ω t . Dabei verhalten sich die Amplituden so wie die entsprechenden Auslenkungen: y ( x) y ( x) yˆ . = = yˆm ym ym Für die Biegelinie der Welle mit Einzellast am Wellenende gilt 2 F l3 . y = F x §¨ l − x ·¸ , ym = y (l ) = 3¹ 3El El 2 ©

Die Geschwindigkeit des Wellenelements ist y ( x) = ym

2§ · y ( x) = ym 3 x2 ¨1 − x ¸ . ym 2l © 3l ¹

A 4 Näherungsweise Berücksichtigung der Federmasse bei Biegefedern

231

Für seine kinetische Energie ergibt sich dEkin Welle = 1 dmWelle y ( x)2 2 4 2 2 9 x §1 − 2 x + x · . = 1 dmWelle ym ¨ ¸ 2 4 l4 © 3 l 9 l2 ¹

Die gesamte in der Welle enthaltene kinetische Energie erhält man durch Integration über die Wellenlänge: l 5 6 · § 4 Ekin Welle = 9 y ¨ x4 − 2 x5 + x 6 ¸ µ dx . 8 ©l 3l 9l ¹ 0

³

Dabei wird dmWelle = dx gesetzt. Die Auswertung des Integrals liefert 2 . Ekin Welle = 1 33 mWelle ym 2 140

Aus der Gesamtenergie für das System 2 + 1 m y 2 + 1 33 m 2 Eges = 1 cy ym m Welle ym 2 2 2 140

· 2 2 + 1 § m + 33 m = 1 cy ym ¨ Welle ¸ ym 2 2© 140 ¹

im Vergleich zu der Gesamtenergie eines Feder-Masse-Systems 2 + 1 m y 2 Eges = 1 cy ym m 2 2

kann die Ersatzmasse mers = m + 33 mWelle 140

ermittelt werden. Beidseitig frei aufliegende Welle mit Einzelmasse in Wellenmitte Es sind die gleichen Überlegungen wie oben beim einseitig eingespannten Träger anzustellen. Für die linke Wellenhälfte, Bereich 0 싪 x = 12 , lautet die Gleichung der Biegelinie y=

F l3 § x 4 x 3 · ¨ − ¸. 16 E I © l 3 l ¹

232


Die Durchbiegung in Wellenmitte ist F l3 . ym = y §¨ l ·¸ = © 2 ¹ 48 E I

Für die Geschwindigkeit des Wellenelements dmWelle = dx gilt y ( x) = ym

Bild A.6

3· § y ( x) = ym 3¨ x − 4 §¨ x ·¸ ¸ . ¨ l 3© l ¹ ¸ ym © ¹

Zweifach gelagerte Welle mit Einzelmasse in Wellenmitte

Bild A.7

Zweifach gelagerte Welle, Einzelmasse ausmittig

Die kinetische Energie des Wellenelements berechnet sich zu 2

3· § 2 9¨ x − 4 § x · ¸ . d Ekin Welle = 1 dmWelle y ( x)2 = 1 µ dx ym ¨ ¸ ¨ l 3© l ¹ ¸ 2 2 © ¹

Für die Berechnung der gesamten kinetischen Energie der Welle braucht aus Symmetriegründen nur über die halbe Wellenlänge integriert zu werden § l/2 4 6· 2 2 9 ¨ § x · − 8 § x · + 16 § x · ¸ dx = 1 17 m 2 Ekin Welle = 2 ³ 1 µ ym ¨ ¸ ¨ ¸ ¨ ¸ Welle ym . ¨© 2 ¹ ¸ 2 35 2 3 l 9 l © ¹ © ¹ © ¹ 0 Damit ist in diesem Fall die in der Schwingungsberechnung zu berücksichtigende Masse mges = m + 17 mWelle . 35 Für den allgemeinen Fall (siehe Bild A.5) gilt mges = m + ψ mWelle


233

mit ª § 2 2 4 § § l ·2 § l · 3 « 1 ¨1§ l2 · · § §l · · l ψ = ¨1 − ¨ ¸ ¸ − 2 ¨1 − ¨ 2 ¸ ¨ 1 ¸ + 1 ¨ 1 ¸ ¸ 4 l1 l2 « l2 ¨¨ 3 ¨© © l ¹ ¸¹ 5 ¨© © l ¹ © l ¹ 7 © l ¹ ¸¹ ¬« © § § 2 2 4 ·º § § l ·2 § l ·2 l1 · · § §l · · 1 1 ¨ + ¨1 − ¨ ¸ ¸ − 2 ¨1 − ¨ 1 ¸ ¨ 2 ¸ + 1 ¨ 2 ¸ ¸ ¸ » . l1 ¨¨ 3 ¨© © l ¹ ¸¹ 5 ¨© © l ¹ © l ¹ 7 © l ¹ ¸¹ ¸¸» © ¹»¼

Anmerkung: Für l1 → 0 geht ψ → ∞. Vernünftige Resultate liefert die Beziehung etwa im Bereich l ≤ l ≤ 2l . 1 3 3

A 5 Formelzeichen Matrizen und Vektoren (hier einspaltige Matrizen) werden fett dargestellt A Aadj aC an aS at c D d E E Ekin Epot F F FC Fd FF FG Fn FR FS Ft f n G g H h I Ip i J

Fläche zu A adjungierte Matrix Coriolisbeschleunigung Normal- oder Zentripetalbeschleunigung Schwerpunktbeschleunigung Tangentialbeschleunigung Schallgeschwindigkeit Dämpfungsmatrix Dämpfungskonstante Elastizitätsmodul Energie Kinetische Energie Potentielle Energie Kraft, Erregerkraft Kraft-Vektor Corioliskraft Dämpferkraft Fliehkraft, Federkraft Gewichtskraft Normalkraft resultierende Kraft, Reibungskraft Seilkraft Tangentialkraft Frequenz Nachgiebigkeit Gleitmodul Fallbeschleunigung komplexer Frequenzgang Höhe axiales Flächenmoment 2. Ordnung polares Flächenmoment 2. Ordnung Trägheitsradius Massenträgheitsmoment, Drehmasse

J JS j K kD k kD l lred M M m mF n nik p S T t V1

υ

Drehmassenmatrix Drehmasse bezogen auf die (feste) Achse durch S imaginäre Einheit Steifigkeitsmatrix Drehsteifigkeitsmatrix Federkonstante Drehfederkonstante Länge reduzierte Pendellänge Moment, Erregermoment Massenmatrix Masse Federmasse Drehzahl Nachgiebigkeiten, Einflusszahlen Impuls Schwerpunkt, Massenmittelpunkt Schwingungsdauer Zeit Vergrößerungsfunktion Geschwindigkeit Arbeit

W x ½ Auslenkung (Federweg) in x-, y ¾ y-, z-Richtung z ¿ x Vektor der Freiheitsgrade des mechanischen Systems xˆ Amplitude (der Auslenkung in x-Richtung) Amplitudenvektor xˆ x Komplexe Größe (der Auslenkung) x Effektivwert x (t) Zeitverlauf des Schwingweges

A 5 Formelzeichen

x x

x xp

xs, xc xd xˆ k x0

β γ

∆

δ θ ϑ

Geschwindigkeit (1. Zeitableitung) Beschleunigung (2. Zeitableitung) Mittelwert Erzwungene Schwingung (partikuläre Lösung) Sinusschwingung, Kosinusschwingung gedämpfte (Eigen-) Schwingung k-ter Eigenvektor Anfangsauslenkung in xRichtung Winkel Winkel Differenz, Koeffizientendeterminante Abklingkonstante Dämpfungswinkel Dämpfungsgrad

235

Λ λ µ π

ρ τ ϕ(t) ϕ ϕ ψ ϕos ζ ω ωd ωi Ω

logarithmisches Dekrement Wurzel der charakteristischen Gleichung, Eigenwert Gleitreibungszahl, Massenbelegung = 3,14159 ... Dichte Zeit (dimensionslose) Drehwinkel-Zeitfunktion Winkelgeschwindigkeit Winkelbeschleunigung Drehwinkel Nullphasenwinkel, Sinusschwingung Phasenverschiebung Kreisfrequenz Kreisfrequenz der gedämpften Eigenschwingung i-te Eigenkreisfrequenz Erregerkreisfrequenz

A 6 Sachverzeichnis Abklingkonstante 86, 91, 104, 144 Amplitude 8 ff., 29, 88, 161, 168 -, der erzwungenen Schwingung, 115, 144, 151, 185, 190 Amplituden-Frequenzgang 116, 138 ff., 186 Analyse, harmonische 13 f. Balkenschwingungen 203 ff. Bewegung, aperiodische 93 ff. -, harmonische 7 ff., 23 Biegeschwingungen 44 ff., 61, 173 ff., 205 ff Bifilaraufhängung 56 ff. Blattfeder 69 Dämpferkonstante 85, 97, 101, 144 Dämpfung 84 ff. -, coulombsche 103 ff. -, geschwindigkeitsproportionale 85 ff., 137 ff., 183, 187 -, schwache 87 ff. -, sehr starke 92 ff. -, starke 87, 91 Dämpfungsgrad 87 ff., 96, 140, 144 Dämpfungskoeffizient 85 Dämpfungskonstante 85 Dämpfungsmatrix 189 Dämpfungswinkel 87, 91 Dekrement, logarithmisches 90 f. Doppelpendel 4 Drehfederkonstante 47 ff., 53 ff., 101, 148 Drehmassenmatrix 166, 191 Drehschwingungen, 47 ff., 123 -, gedämpfte 100 ff., 145 ff. -, gekoppelte 165 ff., 190 Drehsteifigkeitsmatrix 166, 191 Drehzahl, kritische 125 f.

Eigenfrequenz 27 Eigenkreisfrequenz 27, 30, 48, 54 f., 86 f., 160 f. Eigenschwingung 26, 89, 158, 207 Eigenschwingungsdauer 27 Eigenschwingungsform 161, 163 f., 176 Eigenvektor 165 Eigenwerte 86, 93 Eigenwertgleichung 160, 202, 209 Erregerfrequenz 116, 140, 143, 185, 189 Erregerkraft, beliebige 112 f. -, harmonische 114 ff., 137 ff. -, periodische 119 f. Ersatzfederkonstante 46, 58 ff. Ersatzmasse 31, 32, 58, 231 Ersatzsteifigkeit 30, 32 Fadenpendel 3, 16, 19 Feder, lineare 26 -, progressive 66, 71, 147 Federkoeffizient 26 (siehe Federsteifigkeit) Federkonstante 26 (siehe Federsteifigkeit) Federkopplung 158, 164, 170 ff., 177 Federmasse 30, 230 ff. Federsteifigkeit 26, 58 ff., 61, 226 ff. Federvorspannkraft 27, 38, 51 ff., 74 Fliehkraftpendel, 42, 81 Fourier-Analyse 13 f. Fourier-Reihe 13 f. Freiheitsgrad 3 f. Frequenz 8 Frequenzgang 137 ff. Frequenzgangmatrix 190 Frequenzgleichung 160, 164, 166, 168 Funktion, -harmonische 6, 7 f. -periodische 5. Fußpunkterregung 126, 150 ff.

A 6 Sachverzeichnis

237

Grenzfall, aperiodischer 94 Grundschwingungen 13, 177, 198

Phasenverschiebung 153 ff. Phasenwinkel 8, 138

Hintereinanderschaltung von Federn, 58

Quasi-Periodendauer, 89

Körperpendel 18 ff. Kontinuumsschwingungen 198 ff. Koppelkreisfrequenz 159 Koppelschwingungen 158 ff. Kreisfrequenz 8 Längsschwingungen 26, 85, 159, 203 Längssteifigkeit 29 Longitudinalschwingungen 203 Luftfeder 67 ff. Massenkopplung 164, 170 ff. Massenmatrix 163, 171, 188 ff. Massenträgheitsmoment 18, 19 Nachgiebigkeitsmatrix 173, 174 Nullphasenwinkel 10 Oberschwingungen 13 Oltersdorfsche Federaufhängung 70 Ortskurve des Frequenzgangs 140, 142 Parallelschaltung von Federn 58 Pendel, Doppel- 4 -, Faden 17 f. -, Fliehkraft- 42, 81 -, Körper- 18 ff. -, mathematisches 17 f. -, physikalisches- 18 ff. -, Zykloiden- 22 Pendellänge, reduzierte 19 Pendelschwingungen 4, 16 ff. Periode 8 Periodendauer 5 Phasen-Frequenzgang 139 ff.

Randbedingung, 202 Reibschwinger 39 Resonanz 116 ff., 120, 121, 143, 185 Resonanzfrequenz 143 Rollpendel 21 Rollschwinger 32 Rückstellkraft 16, 28 Rückstellmoment 18, 48, 54 Saitenschwingung 198 Schwinger, einfacher 26 ff., 85 -, linearer 5, 26 ff. -, nichtlinearer 5, 38, 53 Schwingerkette 4, 158 ff., 163 Schwingung, angefachte 3 -, Eigen- 26 -, erzwungene 2, 112 ff., 136 ff., 183 ff. -, freie 2, 26 ff., 84 ff., 162 -, fußpunkterregte 126, 150 ff., 193 -, gedämpfte 3, 84 ff., 136 ff., 187 ff. -, harmonische 7 ff. -, nichtlineare 5, 17, 38, 53 -, parametererregte 3 -, periodische 13 -, selbsterregte 3 -, ungedämpfte 3, 26 ff., 113 ff., 159 ff., 183 ff. Schwingungen, erzwungene -, mit Dämpfung 136 ff., 187 ff. -, ohne Dämpfung 112 ff., 183 ff. Schwingungsdauer 5, 8, 17 Schwingungsknoten 51 Schwingungstilger 2, 43, 186, 197 Schwingungszahl 8, 46 f. Schwingweite 3, 27

238

Seilkurve 198 ff. Selbstzentrierung 125 Stabilität 36 Steifigkeitsmatrix 163 ff., 188 ff. Torsionsschwingungen 5, 48, 209 Torsionsschwingungstilger 197 Trägheitsradius 19 Transversalschwingungen 205 Trifilaraufhängung 79

A 6 Sachverzeichnis

Unwucht, Schwingungserregung durch 120 ff., 144 f., 185 f. Vergrößerungsfunktion 140 ff., 152 Verstimmung 120 Winkelgeschwindigkeit, kritische 126 Zeigerdarstellung 10 ff., 138 Zykloidenpendel 22

Technische Schwingungslehre, 6.Auflage

Technische Schwingungslehre

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