Gelöste Aufgaben/FEC1/FEC1 - Teil II: Das Modell erstellen

Mathematisches Modell formulieren

Die Bewegungsgleichungen leiten wir mit dem Prinzip der virtuellen Verrückungen her, die Gleichgewichtsbedingung lautet also

$\begin{array}{lcl}\delta W& =& \delta W^a-\delta \mathrm{\Pi }\\ & \stackrel{!}{=}& 0\end{array}$.

Die Anteile ergeben sich jeweils aus der Summe der Teilsysteme

$\delta W^a=\sum _i{W}_i^a,\delta \mathrm{\Pi }=\sum _i{\mathrm{\Pi }}_i$

mit

$i\in \{S,I,T,B_B,B_C,U_A,U_D\}$ .

Auf keines der Teilsysteme wirkt eine äußere, eingeprägte Last (keine Kraft, kein Moment) - es treten also nur die Anteile der d'Alembert'schen Kräfte und der Formänderungsenergie auf.

Impeller- und Turbinen-Rad sowie die Unwuchten erfassen wir als Starrkörper - ihre virtuelle Formänderungsenergie ist Null:

$\begin{array}{lc}\delta {\mathrm{\Pi }}_I& =0\\ \delta {\mathrm{\Pi }}_T& =0\\ \delta {\mathrm{\Pi }}_{U,A}& =0\\ \delta {\mathrm{\Pi }}_{U,D}& =0\end{array}$ .

Für die beiden Lager berücksichtigen wir keine Massen, hier ist also

$\begin{array}{lc}\delta W_{B,B}& =0\\ \delta W_{B,C}& =0\end{array}$ .

Die verbleibenden virtuellen Arbeiten des Systems schreiben wir an, sortieren nach den Koordinaten und deren Variation und formen daraus das System von Bewegungsgleichungen.

tmp

Diskretisierung der Welle

Die Welle ist ein elastisches Kontinuum. Wir können sie als Stab (als eindimensionales Kontinuum) modellieren. Dabei passen

• ein Euler-Bernoulli-Balken oder
• ein Timoshenko-Balken.

Der Einfachheit halber wählen wir den klassischen Euler-Bernoulli-Balken. Die Ansatzfunktionen und Element-Steifigkeits-Matrizen nehmen wir aus der FEM-Formulierung für den Euler-Bernoulli-Balken.

Für die Komplexität des Modells ist die Anzahl der Finiten Elemente entscheidend. Jeder Knoten eines Finite Elements für diesen 3D-Euler-Bernoulli-Ballken hat die vier Koordinaten

$\begin{array}{c}{V}_i(t)\\ {\mathrm{\Psi }}_i(t)\\ W_i(t)\\ {\mathrm{\Phi }}_i(t)\end{array}$.

Die Anzahl der Koordinaten K ist also mit N als Anzahl der Elemente

$K=4\cdot (N+1)$

Uns geht es hier primär um die Anschaulichkeit - wir approximieren die Bewegung der Welle mit einem Finiten Element.

Damit sind die Koordinaten der Welle - und damit des Gesamt-Systems

Hier steht der Index 0 für Punkt A und Index 1 für Punkt B.

/*******************************************************/
/******************* PART   I **************************/
/*******************************************************/

/* define trial functions */
trial: w(x,t) = sum(a[i]*xi^i,i,0,3);
nodal : [W[0](t)  = subst([xi=0],subst(trial,w(x,t))),
         Φ[0](t)  = subst([xi=0],diff(subst(trial,w(x,t)),xi)/ℓ),
         W[1](t)  = subst([xi=1],subst(trial,w(x,t))),
         Φ[1](t)  = subst([xi=1],diff(subst(trial,w(x,t)),xi)/ℓ)];
trial: ratsimp(subst(solve(nodal,makelist(a[i],i,0,3))[1],trial));
/* translate to y-direction */
trial: [trial, subst([w(x,t)=v(x,t),W[0](t)=V[0](t),W[1](t)=V[1](t), Φ[0](t)=Ψ[0](t), Φ[1](t)=Ψ[1](t)],trial)];

/* shaft nodal coordinates */
Q: [[ V[0](t),  Ψ[0](t),  W[0](t),  Φ[0](t),  V[1](t),  Ψ[1](t),  W[1](t),  Φ[1](t),  V[i](t),  Ψ[i](t),  W[i](t),  Φ[i](t)], 
    [δV[0]   , δΨ[0]   , δW[0]   , δΦ[0]   , δV[1]   , δΨ[1]   , δW[1]   , δΦ[1]   , δV[i]   , δΨ[i]   , δW[i]   , δΦ[i]   ]];
/* variation of coordinates            */
varia: makelist(Q[1][i]=Q[2][i],i,1,8);
/* null-reference for linearization   */
nuller : makelist(Q[1][i]=0,i,1,12);

Wir beschreiben den Ort "x₁" der neutralen Faser der Welle durch die funktionalen Koordinaten v(x₁,t) und w(x₁,t) im rotierenden Koordinatensystem. In diesem ist

$\begin{array}{ll}{\overrightarrow{r}}_N(x_1,t)& =x_1\cdot {\overrightarrow{e}}_{x,1}+v(x,t)\cdot {\overrightarrow{e}}_{y,1}+w(x,t)\cdot {\overrightarrow{e}}_{z,1}\\ & =(x_1,v,w)\cdot \left(\begin{array}{c}{\overrightarrow{e}}_{x,1}\\ {\overrightarrow{e}}_{y,1}\\ {\overrightarrow{e}}_{z,1}\end{array}\right)\\ & =(x_1,v,w)\cdot {\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_1\end{array}$

mit den Einheits-Vektoren des rotierenden Koordinatensystems

>>${\overrightarrow{e}}_{x,1}(t),{\overrightarrow{e}}_{y,1}(t),{\overrightarrow{e}}_{z,1}(t))$.

In Kurzform schrieben wir den Ortsvektor als

${\overrightarrow{r}}_N={\underset{\_}{r}}_N\cdot {\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_1$.

mit

${\underset{\_}{r}}_N^T=\left(\begin{array}{c}{x}_1\\ v(x_1,t)\\ w(x_1,t)\end{array}\right)$ und ${\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_1=\left(\begin{array}{c}{\overrightarrow{e}}_{x,1}\\ {\overrightarrow{e}}_{y,1}\\ {\overrightarrow{e}}_{z,1}\end{array}\right)$.

Um vom  

$\begin{array}{ll}{\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_0& \dots \text{ Inertialsystem in das}\\ {\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_1& \dots \text{ rotierende Koordinatensystem}\end{array}$

zu transformieren, arbeiten wir mit der Eulerschen Drehmatrix in der Form

${\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_1={\underset{\_}{\underset{\_}{D}}}_1(\mathrm{\Omega }t)\cdot {\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_0$

Die Beschleunigung eines Schwerpunkts des Querschnitts "x" erhalten wir dann durch die zweite Ableitung des Ortsvektors nach der Zeit. Das ist nicht ganz trivial, weil wir nun die Ableitung der Einheitsvektoren im rotierenden Koordinatensystem berücksichtigen müssen. Wir starten deshalb mit der ersten Zeitableitung, der Geschwindigkeit. Hier ist - mit der Produktregel -

${\dot{\overrightarrow{r}}}_N={\dot{\underset{\_}{r}}}_N\cdot {\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_1+{\underset{\_}{r}}_N\cdot \dot{{\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_1}$

mit

$\dot{{\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_1}={\dot{\underset{\_}{\underset{\_}{D}}}}_1(\mathrm{\Omega }t)\cdot {\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_0$.

Ausführlich geschrieben steht dort

$\begin{array}{lc}\frac{{\overrightarrow{r}}_N(x_1,t)}{dt}:={\dot{\overrightarrow{r}}}_N(x_1,t)=& \underset{=0}{\underbrace{\frac{d}{dt}(x_1\cdot {\overrightarrow{e}}_{x,1})}}\\ & +\underset{=\dot{v}(x,t)\cdot {\overrightarrow{e}}_{y,1}+v(x,t)\cdot {\dot{\overrightarrow{e}}}_{y,1}}{\underbrace{\frac{d}{dt}(v(x,t)\cdot {\overrightarrow{e}}_{y,1})}}\\ & +\underset{=\dot{w}(x,t)\cdot {\overrightarrow{e}}_{z,1}+w(x,t)\cdot {\dot{\overrightarrow{e}}}_{z,1}}{\underbrace{\frac{d}{dt}(w(x,t)\cdot {\overrightarrow{e}}_{z,1})}}\end{array}$.

Einsetzten liefert für die Einheitsvektoren im gedrehten "1"-System (s.o.)

$\underset{:={\underset{\_}{\overrightarrow{e}}}_1}{\underbrace{\left(\begin{array}{c}{\overrightarrow{e}}_{x,1}\\ {\overrightarrow{e}}_{y,1}\\ {\overrightarrow{e}}_{z,1}\end{array}\right)}}=\left(\begin{array}{c}{\overrightarrow{e}}_{x,0}\\ \cos \left(\mathrm{\Omega }t\right)\cdot {\overrightarrow{e}}_{y,0}-\sin \left(\mathrm{\Omega }t\right)\cdot {\overrightarrow{e}}_{z,0}\\ \cos \left(\mathrm{\Omega }t\right)\cdot {\overrightarrow{e}}_{z,0}+\sin \left(\mathrm{\Omega }t\right)\cdot {\overrightarrow{e}}_{y,0}\end{array}\right)$

Und damit ist z.B.

${\dot{\overrightarrow{e}}}_{y,1}=-\mathrm{\Omega }\cos \left(\mathrm{\Omega }t\right){\overrightarrow{e}}_{z,0}-\mathrm{\Omega }\sin \left(\mathrm{\Omega }t\right){\overrightarrow{e}}_{y,0}$und

${\dot{\overrightarrow{\underset{\_}{e}}}}_1=\left(\begin{array}{c}0\\ -\mathrm{\Omega }\cos \left(\mathrm{\Omega }t\right){\overrightarrow{e}}_{z,0}-\mathrm{\Omega }\sin \left(\mathrm{\Omega }t\right){\overrightarrow{e}}_{y,0}\\ +\mathrm{\Omega }\cos \left(\mathrm{\Omega }t\right){\overrightarrow{e}}_{y,0}-\mathrm{\Omega }\sin \left(\mathrm{\Omega }t\right){\overrightarrow{e}}_{z,0}\end{array}\right)$.

Die zweite Ableitung nach der Zeit liefert analog

${\ddot{\overrightarrow{\underset{\_}{e}}}}_1=\left(\begin{array}{c}0\\ +{\mathrm{\Omega }}^2\sin \left(\mathrm{\Omega }t\right)\cdot {\overrightarrow{e}}_{z,0}-{\mathrm{\Omega }}^2\cos \left(\mathrm{\Omega }t\right)\cdot {\overrightarrow{e}}_{y,0}\\ -{\mathrm{\Omega }}^2\cos \left(\mathrm{\Omega }t\right)\cdot {\overrightarrow{e}}_{z,0}-{\mathrm{\Omega }}^2\sin \left(\mathrm{\Omega }t\right)\cdot {\overrightarrow{e}}_{y,0}\end{array}\right)$

Die Variation des Ortsvektors erhalten wir, indem wir im Ausdruck für

${\overrightarrow{r}}_N$

• die Terme zu Null setzen, die wir nicht variieren dürfen und
• die Koordinaten v(x,t), w(x,t) durch ihre Variation δv(x), δw(x) ersetzen, also

$\delta {\overrightarrow{r}}_N(x_1)=0+\delta v(x)\cdot {\overrightarrow{e}}_{y,1}+\delta w(x)\cdot {\overrightarrow{e}}_{z,1}$.

Einsetzten in die Formel für die Virtuelle Arbeit von D'Alembert'schen Trägheitkräften liefert zunächst

$-{\ddot{\overrightarrow{r}}}_N\cdot \delta {\overrightarrow{r}}_N=-\ddot{v}\cdot \delta v-\ddot{w}\cdot \delta w-2\mathrm{\Omega }(\dot{v}\cdot \delta w-\dot{w}\cdot \delta v)+{\mathrm{\Omega }}^2(v\cdot \delta v+w\cdot \delta w)$

Wir setzen nun die Trial-Functions für kubische Ansatz-Polynome für v(x,t), w(x,t) ein, führen die Integration über die Länge ℓ der Welle und den Querschnitt A aus - wobei wir die Trägheitsmomente aus dem Kippen der Querschnitte vernachlässigen - und erhalten

$\delta W_S^a=\delta {\underset{\_}{Q}}^T\cdot ({\underset{\_}{\underset{\_}{M}}}_S\cdot \underset{\_}{\ddot{Q}}+{\underset{\_}{\underset{\_}{G}}}_S\cdot \underset{\_}{\dot{Q}}+{\underset{\_}{\underset{\_}{K}}}_S\cdot \underset{\_}{Q})$

mit

${\underset{\_}{\underset{\_}{M}}}_S=m_S\left(\begin{array}{cccccccc}\frac{13}{35}& \frac{11\ell }{210}& 0& 0& \frac{9}{70}& -\frac{13\ell }{420}& 0& 0\\ \frac{11\ell }{210}& \frac{{\ell }^2}{105}& 0& 0& \frac{13\ell }{420}& -\frac{{\ell }^2}{140}& 0& 0\\ 0& 0& \frac{13}{35}& \frac{11\ell }{210}& 0& 0& \frac{9}{70}& -\frac{13\ell }{420}\\ 0& 0& \frac{11\ell }{210}& \frac{{\ell }^2}{105}& 0& 0& \frac{13\ell }{420}& -\frac{{\ell }^2}{140}\\ \frac{9}{70}& \frac{13\ell }{420}& 0& 0& \frac{13}{35}& -\frac{11\ell }{210}& 0& 0\\ -\frac{13\ell }{420}& -\frac{{\ell }^2}{140}& 0& 0& -\frac{11\ell }{210}& \frac{{\ell }^2}{105}& 0& 0\\ 0& 0& \frac{9}{70}& \frac{13\ell }{420}& 0& 0& \frac{13}{35}& -\frac{11\ell }{210}\\ 0& 0& -\frac{13\ell }{420}& -\frac{{\ell }^2}{140}& 0& 0& -\frac{11\ell }{210}& \frac{{\ell }^2}{105}\end{array}\right)$,

${\underset{\_}{\underset{\_}{G}}}_S=m_S\mathrm{\Omega }\left(\begin{array}{cccccccc}0& 0& \frac{26}{35}& \frac{11\ell }{105}& 0& 0& \frac{9}{35}& -\frac{13\ell }{210}\\ 0& 0& \frac{11\ell }{105}& \frac{2{\ell }^2}{105}& 0& 0& \frac{13\ell }{210}& -\frac{{\ell }^2}{70}\\ -\frac{26}{35}& -\frac{11\ell }{105}& 0& 0& -\frac{9}{35}& \frac{13\ell }{210}& 0& 0\\ -\frac{11\ell }{105}& -\frac{2{\ell }^2}{105}& 0& 0& -\frac{13\ell }{210}& \frac{{\ell }^2}{70}& 0& 0\\ 0& 0& \frac{9}{35}& \frac{13\ell }{210}& 0& 0& \frac{26}{35}& -\frac{11\ell }{105}\\ 0& 0& -\frac{13\ell }{210}& -\frac{{\ell }^2}{70}& 0& 0& -\frac{11\ell }{105}& \frac{2{\ell }^2}{105}\\ -\frac{9}{35}& -\frac{13\ell }{210}& 0& 0& -\frac{26}{35}& \frac{11\ell }{105}& 0& 0\\ \frac{13\ell }{210}& \frac{{\ell }^2}{70}& 0& 0& \frac{11\ell }{105}& -\frac{2{\ell }^2}{105}& 0& 0\end{array}\right)$,

${\underset{\_}{\underset{\_}{K}}}_S=m_S{\mathrm{\Omega }}^2\left(\begin{array}{cccccccc}-\frac{13}{35}& -\frac{11\ell }{210}& 0& 0& -\frac{9}{70}& \frac{13\ell }{420}& 0& 0\\ -\frac{11\ell }{210}& -\frac{{\ell }^2}{105}& 0& 0& -\frac{13\ell }{420}& \frac{{\ell }^2}{140}& 0& 0\\ 0& 0& -\frac{13}{35}& -\frac{11\ell }{210}& 0& 0& -\frac{9}{70}& \frac{13\ell }{420}\\ 0& 0& -\frac{11\ell }{210}& -\frac{{\ell }^2}{105}& 0& 0& -\frac{13\ell }{420}& \frac{{\ell }^2}{140}\\ -\frac{9}{70}& -\frac{13\ell }{420}& 0& 0& -\frac{13}{35}& \frac{11\ell }{210}& 0& 0\\ \frac{13\ell }{420}& \frac{{\ell }^2}{140}& 0& 0& \frac{11\ell }{210}& -\frac{{\ell }^2}{105}& 0& 0\\ 0& 0& -\frac{9}{70}& -\frac{13\ell }{420}& 0& 0& -\frac{13}{35}& \frac{11\ell }{210}\\ 0& 0& \frac{13\ell }{420}& \frac{{\ell }^2}{140}& 0& 0& \frac{11\ell }{210}& -\frac{{\ell }^2}{105}\end{array}\right)$,

und der Wellen-Masse

$m_S=\rho A\ell$.

Im rotierenden Koordinatensystem kommen wir zusätzlich zur gewohnten Massenmatrix M_S nun also die Gyroskopie-Matrix G_S und die Zentrifugal-Matrix K_S.

Hier steht bereits die Grundform der System-Matrizen von oben - es fehlen nur noch die Anteile der starren Teilsysteme Impeller,Turbine und Unwucht.===Virtuelle Arbeit von D'Alembert'schen Trägheitkräften der Welle=== Text

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Virtuelle Arbeit von D'Alembert'schen von Impeller- und Turbinen-Rad

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Virtuelle Arbeit von D'Alembert'schen der Unwucht

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Virtuelle Arbeit von D'Alembert'schen der Unwucht

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Virtuelle Formänderungsenergie der Welle

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Virtuelle Formänderungsenergie der elastischen Lager

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Komponieren der System-Matrizen

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Mathematisches Modell anpassen

Hinschreiben in dimensionsloser Form

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Links

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Literature

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