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1、第四章 应力和应变关系#知识点#应变能原理 应力应变关系的一般表达式 完全各向异性弹性体 正交各向异性弹性体本构关系 弹性常数 各向同性弹性体应变能格林公式广义胡克定理一个弹性对称面的弹性体本构关系 各向同性弹性体的应力和应变关系 应变表示的各向同性本构关系#一、内容介绍前两章分别从静力学和运动学的角度推导了静力平衡方程， 几何方程和变形 协调方程。由于弹性体的静力平衡和几何变形是通过具体物体的材料性质相联系 的，因此，必须建立了材料的应力和应变的内在联系。 应力和应变是相辅相成的， 有应力就有应变； 反之，有应变则必有应力。对于每一种材料，在一定的温度 下，应力和应变之间有着完全确定的关系。
2、 这是材料的固有特性， 因此称为物理 方程或者本构关系。对于复杂应力状态，应力应变关系的实验测试是有困难的，因此本章首先通 过能量法讨论本构关系的一般形式。 分别讨论广义胡克定理； 具有一个和两个弹 性对称面的本构关系一般表达式；各向同性材料的本构关系等。本章的任务就是建立弹性变形阶段的应力应变关系。二、重点1、应变能函数和格林公式； 2、广义胡克定律的一般表达式； 3、具 有一个和两个弹性对称面的本构关系； 4、各向同性材料的本构关系； 5、材料的弹性常数。4.1 弹性体的应变能原理学习思路 :弹性体在外力作用下产生变形，因此外力在变形过程中作功。同时，弹性体 内部的能量也要相应的发生变化。
3、 借助于能量关系， 可以使得弹性力学问题的求#解方法和思路简化，因此能量原理是一个有效的分析工具本节根据热力学概念推导弹性体的应变能函数表达式，并且建立应变能函数表达的材料本构方程。根据能量关系，容易得到由于变形而存储于物体内的单位体积的弹性势能， 即应变能函数。探讨应变能的全微分，可以得到格林公式，格林公式是以能量形式表达的本 构关系。如果材料的应力应变关系是线性弹性的，则单位体积的应变能必为应变分量 的齐二次函数。因此由齐次函数的欧拉定理，可以得到用应变或者应力表示的应 变能函数。学习要点：1、应变能；2、格林公式；3、应变能原理。1、应变能弹性体发生变形时，外力将要做功，内部的能量也要相
4、应的发生变化。本节 通过热力学的观点，分析弹性体的功能变化规律。根据热力学的观点，外力在变形过程中所做的功，一部分将转化为内能，一 部分将转化为动能；另外变形过程中，弹性体的温度将发生变化，它必须向外界 吸收或释放热量。设弹性体变形时，外力所做的功为 dW,则dW=dWi + dW2其中，dWi为表面力Fs所做的功，dW2为体积力Fb所做的功。变形过程中, 由外界输入热量为dQ，弹性体的内能增量为dE,根据热力学第一定律，dW+dW2=dE - dQ因为d吧二JJJ坨皿*7二JJJ尺亦W将上式代入功能关系公式，则咖二邮+ 0T因为，dQ=TdS，所以，Q=TS。上式中，T为绝对温度，TS为输入
5、单位体积 的热能。代入公式可得#d叽 + d网；二 dE dg 二 df|JTSdV 二 jjjff0 - TS)AV 二 jjj所以上式中,Eo为物体单位体积的内能/： TS为输入的热能，即Uo=Eo - TS。所#以在等温条件下，功能公式仍然成立。上述公式是从热力学第一和第二定律出发得到的，因此它不受变形的大小和材料的性质的限制。如果材料的应力应变关系是线性弹性的，则由格林公式，单位体积的应变能 必为应变分量的齐二次函数。因此根据齐次函数的欧拉定理，可得#% =扌9禺 2启+ 66 + B打+ 口乙)用张量表示，写作#设物体的体积为V，整个物体的应变能为III !4.2广义胡克定义 学习思
6、路:根据弹性体的应变能函数，可以确定本构方程的能量表达形式。本节的任务 是利用应变能函数推导应力和应变的一般关系。如果将应力分量表达为应变分量的函数，可以得到应力和应变关系的一般表 达式。对于小变形问题，这个一般表达式可以展开为泰勒级数。对于各向同性材料，根据应力与应变的性质，可以得到具有36个常数的广义胡克定理。学习要点:1应力应变关系的一般表达式；2、广义胡克定理1、应力应变关系的一般表达式由于应变能函数的存在，通过格林公式就可求出应力。本节将通过应变能的 推导应力和应变的一般关系。若将应力表达为应变的函数，则应力和应变关系的 般表达式为6二人（耳灼吗卩椚*堆）#这里的函数f i （i=1
7、, 2,，6）取决于材料自身的物理特性。对于均匀的各 向同性材料，单向拉伸或压缩时，应力应变关系可以通过实验直接确定。 但是对 于复杂的应力状态，即使是各向同性的材料，也很难通过实验直接确定其关系。这里不去讨论如何建立一般条件下的应力应变关系，仅考虑弹性范围内的小变形问题。对于小变形问题，上述一般表达式可以展开成泰勒级数，并且可以略去二阶 以上的高阶小量。上式中（f i） 0表达了函数f 1在应变分量为零时的值，根据应力应变的一般 关系式可知，它代表了初始应力。2、广义胡克定理根据无初始应力的假设，（f i） 0应为零。对于均匀材料，材料性质与坐标无 关，因此函数f i对应变的一阶偏导数为常数
8、。因此应力应变的一般关系表达式 可以简化为6 = q冉+q吗+q咼+厲样科+。从+。皿 b 厂g雇+ g纬+ g蚪+ g心十戒严+ g几 6 = q冋+ c毎+务务+ 6护加+ C蚣j = Si见+q灼+q猊+十q匕+几 Tys + G応 + GlF# + C菠y?sj = 4】孔+ G嘉+ o晟+ /尹十q几上述关系式是胡克（Hooke）定律在复杂应力条件下的推广，因此又称作广 义胡克定律。广义胡克定律中的系数 Cmn (m, n =1, 2,，6)称为弹性常数，一共有 36个。如果物体是非均匀材料构成的，物体内各点受力后将有不同的弹性效应，因 此一般的讲，Cmn是坐标X，y，Z的函数。但是
9、如果物体是由均匀材料构成的，那么物体内部各点，如果受同样的应力, 将有相同的应变；反之，物体内各点如果有相同的应变，必承受同样的应力。这一条件反映在广义胡克定理上，就是 Cmn为弹性常数。4.3各向异性弹性体的本构关系学习思路：本节应用应变能函数推导各向异性材料的本构关系。对于完全的各向异性弹性体，本构关系有 21个弹性常数，对于具有一个弹性对称面的各向异性材料，本构各向具有13个弹性常数。对于正交各向异性材料，弹性常数有 9个。正交各向异性材料的本构方程中，正应力仅与正应变有关，切应力仅与对应 的切应变有关，因此拉压与剪切之间，以及不同平面内的剪切之间将不存在耦合 作用。学习要点：1、完全各
10、向异性弹性体；2、有一个弹性对称面的弹性体；3、有一 个弹性对称面的弹性体本构关系；4、正交各向异性弹性体；5、正交 各向异性弹性体本构关系。1、完全各向异性弹性体下面从广义胡克定理公式出发，用应变能的概念建立常见的各向异性弹性体 的应力和应变关系。根据格林公式和广义胡克定律，有乎二s二c冋+务弓+ c帆+ q心+気& + g仏对于上式，如果对切应变xy求偏导数，有对于上式，如果对正应变x求偏导数，有因此，C14=C41。对于其它的弹性常数可以作同样的分析，贝UCmn=Cnm上述结论证明完全各向异性弹性体只有 21个弹性常数。其本构方程为6 = 邑+ 0灼+匚1抖+ 口4厂心+ C&严+ Qe
11、Xx! 巧=Og + J巧+ C佔+ G疗邸+ 6： + 3毬6 = q枫+。春y +务 + C34打+ 6严+ G諾XI 弋住 + 24弓 + 6伍 + 44厂邸 + C&R + G/腮和=S迅+ o曲十心+务人J 】护* + G迅+ c充 + 3砂+ c丑& + 曲监2、具有一个弹性对称面的各向异性弹性体如果弹性体内每一点都存在这样一个平面，和该面对称的方向具有相同的弹性性质，则称该平面为物体的弹性对称面。垂直于弹性对称面的方向称为物体的弹性主方向。若设yz为弹性对称面，则x轴为弹性主方向。以下根据完全各向异性弹性体本构方程，推导具有一个弹性对称面的各向异 性弹性体的本构方程。将x轴绕动z
12、轴转动n角度，成为新的Oxyz坐标系。新旧坐标系之间的关系为xyzxl1 = -1m1=0n 1=0yl2=-1m2=0n 2=0zl3=-1m3=0n3=0根据弹性对称性质，关于x轴对称的应力和应变分量在坐标系变换时保持不变，而关于x轴反对称的应力和应变分量在坐标系变换时取负值。所以匚 x =；x，；y =；y，二 z =；z，xy = xy， yz = yz， zx = zx乂 = x， y = y， z = ；z，xy = xy， yz = yz，zx = zx根据弹性主方向性质，作这一坐标变换时，本构关系将保持不变3、有一个弹性对称面的弹性体本构关系根据完全各向异性弹性体的本构方程，将
13、上述关系式代入广义胡克定理，可得-C+ c允盲”+ 屛+ c屛理 寸脸将上式与广义胡克定理相比较，要使变换后的应力和应变关系保持不变，则必有Cl4=C 16=C 24=C 26=C 34=C 36=C 54=C56 0这样，对于具有一个弹性对称面的弹性体，其弹性常数由 个。具有一个弹性对称面的弹性体的应力应变关系为6 =厲邑+q迅+q爲+込21个将减少为13b+十7抖+=+ 6吗+ G召+ U必 =G乙十几=G】壬+乐弓+ G遇+ 声-召4了“ + Qg/a4、正交各向异性弹性体若物体每一点有两个弹性对称面，称为正交各向异性弹性体。以下根据完全#具有一个弹性对称面的各向异性弹性体本构方程s =+q迢+q九+u込碍=%+g病十孟+g如=5 + C迟 + C為 + U=C必十。4几=5禺+ 52弓+ G握+ C曲声XZ平面也是弹-0召4了“ +。胡d推导具有两个弹性对称面的各向异性弹性体的本构方程。设性对称面，即y轴也是弹
