第七章-平面問題的極坐標(biāo)解答剖析課件

第七章平面問題的極坐標(biāo)解答第一節(jié)平衡微分方程第二節(jié)位移與應(yīng)變第三節(jié)基本方程第四節(jié)軸對(duì)稱問題第五節(jié)受均布?jí)毫Φ膱A環(huán)第六節(jié)曲梁的純彎曲第七節(jié)楔形體在楔頂或楔面受力第八節(jié)圓孔的孔邊應(yīng)力集中

圓形、楔形、扇形等，邊界條件用直角坐標(biāo)可能十分復(fù)雜，而用極坐標(biāo)卻十分簡單。第一節(jié)平衡微分方程

和直角坐標(biāo)系類似，在僅考慮微分體時(shí)，微分體相對(duì)面上的應(yīng)力可看成是大小相等，方向相反。

考慮平面上的一個(gè)微分體，沿ρ方向的正應(yīng)力稱為徑向正應(yīng)力，用σρ表示，沿φ方向的正應(yīng)力稱為切向正應(yīng)力，用σφ

表示，切應(yīng)力用τρφ表示，各應(yīng)力分量的正負(fù)號(hào)的規(guī)定和直角坐標(biāo)中一樣。

在考慮整體時(shí)，微分體各面上的差異就必須加以考慮，我們從ρ方向和與之垂直的φ方向加以考慮。第一節(jié)平衡微分方程

考慮圖示單元體半徑ρ方向的平衡，在ρ面處，正應(yīng)力記為σρ,ρ+dρ處應(yīng)力為:

在φ面處,切應(yīng)力記為,φ+dφ處切應(yīng)力為:

在φ面處，正應(yīng)力記為σφ,φ+dφ處正應(yīng)力為:σφτφρ第一節(jié)平衡微分方程同理考慮與ρ垂直的

φ方向的平衡可得到:

以上各應(yīng)力和相應(yīng)的面的面積相乘，就得到該面上的內(nèi)力，以上各量加上體力分量總和得到：

上述方程和直角坐標(biāo)系下的平衡方程有所不同，直角坐標(biāo)系中，應(yīng)力分量僅以偏導(dǎo)數(shù)的形式出現(xiàn)，在極坐標(biāo)系中，由于微元體垂直于半徑的兩面面積不等，而且半徑愈小差值愈大，這些反映在方程里帶下劃線的項(xiàng)中。

最后得到ρ與

φ兩個(gè)方向的平衡方程:

這里應(yīng)力分量仍然為三個(gè)，平衡方程二個(gè)。第一節(jié)平衡微分方程第二節(jié)位移與應(yīng)變

我們從物體中取出ρ方向上長dρ的線段PA，變形后為P'A'，P'點(diǎn)的位移為(u,0)，A'點(diǎn)ρ方向的位移為:

先假定只有徑向位移而無環(huán)向位移：因此PA正應(yīng)變?yōu)?

φ方向上的位移為零。dφφdρPB正應(yīng)變?yōu)?因此角APB的變化為PB的轉(zhuǎn)角：第二節(jié)位移與應(yīng)變dφφdρ

從物體中取出φ方向上長ρd

φ的線段PB，變形后為P'B'

，B'點(diǎn)ρ方向的位移為:

再假定只有環(huán)向位移而無徑向位移

。

線段PA，變形后為P'A'，P'點(diǎn)的位移為(0,v)，A'點(diǎn)φ方向的位移為:ρ方向的位移為零，因此PA正應(yīng)變?yōu)椋旱谄哒聵O坐標(biāo)第二節(jié)位移與應(yīng)變ddφvφ線段PA的轉(zhuǎn)角是:因此PB正應(yīng)變?yōu)榈谄哒聵O坐標(biāo)第二節(jié)位移與應(yīng)變ddφvφB'點(diǎn)φ方向的位移為:B'點(diǎn)ρ方向上的位移為零。φ方向上長ρdφ的線段PB，變形后為P'B'。12PB的方向用射線1表示，P'B'的方向用射線2表示，PB的轉(zhuǎn)角為角POP'：（向角外轉(zhuǎn)為負(fù)）線段PB的轉(zhuǎn)角是于是，直角APB的改變量為:

前面只有徑向位移而無環(huán)向位移,角APB的變化為:第七章極坐標(biāo)第二節(jié)位移與應(yīng)變ddφvφ線段PA的轉(zhuǎn)角是

這就是極坐標(biāo)中的應(yīng)變分量的表達(dá)式。對(duì)于相同的位移，應(yīng)變的大小和與極點(diǎn)的距離有關(guān)?？偤蜕鲜鰞蓚€(gè)方向的應(yīng)變，得到：第七章極坐標(biāo)第二節(jié)位移與應(yīng)變ddφvφ第三節(jié)基本方程

極坐標(biāo)問題的解法和平面問題類似，通常采用應(yīng)力函數(shù)法，為此需要將應(yīng)力函數(shù)的直角坐標(biāo)表達(dá)式化為極坐標(biāo)，將相容方程化為極坐標(biāo)。物理方程

極坐標(biāo)也是正交坐標(biāo)，因此物理方程與直角坐標(biāo)相同：平衡方程幾何方程

為了得到極坐標(biāo)中用應(yīng)力函數(shù)表示的應(yīng)力和相容方程，利用極坐標(biāo)和直角坐標(biāo)的關(guān)系：得到

第三節(jié)基本方程

第三節(jié)基本方程

在φ=0時(shí)，極坐標(biāo)的各分量和直角坐標(biāo)各分量相同。將上面各式代入應(yīng)力分量的表達(dá)式（常體力）得到

第三節(jié)基本方程

上式是極坐標(biāo)中的重調(diào)和函數(shù)?，F(xiàn)在的問題是求解上述方程的邊值問題。

代入直角坐標(biāo)應(yīng)力函數(shù)在常體力情況下的表達(dá)式

和直角坐標(biāo)系中類似，它的解答一般都不可能直接求出，在解決具體問題時(shí)，只能采用逆解法、半逆解法。

第三節(jié)基本方程得到極坐標(biāo)中應(yīng)力函數(shù)φf應(yīng)滿足的相容方程第四節(jié)軸對(duì)稱問題

這是一個(gè)四階常微分方程，它的通解為:相容方程簡化為:

如果應(yīng)力分量僅是半徑的函數(shù)，如受內(nèi)外壓的圓環(huán)，稱為軸對(duì)稱問題。

采用半逆解法，假定應(yīng)力函數(shù)僅是徑向坐標(biāo)的函數(shù):φf

=φf(ρ)

正應(yīng)力分量僅是ρ的函數(shù)，與φ無關(guān)，并且切應(yīng)力為零，應(yīng)力分量對(duì)稱于通過z軸的任一平面，稱為軸對(duì)稱應(yīng)力。這時(shí)，應(yīng)力的表達(dá)式為:

第四節(jié)軸對(duì)稱問題軸對(duì)稱時(shí)

將上述應(yīng)力的表達(dá)式代入應(yīng)力應(yīng)變關(guān)系式中，可以得到應(yīng)變的表達(dá)式,再代入位移與應(yīng)變的幾何方程，積分后,得到位移的積分形式:第四節(jié)軸對(duì)稱問題第五節(jié)受均布?jí)毫Φ膱A環(huán)由邊界條件得到:

內(nèi)半徑為a，外半徑為b的圓環(huán)受內(nèi)壓力qa，外壓力為qb的圓環(huán)，為軸對(duì)稱問題，根據(jù)上節(jié)其解為:邊界條件為:第五節(jié)受均布?jí)毫Φ膱A環(huán)

在這里只有兩個(gè)方程，而有三個(gè)待定常數(shù)，需要從多連體的位移單值條件補(bǔ)充一個(gè)方程。在環(huán)向位移表達(dá)式式中，第一項(xiàng)是多值的。在同一ρ處，φ=φ0和φ=φ0+2π時(shí)，環(huán)向位移成為多值，這是不可能的，因此，從位移單值條件必須有：

B=0

這樣從上面兩個(gè)方程中可解出A和C，代入應(yīng)力分量表達(dá)式，得到拉密解答：第五節(jié)受均布?jí)毫Φ膱A環(huán)于是:1.單受內(nèi)壓時(shí)，徑向受壓，環(huán)向受拉，與半徑的平方成反比，衰減快。2.單受外壓時(shí)，徑向、環(huán)向均受壓，與半徑的平方成反比，衰減快。第六節(jié)曲梁的純彎曲

內(nèi)半徑為a，外半徑為b的狹矩形截面的圓軸曲梁，在兩端受大小相等方向相反的彎矩，為軸對(duì)稱問題。邊界切應(yīng)力都為零。

上述解滿足該邊界條件。在梁的內(nèi)外兩面，正應(yīng)力要求:φ在梁端的邊界條件要求:

第六節(jié)曲梁的純彎曲由邊界條件得到:φ將φf的表達(dá)式

第六節(jié)曲梁的純彎曲φ代入，并由邊界條件得：

在這里有三個(gè)方程和三個(gè)待定常數(shù)，解出A、B和C，代入應(yīng)力分量表達(dá)式，得到郭洛文解答:

第六節(jié)曲梁的純彎曲其中：φ第七節(jié)楔形體在楔頂或楔面受力1.設(shè)在頂部受集中力F

楔形體內(nèi)一點(diǎn)的應(yīng)力分量決定于α、β、F、ρ、φ，因此，應(yīng)力分量的表達(dá)式中只包含這幾個(gè)量。其中α、β、φ是無量綱的量，因此根據(jù)應(yīng)力分量的量綱，應(yīng)力分量的表達(dá)式應(yīng)取FN/ρ的形式，其中N是α、β、φ、組成的無量綱的量。由應(yīng)力函數(shù)的表達(dá)式可以看出應(yīng)力函數(shù)中ρ的冪次應(yīng)當(dāng)比各應(yīng)力分量的冪次高出兩次，因此可設(shè)代入相容方程后得：求解這一微分方程，得：不影響應(yīng)力，其中

第七節(jié)楔形體在楔頂或楔面受力取:（代入應(yīng)力的表達(dá)式計(jì)算為零）于是得：邊界條件楔形體左右兩面：

第七節(jié)楔形體在楔頂或楔面受力上述應(yīng)力分量滿足該邊界條件。集中力F按圣維南原理處理，取出任一圓柱面ab，則該截面上的應(yīng)力和F成平衡力系：

第七節(jié)楔形體在楔頂或楔面受力將σρ的表達(dá)式代入，可求出C、D，最后得到解答：當(dāng)時(shí)成為彈性半平面受垂直集中力的問題，該問題在建筑工程中有十分重要的意義。hρφF1.沿極線方向是主方向，也就是主應(yīng)力跡線，與之垂直的半圓也是主應(yīng)力跡線。2.如圖，該圓上各處的應(yīng)力值相同，也就是成應(yīng)力等值線（壓力泡），并隨h的大小成反比。3.應(yīng)力值不僅隨深度衰減，并且也向兩側(cè)減少。彈性半平面受垂直集中力根據(jù)坐標(biāo)變換公式和極坐標(biāo)應(yīng)力分量可得到直角坐標(biāo)分量Fxy從而得到，沿某一水平面的分布可求見教材p167

第七節(jié)楔形體在楔頂或楔面受力2設(shè)在頂部受有力偶M作用

根據(jù)和前面相似的分析，應(yīng)力分量應(yīng)為MN/ρ2的形式，其中N是α、β、φ、組成的無量綱的量。而應(yīng)力函數(shù)應(yīng)與ρ無關(guān)代入相容方程后得求解這一微分方程，得

第七節(jié)楔形體在楔頂或楔面受力

以上應(yīng)力函數(shù)的設(shè)定方法都是量綱分析，這是應(yīng)力函數(shù)半逆解法的主要方法之一。2設(shè)在頂部受有力偶M作用

力偶可看成反對(duì)稱力，正應(yīng)力和應(yīng)力函數(shù)應(yīng)當(dāng)是φ的奇函數(shù)，從而A=D=0,于是

第七節(jié)楔形體在楔頂或楔面受力于是：邊界條件楔形體左右兩面上述應(yīng)力分量自動(dòng)滿足第一式，根據(jù)第二式，可得

第七節(jié)楔形體在楔頂或楔面受力

集中力偶M按圣維南原理處理，取出任一圓柱面ab，則該截面上的應(yīng)力和M成平衡力系：

最后得到解答：

第七節(jié)楔形體在楔頂或楔面受力求解這一微分方程，得:3一面受均布?jí)毫

應(yīng)力分量應(yīng)為qN的形式，而應(yīng)力函數(shù)應(yīng)為qNρ2的形式代入相容方程后得ρ

第七節(jié)楔形體在楔頂或楔面受力3一面受均布?jí)毫邊界條件為:求解常數(shù)，最后的解答為：ρ

第八節(jié)圓孔的孔邊應(yīng)力集中

板中開有小孔，孔邊的應(yīng)力遠(yuǎn)大于無孔時(shí)的應(yīng)力，也大于距孔稍遠(yuǎn)處的應(yīng)力，稱為孔邊應(yīng)力集中。應(yīng)力集中的程度與孔的形狀有關(guān)，一般說來，圓孔孔邊的集中程度最低。孔邊應(yīng)力集中圓孔在板邊受力簡單時(shí)，在這里進(jìn)行分析，較為復(fù)雜的情況一般用復(fù)變函數(shù)方法。

第八節(jié)圓孔的孔邊應(yīng)力集中1.矩形板四邊受q的均布拉力

矩形板在離邊界較遠(yuǎn)處有半徑為a的小孔。直邊的邊界條件，宜用直角坐標(biāo)，圓孔邊界宜用極坐標(biāo)，因此需要將直邊的邊界條件變?yōu)閳A邊的邊界條件。為此，以遠(yuǎn)大于a的半徑，以小孔中心為圓心作圓，根據(jù)直角坐標(biāo)與極坐標(biāo)的變換公式，大圓邊界上的應(yīng)力為:

可見，問題與受外壓力的圓環(huán)相同，其解可由拉密解答得出，

第八節(jié)圓孔的孔邊應(yīng)力集中

以遠(yuǎn)大于a的半徑，以小孔中心為圓心作圓，根據(jù)直角坐標(biāo)與極坐標(biāo)的變換公式，得到大圓的邊界條件2.矩形板一對(duì)邊受集度為q的均布拉力該邊界條件比較復(fù)雜，難于找到合適的應(yīng)力函數(shù)。設(shè)其為cosφ或cos2φ都不行。

第八節(jié)圓孔的孔邊應(yīng)力集中

根據(jù)觀察，如果y方向有集度為q的壓力，則邊界上的應(yīng)力將大大簡化，于是我們轉(zhuǎn)而考慮一對(duì)邊受集度為q的均布拉力，一對(duì)邊受集度為q的均布?jí)毫Φ膯栴}，這時(shí)的邊界條件為：3.一對(duì)邊受集度為q的均布拉力，一對(duì)邊受集度為q的均布?jí)毫σ虼丝梢约僭O(shè)應(yīng)力函數(shù)為：σρ