DINÁMICA DEL CUERPO RÍGIDO
PROPIEDADES INERCIALES
INTRODUCCIÓN
Al estudiar Cinemática del Cuerpo Rígido se mencionó que éste puede ser imaginado como un
conjunto de infinitas partículas tales que la distancia entre dos cualesquiera de ellas es
constante.
Una consecuencia inmediata de ello es que si se conoce la velocidad y aceleración de uno de
sus puntos, tomado como referencia (punto "base"), y la velocidad y aceleración angulares con
que gira el rígido en ese instante, puede obtenerse la velocidad y aceleración de cualquier otro
punto del rígido mediante las expresiones:
 


v B  v A  ω  rBA
z
A


  
 
a B  a A  ω  (ω  rBA )  ω rBA
rB-A
B
rA
rB
O
en las que A es el punto tomado como referencia.
Esto supone que si un observador que se traslada pero que no rota es
ubicado en el punto A, verá al punto B se mueve alrededor de él sobre
un arco de circunferencia de radio rB-A.
y
x
Como un caso particular de sistemas de partículas, las ecuaciones de la dinámica deducidas
para dichos sistemas también son aplicables a los cuerpos rígidos, pero la restricción del
movimiento relativo entre sus puntos permite desarrollar expresiones específicas.
En lo que sigue, se verán las expresiones para el momento estático (o de primer orden) y del
momento angular o cinético. Esta última conducirá a la definición de la matriz de inercia y sus
propiedades, tema que será tratado en este capítulo.
Momento Estático o de Primer Orden.
En un sistema de partículas, el Momento Estático respecto de un origen O está definido como la

suma de los productos de cada masa por los respectivos vectores posición: SO 
n

m r
i 1
i i

Asimismo, se define el baricentro del sistema rc como el punto para el cual, poniendo en él la
masa equivalente m e 
n
m
i 1
i
, ésta producirá un momento estático igual al del sistema:
n



SO   m i ri  m e rc
i 1

donde rc es el vector que posiciona al baricentro del sistema respecto del origen O.
Para calcular el momento estático y el vector que posiciona al baricentro de un cuerpo rígido de
masa m, se sustituirá a la sumatoria por una integral y a las masas mi por dm



SO   rdm  mrc
m


Siendo r  xi  yi  zk y rc  x c i  y c i  z c k , se obtienen las expresiones:
 xdm  mx
m
c
 ydm  my
m
c
 zdm  mz
m
c
ECUACIONES FUNDAMENTALES O CANÓNICAS

Para un cuerpo rígido, la expresión de la cantidad de movimiento p 
n
 m v
i 1

p   vdm .
i
i
es reemplazada por
m
 dp
De la misma manera, la primera ecuación canónica resulta: F 
dt
La expresión de la segunda ecuación canónica en los sistemas de partículas dependerá del
punto respecto del cual se tome el momento de las fuerzas exteriores y de la cantidad de
movimiento, a saber:


 e dH O
 e dH c
respecto del origen inercial: M O 
; respecto del baricentro: M c 
;
dt
dt

 e dH P 

 ρc  mea P
respecto de un punto P acelerado: M P 
dt

En la última expresión el vector ρ c posiciona al punto P respecto del baricentro del sistema y el

vector a P es la aceleración del punto P. La referencia respecto de un origen inercial se suele
emplear cuando el cuerpo rígido tiene un punto fijo en el espacio, en el cual conviene tomar el
origen de la terna. La referencia al baricentro se emplea generalmente cuando ningún punto del
cuerpo rígido esta permanentemente fijo.
En cualquier caso, primero debe saberse cómo se escribe la expresión del momento angular o
momento de la cantidad de movimiento en un cuerpo rígido. Calcularemos a continuación el
momento angular de un cuerpo rígido respecto de uno de sus
puntos, que podrá ser un punto fijo, el baricentro o un punto

z
acelerado. El origen de la terna lo pondremos en el punto de
dm
referencia y asumiremos que el cuerpo rígido se mueve con una
rotación  respecto de dicha terna.

El momento angular respecto del origen O en un sistema de
partículas está dado por:
O
r
x
y
n



H O   ri  m i ri
i 1
Pero para un cuerpo rígido, tomando mi = dm; puede prescindirse del subíndice "i". Siendo
  
r  ω  r la velocidad de dm vista desde O, si se reemplaza la sumatoria por una integral
extendida a toda la masa resulta:

  
H O   r  r  ωdm
m
Desarrollando el doble producto vectorial y teniendo en cuanta sus expresiones cartesianas:

r  x.i  y.j  z.k

ω  ω x i  ω y j  ωz k
resulta:

  
     
H O   r  r  ωdm   r  r ω  r  ωr dm
m
m






H O   x 2  y 2  z 2 ω  xω x  yω y  zωz r dm
m
Desarrollando esta expresión y agrupando según los versores, las componentes del vector
momento angular resultan:






H Ox    (y2  z 2 )dm ω x    xydmω y    xzdmω z
m

 m

 m







H Oy    yxdmω x    x 2  z 2 )dm ω y    yzdmω z
 m

m

 m







H Oz    zxdmω x    zydmω y    (x 2  y 2 )dm ω z
 m

 m

m

Obsérvese que los nueve números que aparecen en estas tres expresiones dependen de las
características geométricas y de la distribución de la masa en el cuerpo rígido. Asimismo, están
relacionados con la posición del origen y la orientación de la terna, pero son independientes de la
velocidad angular.
Se denominan Momentos de Inercia a los números
J xx   (y 2  z 2 )dm
J yy   (x 2  z 2 )dm
m
J zz   (x 2  y 2 )dm
m
m
Obsérvese que las expresiones entre paréntesis son las distancias a los respectivos ejes x, y, z.
Por su definición, los momentos de inercia nunca pueden asumir valores negativos.
Los otros seis números, denominados Productos de Inercia o Momentos Centrífugos, son iguales
dos a dos:
J xy    xydm    yxdm  J yx ;
m
J xz    xzdm    zx dm  J zx
m
m
m
J yz    yzdm    zydm  J zy
m
m
Los productos de inercia pueden asumir valores positivos, negativos o nulos.
La unidad de medida de los momentos y productos de inercia es kg.m2. Si la distribución de
masa en el cuerpo es homogénea y  es su densidad (masa por unidad de volumen), el
diferencial de masa puede escribirse dm = .dV, donde dV es el diferencial de volumen, con lo
que las características de inercia en cuanto a distribución de masa coinciden con las geométricas
Utilizando notación matricial, el momento angular puede escribirse de la siguiente manera:
 H x  J xx
  
 H y   J yx
 H  J
 z   zx
J xy
J yy
J zy
J xz  ω x 
 
J yz  ω y 
J zz  ω z 
z
dm1
La matriz de inercia es simétrica, dada la definición de
los productos de inercia.
dm2
Matriz de inercia en algunos casos particulares.
1°.- Cuerpo con un plano de simetría.
Sea un cuerpo referido a una terna, de modo tal que el
plano x, y es de simetría.
x
y
Toda partícula dm1 de coordenadas x, y,+z tiene su simétrica dm2 en x, y, (-z). Por lo tanto, el
producto de inercia d Jx,z de ambas partículas resulta
- [dm.x.z + dm.x.(-z)] = 0.
Extendiendo este resultado a todas las partículas del cuerpo, se obtiene Jx,z = 0.
Del mismo modo, Jy,z = 0.
Por lo tanto, "cuando un cuerpo presenta un plano de simetría de masas, es nulo el producto de
inercia que tiene entre sus subíndices, el nombre del eje normal al plano de simetría".
2°.- Cuerpo con dos planos de simetría ortogonales.
Si la terna a la cual está referida el cuerpo presenta dos planos de simetría, todos los productos
de inercia serán nulos. En efecto, supóngase que los planos de simetría son el x, z y el x, y. En
ese caso, aplicando la conclusión del punto anterior, los productos de inercia que contengan
como subíndice la y o la z serán nulos.
3°- Cuerpos de revolución.
Cualquier par de planos ortogonales que se cortan en el eje de
revolución son planos de simetría.
z
Por lo tanto si uno de los ejes coincide con el de revolución, los
productos de inercia son nulos cualesquiera sean las orientaciones
de los otros dos ejes.
En todos los casos anteriores, lo enunciado vale para la
orientación de los ejes dada y el origen establecido. Si cambia el
origen y/o la orientación de los ejes, de modo que los planos de
simetría dejen de serlo, estas propiedades dejarán de cumplirse.
y
x
4°.- Lámina plana.
En el caso de cuerpos planos de espesor muy pequeño (láminas), el valor de la coordenada z
puede considerarse despreciable respecto de las dos restantes.
Por lo tanto, si el plano de la lámina coincide con el plano xy se tendrá:
Jxz = Jyz  0
Si además uno de los otros dos planos es de simetría, para esa orientación de los ejes los tres
productos de inercia resultan nulos.
Los momentos de inercia valen, en este caso
J xx    y 2 dV
V
J yy    x 2 dV
V


J zz    x 2  y 2 dV  J xx  J yy
V
O sea que el momento de inercia respecto del eje normal al plano de la lámina es igual a la suma
de los momentos de inercia respecto de los dos ejes ortogonales que yacen en el plano de la
lámina.
La matriz de inercia para las láminas resulta pues:

J
 zz
J   J xy

 0



xy

J
0

yy



0  J  J 
yy 
 xx
J
0
Igual conclusión se obtendría si al plano xy es de simetría y se lo considera situado en la parte
media del espesor.
Translación de ejes
Se determinará la variación de los elementos de la
matriz de inercia cuando la terna de referencia se
traslada paralelamente a sí misma.
z
z'
Sea x, y, z una terna de origen O a la cual está
referida la matriz de inercia [J] de un cuerpo y sea x',
y', z' una terna de origen O' cuyos ejes son paralelos
a los de la anterior. La posición de O referida a O'
está dada por el vector
O
cg(xC;yC;zC)
y
x
O'
rO-O' = x'0 i + y'0 j + z'0 k.
x'
La relación entre las coordenadas de ambas ternas
está dada por
y'
z'O
y'O
x'O
x' = x + x'0
y' = y + y'0
z' = z + z'0
Reemplazando estos valores en las expresiones de los momentos y productos de inercia de la
matriz [J] se tiene:




J x'x'   y '2  z '2 dm   y 2  y '02 2 yy '0  z 2  z '02 2 zz '0 dm
m
m


J x'x'  J xx  m y '02  z '02  2 y '0  ydm   zdm
m
Pero
 ydm  m yc
m
 zdm  m zc
y
m
m
en que yC ; zC son las coordenadas del baricentro del cuerpo respecto de la terna de origen O.
Por lo tanto:


J x'x'  J xx  m y'02  z'02  2my'0 yC  2mz'0 zC
Del mismo modo:
J x' y'    x' .y' .dm     x  x'0  y  y '0 .dm
m
m
J x'y'    xy .dm  x'0 y '0 .m  y '0  x.dm  x'0  y.dm
m
m
m
J x'y'  J xy  x'0 y'0 .m  y'0 xC .m  x'0 yC .m
Para los momentos y productos de inercia restantes valen expresiones similares.
Si el punto O coincide con el baricentro, los momentos estáticos son nulos, obteniéndose las
expresiones del teorema de Steiner:

J x'x'  J xx  m y'02  z'02

J x'y'  J xy  x'0 y'0 .m
Rotación de ejes
Los elementos de la matriz de inercia [J] están definidos con relación a una terna de orientación
dada. Cuando cambia la orientación, cambiarán los valores de los momentos y productos de
inercia de la matriz.
La matriz [J] representa una transformación lineal, pero de naturaleza distinta a las
transformaciones ortogonales. La aplicación de una matriz ortogonal de determinante igual a +1
al vector columna cuyos elementos son las componentes de un vector dado, proporciona las
componentes del mismo vector pero respecto de la terna girada (o bien, las nuevas componentes
del vector girado respecto de la terna girada en sentido contrario).
En cambio, la matriz [J] aplicada al vector () proporciona el vector (H), de naturaleza y
significado físico distinto al vector ().
Los elementos de [J] tienen dimensión y no están sujetos a las condiciones de ortogonalidad.
El determinante de [J] es, en general, distinto de 1. La matriz es simétrica respecto de la diagonal
principal.
La matriz de inercia respecto de una terna girada se obtiene por medio de una transformación de
semejanza (Ver "Transformaciones Lineales"):
J   AJA
t
'
en la que [J'] es la matriz de inercia de mismo cuerpo y en el mismo punto, pero respecto de la
terna girada y [A] es una matriz ortogonal cuyo determinante vale + 1, que expresa el giro de la
terna de modo que un elemento genérico al,m es el coseno del ángulo que forma el eje l girado
con el eje m sin girar, es decir, en su orientación primitiva.
Las expresiones para el momento de inercia y para el producto de inercia resultan:
J x'x'  J xx .ax2'x  J yy .ax2' y  J zz .ax2'z  2J xy ax'x ax' y  2J xz ax'x ax'z  2J yz ax' y ax'z
J x' y'  J xx .a x ' x a y ' x  J yy .a x ' y a y ' y  J zz .a x ' z a y ' z  J xy a x ' x a y ' y  a x ' y a y ' x   J xz a x ' x a y ' z  a x ' z a y ' x  
 J yz a x ' y a y ' z  a x ' z a y ' y 
Estas expresiones pueden escribirse en forma abreviada:
J'l,m   J i,j al ,i am, j
i, j
en la que i,,j toman sucesivamente los valores x; y; z . Correspondientemente, l, m toman los
valores x'; y'; z'.
Siendo la traza de una matriz invariante con las transformaciones de semejanza se verifica que:
J xx  J yy  J xx  J x'x'  J y'y'  J z'z'
Puede comprobarse esta propiedad calculando las expresiones de Jx'x' ; Jy'y'; Jz'z' y sumándolas.
Diagonalización de una matriz - Momentos y direcciones principales de inercia.
Es posible lograr una orientación tal de la terna para la cual la expresión de la matriz de inercia
resulte una matriz diagonal, es decir, se anulen los productos de inercia. Las direcciones de los
ejes para los cuales se verifica esta condición se denominan "direcciones principales de inercia"
y los momentos resultantes, "momentos principales de inercia".
Los momentos principales de inercia son entonces los valores propios o autovalores de la matriz
de inercia y las direcciones principales de inercia coinciden con los vectores propios o
autovectores de la matriz de inercia.
Así pues, el problema de calcular los momentos y las direcciones principales de inercia se
reduce a determinar los valores y vectores propios de la matriz de inercia.
La expresión de partida para este calculo es:
Jx   x
Que expresa que la aplicación de [J] sobre el vector (x) proporciona un vector proporcional a (x),
siendo  el factor de proporcionalidad. El vector (x) determina la dirección principal asociada con
el valor propio .
Agrupando en el primer miembro, siendo [I] la matriz unitaria:
J  Ix  0
que representa al siguiente sistema de ecuaciones lineales homogéneo:
J xx   x1  J xy x2  J xz x3  0
J yx x1  J yy   x 2  J yz x3  0
J zx x1  J zy x 2  J zz   x3  0
Para que existan soluciones para (x) distintas de la trivial (xi = 0) debe anularse el determinante
de los coeficientes de las incógnitas, o sea:
detJ  I  0
J xx   

det  J yx
 J zx

J
J xy
yy
 
J zy


J yz   0
J zz   
J xz
Desarrollando se obtiene:
 3  T2  C  D  0
en la que
T = Jxx + Jyy + Jzz
traza de la matriz
C = Jxx Jyy + Jyy Jzz + Jzz Jxx – J2xy – J2xz – J2yz
elementos de la diagonal principal de [J]
Suma de los menores complementarios de los
D = determinante de [J]
Las tres raíces de esta ecuación proporcionan los tres momentos principales de inercia.
Las direcciones propias pueden encontrarse reduciendo el sistema de ecuaciones lineales
homogéneas a dos ecuaciones lineales con términos independientes.
Por ejemplo, dividiendo las dos primeras ecuaciones por x3 se obtiene:
J xx    x1
x3
J yx
 J xy
x2
 J xz
x3
x1
x
 J yy    2  J yz
x3
x3
de cuyo sistema se obtiene:
 J xz
 J yz
 x1 
  
 x3  J xx   
J xy
J xx   
J xy
J yy   
 x2

 x3
J xy
J yy   
J xy

 
 J xx   
J xy
- J xz
 J xz
J xy
J yy   
Los cosenos directores 1 , 2 y 3 de la dirección principal estarán dados por:
1 
x1
;
Rx3
2 
x2
;
Rx3
2
3 
1
R
2
x  x 
R   1    2   1
 x3   x3 
en que
Ortorgonalidad de las direcciones principales de inercia.
Los tres momentos principales de inercia son en general distintos entre si.
Si la distribución de masas del cuerpo presenta simetría de revolución (conos y cilindros
homogéneos), el eje de simetría será uno de los principales de inercia. Los momentos de inercia
respecto de ejes normales al de simetría serán iguales entre sí. Por lo tanto, cualquier eje normal
al de simetría es principal de inercia.
Si la simetría es completa respecto de un punto (esfera homogénea), los tres momentos
principales de inercia son iguales entre sí e igual al momento de inercia respecto de cualquier eje
que pase por dicho punto.
Puede demostrarse que, en el caso que los tres momentos principales de inercia son distintos
entre sí, las direcciones principales de inercia son ortogonales.
Sean (x)i y (x)j dos cualesquiera de las tres direcciones principales, cumpliéndose Ji  Jj
Por definición de valores y direcciones propias, para ambas direcciones y momentos se verifica:
Jxi  J i xi
Jx j  J j x j
(1)
Transponiendo esta última
xtj Jt
 J j x  j
t
(2)
Premultiplicando (1) por x  j y postmultiplicando (2) por x i
t
x tj Jx i  J i x tj x i
x tj Jt x i  J j xtj xi
como [J] = [J]t por ser matriz simétrica, resulta
J
 J j x  j x i  0
t
i
Como por la hipótesis hecha Ji  Jj , resulta:
x tj x i
0
que expresa que el producto escalar de los versores según las direcciones i, j es igual a cero. O
sea que estas direcciones son normales entre sí.
Elipsoide de inercia
z
Supóngase una terna x y z con origen en un punto 0 de un cuerpo
rígido.
La matriz de inercia del cuerpo respecto de esa terna es J  .

Imagínese un versor  que partiendo de 0 señala una dirección en
el espacio.
O
y
x

La expresión cartesiana del versor es   .i   .j   .k

en la que  ;  ;  son los cosenos directores de  respecto de los
ejes x y z de la terna.
El momento de inercia respecto de la dirección señalada por  es
J  J xx 2  J yy  2  J zz  2  2J xy  2J xz  2J yz 
(1*)
Se define como "radio de giro" k a la distancia a que habría que poner a la masa m del cuerpo,
supuesta concentrada en un punto, para que proporcione igual momento de inercia:
2
k
., m  J

Si se divide ahora el versor  por
J  se obtiene un vector cuyo módulo vale

 
1
1

J 
k m
y cuya expresión cartesiana es:

  1i   2 j   3 k 

i
J 

J 
j

k
J 
Obsérvese que  cambia su módulo con la orientación pues varían los cosenos directores , , 
y al hacerlo, varia también J.
A medida que los cosenos directores cambian en forma continua, el extremo del vector

ρ describirá una superficie, cuya ecuación se obtiene dividiendo la expresión (1*) por J ,
obteniéndose:
1  J xx 12  J yy  2 2  J zz  3 2  2J xy 1  2  2J xz 1  3  2J yz  2  3

Esta expresión, que relaciona las componentes de  es la ecuación de un elipsoide con centro
en el origen de coordenadas. Puede observarse que la distancia desde el origen a un punto de la
mencionada superficie es inversamente proporcional a la raíz cuadrada del momento de inercia
según esa dirección.
El radio de giro o el momento de inercia según un eje dependen de la posición de dicho eje en el
cuerpo, pero no del cuerpo en el espacio. Por lo tanto, el elipsoide de inercia es función del punto
del cuerpo que se elija como origen del sistema de coordenadas, es independiente de la terna y
es fijo al cuerpo.
Puede decirse que el elipsoide de inercia es la representación de la "distribución" espacial de la
inercia del cuerpo respecto de ejes pasantes por el punto de referencia, según todas las
orientaciones posibles.
Para cuerpos homogéneos, la forma del elipsoide de
inercia se semeja a la del cuerpo. Suponiendo.
y
y
Jzz > Jxx > Jyy
como en el caso de la figura, resulta
x
x
k z > kx > ky
z
y por lo tanto
z
z < x < y
Es decir que según el eje con respecto al cual el
momento de inercia es mayor se tiene la menor distancia del origen a la superficie.
Si la terna de referencia coincide con los ejes principales de inercia, la matriz de inercia resulta
diagonal. En función de esta terna, el momento de inercia respecto de un eje de dirección vale
J = J12 + J22 + J32
en que J1; J2; J3 son los tres momentos principales de inercia.
Del mismo modo, la expresión del elipsoide de inercia referido a las direcciones principales es:
1 = J112 + J222 + J332
Es decir que las direcciones principales coinciden con los ejes del elipsoide.
Los semiejes valen:
1 
1
k1 m
2 
1
k2 m
3 
1
k3 m
Los ejes principales son normales a1 elipsoide de inercia en su intersección con el mismo.
Teniendo en cuenta el significado del elipsoide de inercia, se comprueba que el momento
principal de inercia mayor es el momento de inercia máximo para el cuerpo dado y el punto
considerado. Asimismo, el momento principal de inercia menor es el mínimo. En las
proximidades al momento principal de inercia intermedio, algunos momentos de inercia son
mayores y otros menores, según la orientación que se elija.
Dos cuerpos con masa y elipsoide de inercia iguales respecto del baricentro son dinámicamente
equivalentes. Tienen igual respuesta traslacional y rotacional ante igual sistema de fuerzas
aplicado. No obstante ello, las formas de los dos cuerpos pueden ser distintas.
Casos particulares
a) Cuerpos homogéneos con simetría respecto de un plano.
El elipsoide también es simétrico respecto del mismo plano. Por lo tanto dicho plano contiene dos
de los ejes principales, siendo normal al plano la tercer dirección principal.
Si el eje z es normal al plano, cualquiera sea la orientación de los ejes x; y se verifica:
J xz  J yz  0
b) Cuerpos homogéneos con simetría respecto de dos planos ortogonales.
Según el caso anterior, cada plano de simetría contiene dos ejes principales. En consecuencia,
la recta de intersección de ambos planos es uno de dichos ejes.
Los otros dos ejes son rectas que yacen cada una en un plano y son normales al otro eje.
c) Cuerpos homogéneos de revolución.
El elipsoide de inercia también es de revolución. Su eje de simetría coincide con el del cuerpo.
Dos planos perpendiculares que se cortan en dicho eje, cualesquiera sean sus orientaciones,
también son de simetría. Por lo tanto, dos de 1as direcciones principales quedan indeterminadas,
siendo sus respectivos momentos de inercia iguales entre sí. Por lo tanto, la sección del elipsoide
con un plano normal al eje de revolución es una circunferencia.
Debe tenerse en cuenta que el hecho que el elipsoide sea de revolución no significa que,
geométricamente, el cuerpo también lo sea.
d) Cuerpos con tres planos de simetría, ortogonales entre sí. En este caso, el elipsoide se reduce
a una esfera.
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