Елисеев В.В. Механика деформируемого твердого тела

Подождите немного. Документ загружается.

5.7 Линейная теория оболочек

Заданный на контуре крутящий момент m

◦

трансформировался в добавку

к перерезывающей силе. Более удивительно другое — появление «сосре-

доточенных сил» в точках разрыва Φ

(l); таковы угловые точки, где n и l

разрывны.

Рассмотрим пример: осесимметричный изгиб круглой пластины. Име-

ем w = w(r), ∇ = e

∂

+ r

−1

∂

, Q = Q(r)e

Q = −D





, µ = µ

+ µ

= D





, µ

= D



+ νw





∂



w =

q(r)

⇒

⇒ w =

r dr

qr dr . (5.6.17)

В случае q = const

w =

64D

+ B

ln r + B

+ B

ln r, (5.6.18)

а для сплошной пластины с заделкой при r = a

w =



− a



64D

. (5.6.19)

5.7 Линейная теория оболочек

Геометрия оболочек определяется срединной поверхностью (r = r(q

)) и

толщиной h. Радиус-вектор в теле оболочки

R(q

, n) = r(q

) + nn(q

), |n| 6 h/2, (5.7.1)

орт нормали задан формулой (1.2.3, гл. 1). На срединной поверхности имеем

базис, кобазис и оператор Гамильтона:

∂r

∂q

≡ ∂

r, r

·r

= δ

, ∇ = r

∂

. (5.7.2)

Первый метрический тензор

a = ∇r = r

= a

αβ

= a

αβ

;

αβ

= r

·r

, a

αβ

= r

·r

. (5.7.3)

131

Тонкие тела

Он играет роль единичного тензора в касательной плоскости:

v = v

= a ·v, a = E − nn. (5.7.4)

Компоненты a

αβ

определяют длины, углы и площади:

dr · d

r = a

αβ

d´q

, |r

× r

= a

− a

≡ a,

dO =

√

a dq

. (5.7.5)

Информация об этом содержится и в a

αβ

, поскольку a

αβ

βγ

= δ

, но

отсутствует в смешанных компонентах δ

— и самом a (!). Отметим, что a

не является инвариантом.

Второй метрический тензор

b = −∇n = −r

∂

n (5.7.6)

обусловлен кривизной. Его инвариантами являются средняя и гауссова

крив

изны:

2H = tr b = b

, K = det b

. (5.7.7)

Не только техническую роль играют «деривационные» формулы

∂

≡ r

αβ

= Γ

αβ

+ b

αβ

n, ∂

n = −b

αβ

≡ r

αβ

·r

= Γ

αβσ

σλ

αβσ

≡ r

αβ

·r

(∂

βσ

+ ∂

ασ

− ∂

αβ

) . (5.7.8)

Из них следует, что компоненты a

αβ

и b

αβ

как функции q

определяют

форму поверхности — через коэффициенты дифференциальных уравнений.

Эти функции не могут быть произвольными. Равенство ∂

αβ

= ∂

γβ

ведёт к уравнениям совместности (Гаусса — Петерсона — Кодацци), позво-

ляющим выразить гауссову кривизну K через a

αβ

. Отсюда важный вывод:

K не меняется при изгибаниях — деформациях с неизменными длинами

и углами. Плоскость можно изогнуть в цилиндрическую или кониче скую

поверхность (K = 0), но нельзя — в сферическую.

Обзор сведений из геометрии поверхностей закончим теоремой о ди-

вергенции

∂O

ν ·u dl =

(∇·u + 2Hn ·u) dO, (5.7.9)

132

5.7 Линейная теория оболочек

где ν — орт нормали к контуру в касательной плоскости, а u может быть

тензором любого ранга. Доказательство можно построить на обычной тео-

реме о циркуляции с представлением (5.7.1) [32].

При прямом подходе к оболочкам как материальным поверхностям важ-

нейшим является вопрос о степенях свободы частиц. В классической мо-

дели Кирхгофа — Арона — Лява это материальные нормали с пятью сте-

пенями свободы. Вектор поворота θ лежит в касательной плоскости, как и

все моменты. Малое изменение нормали и работа момента таковы

n = θ × n ≡ ϕ, m ·θ = m

·ϕ, m

= m × n. (5.7.10)

В основе построений лежит уравнение виртуальной работы

(q ·δu + m

·δϕ − δΠ) dO +



P ·δu + M

·δϕ



dl = 0. (5.7.11)

При смещении без деформации неизменны a

αβ

и b

αβ

δε = 0, δκ = 0, ε =

˙a

αβ

, κ ≡

αβ

. (5.7.12)

При этом работа внутренних сил (−δΠ) равна нулю. Вводим множители

Лагранжа — симметричные тензоры τ и µ в касательной плоскости с фор-

мальным равенством

δΠ = τ ··δε + µ··δκ. (5.7.13)

Для упругой оболочки существует потенциал Π(ε, κ) и тогда

τ =

∂Π

∂ε

, µ =

∂Π

∂κ

. (5.7.14)

Установим связи между перемещениями (u ≡

r), поворотами и дефор-

мациями. Имеем

·n = 0 ⇒ ∂

u ·n + r

·ϕ = 0 ⇒ ϕ = −∇u ·n; (5.7.15)

˙a

αβ

= ∂

u ·r

+ r

·∂

u ⇒ ε = (∇u)

⊥

; (5.7.16)

αβ

= −∂

n ·r

⇒

αβ

= −∂

ϕ ·r

− ∂

n ·∂

u ⇒

⇒ κ = −(∇ϕ)

⊥

+ b ·∇u

= (∇∇u ·n)

⊥

. (5.7.17)

Знак (⊥) выделяет составляющую в касательной плоскости:

⊥

= a ·v = v − v

⊥

= a ·T ·a = T − T

nn − T

αn

n − T

nα

. (5.7.18)

133

Тонкие тела

Тензоры деформаций ε и κ такие же, как в пластине при плоском напря-

жённом состоянии и изгибе.

Перепишем (5.7.11), вводя ещё множитель Лагранжа Q от связи (5.7.15):



q ·δu + m

·δϕ − τ ··δε − µ··δκ − Q ·(δϕ + ∇δu ·n)



dO +



F ·δu + M

·δϕ



dl = 0. (5.7.19)

Используя тождества

τ ··ε = ∇·(τ ·u) − ∇·τ ·u,

µ··κ = ∇·(−µ·ϕ + µ ·b·u) + ∇·µ·ϕ − ∇·(µ·b)·u,

Q ·∇u·n = ∇·(Qn·u) − ∇·(Qn)·u, (5.7.20)

и теорему о дивергенции (5.7.9), преобразуем (5.7.19) к форме

h

q + ∇·T



·δu +



− (∇·µ)

⊥

− Q



·δϕ

dO + δA = 0,

T ≡ τ + µ ·b + Qn,

δA =



(P − ν ·T ) ·δu + (M

+ ν ·µ)·δϕ



dl. (5.7.21)

Подчёркнутые выражения равны нулю — это уравнения баланса сил и мо-

ментов. Тензор сил T содержит и перерезывающие силы Q. С интегралом

δA связаны все граничные условия.

В компонентах имеем пять уравнений баланса. По правилам элемен-

тарной механики их было бы шесть. «Шестое уравнение» моментов по

нормали при нашем подходе оказывается тождеством (!). Однако без пред-

ставлений лагранжевой механики нельзя строить теорию оболочек.

Соотношения упругости (5.7.14) в сущности такие же, как в пластине.

Для однородного изотропного материала

Π =

+ C

ε··ε + D

+ D

κ··κ),

τ = C

εa + C

ε, µ = D

κa + D

κ,







1 − ν



1 − ν

, (5.7.22)

а D

1,2

имеют вид (5.6.13). Определение упругих констант — вне рамок пря-

мого подхода и т ребует асимптотического анализа трёхмерной задачи —

более сложного, чем для пластин.

134

5.7 Линейная теория оболочек

Граничные условия выводятся из (5.7.21) посредством интегрирования по

частям. На контуре

∇ = ν∂

+ l∂

, ϕ = −νn ·∂

u − ln ·∂

−

Φ ·ln·∂

u dl =

∂

(Φ

n)·u dl,



P − ν ·T + ∂

(Φ



·δu − Φ

n ·∂

δu = 0,

Φ ≡ M

+ ν ·µ. (5.7.23)

В компонентах всегда четыре условия. В заделке u = 0, n · ∂

u = 0,

а на свободном крае [. . .] = 0 и Φ

= 0. Формулы Коши, связывающие

нагрузки с тензорами сил и моментов, не имеют места — как при изгибе

пластин Кирхгофа.

Тензоры деформации должны удовлетворять уравнениям совместно-

сти. Логика их вывода та же, что в п. 4.4. Опираемся на теорему о цирку-

ляции

( dr ·V

) =

n ·∇× V dO



∂

V (q

, n) ≡ 0



;

V = ∇u : n ·∇ × V = 0 ⇒ ∇·(n × V ) = 0. (5.7.24)

Представив градиент перемещения

∇u = ε − a × Ω, Ω ≡ ∇ × u ·



a +



= Ω

n + n × ϕ, (5.7.25)

из (5.7.24) получим

∇Ω ·n = −



∇·(n × ε)



⊥

. (5.7.26)

Весь тензор ∇Ω найдём с учётом равенства

κ = (∇∇U ·n)

⊥

= b ·ε − ∇Ω × n, (5.7.27)

после чего условие (5.7.24) однозначности Ω запишется в виде

∇·



∗

− b

∗

·ε

∗

+ Λn



= 0, Λ = (∇·ε

∗

)

⊥

, ε

∗

≡ −n × ε × n. (5.7.28)

Формально это не отличается от уравнений баланса сил и моментов —

имеем «статико-геометрическую аналогию». Уравнения (5.7.28) тождествен-

но удовлетворяются выражениями κ и ε через u; аналогичные выражения

τ и µ через «вектор функций напряжений» позволят удовлетворить урав-

нениям баланса.

135

Тонкие тела

Рис. 19

Обратимся к оболочкам вра-

щения. Образующий меридиан

(рис. 19) определяется зависимо-

стью цилиндрических координат

от длины дуги

x = x(s), ρ = ρ(s). (5.7.29)

Положение самого меридиана за-

даётся углом θ. Полагая q

= θ,

= s, имеем

r(q

) = x(s)i + ρ(s)e

(θ), e

= j cos θ + k sin θ. (5.7.30)

Орт касательной к меридиану

t = r

= x

(s)i + ρ

(s)e

, x

= cos ψ, ρ

= sin ψ, (5.7.31)

а орт касательной к параллели e

= e

(θ). Кривизна меридиана

ω = ψ

(s), а параллели — ρ

−1

. Орт нормали к меридиану в его плоско-

сти n = −i sin ψ + e

cos ψ. Деривационные формулы:

∂

= −e

= −t sin ψ − n cos ψ,

∂

t = sin ψe

, ∂

n = cos ψe

∂

= 0, ∂

t = ωn, ∂

n = −ωt. (5.7.32)

Построим базис, кобазис, набла-оператор и метрические тензоры:

= ∂

r = ρe

, r

= t = r

, r

= ρ

−1

;

∇ = ρ

−1

∂

+ t∂

;

a = e

+ tt = E − nn,

√

a = |r

× r

| = ρ,

b = −ρ

−1

cos ψe

+ ωtt. (5.7.33)

Рассмотрим дифференцирование вектора

u = u

+ u

t + u

n :

∇u =



−1

(∂

+ u

sin ψ + u

cos ψ)e

+(∂

− ωu

)tt + ρ

−1

(∂

− u

sin ψ)e

t + ∂



+(ρ

−1

(∂

− u

cos ψ)e

+ (∂

+ ωu

)t)n. (5.7.34)

136

5.7 Линейная теория оболочек

Квадратными скобками выделена (∇u)

⊥

; подчёркнуто u

= u ·e

. Яс ен

вид тензора ε. Поворот

ϕ = ϕ

+ ϕ

= ρ

−1

cos ψ − ∂

), ϕ

= −∂

− ωu

. (5.7.35)

Чрезвычайно сложен и ненадежен вывод подобных соотношений без фор-

мального аппарата, а из чертежа с элементами до и по сле деформации.

Необходимы и выражения дивергенции тензоров:

T = T

+ T

tt + T

θt

t + T

tθ

∇·T =



−1

(∂

+ (T

θt

+ T

tθ

) sin ψ) + ∂

tθ





−1

((T

− T

) sin ψ + ∂

θt

) + ∂



t +



−ρ

−1

cos ψ + ωT



∇·(Qn) = ρ

−1

cos ψe

− ωQ

t +



−1

(∂

+ Q

sin ψ) + ∂



n. (5.7.36)

Имеем достаточно соотношений для записи всей системы в компонентах.

В осесимметричной задаче компоненты не зависят от θ — уравнения

становятся обыкновенными. Равны нулю u

, q

, m

, ϕ

, τ

θt

, µ

θt

, Q

. Свод-

ка равенств такова:

= ρ

−1

, ε

= u

− ωu

, ϕ

= −u

− ωu

= −ρ

−1

sin ψ − ρ

−2

cos ψ, κ

= −ϕ

+ ω(u

− ωu

= Dκ

+ D

(D = D

+ D

), µ

= Dκ

+ D

= Cε

+ C

− ρ

−1

cos ψ (C = C

+ C

= Cε

+ C

+ ωµ

−1

− T

) sin ψ + T

− ωQ

+ q

= 0,

−ρ

−1

cos ψ + ωT

+ ρ

−1

sin ψ + Q

+ q

= 0,

−1

(µ

− µ

) sin ψ + µ

+ Q

= m

(5.7.37)

Первый интеграл

ρ(T

cos ψ − Q

sin ψ) +

ρq

ds = const (5.7.38)

выражает баланс сил для частиц оболочки между параллелями.

137

Тонкие тела

Об особенностях расчёта оболочек с различной формой меридиана (ци-

линдрических, конических, сферических, торообразных) написано много

книг [71, 113, 21, 6].

В системе уравнений теории оболочек присутствует малый параметр

от отношения жесткостей (D/C = h

/12). Отбрасывая формально малые

члены, приходим к уравнениям безмоментной теории:

∇·T + q = 0, T =

∂Π

∂ε

= C

εa + C

ε, ε = (∇u)

⊥

. (5.7.39)

Безмоментное состояние оптимально для оболочечной конструкции,

поскольку напряжения равномерно распределены по толщине. Но такое

состояние возможно не при любых нагрузках внутри и на краю. По тер-

минологии метода сращивания это внешнее разложение. Внутреннее раз-

ложение — краевые эффекты — необходимы для удовлетворения всем про-

извольным граничным условиям.

Для трёх компонент T

αβ

имеем три уравнения баланса сил. Можно

показать [21, 32], что эта система является эллиптической при положи-

тельной гауссовой кривизне (K > 0) и гиперболической при K < 0.

Рис. 19 соответствует K < 0. Характеристиками в этом случае оказыва-

ются «асимптотические линии»; на них

dr ·b·dr = 0. (5.7.40)

Известно (п. 1.3), что для гиперболических уравнений нельзя ставить гра-

ничные условия на характеристиках. Значит, край безмоментной оболочки

не может быть асимптотической линией. На цилиндрической поверхности

это прямая образующая.

5.8 Нелинейно-упругие оболочки

В начальном (ненапряжённом) состоянии r = r(q

), в деформированном

R = R(q

) — радиус-векторы одной и той же частицы — материальной

нормали (n и N ). Различаем операторы Гамильтона и метрические тензо-

ры:

∇

◦

= r

∂

, ∇ = R

∂

a = ∇

◦

r, A = ∇R, b = −∇

◦

n, B = −∇N. (5.8.1)

138

5.8 Нелинейно-упругие оболочки

Для элементов площади имеем

◦

√

a dq

√

a = |r

× r

dO = J dO

◦

, J =

A/a,

√

A = |R

× R

|. (5.8.2)

Как и в случае трёхмерной среды, важнейшую роль играет градиент

деформации

F = ∇

◦

= R

. (5.8.3)

Обратный к F тензор не существует. Но можно ввести

G ≡ ∇r

= r

; F ·G = A, G ·F = a,

∇ = G

·∇

◦

, ∇

◦

= F

·∇. (5.8.4)

Обобщая (5.7.12), определим тензоры деформации

C =

·F − a) = C

αβ

, C

αβ

− a

αβ

);

K = F

·B ·F − b = K

αβ

, K

αβ

= B

αβ

− b

αβ

. (5.8.5)

Вариация нормали и работа момента таковы:

δN = δθ × N, m ·δθ = m

·δN , m

= m × N ;

N ·R

= 0 ⇒ δN ·R

= −N ·δR

⇒ δN = ∇δR ·N. (5.8.6)

Очевидна формулировка принципа виртуальной работы

(q ·δR + m

·δN − δΠ) J

−1

dO +



P ·δR + M

·δN



dl = 0 (5.8.7)

с нагрузками q, m

и плотностью энергии Π (на единицу площади в на-

чальном состоянии) и контурными нагрузками P , M

. Поскольку энергия

— функция деформаций Π(C, K), то

−1

δΠ = τ

αβ

δC

αβ

+ µ

αβ

δK

αβ

;

αβ

= J

−1

∂Π

∂C

αβ

, µ

αβ

= J

−1

∂Π

∂K

αβ

. (5.8.8)

139

Тонкие тела

Иной путь — принять в (5.8.7) δΠ = 0 и ввести множители Лагранжа.

Подставляя (5.8.8) в (5.8.7), положим

τ = τ

αβ

= J

−1

F ·

∂Π

∂C

·F

µ = µ

αβ

= J

−1

F ·

∂Π

∂K

·F

— (5.8.9)

соотношения упругости — и введём множитель Лагранжа Q = Q

для

связи (5.8.6). Используя тождества

αβ

δC

αβ

= τ ··(∇δR)

⊥

= τ ··∇δR

= ∇·(τ ·δR) − ∇·τ ·δR,

αβ

δK

αβ

= ∇·(µ ·B ·δR − µ ·δN ) + ∇·µ·δN − ∇·(µ·B) ·δR,

Q ·∇δR ·N = ∇·(QN ·δR) − ∇·(QN) ·δR (5.8.10)

и теорему о дивергенции, преобразуем (5.8.7) к виду



−1

q + ∇·T



·δR +



−1

− (∇·µ)

⊥

− Q



·δN



dO +



P − ν ·T



·δR +



+ ν ·µ



·δN



dl = 0,

T ≡ τ + µ ·B + QN . (5.8.11)

По форме почти всё как в линейной теории. После интегрирования по

частям на контуре получим четыре условия в компонентах.

Подобно построениям п. 3.10 можно связать элементы границ и ввести

тензоры Пиола. В начальном состоянии линейный элемент имеет длину

◦

и нормали ν

◦

, n, а в деформированном dl, ν, N . Согласно (5.8.2)

× R

·N = Jr

× r

·n ⇒

⇒ dR × N = ν dl = J(ν dl)

◦

·G — (5.8.12)

аналог формулы Нансона (3.10.1, гл. 3).

Тензоры Пиола возникают из равенств

ν ·τ dl = ν

◦

·τ

◦

⇒

⇒ τ

◦

= JG ·τ =

∂Π

∂C

·F

; µ

◦

= JG ·µ. (5.8.13)

140