Деформация (физика) - Deformation (physics)

Для использования в технике см. Деформация (инженерия).

Деформация тонкого прямого стержня в замкнутый контур. Длина стержня при деформации практически не изменяется, что свидетельствует о небольшой деформации. В этом частном случае изгиба смещения, связанные с жесткими перемещениями и поворотами элементов материала в стержне, намного превышают смещения, связанные с деформацией.

В физика, деформация это механика сплошной среды трансформация тела из ссылка конфигурация к Текущий конфигурация.^[1] Конфигурация - это набор, содержащий положения всех частиц тела.

Деформация может быть вызвана внешние нагрузки,^[2] силы тела (Такие как сила тяжести или же электромагнитные силы ), или изменения температуры, содержания влаги, химических реакций и т. д.

Напряжение это описание деформации с точки зрения относительный перемещение частиц в теле, исключающее движения твердого тела. Различные эквивалентные варианты могут быть сделаны для выражения поля деформации в зависимости от того, определено ли оно относительно начальной или окончательной конфигурации тела и от того, метрический тензор или рассматривается его дуал.

В сплошном теле поле деформации возникает в результате стресс поле, индуцированное приложенным силы или возникает из-за изменения температурного поля внутри тела. Связь между напряжениями и индуцированными деформациями выражается следующим образом: основные уравнения, например, Закон Гука за линейная эластичность материалы. Деформации, которые восстанавливаются после снятия поля напряжений, называются упругие деформации. В этом случае континуум полностью восстанавливает свою первоначальную конфигурацию. С другой стороны, необратимые деформации остаются даже после снятия напряжений. Одним из видов необратимой деформации является Пластическая деформация, которая возникает в материальных телах после достижения напряжениями определенного порогового значения, известного как предел упругости или же предел текучести, и являются результатом соскальзывать, или же вывих механизмы на атомарном уровне. Другой вид необратимой деформации - это вязкая деформация, которая является необратимой частью вязкоупругий деформация.

В случае упругих деформаций функцией отклика, связывающей деформацию с деформирующим напряжением, является тензор податливости материала.

Напряжение

Смотрите также: Стрессовые меры и Скорость деформации

Деформация - это мера деформации, представляющая смещение между частицами в теле относительно исходной длины.

Общую деформацию тела можно выразить в виде Икс = F(Икс) куда Икс - исходное положение материальных точек тела. Такая мера не делает различия между движениями твердого тела (перемещениями и вращениями) и изменениями формы (и размера) тела. Деформация имеет единицы длины.

Мы могли бы, например, определить деформацию как

${\displaystyle {\boldsymbol {\varepsilon }}\doteq {\cfrac {\partial }{\partial \mathbf {X} }}\left(\mathbf {x} -\mathbf {X} \right)={\boldsymbol {F}}'-{\boldsymbol {I}},}$

куда я это тензор идентичности Следовательно, деформации безразмерны и обычно выражаются как десятичная дробь, а процент или в частей на обозначение. Деформации измеряют, насколько данная деформация локально отличается от деформации твердого тела.^[3]

Штамм - это вообще тензор количество. Физическое представление о деформациях можно получить, наблюдая, что данная деформация может быть разложена на нормальные и сдвиговые компоненты. Степень растяжения или сжатия вдоль элементов линии материала или волокон является нормальное напряжение, а величина искажения, связанного со скольжением плоских слоев друг по другу, равна деформация сдвига, внутри деформируемого тела.^[4] Это может быть сделано путем удлинения, сокращения, изменения объема или углового искажения.^[5]

Состояние напряжения при материальная точка сплошного тела определяется как совокупность всех изменений длины материальных линий или волокон, нормальное напряжение, которые проходят через эту точку, а также совокупность всех изменений угла между парами прямых, изначально перпендикулярных друг другу, деформация сдвига, исходящие из этой точки. Однако достаточно знать нормальные и сдвиговые компоненты деформации в трех взаимно перпендикулярных направлениях.

Если есть увеличение длины материальной линии, нормальная деформация называется деформация растяжения, в противном случае, если есть уменьшение или сжатие длины материальной линии, это называется деформация сжатия.

Меры деформации

В зависимости от величины деформации или локальной деформации анализ деформации подразделяется на три теории деформации:

• Теория конечных деформаций, также называемый теория больших деформаций, теория больших деформаций, имеет дело с деформациями, в которых как повороты, так и деформации произвольно велики. В этом случае недеформированная и деформированная конфигурации континуум существенно различаются, и между ними необходимо проводить четкое различие. Обычно это случается с эластомеры, пластически деформирующий материалы и другие жидкости и биологические мягких тканей.
• Теория бесконечно малых деформаций, также называемый теория малых деформаций, теория малых деформаций, теория малых перемещений, или же теория малого смещения-градиента где деформации и вращения малы. В этом случае недеформированную и деформированную конфигурации тела можно считать идентичными. Теория бесконечно малых деформаций используется при анализе деформаций материалов, проявляющих эластичный поведение, такое как материалы, используемые в машиностроении и гражданском строительстве, например бетон и сталь.
• Большой рабочий объем или же теория большого вращения, который предполагает небольшие деформации, но большие вращения и смещения.

Затем в каждой из этих теорий напряжение определяется по-своему. В инженерное напряжение это наиболее распространенное определение, применяемое к материалам, используемым в машиностроении и строительстве, которые подвергаются очень небольшим деформациям. С другой стороны, для некоторых материалов, например эластомеры и полимеры, подверженные большим деформациям, инженерное определение деформации неприменимо, например типичные инженерные деформации более 1%,^[6] поэтому требуются другие более сложные определения деформации, такие как протяжение, логарифмическая деформация, Зеленый штамм, и Штамм альманси.

Инженерное напряжение

В Деформация Коши или же инженерное напряжение выражается как отношение полной деформации к начальному размеру материального тела, в котором действуют силы. В инженерная нормальная деформация или же инженерная деформация растяжения или же номинальная деформация е материала линейного элемента или волокна, нагруженного в осевом направлении, выражается как изменение длины ΔL на единицу исходной длины L линейного элемента или волокон. Нормальная деформация положительна, если волокна материала растянуты, и отрицательна, если они сжаты. Таким образом, мы имеем

${\displaystyle \ e={\frac {\Delta L}{L}}={\frac {l-L}{L}}}$

куда е это инженерная нормальная деформация, L - исходная длина волокна и л конечная длина волокна. Меры деформации часто выражаются в миллионных долях или микродеформациях.

В истинная деформация сдвига определяется как изменение угла (в радианах) между двумя элементами линии материала, изначально перпендикулярными друг другу в недеформированной или исходной конфигурации. В инженерная деформация сдвига определяется как тангенс этого угла и равняется длине деформации в максимуме, деленной на длину перпендикуляра в плоскости приложения силы, что иногда упрощает расчет.

Коэффициент растяжения

В коэффициент растяжения или же коэффициент растяжения - мера растяжения или нормальной деформации дифференциального линейного элемента, которая может быть определена либо в недеформированной конфигурации, либо в деформированной конфигурации. Он определяется как соотношение конечной длины л и начальная длина L материальной линии.

${\displaystyle \ \lambda ={\frac {l}{L}}}$

Коэффициент растяжения приблизительно связан с инженерной деформацией соотношением

${\displaystyle \ e={\frac {l-L}{L}}=\lambda -1}$

Это уравнение подразумевает, что нормальная деформация равна нулю, так что деформации не происходит, когда растяжение равно единице.

Степень растяжения используется при анализе материалов, которые демонстрируют большие деформации, таких как эластомеры, которые могут выдерживать степени растяжения 3 или 4, прежде чем они разрушатся. С другой стороны, традиционные инженерные материалы, такие как бетон или сталь, терпят неудачу при гораздо более низких коэффициентах растяжения.

Истинное напряжение

В логарифмическая деформация ε, также называемый, истинное напряжение или же Генки штамм.^[7] Учитывая возрастающую деформацию (Людвик)

${\displaystyle \ \delta \varepsilon ={\frac {\delta l}{l}}}$

логарифмическая деформация получается путем интегрирования этой дополнительной деформации:

${\displaystyle \ {\begin{aligned}\int \delta \varepsilon &=\int _{L}^{l}{\frac {\delta l}{l}}\\\varepsilon &=\ln \left({\frac {l}{L}}\right)=\ln(\lambda )\\&=\ln(1+e)\\&=e-{\frac {e^{2}}{2}}+{\frac {e^{3}}{3}}-\cdots \\\end{aligned}}}$

куда е инженерное напряжение. Логарифмическая деформация обеспечивает правильное измерение конечной деформации, когда деформация происходит в серии приращений с учетом влияния пути деформации.^[4]

Зеленый штамм

Основная статья: Теория конечных деформаций

Штамм Грина определяется как:

${\displaystyle \ \varepsilon _{G}={\tfrac {1}{2}}\left({\frac {l^{2}-L^{2}}{L^{2}}}\right)={\tfrac {1}{2}}(\lambda ^{2}-1)}$

Штамм альманси

Основная статья: Теория конечных деформаций

Штамм Эйлера-Альманси определяется как

${\displaystyle \ \varepsilon _{E}={\tfrac {1}{2}}\left({\frac {l^{2}-L^{2}}{l^{2}}}\right)={\tfrac {1}{2}}\left(1-{\frac {1}{\lambda ^{2}}}\right)}$

Нормальная деформация и деформация сдвига

Двумерная геометрическая деформация бесконечно малого материального элемента.

Штаммы классифицируются как нормальный или же срезать. А нормальное напряжение перпендикулярна грани элемента, а деформация сдвига параллельно ему. Эти определения согласуются с определениями нормальный стресс и напряжение сдвига.

Нормальное напряжение

Для изотропный материал, который подчиняется Закон Гука, а нормальный стресс вызовет нормальное напряжение. Нормальные штаммы производят расширение.

Рассмотрим двумерный бесконечно малый прямоугольный материальный элемент с размерами dx × dy, которая после деформации принимает вид ромб. Деформация описывается поле смещения ты. Из геометрии соседнего рисунка имеем

${\displaystyle \mathrm {length} (AB)=dx\,}$

и

${\displaystyle {\begin{aligned}\mathrm {length} (ab)&={\sqrt {\left(dx+{\frac {\partial u_{x}}{\partial x}}dx\right)^{2}+\left({\frac {\partial u_{y}}{\partial x}}dx\right)^{2}}}\\&={\sqrt {dx^{2}\left(1+{\frac {\partial u_{x}}{\partial x}}\right)^{2}+dx^{2}\left({\frac {\partial u_{y}}{\partial x}}\right)^{2}}}\\&=dx~{\sqrt {\left(1+{\frac {\partial u_{x}}{\partial x}}\right)^{2}+\left({\frac {\partial u_{y}}{\partial x}}\right)^{2}}}\\&\approx dx\left(1+{\frac {\partial u_{x}}{\partial x}}\right)\end{aligned}}\,\!}$

Для очень малых градиентов смещения квадрат производной от ${\displaystyle u_{y}}$ незначительны, и у нас есть

${\displaystyle \mathrm {length} (ab)\approx dx+{\frac {\partial u_{x}}{\partial x}}dx}$

Нормальное напряжение в Икс-направление прямоугольного элемента определяется

${\displaystyle \varepsilon _{x}={\frac {\text{extension}}{\text{original length}}}={\frac {\mathrm {length} (ab)-\mathrm {length} (AB)}{\mathrm {length} (AB)}}={\frac {\partial u_{x}}{\partial x}}}$

Точно так же нормальная деформация в у- и z-направления становится

${\displaystyle \varepsilon _{y}={\frac {\partial u_{y}}{\partial y}}\quad ,\qquad \varepsilon _{z}={\frac {\partial u_{z}}{\partial z}}\,\!}$

Деформация сдвига

Деформация сдвига
Общие символы	γ или же ε
Единица СИ	1, или же радиан
Производные от другие количества	γ = τ/грамм

Инженерная деформация сдвига (γ_ху) определяется как изменение угла между линиями AC и AB. Следовательно,

${\displaystyle \gamma _{xy}=\alpha +\beta \,\!}$

Исходя из геометрии фигуры, имеем

${\displaystyle {\begin{aligned}\tan \alpha &={\frac {{\tfrac {\partial u_{y}}{\partial x}}dx}{dx+{\tfrac {\partial u_{x}}{\partial x}}dx}}={\frac {\tfrac {\partial u_{y}}{\partial x}}{1+{\tfrac {\partial u_{x}}{\partial x}}}}\\\tan \beta &={\frac {{\tfrac {\partial u_{x}}{\partial y}}dy}{dy+{\tfrac {\partial u_{y}}{\partial y}}dy}}={\frac {\tfrac {\partial u_{x}}{\partial y}}{1+{\tfrac {\partial u_{y}}{\partial y}}}}\end{aligned}}}$

Для малых градиентов смещения имеем

${\displaystyle {\cfrac {\partial u_{x}}{\partial x}}\ll 1~;~~{\cfrac {\partial u_{y}}{\partial y}}\ll 1}$

Для небольших поворотов, т.е. α и β are ≪ 1 мы имеем загар α ≈ α, загар β ≈ β. Следовательно,

${\displaystyle \alpha \approx {\cfrac {\partial u_{y}}{\partial x}}~;~~\beta \approx {\cfrac {\partial u_{x}}{\partial y}}}$

таким образом

${\displaystyle \gamma _{xy}=\alpha +\beta ={\frac {\partial u_{y}}{\partial x}}+{\frac {\partial u_{x}}{\partial y}}\,\!}$

Меняя местами Икс и у и ты_Икс и ты_у, можно показать, что γ_ху = γ_yx.

Аналогично для yz- и xz-самолеты у нас есть

${\displaystyle \gamma _{yz}=\gamma _{zy}={\frac {\partial u_{y}}{\partial z}}+{\frac {\partial u_{z}}{\partial y}}\quad ,\qquad \gamma _{zx}=\gamma _{xz}={\frac {\partial u_{z}}{\partial x}}+{\frac {\partial u_{x}}{\partial z}}\,\!}$

Компоненты тензорной деформации сдвига тензора бесконечно малых деформаций могут быть затем выражены с использованием определения инженерной деформации: γ, в качестве

${\displaystyle {\underline {\underline {\boldsymbol {\varepsilon }}}}=\left[{\begin{matrix}\varepsilon _{xx}&\varepsilon _{xy}&\varepsilon _{xz}\\\varepsilon _{yx}&\varepsilon _{yy}&\varepsilon _{yz}\\\varepsilon _{zx}&\varepsilon _{zy}&\varepsilon _{zz}\\\end{matrix}}\right]=\left[{\begin{matrix}\varepsilon _{xx}&{\tfrac {1}{2}}\gamma _{xy}&{\tfrac {1}{2}}\gamma _{xz}\\{\tfrac {1}{2}}\gamma _{yx}&\varepsilon _{yy}&{\tfrac {1}{2}}\gamma _{yz}\\{\tfrac {1}{2}}\gamma _{zx}&{\tfrac {1}{2}}\gamma _{zy}&\varepsilon _{zz}\\\end{matrix}}\right]\,\!}$

Метрический тензор

Основная статья: Теория конечных деформаций § Тензоры деформации в криволинейных координатах

Поле деформации, связанное со смещением, определяется в любой точке изменением длины касательные векторы представляющие скорости произвольно параметризованные кривые проходя через эту точку. Базовый геометрический результат, благодаря Фреше, фон Нейман и Иордания, утверждает, что если длины касательных векторов удовлетворяют аксиомам норма и закон параллелограмма, то длина вектора - это квадратный корень из значения квадратичная форма связаны формула поляризации, с положительно определенный билинейная карта называется метрический тензор.

Описание деформации

Деформация - это изменение метрических свойств непрерывного тела, что означает, что кривая, нарисованная при первоначальном размещении тела, изменяет свою длину при смещении до кривой при окончательном размещении. Если ни одна из кривых не меняет длину, говорят, что жесткое тело произошло перемещение.

Удобно определить эталонную конфигурацию или начальное геометрическое состояние сплошного тела, из которого будут ссылаться все последующие конфигурации. Эталонная конфигурация не обязательно должна быть той, которую тело действительно когда-либо займет. Часто конфигурация на т = 0 считается эталонной конфигурацией, κ₀(B). Конфигурация на текущий момент т это текущая конфигурация.

Для анализа деформации эталонная конфигурация обозначена как недеформированная конфигурация, а текущая конфигурация как деформированная конфигурация. Кроме того, время не учитывается при анализе деформации, поэтому последовательность конфигураций между недеформированной и деформированной конфигурациями не представляет интереса.

Компоненты Икс_я вектора положения Икс частицы в эталонной конфигурации, взятой относительно эталонной системы координат, называются материальные или справочные координаты. С другой стороны, компоненты Икс_я вектора положения Икс частицы в деформированной конфигурации, взятой по отношению к пространственной системе координат отсчета, называются пространственные координаты

Есть два метода анализа деформации сплошной среды. Одно описание сделано в терминах материальных или ссылочных координат, называемых описание материала или лагранжевое описание. Второе описание деформации сделано в терминах пространственных координат, она называется пространственное описание или эйлерово описание.

При деформации сплошного тела существует непрерывность в том смысле, что:

• Материальные точки, образующие замкнутую кривую в любой момент, всегда будут образовывать замкнутую кривую в любое последующее время.
• Материальные точки, образующие замкнутую поверхность в любой момент, всегда будут образовывать замкнутую поверхность в любое последующее время, и материя внутри замкнутой поверхности всегда будет оставаться внутри.

Аффинная деформация

Деформация называется аффинной деформацией, если ее можно описать аффинное преобразование. Такое преобразование состоит из линейное преобразование (например, вращение, сдвиг, растяжение и сжатие) и перемещение твердого тела. Аффинные деформации также называют однородными деформациями.^[8]

Следовательно, аффинная деформация имеет вид

${\displaystyle \mathbf {x} (\mathbf {X} ,t)={\boldsymbol {F}}(t)\cdot \mathbf {X} +\mathbf {c} (t)}$

куда Икс - положение точки в деформированной конфигурации, Икс позиция в эталонной конфигурации, т параметр времени, F - линейный трансформатор и c это перевод. В матричной форме, где компоненты относятся к ортонормированному базису,

${\displaystyle {\begin{bmatrix}x_{1}(X_{1},X_{2},X_{3},t)\\x_{2}(X_{1},X_{2},X_{3},t)\\x_{3}(X_{1},X_{2},X_{3},t)\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}F_{11}(t)&F_{12}(t)&F_{13}(t)\\F_{21}(t)&F_{22}(t)&F_{23}(t)\\F_{31}(t)&F_{32}(t)&F_{33}(t)\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}X_{1}\\X_{2}\\X_{3}\end{bmatrix}}+{\begin{bmatrix}c_{1}(t)\\c_{2}(t)\\c_{3}(t)\end{bmatrix}}}$

Вышеуказанная деформация становится неаффинный или же неоднородный если F = F(Икс,т) или же c = c(Икс,т).

Жесткое движение тела

Движение твердого тела - это особая аффинная деформация, не связанная с сдвигом, растяжением или сжатием. Матрица преобразования F является правильный ортогональный чтобы позволить вращение, но не размышления.

Движение твердого тела можно описать следующим образом:

${\displaystyle \mathbf {x} (\mathbf {X} ,t)={\boldsymbol {Q}}(t)\cdot \mathbf {X} +\mathbf {c} (t)}$

куда

${\displaystyle {\boldsymbol {Q}}\cdot {\boldsymbol {Q}}^{T}={\boldsymbol {Q}}^{T}\cdot {\boldsymbol {Q}}={\boldsymbol {\mathit {1}}}}$

В матричной форме

${\displaystyle {\begin{bmatrix}x_{1}(X_{1},X_{2},X_{3},t)\\x_{2}(X_{1},X_{2},X_{3},t)\\x_{3}(X_{1},X_{2},X_{3},t)\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}Q_{11}(t)&Q_{12}(t)&Q_{13}(t)\\Q_{21}(t)&Q_{22}(t)&Q_{23}(t)\\Q_{31}(t)&Q_{32}(t)&Q_{33}(t)\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}X_{1}\\X_{2}\\X_{3}\end{bmatrix}}+{\begin{bmatrix}c_{1}(t)\\c_{2}(t)\\c_{3}(t)\end{bmatrix}}}$

Смещение

Рис. 1. Движение сплошного тела.

Изменение конфигурации сплошного тела приводит к смещение. Смещение тела состоит из двух компонентов: смещения твердого тела и деформации. Смещение твердого тела состоит из одновременного перемещения и вращения тела без изменения его формы или размера. Деформация подразумевает изменение формы и / или размера тела по сравнению с исходной или недеформированной конфигурацией. κ₀(B) в текущую или деформированную конфигурацию κ_т(B) (Рисунок 1).

Если после смещения континуума происходит относительное смещение между частицами, произошла деформация. С другой стороны, если после смещения континуума относительное смещение между частицами в текущей конфигурации равно нулю, то деформации нет и считается, что произошло смещение твердого тела.

Вектор, соединяющий положения частицы п в недеформированной конфигурации и деформированной конфигурации называется вектор смещения ты(Икс,т) = ты_яе_я в лагранжевом описании, или U(Икс,т) = U_JE_J в эйлеровом описании.

А поле смещения - векторное поле всех векторов смещения для всех частиц в теле, которое связывает деформированную конфигурацию с недеформированной конфигурацией. Анализ деформации или движения сплошного тела удобно проводить в терминах поля смещения. В общем, поле смещения выражается через материальные координаты как

${\displaystyle \ \mathbf {u} (\mathbf {X} ,t)=\mathbf {b} (\mathbf {X} ,t)+\mathbf {x} (\mathbf {X} ,t)-\mathbf {X} \qquad {\text{or}}\qquad u_{i}=\alpha _{iJ}b_{J}+x_{i}-\alpha _{iJ}X_{J}}$

или в терминах пространственных координат как

${\displaystyle \ \mathbf {U} (\mathbf {x} ,t)=\mathbf {b} (\mathbf {x} ,t)+\mathbf {x} -\mathbf {X} (\mathbf {x} ,t)\qquad {\text{or}}\qquad U_{J}=b_{J}+\alpha _{Ji}x_{i}-X_{J}\,}$

куда α_Джи - направляющие косинусы между материальной и пространственной системами координат с единичными векторами E_J и е_я, соответственно. Таким образом

${\displaystyle \ \mathbf {E} _{J}\cdot \mathbf {e} _{i}=\alpha _{Ji}=\alpha _{iJ}}$

и отношения между ты_я и U_J тогда дается

${\displaystyle \ u_{i}=\alpha _{iJ}U_{J}\qquad {\text{or}}\qquad U_{J}=\alpha _{Ji}u_{i}}$

Знаю это

${\displaystyle \ \mathbf {e} _{i}=\alpha _{iJ}\mathbf {E} _{J}}$

тогда

${\displaystyle \mathbf {u} (\mathbf {X} ,t)=u_{i}\mathbf {e} _{i}=u_{i}(\alpha _{iJ}\mathbf {E} _{J})=U_{J}\mathbf {E} _{J}=\mathbf {U} (\mathbf {x} ,t)}$

Обычно системы координат для недеформированной и деформированной конфигураций накладываются друг на друга, что приводит к б = 0, а направляющие косинусы принимают вид Дельты Кронекера:

${\displaystyle \ \mathbf {E} _{J}\cdot \mathbf {e} _{i}=\delta _{Ji}=\delta _{iJ}}$

Таким образом, мы имеем

${\displaystyle \ \mathbf {u} (\mathbf {X} ,t)=\mathbf {x} (\mathbf {X} ,t)-\mathbf {X} \qquad {\text{or}}\qquad u_{i}=x_{i}-\delta _{iJ}X_{J}=x_{i}-X_{i}}$

или в терминах пространственных координат как

${\displaystyle \ \mathbf {U} (\mathbf {x} ,t)=\mathbf {x} -\mathbf {X} (\mathbf {x} ,t)\qquad {\text{or}}\qquad U_{J}=\delta _{Ji}x_{i}-X_{J}=x_{J}-X_{J}}$

Тензор градиента смещения

Частичное дифференцирование вектора смещения по материальным координатам дает тензор градиента смещения материала ∇_ИксU. Таким образом, мы имеем:

${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {u} (\mathbf {X} ,t)&=\mathbf {x} (\mathbf {X} ,t)-\mathbf {X} \\\nabla _{\mathbf {X} }\mathbf {u} &=\nabla _{\mathbf {X} }\mathbf {x} -\mathbf {I} \\\nabla _{\mathbf {X} }\mathbf {u} &=\mathbf {F} -\mathbf {I} \\\end{aligned}}}$

или же

${\displaystyle {\begin{aligned}u_{i}&=x_{i}-\delta _{iJ}X_{J}=x_{i}-X_{i}\\{\frac {\partial u_{i}}{\partial X_{K}}}&={\frac {\partial x_{i}}{\partial X_{K}}}-\delta _{iK}\\\end{aligned}}}$

куда F это тензор градиента деформации.

Аналогично, частичное дифференцирование вектора смещения по пространственным координатам дает тензор градиента пространственного смещения ∇_ИксU. Таким образом, мы имеем

${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {U} (\mathbf {x} ,t)&=\mathbf {x} -\mathbf {X} (\mathbf {x} ,t)\\\nabla _{\mathbf {x} }\mathbf {U} &=\mathbf {I} -\nabla _{\mathbf {x} }\mathbf {X} \\\nabla _{\mathbf {x} }\mathbf {U} &=\mathbf {I} -\mathbf {F} ^{-1}\\\end{aligned}}}$

или же

${\displaystyle {\begin{aligned}U_{J}&=\delta _{Ji}x_{i}-X_{J}=x_{J}-X_{J}\\{\frac {\partial U_{J}}{\partial x_{k}}}&=\delta _{Jk}-{\frac {\partial X_{J}}{\partial x_{k}}}\\\end{aligned}}}$

Примеры деформаций

Однородные (или аффинные) деформации полезны для выяснения поведения материалов. Представляют интерес некоторые однородные деформации.

• равномерное расширение
• чистое расширение
• равноосное растяжение
• простой сдвиг
• чистый сдвиг

Плоские деформации также представляют интерес, особенно в экспериментальном контексте.

Плоская деформация

Плоская деформация, также называемая плоская деформация, это тот, где деформация ограничивается одной из плоскостей в эталонной конфигурации. Если деформация ограничивается плоскостью, описываемой базисными векторами е₁, е₂, то градиент деформации имеет форму

${\displaystyle {\boldsymbol {F}}=F_{11}\mathbf {e} _{1}\otimes \mathbf {e} _{1}+F_{12}\mathbf {e} _{1}\otimes \mathbf {e} _{2}+F_{21}\mathbf {e} _{2}\otimes \mathbf {e} _{1}+F_{22}\mathbf {e} _{2}\otimes \mathbf {e} _{2}+\mathbf {e} _{3}\otimes \mathbf {e} _{3}}$

В матричной форме

${\displaystyle {\boldsymbol {F}}={\begin{bmatrix}F_{11}&F_{12}&0\\F_{21}&F_{22}&0\\0&0&1\end{bmatrix}}}$

От теорема о полярном разложении, градиент деформации с точностью до изменения координат можно разложить на растяжение и поворот. Поскольку вся деформация происходит в плоскости, мы можем написать^[8]

${\displaystyle {\boldsymbol {F}}={\boldsymbol {R}}\cdot {\boldsymbol {U}}={\begin{bmatrix}\cos \theta &\sin \theta &0\\-\sin \theta &\cos \theta &0\\0&0&1\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}\lambda _{1}&0&0\\0&\lambda _{2}&0\\0&0&1\end{bmatrix}}}$

куда θ угол поворота и λ₁, λ₂ являются основные участки.

Изохорная плоская деформация

Если деформация изохорная (с сохранением объема), то det (F) = 1 и у нас есть

${\displaystyle F_{11}F_{22}-F_{12}F_{21}=1}$

В качестве альтернативы,

${\displaystyle \lambda _{1}\lambda _{2}=1}$

Простой сдвиг

А простой сдвиг Деформация определяется как деформация изохорной плоскости, в которой имеется набор линейных элементов с заданной базовой ориентацией, которые не изменяют длину и ориентацию во время деформации.^[8]

Если е₁ фиксированная исходная ориентация, при которой линейные элементы не деформируются во время деформации, тогда λ₁ = 1 и F·е₁ = е₁.Следовательно,

${\displaystyle F_{11}\mathbf {e} _{1}+F_{21}\mathbf {e} _{2}=\mathbf {e} _{1}\quad \implies \quad F_{11}=1~;~~F_{21}=0}$

Поскольку деформация изохорная,

${\displaystyle F_{11}F_{22}-F_{12}F_{21}=1\quad \implies \quad F_{22}=1}$

Определять

${\displaystyle \gamma :=F_{12}\,}$

Тогда градиент деформации при простом сдвиге можно выразить как

${\displaystyle {\boldsymbol {F}}={\begin{bmatrix}1&\gamma &0\\0&1&0\\0&0&1\end{bmatrix}}}$

Сейчас же,

${\displaystyle {\boldsymbol {F}}\cdot \mathbf {e} _{2}=F_{12}\mathbf {e} _{1}+F_{22}\mathbf {e} _{2}=\gamma \mathbf {e} _{1}+\mathbf {e} _{2}\quad \implies \quad {\boldsymbol {F}}\cdot (\mathbf {e} _{2}\otimes \mathbf {e} _{2})=\gamma \mathbf {e} _{1}\otimes \mathbf {e} _{2}+\mathbf {e} _{2}\otimes \mathbf {e} _{2}}$

С

${\displaystyle \mathbf {e} _{i}\otimes \mathbf {e} _{i}={\boldsymbol {\mathit {1}}}}$

мы также можем записать градиент деформации как

${\displaystyle {\boldsymbol {F}}={\boldsymbol {\mathit {1}}}+\gamma \mathbf {e} _{1}\otimes \mathbf {e} _{2}}$

Смотрите также

• Деформация длинных элементов, таких как балки или же шпильки из-за изгиб силы известны как отклонение.
• Теория пучка Эйлера – Бернулли
• Деформация (инженерия)
• Теория конечных деформаций
• Теория бесконечно малых деформаций
• Муаровый узор
• Модуль сдвига
• Напряжение сдвига
• Прочность на сдвиг
• Стресс (механика)
• Стрессовые меры

Рекомендации

1. Truesdell, C .; Нолл, В. (2004). Нелинейные полевые теории механики (3-е изд.). Springer. п. 48.
2. Ву, Х.-К. (2005). Механика сплошной среды и пластичность. CRC Press. ISBN  1-58488-363-4.
3. Люблинер, Якоб (2008). Теория пластичности (PDF) (Пересмотренная ред.). Dover Publications. ISBN  0-486-46290-0. Архивировано из оригинал (PDF) 31 марта 2010 г.
4. Рис, Дэвид (2006). Базовая инженерная пластичность: введение в инженерные и производственные приложения. Баттерворт-Хайнеманн. ISBN  0-7506-8025-3. В архиве из оригинала от 22.12.2017.
5. «Земля». Британская энциклопедия из DVD Encyclopdia Britannica 2006 Ultimate Reference Suite .[2009].
6. Рис, Дэвид (2006). Базовая инженерная пластичность: введение в инженерные и производственные приложения. Баттерворт-Хайнеманн. п. 41. ISBN  0-7506-8025-3. В архиве из оригинала от 22.12.2017.
7. Хенки, Х. (1928). «Улучшенная форма эластичности эластичных элементов идеального эластичного материала». Zeitschrift für technische Physik. 9: 215–220.
8. Огден Р. В. (1984). Нелинейные упругие деформации. Дувр.

дальнейшее чтение

• Базант, Зденек П .; Седолин, Луиджи (2010). Неустойчивости трехмерного континуума и эффекты конечного тензора деформации, глава 11 в "Устойчивости структур", 3-е изд.. Сингапур, Нью-Джерси, Лондон: World Scientific Publishing. ISBN  9814317039.
• Дилл, Эллис Гарольд (2006). Механика сплошной среды: упругость, пластичность, вязкоупругость. Германия: CRC Press. ISBN  0-8493-9779-0.
• Хаттер, Колумбан; Йёнк, Клаус (2004). Континуальные методы физического моделирования. Германия: Springer. ISBN  3-540-20619-1.
• Jirasek, M; Базант, З. (2002). Неупругий анализ конструкций.. Лондон и Нью-Йорк: J. Wiley & Sons. ISBN  0471987166.
• Любарда, Владо А. (2001). Теория упругопластичности. CRC Press. ISBN  0-8493-1138-1.
• Макоско, К. В. (1994). Реология: принципы, измерения и приложения. Издатели ВЧ. ISBN  1-56081-579-5.
• Мейс, Джордж Э. (1970). Механика сплошной среды. McGraw-Hill Professional. ISBN  0-07-040663-4.
• Мейс, Г. Томас; Мейс, Джордж Э. (1999). Механика сплошной среды для инженеров (2-е изд.). CRC Press. ISBN  0-8493-1855-6.
• Немат-Насер, Сиа (2006). Пластичность: трактат о конечной деформации неоднородных неупругих материалов. Кембридж: Издательство Кембриджского университета. ISBN  0-521-83979-3.
• Прагер, Уильям (1961). Введение в механику сплошных сред. Бостон: Джинн и Ко. ISBN  0486438090.