弹性力学-05空间问题的基本理论

nullnull第五章 空间问题的基本理论要点：（1）空间问题的基本方程—— 平衡微分方程、几何方程、物理方程、边界条件等。（2）空间应力状态与应变状态分析（3）轴对称与球对称问题的基本方程（4） Descartes张量简介及基本方程和基本量的张量 表 关于同志近三年现实表现材料材料类招标技术评分表图表与交易pdf视力表打印pdf用图表说话 pdf 示null§5-1 平衡微分方程主 要 内 容 §5-2 物体内任一点的应力状态§5-3 主应力与应力主向§5-4 最大与最小的应力§5-5 几何方程 刚体位移 体积应变§5-6 物体内一点的形变状态§5-7 物理方程 方程总结§5-5 轴对称问题的基本方程§5-9 球对称问题的基本方程§5-0 Descartes张量简介null§5-0 Descartes张量简介1. 张量的定义及变换规律(1) 一群量的下标记法三维Descartes坐标系 —— 三维直角坐标系Descartes参考系下的张量 —— Descartes张量位移：可用下标表示为缩写为(i = 1，2，3)坐标：可用下标表示为缩写为(i = 1，2，3)应力分量：可表示为缩写为(i = 1，2，3) (j = 1，2，3)null改写为缩写为(i = 1，2，3) (j = 1，2，3)用下标表示为注意：—— 工程 路基工程安全技术交底工程项目施工成本控制工程量增项单年度零星工程技术标正投影法基本原理 剪应变；——剪应变分量。应变分量：null(2) Kronecker 记号—— 称为Kronecker（克鲁奈克）记号对三维 情形( i，j =1，2，3) 排列成矩阵：(3) 张量的定义和变换规律矢量 S 在坐标系Ox1x2x3的分量（投影）：对二维 情形( i，j =1，2) 排列成矩阵：null新旧坐标轴间的方向余弦：变换关系（a）（b）null两个矢量：A=S=两个矢量标量积：显然，应与坐标系的选择无关，即有（c）矢量的定义：如果已知是矢量，而是与坐标有关的三个标量，它们使得一次形式：在坐标变换时不变，则为矢量。null—— 判别任意三个标量是否构成矢量的准则。矢量的变换规律：分别为两种坐标系中的分量，根据题设，它们之间应有（d）将式（b）：（b）代入式（d）等号的左边，有null比较式（d）等号的右边，有（e）null（a）同理，将式（a）：代入式（d）右端，有比较式（d）左端：得到：（f）式（e）与式（f）为矢量的变换规律。（e）可见：不仅依赖null二阶张量的定义：设与为二矢量，（i、j=1, 2, 3）是与坐标选择有关的 9个量，若当坐标变换时，双一次形式：保持不变，则称取决于两个下标 i、j 的9个量 aij 的集合为二阶张量。 aij 中的每一个量被称为此张量（对指定坐标系）的分量。如：二阶张量的变换规律：由题设条件，当坐标系变换时，有：（g）将变换关系式：代入上式左边，得：—— 应力张量，—— 应变张量null将上式中和号交换，有：比较式（g）的右边，有：（h）null（g）同理将变换关系式：代入上式右边，得：将上式中和号交换，有：比较式（g）的左边，有：（i）null二阶张量的变换规律为：（h）（i）—— 构成二阶张量的变换对。为判别具有下标的9个量是否张量的依据。三阶张量或定义为：是与坐标选择有关的27个量，若当坐标变换时，三一次形式：保持不变，则称取决于两个下标 i、j 、k的27个量 aijk 的集合为三阶张量。 aijk 中的每一个量被称为此张量（对指定坐标系）的分量。null三阶张量的变换规律为：类似地，可定义三阶以上的任意阶张量。null张量概念小结：（1）张量概念的两个要点：（a）存在一个与坐标变换无关的不变量 F，如：二阶张量（b）不同坐标系间变换时，服从同样的变换规律，如：二阶张量（2）张量的阶数与分量数：张量的阶数= 表示张量所用的下标数张量是一群具有下标量的集合。null二阶张量：在三维空间中，其分量数：9在二维空间中，其分量数：4三阶张量：在三维空间中，其分量数：27在二维空间中，其分量数：5一阶张量：（即：矢量）在三维空间中，其分量数：3在二维空间中，其分量数：20阶张量：（即：标量）如：温度T、能量U 等n 阶张量:在三维空间中，其分量数：在二维空间中，其分量数：分量数：1null（3）单位张量：—— 三维空间中的单位张量—— 二维空间中的单位张量（4）对称张量与反对称张量：若一二阶张量：具有则称该二阶张量为对称张量。若一二阶张量：具有则称该二阶张量为反对称张量。若将其排列成矩阵，必有：null（5）任意张量的分解定理：对任一张量（既非对称，又非反对称）[aij ]，总可以唯一地分解为一个对称张量 [eij] 与一个反对称张量 [pij] 之和。证明：设注意到：于是有：（j）（k）联立求解式（j）与式（k），有不难看出，张量 [eij] 与[pij]分别符合对称与反对称条件。null2. 张量的运算（1）张量的和若两个二阶张量 [aij] 与[bij] , 其和张量为[cij] ，则有同理，可定义 n 阶张量的和运算。说明：（1）张量的和运算必须在两个同阶张量间进行。（2）张量的和运算为两张量对应分量的和运算。这一点与矩阵运算相似。（2）张量的求导运算表示在弹性力学中，常遇到一些量（如：位移分量 ui 、应力分量 ij 、应变分量 ij 等）对于坐标的偏导数：偏导数的下标记法如下：null等等。上述中的每一组量的集合都是张量。如：—— 9个量的集合，为二阶张量。——27个量的集合，为三阶张量。——51个量的集合，为四阶张量。null为二阶张量的证明：因为：代入前式，有交换和号显然，符合二阶张量的变换规律。因此，为一二阶张量。null3. 求和约定与弹性力学基本方程的张量表示（1）求和约定例子：两个现象：（a）求和运算；（b）求和号内存在重复指标，求和运算仅对重复指标进行。求和约定：凡在同一项内，有一个指标出现两次时，则该指标从 1~3 求和（对二维空间，则从 1~2 求和）。—— Einstein 求和约定作求和的下标—— 称为哑指标；不作求和的下标—— 称为自由指标。（哑指标在求和后不再出现）null如：式中：指点标 j 为哑指标；指点标 i 为自由指标。坐标变换式：两矢量标量积：二阶张量的变换式：注意：哑指标的符号可随意变化，而不影响结果，如：null（2）弹性力学平面问题基本方程的张量表示对于平面问题，取 i, j = 1 , 2。（a）平衡微分方程式中：X1 = X，X2 = Y 表示体力分量。（b）几何方程（c）物理方程（平面应力问题）或：式中：（d）边界条件应力边界条件：位移边界条件：式中：Lame系数null3. 置换张量（1）置换张量的定义：当 ijk = 1,2,3; 2,3,1; 3,1,2 顺序排列时；其定义如下：在 Decartes 坐标中引进记号：eijk ，当 ijk = 3,2,1; 2,1,3; 1,3,2 逆序排列时；当 任何两个或三个下标相等时；如 ijk = 1,1,3; 2,2,1; 2,2,2 顺序排列时；（a）行列式的计算eijk —— 称为置换张量，也称排列张量。（2）置换张量eijk的应用可以证明， eijk 符合三阶张量的变换规律。null—— 变形协调方程对于平面情形，取 i、j =1、2，m = n = 3，有其中：用坐标 x ，y 表示，有（b）变形协调方程（应变相容方程）—— 平面问题的变形协调方程null§5-1 平衡微分方程在点 P 附近取一微元体，如图所示，P 点的应力为：体力分量为：由微元体的平衡条件建立平衡微分方程。null将上式同除以 dxdydz，化简得：同理，由：得到 x、y 方向的平衡微分方程。null另外由三个方向轴的力矩平衡：—— 剪应力互等定理可得到：最后，得到微元体的平衡微分方程为：null空间问题的平衡微分方程为：（5-1）用张量表示：式中：为体力分量。null§5-2 物体内任一点的应力状态目的：（1）建立空间的边界面力与内部应力间关系，即边界条件；（3）分析一点的主应力与主方向；（2）过一点任意斜截面上的应力；1. 任意斜截面上的应力 对P点取如图所示的四面体（微元体）平面PBC、PAC、PAB分别与x、y、z 坐标平面平行，斜截面 ABC 的外法线方向为N，其方向余弦分别为：P点的应力：斜截面的应力在坐标方向的分量：null 设斜截面 ABC 的面积为 S ，四面体的体积为V ，PBC 的面积为 l S ;PAC 的面积为 mS ;PAB 的面积为 nS 。 由微元体的平衡，得 等式两边同除以S ，有 因为为高阶无穷小，可略去。得null（5-2） —— 任意斜截面应力在坐标方向的分量斜截面的正应力 N ：（5-3）用矩阵表示 ：用张量表示 ：null斜截面上的剪应力N：因为斜面上全应力SN ：（5-4）结论：则可确定过该点任意斜截面上的正应力N和剪应力N 。在物体内任一点，如果已知其六个应力分量：表明：六个应力分量完全确定了一点的应力状态。null2. 空间问题的应力边界条件 代入式（5-2），有：（5-5） 若斜面 ABC 为物体的边界面，则XN、YN、ZN 成为边界面力分量： 若用张量表示，有：—— 一般空间问题的边界条件null§5-3 主应力与应力主向1. 主应力 定义：当 P 点的某一斜面上的剪应力为零时，则该斜面上正应力称为 P点的一个主应力。该斜面称为P点的一个应力主面（主平面）。主平面法线方向称为P点一个应力主向，或称主方向。由定义，在主应力面上，有则该面上全应力：将SN =  向三个坐标轴投影，有将上式代入式（5-2），有（a）同时，有（b）将式（a）改写为将 l、m、n 作为变量，∵它们不全为零， 有（c）null考虑到：将上述行列式展开，有 求解式（5-6）关于 的三次方程，可得三个实根 1、2 、 3 即为P点的三个主应力。 2. 主方向 设主应力 1 所在平面（主平面）法线的方向余弦为： l1、m1、n1 ，将其式（c），有 上述方程中仅两个独立的，将式中前两个方程同除以 l1 ，得null 由此可求得： 上述方程中仅两个独立的，将式中前两个方程同除以 l1 ，得 并将其代入式（b）（b）可求得：同理，可求出： l2、m2、n2， l3、m3、n3 。 可以证明，三个主应力方向互相垂直。将 1、2 、 3方向对应的 l1、m1、n1 ； l2、m2、n2； l3、m3、n3 代入式（c），有（d）（e）（f）nullnull空间问题的平衡微分方程用张量表示：任意斜截面应力在坐标方向的分量null斜截面的正应力 N ：用矩阵表示 ：用张量表示 ：斜截面的剪应力 N ：null空间问题的应力边界条件：用张量表示，有：null主应力与应力主向主应力主方向同理，可求出： l2、m2、n2， l3、m3、n3 。null 可以证明，三个主应力方向互相垂直。将 1、2 、 3方向对应的 l1、m1、n1 ； l2、m2、n2； l3、m3、n3 代入式（c），有（d）（e）（f）null（d）（e） 同理，可得： 将式（d）中三式分别乘以 l2、m2、n2；而式（e）三式分别乘以l1、m1、n1 ，然后将其 6 式 相加，并整理合并得：（g）（h）（i）（1）当 1≠2 ≠3 时，有表明：此时三个主应力方向互相垂直。null（2）当  1=2 ≠ 3 时，有下面两式成立：而说明3 的同时与 1、2 方向垂直。可以等于零，也可以不等于零，说明 1与2 可以垂直，也可以不垂直，即与 3垂直的方向都是主方向。（3）当  1=2 = 3 时，三者都可以等于零，也可以不等于零，说明 1、2 、3 3个主方向可以垂直，也可以不垂直，即任何方向者都是主方向。如三向等拉或等压。null3. 应力不变量 设三个主应力 1、2 、 3 已求得，取这三个主应力单元体主应力方向分别为 x、y、z 三坐标方向, 则有展开后，得与式（5-6）比较null（5-7） 因为，在一定的应力状态下，物体内任一点的主应力不会随坐标的改变而变化，所以，方程（5-7）左边的三个表达式也不随坐标系的改变而改变，于是有三个应力不变量：（5-5）null4. 八面体斜面上的应力现取一特殊的斜面： 注意到： 可求得该斜面的方向余弦： 符合上述条件的面有八个，这八个面构成一八面体，如图所示 。 八面体斜面上的应力 —— 八面体应力。 可见：八面体斜面上的正应力 等于平均应力mnull八面体斜面上合应力在三坐标轴上分量：八面体斜面上合应力：八面体斜面上剪应力：八面体上剪应力null八面体上剪应力材料力学中第四强度理论的相当应力：八面体应力—— 在塑性力学和强度理论中用5. 应力偏张量与应力球张量八面体上正应力null5. 应力偏张量与应力球张量其中：显然，有：—— 应力偏张量—— 应力球张量引起体积改变引起弹性变形引起形状改变引起塑性变形null§5-4 最大与最小的应力1. 最大、最小正应力设 1、2 、 3已知，如图取坐标系，则有 按主应力状态，任取一斜截面，其法线 N 的方向余弦为：l、m、n 。由斜截面应力计算公式（5-3）：得：（a）利用式：将  N 视为变量 m、n 的二元函数，对m、n求偏导数，并令其等于零，有null 将  N 视为变量 m、n 的二元函数，对m、n求偏导数，并令其等于零，有可求得：将其代回：可求得：表明： N 的一个极值为 1 。同理，可求得： N 的另二个极值为 2 、  3 。比较极值 1、2 、 3中最大者，即为最大应力；最小者即为最小应力。通常取最大应力 ——  1 ；通常取最小应力 ——  2 。即：null2. 最大、最小剪应力 如图选取坐标系，由式（5-2）得斜面上的应力在三坐标方向的分量：（b）（5-4）将其式（5-4）：（c）利用式：消去式中的三个方向余弦之一，如：l，有将两边对 m、n 求偏导数，并令其等于零，即null将两边对m、n求偏导数，并令其等于零，即化简得：（d）可求得三组解答：（1）（2）（3）null同理，可求出另三组解答：（4）（5）（6）得到 N 极值的六组解答，可用图示表格表示。nullN 的极值及其所在平面法线的方向余弦主平面N 极值不为零的平面显然，最大最小剪应力：最大最小剪应力平面结论：最大最小剪应力在数值上等于最大和最小主应力差的一半，作用在通过中间主应力2 且“平分最大主应力与最小主应力夹角的平面上”。null解：例：法线方向的方向余弦：由应力矩阵：null§5-5 几何方程 刚体位移 体积应变1. 几何方程 设任一点 P 的位移为：u 、v 、w ，考察P点邻近线段 dx 、dy 、dz 的伸缩变形及夹角的改变。 类似于平面情形的分析推导，有（5-9）若用张量表示，有（i ，j = 1，2，3）null2. 刚体运动 刚体运动是指没有变形情况下的物体内各点的位移。即有代入几何方程，有（a）积分式（a）中前三式，有（b）式中：f1、f2、f3 为任意待定函数。将式（b）代入式（a）后三式，有（c）null 将上式中的第二、第三式分别对z、y 求偏导，有：上式表明： f1 (y , z) 中只可能包含常数项，y、z 的一次项，和 yz 项，即同理，有：将以上三式代回式（c），得要使任意的 x y z，上述方程成立：由右侧三式，得：将其代回 f1、f2、f3，有null将上式中的常数 a、e、i、k、c、g 改写为 u0、v0、w0、x、y、z ，有（5-10）与形变无关的位移 —— 刚体位移式中 ：x、y、z 为一点绕三个坐标轴的微小转角；对于平面情形，有u0、v0、w0 分别为沿三个坐标轴方向的刚体位移。null3. 体积应变设有一微小正平行六面体，棱长：x、y、z ， xz y变形前体积：变形后的边长和体积分别为：体积应变（相对体积改变） ：考虑到小变形，略去二阶以上高阶小量，有 ：（5-11）null（5-11）将几何方程代入，有（5-12）或：或：null§5-6 物体内一点的形变状态问题：已知一点 P 的应变分量：x、y、z、yz、zx、xy求：（1）任意方向的线（正）应变；（2）经过某一点 P 微小线段夹角的变化；（3）主应变与主应变方向。1. 任意方向的线应变 N已知：x、y、z、yz、zx、xy；线段PN ：l、m、n，dr ;（a）P 点的位移：u、v、w ;N 点的位移：（b）null变形后线段PN 在各坐标轴的投影：（c）线段PN 变形后长度：（设PN 线应变为 N ）将两边同除以 dr2 ,并考虑到：dx=ldr dy=mdr dz =ndr,有null将两边同除以 dr2 ,并考虑到：dx=ldr dy=mdr dz =ndr , 有注意到：代入上式可得：null—— 任意方向线应变计算公式（5-13）将几何方程代入得：任意点线应变的张量与矩阵表示：null（5-13）任意点线应变的张量与矩阵表示：(5-13)′其中：n1 = l ，n2 = m ，n3 = n 。记：null(5-13)″即：null2. 任意两方向线段夹角的变化（1） 线段PN 在变形后的方向余弦展开级数将上式展开，略去二阶以上小量，有变形前：变形后：null将上式展开，略去二阶以上小量，有（d）同理，可有（e）（2） 线段PN′ 在变形后的方向余弦变形前：变形后：null与前面类似处理，有（f）（3） 线段 PN 与 PN′ 在变形后夹角的变化null（3） 线段 PN 与 PN′ 在变形后夹角的变化设线段 PN 与 PN′ 在变形后夹角为 1，则有将前面式（d）、（e）、（f）代入，并略去二阶以上小量，有代入几何方程，有（5-14）null 求出1后，即可求得线段 PN 与 PN′ 在变形后夹角的改变为： 1－  。结论： 物体内的任一点，若已知其六个应变分量：x、y、z、yz、zx、xy，就可求得经过该点的任一线段的正应变，也可求得经过该点的任意两线段夹角的改变。—— 六个应变分量完全 决定 郑伟家庭教育讲座全集个人独资股东决定成立安全领导小组关于成立临时党支部关于注销分公司决定 了一点的应变状态。null3. 主应变、主应变方向、应变不变量 定义：若某一点 P 存在三个互相垂直的方向，变形后这三个方向线段夹角（直角）都不变化，即剪应变等于零，则沿这三个形变方向的正应变，称为主应变。—— 这三个方向称为主应变方向。主应变：（1）主应变 设某一主应变方向的方向余弦为：l 、m 、n ，主应变为  。类似于主应力分析，有将其用矩阵表示，有nullnull展开，有 若 x、y、z 恰好为主应变方向，三个主应变为：  1、2、 3，此时：yz = zx = xy =0，于是有（5-15） 因为主应变： 1、2、 3 不随坐标系的变化而变化，比较式（5-15）有null（5-16）—— 三个形变不变量（应变不变量）第一形变不变量 e1：—— 体积应变null§5-7 物理方程 方程总结物理方程：也称材料的本构关系，建立材料的应力与应变关系。讨论前题：弹性小变形。1. 物理方程的一般形式 材料的应力与应变关系一般由实验得到，最早的实验由虎克（Hooke,R.）的金属丝拉伸实验。 一般情况下，材料的应力与应变呈某一函数关系，可表示为：当式中的自变量： x、y、z、 yz 、 zx 、 xy 为小量时，可对其按Taylor级数展开，并略去二阶以上小量，如第一式，有null式中：( f1 )0 对弹性体的初应力为零的情形有： ( f1 )0 =0 ；表示函数 f1 对应变分量的一阶偏导数，当初应力为零时，它们均为常数，这样可得一线性方程：null—— 广义虎克（Hooke）定律的一般形式式中：包括36个常数，但可以证明，只有21个常数独立。2. 弹性体变形过程中的功和能（1）热力学第一定律物体总能量的增加等于外力所作的功与外界传入（或输出）热能之和。式中：A 为物体在任意时间 t内所作的功；Q为外界传入（或输出）的热能；K为在 t时间内物体动能的增量；U为在 t时间内物体内能的增量。null 当由于温度改变引起的热能和由于物体的动能变化远小于物体的内能增加（ Q << U ， K << U ）时，往往将它们忽略不计，于热力学第一定律变为：（2）物体的内能物体的内能主要由物体的变形引起的，可以表示成应变或应力分量的函数。设物体单位体积积累的内能（比能）为： U1，则物体总内能为：物体单位体积积累的内能（比能）U1可表示为null物体单位体积积累的内能（比能）U1 可表示为在  t 时间内物体内能的增量为：（3）外力的功在  t 时间内，作用于物体外力的功包括：—— 体力所做的功；—— 边界面力所做的功。null将应力边界条件公式（5-5）代入，有由高斯积分公式：—— 曲面积分转化为体积积分nullnullnull由几何方程得到：（4）格林（Green）公式与前式比较 ，有：null——格林（Green）公式3. 几种情况下广义虎克（Hooke）形式（1）极端各向异性情况null—— 广义虎克（Hooke）定律的一般形式用矩阵表示：显然，有：null显然，有：同理，可证明：可见：极端各向异性体的弹性常数为21个。又如：null（2）正交各向异性体 若物体内的任一点存在三个弹性对称平面，在每一个对称平两侧对称方向上各自具有相同的弹性性质，这种物体称为正交各向异性体。 如：煤、木材、叠层胶木、某些复合材料等。 其广义虎克（Hooke）定律可表示为：可见：正交各向异性体的弹性常数为9个。null（3）横观各向同性体 若物体内的任一点在平行于某一平面的所各方向都具有相同的弹性性质，而垂直于该面的弹性性质不同，这种正交异性体称为横观各向同性体。如：土壤、层状岩石、复合板材等。 这类材料有：null可见：横观各向同性体的弹性常数为5个。（4）各向同性体于是，得各向同性体的广义虎克（Hooke）定律形式为：null可见：各向同性体的弹性常数仅为2个。这两个常数可用弹性模量 E 和泊松比  表示。null4. 各向同性体广义虎克（Hooke）定律的各种形式（1）一般形式（基本形式）（5-17）—— 空间问题物理方程的基本形式物理方程基本形式的张量表示：式中：E 为材料的弹性模量； 为泊松比。null（2）物理方程的主应力形式若将三个坐标轴方向设为三个主应力方向，则有：表明三个主应力方向与三个主应变方向重合。这时有null（3）体积应力与体积弹性模量将式（5-17）的前三式两边相加，得到：利用前面的记号，有—— 体积应变—— 第一应力不变量，称为体积应力于是前式可表示为：（5-15）表明 ：体积应力与体积应变成正比。也可将上式改写为：null比较单向应力状态时： = E  ，并用 K 表示，即：（4）物理方程的应变表示形式—— 体积弹性模量将物理方程的基本形式中解出将其用应变表示。从中解出 x ，有同理，可得其它的方程：null（5-19）—— 用应变量表示的物理方程进一步引入：上式方程变为：（5-20）方程中  、G 称为Lame系数。null上述方程可表示成考虑到：如下张量形式：（5-20）′5. 空间问题基本方程总结空间问题的基本未知量：—— 6个应力分量；—— 6个形变分量；—— 3个位移分量；—— 共有15个基本未知量。null空间问题的基本方程：（1）平衡微分方程用张量表示：（包含3个方程）（2）几何方程null张量表示：（i ，j = 1，2，3）（几何方程包含6个方程）（3）物理方程张量表示：式中：E 为材料的弹性模量； 为泊松比。（物理方程包含6个方程）null（4）边界条件张量表示：应力边界条件：位移边界条件：张量表示：位移单值条件、应力有限条件。null§5-5 轴对称问题的基本方程1. 轴对称问题的受力与变形特征几何特征：几何形状对称于某轴线（如圆台体）；受力特征：载荷和约束也对称于某轴线；变形特征：（1）ur 、 w 仅为 r 和 z 的函数； u ≡0。（常用柱坐标描述）（2）线应变：（3）剪应变：轴对称问题的应力分量：应变分量：null2. 轴对称问题的基本方程（1）平衡微分方程null（略去四阶以上小量）两边同除以r drdzd，有略去四阶以上小量，有null两边同除以r drdzd，有—— 为恒等式。 总结以上讨论，得空间轴对称问题的平衡微分方程为：null空间轴对称问题的平衡微分方程为：（5-22）（2）几何方程ur 引起的应变：w 引起的应变：综合以上，得几何方程：（5-23）null（3）物理方程∵ 柱坐标系也为正交坐标系∴ 轴对称问题的物理方程可直接由直角坐标系下物理方程得到，轴对称问题的物理方程为：（5-24）将前三式相加，得（5-25）（5-26）轴对称问题的体积应变：轴对称问题的体积应力：（5-27） 体积应变 e 、体积应力Θ 不随体积而变。——用应力表示的物理方程null用应变表示的物理方程：（5-25）式中：—— 拉密（Lame）常数null§5-9 球对称问题的基本方程1. 球对称问题的几何形状、受力、变形特征几何特征：几何形状对称于某一点（即：通过该点的任一平面均为对称平面），球对称也称点对称或极对称；如：空心球体、实心球体。受力特征：边界面力、约束条件、体力都对称于某一点；变形特征：常用球坐标系描述。∴只能存在沿径向面力和体力。球坐标系位移：径向位移环向位移—— 切向位移应变：—— 切向应变所有剪应变均为零。null应力：径向应力切向应力所有剪应力均为零。球对称问题的未知量：（5个未知量）null2. 球对称问题的基本方程（1）平衡微分方程 考虑到，当dφ 很小时，sindφ/2≈ dφ/2，同时，将两边同除以R 2 dR dφ 2，略去高阶无穷小，有（5-29）—— 球对称问题的平衡微分方程 （常微分方程） null（2）几何方程（5-30）（3）物理方程∵ 柱坐标也正交坐标系，∴ 球对称问题的物理方程可直接由直角坐标直接得到：null∴ 球对称问题的物理方程为：（5-31）—— 用应力表示的 物理方程或：（5-32）null作 业（1）习题 5 — 1（2）补充题已知弹性体内一点的应力分量为：试求法线为N（ ）的斜面上的正应力与剪应力。（3）补充题已知弹性体内一点的应变分量为：试求过该点的微线段 PN 的线应变及互为垂直 PN 与 PN ′ 间角应变。PN 的方向余弦：PN ′的方向余弦：null主应力单元体 1、2 、 3null4. 应力偏量与应力偏量不变量null（b）变形协调方程（应变相容方程）由几何方程：将其两边对变量 xk、xl 求偏导，有（l）将上式两边同乘以置换张量ejlm，有由于张量 ui,jkl 对下标 j、l 是对称的，而置换张量 ejlm 对下标j、l是反对称的，所以有 于是式（l）可简化为（m）将式（m）两边同乘以置换张量eikm，有由于张量 uj,ikl 对下标 i、k 是对称的，而置换张量 eikm 对下标 i、k 是反对称的，所以有 最后得到：—— 变形协调方程null空间问题的平衡微分方程为：空间问题的几何方程为：null物理方程：