Закон Гука - Википедия - Hookes law

Закон Гука: сила пропорциональна протяженности

Трубки Бурдона основаны на законе Гука. Сила, создаваемая газом давление внутри свернутой в спираль металлической трубки наверху она разматывается на величину, пропорциональную давлению.

В балансир В основе многих механических часов лежит закон Гука. Поскольку крутящий момент, создаваемый витой пружиной, пропорционален углу поворота колеса, его колебания имеют почти постоянный период.

Закон Гука это закон физика в котором говорится, что сила ( $F$ ) необходимо для расширения или сжатия весна на некотором расстоянии ( $Икс$ ) масштабируется линейно по отношению к этому расстоянию, то есть $F s = kx$ , куда $k$ постоянная характеристика пружины (т. е. ее жесткость ), и $Икс$ мала по сравнению с полной возможной деформацией пружины. Закон назван в честь британского физика 17 века. Роберт Гук. Он впервые изложил закон в 1676 году как латинский анаграмма.^[1]^[2] Он опубликовал решение своей анаграммы в 1678 году.^[3] в качестве: uttensio, sic vis («как расширение, значит сила» или «растяжение пропорционально силе»). Гук утверждает в работе 1678 года, что он знал о законе уже в 1660 году.

Уравнение Гука справедливо (до некоторой степени) во многих других ситуациях, когда эластичный тело деформировано, например, ветер дует на высокое здание, а музыкант срывает нить гитары. Упругое тело или материал, для которых можно принять это уравнение, называется линейно-упругий или же Hookean.

Закон Гука - это всего лишь линейное приближение первого порядка к реальной реакции пружин и других упругих тел на приложенные силы. Он должен в конечном итоге выйти из строя, как только силы превысят некоторый предел, поскольку никакой материал не может быть сжат сверх определенного минимального размера или растянут сверх максимального размера без некоторой остаточной деформации или изменения состояния. Многие материалы будут заметно отклоняться от закона Гука задолго до этого. пределы упругости достигнуты.

С другой стороны, закон Гука является точным приближением для большинства твердых тел, если силы и деформации достаточно малы. По этой причине закон Гука широко используется во всех отраслях науки и техники и является основой многих дисциплин, таких как сейсмология, молекулярная механика и акустика. Это также фундаментальный принцип, лежащий в основе Весенняя шкала, то манометр, а балансир из механические часы.

Современный теория упругости обобщает закон Гука, чтобы сказать, что напряжение (деформация) упругого объекта или материала пропорциональна стресс применяется к нему. Однако, поскольку общие напряжения и деформации могут иметь несколько независимых компонентов, «коэффициент пропорциональности» может больше не быть просто одним действительным числом, а скорее линейная карта (а тензор ), который можно представить матрица реальных чисел.

В этой общей форме закон Гука позволяет вывести связь между деформацией и напряжением для сложных объектов с точки зрения внутренних свойств материалов, из которых он сделан. Например, можно вывести, что однородный штанга с униформой поперечное сечение при растяжении будет вести себя как простая пружина с жесткостью $k$ прямо пропорциональна площади его поперечного сечения и обратно пропорциональна его длине.

Формальное определение

Для линейных пружин

Рассмотрим простой спиральный пружина, один конец которой прикреплен к какому-либо неподвижному объекту, а свободный конец тянется силой, величина которой равна $F s$ . Предположим, что пружина достигла состояния равновесие, где его длина больше не меняется. Позволять $Икс$ быть величиной, на которую свободный конец пружины был смещен из своего «расслабленного» положения (когда он не растягивается). Закон Гука гласит, что

{ displaystyle F_ {s} = kx}

или, что то же самое,

{ displaystyle x = { frac {F_ {s}} {k}}}

куда $k$ положительное действительное число, характерное для пружины. Более того, та же формула имеет место при сжатии пружины, при этом $F s$ и $Икс$ оба отрицательные в этом случае. Согласно этой формуле график приложенной силы $F s$ как функция смещения $Икс$ будет прямой линией, проходящей через источник, чей склон является $k$ .

Закон Гука для пружины часто формулируется в соответствии с соглашением, что $F s$ это восстанавливающая сила пружина воздействует на то, что тянет за свободный конец. В этом случае уравнение принимает вид

{ displaystyle F_ {s} = - kx}

так как направление возвращающей силы противоположно направлению смещения.

Общие «скалярные» пружины

Закон Гука о пружине обычно применяется к любому упругому объекту любой сложности, если и деформация, и напряжение могут быть выражены одним числом, которое может быть как положительным, так и отрицательным.

Например, когда резиновый блок, прикрепленный к двум параллельным пластинам, деформируется стрижка, а не растяжение или сжатие, сила сдвига $F s$ и боковое смещение пластин $Икс$ подчиняться закону Гука (при достаточно малых деформациях).

Закон Гука также применяется, когда прямая стальная балка или бетонная балка (например, используемая в зданиях), поддерживаемая с обоих концов, сгибается под действием груза. $F$ размещен в какой-то промежуточной точке. Смещение $Икс$ в данном случае - отклонение балки, измеренное в поперечном направлении, относительно ее ненагруженной формы.

Закон также применяется, когда натянутую стальную проволоку скручивают, потянув за рычаг, прикрепленный к одному концу. В этом случае напряжение $F s$ можно принять за силу, приложенную к рычагу, и $Икс$ как расстояние, пройденное им по круговой траектории. Или, что то же самое, можно позволить $F s$ быть крутящий момент прикладывается рычагом к концу провода, и $Икс$ быть углом, на который поворачивается этот конец. В любом случае $F s$ пропорционально $Икс$ (хотя постоянная $k$ в каждом случае разная.)

Векторная формулировка

В случае винтовой пружины, которая растягивается или сжимается вдоль своего ось приложенная (или восстанавливающая) сила и результирующее удлинение или сжатие имеют одно и то же направление (которое является направлением указанной оси). Следовательно, если $F s$ и $Икс$ определены как векторов, Гука уравнение по-прежнему сохраняется и говорит, что вектор силы - это вектор удлинения умноженный на фиксированный скаляр.

Общая тензорная форма

Некоторые упругие тела деформируются в одном направлении под действием силы в другом направлении. Одним из примеров является горизонтальная деревянная балка с неквадратным прямоугольным поперечным сечением, которая изгибается под действием поперечной нагрузки, которая не является ни вертикальной, ни горизонтальной. В таких случаях величина перемещения $Икс$ будет пропорционален величине силы $F s$ , при условии, что направление последнего остается неизменным (и его значение не слишком велико); так что скалярная версия закона Гука $F s = -kx$ будет держать. Однако сила и смещение векторов не будут скалярными кратными друг другу, поскольку они имеют разные направления. Кроме того, отношение $k$ между их величинами будет зависеть от направления вектора $F s$ .

Однако в таких случаях часто бывает фиксированный линейное отношение между векторами силы и деформации, если они достаточно малы. А именно есть функция $κ$ из векторов в векторы, такие что $F = κ (Икс)$ , и $κ (α Икс 1 + β Икс 2) = α κ (Икс 1) + β κ (Икс 2)$ для любых реальных чисел $α$ , $β$ и любые векторы смещения $Икс 1$ , $Икс 2$ . Такая функция называется (второго порядка) тензор.

Что касается произвольного Декартова система координат, векторы силы и смещения могут быть представлены в виде 3 × 1 матрицы реальных чисел. Тогда тензор $κ$ соединяющие их, можно представить матрицей 3 × 3 $κ$ действительных коэффициентов, что при умноженный по вектору смещения дает вектор силы:

{ Displaystyle mathbf {F} , = , { begin {bmatrix} F_ {1} F_ {2} F_ {3} end {bmatrix}} , = , { begin { bmatrix} kappa _ {11} & kappa _ {12} & kappa _ {13} kappa _ {21} & kappa _ {22} & kappa _ {23} kappa _ { 31} & kappa _ {32} & kappa _ {33} end {bmatrix}} { begin {bmatrix} X_ {1} X_ {2} X_ {3} end {bmatrix}} , = , { boldsymbol { kappa}} mathbf {X}}

То есть,

{ displaystyle F_ {i} = kappa _ {i1} X_ {1} + kappa _ {i2} X_ {2} + kappa _ {i3} X_ {3}}

за $я = 1, 2, 3$ . Следовательно, закон Гука $F = κX$ можно сказать, что держится также, когда $Икс$ и $F$ - векторы с переменными направлениями, за исключением того, что жесткость объекта - это тензор $κ$ , а не одно действительное число $k$ .

Закон Гука для непрерывных медиа

(а) Схема полимерной нанопружины. Радиус катушки R, шаг P, длина пружины L и количество витков N составляют 2,5 мкм, 2,0 мкм, 13 мкм и 4 соответственно. Электронные микрофотографии нанопружины перед нагрузкой (b-e), растянутой (f), сжатой (g), изогнутой (h) и восстановленной (i). Все масштабные линейки имеют размер 2 мкм. Пружина следовала линейному отклику на приложенную силу, демонстрируя справедливость закона Гука в наномасштабе.^[4]

Напряжения и деформации материала внутри непрерывный эластичный материал (например, кусок резины, стенка котел, или стальной стержень) связаны линейной зависимостью, которая математически подобна закону пружины Гука и часто упоминается под этим именем.

Однако деформированное состояние твердой среды вокруг некоторой точки нельзя описать одним вектором. Один и тот же кусок материала, каким бы маленьким он ни был, можно сжимать, растягивать и разрезать одновременно в разных направлениях. Точно так же напряжения в этом участке могут быть одновременно толкающими, растягивающими и сдвигающими.

Чтобы уловить эту сложность, соответствующее состояние среды вокруг точки должно быть представлено двумя тензорами второго порядка: тензор деформации $ε$ (вместо смещения $Икс$ ) и тензор напряжений $σ$ (заменяя восстанавливающую силу $F$ ). Тогда аналог закона пружины Гука для сплошных сред имеет вид

{ displaystyle { boldsymbol { sigma}} = - mathbf {c} { boldsymbol { varepsilon}},}

куда $c$ - тензор четвертого порядка (то есть линейное отображение между тензорами второго порядка), обычно называемый тензор жесткости или же тензор упругости. Его также можно записать как

{ displaystyle { boldsymbol { varepsilon}} = - mathbf {s} { boldsymbol { sigma}},}

где тензор $s$ , называется тензор податливости, представляет собой инверсию указанного линейного отображения.

В декартовой системе координат тензоры напряжений и деформаций могут быть представлены матрицами размером 3 × 3

{ displaystyle { boldsymbol { varepsilon}} , = , { begin {bmatrix} varepsilon _ {11} & varepsilon _ {12} & varepsilon _ {13} varepsilon _ {21} & varepsilon _ {22} & varepsilon _ {23} varepsilon _ {31} & varepsilon _ {32} & varepsilon _ {33} end {bmatrix}} ,; qquad { boldsymbol { sigma}} , = , { begin {bmatrix} sigma _ {11} & sigma _ {12} & sigma _ {13} sigma _ {21} & sigma _ {22 } & sigma _ {23} sigma _ {31} & sigma _ {32} & sigma _ {33} end {bmatrix}}}

Линейное отображение между девятью числами $σ ij$ и девять чисел $ε kl$ , тензор жесткости $c$ представлен матрицей 3 × 3 × 3 × 3 = 81 действительных чисел $c ijkl$ . Тогда закон Гука гласит, что

{ displaystyle sigma _ {ij} = - sum _ {k = 1} ^ {3} sum _ {l = 1} ^ {3} c_ {ijkl} varepsilon _ {kl}}

куда $я, j = 1,2,3$ .

Все три тензора обычно меняются от точки к точке внутри среды, а также могут меняться со временем. Тензор деформации $ε$ просто задает смещение частиц среды в окрестности точки, а тензор напряжений $σ$ определяет силы, которые соседние части носителя действуют друг на друга. Следовательно, они не зависят от состава и физического состояния материала. Тензор жесткости $c$ с другой стороны, это свойство материала, которое часто зависит от переменных физического состояния, таких как температура, давление, и микроструктура.

Из-за присущей симметрии $σ$ , $ε$ , и $c$ , только 21 коэффициент упругости последнего является независимым.^[5] Это число может быть уменьшено за счет симметрии материала: 9 для ромбический кристалл, 5 для шестиугольник конструкции и 3 для кубический симметрия.^[6] За изотропный среды (имеющие одинаковые физические свойства в любом направлении), $c$ сводится только к двум независимым числам, объемный модуль $K$ и модуль сдвига $грамм$ , которые количественно определяют сопротивление материала изменениям объема и деформациям сдвига, соответственно.

Аналогичные законы

Поскольку закон Гука представляет собой простую пропорциональность между двумя величинами, его формулы и следствия математически аналогичны формулам многих других физических законов, например, описывающих движение жидкости, или поляризация из диэлектрик по электрическое поле.

В частности, тензорное уравнение $σ = cε$ связь упругих напряжений с деформациями полностью аналогична уравнению $τ = με̇$ относящийся к тензор вязких напряжений $τ$ и тензор скорости деформации $ε̇$ в потоках вязкий жидкости; хотя первое относится к статический стрессы (связанные с количество деформации), а последнее относится к динамичный стрессы (связанные с ставка деформации).

Меры измерения

В Единицы СИ, смещения измеряются в метрах (м), а силы в ньютоны (Н или кг · м / с²). Следовательно, жесткость пружины $k$ , а каждый элемент тензора $κ$ , измеряется в ньютонах на метр (Н / м) или килограммах на секунду в квадрате (кг / с²).

Для сплошных сред каждый элемент тензора напряжений $σ$ сила, деленная на площадь; поэтому оно измеряется в единицах давления, а именно паскали (Па, или Н / м², или кг / (м · с²). Элементы тензора деформации $ε$ находятся безразмерный (смещения, разделенные на расстояния). Следовательно, записи $c ijkl$ также выражаются в единицах давления.

Общее применение для эластичных материалов

Кривая напряжение – деформация для низкоуглеродистой стали, демонстрируя взаимосвязь между стресс (сила на единицу площади) и напряжение (в результате сжатия / растяжения, известного как деформация). Закон Гука действителен только для участка кривой между началом координат и пределом текучести (2).

1: Невероятная сила
2: Предел текучести (предел текучести)
3: Разрыв
4: Деформационное упрочнение область, край
5: Шейный область, край
A: Видимое напряжение (F/А₀)
B: Фактическое напряжение (F/А)

Объекты, которые быстро восстанавливают свою первоначальную форму после деформации под действием силы, когда молекулы или атомы их материала возвращаются в исходное состояние устойчивого равновесия, часто подчиняются закону Гука.

Закон Гука справедлив только для некоторых материалов при определенных условиях нагрузки. Сталь демонстрирует линейно-упругие свойства в большинстве инженерных приложений; Для него действует закон Гука на протяжении всей его диапазон упругости (т.е. для напряжений ниже предел текучести ). Для некоторых других материалов, таких как алюминий, закон Гука действителен только для части диапазона упругости. Для этих материалов пропорциональный предел определяется напряжение, ниже которого ошибки, связанные с линейной аппроксимацией, незначительны.

Резину обычно считают «негуковским» материалом, потому что ее эластичность зависит от напряжения и чувствительна к температуре и скорости нагрузки.

Обобщения закона Гука на случай большие деформации представлен моделями неогуковские твердые тела и Твердые тела Муни – Ривлина.

Производные формулы

Растягивающее напряжение однородного стержня

Жезл любой эластичный материал можно рассматривать как линейный весна. Удочка имеет длину $L$ и площадь поперечного сечения $А$ . Его растягивающее напряжение $σ$ линейно пропорционален его относительному удлинению или деформации $ε$ посредством модуль упругости $E$ :

{ displaystyle sigma = E varepsilon}

.

Модуль упругости часто можно считать постоянным. В очереди,

{ displaystyle varepsilon = { frac { Delta L} {L}}}

(то есть дробное изменение длины), и поскольку

{ displaystyle sigma = { frac {F} {A}} ,,}

следует, что:

{ displaystyle varepsilon = { frac { sigma} {E}} = { frac {F} {AE}} ,.}

Изменение длины может быть выражено как

{ Displaystyle Delta L = varepsilon L = { frac {FL} {AE}} ,.}

Весенняя энергия

Потенциальная энергия $U эль (Икс)$ хранится в источнике

{ Displaystyle U _ { mathrm {el}} (х) = { tfrac {1} {2}} kx ^ {2}}

что происходит за счет суммирования энергии, необходимой для постепенного сжатия пружины. То есть интеграл силы от смещения. Поскольку внешняя сила имеет то же общее направление, что и смещение, потенциальная энергия пружины всегда неотрицательна.

Этот потенциал $U эль$ можно представить как парабола на $Ux$ -самолет такой, что $U эль (Икс) = .mw-parser-output .sr-only{border:0;clip:rect(0,0,0,0);height:1px;margin:-1px;overflow:hidden;padding:0;position:absolute;width:1px;white-space:nowrap} 1 / 2 kx 2$ . Поскольку пружина растягивается в положительном $Икс$ -направлении, потенциальная энергия увеличивается параболически (то же самое происходит при сжатии пружины). Поскольку изменение потенциальной энергии изменяется с постоянной скоростью:

{ displaystyle { frac {d ^ {2} U _ { mathrm {el}}} {dx ^ {2}}} = k ,.}

Обратите внимание, что изменение в изменении $U$ постоянна, даже когда смещение и ускорение равны нулю.

Константы расслабленной силы (обобщенные константы податливости)

Расслабленные силовые постоянные (обратные обобщенным константам податливости) однозначно определены для молекулярных систем, в отличие от обычных «жестких» силовых констант, и, таким образом, их использование позволяет проводить значимые корреляции между силовыми полями, рассчитанными для реагенты, переходные состояния, и продукты химическая реакция. Так же, как потенциальная энергия может быть записан в виде квадратичной формы по внутренним координатам, поэтому его также можно записать в терминах обобщенных сил. Полученные коэффициенты называются константы соответствия. Существует прямой метод расчета константы податливости для любой внутренней координаты молекулы без необходимости проведения анализа в нормальном режиме.^[7] Пригодность релаксированных силовых постоянных (обратных констант податливости) как Ковалентная связь дескрипторы прочности были продемонстрированы еще в 1980 году. Недавно была продемонстрирована пригодность в качестве дескрипторов прочности нековалентных связей.^[8]

Гармонический осциллятор

Масса, подвешенная на пружине, - классический пример гармонического осциллятора.

Масса $м$ прикрепленный к концу пружины - классический пример гармонический осциллятор. Слегка потянув за гирю, а затем отпустив ее, система будет установлена в синусоидальный колебательное движение относительно положения равновесия. В той мере, в какой пружина подчиняется закону Гука и что можно пренебречь трение и масса пружины, амплитуда колебаний останется постоянной; и это частота $ж$ не будет зависеть от его амплитуды, определяемой только массой и жесткостью пружины:

{ displaystyle f = { frac {1} {2 pi}} { sqrt { frac {k} {m}}}}

Это явление сделало возможным построение точных механические часы и часы, которые можно было носить на кораблях и в карманах людей.

Вращение в свободном от гравитации пространстве

Если масса $м$ были прикреплены к пружине с постоянной силы $k$ и вращаясь в свободном пространстве, натяжение пружины ( $F т$ ) предоставит необходимые центростремительная сила ( $F c$ ):

{ Displaystyle F _ { mathrm {t}} = kx ,; qquad F _ { mathrm {c}} = m omega ^ {2} r}

С $F т = F c$ и $Икс = р$ , тогда:

{ Displaystyle к = м омега ^ {2}}

При условии $ω = 2π ж$ , это приводит к тому же частотному уравнению, что и выше:

{ displaystyle f = { frac {1} {2 pi}} { sqrt { frac {k} {m}}}}

Теория линейной упругости для сплошных сред

Обратите внимание Соглашение о суммировании Эйнштейна суммирования по повторным показателям используется ниже.

Изотропные материалы

Изотропные материалы характеризуются свойствами, которые не зависят от направления в пространстве. Следовательно, физические уравнения, включающие изотропные материалы, не должны зависеть от системы координат, выбранной для их представления. Тензор деформации - симметричный тензор. Поскольку след любого тензора не зависит от какой-либо системы координат, наиболее полное безкоординатное разложение симметричного тензора состоит в том, чтобы представить его как сумму постоянного тензора и бесследового симметричного тензора.^[9] Таким образом, в индексное обозначение:

{ displaystyle varepsilon _ {ij} = left ({ tfrac {1} {3}} varepsilon _ {kk} delta _ {ij} right) + left ( varepsilon _ {ij} - { tfrac {1} {3}} varepsilon _ {kk} delta _ {ij} right)}

куда $δ ij$ это Дельта Кронекера. В прямой тензорной записи:

{ displaystyle { boldsymbol { varepsilon}} = operatorname {vol} ({ boldsymbol { varepsilon}}) + operatorname {dev} ({ boldsymbol { varepsilon}}) ,; qquad operatorname {vol} ({ boldsymbol { varepsilon}}) = { tfrac {1} {3}} operatorname {tr} ({ boldsymbol { varepsilon}}) ~ mathbf {I} ,; qquad operatorname {dev} ({ boldsymbol { varepsilon}}) = { boldsymbol { varepsilon}} - operatorname {vol} ({ boldsymbol { varepsilon}})}

куда $я$ - тождественный тензор второго порядка.

Первый член справа - это постоянный тензор, также известный как тензор объемной деформации, а второй член - бесследовый симметричный тензор, также известный как девиаторный тензор деформации или же тензор сдвига.

Самая общая форма закона Гука для изотропных материалов теперь может быть записана как линейная комбинация этих двух тензоров:

{ displaystyle sigma _ {ij} = 3K left ({ tfrac {1} {3}} varepsilon _ {kk} delta _ {ij} right) + 2G left ( varepsilon _ {ij} - { tfrac {1} {3}} varepsilon _ {kk} delta _ {ij} right) ,; qquad { boldsymbol { sigma}} = 3K operatorname {vol} ({ boldsymbol { varepsilon}}) + 2G operatorname {dev} ({ boldsymbol { varepsilon}})}

куда $K$ это объемный модуль и $грамм$ это модуль сдвига.

Используя отношения между модули упругости, эти уравнения также могут быть выражены различными другими способами. Распространенная форма закона Гука для изотропных материалов, выраженная в прямых тензорных обозначениях, - это^[10]

{ displaystyle { boldsymbol { sigma}} = lambda operatorname {tr} ({ boldsymbol { varepsilon}}) mathbf {I} +2 mu { boldsymbol { varepsilon}} = { mathsf {c}}: { boldsymbol { varepsilon}} ,; qquad { mathsf {c}} = lambda mathbf {I} otimes mathbf {I} +2 mu { mathsf {I} }}

куда $λ = K - 2 / 3 грамм = c 1111 - 2 c 1212$ и $μ = грамм = c 1212$ являются Константы Ламе, $я$ - тождественный тензор второго ранга, а я - симметричная часть тензора тождества четвертого ранга. В индексном обозначении:

{ displaystyle sigma _ {ij} = lambda varepsilon _ {kk} ~ delta _ {ij} +2 mu varepsilon _ {ij} = c_ {ijkl} varepsilon _ {kl} ,; qquad c_ {ijkl} = lambda delta _ {ij} delta _ {kl} + mu left ( delta _ {ik} delta _ {jl} + delta _ {il} delta _ {jk }верно)}

Обратное соотношение:^[11]

{ displaystyle { boldsymbol { varepsilon}} = { frac {1} {2 mu}} { boldsymbol { sigma}} - { frac { lambda} {2 mu (3 lambda +2 mu)}} operatorname {tr} ({ boldsymbol { sigma}}) mathbf {I} = { frac {1} {2G}} { boldsymbol { sigma}} + left ({ frac {1} {9K}} - { frac {1} {6G}} right) operatorname {tr} ({ boldsymbol { sigma}}) mathbf {I}}

Следовательно, тензор податливости в соотношении $ε =$ s $: σ$ является

{ displaystyle { mathsf {s}} = - { frac { lambda} {2 mu (3 lambda +2 mu)}} mathbf {I} otimes mathbf {I} + { frac {1} {2 mu}} { mathsf {I}} = left ({ frac {1} {9K}} - { frac {1} {6G}} right) mathbf {I} время mathbf {I} + { frac {1} {2G}} { mathsf {I}}}

С точки зрения Модуль для младших и Коэффициент Пуассона, Тогда закон Гука для изотропных материалов может быть выражен как

{ displaystyle varepsilon _ {ij} = { frac {1} {E}} { big (} sigma _ {ij} - nu ( sigma _ {kk} delta _ {ij} - sigma _ {ij}) { big)} ,; qquad { boldsymbol { varepsilon}} = { frac {1} {E}} { big (} { boldsymbol { sigma}} - nu ( operatorname {tr} ({ boldsymbol { sigma}}) mathbf {I} - { boldsymbol { sigma}}) { big)} = { frac {1+ nu} {E}} { boldsymbol { sigma}} - { frac { nu} {E}} operatorname {tr} ({ boldsymbol { sigma}}) mathbf {I}}

Это форма, в которой деформация выражается в терминах тензора напряжений в технике. Выражение в развернутом виде:

{ displaystyle { begin {align} varepsilon _ {11} & = { frac {1} {E}} { big (} sigma _ {11} - nu ( sigma _ {22} + sigma _ {33}) { big)} varepsilon _ {22} & = { frac {1} {E}} { big (} sigma _ {22} - nu ( sigma _ { 11} + sigma _ {33}) { big)} varepsilon _ {33} & = { frac {1} {E}} { big (} sigma _ {33} - nu ( sigma _ {11} + sigma _ {22}) { big)} varepsilon _ {12} & = { frac {1} {2G}} sigma _ {12} ,; qquad varepsilon _ {13} = { frac {1} {2G}} sigma _ {13} ,; qquad varepsilon _ {23} = { frac {1} {2G}} sigma _ {23 } конец {выровнено}}}

куда $E$ является Модуль для младших и $ν$ является Коэффициент Пуассона. (Видеть Трехмерная эластичность ).

Вывод закона Гука в трех измерениях

Трехмерная форма закона Гука может быть получена с использованием коэффициента Пуассона и одномерной формы закона Гука следующим образом.

Рассмотрим соотношение деформации и напряжения как суперпозицию двух эффектов: растяжения в направлении нагрузки (1) и сжатия (вызванного нагрузкой) в перпендикулярных направлениях (2 и 3),

{ displaystyle { begin {align} varepsilon _ {1} '& = { frac {1} {E}} sigma _ {1} ,, varepsilon _ {2}' & = - { frac { nu} {E}} sigma _ {1} ,, varepsilon _ {3} '& = - { frac { nu} {E}} sigma _ {1} , , end {align}}}

куда $ν$ коэффициент Пуассона и $E$ - модуль Юнга.

Получаем аналогичные уравнения для нагрузок в направлениях 2 и 3,

{ displaystyle { begin {align} varepsilon _ {1} '' & = - { frac { nu} {E}} sigma _ {2} ,, varepsilon _ {2} '' & = { frac {1} {E}} sigma _ {2} ,, varepsilon _ {3} '' & = - { frac { nu} {E}} sigma _ {2 } ,, конец {выровнено}}}

и

{ displaystyle { begin {align} varepsilon _ {1} '' '& = - { frac { nu} {E}} sigma _ {3} ,, varepsilon _ {2}' '' & = - { frac { nu} {E}} sigma _ {3} ,, varepsilon _ {3} '' '& = { frac {1} {E}} sigma _ {3} ,. End {выровнено}}}

Суммируя три случая вместе ( $ε я = ε я' + ε я ″ + ε я ‴$ ) мы получили

{ displaystyle { begin {align} varepsilon _ {1} & = { frac {1} {E}} { big (} sigma _ {1} - nu ( sigma _ {2} + sigma _ {3}) { big)} ,, varepsilon _ {2} & = { frac {1} {E}} { big (} sigma _ {2} - nu ( sigma _ {1} + sigma _ {3}) { big)} ,, varepsilon _ {3} & = { frac {1} {E}} { big (} sigma _ { 3} - nu ( sigma _ {1} + sigma _ {2}) { big)} ,, end {выровнено}}}

или добавляя и вычитая один $νσ$

{ displaystyle { begin {align} varepsilon _ {1} & = { frac {1} {E}} { big (} (1+ nu) sigma _ {1} - nu ( sigma _ {1} + sigma _ {2} + sigma _ {3}) { big)} ,, varepsilon _ {2} & = { frac {1} {E}} { big (} (1+ nu) sigma _ {2} - nu ( sigma _ {1} + sigma _ {2} + sigma _ {3}) { big)} ,, varepsilon _ {3} & = { frac {1} {E}} { big (} (1+ nu) sigma _ {3} - nu ( sigma _ {1} + sigma _ {2 } + sigma _ {3}) { big)} ,, end {выровнено}}}

и далее, решая $σ 1$

{ displaystyle sigma _ {1} = { frac {E} {1+ nu}} varepsilon _ {1} + { frac { nu} {1+ nu}} ( sigma _ {1 } + sigma _ {2} + sigma _ {3}) ,.}

Расчет суммы

{ displaystyle { begin {align} varepsilon _ {1} + varepsilon _ {2} + varepsilon _ {3} & = { frac {1} {E}} { big (} (1+ nu) ( sigma _ {1} + sigma _ {2} + sigma _ {3}) - 3 nu ( sigma _ {1} + sigma _ {2} + sigma _ {3}) { big)} = { frac {1-2 nu} {E}} ( sigma _ {1} + sigma _ {2} + sigma _ {3}) sigma _ {1} + sigma _ {2} + sigma _ {3} & = { frac {E} {1-2 nu}} ( varepsilon _ {1} + varepsilon _ {2} + varepsilon _ {3 }) end {выровнены}}}

и подставив его в уравнение, решенное для $σ 1$ дает

{ displaystyle { begin {align} sigma _ {1} & = { frac {E} {1+ nu}} varepsilon _ {1} + { frac {E nu} {(1+ nu) (1-2 nu)}} ( varepsilon _ {1} + varepsilon _ {2} + varepsilon _ {3}) & = 2 mu varepsilon _ {1} + lambda ( varepsilon _ {1} + varepsilon _ {2} + varepsilon _ {3}) ,, end {выровнено}}}

куда $μ$ и $λ$ являются Параметры Ламе.

Подобная обработка направлений 2 и 3 дает закон Гука в трех измерениях.

В матричной форме закон Гука для изотропных материалов можно записать как

{ displaystyle { begin {bmatrix} varepsilon _ {11} varepsilon _ {22} varepsilon _ {33} 2 varepsilon _ {23} 2 varepsilon _ {13} 2 varepsilon _ {12} end {bmatrix}} , = , { begin {bmatrix} varepsilon _ {11} varepsilon _ {22} varepsilon _ {33} gamma _ {23} gamma _ {13} gamma _ {12} end {bmatrix}} , = , { frac {1} {E}} { begin {bmatrix} 1 & - nu & - nu & 0 & 0 & 0 - nu & 1 & - nu & 0 & 0 & 0 - nu & - nu & 1 & 0 & 0 & 0 0 & 0 & 0 & 2 + 2 nu & 0 & 0 0 & 0 & 0 & 0 & 2 + 2 nu & 0 0 & 0 & 0 & 0 & 0 & 2 + 2 end {bmatrix}} { begin {bmatrix} sigma _ {11} sigma _ {22} sigma _ {33} sigma _ {23} sigma _ {13} сигма _ {12} end {bmatrix}}}

куда $γ ij = 2 ε ij$ это инженерная деформация сдвига. Обратное соотношение можно записать как

{ displaystyle { begin {bmatrix} sigma _ {11} sigma _ {22} sigma _ {33} sigma _ {23} sigma _ {13} sigma _ {12} end {bmatrix}} , = , { frac {E} {(1+ nu) (1-2 nu)}} { begin {bmatrix} 1- nu & nu & nu & 0 & 0 & 0 nu & 1- nu & nu & 0 & 0 & 0 nu & nu & 1- nu & 0 & 0 & 0 & 0 0 & 0 & 0 & { frac {1-2 nu} {2}} & 0 & 0 0 & 0 & 0 & 0 & { frac {1-2 nu} {2}} & 0 0 & 0 & 0 & 0 & 0 & { frac {1-2 nu} {2}} end {bmatrix}} { begin {bmatrix} varepsilon _ {11} varepsilon _ {22} varepsilon _ {33} 2 varepsilon _ {23} 2 varepsilon _ {13} 2 varepsilon _ {12} end {bmatrix}}}

что можно упростить благодаря константам Ламе:

{ displaystyle { begin {bmatrix} sigma _ {11} sigma _ {22} sigma _ {33} sigma _ {23} sigma _ {13} sigma _ {12} end {bmatrix}} , = , { begin {bmatrix} 2 mu + lambda & lambda & lambda & 0 & 0 & 0 lambda & 2 mu + lambda & lambda & 0 & 0 & 0 lambda & lambda & 2 mu + lambda & 0 & 0 & 0 0 & 0 & 0 & mu & 0 & 0 0 & 0 & 0 & 0 & 0 & mu & 0 0 & 0 & 0 & 0 & 0 & mu end {bmatrix}} { begin {bmatrix} varepsilon _ {11} varepsilon _ {22} varepsilon _ {33} 2 varepsilon _ {23} 2 varepsilon _ {13} 2 varepsilon _ {12} end {bmatrix}}}

В векторных обозначениях это становится

{ displaystyle { begin {bmatrix} sigma _ {11} & sigma _ {12} & sigma _ {13} sigma _ {12} & sigma _ {22} & sigma _ {23 } sigma _ {13} & sigma _ {23} & sigma _ {33} end {bmatrix}} , = , 2 mu { begin {bmatrix} varepsilon _ {11} & varepsilon _ {12} & varepsilon _ {13} varepsilon _ {12} & varepsilon _ {22} & varepsilon _ {23} varepsilon _ {13} & varepsilon _ {23} & varepsilon _ {33} end {bmatrix}} + lambda mathbf {I} left ( varepsilon _ {11} + varepsilon _ {22} + varepsilon _ {33} right)}

куда $я$ - тождественный тензор.

Плоское напряжение

Под плоское напряжение условия, $σ 31 = σ 13 = σ 32 = σ 23 = σ 33 = 0$ . В этом случае закон Гука принимает вид

{ displaystyle { begin {bmatrix} sigma _ {11} sigma _ {22} sigma _ {12} end {bmatrix}} , = , { frac {E} {1 - nu ^ {2}}} { begin {bmatrix} 1 & nu & 0 nu & 1 & 0 0 & 0 & { frac {1- nu} {2}} end {bmatrix}} { begin { bmatrix} varepsilon _ {11} varepsilon _ {22} 2 varepsilon _ {12} end {bmatrix}}}

В векторных обозначениях это становится

{ displaystyle { begin {bmatrix} sigma _ {11} & sigma _ {12} sigma _ {12} & sigma _ {22} end {bmatrix}} , = , { frac {E} {1- nu ^ {2}}} left ((1- nu) { begin {bmatrix} varepsilon _ {11} & varepsilon _ {12} varepsilon _ {12 } & varepsilon _ {22} end {bmatrix}} + nu mathbf {I} left ( varepsilon _ {11} + varepsilon _ {22} right) right)}

Обратное соотношение обычно записывают в приведенной форме

{ displaystyle { begin {bmatrix} varepsilon _ {11} varepsilon _ {22} 2 varepsilon _ {12} end {bmatrix}} , = , { frac {1} { E}} { begin {bmatrix} 1 & - nu & 0 - nu & 1 & 1 & 0 0 & 0 & 2 + 2 nu end {bmatrix}} { begin {bmatrix} sigma _ {11} sigma _ {22} sigma _ {12} end {bmatrix}}}

Деформация самолета

Под плоская деформация условия, $ε 31 = ε 13 = ε 32 = ε 23 = ε 33 = 0$ . В этом случае закон Гука принимает вид

{ displaystyle { begin {bmatrix} sigma _ {11} sigma _ {22} sigma _ {12} end {bmatrix}} , = , { frac {E} {( 1+ nu) (1-2 nu)}} { begin {bmatrix} 1- nu & nu & 0 nu & 1- nu & 0 0 & 0 & { frac {1-2 nu} {2}} end {bmatrix}} { begin {bmatrix} varepsilon _ {11} varepsilon _ {22} 2 varepsilon _ {12} end {bmatrix}}}

Анизотропные материалы

Симметрия Тензор напряжений Коши ( $σ ij = σ джи$ ) и обобщенных законов Гука ( $σ ij = c ijkl ε kl$ ) следует, что $c ijkl = c Джикл$ . Аналогично симметрия тензор бесконечно малых деформаций подразумевает, что $c ijkl = c ijlk$ . Эти симметрии называются второстепенные симметрии тензора жесткости c. Это уменьшает количество упругих постоянных с 81 до 36.

Если, кроме того, поскольку градиент смещения и напряжение Коши являются рабочими сопряженными, соотношение напряжение-деформация может быть получено из функционала плотности энергии деформации ( $U$ ), тогда

{ displaystyle sigma _ {ij} = { frac { partial U} { partial varepsilon _ {ij}}} quad подразумевает quad c_ {ijkl} = { frac { partial ^ {2} U} { partial varepsilon _ {ij} partial varepsilon _ {kl}}} ,.}

Из произвольности порядка дифференцирования следует, что $c ijkl = c клий$ . Их называют основные симметрии тензора жесткости. Это уменьшает количество упругих постоянных с 36 до 21. Большая и второстепенная симметрии указывают на то, что тензор жесткости имеет только 21 независимый компонент.

Матричное представление (тензор жесткости)

Часто бывает полезно выразить анизотропную форму закона Гука в матричных обозначениях, также называемых Обозначение Фойгта. Для этого мы используем симметрию тензоров напряжений и деформаций и выражаем их как шестимерные векторы в ортонормированной системе координат ( $е 1, е 2, е 3$ ) в качестве

{ displaystyle [{ boldsymbol { sigma}}] , = , { begin {bmatrix} sigma _ {11} sigma _ {22} sigma _ {33} sigma _ {23} sigma _ {13} sigma _ {12} end {bmatrix}} , Equiv , { begin {bmatrix} sigma _ {1} sigma _ { 2} sigma _ {3} sigma _ {4} sigma _ {5} sigma _ {6} end {bmatrix}} ,; qquad [{ boldsymbol { varepsilon}}] , = , { begin {bmatrix} varepsilon _ {11} varepsilon _ {22} varepsilon _ {33} 2 varepsilon _ {23} 2 varepsilon _ {13} 2 varepsilon _ {12} end {bmatrix}} , Equiv , { begin {bmatrix} varepsilon _ {1} varepsilon _ {2} varepsilon _ {3} varepsilon _ {4} varepsilon _ {5} varepsilon _ {6} end {bmatrix}}}

Тогда тензор жесткости (c) можно выразить как

{ displaystyle [{ mathsf {c}}] , = , { begin {bmatrix} c_ {1111} & c_ {1122} & c_ {1133} & c_ {1123} & c_ {1131} & c_ {1112} c_ {2211} & c_ {2222} & c_ {2233} & c_ {2223} & c_ {2231} & c_ {2212} c_ {3311} & c_ {3322} & c_ {3333} & c_ {3323} & c_ {3331} & c_ {3312} c_ {2311} & c_ {2322} & c_ {2333} & c_ {2323} & c_ {2331} & c_ {2312} c_ {3111} & c_ {3122} & c_ {3133} & c_ {3123} & c_ {3131} & c_ {3112 } c_ {1211} & c_ {1222} & c_ {1233} & c_ {1223} & c_ {1231} & c_ {1212} end {bmatrix}} , Equiv , { begin {bmatrix} C_ {11} & C_ {12} & C_ {13} & C_ {14} & C_ {15} & C_ {16} C_ {12} & C_ {22} & C_ {23} & C_ {24} & C_ {25} & C_ {26} C_ {13 } & C_ {23} & C_ {33} & C_ {34} & C_ {35} & C_ {36} C_ {14} & C_ {24} & C_ {34} & C_ {44} & C_ {45} & C_ {46} C_ {15} & C_ {25} & C_ {35} & C_ {45} & C_ {55} & C_ {56} C_ {16} & C_ {26} & C_ {36} & C_ {46} & C_ {56} & C_ {66} конец {bmatrix}}}

а закон Гука записывается как

{ displaystyle [{ boldsymbol { sigma}}] = [{ mathsf {C}}] [{ boldsymbol { varepsilon}}] qquad { text {или}} qquad sigma _ {i} = C_ {ij} varepsilon _ {j} ,.}

Аналогично тензор податливости (s) можно записать как

{ displaystyle [{ mathsf {s}}] , = , { begin {bmatrix} s_ {1111} & s_ {1122} & s_ {1133} & 2s_ {1123} & 2s_ {1131} & 2s_ {1112} s_ {2211} & s_ {2222} & s_ {2233} & 2s_ {2223} & 2s_ {2231} & 2s_ {2212} s_ {3311} & s_ {3322} & s_ {3333} & 2s_ {3323} & 2s_ {3331} & 2s_ {3312} 2s_ {2311} & 2s_ {2322} & 2s_ {2333} & 4s_ {2323} & 4s_ {2331} & 4s_ {2312} 2s_ {3111} & 2s_ {3122} & 2s_ {3133} & 4s_ {3123} & 4s_ {313112} & 4s_ {313112} & 4s_ {313112} } 2s_ {1211} & 2s_ {1222} & 2s_ {1233} & 4s_ {1223} & 4s_ {1231} & 4s_ {1212} end {bmatrix}} , Equiv , { begin {bmatrix} S_ {11} & S_ {12} & S_ {13} & S_ {14} & S_ {15} & S_ {16} S_ {12} & S_ {22} & S_ {23} & S_ {24} & S_ {25} & S_ {26} S_ {13 } & S_ {23} & S_ {33} & S_ {34} & S_ {35} & S_ {36} S_ {14} & S_ {24} & S_ {34} & S_ {44} & S_ {45} & S_ {46} S_ {15} & S_ {25} & S_ {35} & S_ {45} & S_ {55} & S_ {56} S_ {16} & S_ {26} & S_ {36} & S_ {46} & S_ {56} & S_ {66} конец {bmatrix}}}

Смена системы координат

Если линейный упругий материал поворачивается из исходной конфигурации в другую, то этот материал является симметричным относительно вращения, если компоненты тензора жесткости в повернутой конфигурации связаны с компонентами в исходной конфигурации соотношением^[12]

{ displaystyle c_ {pqrs} = l_ {pi} l_ {qj} l_ {rk} l_ {sl} c_ {ijkl}}

куда $л ab$ компоненты ортогональная матрица вращения $[L]$ . То же соотношение верно и для инверсий.

В матричной записи, если преобразованный базис (повернутый или инвертированный) связан с опорным базисом соотношением

{ displaystyle [ mathbf {e} _ {i} '] = [L] [ mathbf {e} _ {i}]}

тогда

{ displaystyle C_ {ij} varepsilon _ {i} varepsilon _ {j} = C_ {ij} ' varepsilon' _ {i} varepsilon '_ {j} ,.}

Кроме того, если материал симметричен относительно трансформации $[L]$ тогда

{ displaystyle C_ {ij} = C '_ {ij} quad подразумевает quad C_ {ij} ( varepsilon _ {i} varepsilon _ {j} - varepsilon' _ {i} varepsilon '_ { j}) = 0 ,.}

Ортотропные материалы

Ортотропные материалы есть три ортогональный плоскости симметрии. Если базисные векторы ( $е 1, е 2, е 3$ ) нормали к плоскостям симметрии, то из соотношений преобразования координат следует, что

{ Displaystyle { begin {bmatrix} sigma _ {1} sigma _ {2} sigma _ {3} sigma _ {4} sigma _ {5} sigma _ {6} end {bmatrix}} , = , { begin {bmatrix} C_ {11} & C_ {12} & C_ {13} & 0 & 0 & 0 C_ {12} & C_ {22} & C_ {23} & 0 & 0 & 0 C_ {13} & C_ {23} & C_ {33} & 0 & 0 & 0 0 & 0 & 0 & C_ {44} & 0 & 0 0 & 0 & 0 & 0 & C_ {55} & 0 0 & 0 & 0 & 0 & 0 & 0 & C_ {66} end {bmatrix}} { begin {bmatrix} _ vareps {1} varepsilon _ {2} varepsilon _ {3} varepsilon _ {4} varepsilon _ {5} varepsilon _ {6} end {bmatrix}}}

Обратное этому соотношению обычно записывается как^[13]^{[страница нужна ]}

{ displaystyle { begin {bmatrix} varepsilon _ {xx} varepsilon _ {yy} varepsilon _ {zz} 2 varepsilon _ {yz} 2 varepsilon _ {zx} 2 varepsilon _ {xy} end {bmatrix}} , = , { begin {bmatrix} { frac {1} {E_ {x}}} & - { frac { nu _ {yx} } {E_ {y}}} & - { frac { nu _ {zx}} {E_ {z}}} & 0 & 0 & 0 - { frac { nu _ {xy}} {E_ {x}}} & { frac {1} {E_ {y}}} & - { frac { nu _ {zy}} {E_ {z}}} & 0 & 0 & 0 - { frac { nu _ {xz}} { E_ {x}}} & - { frac { nu _ {yz}} {E_ {y}}} & { frac {1} {E_ {z}}} & 0 & 0 & 0 0 & 0 & 0 & { frac {1} {G_ {yz}}} & 0 & 0 0 & 0 & 0 & 0 & { frac {1} {G_ {zx}}} & 0 0 & 0 & 0 & 0 & 0 & { frac {1} {G_ {xy}}} end {bmatrix}} { begin {bmatrix} sigma _ {xx} sigma _ {yy} sigma _ {zz} sigma _ {yz} sigma _ {zx} sigma _ {xy } end {bmatrix}}}

куда

E я

это Модуль для младших вдоль оси

я

грамм ij

это модуль сдвига в направлении

j

на плоскости, нормаль которой направлена

я

ν ij

это Коэффициент Пуассона что соответствует сокращению в направлении

j

когда расширение применяется в направлении

я

.

Под плоское напряжение условия, $σ zz = σ zx = σ yz = 0$ , Закон Гука для ортотропного материала принимает вид

{ displaystyle { begin {bmatrix} varepsilon _ {xx} varepsilon _ {yy} 2 varepsilon _ {xy} end {bmatrix}} , = , { begin {bmatrix} { frac {1} {E_ {x}}} & - { frac { nu _ {yx}} {E_ {y}}} & 0 - { frac { nu _ {xy}} {E_ { x}}} & { frac {1} {E_ {y}}} & 0 0 & 0 & { frac {1} {G_ {xy}}} end {bmatrix}} { begin {bmatrix} sigma _ {xx} sigma _ {yy} sigma _ {xy} end {bmatrix}} ,.}

Обратное соотношение:

{ displaystyle { begin {bmatrix} sigma _ {xx} sigma _ {yy} sigma _ {xy} end {bmatrix}} , = , { frac {1} {1 - nu _ {xy} nu _ {yx}}} { begin {bmatrix} E_ {x} & nu _ {yx} E_ {x} & 0 nu _ {xy} E_ {y} & E_ {y} & 0 0 & 0 & G_ {xy} (1- nu _ {xy} nu _ {yx}) end {bmatrix}} { begin {bmatrix} varepsilon _ {xx} varepsilon _ { yy} 2 varepsilon _ {xy} end {bmatrix}} ,.}

Также часто используется транспонированная форма указанной выше матрицы жесткости.

Трансверсально изотропные материалы

А трансверсально изотропный материал симметричен относительно вращения вокруг ось симметрии. Для такого материала, если $е 3$ ось симметрии, закон Гука можно выразить как

{ displaystyle { begin {bmatrix} sigma _ {1} sigma _ {2} sigma _ {3} sigma _ {4} sigma _ {5} sigma _ {6} end {bmatrix}} , = , { begin {bmatrix} C_ {11} & C_ {12} & C_ {13} & 0 & 0 & 0 C_ {12} & C_ {11} & C_ {13} & 0 & 0 & 0 C_ {13} & C_ {13} & C_ {33} & 0 & 0 & 0 0 & 0 & 0 & C_ {44} & 0 & 0 0 & 0 & 0 & 0 & C_ {44} & 0 0 & 0 & 0 & 0 & 0 & 0 & { frac {C_ {11} -C_ {12}} {2}} end {bmatrix}} { begin {bmatrix} varepsilon _ {1} varepsilon _ {2} varepsilon _ {3} varepsilon _ {4} varepsilon _ {5} varepsilon _ {6} end {bmatrix}}}

Чаще $Икс \equiv е 1$ В качестве оси симметрии принимается ось, а обратный закон Гука записывается как^[14]

{ displaystyle { begin {bmatrix} varepsilon _ {xx} varepsilon _ {yy} varepsilon _ {zz} 2 varepsilon _ {yz} 2 varepsilon _ {zx} 2 varepsilon _ {xy} end {bmatrix}} , = , { begin {bmatrix} { frac {1} {E_ {x}}} & - { frac { nu _ {yx} } {E_ {y}}} & - { frac { nu _ {zx}} {E_ {z}}} & 0 & 0 & 0 - { frac { nu _ {xy}} {E_ {x}}} & { frac {1} {E_ {y}}} & - { frac { nu _ {zy}} {E_ {z}}} & 0 & 0 & 0 - { frac { nu _ {xz}} { E_ {x}}} & - { frac { nu _ {yz}} {E_ {y}}} & { frac {1} {E_ {z}}} & 0 & 0 & 0 0 & 0 & 0 & { frac {1} {G_ {yz}}} & 0 & 0 0 & 0 & 0 & 0 & { frac {1} {G_ {xz}}} & 0 0 & 0 & 0 & 0 & 0 & { frac {1} {G_ {xy}}} end {bmatrix}} { begin {bmatrix} sigma _ {xx} sigma _ {yy} sigma _ {zz} sigma _ {yz} sigma _ {zx} sigma _ {xy } end {bmatrix}}}

Универсальный индекс упругой анизотропии

Чтобы понять степень анизотропии любого класса, универсальный индекс упругой анизотропии (Австралия)^[15] был сформулирован. Он заменяет Коэффициент Зенера, который подходит для кубические кристаллы.

Термодинамическая основа

Линейные деформации упругих материалов можно аппроксимировать как адиабатический. В этих условиях и для квазистатических процессов первый закон термодинамики для деформируемого тела можно выразить как

{ displaystyle delta W = delta U}

куда $δU$ увеличение внутренняя энергия и $δW$ это работай сделано внешними силами. Работу можно разделить на два срока.

{ displaystyle delta W = delta W _ { mathrm {s}} + delta W _ { mathrm {b}}}

куда $δW s$ работа сделана поверхностные силы пока $δW б$ работа сделана силы тела. Если $δ ты$ это вариация поля смещения $ты$ в теле, то два внешних рабочих термина могут быть выражены как

{ displaystyle delta W _ { mathrm {s}} = int _ { partial Omega} mathbf {t} cdot delta mathbf {u} , dS ,; qquad delta W _ { mathrm {b}} = int _ { Omega} mathbf {b} cdot delta mathbf {u} , dV}

куда $т$ это поверхность тяга вектор, $б$ - вектор объемной силы, $Ω$ представляет тело и $\partial Ω$ представляет его поверхность. Используя соотношение между Напряжение Коши и сцепление с поверхностью, $т = п \cdot σ$ (куда $п$ единица наружу нормально к $\partial Ω$ ), у нас есть

{ displaystyle delta W = delta U = int _ { partial Omega} ( mathbf {n} cdot { boldsymbol { sigma}}) cdot delta mathbf {u} , dS + int _ { Omega} mathbf {b} cdot delta mathbf {u} , dV ,.}

Преобразование поверхностный интеграл в объемный интеграл через теорема расходимости дает

{ displaystyle delta U = int _ { Omega} { big (} nabla cdot ({ boldsymbol { sigma}} cdot delta mathbf {u}) + mathbf {b} cdot delta mathbf {u} { big)} , dV ,.}

Используя симметрию напряжения Коши и тождество

{ displaystyle nabla cdot ( mathbf {a} cdot mathbf {b}) = ( nabla cdot mathbf {a}) cdot mathbf {b} + { tfrac {1} {2} } left ( mathbf {a} ^ { mathsf {T}}: nabla mathbf {b} + mathbf {a}: ( nabla mathbf {b}) ^ { mathsf {T}} верно)}

у нас есть следующие

{ displaystyle delta U = int _ { Omega} left ({ boldsymbol { sigma}}: { tfrac {1} {2}} left ( nabla delta mathbf {u} + ( nabla delta mathbf {u}) ^ { mathsf {T}} right) + left ( nabla cdot { boldsymbol { sigma}} + mathbf {b} right) cdot delta mathbf {u} right) , dV ,.}

Из определения напряжение и из уравнений равновесие у нас есть

{ displaystyle delta { boldsymbol { varepsilon}} = { tfrac {1} {2}} left ( nabla delta mathbf {u} + ( nabla delta mathbf {u}) ^ { mathsf {T}} right) ,; qquad nabla cdot { boldsymbol { sigma}} + mathbf {b} = mathbf {0} ,.}

Следовательно, мы можем написать

{ displaystyle delta U = int _ { Omega} { boldsymbol { sigma}}: delta { boldsymbol { varepsilon}} , dV}

и, следовательно, изменение внутренняя энергия плотность определяется как

{ displaystyle delta U_ {0} = { boldsymbol { sigma}}: delta { boldsymbol { varepsilon}} ,.}

An эластичный Материал определяется как тот, в котором полная внутренняя энергия равна потенциальная энергия внутренних сил (также называемых энергия упругой деформации). Следовательно, плотность внутренней энергии является функцией деформаций, $U 0 = U 0 (ε)$ а изменение внутренней энергии можно выразить как

{ displaystyle delta U_ {0} = { frac { partial U_ {0}} { partial { boldsymbol { varepsilon}}}}: delta { boldsymbol { varepsilon}} ,.}

Поскольку изменение деформации произвольно, отношение напряжения к деформации упругого материала определяется выражением

{ displaystyle { boldsymbol { sigma}} = { frac { partial U_ {0}} { partial { boldsymbol { varepsilon}}}} ,.}

Для линейно-упругого материала величина $\partial U 0 / \partial ε$ является линейной функцией $ε$ , и поэтому может быть выражена как

{ displaystyle { boldsymbol { sigma}} = { mathsf {c}}: { boldsymbol { varepsilon}}}

куда c - тензор материальных констант четвертого ранга, также называемый тензор жесткости. Мы можем понять почему c должен быть тензором четвертого ранга, учитывая, что для линейного упругого материала

{ displaystyle { frac { partial} { partial { boldsymbol { varepsilon}}}} { boldsymbol { sigma}} ({ boldsymbol { varepsilon}}) = { text {constant}} = { mathsf {c}} ,.}

В индексной записи

{ displaystyle { frac { partial sigma _ {ij}} { partial varepsilon _ {kl}}} = { text {constant}} = c_ {ijkl} ,.}

Константа в правой части требует четырех индексов и является величиной четвертого ранга. Мы также можем видеть, что эта величина должна быть тензором, потому что это линейное преобразование, которое переводит тензор деформации в тензор напряжений. Мы также можем показать, что константа подчиняется правилам преобразования тензоров для тензоров четвертого ранга.

Смотрите также

Примечания

^ Анаграмма была дана в алфавитном порядке, Ceiiinosssttuu, представляющий Uttensio, sic vis - «Как расширение, так и сила»: Петроски, Генри (1996). Изобретения по дизайну: как инженеры переходят от мысли к делу. Кембридж, Массачусетс: Издательство Гарвардского университета. п.11. ISBN 978-0674463684.
^ Видеть http://civil.lindahall.org/design.shtml, где также можно найти анаграмму для цепная связь.
^ Роберт Гук, De Potentia Restitutiva, или Весна. Объяснение силы пружинящих тел, Лондон, 1678 г.
^ Ушиба, Шота; Масуи, Киоко; Тагучи, Нацуо; Хамано, Томоки; Кавата, Сатоши; Сёдзи, Сатору (2015). "Размерная наномеханика полимерных нанопроволок в форме спиральной пружины". Научные отчеты. 5: 17152. Bibcode:2015НатСР ... 517152У. Дои:10.1038 / srep17152. ЧВК 4661696. PMID 26612544.
^ Беленький; Салаев (1988). «Деформационные эффекты в слоистых кристаллах». Успехи физических наук.. 155 (5): 89. Дои:10.3367 / UFNr.0155.198805c.0089.
^ Муа, Феликс; Кудер, Франсуа-Ксавье (5 декабря 2014 г.). «Необходимые и достаточные условия упругой устойчивости в различных кристаллических системах». Физический обзор B. 90 (22): 224104. arXiv:1410.0065. Дои:10.1103 / PhysRevB.90.224104. ISSN 1098-0121.
^ Виджай Мадхав, М .; Маногаран, С. (2009). «Новый взгляд на константы соответствия в избыточных внутренних координатах и некоторые новые идеи». J. Chem. Phys. 131 (17): 174112–174116. Bibcode:2009ЖЧФ.131q4112В. Дои:10.1063/1.3259834. PMID 19895003.
^ Пономарева, Алла; Юренко, Евгений; Жураковский, Роман; Ван Моурик, Таня; Говорун, Дмитрий (2012). «Полное конформационное пространство потенциальных ингибиторов обратной транскриптазы ВИЧ-1 d4U и d4C. Квантово-химическое исследование». Phys. Chem. Chem. Phys. 14 (19): 6787–6795. Bibcode:2012PCCP ... 14.6787P. Дои:10.1039 / C2CP40290D. PMID 22461011.
^ Саймон, Кейт Р. (1971). «Глава 10». Механика. Ридинг, Массачусетс: Эддисон-Уэсли. ISBN 9780201073928.
^ Simo, J.C .; Хьюз, Т. Дж. Р. (1998). Вычислительная неупругость. Springer. ISBN 9780387975207.
^ Милтон, Грэм У. (2002). Теория композитов. Кембриджские монографии по прикладной и вычислительной математике. Издательство Кембриджского университета. ISBN 9780521781251.
^ Слотер, Уильям С. (2001). Линеаризованная теория упругости. Birkhäuser. ISBN 978-0817641177.
^ Boresi, A. P .; Schmidt, R.J .; Сайдботтом, О. М. (1993). Продвинутая механика материалов (5-е изд.). Вайли. ISBN 9780471600091.
^ Тан, С. С. (1994). Концентрации напряжений в ламинированных композитах. Ланкастер, Пенсильвания: Издательская компания Technomic. ISBN 9781566760775.
^ Ranganathan, S.I .; Остоя-Старжевский, М. (2008). «Универсальный индекс упругой анизотропии». Письма с физическими проверками. 101 (5): 055504–1–4. Bibcode:2008PhRvL.101e5504R. Дои:10.1103 / PhysRevLett.101.055504. PMID 18764407.

внешняя ссылка

Формулы преобразования
Однородные изотропные линейные упругие материалы обладают своими упругими свойствами, однозначно определяемыми любыми двумя модулями из них; таким образом, для любых двух любых других модулей упругости можно рассчитать по этим формулам.
	${ Displaystyle К = ,}$	${ Displaystyle E = ,}$	${ Displaystyle lambda = ,}$	${ Displaystyle G = ,}$	${ Displaystyle Nu = ,}$	${ Displaystyle M = ,}$	Примечания
${ Displaystyle (К, , Е)}$			${ displaystyle { tfrac {3K (3K-E)} {9K-E}}}$	${ displaystyle { tfrac {3KE} {9K-E}}}$	${ displaystyle { tfrac {3K-E} {6K}}}$	${ displaystyle { tfrac {3K (3K + E)} {9K-E}}}$
${ Displaystyle (К, , лямбда)}$		${ displaystyle { tfrac {9K (K- lambda)} {3K- lambda}}}$		${ Displaystyle { tfrac {3 (K- lambda)} {2}}}$	${ displaystyle { tfrac { lambda} {3K- lambda}}}$	${ displaystyle 3K-2 lambda ,}$
${ Displaystyle (К, , G)}$		${ displaystyle { tfrac {9KG} {3K + G}}}$	${ displaystyle K - { tfrac {2G} {3}}}$		${ Displaystyle { tfrac {3K-2G} {2 (3K + G)}}}$	${ displaystyle K + { tfrac {4G} {3}}}$
${ Displaystyle (К, , ню)}$		${ Displaystyle 3К (1-2 ню) ,}$	${ displaystyle { tfrac {3K nu} {1+ nu}}}$	${ displaystyle { tfrac {3K (1-2 nu)} {2 (1+ nu)}}}$		${ displaystyle { tfrac {3K (1- nu)} {1+ nu}}}$
${ Displaystyle (К, , М)}$		${ displaystyle { tfrac {9K (M-K)} {3K + M}}}$	${ displaystyle { tfrac {3K-M} {2}}}$	${ Displaystyle { tfrac {3 (М-К)} {4}}}$	${ displaystyle { tfrac {3K-M} {3K + M}}}$
${ Displaystyle (Е, , лямбда)}$	${ displaystyle { tfrac {E + 3 lambda + R} {6}}}$			${ displaystyle { tfrac {E-3 lambda + R} {4}}}$	${ displaystyle { tfrac {2 lambda} {E + lambda + R}}}$	${ displaystyle { tfrac {E- lambda + R} {2}}}$	${ displaystyle R = { sqrt {E ^ {2} +9 lambda ^ {2} + 2E lambda}}}$
${ Displaystyle (Е, , G)}$	${ displaystyle { tfrac {EG} {3 (3G-E)}}}$		${ displaystyle { tfrac {G (E-2G)} {3G-E}}}$		${ displaystyle { tfrac {E} {2G}} - 1}$	${ displaystyle { tfrac {G (4G-E)} {3G-E}}}$
${ Displaystyle (Е, , ню)}$	${ displaystyle { tfrac {E} {3 (1-2 nu)}}}$		${ displaystyle { tfrac {E nu} {(1+ nu) (1-2 nu)}}}$	${ displaystyle { tfrac {E} {2 (1+ nu)}}}$		${ displaystyle { tfrac {E (1- nu)} {(1+ nu) (1-2 nu)}}}$
${ Displaystyle (Е, , М)}$	${ displaystyle { tfrac {3M-E + S} {6}}}$		${ displaystyle { tfrac {M-E + S} {4}}}$	${ displaystyle { tfrac {3M + E-S} {8}}}$	${ displaystyle { tfrac {E-M + S} {4M}}}$		${ displaystyle S = pm { sqrt {E ^ {2} + 9M ^ {2} -10EM}}}$ Есть два верных решения. Знак плюс ведет к ${ displaystyle nu geq 0}$ . Знак минус ведет к ${ displaystyle nu leq 0}$ .
${ Displaystyle ( лямбда, , G)}$	${ displaystyle lambda + { tfrac {2G} {3}}}$	${ Displaystyle { tfrac {G (3 lambda + 2G)} { lambda + G}}}$			${ Displaystyle { tfrac { lambda} {2 ( lambda + G)}}}$	${ displaystyle lambda + 2G ,}$
${ Displaystyle ( лямбда, , ню)}$	${ displaystyle { tfrac { lambda (1+ nu)} {3 nu}}}$	${ Displaystyle { tfrac { лямбда (1+ ню) (1-2 ню)} { ню}}}$		${ displaystyle { tfrac { lambda (1-2 nu)} {2 nu}}}$		${ displaystyle { tfrac { lambda (1- nu)} { nu}}}$	Не может использоваться, когда ${ displaystyle nu = 0 Leftrightarrow lambda = 0}$
${ Displaystyle ( лямбда, , М)}$	${ displaystyle { tfrac {M + 2 lambda} {3}}}$	${ displaystyle { tfrac {(M- lambda) (M + 2 lambda)} {M + lambda}}}$		${ displaystyle { tfrac {M- lambda} {2}}}$	${ displaystyle { tfrac { lambda} {M + lambda}}}$
${ Displaystyle (г, , ню)}$	${ Displaystyle { tfrac {2G (1+ nu)} {3 (1-2 nu)}}}$	${ Displaystyle 2G (1+ ню) ,}$	${ displaystyle { tfrac {2G nu} {1-2 nu}}}$			${ Displaystyle { tfrac {2G (1- nu)} {1-2 nu}}}$
${ Displaystyle (G, , M)}$	${ displaystyle M - { tfrac {4G} {3}}}$	${ displaystyle { tfrac {G (3M-4G)} {M-G}}}$	${ Displaystyle M-2G ,}$		${ displaystyle { tfrac {M-2G} {2M-2G}}}$
${ Displaystyle ( ню, , М)}$	${ Displaystyle { tfrac {M (1+ nu)} {3 (1- nu)}}}$	${ Displaystyle { tfrac {М (1+ ню) (1-2 ню)} {1- ню}}}$	${ Displaystyle { tfrac {M nu} {1- nu}}}$	${ Displaystyle { tfrac {М (1-2 ню)} {2 (1- ню)}}}$

[1] Анаграмма была дана в алфавитном порядке, Ceiiinosssttuu, представляющий Uttensio, sic vis - «Как расширение, так и сила»: Петроски, Генри (1996). Изобретения по дизайну: как инженеры переходят от мысли к делу. Кембридж, Массачусетс: Издательство Гарвардского университета. п.11. ISBN 978-0674463684.

[2] Видеть http://civil.lindahall.org/design.shtml, где также можно найти анаграмму для цепная связь.

[3] Роберт Гук, De Potentia Restitutiva, или Весна. Объяснение силы пружинящих тел, Лондон, 1678 г.

[4] Ушиба, Шота; Масуи, Киоко; Тагучи, Нацуо; Хамано, Томоки; Кавата, Сатоши; Сёдзи, Сатору (2015). "Размерная наномеханика полимерных нанопроволок в форме спиральной пружины". Научные отчеты. 5: 17152. Bibcode:2015НатСР ... 517152У. Дои:10.1038 / srep17152. ЧВК 4661696. PMID 26612544.

[5] Беленький; Салаев (1988). «Деформационные эффекты в слоистых кристаллах». Успехи физических наук.. 155 (5): 89. Дои:10.3367 / UFNr.0155.198805c.0089.

[6] Муа, Феликс; Кудер, Франсуа-Ксавье (5 декабря 2014 г.). «Необходимые и достаточные условия упругой устойчивости в различных кристаллических системах». Физический обзор B. 90 (22): 224104. arXiv:1410.0065. Дои:10.1103 / PhysRevB.90.224104. ISSN 1098-0121.

[7] Виджай Мадхав, М .; Маногаран, С. (2009). «Новый взгляд на константы соответствия в избыточных внутренних координатах и некоторые новые идеи». J. Chem. Phys. 131 (17): 174112–174116. Bibcode:2009ЖЧФ.131q4112В. Дои:10.1063/1.3259834. PMID 19895003.

[8] Пономарева, Алла; Юренко, Евгений; Жураковский, Роман; Ван Моурик, Таня; Говорун, Дмитрий (2012). «Полное конформационное пространство потенциальных ингибиторов обратной транскриптазы ВИЧ-1 d4U и d4C. Квантово-химическое исследование». Phys. Chem. Chem. Phys. 14 (19): 6787–6795. Bibcode:2012PCCP ... 14.6787P. Дои:10.1039 / C2CP40290D. PMID 22461011.

[9] Саймон, Кейт Р. (1971). «Глава 10». Механика. Ридинг, Массачусетс: Эддисон-Уэсли. ISBN 9780201073928.

[Simo98-10] Simo, J.C .; Хьюз, Т. Дж. Р. (1998). Вычислительная неупругость. Springer. ISBN 9780387975207.

[Milton02-11] Милтон, Грэм У. (2002). Теория композитов. Кембриджские монографии по прикладной и вычислительной математике. Издательство Кембриджского университета. ISBN 9780521781251.

[Slaughter-12] Слотер, Уильям С. (2001). Линеаризованная теория упругости. Birkhäuser. ISBN 978-0817641177.

[Boresi-13] Boresi, A. P .; Schmidt, R.J .; Сайдботтом, О. М. (1993). Продвинутая механика материалов (5-е изд.). Вайли. ISBN 9780471600091.

[Tan-14] Тан, С. С. (1994). Концентрации напряжений в ламинированных композитах. Ланкастер, Пенсильвания: Издательская компания Technomic. ISBN 9781566760775.

[15] Ranganathan, S.I .; Остоя-Старжевский, М. (2008). «Универсальный индекс упругой анизотропии». Письма с физическими проверками. 101 (5): 055504–1–4. Bibcode:2008PhRvL.101e5504R. Дои:10.1103 / PhysRevLett.101.055504. PMID 18764407.

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

[8]

[9]

[10]

[11]

[12]

[13]

[14]

[15]