应变状态分析

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1、第三章第三章 应变状态分析应变状态分析内容介绍内容介绍知识点知识点位移与变形 正应变纯变形位移与刚性转动位移 应变分量坐标转轴公式主应变齐次方程组体积应变 变形协调方程 变形协调方程证明 多连域的变形协调 变形与应变分量 切应变 几何方程与应变张量 位移增量的分解 应变张量应变状态特征方程 变形协调的物理意义变形协调方程的数学意义由于载荷作用或者温度变化等外界因素等影响，物体内各点在空间的位置将发 生变化，即产生位移。这个移动过程，弹性体将可能同时发生两种位移变化。 第一种位移是位置的改变，但是物体内部各个点仍然保持初始状态的相对 位置不变，这种位移是物体在空间做刚体运动引起的，因此称为刚体位

2、移刚体位移。第二种位移是弹性体形状的变化， 位移发生时不仅改变物体的绝对位置， 而且改变了物体内部各个点的相对位置，这是物体形状变化引起的位移，称为 变形变形。一般来说，刚体位移和变形是同时出现的。当然，对于弹性力学，主要是 研究变形，因为变形和弹性体的应力有着直接的关系。根据连续性假设，弹性体在变形前和变形后仍保持为连续体。那么弹性体中某 点在变形过程中由 M（x，y，z）移动至 M（x，y，z），这一过程也将是连续 的, 如图所示。在数学上，x，y，z 必为x，y，z 的单值连续函数。设 MM=S 为位移矢量，其三个分量 u，v，w 为位移 分量。则u=x（x，y，z）-x=u（x，y，z

3、） v=y（x，y，z）-y=v（x，y，z） w=z（x，y，z）-z=w（x，y，z） 显然，位移分量 u，v，w 也是 x，y，z 的单值连续函数。以后的分析 将进一步假定位移函数具有三阶连续导数。为进一步研究弹性体的变形情况，假设从弹性体中分割出一个微分六面体单元， 其六个面分别与三个坐标轴垂直。 对于微分单元体的变形，将分为两个部分讨论。一是微分单元体棱边的伸 长和缩短；二是棱边之间夹角的变化。弹性力学分别使用正应变正应变和切应变切应变表示 这两种变形的。 对于微分平行六面体单元，设其变形前与 x，y，z 坐标轴平行的棱边分别 为 MA，MB，MC，变形后分别变为 MA，MB，MC。

4、假设分别用xyz表示 x，y，z 轴方向棱边的相对伸长度，即正应变； 分别用xyyzzx表示 x 和 y，y 和 z，z 和 x 轴之间的夹角变化，即切应变。则 对于小变形问题，为了简化分析，将微分单元体分别投影到 Oxy，Oyz，Ozx 平面来讨论。 显然，单元体变形前各棱边是与坐标面平行的，变形后棱边将有相应的转 动，但我们讨论的是小变形问题，这种转动所带来的影响较小。特别是物体位 移中不影响变形的计算，假设各点的位移仅为自身的大小和形状的变化所确定， 则这种微分线段的转动的误差是十分微小的，不会导致微分单元体的变形有明 显的变化。首先讨论 Oxy 面上投影的变形。设 ma，mb 分别为

5、MA，MB 的投影，ma，mb分别为 MA，MB，即变 形后的 MA，MB 的投影。微分单元体的棱边长为 dx，dy，dz，M 点的坐标为（x，y，z）， u（x，y，z），v(x, y, z)分别表示 M 点 x，y 方向的位移分量。则 A 点的位移为 u(x+dx，y，z），v(x+dx，y，z）,B 点的位移为u(x，y+dy，z），v(x，y+dy，z）。按泰勒级数将 A，B 两点的位移展开，并且略去二阶以上的小量，则 A，B 点的位移分别为因为 所以 同理可得 由此可以得到弹性体内任意一点微分线段的相对伸长度，即正应变。 显然微分线段伸长，则正应变x, y, z 大于零，反之则小于零

6、。以下讨论切应变表达关系。 假设yx为与 x 轴平行的微分线段 ma 向 y 轴转过的角度，xy为与 y 轴平行 的 mb 向 x 轴转过的角度。则切应变 因为 上式的推导中，利用了小变形条件下位移的导数是高阶小量的结论。同理 可得yx和xy可为正或为负，其正负号的几何意义为：yx大于零，表示 位移 v 随坐标 x 而增加，即 x 方向的微分线段正向向 y 轴旋转。将上述两式代 入切应变表达式，则 同理可得 切应变分量大于零，表示微分线段的夹角缩小，反之则增大。应变可以描述一点的变形，即对微分平行六面体单元棱边的伸长以及棱边之间 夹角的改变做出定义。但是这还不足以完全描述弹性体的变形，原因是应

7、变分 析仅仅讨论了棱边伸长和夹角变化，而没有考虑微分单元体位置的改变，即单 元体的刚体转动刚体转动。 通过分析弹性体内无限邻近两点的位置变化，则可得出刚体的转动位移与 纯变形位移之间的关系。设 P 点无限邻近 O 点，P 点及其附近区域绕 O 作刚性转动，转过微小角度。设转动矢量为 ，OP 之间的距离矢量为 ，如图所示。则引入拉普拉斯算符矢量 综上所述，应变分量与位移分量之间的关系为上述公式称为几何方程几何方程，又称柯西方程。柯西方程给出了位移分量和应变分量之间的关系。如果已知位移，由位移 函数的偏导数即可求得应变；但是如果已知应变，由于六个应变分量对应三个 位移分量，则其求解将相对复杂。 这

8、个问题以后作专门讨论。几何方程给出的应变通常称为工程应变。如果使用张量符号，则几何方程可以表达为上式表明应变分量ij 将满足二阶张量的坐标变换关系，应变张量分量与工 程应变分量的关系可表示为设 P 点的位移矢量为 U，有 U =ui +uj +uk由于位移矢量可以表示为 U = ,所以即 其中 x, y, z为转动分量，是坐标的函数，表示了弹性体内微分单元体的刚性转动。设 M 点的坐标为（x，y，z），位移（u，v，w）。与 M 点邻近的 N 点，坐标 为（x+dx，y+dy，z+dz）， 位移为（u+du，v+dv，w+dw）。 则 MN 两点的相对位移为（du，dv，dw）。因为位移为坐标

9、的函数，所以同理可得以上位移增量公式中，前三项为产生变形的纯变形位移，后两项是某点邻 近区域的材料绕该点像刚体一样转动的刚性转动位移。刚性转动位移的物理意义为， 如果弹性体中某点及邻近区域没有变形，则 与某点无限邻近这一点的位移，根据刚体动力学可知，是由两部分组成。分别是随这点的平动位移和绕这点的转动位移。对于弹性体中某一点，一般还要发 生变形，因此位移中还包括纯变形位移。根据公式 即 du 等于纯变形位移与刚性转动位移在 x 方向的分量之和。根据上述公式，可 得 或者写作 同理可得 上述公式是关于 l，m，n 的齐次线性方程组。如果以 nij（i，j=1，2，3）表示新旧坐标系之间的夹角的方

10、向余弦，并注意到 应变张量表达式，则上述应变分量变换公式可以写作ij=nii njj ij因此，如果将应变分量写作下列形式则应变分量满足张量变换关系。 与应力张量相同，应变张量也是二阶对称张量。由公式可知，一点的六个独立的应变分量一旦确定，则任意坐标系下的应 变分量均可确定，即一点的应变状态就完全确定了。不难理解，坐标变换后各 应变分量均发生改变，但它们作为一个整体，所描述的一点的应变状态是不会 改变的。若用V 表示变形后的微分单元体体积，则 将行列式展开并忽略二阶以上的高阶小量，则若用 表示单位体积的变化即体积应变，则由上式可得显然体积应变 就是应变张量的第一不变量 J1。因此 常写作 体积

11、应变 大于零表示微分单元体膨胀，小于零则表示单元体受压缩。若 弹性体内 处处为零，则物体变形后的体积是不变的。对于 l，m，n 的齐次线性方程组，其非零解的条件为其系数行列式的值为零。 即 将上式展开，可得主应变特征方程主应变特征方程， 其中 显然与应力不变量相同，J1，J2，J3为应变不变量，分别称为第一，第二和 第三应变不变量。根据特征方程，可以求解得到三个主应变。将求解后的主应变代入公式， 并注意到任意一点三个方向余弦的平方和等于 1，则可解应变主轴的方向余弦。由应力张量和应变张量，应力不变量和应变不变量之间的公式的比较可知， 主应变和应变主轴的特性与主应力和应力主轴是类似的。首先从几何

12、方程中消去位移分量，把几何方程的第一式和第二式分别对 x 和 y 求二阶偏导数，然后相加，并利用第四式，可得 若将几何方程的第四，五，六式分别对 z，x，y 求一阶偏导数，然后四和 六两式相加并减去第五式，则将上式对 x 求一阶偏导数，则 分别轮换 x,y,z，则可得如下六个关系式，上述方程称为应变协调方程应变协调方程或者变形协调方程变形协调方程，又称圣维南（Saint Venant）方程。 几何方程表明，六个应变分量是通过三个位移分量表示的，因此六个应变分量 将不可能是互不相关的，应变分量之间必然存在某种联系。这个问题对于弹性力学分析是非常重要的。因为如果已知位移分量，容易 通过几何方程的求

13、导过程获得应变分量；但是反之，如果已知应变分量，则几 何方程的六个方程将仅面对三个未知的位移函数，方程数显然超过未知函数的 个数，方程组将可能是矛盾的。随意给出六个应变分量，不一定能求出对应的位移。例如：例例 1 1 设应变分量为：，求其位移解：解： 显然该应变分量没有对应的位移。 要使这一方程组不矛盾，则六个应变分量必须满足一定的条件。以下我们将着手建立这一条件。所谓的单连通域，是指该物体内任一条闭曲线可以收缩到一点而不越出界外。 设应变分量ij单值连续，并有连续的二阶导数，则由轮换 x, y, z 计算，可得 dv，dw 和 dy，dz 。如果能够通过积分，计算出上述位移和转动分量如果是单

14、值连续的，则可得到弹性体的位移单值连续 的条件。变形协调方程的数学意义是：要使三个位移分量为未知函数的六个几何方程不 相矛盾，则应变分量必须满足的必要条件。应变协调方程的物理意义可以从弹性体的变形连续作出解释。假如物体分 割成无数个微分六面体单元，变形后每一单元体都发生形状改变，如变形不满 足一定的关系，变形后的单元体将不能重新组合成连续体，其间将产生缝隙或 嵌入现象。 为使变形后的微分单元体仍能重新组合成连续体，应变分量必须满足一定 的关系，这一关系就是应变协调方程。假如弹性体是单连通域的,则应变分量满足应变协调方程不仅是变形连续的 必要条件，而且也是充分条件。为证明应变协调方程是变形体连续

15、的必要和充分条件，我们可利用弹性体 变形连续的物理意义，反映在数学上则要求位移分量为单值连续函数的性质。我们的目的就是证明：如果已知应变分量满足应变协调方程，则对于单连 通域，就一定可以通过几何方程的积分求得单值连续的位移分量。 下面我们推导单连通域的变形协调关系如果弹性体中的一条封闭曲线，若收缩至一点必须越出域外，则为:多连通域物体。一个多连通域物体，可用若干个截面将物体部分的截开，使之成为单连通 域。如果所需的截面数为 n，则物体为 n+1 连域。 平面为有两个环形孔的物体，两个截面即可使其成为单连通域，所以为三 连域。对于多连通域问题，应变满足变形协调方程并不能确保位移在分割后的单 连通域内单值连续。因为当位移分别从截面两侧趋近于截面上的某一点时，一 般的说其将趋于不同的值。分别用 u+，v+，w+和 u-，v-，w-表示截面两侧的位移，则多连通域的位 移单值连续条件还需要 补充条件， u+=u-， v+=v-， w+=w- 因此，对于多连通域问题，应变分量满足变形协调方程只是位移连续 的必要条件，只有加上上述补充条件后，条件才是充分的。