Нелинейная теория упругости - Лурье А.И.
Скачать (прямая ссылка):
О О / о \ / о
T=VR^.T''.VR= (4E + VuTJ-T''-U + Vu/
= Т"+ VuT T''+T~ Vu + VuT T~ Vu. (3)
Задавшись удельной потенциальной энергией э в форме Мурнагана
э = 1 (I + 2р) /? (С) -2р/2 (С) +1 (/ ¦+ 2т) 1\ (С) -
- 2т/1 (С) /а (С) Ч-"/, (С), (4)
но (11.3.3) получаем
а /г (С) + ^ а/2 (С)+ di3 (С).
- [577(C) + /l С
Е -
, дэ д!~з{С)
С2 =
о
т (С) + [И\ (С) - (2т-п) /3 (С)] Е + (2т - п) 1Х (С) С + пСа, (5)
250 ЗАДАЧИ НЕЛИНЕЙНОЙ ТЕОРИИ СЖИМАЕМОЙ СРЕДЫ [гл. "
О
причем Т (С) - линейный оператор закона Гука над С 0 0 0 , 0 / 0 0 \ т
(со = ал (С) е+2рс = т (е)+\ т {vu • vut ) =
/0\ 0) /0 0 ''i оо
= X/j [г) -f 2p,s ф-у 11г l.Vu-VuTJ + pVu-VuT. (6)
G u u
Конечно, Tys/--- тензор напряжении линеинои теории упругости. Сохранив
теперь в (5) лишь слагаемые не выше второй
о
степени относительно Vu, получаем
0 /0\ , / 0 0 \ 00 т~ (С) = т(8;+у ал (,vu-vutJ E + pvu-vuT +
+ {11\ (е)- (2т -п) 1г(е)]Е + (2т-п)11 (s)s-f-ns2. (7)
По (5.3.6) и (3) приближенному представлению тензора напряжений Коши Т
придается вид
О /0\ О , / О О \ 00
т = тц;-л (е)т(8) +-^-а,л (.vu-v^j+pvu.vu^
+ VuT • Т (е) + Т (в) ¦ Vu + [//? (s) - (2т - п) /2 (е)] Е +
/0\ О 0
+ (2т - п) Л (е) s-f "в2. (8)
Его, конечно, можно преобразовать и к знакомому виду
/0 \ 0 0 -f- (2т - п) Л \е) s-f- п?2 (9)
- обозначения несколько изменены с целью сопоставить (8) или (9) с
представлением Т в "физически-нелинейной" теории.
В последней удельная потенциальная энергия деформации предполагается
зависящей только от линейного тензора деформации: э(С) заменено на э(в).
Например, для материала Мурнагана принимается, во-первых, вместо (4)
э =- у (I + 2р) 1\ (s) - 2рЛ (в) -f у (/ + 2т) If (в) -
- 2тЛ (е) /2 (в) + п13 (в). (1<>)
Во-вторых, верные в линейной теории соотношения
8э = Т ¦ • бвт, Т = э0 (И)
: 151
О "ФИЗИЧЕСКЙ-НЕЛИНЕЙНОЙ" ТЕОРИИ УПРУГОСТИ
251
считают применимыми вместо (1) и при учете слагаемых второй о
степени по в. В-третьих, вычисляемый по (11) тензор Т не представляет ни
тензора напряжений Коши, ни энергетического тензора напряжений.
При сделанных упрощениях тензор напряжений "физически-нелинейной" теории,
обозначаемый далее Т по (10) и (И) представляется выражением
Х = з" =--= Т+ [//i (в) - {2т -п) /2 (в)] Е + (2т-п) 1г (в) s + ns2.
(12)
Оказались утерянными слагаемые той же второй степени по градиенту вектора
перемещения, что и учитываемые этой теорией
/ V0 0
Т-Т =у JLvRT-3c-VR-з* =
8
/ 0 \ 0 / 0 \ 0 0/0 \ 1 0/0 о
: -/ДвМв) + 2в.Т (вJt4Vut. Vu
(13)
В приводимом далее иллюстративном примере простого сдвига компоненты
тензора напряжений Коши, определяемые формулами (4.7) по заданию (5.3.2)
удельной потенциальной энергии, представляются формулами
/и = - 1 2
/22 1
2
(А. +2р.) -hT/s2 + m(l -f s2)+2p (s2)
s2,
(^ + 2p)+T/s2 + m(l -fs2)
s',
s2, t1* = p (s2) s, ;23 = p = о
и при учете лишь слагаемых не выше второй степени по s
K1 = T(?i + 4p + m) s2, ^22 = -к- (A, + 2p + m)
s2,
Имеем также
о
VuT
12^* T u '21
0 1 0 0
8 = yOA + Ui) s, VuT-Vu = i1i1s2,
71(s)=0, T = ps(i1i2 + i2i1), 2e-T = ps2 (KK + i2i2),
,0/0 о \ .
(Vu^VuJ-I^E + iAps2
252 ЗАДАЧИ НЕЛИНЕЙНОЙ ТЕОРИИ СЖИМАЕМОЙ СРЕДЫ [ГЛ. г
и по (13) приходим к" равенствам
+ tM - f22 = ^(X + 2p)s2, =
Из них при s->-0 следует, что
*п _! | ^+4р j , * + 2ц
712 ' m > 722
'33 1 ,
733 ^ т - п/2 • (14)
т > /22 т > /зз ' т-я/2'
Для стали Hecla 17 по приведенным в гл. 5, § 11 данным
= 0,58.
t11 = 0,26, /22 = 0,54, /33
А1 /22 /33
В опытах Зеегера (A. Seeger, 1960) было получено для одного из сортов
стали
- =1,39, 1,6,
(X [X ' '
и по (14) оказывается
11
= -Ю,1,
- = - 22,7
= 0,47, /22 = 0,66, /33 = 2,11
/22 /33
Неприемлемость "физически-нелинейной" теории - следствие как этих
экспериментально обнаруживаемых результатов, так и перечисленных выше
ошибочных предпосылок самой теории. Можно также добавить, что процедура
вычислений физически-нелинейной теории не имеет и преимущества простоты
по сравнению с описанными в §§6-10 правилами расчета "эффектов второго
порядка".
Глава 7
НЕСЖИМАЕМЫЙ УПРУГИЙ МАТЕРИАЛ
§ 1. Упругий материал с наложенными связями
1. Во всем предшествующем предполагалась способность материала как
угодно деформироваться под действием надлежащим
о
образом выбранных сил. Градиент места VR и определяемые по нему меры
деформации считались произвольными достаточно гладкими функциями
материальных координат. Но оказывается целесообразным рассмотрение
моделей материалов, наделенных способностью не допускать некоторых
деформаций, каковы бы ни были приложенные к телу силы -материалы с
наложенными связями. Несжимаемая жидкость - классический пример этих
материалов.
Связь задается условием, налагаемым на градиент места
v(VR) = o. (1)
Это свойство материала должно удовлетворять принципу материальной
индифферентности (гл. 3, § 2); иначе говоря, скалярная функция у должна
сохранять вид при любом ортогональном преобразовании
VOco: у (VR) = y(VR-O) = 0. (2)
о о
Заменив VR его полярным представлением VR = UOx и принимая О - Охт,
