Tangentialkraft

Tangential- und Normalkraft entlang einer Zykloide

Die Tangentialkraft ${\vec {F}}_{||}$ wirkt tangential zur Bahnkurve eines bewegten Körpers. Das heißt, sie wirkt entlang der Richtung, in die sich das Objekt gerade bewegt. Die Richtungsänderung ist für sie unbedeutend. Dies kann, wenn keine weiteren Kräfte wirken, zu einer Geschwindigkeitsänderung $\Delta v$ in Richtung der Kraft führen.

Wirken in einer Ebene mehrere Kräfte auf die Beschleunigung eines Körpers, so lässt sich die Resultierende in die beiden senkrechten Komponenten der Tangentialkraft ${\vec {F}}_{||}$ und der Normalkraft ${\vec {F}}_{\bot }$ zerlegen. Die Tangentialkomponente verändert nur den Betrag der Geschwindigkeit und nicht die Richtung. Die Normalkraft ändert nur die Bewegungsrichtung in Abhängigkeit von der Geschwindigkeit des Körpers und der Bahnform.

Beispiele

Reibungsfreier Fall im homogenen Schwerefeld

Der reibungsfreie Fall im homogenen Schwerefeld beschreibt die Bewegung eines Körpers, der nur durch die konstante Gravitationskraft beeinflusst wird, ohne dass Luftwiderstand oder andere Kräfte wirken. Im homogenen Schwerefeld ist die Gravitationskraft überall gleich groß und wirkt in die gleiche Richtung. Die Tangentialkraft $F_{\|}$ verläuft parallel zur Gewichtskraft ${\vec {F}}_{\text{G}}$.

${\vec {F}}_{\|}={\vec {F}}_{\text{G}}=m{\vec {g}}$

Der Körper erfährt also eine konstante Beschleunigung $g$. Ohne Reibung und Luftwiderstand ist der zurückgelegte Weg $s$ proportional dem Quadrat der Fallzeit $t$: $s\sim t^{2}$.

Hangabtriebskraft an der schiefen Ebene

Tangentialkraft entlang der schiefen Ebene

In einem homogenen Schwerefeld beschleunigt die Tangentialkraft ${\vec {F}}_{\|}$ einen Körper $P$ der Masse $m$ auf der schiefen Ebene ohne Wirkung der Reibung nach unten:

${\vec {F}}_{\|}={\vec {F}}_{G}+{\vec {F}}_{Z}\quad \Rightarrow \quad |{\vec {F}}_{\|}|=|{\vec {F}}_{G}|\sin \alpha =mg\sin \alpha$

Die Beschleunigung $g\sin \alpha$ durch die Hangabtriebskraft ${\vec {F}}_{\|}$ ist um den Faktor $\sin \alpha$ kleiner als im freien Fall.

Die von der schiefen Ebene auf den Körper $P$ ausgeübte Zwangskraft ${\vec {F}}_{Z}$ ist betragsmäßig gleich der Normalkomponente der Gewichtskraft $|{\vec {F}}_{G\bot }|=mg\sin \alpha$, jedoch in entgegengesetzter Richtung. Es besteht also ein Kräftegleichgewicht senkrecht zur Ebene, so dass der Körper in dieser Richtung nicht beschleunigt wird.

Reibungskraft zwischen festen Körpern

Ein Beispiel für eine Tangentialkraft ist die Kraft, die uns in den Sitz drückt, wenn wir im Auto Gas geben. Dazu muss im realen Fall die Beschleunigungskraft $F_{\|}$ immer größer sein als die Reibungskraft $F_{\text{R}}$, die als Tangentialkraft mit dem Einheitsvektor ${\vec {e}}_{\|}$ immer der Bewegungsrichtung entgegengerichtet ist. Mit der Normalkraft $F_{\bot }$ des Körpers senkrecht zur Unterlage ist der Betrag der Reibungskraft

${\vec {F}}_{\text{R}}=-\mu \,F_{\bot }{\vec {e}}_{\|}$

Die Reibungszahl $\mu$ steigt von der Rollreibung über die Gleitreibung zur Haftreibung an.

Luftwiderstand

Der Luftwiderstand $F_{\text{Luft}}$ ist die Reibungskraft, die einem sich mit der Geschwindigkeit $v$ bewegenden Körper in der Luft entgegenwirkt.

$F_{\text{Luft}}={\textstyle {\frac {1}{2}}}C_{\text{W}}\cdot \rho \cdot A\cdot v^{2}$

Sie ist also eine Tangentialkraft, die nicht nur quadratisch mit der Geschwindigkeit $v^{2}$ wächst, sondern auch proportional zum Widerstandsbeiwert $C_{\text{W}}$, zur Luftdichte $\rho$ und zur Querschnittsfläche $A$ ist.

Viskose Reibung in Flüssigkeiten

Eine Kugel mit dem Radius $r$ sinkt mit konstant kleiner Geschwindigkeit $v$ durch eine Flüssigkeit (Reynolds-Zahl Re<0,4). Die der Bewegung entgegenwirkende viskose Reibungskraft berechnet sich zu

${\vec {F}}_{\text{viskos}}=-6\pi \cdot \eta \cdot r\cdot {\vec {v}}$

Die viskose Reibung oder Stokes-Reibung tritt in Flüssigkeiten auf und hängt von der dynamischen Viskosität $\eta$ der Flüssigkeit ab. Sie ist eine Tangentialkraft. Bei konstanter Geschwindigkeit herrscht Kräftegleichgewicht zwischen Reibungskraft und Gewichtskraft:

$0={\vec {F}}_{\|}+{\vec {F}}_{\text{viskos}}={\vec {F}}_{\text{G}}+{\vec {F}}_{\text{viskos}}=m{\vec {g}}-6\pi \cdot \eta \cdot r\cdot {\vec {v}}\quad \Rightarrow \quad v={\frac {m\cdot g}{6\pi \cdot \eta \cdot r}}$

Tangentialkraft am Fadenpendel

${\vec {F}}_{G}$ und Fadenspannung ${\vec {F}}_{Z}$ erzeugen die Tangentialkraft ${\vec {F}}_{\|}$ am Fadenpendel

Beim Fadenpendel schwingt ein Körper der Masse $m$ an einem masselosen Faden fester Länge $l$ im homogenen Gravitationsfeld ${\vec {g}}=-g\,{\vec {e}}_{z}$ auf einer Kreisbahn mit dem Auslenkungswinkel $\varphi$ hin und her. Die Kraft, die den Pendelkörper auf seiner Bahn beschleunigt, ist die Tangentialkraft ${\vec {F}}_{\|}=F_{\|}\,{\vec {e}}_{T}$. Eine Kraft ${\vec {F}}_{Z}=F_{Z}\,{\vec {e}}_{N}$ senkrecht zur Ausbreitungsrichtung ${\vec {e}}_{T}$ zwingt den Körper auf die Kreisbahn. Die Bewegung erfolgt in einer Ebene und wir brauchen die binormale Komponente der Zwangskraft entlang ${\vec {e}}_{B}={\vec {e}}_{T}\times {\vec {e}}_{N}$ nicht zu berücksichtigen. Die Newtonsche Bewegungsgleichung mit einer Zwangskraft lautet:

$m\,{\vec {a}}=m\,{\vec {g}}+F_{Z}\,{\vec {e}}_{N}=-mg\,{\vec {e}}_{z}+F_{Z}\,{\vec {e}}_{N}$

Mit Polarkoordinaten und parametrisiert durch die Bogenlänge $s=l\varphi$ wird die Lage des Pendelkörpers $P$ durch ${\vec {r}}_{P}$ beschrieben:

${\vec {r}}_{P}={\begin{pmatrix}x\\z\\\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}l\sin \varphi \\-l\cos \varphi \\\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}l\sin {\frac {s}{l}}\\-l\cos {\frac {s}{l}}\\\end{pmatrix}}=l\,{\vec {e}}_{r}\quad {\text{mit }}{\vec {e}}_{r}={\begin{pmatrix}\sin {\frac {s}{l}}\\-\cos {\frac {s}{l}}\\\end{pmatrix}}$

Die Geschwindigkeit ist die erste Zeitableitung des Ortsvektors ${\dot {\vec {r}}}_{P}={\vec {v}}_{P}$ mit $v={\dot {s}}$, wobei die Zeitableitung durch einen Punkt $^{.}=\partial /\partial t$ über der abzuleitenden Größe symbolisiert wird.

${\vec {v}}={\dot {\vec {r}}}_{P}={\dot {s}}\,{\frac {{\text{d}}{\vec {r}}_{P}}{{\text{d}}s}}={\dot {s}}\,{\begin{pmatrix}\cos {\frac {s}{l}}\\\sin {\frac {s}{l}}\\\end{pmatrix}}=v\,{\vec {e}}_{T}\quad {\text{mit dem Tangenteneinheitsvektor }}{\vec {e}}_{T}={\frac {{\text{d}}{\vec {r}}_{P}}{{\text{d}}s}}={\begin{pmatrix}\cos {\frac {s}{l}}\\\sin {\frac {s}{l}}\\\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\cos {\varphi }\\\sin {\varphi }\\\end{pmatrix}}$

Mit ${\vec {e}}_{N}\cdot {\vec {e}}_{T}=0$ lässt sich aus der Newtonschen Bewegungsgleichung die Tangentialkraft ${\vec {F}}_{\|}=F_{\|}\,{\vec {e}}_{T}$ berechnen:

$F_{\|}=m\,{\vec {a}}\cdot {\vec {e}}_{T}=-mg\,{\vec {e}}_{z}\cdot {\vec {e}}_{T}+F_{Z}\,{\vec {e}}_{N}\cdot {\vec {e}}_{T}=-mg\,\sin {\varphi }$

Diese Kraft wirkt entlang der Bewegungsrichtung des Pendels und ist am größten, wenn das Pendel im Umkehrpunkt seiner Schwingung seine höchste Lage erreicht.

Für die Zwangskraft ist die Beschleunigung als zeitliche Ableitung der Geschwindigkeit zu berechnen:

${\vec {a}}={\dot {\vec {v}}}={\ddot {s}}\,{\frac {{\text{d}}{\vec {r}}_{P}}{{\text{d}}s}}+{\dot {s}}^{2}\,{\frac {{\text{d}}^{2}{\vec {r}}_{P}}{{\text{d}}s^{2}}}={\ddot {s}}\,{\vec {e}}_{T}+{\frac {v^{2}}{l}}{\begin{pmatrix}-\sin {\frac {s}{l}}\\\cos {\frac {s}{l}}\\\end{pmatrix}}={\ddot {s}}\,{\vec {e}}_{T}+{\frac {v^{2}}{l}}\,{\vec {e}}_{N}\quad {\text{mit dem Normaleneinheitsvektor }}{\vec {e}}_{N}={\begin{pmatrix}-\sin {\frac {s}{l}}\\\cos {\frac {s}{l}}\\\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}-\sin {\varphi }\\\cos {\varphi }\\\end{pmatrix}}$

Die Normalkomponente der Newtonschen Bewegungsgleichung lautet:

$m\,{\vec {a}}\cdot {\vec {e}}_{N}=m\,\left({\ddot {s}}\,{\vec {e}}_{T}+{\textstyle {\frac {v^{2}}{l}}}\,{\vec {e}}_{N}\right)\cdot {\vec {e}}_{N}=(m\,{\vec {g}}+F_{Z}\,{\vec {e}}_{N})\cdot {\vec {e}}_{N}=-mg\,{\vec {e}}_{z}\cdot {\vec {e}}_{N}+F_{Z}\,{\vec {e}}_{N}\cdot {\vec {e}}_{N}$

Mit ${\vec {e}}_{T}\cdot {\vec {e}}_{N}=0$, ${\vec {e}}_{N}\cdot {\vec {e}}_{N}=1$ und ${\vec {e}}_{z}\cdot {\vec {e}}_{N}=\cos {\varphi }$ gilt für die Zwangskraft

$F_{Z}=m{\textstyle {\frac {v^{2}}{l}}}+mg\cos {\varphi }$

Das Geschwindigkeitsquadrat $v^{2}$ folgt aus der Energieerhaltung beim Fadenpendel

$E_{\text{kin}}+E_{\text{pot}}={\textstyle {\frac {m}{2}}}v^{2}+mgl(1-\cos {\varphi })=mgl(1-\cos {\varphi }_{0})\quad \Rightarrow \quad v^{2}=2gl(\cos {\varphi }-\cos {\varphi }_{0})$

Für die Zwangskraft $F_{Z}$ bedeutet dies

$F_{Z}=m{\textstyle {\frac {v^{2}}{l}}}+mg\cos {\varphi }=m{\textstyle {\frac {2gl(\cos {\varphi }-\cos {\varphi }_{0})}{l}}}+mg\cos {\varphi }=mg(3\cos {\varphi }-2\cos {\varphi }_{0})$

An den Umkehrpunkten $\varphi =\varphi _{0}$ ist die Zwangskraft $F_{Z,{\text{min}}}=mg\cos {\varphi }_{0}$ und am tiefsten Punkt der Pendelschwingung mit $F_{Z,{\text{max}}}=mg(3-2\cos {\varphi }_{0})$ maximal. Für $\cos {\varphi }_{0}=\cos {\text{48°}}={\textstyle {\frac {2}{3}}}$ erreicht $F_{Z,{\text{max}}}={\textstyle {\frac {5}{3}}}mg$.

Tangentialkraft auf ein Objekt, das sich entlang einer Zykloide bewegt

Tangential- und Zentripetalkraft auf ein Teilchen entlang einer Zykloide

Ein Kreis mit dem Radius $r$ rollt ohne Schlupf auf einer Geraden ab. Die Geschwindigkeit $v$ des Kreismittelpunktes $M$ sei konstant $v_{M}=r\omega$ mit der Kreisfrequenz $\omega$. Ein Punkt $P$ auf dem Kreisumfang bewegt sich auf einer gewöhnlichen Zykloide. Die Gleichungen der Zykloide in einem kartesischen Koordinatensystem $(x,z)$ lauten mit dem Drehwinkel $\varphi =\omega t$:

${\vec {r}}_{P}={\begin{pmatrix}x\\z\\\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}r\varphi -r\sin \varphi \\r-r\cos \varphi \\\end{pmatrix}}=r{\begin{pmatrix}\omega t-\sin \omega t\\1-\cos \omega t\\\end{pmatrix}}=r{\begin{pmatrix}\omega t\\1\\\end{pmatrix}}-r{\begin{pmatrix}\sin \omega t\\\cos \omega t\\\end{pmatrix}}={\overrightarrow {OM}}-{\overrightarrow {PM}}$

Die Geschwindigkeit ${\vec {v}}$ des Punktes $P$ ist die Zeitableitung ${\dot {\vec {r}}}_{P}$. (Symbol: $^{.}=\partial /\partial t$)

${\vec {v}}={\dot {\vec {r}}}_{P}={\begin{pmatrix}{\dot {x}}\\{\dot {z}}\\\end{pmatrix}}=r\omega {\begin{pmatrix}1-\cos \omega t\\\sin \omega t\\\end{pmatrix}}=r\omega {\begin{pmatrix}2\sin ^{2}(\omega t/2)\\2\sin(\omega t/2)\cos(\omega t/2)=\\\end{pmatrix}}=2r\omega \sin(\omega t/2){\begin{pmatrix}\sin(\omega t/2)\\\cos(\omega t/2)\\\end{pmatrix}}=v{\vec {e}}_{\|}$

mit dem Tangenteneinheitsvektor ${\vec {e}}_{\|}$

${\vec {e}}_{\|}={\begin{pmatrix}\sin(\omega t/2)\\\cos(\omega t/2)\\\end{pmatrix}}$

und dem Geschwindigkeitsbetrag

$v=2r\omega \sin(\omega t/2).$

Deutliche Vereinfachungen ermöglichten die Beziehungen der halben Argumente $\sin(\omega t/2)={\textstyle {\frac {1}{2}}}(1-\cos \omega t)$ und der doppelten Argumente $\sin \omega t=2\sin(\omega t/2)\cos(\omega t/2)$.

Die Beschleunigung ${\vec {a}}$ ist eine weitere Zeitableitung der Geschwindigkeit ${\vec {v}}$:

${\vec {a}}={\dot {\vec {v}}}={\begin{pmatrix}{\ddot {x}}\\{\ddot {z}}\\\end{pmatrix}}=r\omega ^{2}{\begin{pmatrix}\sin \omega t\\\cos \omega t\\\end{pmatrix}}||{\overrightarrow {PM}}$

Der Punkt $P$ auf dem Kreis wird mit der konstanten Beschleunigung $a=|{\vec {a}}|=r\omega ^{2}$ hin zum Kreismittelpunkt $M$ gezogen. Der Vektor ${\overrightarrow {DP}}$ von der momentanen Drehachse $D$ hin zum Punkt $P$ lautet

${\overrightarrow {DP}}=-{\overrightarrow {OD}}+{\vec {r}}_{P}={\begin{pmatrix}-r\omega t\\0\\\end{pmatrix}}+{\begin{pmatrix}r\omega t-r\sin \omega t\\r-r\cos \omega t\\\end{pmatrix}}=r{\begin{pmatrix}-\sin \omega t\\1-\cos \omega t\\\end{pmatrix}}\,\bot \ {\vec {v}}$

Die Geschwindigkeit ${\vec {v}}$ steht senkrecht auf der Seite DP und der Kreis um $M$ wird zum Thales-Kreis. Die Geschwindigkeit ${\vec {v}}$ muss also immer auf den Punkt $C$ zeigen.

Die Kraft ${\vec {F}}$ beträgt für ein Teilchen im Punkt $P$ mit der Masse $m$:

${\vec {F}}=m{\vec {a}}=m\omega ^{2}r{\begin{pmatrix}\sin \omega t\\\cos \omega t\\\end{pmatrix}}=F_{\|}{\vec {e}}_{\|}+F_{\bot }{\vec {e}}_{\bot }\quad {\text{mit }}{\vec {e}}_{\bot }={\begin{pmatrix}-\cos(\omega t/2)\\\sin(\omega t/2)\\\end{pmatrix}}\,\bot \ {\vec {e}}_{\|}={\begin{pmatrix}\sin(\omega t/2)\\\cos(\omega t/2)\\\end{pmatrix}}$

Die Tangentialkraft ${\vec {F}}_{\|}$ weist ebenfalls nach $C$ mit der Komponente:

$F_{\|}={\vec {F}}_{\|}\cdot {\vec {e}}_{\|}=m\omega ^{2}r{\begin{pmatrix}\sin \omega t\\\cos \omega t\\\end{pmatrix}}\cdot {\begin{pmatrix}\sin(\omega t/2)\\\cos(\omega t/2)\\\end{pmatrix}}=m\omega ^{2}r[\sin \omega t\sin(\omega t/2)+\cos \omega t\cos(\omega t/2)]=m\omega ^{2}r\cos[\omega t-(\omega t/2)]=m\omega ^{2}r\cos(\omega t/2)$

Die Normalkraft ${\vec {F}}_{\bot }$ verläuft entlang der Seite DP und ihre Komponente ist

$F_{\bot }={\vec {F}}_{\bot }\cdot {\vec {e}}_{\bot }=m\omega ^{2}r{\begin{pmatrix}\sin \omega t\\\cos \omega t\\\end{pmatrix}}\cdot {\begin{pmatrix}-\cos(\omega t/2)\\\sin(\omega t/2)\\\end{pmatrix}}=m\omega ^{2}r[\cos \omega t\sin(\omega t/2)-\sin \omega t\cos(\omega t/2)]=-m\omega ^{2}r\sin[\omega t-(\omega t/2)]=-m\omega ^{2}r\sin(\omega t/2)$

Die Kraft ${\vec {F}}$ beträgt für ein Teilchen im Punkt $P$ mit der Masse $m$:

${\vec {F}}=m{\vec {a}}={\vec {F}}_{\|}+{\vec {F}}_{\bot }=m\omega ^{2}r\cos(\omega t/2){\begin{pmatrix}\sin(\omega t/2)\\\cos(\omega t/2)\\\end{pmatrix}}-m\omega ^{2}r\sin(\omega t/2){\begin{pmatrix}-\cos(\omega t/2)\\\sin(\omega t/2)\\\end{pmatrix}}=m\omega ^{2}r{\begin{pmatrix}2\sin(\omega t/2)\cos(\omega t/2)\\\cos ^{2}(\omega t/2)-\sin ^{2}(\omega t/2)\\\end{pmatrix}}=m\omega ^{2}r{\begin{pmatrix}\sin \omega t\\\cos \omega t\\\end{pmatrix}}$

mit dem Betrag $|{\vec {F}}|=|{\vec {F}}_{\|}+{\vec {F}}_{\bot }|=m\omega ^{2}r$.

Arbeit der Tangentialkraft

Die mechanische Arbeit ${\text{d}}A$ ist definiert als Kraftkomponente mal Weg oder Kraft mal Wegkomponente und ist definiert als:

${\text{d}}A={\vec {F}}\cdot {\text{d}}{\vec {s}}=F\,{\text{d}}s\cos \measuredangle ({\vec {F}},{\vec {s}})$

Wirkt eine Tangentialkraft auf einen Körper, so verrichtet sie Arbeit und ändert dessen kinetische Energie und Leistung. Dieser Beitrag zur mechanischen Arbeit wird für eine reine Tangentialkraft ${\vec {F}}_{\|}$ maximal zu ${\text{d}}A_{\text{max}}=F_{\|}\,{\text{d}}s$.