弹性力学第十章 空间问题的解答

第十章空间问题的解答目录§10.1基本方程的柱坐标和球坐标形式§10.2位移场的势函数分解§10.3拉梅应变势§10.4齐次拉梅方程的通解§10.5无限体内一点受集中力作用§10.6半无限体表面受法向集中力作用在空间问题中，若弹性体的几何形状、约束情况以及所受的外部荷载，都对称于某一轴（通过这个轴的任一平面都是对称面），则所有的应力、形变和位移也对称于这一轴。这种问题称为空间轴对称问题。根据轴对称的特点，宜采用圆柱坐标表示。若取对称轴为z轴，则轴对称问题的应力分量、形变分量和位移分量都将只是和z的函数，而与坐标无关。,,z§１０-1空间问题的基本方程轴对称问题轴对称问题的弹性体的形状一般为圆柱体或半空间体。ρ例如：受轴对称荷载的厚壁筒、回转圆盘、无限体或半无限体受集中力等柱坐标：描述空间轴对称问题的应力、形变、位移宜用柱坐标柱坐标系xyz0Pcos,sin,xyzz与直角坐标的关系：22cossinxyxyzφρdρdφ用相距的两个圆柱面，互成的两个铅垂面及相距的两个水平面，从弹性体内取一个微小六面体ddzd沿ρ方向的正应力径向正应力,环向正应力,沿方向的正应力z轴向正应力,沿z方向的正应力z作用在圆柱面上而沿z方向作用的剪应力z作用在水平面上而沿ρ方向作用的剪应力zzzzz从轴对称物体中取出图示的单元体一、轴对称问题的应力分量与体力分量的表示由于对称性，φρdρdφzz00zzzzz并且环向体力分量为零φdφρρφφρdρzzz应变分量：z径向正应变环向正应变轴向正应变剪应变：zz位移分量：zuu0u径向位移环向位移轴向位移基本未知量：,z,,,zz,z,,,zzzu,u共10个二、轴对称问题的平衡微分方程:取图示微元体。由于轴对称，在微元体的两个圆柱面上，只有正应力和轴向剪应力；在两个水平面上只有正应力和径向剪应力；在两个垂直面上只有环向正应力，如图示。根据连续性假设，微元体的正面相对负面其应力分量都有微小增量。注意：此时环向正应力的增量为零。0yzzzzzzzzzzzzx0xyzρzzzzzzzzzzzdd2d2dφφdφρρφφρdρ12cos,22sindddφdφρρφφρdρ根据ρ方向的平衡0dddddddd2ddd2dddd)d(dbzFzzzzzzzz利用可得:经约简并略去高阶微量，得：根据z方向的平衡，可得:0bFzzz0yzzzzzzzzzzzzxzzzzzzzzbd(d)dddddddddddd0zzzzzzzzzzzFz化简后得到:0bzzzFz空间轴对称问题的平衡方程为:00bbzzzzzFzFz三、几何方程通过与平面问题及极坐标中同样的分析，由径向位移引起的形变分量为：由于对称，各点环向位移为零，由径向位移产生的应变为,,zuuuz由轴向位移w产生的应变为wzwzz,迭加得到几何方程,,zzuuuwwzz四物理方程1[()]1[()]1[()]2(1)zzzzzzEEEE由于圆柱坐标，是和直角坐标一样的正交坐标，所以可直接根据虎克定律得物理方程：应力分量用形变分量表示的物理方程：1121121122(1)zzzrEeEeEeE其中：ze例题：设有半空间体，其比重为p，在水平边界面上受均布压力q的作用，试用位移法求位移分量和应力分量。并假设在z=h处w=0。解:位移法求解空间问题的方程为：220,0,()(1)dd0,0,(2)dduvwwzuvwweeewexyzzxyzz2b2b2b102(1)1210(3)2(1)12102(1)12xyzEeuFxEevFyEewFz1、由于任意铅直平面都是对称面，假设zRzxyq2、将(2)代入，可见中的前二式自然满足，而第三式成为)4(0211)1(22222pdzwddzwdE化简后，积分以后得：2d(1)(12)()d(1)(1)(12)()(5)2(1)wepzAzEwpzABE上式中的A，B是任意常数，根据边界条件决定。22d(1)(12)d(1)wpzE即1(1)121(1)121(1)12(6)2(1)2(1)2(1)xyzxyyzzxEuexEveyEwezEuvyxEvwzyEwuxz3、将(5)代入弹性方程(6)得：)7(0)()(1zxyzxyZyxAzpAzp在本问题的边界上:0,1,0,xyzlmnpppqRzxyq应力边界条件为:前二式自然满足，而第三式要求:()()()()()()()()()xsxysxzsxxysysyzsyxzsyzszszlmnplmnplmnppqAqzz/)(04、由应力边界条件确定A)8(0)()(1zxyzxyZyxqpzqpz2(1)(12)()2(1)qwpzBEp得:5、决定常数B，利用给定的位移条件:得铅直位移:)(2)()1()21)(1(22zhpzhqEw0)(hzw2(1)(12)()2(1)pqBhEpRzxyqh2max0(1)(12)()(1)2zpwwqhhE6、分析：1）本问题的工程背景是地面受大面积堆载作用下的应力和位移分析。由：可得侧压力系数：1yxzz)8(0)()(1zxyzxyZyxqpzqpz2）本题也可按轴对称问题计算：取0,()uwwz()1()0Zzzpzqpzq求得：在空间问题中，如果弹性体的几何形状、约束情况以及所受的外来因素，都对称于某一点（通过这一点的任意平面都是对称面），则所有的应力、形变和位移也对称于这一点。这种问题称为空间球对称问题。根据球对称的特点，应采用球坐标表示。若以弹性体的对称点为坐标原点，则球对称问题的应力分量、形变分量和位移分量都将只是径向坐标r的函数，而与其余两个坐标无关。,,rO显然，球对称问题只可能发生于空心或实心的圆球体中。•球对称问题•x•z•y一平衡微分方程取微元体。用相距的两个圆球面和两两互成角的两对径向平面，从弹性体割取一个微小六面体。由于球对称，各面上只有正应力，其应力情况如图所示。drd由于对称性，微元体只有径向体积力。由径向平衡，并考虑到，再略去高阶微量，即得球对称问题的平衡微分方程：rK22sindd02rrrKrdrd二几何方程•由于对称，只可能发生径向位移；又由于对称，只可能发生径向正应变及切向正应变，不可能发生坐标方向的剪应变。球对称问题的几何方程为：rurtdrdurrrurt三物理方程球对称问题的物理方程可直接根据虎克定律得来：trrE21rttE11将应力用应变表示为：trrE21211rttE211例：空心圆球受均布压力设有空心圆球，内半径为a，外半径为b，内压为qa，外压为qb，体力不计，试求其应力及位移。其解为得应力分量022222rrrurdrdurdrud解：由于体力不计，球对称问题的微分方程简化为2rBArur331211221rBEAErBEAEtrxzy26trrE21211rttE211将边界条件bbrraarrqq代入上式解得12,2133333333abEqqbaBabEqbqaAbaba于是得问题的径向位移应力表达式barqbaraqabrbEru3333333311212112121batbarqbaraqabrbqbaraqabrb3333333333333333121112,1111§10.2位移场的势函数分解式亥姆霍兹(Helmholtz)定理：一个任意的位移场U总可以分解为两部分，一部分代表没有转动的（即无旋的）位移场U1，另一部分代表没有体积变化的（即等容的）位移场U2。21UUU(a)由于U1为无旋的位移场，故其旋度为零。01U那么存在一个标量势函数，它的梯度等于U11U对于U2，由于它表示等容变形，则体积应变为零，也表示其散度为零。(b)不失一般性，可令(c)02U(c)式成立的条件是2U(d)0(10-14)(b),(d)代入(a)得U(10-15)式(10-15)称为位移场的势函数分解式，或称Stokes分解式。对式(10-15)作散度和旋度运算，可得2U2U(10-16)§10.3拉梅应变势式(10-15)给出了位移场既非无旋也非等容的一般情况下的分解式，若位移场是无旋的，则式(10-15)可简化为U(10-17)将式(10-17)代入不计体力的拉梅方程0)(2UGG(10-18)222UU代入式（10-18）得注意到：0)2(2G由此可得：C2(10-19)由于方程（10-19）的成立表示弹性体内各处的膨胀或收缩是均匀的，或者没有膨胀和收缩。能直接利用拉梅应变势求解的问题极少。§10.4齐次拉梅方程的通解（一）布西内斯克-伽辽金通解将：（二）纽勃-(鲍勃)巴博考维奇通解§10.5无限体内一点受集中力作用§10.6半无限表面受法向集中力作用Chapter10谢谢！