Statică . Teorie și aplicații [613541]

Statică . Teorie și aplicații

47
IV. Statica rigidului. Centre de greutate
4.1. Statica rigidului
4.1.1. Caracterul de vector alunecător al forței ce
acționează un rigid

Dacă atunci când asupra unui corp acționează un sistem de forțe
finite și distanța dintre două puncte oarecare ale corpului respectiv rămâne
aceeași, atunci corpul se numește rigid.
De fapt, condiția mai sus menționată nu este realizabilă, pentru că
toate corpurile sunt deformabile; dar, în cazul în care corpurile sunt din
metal, lemn, piatră etc., având în vedere că acestea sunt puțin deformabile,
deformațiile pot fi neglijate și, astfel se poate vorbi despre noțiunea de
solid rigid sau rigid.

Fig. 4. 1. Tip de vector alunecător
Se consideră un rigid acționat în punctul A, de forța F (fig.4.1a). În
punctul B, situat pe suportul forței F, se introduc două forțe egale și de
sens contrar, F și F, ceea ce nu schimbă efectul forței F, aplicată în
punctul A (fig.4.1b). Forța F din A și forța F din B își anulează efectul,
astfel că asupra rigidului acționează numai forța F aplicată în punctul B
(fig.4.1c). Rezultă că o forță F poate fi deplasată pe propriul suport, fără
ca efectul ei asu pra rigidului să se modifice. Rezultă că vectorul forță care
acționează asupra rigidului are proprietatea de vector alunecător .

Dorel STOICA

48
În continuare vor fi prezentate elemente de calcul algebric cu vectori
alunecător, calcul care diferă față de cel cu vectori lib eri. Aceste calcule se
aplică atât forțelor care acționează asupra unui solid rigid, cât și a altor
mărimi asupra cărora se poate aplica metoda vectorilor alunecători. În
acest tip de calcule se folosește noțiunea de moment al vectorului nu
numai doar față de un punct, ci și față de o axă.

4.1.2. Momentul unei forțe în raport cu un punct
Momentul unei forțe în raport cu un punct redă capacitatea cu care
forța poate roti corpul asupra căruia acționează , în jurul unei axe care trece
prin punctul respectiv și care este perpendiculară pe planul determinat de
suportul forței și acel punctul (fig.4.2).
Prin definiție, momentul unei forțe F
în raport cu un punct O este produsul
vectorial dintre vectorul de poziție r, al
punctului de aplicație A, al forței și forța F.
Fr F MO)( (4.1)
Luând în calcul proprietățile
produsului vectorial, rezultă că momentul
)(F MO este un vector aplicat în punctul
O și care este perpendicular pe planul
definit de vectorii r și F. Sensul acestui
plan este dat de „regula șurubului drept”
(sensul de înaintare al șurubului așezat în
punctul O pe suportul momentului OM,
acționat de o cheie cu forța F având ca braț, vectorul de poziție r).
Modulul acestui vector este dat fie de relația:
), sin( )( Fr Fr F MO ] (4.2)
fie ținând seama de brațul forței, adică de distanța „b” dintre punctul O și
suportul forței F:
FbbF F MO )( (4.3)

Fig. 4. 2. Momentul forței
în raport cu un punct

Statică . Teorie și aplicații

49
Proprietăți :
1. Momentul unei forțe în raport cu un punct este nul atunci când:
a) 0F ;
b) 0r ;
c) vectorii r și Fsunt coliniari.
Dacă se exceptează cazul a) (în care 0F ), se poate concluziona
că, în celelalte două cazuri, momentul forței în raport cu un punct este nul
atunci când prin respectivul punct trece suportul forței.
2. Momentul unei forțe în raport cu un punct rămâne neschimbat
atunci când forța se deplasează pe propriul său suport.
Considerând forța F în două poziții, A și B (fig.4.3a) și notând cu r,
respectiv r, vectorii de poziție ai punctelor A și B, momentul în raport cu
punctul O al forței F în cele două situații devine:
FrF ABr Fr F MFr F M
B OA O

) ( )()(
(4.4)
Datorită faptului că 0F AB , iar vectorii AB și F sunt coliniari.

Fig. 4. 3. Momentul forței în raport cu un punct
Momentul unei forțe în raport cu un punct este un vector legat , motiv
pentru care se modifică la schimbarea polului. Fie O și O’, punctele în
raport cu care se calculează momentul forței F (fig.4.3b).

Dorel STOICA

50
FOOFMFOOFrFrOOFrFMFrFM
O OO

 )( ) ( )()(
(4.5)
Deoarece se considere că punctul O este originea sistemului de axe,
poziția tuturor celorlalte puncte se raportează la acest pol , deci rezultă că
vectorul OO OO  . Relația (4.5) exprimă legea de variație a
momentului la schimbare polului .
Expresia analitică . Expresiile analitice ale vectorului de poziție rși
ale forței F sunt:
kFjFiFFkzjyixrz y x ; (4.6)
De unde rezultă că expresia analitică a momentului forței F în raport
cu punctul O este:
z y xO
F F Fz y xkj i
Fr F M )( (4.7)
Proiecțiile momentului OM pe axele sistemului triortogonal Oxyz
(momentul forței F în raport cu axele: Ox, Oy, Oz ) sunt:


x y zz x yy z x
yF xF MxF zF MzF yF M
(4.8)
Aceleași rezultate se obțin și în cazul în care se consideră produsul
vectorial Fr sub formă matriceală, ca un produs între matricea
antisimetrică rˆ asociată vectorului r și matricea coloană a vectorului F:




















x yz xy z
zyx
zyx
yF xFxF zFzF yF
FFF
xyx zyz
MMM
000
(4.9)
sau sub formă restrânsă:
Fr Mˆ . (4.10)

Statică . Teorie și aplicații

51
4.1.2. Momentul unei forțe în raport cu o axă
Prin definiție, m omentul unei forțe F în raport cu o axă este
proiecția pe această axă a momentului forței Fcalculat în raport cu un
punct oarecare O de pe axă.

Fig. 4. 4. Momentul forței în raport cu o axă
În desenul de mai sus (fig. 4.4a) s -a consieerat forța F aplicată în A,
iar axa  caracterizată prin versorul u, și s-a ales punctul O1 pe axă .
Se poate scrie că:
 Fr F MO1 1,
iar și proiecția pe axa  este fie :
Fru F Mu FMO  1 1, (4.11)
fie
1 1 cos F M FMO .
Pentru că M se este un produs mixt, rezultă că este un scalar, iar
alegerea punctului pe axă față de care se calculează momentul, este
arbitrară.
Pentru a demonstra asta se calculează M, față de un alt punct O2:

Dorel STOICA

52

2 2 1 1
2 1 1 1M F u r F u O O r F
u O O F u r F u r F        
      (4.12)
deoarece, 012FOOu , vectorii u și 12OO fiind coliniari.
Din relația (4.11) , unde M este un produs mixt, se poate observa
că momentul unei forțe în raport cu o axă este coplanar , adică concurent,
paralel sau confundat.
Una dintre proprietățile momentului forței în raport cu o axă este
aceea că valoarea sa rămâne neschimbată dacă forța se deplasează în
lungul suportului ei. În continuare, se observă cu ușurință dă, dacă
momentul )(F MO rămâne nemodificat , și proiecția sa M va fi
neschimbată.
Alta proprietate, dedusă din definiție, este aceea că momentul unei
forțe în raport cu axa  este egal cu scalarul momentului proiecției 'F a
forței F pe un plan ( P) perpendicular pe axa , calculat în raport cu
punctul O unde axa  înțeapă planul ( P).
Se consideră că:
F OAu FM  (4.13)
Se descompune forța F în componentele 1F și 2F după normala
AA1 (paralelă cu ) și după o direcție paralelă cu proiecția 'F (fig.4.4 b).
;2 1F F F ;1'F F AA OA OA1 1 (4.14)
Înlocuind relația (4.14) în (4.13) rezultă:
  

.' ' '
1 1 12 1 1 1 2 1 1 12 1 1 1
FM FMu F OAu F OAuFAAu FAAu F OAu F OAuF F AA OAu F OAu FM
o o
(4.15)
Se observă că:
02 1 1 1 2 1  FAAu FAAu F OAu , fiind vectori coplanari.
Pentru simplificare a raționamentului, în aplicații se trasează planul
normal pe axă exact din punctul de aplicație al forței.

Statică . Teorie și aplicații

53
4.1.3. Cupluri de forțe
Cuplul de forțe este cel mai simplu sistem de forțe care acționează
asupra unui rigid, și este considerat a fi un sistem de două forțe egale și de
sens contrar , care acționează pe două suporturi paralele asupra aceluiași
rigid (fig.4.5).
Un cuplu aplicat unui rigid caută să -l rotească în jurul unei axe
perpendiculare pe planul definit de suporturile celor două forțe.

Fig. 4. 5. Cuplu de forțe
Proprietăți:
 Pe orice axă, p roiecția cuplului de forțe este nulă. Se deduce că
rezultanta cuplului de forțe este nulă. Considerând o axă de
versor u, se poate scrie:
0)( F uFu (4.16)
 Momentul cuplului este reprezentat de e fectul cup lului de forțe
aplicat asupra unui rigid , și este conform relației:
F AB F rr Fr F r MA B B A  ) ( )( (4.17)
 Momentul cuplului de forțe este un vector cu sensul dat de regula
produsului vectorial și fiind perpendicular pe planul forțelor care -l
compun. Mărimea momentului cuplului de forțe este produsul
dintre forță și brațul cuplului, conform relației:
Fb FAB FAB M   ), sin( (4.18)

Dorel STOICA

54
 Momentul cuplului de forțe este în același timp un vector liber,
deoarece rămâne neschimbat oricare ar fi punctul față de care se
stabilește expresia sa. De exemplu, față de un alt punct O’, relația
momentului devine:
MF ABF rr Fr F r MA B B A  ) ( )( (4.19)

4.1.4. Vector ul alunecător
S-a specificat anterior că vectorul liber se definește prin a trei mărimi
scalare , cum ar fi proiecțiile pe cele trei axe de coordonate carteziene.
În cazul vectorului alunecător F, mai trebuie să fie cunoscută și
dreapta sport () pe care acesta se deplasează. În cazul în care cele trei
proiecții pe axe ale vectorului F, sunt cunoscute, sunt cunoscuți și
parametrii directori ai dreptei suport.
Pentru ca un vect or alunecător să fie determinat, sunt necesare – de
obicei – șase mărimi scalare, și anume:
 proiecțiile vectorului F pe cele trei axe [Fx, Fy, Fz];
 proiecțiile momentului F MO [Mx, My, Mz] pe cele trei axe ale
al vectorului F față de originea O a sistemului de axe.
Între cele 6 mărimi scalare [Fx, Fy, Fz, M x, My, M z ] există o relație
identic satisfăcută, care se deduce ținându -se seama că vectorii F și
F MO sunt perpendiculari și, în consecință, produsul lor scalar este nul.
Se poate deci scrie relația:
0z z y y x x MF MF MF (4.20)
Relația de mai sus poate fi verificată și direct, prin înlocuirea lui Mx ,
My , Mz cu expresia (4.8), obținându -se astfel :

0x y z z x y y z x yF xFF xF zFF zF yFF

4.1.5. Teorema momentelor (Teorema lui Varignon)
Fie un sistem de forțe concurente care acționează asupra unui rigid în
punctul A, al cărui vector de poziție în raport cu punctul O este r OA
(fig. 4.6).

Statică . Teorie și aplicații

55

Fig. 4. 6. Sistem de forțe concurente în punctul A
Rezultanta sistemului de forțe este:
nF FFR  ……2 1 (4.21)
Momentul cuplului de forțe în raport cu punctul O se află înmulțind
vectorial relația (4.21) cu r:
nFr FrFrRr  ……2 1 (4.22)
altfel spus :
)( …..)( )( )(2 1 n O O O O F M F M F M R M    (4.23)
Relația (4.23) reprezintă teorema momentelor sau teorema
Varignon , și poate fi definită astfel: Pentru un sistem de forțe care se
reduc la o rezultantă unică, momentul rezultantei în raport cu un punct este
egal cu suma vectorială a momentelor forțelor componente, calculate în
raport cu același punct.
Pentru a se afla momentul acelorași forțe în ra port cu o axă , de
versor u care trece prin O, se înmulțește scalar relația (4.22) cu u:
) ( ……) () ( ) (2 1 nFru Fru Fru Rru 
(4.24)
sau:
)( …..)( )( )(2 1 nF M F M F M R M       (4.25)

Pentru un sistem de forțe care se reduc la o rezultantă unică,
momentul rezultantei în raport cu o axă este egal cu suma algebrică a
momentelor forțelor componente, calculate în raport cu aceea și axă.

Dorel STOICA

56

4.1.6. Sisteme de forțe echivalente și operații eleme ntare
de echivalență
Deoarece în paragrafele următoare se vor studia sisteme de forță
care acționează asupra rigidului, este necesar a se afla efectul mecanic al
acestor forțe, care acționează în diferite puncte ale corpului rigid. Din acest
motiv se vor î nlocui aceste sistemele de forțe cu unele mai simple, astfel
încât efectul mecanic să fie același indiferent în orice punct este produs.
Două sisteme de forțe care acționează asupra unui rigid și produc în
orice punct același efect mecanic se numesc sistem e echivalente .
Pentru realizarea unor sisteme mai simple de forțe echivalente se
aplică forțelor mai multe operații, astfel încât sistemul de forțe dat să
rămână echivalent cu el însuși . Aceste operații poartă numele de operații
elementare de echivalență .
Este necesar a se ține seama de:
1. forța care acționează asupra rigidului poate fi deplasată pe propriul
suport;
2. În sistemul de forțe se pot suprima sau introduce două forțe egale
și direct opuse;
3. Mai multe forțe concurente pot fi înlocuite fie prin rezultan ta lor ,
fie o forță poate fi înlocuită prin componentele sale.

4.1.7. Reducerea unei forțe aplicată într -un punct al unui
rigid
Fie un rigid acționat de o forță F
în punctul A și cu r vector de poziție în
raport cu un punct O este (fig. 4.7).
Reducerea acestei forțe într-un
punct oarecare O,implică determinarea
efectul ui mecanic exercitat în O, de forța
F, aplicată în A.
Având în vedere operațiile
elementare de echivalență prezentate
mai sus , se consider forțele Fși F în
O. Se observă că f orțele, F din A și
F din O formează un cuplu, al cărui
moment este:
Fig. 4. 7. Tosor de reducere

Statică . Teorie și aplicații

57

Fr MO (4.26)
Forța F și cuplul de forțe reprezentat prin momentul OM se
numesc elemente de reducere în O ale forței date . Ansamblul celor două
elemente mecanice alcătuiesc torsorul de reducere în O al forței F aplicată
în A, și se notează:

 Fr MF
OO (4.27)
Dacă se schimbă punctul de reducere în O’, torsorul își va modifica
doar momentul a cărei variație la schimbarea polului este dată de relația
(4.5).

F OO M MF
O OO (4.28)

4.1.8. Reducerea unui sistem de forțe aplicate rigidului.
Torsorul de reducere. Variația torsorului cu
punctul de reducere. Invarianți
Fie un rigid acționat în punctele A1, A2,……, A n, de forțele 1F, 2F,…..,
nF, (fig. 4.8,a). Un punct oarecare Ai, raportat la polul O, este definit de
vectorul de poziție ir. Pentru a afla efectul mecanic produs în O de
acțiunea simultană a forțelor din sistem , este necesar să se reducă, pe
rând, toate forțele sistemului . Se va obține astfel , în O, două sisteme de
vectori concurenți:
 sistemul de forțe 1F, 2F,….., nF, cu rezultanta
i n F F F FR …..2 1 (4.29)
 sistemul de cupluri 1M, 2M,….., nM, cu moment ul rezultant:
i i i n O Fr M M M M M …..2 1 (4.30)

Dorel STOICA

58
Forța rezultantă R și momentul rezultant OM reprezintă împreună
un sistem de forțe echivalent cu sistemul dat, și poartă denumirea de
torsorul de reducere în punctul O .



i i Oi
OFr MF R (4.31)
Procedând identic pentru ul alt punct O’, și efectuând reducerea
sistemului de forțe inițial, se obține torsorul de reducere:
 



i i i n Oi n
OFr M M M M MF F F FR
……….
2 12 1
(4.32)
Așadar, momentului față de punctul O devine :
    

ROO M F OOFrFr FOO FrOO Fr M
O i i ii i i i i i i O ) (
(4.33)
Torsorul în punctul O’ exprimat în funcție de elementele torsorului în
punctul O este:



R OO M MF R
O Oi
O (4.34)

Fig. 4. 8. Variația torsorului cu punctul de reducere

Statică . Teorie și aplicații

59
Se observă că rezultanta rămâne aceiași în raport cu puncte diferite
de reducere, altfel spus forța rezultantă este un invariant al sistemului de
reducere într -un punct al unui sistem de forțe .
De asemenea , se deduce și că momentul rezultant se modifică cu
schimbarea punctului de reducere.
Dacă se efectuează produsul scalar OMR , care poartă numele și
de trinom invariant , și dacă se ține seama de faptul că produsul mixt
0) (  ROOR pentru că este un produs mixt de vectori coplanari, se
va obține:
O O O MR ROO MR MR  ) ( (4.35)
Din relația (4.35) se observă că trinomul invariant OMR este al
doilea invariant al operației de reducere.
Forma analitică a trinomului invariant OMR este:
z z y y x x O MR MR MR MR  (4.36)
Proiecția momentului rezultant OM pe direcția rezultantei R este:
2 2 2
z y xz z y y x x
O R O RR R RMR MR MR
RRM u M M
 (4.37)
Proiecția momentului rezultant pe direcția rezultantei RM este
raportul a două mărimi invariante (OMR și R), așadar va fi tot o
mărime invariantă a operației de reducere (fig. 4.8,b). Astfel :
  cos cosO O R M M M  (4.38)
Conform relațiilor (4.35) și (4.37), trinomul invariant și proiecția
momentului rezultant pe direcția rezultantei nu sunt două mărimi invariante
independente. La reducerea într -un punct a unui sistem de forțe există doi
invarianți, R și OMR .
Vectorul RM, coliniar cu rezultanta R se va scrie:
RR
RMRu M MO
R R R (4.39)

Dorel STOICA

60
4.1.9. Torsorul minimal. Axa centrală
Atunci când reducerea sistemului de forțe se face în diferite puncte
ale rigidului, se constată că torsorul de reducere este diferit dom cauza
modificării momentului rezultant.
Se descompune momentul rezultant OM, în două componente: RM,
în funcție direcția rezultan tei R și NM, urmând direcția situată într -un
plan normal la direcția rezultantei (intersecția dintre planul normal la
rezultanta R și planul definit de vectorii R și OM):
N R O M M M  (4.40)
Datorită faptului că componenta RM este invariantă, rezultă deci că
modificările momentului OM se datorează componentei NM, care , în funcție
de punctul de reducere , poate avea orice valoare și orice poziție în planul
normal pe rezultanta R. Înseamnă că proiecția momentului rezultant pe
direcția rezultantei este valoarea minimă pe care o poate lua momentul atunci
când se face reducerea sistemului de forțe în diferite puncte .
minM MR (4.41)
Torsorul format din rezultanta R și momentul minim, minM se
numește torsor minim .


RR
RMRMF R
Oi
minmin (4.42)
În cazul torsorului minim, rezultanta R și momentul minim minM
sunt vectori coliniari. Locul geometric al punctelor în care torsorul are
valoare minimă, se numește axă centrală.
Fie un punct curent P(x, y, z), de pe a xa centrală (fig.4.9), momentul în
acest punct, conform legii de variație a momentului la schimbarea polului este :
   k yR xR Mj xR zR Mi zR yR MR R Rz y xkj i
kMjMiMR OP M M
x y z z x y y z xz y xz y x O P
) ( ) ( ) (   (4.43)

Statică . Teorie și aplicații

61

Fig. 4. 9. Momentul unui punct la schimbarea polului

Condiția de coliniaritate a vectorilor PM și R este:
R MP
sau:
) ( kRjRiR kMjMiMz y x Pz Py Px   (4.44)
Rezultă:
zPz
yPy
xPx
RM
RM
RM (4.45)
Înlocuind valorile din relația (4.43) în (4.45) se obține ecuația axei
centrale , care este de fapt ecuația unei drepte în spațiu:

zx y z
yz x y
xy z x
RyR xR M
RxR zR M
RzR yR M ) ( ) ( ) ( 
(4.46)

Dorel STOICA

62
4.1.10. Cazurile de reducere ale unui sistem de forțe
oarecare
Sisteme echivalente
Conform proprietăților de reducere ale unui sistem de forțe aplicat
unui rigid , pot fi deduse cele patru cazuri posibile de reducere ale
sistemului, la cel mai simplu sistem echivalent :
 Cazul 1: 0R ; 0OM . Dacă t orsorul sistemului de forțe este
nul, atunci sistemul dat este egal cu un sistem de forțe în
echilibru . În acest caz, rigidul asupra căruia acționează acest tip
de sistem de forțe este în echilibru.
 Cazul 2: 0R ; 0OM . Dacă t orsorul sistemului de forțe este
format din momentul rezultant OM, atunci respectivul s istemul
de forțe este echivalent cu un cuplu de forțe care acționează
într-un plan perpendicular pe OM.
 Cazul 3: 0R ; 0OM . Dacă t orsorul sistemului de forțe este
format din forța rezultantă R, atunci sistemul de forțe este
echivalent cu o forță unică R, aplicată în O.
 Cazul 4: 0R; 0 MO. În cazul în care cele două elemente
ale torsorului sunt diferite de zero, atunci avem:
 Subcazul 4a: 0OMR , în care c ei doi vectori sunt
ortogonali. În acest subcaz, s istemul de forțe este echivalent
cu o forță unică R, având ca suport axa centrală , în vreme ce
momentul minim minM are valoarea nulă.
 Subcazul 4b: 0OMR , în care între cei doi vectori se
formează un unghi 2/ . În acest subcaz, sistemul de
forțe este echivalent cu un torsor minim pe axa centrală, adică
are o forță R și un moment minim minM . Acest tip de sistem
imprimă corpului o mișcare elicoidală în jurul axei centrale.

Statică . Teorie și aplicații

63
4.2. Reducerea sistemelor particulare de forțe
4.2.1. Reducerea sistemelor de forțe concurente
Un sistem de forțe concurente este acel sistem care acționează
asupra unui rigid, cu condiția ca suporturile lor sunt concurente într -un
punct.
Fie un sistem de for țe iF, aplicate unui rigid în punctele Ai, (i = 1, 2,
…, n) , cu suporturi concurente în punctul O (fig. 4.10).
Datorită faptului că f orțele iF sunt vectori alunecători , pot fi
deplasate pe suporturile lor până când punctele Ai coincid cu punctul O.
În acest caz, t orsorul în punctul O pentru acest sistem de forțe este:


0Oi
OMF R (4.47)

Fig. 4. 10. Sistem de forțe concurente
Se construiește rezultanta R, care reprezintă t orsorul minim , iar axa
centrală va deveni suportul  al rezultantei.
Pot fi aplicate în acest caz două cazuri de reducere , și anume :
 Cazul 1 : 0R ; 0OM , caz în care s istemul de forțe este
echivalent cu un sistem de forțe în echilibru.
 Cazul 2: 0R ; 0OM , caz în care s istemul de forțe este
echivalent cu o forță unică R, aplicată în O.

Dorel STOICA

64
4.2.2. Reducerea sistemelor de forțe coplanare
Forțele ale căror suporturi sunt situate în același plan [ P] poartă
denumirea de forțe coplanare . Dacă se reduce sistemul de forțe în punctul
O, aflat pe planul [P], se va obține torsorul sistemului pentru punctul O.
Acesta es te format din forța rezultantă R și momentul rezultant OM,
perpendicular pe planul forțelor (momentul rezultant OM, reprezintă suma
vectorială a momentelor forțelor din sistem, calculate în raport cu punctul O
și care sunt prin definiție, perpendiculare pe planul forțelor).
Trinomul invariant este 0OMR .
În cazul sistemelor de forțe coplanare se pot aplica cazurile de
reducere de mai jos:
 Cazul 1: 0R ; 0OM , caz în care avem de -a face cu un
sistem de forțe în echilibru.
 Cazul 2: 0R ; 0OM , caz în care s istemul de forțe dat este
echivalent cu un cuplu de forțe de moment OM care acționează
perpendicular pe planul forțelor.
 Cazul 3: 0R ; 0OM , caz în care s istemul de forțe este
echivalent cu o forță u nică R, aplicată pe axa centrală care
trece prin O.
 Cazul 4: 0R ; 0OM ; 0OMR , caz în care s istemul de
forțe este echivalent cu o forță unică R, aplicată pe axa
centrală.
Dacă se studiază din punct de
vedere analitic sistemul de forțe coplanar
(fig.4.11) , se consideră ca plan al forțelor
planul Oxy, de ecuație, z = 0 . Forțele iF
și vectorii de poziție ir, ai punctelor de
aplicație Ai, ale forțelor au expresiile:

jyixrjFiF Fi i i iy ix i  ; (4.48)

Fig. 4. 11. Sistem de forțe
coplanar

Statică . Teorie și aplicații

65



 
  
kMkMkFy Fx
F Fy xkj i
Fr MjRiRjF iF F R
O z ixi iyi
iy ixi i i i Oy x iy ix i
O) (
00 (4.49)
Dacă se aplică cazul 4 de reducere , și anume 0R ; 0OM ;
0OMR , axa centrală se obține din ecuația generală a acesteia (4.45),
termenii ecuați ei fiind dați de relația (4.49), adică:
0) ( 0 0 x y O
y xyR xR M
R R (4.50)
sau:
x y O yR xR M  (4.51)

4.2.3. Reducerea sistemelor de forțe paralele
Dacă suporturile sistemului de forțe iF, (i = 1, 2, …,n) unt paralele
cu o direcție comună de versor u, atunci se consideră că acestea
formează un sistem de forțe paralele (fig.4.12).
În acest caz, O forță iF din acest sistem poate fi definite în funcție
de versorul u, astfel:
uF Fi i (4.52)
unde Fi este o mărime algebrică, fie pozitivă , fie negativă, în funcție
de orientarea forței versorului u (în același sens sau în sens contrar ).
În acest caz, r ezultanta sistemului este:
uF uF F Ri i i ) (  (4.53)
Scalarul rezultantei este egal cu suma algebrică a scalarilor forțelor.
Momentul rezultant în punctul O este:
    urF uFr Fr Mii i i i i O ) ()( (4.54)
Datorită coliniarității a doi termeni din produsul mixt , trinomul
invariant are expresia:
 0 ) () (    u rF uF MRii i O (4.55)

Dorel STOICA

66

Fig. 4. 12. Sistem de forțe paralele
Pentru un sistem de forțe paralele, c azurile de reducere sunt:
 Cazul 1: 0R ; 0OM , în care s istemul de forțe este
echivalent cu un sistem de forțe în echilibru.
 Cazul 2: 0R ; 0OM , în care sistemul dat este echivalent
cu un cuplu de forțe de moment OM perpendicular pe direcția forțelor.
 Cazul 3: 0R ;. 0OM , în care s istemul de forțe este
echivalent cu o forță unică R, aplicată în O.
 Cazul 4: 0R ; 0OM ; 0OMR , în care s istemul de
forțe este echivalent cu o forță unică R, aplicată pe axa centrală.
Axa centrală este reprezentată de locul geometric al punctelor în
care momentul este nul, datorită faptului că 0OMR .
Axa centrală poate fi aflată cu ajutorul relației (4.43) , care exprimă
momentul într -un punct curent P situat pe axă , în care r OP este
vectorul de poziție al acestui punct.
0 R OP M MO P (4.56)

Statică . Teorie și aplicații

67
Înlocuind pe R și OM cu expresiile date de relațiile (4.53) și (4.54),
obținem:
  0 ) ( ) ( uF rurFi ii (4.57)
Dacă în al doilea produs vectorial se schimbă poziția factorului scalar,
atunci :
   0 ) ( ) ( urF urFi ii
0 ) (  urF rFi ii (4.58)
În cazul în care p rodusul vectorial este nul, cei doi vectori sunt coliniar i.
u rF rFi ii ' (4.59)
Vectorul de poziție al punctului curent P, de pe axa centrală este:
uF FrFr
i iii
'
(4.60)
Dacă notăm 
iF', rezultă:
uFrFr
iii
 (4.61)
Relația (4.61) este ecuația vectorială a axei centrale , reprezentată în
fig. 4.12, și care este o dreaptă paralelă cu direcția comună a sistemului de
forțe dată de versorul u care trece printr -un punct fix C. Acest punct
poartă denumirea de centrul forțelor paralele .
Vectorul de poziție al centrului forțelor paralele este:

iii
CFrFr (4.52)
Coordonatele centrului forțelor paralele C sunt:


  
iii
C
iii
C
iii
CFzFzFyFyFxFx ; ; (4.63)

Dorel STOICA

68
Proprietățile centrului forțelor paralele
1. În cazul în care toate forțele componente sunt rotite în același
sens și cu același unghi, atunci i axa centrală se va roti în același sens și cu
același unghi . Datorită faptului că vectorul Cr nu depinde de versorul
direcției comune , rezultă că axa va trece întotdeauna prin punctul C.
2. În cazul în care toate forțele sunt multiplicate sau împărțite cu
același raport k, poziția centrului forțelor paralele nu se schimbă.
Înlocuind forțele iF cu iFk obținem: C
iii
iii
C rFkrFk
kFrkFr 

'
3. Datorită faptului că Centrul forțelor paralele este o caracteristică
esențială a sistemului de forțe, acesta nu depinde de sistemul de referință .
Fie noua origine a sistemului, O’ și OrOO' . Vectorii de poziție ai
punctelor de aplicație ale forțelor în raport cu noua origine pot fi scriși sub
forma:i O i r r'r . În acest caz, v ectorul de poziție al centrului forțelor
paralele raportat la noul sistem va deveni :
C O
iii
ii O
ii Oi
iii
C rrFrF
FFr
FrrF
FrFr 



 ) ( ''
Cu alte cuvinte, chiar dacă vectorul de poziție al centrului forțelor
paralele s -a modificat la fel ca pentru oricare punct Ai. poziția centrului C
față de punctele Ai nu rămâne neschimbată .
4. Vectorii forță sunt vectori legați . Din cauză că centrul forțelor
paralele are o existență i ntrinsecă, rezultă că poziția acestuia este în funcție
de poziția punctelor de aplicație și scal ării forțelor. În cazul în care se
consideră că forțele sunt vectori alunecători , atunci punctul C nu mai are
semnificație.

4.2.4. Reducerea forțelor paralele distribuite
Forțele paralele, perpendiculare pe segmentul de dreaptă AB, situat
pe axa Ax, de lungime l, sunt distribuite după o lege de variație, p = p(x)
(fig.4.13). Se urmărește determinarea rezultantei, R și poziția centrului
forțelor paralele, xC.
Notăm prin p(x), forța pe unitatea de lungime la distanța x, de
capătul A, măsurată în N/m. Mărimea rezultantei R se obține prin
integrarea pe lungimea x, a forței elementare, dR, creată de forța
distribuită p(x) considerată constantă pe elementul infinitezimal dx.

Statică . Teorie și aplicații

69
l
AB dxxp dR R
0)( (4.64)
Expresia poziției centrului forțelor
paralele distribuite pe C se definește prin
abscisa, xC, adică:

ll
ABAB
C
dxxpxdxxp
dRxdRx
00
)()(
(4.65)
Suportul rezultantei R trece prin centrul C de greutate al suprafeței,
mărimea acesteia fiind de fapt aria câmpului de distribuție al forței .
Ținând cont de legea variație i forțelor distribuite , se pot lua în
considerare cazurile de mai jos :
a. Forță distribuită uniform , caz în care f orța este constant
distribuită pe lungimea barei (fig. 4.14), iar legea de variație este:
p(x) = p = ct . (4.66)

pl px pdx Rll
00 (4.67)
22
002
00 l
xx
pdxpxdx
xll
ll
C 

(4.68)

Sarcină uniform distribuită înseamnă că este echivalentă cu sarcină
concentrată R = pl aplicată la mijlocul porțiunii încărcate.
b. Forță distribuită triunghiular . În acest caz, v aloarea maximă
a forței distribuite este p (fig.4.15) , iar lege a de variație pe
lungimea barei este :
lxp)x(p (4.69)
Fig. 4. 13. Forțe paralele

Fig. 4. 14. Forță uniform
distribuită

Dorel STOICA

70
2 202
0pl
lpxdxlxp Rl
l
 (4.70)
32
23
0203
00 l
xx
dxlxpxdxlxp
xll
ll
C  

(4.71)

Sarcina distribuită triunghiular este echivalentă cu forță de mărime
2plR , aplicată la distanța l xC32 , de capătul A.

c. Forță distribuită parabolic . În acest caz, v aloarea maximă a
forței distribuite este p (fig. 4.16), iar legea de variație pe
lungimea barei este:
22
)(lxp xp (4.72)
3 3023
022pl
lpxdx
lxp Rl
l
  (4.73)

43
34
0304
022022
l
xx
dxlxpxdx
lxp
xll
ll
C  

(4.74)

Sarcina distribuită parabolic este echivalentă cu sarcina concentrată
de mărime, 3plR , aplicată la o distanță l xC43 , de capătul A.
Fig. 4. 15. Forță
distribuită triunghiular

Fig. 4. 16. Forță distribuită
parabolic

Statică . Teorie și aplicații

71
4.3. Probleme rezolvate
Problema 4.3.1
Se consideră un cub rigid de
muchie a, asupra căruia acționează
forțele 1F, 2F, 3F și 4F de module
P F F3 1 , 24 2 P F F ca în
figura 4.17 . Să se reducă sistemul de
forțe în O și să se reprezinte torsorul.
Să se determine momentul minim și să
se arate cu ce este echivalent sistemul de forțe; să se scrie ecuațiile ariei
centrale; să se calculeze torsorul într -un punct oarecare al axei central e.
Rezolvare
Proiecțiile pe axe ale forțelor și momentelor în raport cu axele de
coordonate sunt date într -un tabel de forma:
Fix Fiy Fiz Mox Moy Moz
F1 0 0 P 0 0 0
F2 -P 0 P 0 -aP 0
F3 0 0 P Pa -Pa 0
F4 P 0 P Pa 0 -Pa
 Oi ijMF; 0 0 4P 2Pa -2Pa -Pa
kP
OEOEF F P F 1 1 1
kPiP
akaiaP
AEAEF F 
222 2
 kaia kz zjy yix x AEA E A E A E 
 22 2 2a zz y y xx AEA E A E A E 
Fig. 4. 17.

Dorel STOICA

72
kP
BGBGF F P F  3 3 3
kPiP
akaiaP
CGCGF F P F  
22 24 4 4
 0
000001 1 1 1 0  
Pkji
F OOFr FM
 jaP
P Pakj i
F OE Fr FM 

00 02 2 2 2 0
 jPaiaP
Paaakji
F OG Fr FM  
003 3 3 3 0
 kPaiPa
P Pakji
F OC Fr FM  
00 04 4 4 4 0




k M j M i M MkF j F iF R
iz iyixiz iyix
00


kPaj Pa iPa MkP R
2 24
00



00
00MR

În acest caz putem vorbi de echivalență pe axa centrală. Pe axa
centrală vom avea:
0 0MR
0 42
0  aP MR

Statică . Teorie și aplicații

73
torsorul minimal pe axa centrală:





RR
RMRMR
0
minmin
kPaPkPPa
RRM M  44
minmin
Torsorul minimal este format din R care este un invariant al
sistemului și minM.



kPa MkP R
minmin4

Ecuațiile axei centrale:

zx y z
yz x y
xy z x
RyR xR M
RxR zR M
RzR yR M 0 0 0,
unde M0x, Moy, Moz sunt proiecțiile momentelor pe axe, xR, yR, zR
reprezintă proiecțiile rezultantei pe axe și x, y, z sunt coordonatele unui
punct mobil care descriu axa centrală.
PPa Px Pa zPy Pa
4 04 2
00 4 2 
2ax; 2ay
Problema 4.3.2
Se consideră un cub rigid de
muchie a, asupra căruia acționează un
sistem de forțe, pentru care se cunosc
modulul forțelor P F 21
; 32P F
;
2
1Pa M
. (figura 4. 18).

Fig. 4. 18.

Dorel STOICA

74
Se cere să se determine torsorul de reducere în punctul O, să se
arate cu ce este echivalent sistemul dat pe axa centrală și să se determine
ecuațiile axei centrale.

Rezolvare
Proiecțiile pe axe ale forțelor și momentelor în raport cu axele de
coordonate, sunt reprezentate într -un tabel de forma:
Fix Fiy Fiz M0x Moy Moz
F1 2P 0 0 0 2Pa -2Pa
F2 -P -P P Pa -Pa 0
M1 0 0 0 Pa 0 -Pa
 P -P P 2Pa Pa -3Pa
iPaiaP
GDGDF F 2 2 11  
kz zjy yix x GDG D G D G D 
2 2 2
G D G D G D z z y y x x GD 
 iakaajaaioa GD 
a a GD 2
kPjPiP
akajaiaP
BFBFF F  
33 22
kajaia BF 
 32 2 2a a a a BF 
 kPajPa
Paakj i
F OG Fr FM 2 2
00 20 1 1 1 1 0  
 jPaiPa
PP Pakj i
F OF Fr FM 
 0 0 2 2 2 2 0

Statică . Teorie și aplicații

75
kPaiPa
a akaiaPa
AFAFM M 
 
2 21 1 2


kPajPaiPa MkPjPiPR
3 200

Torsorul este format dintr -o rezultantă și un moment.
Dacă 0 0MR , rezultă că pe axa centrală vom avea numai
rezultantă (avem forță unică).
Dacă 0 0MR , rezultă că pe axa centrală vom avea torsorul
minimal, și anume:





RR
RMRMR
0
minmin
aP aP aPaP MR2 2 2 2
0 2 3 2 
cum 0 0MR , rezultă că pe axa centrală avem torsor minimal.
Torsorul minimal este format din R și minM:

kPajPaiPa
PkPjPiPPa
RR
RMRM32
32
32
3 32 0
min 
Ecuațiile axei centrale:

zx y z
yz x y
xy z x
RyR xR M
RxR zR M
RzR yR M 0 0 0,
unde M0x, Moy, Moz sunt proiecțiile momentelor pe axe, xR, yR, zR
reprezintă proiecțiile rezultantei pe axe și x, y, z sunt coordonatele unui
punct mobil care descriu axa centrală.
PPy Px Pa
PPx Pz Pa
PPz Py Pa  3 2
xPzPaPzPyPaP2 2 2 2 2 22 
xzazya 2



0 2 50 2 3
xzy axz ya

Dorel STOICA

76
Problema 4.3.3
Se dă un cub rigid de muchie l,
acționat de sistemul de forțe paralele
din figura 4.19 . Modulele forțelor sunt:
P F F 2 1 ; P F F F 2 5 4 3 
Se cere să se determine: a)
torsorul de reducere în O; b) suportul
rezultantei; c) considerând sistemul de
forțe ca vectori legați cu originile în
punctele indicate pe figură, să se
determine centrul forțelor paralele.

Rezolvare
a) Componentele torsorului de
reducere în O sunt date de tabelul
următor:
Zi Mix Miy
F1 -P 0 Pl
F2 -P -Pl 0
F3 2P 2Pl -Pl
F4 2P Pl -Pl
F5 2P 0 -Pl
 4P 2Pl -2Pl
Torsosrul în O are componentele:


jPliPl MkP R
2 24
00

b) Suportul rezultantei se poate obține cu formula generală a axei
centrale sau cu teorema lui Varignon. Expresia ei este:
PPx Pl Py Pl
40
04 2
04 2
De aici, ecuațiile axei centrale se pot pune sub forma: 21x ; 21y .
c) Centrul forțelor paralele are următoarele coordonate, date de
expresiile:

2l
FxF
iii;
2l
FyF
iii ;
43l
FzF
iii
Fig. 4. 19

Statică . Teorie și aplicații

77
Problema 4.3.4
Se consideră un paralelipiped
(figura 4.20) avand dimensiunile
a OA 5; a OB 3; a OC 4 asupra
căruia acționează forțele 1F, 2F, 3F și
4F de module P FF 102 1 ;
P F 2103 si 2 doua cupluri de forte
de module Pa M1 ; Pa M 21 .
Să se reducă sistemul de forțe
în O și E. Să se determine momentul
minim și să se arate cu ce este
echivalent sistemul de forțe; să se
scrie ecuațiile ariei centrale.

Rezolvare:
i iMF; Fix Fiy Fiz Mx Mz Mz
F1 10P 0 0 0 0 0
F2 0 6P -8P -24Pa 0 0
F3 -10P -6P 8P 24Pa -40Pa 0
M1 – – – 0 0 -Pa
M2 – – – -2Pa 0 0
 0 0 0 -2Pa -40Pa -Pa
iPOAOAF F 1011 
kPjP
a akajaPCBCBF F 8 6
16 94 310
2 222 

 kPjP iP
a a akajaiaPDCDCF F 8 6 10
16 9 254 3 5210
2 2 233 

 0
00 1000 511 0  
Pakj i
F OA FM
Fig. 4. 20.

Dorel STOICA

78
 iPa
P Pak j i
F OB FM 24
8 600 3022 0 

 jPa iPa
P P Pak j i
F OC FM 40 24
8 6 104 0 033 0 



kPajPa iPa MR
40 20
00



 

kPajPa iPa a a akj i
kPajPa iPa R OE M MR
EE40 2
0 0 04 3 5 40 20
0

Cazul de reducere:
 0 0MR sistemul este echivalent cu un cuplu de forte.
Axa centrală nu are sens fizic, deoarece rezultanta sistemului de forțe
este nulă.

Problema 4.3.5
Se consideră o pisma triunghiulara, avânt dimensiunile laturilor:
OA=2a; OB=3a; OC=4a, asupra căruia acționează un sistem de forțe,
pentru care se cunosc modulul forțelor
P F 51; 292P F ; P F3 ;
Pa M 6 . (figura 4.21) .
Se cere să se determine torsorul
de reducere în punctul O si punctul A ,
să se arate cu ce este echivalent
sistemul dat pe axa centrală și să se
determine ecuațiile axei centrale.

Fig. 4. 21.

Statică . Teorie și aplicații

79
Rezolvare

kPjP
zz y y x xkzzjy yix xFBCBCF uF F
B C B C B CB C B C B C4 3
2 2 21 1111 

kPjPiPDADAF uF F 4 3 22222 
iPCECEF uF F 3333
 iPa
P Pak j i
F OC FM 12
4 3 04 0 011 0 

 kPajPa
P P Pa ak j i
F OD FM 6 8
4 3 24 3 022 0 

 jPa
Pa akj i
F OE FM 4
0040 233 0  
i tMF; Fix Fiy Fiz Mx Mz Mz
F1 0 -3P 4P 12Pa 0 0
F2 2P -3P -4P 0 8Pa -6Pa
F3 P 0 0 0 4Pa 0
M – – – 0 0 6Pa
 3P -6P 0 12Pa 12Pa 0


jPa iPa MjPiP R
12 126 3
00 ;
aP MRT
kPa jPa iPa ROA M MjPiP R
AA2
0
066
12 12 26 3



Dorel STOICA

80
aP MRT kPa
P Pak j i
R OA A266 12
0 6 30 0 2 


Cazul de reducere: torsor minimal.

aP MRTjPiP jPiP
PaPR
RMRM
2
min22
20
min
662
5226 3
4566

 


jPa iPa MjPiP R
25226 3
minmin

zx y Oz
yz x Oy
xy z Ox
RyR xR M
RxR zR M
RzR yR M

03 6
24
36 2 y x za z a





2 10 02 1
;1516
3 12 4 120 2
y xy xy x
a zz a a zyx

Statică . Teorie și aplicații

81
4.4. Probleme propuse
Problema 4.4.1
Pe un cub rigid de muchie a,
(figura 4.22) , acționează un sistem de
forțe, ale căror module sunt:
26 5 4 3 2 1 P F F F F FF  . Se
cere sa se determine:
a) Torsorul în originea O;
b) Cu ce este echivalent sistemul
de forțe și cupluri;
c) Ecuațiile axei centrale;

Problema 4.4.2
Piramida din figura 4.23 , are
baza un pătrat de latură a și înălțimea
de 3a, iar mărimile forțelor sunt:
P F F F F  3 4 2 1 ;
10 6 5 P F F . Se cer: cât este
σ0, echivalența și ecuația axei centrale.

Problema 4.4.3
Se consideră sistemul de forțe
aplicate paralelipipedului rigid din figura
4.24, unde: a OC OA ; a OO 21 ,
iar forțele sunt: 2 1P F ; 6 2P F ;
2 1Pl M . Se cer:
a) Torsorul în originea O;
b) Cu ce este echivalent sistemul de
forțe și cupluri;
c) Ecuațiile axei centrale;
d) Torsorul de reducere în punctele
A1, B1, C1, O1.
Fig. 4. 22.

Fig. 4. 23.

Fig. 4. 24.

Dorel STOICA

82

Problema 4.4.4
Se dă sistemul de forțe aplicate paralelipipedului rigid din figura 4.25,
unde: a OA; a OC 3; a OO 31,
iar forțele sunt: P F 21;
232 P F ; 20 143 P F ;
Pa M 61 .
Se cer:
a) Torsorul în originea O;
b) Cu ce este echivalent sistemul
de forțe și cupluri;
c) Ecuațiile axei centrale;
d) Torsorul de reducere în punctul A și C.

4.5. Centre de greutate (centre de masă)
Se știe că toate corpurile de pe suprafața Pământului sunt supuse
forței de atracție a acestuia, adică asupra unui corp de masă m se exercit ă
o forță, proporțională cu masa corpului, numită greutate.
gm G (4.75)
unde g, este accelerația pământului, formată de rezultanta dintre
accelerația gravitațională ( adică a forței gravitațional e) și accelerația de
transport ( rezultanta mișcării de rotație a Pământului).
Este cunoscut faptul că v aloarea accelera ției terestre g variază în
funcție de latitudine și altitudine, dar din cauză că aceste variații sunt mici,
s-a convenit să fie neglijate. În consecin ță, în calcule se consideră că
valoarea medie g = 9,81 m/s2.
De asemenea, datorită fa ptului că raportul dintre dimensiunea
corpurilor folosite în general și dimensiunea pământului este foarte mic, s -a
convenit să se considere că greutățile forțelor, a căror vector este îndreptat
după verticala locului, sunt paralele. S -a ajuns astfel ca ac eastă problemă
să reprezinte de fapt un caz particular de forțe paralele, prezentat mai jos.

Fig. 4. 25.

Statică . Teorie și aplicații

83

4.5.1. Centrul de greutate al unui sistem de puncte
materiale
Fie un sistem de puncte materiale A i de mase m i și vectori de poziție
ir, (i = 1, 2, …,n), în raport cu originea O a sistemului de axe.
Greutatea sistemului este:
  Mg mggm G Gi i i . (4.76)
Greutatea va fi aplicată în centrul forțelor paralele de greutate, iG
(fig. 4.26), adică în centrul de greutate al sistemului.

Fig. 4. 26.
Vectorul de poziție al centrului de greutate C, conform relației (4.52)
este:

iii
CGrGr (4.77)
Dacă se înlocuiește relația (4.76) în (4.77) , se obține :



iii
iii
iii
Cmrm
gmrgm
GrGr (4.78)
Aceasta este demonstrația faptul ui că centrul de greutate C este un
element geometric, care depinde de modul de distribuire a maselor din
punctele A i, justificându -se deci denumirea de centrul de masă.
Proiecțiile pe axe ale vectorului Cr sunt coordonatele centrului de
masă:

Dorel STOICA

84


  
iii
C
iii
C
iii
Cmzmzmymymxmx ; ; (4.79)
Expresiile iixm, iiym, iizmse numesc momente statice ale
sistemului față de planele Oyz, Oxzși Oxy, iar expresia iirm
reprezintă momentul static al sistemului față de punctul O.
Cu ajutorul acestor mărimi se poate caracteriza felul în care este
distribuită masa unui sistem de puncte materiale.
Din relațiile (4.78) și (4.79) rezultă că:
C ii rMrm ; C ii Mxxm ; C ii Myym ; C ii Mzzm (4.80)
Aceasta este teorema momentului static , adică momentul static al
unui sistem de puncte materiale în raport cu un punct este egal cu masa
sistemului înmulțită cu vectorul de poziție al centrului de greutate în raport
cu acel punct . Altfel spus, momentul static al unui sistem de puncte
materiale în raport cu un plan de referință este egal cu masa sistemului
înmulțită cu distanța de la centrul său de greutate la acel plan.

4.5.2. Centrul de greutate al corpurilor
S-a convenit ca î n mecanică să se admită că toate corpurile rigide
sunt dintr -un material nedeformabil, adică fiecare punct al corpului,
considerat la scară macroscopică, are masă, distanțele dintre aceste puncte
rămânând aceleași oricare ar fi efortul care acționează asupra corpului.
Pentru a stabili o legătură cu rezultatele obținute în cazul sistemelor
de n puncte materiale, se consideră corpul divizat în v olume elementare
iV, care au masa im. Vectorul de poziție al centrului de greutate,
conform relației (4.78) este:


ii i
Cmmrr (4.81)
Trecând la limită, când 0im și n , atunci sumele din
relația (4.81) devin integrale definite pe domeniul ocupat de corp. Acest
domeniu se notează cu (D) în cazul general, iar în cazul barelor, plăcilor și
al blocurilor, respectiv cu ( l ), (S) și (V). Astfel se obțin:


DDi
cdmdmr
r ;

DDi
dmdmx
 ;

DDi
dmdmy
 ;

DDi
dmdmz
 (4.82)

Statică . Teorie și aplicații

85
În relația (4.83) ir, ix, iy, iz sunt vectori de poziție, adică sunt
coordonate ale centrului de greutate al elementului de masă dm considerat.
Expresiile )(Ddmx , )(Dydm, )(Ddmz reprezintă momentele
statice ale corpurile în raport cu planele axelor Oyz, Oxz, Oxy, iar )(Ddmr
reprezintă momentul static în raport cu punctul O.
Din relațiile (4.82) se deduce teorema momentului static în cazul
corpurilor , și anume:
c D rM dmr)(; M dmxD)(; M dmyD)(;)(D M dmz (4.83)
Relația (4.83) se poate enunța identic ca în caz ul sistemelor de
puncte materiale.
În vederea studiul ui centrului de greutate al corpului , este necesar ă
introducerea noțiunii de densitate medie (altfel spus masă volumică medie),
definită confor m relației :
ii
medVm
 (4.84)
Trecând la limită, când 0iV se obține densitatea (masa
volumică) :
dVdm (4.84)
În mecanică, corpurile se împart în bare (linii materiale), plăci
(suprafețe materiale) și blocuri (volume materiale) .
Ele se definesc conform tabelului de mai jos:

Corp Densitate Densitate medie
Bare dsdm
l sm
medl
Plăci dAdm
A dAdm
medA
Blocuri dVdm
Vm
med

Dorel STOICA

86
Dacă corpurile sunt omogene și izotrope , se consideră că densitatea
este constantă, altfel spus const .
Dacă corpurilor sunt neomogene, atunci densitatea variază:
),,( zyx (4.85)
Analizând relațiile (4.82) până la (4.85) se obține:
 pentru bare omogene



dsdsrrc, (4.86)
respectiv :



dsdsx , 


dsdsy , 


dsdsz ; (4.87)
 pentru plăci omogene:


ss
cdAdAr
r , (4.88)
respectiv:


ss
dAdAx , 

ss
dAdAy , 

ss
dAdAz ; (4.89)
 pentru b locuri omogene


VV
cdVdVrr , (4.90)
respectiv:


VV
dVdVx , 

VV
dVdVy , 

VV
dVdVz ; (4.91)
Se deduce din relațiile (4.86) până la (4.91) faptul că, pentru
corpurile omogene, centrul de greutate are un caracter geometric , în vreme
ce pentru corpurile neomogene, se poate scrie:


DD
cdVzyxdVrzyxr,,,,

(4.92)

Statică . Teorie și aplicații

87
respectiv:


DD
dVzyxdVxzyx
,,,,
 ,

DD
dVzyxydVzyx
,,,,
 ,

DD
dVzyxdVzzyx
,,,,
 (4.93)
Principalele proprietăți ale centrului de greutate sunt:
 ca și în cazul centrul ui forțelor paralele , poziția centrului de
greutate nu depinde de sistemul de axe ales, reprezentând deci
un punct intrinsec al sistemului.
 în cazul în care corpul admite un plan de simetrie (geometric și
masic) , centrul de greutate se află în acest plan.

4.5.3. Teoremele Pappus – Guldin
Teorema 1. Aria suprafeței generată prin rotirea completă a arcului
de curbă în jurul unei axe din planul său, pe care nu o intersectează , este
egală cu produsul dintre lungimea arcului de curbă și lungimea cercului
descris de centrul de greutate al curbei.
Elementul de arc MM’ = dl generează prin rotație, o supraf ață conică
având generatoarea dl și raza medie y (fig.4.27, a).
ydl dA2 (4.94)
Prin integrare rezultă aria:
ly ydl ydl AC l l   2 2 2)( )(      (4.95)
întrucât, conform teoremei momentelor statice,
ly ydlC l)( (4.96)
Teorema 2. Volumul generat prin rotirea completă a suprafeței în
jurul unei axe din planul său, pe care nu o intersectează , este egal cu
produsul dintre aria suprafeței respective și lungimea cercului descris de
centrul de greutate al suprafeței.
Volumul elementar dV care rezultă prin rotirea completă a elementului
de suprafață dA poate fi considerat ca diferența volumelor a doi cilindri
elementari de înălțime dx și raze ( y+dy), respectiv y (fig.4.27, b) .
dA ydxdy dxy dxdyy dV     2 2 ) (2 2  (4.97)
În relația (4.97), t ermenul 0 )(2dxdy are în produs un infinit
mic, de ordin superior.

Dorel STOICA

88
Volumul total este:
Ay ydA ydA dV VC A A A    2 2 2)( )( )(      (4.98)
întrucât, conform teoremei momentelor statice,
Ay ydAC A)( (4.99)

Fig. 4. 27. Teoremele Pappus – Guldin
4.6. Centre de masă pentru corpuri uzuale

1. Arc de cerc
Fie arcul de rază R definit la centrul
cercului de unghiul 2 α, (fig.4.28).





 sincos
R
RdRd R
dlxdl






,
. =, cos=

Rd dlRx

Distanța pe bisectoare de la centrul cercului la centrul de masă este:
sinROC
(4.100)

Fig. 4. 28.

Statică . Teorie și aplicații

89
2. Sector de cerc
Fie sectorul de cerc de rază R,
delimitat la centru de unghiul 2 α,
(fig.4.29)
2
0
0cos
cos
2 cos
3R
RxdA r rd dr
dA rd dr
r dr d
R
rdr d


 


 





 
  

  
 
 
 
unde: drrd dA ; dA – element de arie.
Distanța , pe direcția bisectoarei, de la centrul cercului până la centrul
de masă se află în funcție de jumătate din unghiul la centru:
cos
32ROC . (4.101)
3. Con
Fie un con circular drept, omogen, de
înălțimea h (fig. 4.30). La o distanță
considerată z de vârf se construiește un
element de volum definit de 2 secțiuni paralele
cu baza la distanța dz între ele , și care poate fi
aproximat cu un cilindru de rază r. Centrul de
masă se află pe axa Oz, care este și axă de
simetrie. Se ține cont de proporționalitatea
hz
Rr= de unde zhRr= și deci 2
22
= zhRdV .
Cota  a centrului maselor este:


dzrdzrz
dvzdy
22

. (4.102)
Centrul maselor unui con se află pe axa lui de simetrie la o distanță
de h43 de vârf și 4h de bază.
Fig. 4. 29

Fig. 4. 30.

Dorel STOICA

90
4. Semisfera
Fie un element de volum între două
secțiuni paralele cu baza la distanța dz și
înălțime z, (fig. 4.31). Acesta poate fi
aproximat cu un cilindru de volum
dzr dV2= , unde r se exprimă în
funcție de R , 2 2 2z R r .
Centrul de masă s e află pe axa de
simetrie (axa Oz).


83
02 202 2
R
dzz Rdzr Rz
dvzdv
RR






 . (4.103)
Rezultă 83=R de bază.
4.7. Probleme rezolvate

Problema 4. 7.1
Să se determine poziția centrului maselor pentru sistemul de bare din
figura 4.5.1
Rezolvare:
Se împarte sistemul de bare omogene din figura 4.32 în domenii
simplu conexe.

Fig. 4. 32.
Fig. 4.32.a.

Fig. 4. 31

Statică . Teorie și aplicații

91
Pentru domeniul simplu conex BC (vezi fig.4.32.a) se calculează
poziția centrului de masă pe axa de simetrie a domeniului.

 llROC2
22sinsin
1  .
Corp li xi yi lixi liyi
l 0 l2 0 2l2
C D
4l 3l 0 12l2 0
E

D 2l 5l l 10l2
5l2
 ( )+6l – – 22l2 7l2

Se calculează centrul maselor cu formulele:

622l
lxl
iii, 
67l
lyl
iii.

Problema 4. 7.2
Să se determine poziția centrului
maselor pentru sistemul de bare din
figura 4.33.
Rezolvare:
Se împarte sistemul de bare
omogene din figura 4.33 în domenii
simplu conexe.
Se calculează centrul maselor cu
formul ele:

iii
lxl , 
iii
lyl .

Fig. 4. 33

Dorel STOICA

92
Corp li xi yi lixi liyi
A

B 10l 2l 23l
2102l 210 32l
4l 3l 0 12l2 0

3l 5l 23l 215l 292l
 10 7l _ _ 


210272l 103922
l

102 1410 54
 l
lxl
iii ,
102 14)10 3(3
 l
lyl
iii .

Problema 4. 7.3
Să se determine poziția centrului maselor pentru sistemul de bare din
figura 4.34
Rezolvare:
Se împarte sistemul de bare omogene din figura 4.34 în domenii
simplu conexe.
Se calculează centrul maselor cu formulele:

iii
lxl ,

iii
lyl .

Fig. 4. 34.
Fig. 4.34.a.

Statică . Teorie și aplicații

93
Pentru domeniul simplu conex AC (vezi fig.4.34.a) se calculează
poziția centrului de masă pe axa de simetrie a domeniului.

 22
422
44sinsin
1aa aRBC  .
Corp li xi yi lixi liyi
A
C 2a a2
aa2 2a 22
2aa
B
C
a
2a a
22a 2a
C

D a a
2a 2a 22a
D

E 2a 23a
2a
22 32a 222a
 )2+2+2(a
– – 23522
a
( )+2+522a




224235a
lxl
iii,


224) 2 5(a
lyl
iii.

Dorel STOICA

94
Problema 4. 7.4
Să se determine poziția centrului maselor pentru sistemul de bare din
figura 4.35
Rezolvare:
Se împarte sistemul de bare omogene din figura 4.35 în domenii
simplu conexe.

Fig. 4. 35

Fig. 4.35.a.
Pentru domeniul simplu conex BC (vezi fig.4.35.a) se calculează
poziția centrului de masă pe axa de simetrie a domeniului.

 22
422
44sinsin
1aa aROC  .
Corp li xi yi lixi liyi
B

A

2l
2l
2l

222l
222l

2l l2
l2 -l2 l2

Statică . Teorie și aplicații

95
C D

l
2l
l
22l
l2
D

E
l
l
2l
l2
22l

 

22 2l

–
– 2 122
l
2 522
l

Se calculează centrul maselor cu formulele:



2242 1l
lxl
iii, 


2242 5l
lyl
iii.

Problema 4. 7.5
Să se determine poziția centrului maselor pentru sistemul de bare din
figura 4.36
Rezolvare:
Se împarte sistemul de bare omogene din figura 4.36 în domenii
simplu conexe.
Pentru domeniul simplu conex CD (vezi fig.4.36.a) se calculează
poziția centrului de masă pe axa de simetrie a domeniului.
 
 26
4223
44sin3sin
1aa aROC   .

Dorel STOICA

96

Fig. 4. 36
Fig. 4.36.a.
Corp li xi yi zi lixi liyi lizi

3a
1,5a
4a
0
25,4a
212a
0
C B

4a
3a
2a
0
212a
28a
0

a5,1 a6
0 a6
a8
0
2a9
D

5a
0
2a
1,5a
0
210a
25,7a

 5,112a – – – 25,24a 230a 16,5a2

Se calculează centrul maselor cu formulele:
5,1 125,24
 a
lxl
iii, 5,1 1230
 a
lyl
iii,
5,1 125,16
 a
lzl
iii.

Statică . Teorie și aplicații

97

Problema 4. 7.6
Să se determine poziția centrului maselor pentru sistemul de bare din
figura 4.37 .

Fig. 4. 37.

Fig. 4.37.a.
Rezolvare:
Se împarte sistemul de bare omogene din figura 4.37 în domenii
simplu conexe.
Pentru domeniul simplu conex OC (vezi fig.4.37.a) se calculează
poziția centrului de masă pe axa de simetrie a domeniului.

 llROC2
22sinsin
1  .
Corp li xi yi zi lixi liyi lizi
A

B
l
l
0
2l

l2
0
22l

l
2l 0 0
22l 0 0
l 0 l
l2 0 2l 22l
C D

2l
0
3l
0
0
6l2
0

Dorel STOICA

98


( )+4l
–
–
– 232l

62l
252l

Se calculează centrul maselor cu formulele:
) 4(23
 l
lxl
iii, 

46 l
lyl
iii,
) 4(25
 l
lzl
iii.

Problema 4. 7.7
Pentru placa omogenă din figura 4.38 se cere să se determine poziția
centrului maselor. Dimensiunile plăcilor și poziția axelor sunt indicate pe
desen.

Fig. 4. 38.
Fig. 4.38.a.

Rezolvare:
Se împarte sistemul de corpuri omogene din figura 4.38 în domenii
simplu conexe.

Statică . Teorie și aplicații

99
Nr. Corp Ai xi yi Aixi Aiyi
1.

22l 3l 3l
63l 63l
2.
2l 2l 2l
23l 23l

3.
22l
0 34l
0 323l
 322l
_
_
3l
0
Pentru domeniul simplu conex 3 (vezi fig.4.38.a) se calculează poziția
centrului de masă pe axa de simetrie a domeniului.


34
22sin
32 sin
32
3llROC    .
Se calculează centrul maselor cu formulele:
 
32l
AxA
iii
c, 0 
iii
cAyA .

Problema 4. 7.8
Pentru placa omogenă din figura 4.39 se cere să se determine poziția
centrului maselor. Dimensiunile plăcilor și poziția axelor sunt indicate pe
desen.

Fig. 4. 39.
Fig. 4.39.a.

Dorel STOICA

100
Rezolvare:
Se împarte sistemul de corpuri omogene din figura 4.39 în domenii
simplu conexe.
Se calculează centrul mase lor cu formulele:

iii
cAxA , 
iii
cAyA .

Pentru domeniul simplu conex 2 (vezi fig.4.39.a) se calculează poziția
centrului de masă pe axa de simetrie a domeniului.
 

324=
422
32=
44sin
32=sin
32=1ll lROC .
Nr. Corp Ai xi yi Aixi Aiyi
1.
9l2 l23
l23
3
227l 3
227l
2.
42l
34l
34l
33l
33l

3.
3l2 311l
l 11l3 3l3

 )12+4(2l
–
– 61493l
61013l

) 48(3298
  l
AxA
iii
c , ) 48(3202
  l
AyA
iii
c .

Statică . Teorie și aplicații

101
Problema 4. 7.9
Pentru placa omogenă din figura 4.40 se cere să se determine poziția
centrului maselor. Dimensiunile plăcilor și poziția axelor sunt indicate pe
desen.

Fig. 4. 40.
Fig. 4. 41.

Rezolvare:
Se împarte sistemul de corpuri omogene din figura 4.41 în domenii
simplu conexe.
Pentru domeniul simplu conex 3 (vezi fig.4.41.a) se calculează poziția
centrului de masă pe axa de simetrie a domeniului.
 
 24=
44sin3
32=sin
32=3llROC .

Dorel STOICA

102
Nr. Corp Ai xi yi zi Aixi Aiyi Aizi
1.
6l2 l 0 l23
36l 0 39l

2.

292l

0
l
l 293l

0 293l

3.
492l
l4
l4

0
9l3
9l3
0

 )49+221(2l _ _ _
2393l

9l3 21273l

Se calculează centrul maselor cu formulele:
9 4278
  l
AxA
iii
c , 9 4236
  l
AyA
iii
c ,
9 4254
  l
AzA
iii
c .

Problema 4. 7.10
Pentru corpul omogen din figura 4.42 se
cere să se determine poziția centrului
maselor. Dimensiunile plăcilor și poziția axelor
sunt indicate pe desen.
Rezolvare:
Se împarte corpul omogen din figura
4.42 în domenii simplu conexe.
Corpul are axă de simetrie Oz,
coordonatele pe Ox și pe Oy ale centrului
maselor sunt nule.
32
33 2R hRVcon .
Pentru con centrul de masă se găsește
la 43 din înălțime.

Fig. 4. 42

Statică . Teorie și aplicații

103
R R R z25
2121  , 3 22R hR Vcilindru  ,323RVsemisfera .
Pentru semisferă centrul de masă se găsește la 83 din rază.
R z83
3 .
Nr. Corp Vi zi Vizi

1.
323R R25
354R

2.
32R R 42R

3.
323R R83
44R

 3103R _
12414R
Se calculează centrul maselor cu formula: 4041R
VzV
iii
c  .
Problema 4. 7.11
Pentru corpul omogen din figura
4.43 se cere să se determine poziția
centrului maselor. Dimensiunile plăcilor și
poziția axelor sunt indicate pe desen.

Rezolvare:
Se împarte corpul omogen din
figura 4.43 în domenii simplu conexe.
Corpul are axă de simetrie Oz,
coordonatele pe Ox și pe Oy ale centrului
maselor sunt nule.
33 2
33
3RR hRVcon  .

Fig. 4. 43

Dorel STOICA

104
Pentru con centrul de masă se găsește la 43 din înălțime.
43
41
1Rh z  , 3 24R hR Vcilindru  .

Nr. Corp Vi zi Vizi

1.
3R R43
434R

2.

34R
2R
48R


35R
_ 4294R
Se calculează centrul maselor cu formula: 2029R
VzV
iii
c  .
Problema 4. 7.12
Se dă placa omogenă din figura
4.44. Dimensiunile plăcilor și poziția
axelor fiind indicate pe desen. Se cere să
se calculeze distanța l astfel încât centrul
maselor să se găsească pe axa Oy.
Rezolvare:
Se împarte placa omogenă din
figura 4.44 în domenii simplu conexe.

Nr. Corp Ai xi Aixi

1.

4a2
-a
-4a3
2.

al 3l
32al


laa4 _



22
43ala

Fig. 4. 44

Statică . Teorie și aplicații

105
Se calculează:
l aa l
AxA
iii
c3 12122 2
 .
Pentru ca centrul de masă să se afle pe axa Oy trebuie ca c să fie
zero.
03 12122 2

l aa l.
Rezultă:
0 122 2a l , .32=,32=, 12=2 12a la l a l
Se consideră ca soluție acceptată valoarea pozitivă a lui l.

Problema 4. 7.13
Să se determine volumul suprafeței obținută prin rotirea plăcilor
omogene din figura 4.45 în jurul axei Ox.
Rezolvare:
Se împarte placa omogenă din figura 4.45 în domenii simplu conexe.
Pentru domeniul simplu conex 3 (vezi fig.4.45.a) se calculează poziția
centrului de masă pe axa de simetrie a domeniului.
 

324
44sin
32 sin
32
1llROC    .

Fig. 4. 45
Fig. 4.45.a.

Dorel STOICA

106

Nr. Corp Ai yi Aiyi

1.

l2
2l
23l

2.

22l 3l
63l

3.

412l 34ll
3 43 3l l

 

23
42l _


423l

Se calculează volumul suprafeței obținută prin rotirea plăcii omogene
cu formula:


 42 2 23  l yA Vii.
4.8. Probleme propuse
Problema 4. 8.1
Să se determine poziția centrului maselor pentru sistemul de bare din
figura 4.46

Fig. 4. 46

Statică . Teorie și aplicații

107
Rezolvare:
Se calculează centrul maselor cu formulele:


22325,17l
lxl
iii,


223)12(2l
lyl
iii.

Problema 4. 8.2
Să se determine poziția centrului maselor pentru sistemul de bare
omogene din figura 4.47

Rezolvare:


2 1489
 a
lxl
iii
,
2 149
 a
lyl
iii,
2 143
 a
lzl
iii.

Problema 4. 8.3
Pentru placa omogenă din figura 4.48 se cere să se determine poziția
centrului maselor. Dimensiunile plăcilor și poziția axelor sunt indicate pe
desen.
Rezolvare:

12 188 15
 
a
AxA
iii

6 910
 
a
AyA
iii
c

Fig. 4. 47

Fig. 4. 48

Dorel STOICA

108
Problema 4. 8.4
Pentru placa omogenă din figura 4.49 se cere să se determine poziția
centrului maselor. Dimensiunile plăcilor și poziția axelor sunt indicate pe
desen.

Rezolvare:

Se calculează centrul
maselor cu formulele:
 
148l
AxA
iii
c
,

) 14(33 32
  l
AyA
iii
c
,

) 14(33 222
 l
AzA
iii
c
.

Problema 4. 8.5
Se dă placa omogenă din figura 4.50. Dimensiunile plăcilor și poziția
axelor fiind indicate pe desen. Se cere să se calculeze distanța l astfel încât
centrul maselor să se găsească pe axa Oy.
Rezolvare:
Se calculează centrul
maselor cu formulele

l RR l
AxA
iii
c4 32 322 2



)4 (3232
l RRlR
AyA
iii
c 

Pentru ca centrul de masă să se afle pe axa Oy trebuie ca c să fie
zero. 
04 32 322 2

l RR l
.

Fig. 4. 49

Fig. 4. 50

Statică . Teorie și aplicații

109
Rezultă:

.32,32,32,0 2-3
2 122 2
R lR lR lR l
 

Se consideră ca soluție acceptată valoarea pozitivă a lui l.

Problema 4. 8.6
Să se determine aria suprafeței obținută prin rotirea barelor omogene
din figura 4.51 în jurul axei Ox.

Rezolvare:
5 8 2 22  r yl Aii  .

Problema 4. 8.7
Să se determine volumul suprafeței obținută prin rotirea plăcilor
omogene din figura 4.52 în jurul axei Oy.

Rezolvare:



     3202 23l xA Vii.

Fig. 4. 51

Fig. 4. 52