《弹塑性力学》_浙江大学

工程弹塑性力学 浙江大学建筑工程学院 1 绪论 0 1课程研究对象 研究任务0 2基本假定0 3几个基本概念0 4参考书目 2 0 1弹塑性力学的研究对象和任务 弹塑性力学 研究可变形固体受到外荷载 温度变化及边界约束变动等作用时 弹塑性变形和应力状态的科学 固体力学的一个分支学科 研究对象 对实体结构 板壳结构 杆件的进一步分析 3 研究方法 材料力学 结构力学 简化的数学模型 研究任务 弹塑性力学 较精确的数学模型 建立并给出用材料力学 结构力学方法无法求解的问题的理论和方法 给出初等理论可靠性与精确度的度量 学习目的 确定一般工程结构的弹塑性变形与内力的分布规律 确定一般工程结构的承载能力 为研究一般工程结构的强度 振动 稳定性打下理论基础 4 0 2基本假定 1 假定固体材料是连续介质 连续性假定 2 物体为均匀的各向同性的 3 物体的变形属于小变形 4 物体原来是处于一种无应力的自然状态 5 0 3几个基本概念 张量的概念 只需指明其大小即足以被说明的物理量 称为标量 温度 质量 力所做的功 除指明其大小还应指出其方向的物理量 称为矢量 物体的速度 加速度 在讨论力学问题时 仅引进标量和矢量的概念是不够的 如应力状态 应变状态 惯性矩 弹性模量等 张量 关于三维空间 描述一切物理恒量的分量数目可统一地表示成 M rn 3n 标量 n 0 零阶张量 矢量 n 1 一阶张量 应力 应变等 n 2 二阶张量 二阶以上的张量已不可能在三维空间有明显直观的几何意义 6 0 3几个基本概念 为了书写上的方便 在张量的记法中 都采用下标字母符号来表示和区别该张量的所有分量 这种表示张量的方法 就称为下标记号法 下标记号法 不重复出现的下标符号 在其变程N 关于三维空间N 3 内分别取数1 2 3 N 重复出现的下标符号称为哑标号 取其变程N内所有分量 然后再求和 也即先罗列所有各分量 然后再求和 自由标号 哑标号 7 0 3几个基本概念 当一个下标符号在一项中出现两次时 这个下标符号应理解为取其变程N中所有的值然后求和 这就叫做求和约定 求和约定 dij记号 Kroneker delta记号 8 0 3几个基本概念 凡是同阶的两个或两个以上的张量可以相加 减 并得到同阶的一个新张量 法则为 张量的计算 1 张量的加减 第一个张量中的每一个分量乘以第二个张量中的每一个分量 从而得到一个新的分量的集合 新张量 新张量的阶数等于因子张量的阶数之和 2 张量的乘法 张量导数就是把张量的每个分量都对坐标参数求导数 3 张量函数的求导 9 0 4主要参考书目 FoundationsofSolidMechanics 1 Y C Fung 冯元桢 2 杨桂通 3 徐秉业 Afirstcourseincontinuummechanics 固体力学导论 连续介质力学导论 弹塑性力学 应用弹塑性力学 10 第一章弹塑性力学基础 1 1应力张量1 2偏量应力张量1 3应变张量1 4应变速率张量1 5应力 应变Lode参数 11 1 1应力张量 力学的语言 正应力 剪应力 过C点可以做无穷多个平面K 不同的面上的应力是不同的 到底如何描绘一点处的应力状态 1 一点的应力状态 12 1 1应力张量 一点的应力状态可由过该点的微小正平行六面体上的应力分量来确定 应力张量 数学上 在坐标变换时 服从一定坐标变换式的九个数所定义的量叫做二阶张量 用张量下标记号法 下标1 2 3表示坐标x1 x2 x3即x y z方向 1 1 1 2 13 1 1应力张量 2 一点斜面上的应力 不计体力 i 自由下标 j为求和下标 同一项中重复出现 斜截面外法线n的方向余弦 令斜截面ABC的面积为1 1 3 1 4 14 1 1应力张量 斜截面OABC上的正应力 斜截面OABC上的剪应力 1 5 1 6 15 1 1应力张量 3 主应力及其不变量 主平面 剪应力等于零的截面 主应力 主平面上的正应力 代入 采用张量下标记号 Kronekerdelta记号 1 7 1 8 1 9 16 1 1应力张量 dij记号 Kroneker delta记号 方向余弦满足条件 采用张量表示 联合求解l1 l2 l3 l1 l2 l3不全等于0 1 10 1 11 1 12 1 13 17 1 1应力张量 联合求解l1 l2 l3 行列式展开后得 简化后得 1 14 1 15 式中 是关于 的三次方程 它的三个根 即为三个主应力 其相应的三组方向余弦对应于三组主平面 主应力大小与坐标选择无关 故J1 J2 J3也必与坐标选择无关 18 1 1应力张量 若坐标轴选择恰与三个主坐标重合 1 16 主剪应力面 平分两主平面夹角的平面 数值为 1 17 主剪应力面 t1 19 1 1应力张量 最大最小剪应力 取主方向为坐标轴取向 则一点处任一截面上的剪应力的计算式 消去l3 由极值条件 20 1 1应力张量 最大最小剪应力 第一组解 第二组解 第三组解 它们分别作用在与相应主方向成45 的斜截面上 因为 21 1 1应力张量 4 八面体上的应力 沿主应力方向取坐标轴 与坐标轴等倾角的八个面组成的图形 称为八面体 1 19 八面体的法线方向余弦 八面体平面上应力在三个坐标轴上的投影分别为 八面体 每个坐标象限1个面 或 1 20 22 1 1应力张量 4 八面体上的应力 八面体面上的正应力为 八面体面上的剪应力为 八面体 每个坐标象限1个面 1 23 1 21 八面体面上的应力矢量为 1 22 平均正应力 23 1 1应力张量 例题 已知一点的应力状态由以下一组应力分量所确定 即 x 3 y 0 z 0 xy 1 yz 2 zx 1 应力单位为MPa 试求该点的主应力值 代入式 1 14 后得 解 解得主应力为 24 1 2应力偏量张量 1 应力张量分解 物体的变形 1 32 体积改变 形状改变 由各向相等的应力状态引起的 材料晶格间的移动引起的 球应力状态 静水压力 弹性性质 塑性性质 球形应力张量 偏量应力张量 25 1 2应力偏量张量 1 应力张量分解 1 31 球形应力张量 偏量应力张量 其中 平均正应力 静水压力 26 1 2应力偏量张量 2 主偏量应力和不变量 1 31 二阶对称张量 其中 剪应力分量始终没有变化 主偏量应力 1 33 27 1 2应力偏量张量 证明偏应力状态的主方向与原应力状态的主方向重合 例 设原应力状态主方向的方向余弦为l1 l2 l3 则由式 1 9 得 证明 显然 方向余弦l1 l2 l3将由式 a 中的任意两式和l12 l22 l32 1所确定 a 若设偏应力状态主方向的方向余弦为l1 l2 l3 则由式 1 9 同样得 显然 方向余弦l1 l2 l3 将由式 b 中的任意两式和l1 2 l2 2 l3 2 1所确定 b 由于 l1 l1 l2 l2 l3 l3 可见式 a 与式 b 具有相同的系数 且已知l12 l22 l32 l1 2 l2 2 l3 2 1 28 1 2应力偏量张量 2 主偏量应力和不变量 1 33 偏应力状态的主方向与原应力状态的主方向一致 主值为 满足三次代数方程式 1 34 式中J1 J2 J3 为不变量 1 35 29 1 2应力偏量张量 1 40 利用J1 0 不变量J2 还可写为 1 38 30 1 2应力偏量张量 1 43 3 等效应力 应力强度 在弹塑性力学中 为了使用方便 将乘以系数后 称之为等效应力 1 41 简单拉伸时 等效 的命名由此而来 各正应力增加或减少一个平均应力 等效应力的数值不变 这也说明等效应力与球应力状态无关 31 1 2应力偏量张量 1 42 4 等效剪应力 剪应力强度 等效 的命名由此而来 32 例题 已知结构内某点的应力张量如右式 试求该点的球形应力张量 偏量应力张量 等效应力及主应力数值 解 1 2应力偏量张量 33 等效应力 1 2应力偏量张量 34 关于主应力的方程为 由主应力求等效应力 1 2应力偏量张量 35 1 3应变张量 1 一点应变状态 位移 刚性位移 变形位移 物体内各点的位置虽然均有变化 但任意两点之间的距离却保持不变 物体内任意两点之间的相对距离发生了改变 要研究物体在外力作用下的变形规律 只需要研究物体内各点的相对位置变动情况 也即研究变形位移 位移函数 位置坐标的单值连续函数 36 1 3应变张量 微小六面体单元的变形 当物体在一点处有变形时 小单元体的尺寸 即单元体各棱边的长度 及形状 即单元体各面之间所夹直角 将发生改变 由于变形很微小 可以认为两个平行面在坐标面上的投影只相差高阶微量 可忽略不计 37 1 3应变张量 微小六面体单元的变形 B点位移分量 D点位移分量 A点位移分量 xOy的改变量 38 1 3应变张量 变形后AB边长度的平方 M点沿X方向上的线应变 a b c 代入 a 得 略去高阶微量 同理 M点沿Y方向上的线应变 39 1 3应变张量 同理 xOy的改变量 即剪应变 40 1 3应变张量 对角线AC线的转角 刚性转动 41 1 3应变张量 1 44 1 一点应变状态 工程应变分量 几何方程 柯西几何关系 42 1 3应变张量 1 45 1 一点应变状态 受力物体内某点处所取无限多方向上的线应变与剪应变 任意两相互垂直方向所夹直角的改变量 的总和 就表示了该点的应变状态 定义 应变张量 1 46 43 1 3应变张量 2 主应变及其不变量 由全微分公式 M点的位移分量 N点的位移分量 表示刚性转动 不引起应变 计算应变时可忽略 44 1 3应变张量 在主应变空间中 主平面法线方向的线应变 主应变 45 1 3应变张量 类似于应力张量 eij 二阶对称张量 主应变e1 e2 e3满足 ei3 I1ei2 I2ei I3 0I1 I2 I3为应变张量不变量 其中 1 47 1 48 平均正应变 46 1 3应变张量 偏量应变张量 1 52 eij的主轴方向与eij的主方向一致 主值为 e1 e1 e e2 e2 e e3 e3 e满足三次代数方程式 1 50 1 51 I2 应用较广 又可表达为 47 1 3应变张量 等效应变 应变强度 1 54 等效剪应变 剪应变强度 1 55 48 1 4应变速率张量 一般来说物体变形时 体内任一点的变形不但与坐标有关 而且与时间也有关 如以u v w表示质点的位移分量 则 设应变速率分量为 质点的运动速度分量 49 1 4应变速率张量 线应变速率 在小变形情况下 应变速率分量与应变分量之间存在有简单关系 剪应变速率 50 1 4应变速率张量 在小变形情况下的应变速率张量 1 56 可缩写为 在一般情况下 应变速率主方向与应变主方向不重合 且在加载过程中发生变化 51 1 4应变速率张量 应变增量 应变增量由位移增量微分得 由于时间度量的绝对值对塑性规律没有影响 因此dt可不代表真实时间 而是代表一个加载过程 因而用应变增量张量来代替应变率张量更能表示不受时间参数选择的特点 1 57 应变微分由两时刻应变差得 泰勒级数展开 高阶微量 忽略高阶微量 52 1 5应力和应变的Lode参数 一 应力莫尔圆 表示一点应力状态的图形 如果介质中某点的三个主应力的大小为已知 便可以在 平面内绘出相应的应力圆 53 1 5应力和应变的Lode参数 一 应力莫尔圆 表示一点应力状态的图形 1 61 54 1 5应力和应变的Lode参数 一 应力莫尔圆 表示一点应力状态的图形 1 63 式 1 63 表明 当一点处于空间应力状态时 过该点的任一斜截面上的一对应力分量 一定落在分别以 1 2 2 2 3 2 3 1 2为半径的三个圆的圆周所包围的阴影面积 包括三个圆周 之内 55 1 5应力和应变的Lode参数 若在一应力状态上再叠加一个球形应力状态 各向等拉或各向等压 则应力圆的三个直径并不改变 只是整个图形沿横轴发生平移 应力圆在横轴上的整体位置取决于球形应力张量 而各圆的大小 直径 则取决于偏应力张量 与球形应力张量无关 一点应力状态中的主应力按同一比例缩小或增大 应力分量的大小有改变 但应力状态的形式不变 则应力圆的三个直径也按同一比例缩小或增大 即应力变化前后的两个应力圆是相似的 这种情况相当于偏量应力张量的各分量的大小有了改变 但张量的形式保持不变 56 1 5应力和应变的Lode参数 二 应力Lode参数 几何意义 应力圆上Q2A与Q1A之比 或两内圆直径之差与外圆直径之比 球形应力张量对塑性变形没有明显影响 因而常把这一因素分离出来 而着重研究偏量应力张量 为此 引进参数 Lode参数 Lode参数 表征Q2在Q1与Q3之间的相对位置 反映中间主应力对屈服的贡献 1 64 57 1 5应力和应变的Lode参数 应力Lode参数的物理意义 1 与平均应力无关 2 其值确定了应力圆的三个直径之比 3 如果两个应力状态的Lode参数相等 就说明两个应力状态对应的应力圆是相似的 即偏量应力张量的形式相同 Lode参数是排除球形应力张量的影响而描绘应力状态特征的一个参数 它可以表征偏应力张量的形式 1 65 58 1 5应力和应变的Lode参数 简单应力状态的Lode参数 单向压缩 s1 s2 0 s30 s2 s3 0 ms 1ms 1 59 1 5应力和应变的Lode参数 简单应力状态的Lode参数 纯剪 s1 0 s2 0 s3 s1 ms 0 60 1 5应力和应变的Lode参数 为表征偏量应变张量的形式 引入应变Lode参数 三 应变Lode参数 如果两种应变状态的me相等 则表明它们所对应的应变莫尔圆是相似的 也就是说 偏量应变张量的形式相同 几何意义 应变莫尔圆上Q2A与Q1A之比 1 66 61 1 6弹性力学的基本方程 应力分量满足平衡方程 一 平衡方程 1 67 62 1 6弹性力学的基本方程 弹性体的应力 应变关系服从虎克定律 二 物理方程 1 72 63 1 6弹性力学的基本方程 x对y y对x求两次偏导 有 三 应变协调方程 保证物体在变形后不会出现 撕裂 套叠 的现象 64 1 6弹性力学的基本方程 类似可得三维问题的应变协调方程 1 82 65 1 6弹性力学的基本方程 例题 设有应变分量如右式 其余的应变分量均为零 若它们是一种可能的应变状态试确定各常数之间的关系 解 如果应变分量是一种可能的应变状态 则需满足变形协调方程 根据给定的应变分量 式 1 82 中的五个式子均恒满足 余下必须满足的应变协调方程为 代入给定的应变分量有 比较两边对应项系数有 所以解为 66 第五章简单应力状态的弹塑性问题 5 1基本实验资料5 2应力 应变的简化模型5 3应变的表示法5 4理想弹塑性材料的简单桁架5 5线性强化弹塑性材料的简单桁架5 6加载路径对桁架内应力和应变的影响 67 5 1基本实验资料 一 应力 应变曲线 1 单向拉伸曲线 a 有明显屈服流动阶段 拉伸试验和静水压力试验是塑性力学中的两个基本试验 塑性应力应变关系的建立是以这些实验资料为基础 屈服应力 屈服应力 如 低碳钢 铸铁 合金钢等 如 中碳钢 高强度合金钢 有色金属等 68 5 1基本实验资料 一 应力 应变曲线 经过屈服阶段后 材料又恢复了抵抗变形的能力 在第二次加载过程中 弹性系数仍保持不变 但弹性极限及屈服极限有升高现象 其升高程度与塑性变形的历史有关 决定与前面塑性变形的程度 这种现象称为材料的应变强化 或加工硬化 材料在塑性阶段的一个重要特点 在加载和卸载的过程中应力和应变服从不同的规律 加载 卸载 简单拉伸试验的塑性阶段 69 5 1基本实验资料 一 应力 应变曲线 2 拉伸与压缩曲线的差异 一般金属材料 应变 10 时 基本一致 应变 10 时 较大差异 一般金属的拉伸与压缩曲线比较 用简单拉伸试验代替简单压缩试验进行塑性分析是偏于安全的 70 5 1基本实验资料 一 应力 应变曲线 3 反向加载 卸载后反向加载 ss ss Bauschinger效应 拉伸塑性变形后使压缩屈服极限降低的现象 即正向强化时反向弱化 71 5 1基本实验资料 一 应力 应变曲线 4 断裂特性 伸长率 标志材料的塑性特性 其值越大则材料破坏后的残余变形越大 截面收缩率 dk 5 塑性材料 低碳钢dk 20 30 dk 5 脆性材料 72 5 1基本实验资料 塑性变形有以下特点 2 由于应力 应变关系的非线性 应力与应变间不存在单值对应关系 同一个应力可对应不同的应变 反过来也是如此 这种非单值性是一种路径相关性 即需要考虑加载历史 1 由于塑性应变不可恢复 所以外力所作的塑性功具有不可逆性 或称为耗散性 在一个加载卸载的循环中外力作功恒大于零 这一部分能量被材料的塑性变形损耗掉了 3 当受力固体产生塑性变形时 将同时存在有产生弹性变形的弹性区域和产生塑性变形的塑性区域 并且随着载荷的变化 两区域的分界面也会产生变化 73 5 1基本实验资料 二 静水压力 各向均匀受压 试验 1 体积变化 体积应变与压力的关系 bridgman实验公式 体积压缩模量 派生模量 铜 当p 1000MPa时 ap 7 31 10 4 而bp2 2 7 10 6 说明第二项远小于第一项 可以略去不计 因此根据上述试验结果 在塑性理论中常认为体积变形是弹性的 因而对钢 铜等金属材料 可以认为塑性变形不受静水压力的影响 但对于铸铁 岩石 土壤等材料 静水压力对屈服应力和塑性变形的大小都有明显的影响 不能忽略 74 5 1基本实验资料 二 静水压力 各向均匀受压 试验 2 静水压力对屈服极限的影响 Bridgman对镍 铌的拉伸试验表明 静水压力增大 塑性强化效应增加不明显 但颈缩和破坏时的塑性变形增加了 静水压力对屈服极限的影响常可忽略 75 5 2应力应变简化模型 一般应力 应变曲线 s Ee ees 屈服后 选取模型的标准 1 必须符合材料的实际性质 2 数学上必须是足够地简单 76 5 2应力应变简化模型 1 理想弹塑性模型 符号函数 软钢或强化率较低的材料 加载 卸载 为一个大于或等于零的参数 77 5 2应力应变简化模型 1 理想弹塑性模型 用应变表示的加载准则 加载 卸载 符号函数 公式只包括了材料常数E和 故不能描述应力应变曲线的全部特征 在 s处解析式有变化 给具体计算带来困难 理想弹塑性模型抓住了韧性材料的主要特征 因而与实际情况符合得较好 缺点 优点 78 5 2应力应变简化模型 2 线性强化弹塑性模型 材料有显著强化率 加载 卸载 79 5 2应力应变简化模型 2 线性强化弹塑性模型 用应变表示的加载准则 加载 卸载 在许多实际工程问题中 弹性应变 塑性应变 因而可以忽略弹性应变 80 5 2应力应变简化模型 刚塑性模型 忽略弹性变形 b 线性强化刚塑性模型 a 理想刚塑性模型 特别适宜于塑性极限载荷的分析 总应变较大 81 5 2应力应变简化模型 3 一般加载规律 w e AC AB弹性曲线与实际曲线的相对差值 5 12 82 5 2应力应变简化模型 对线性强化弹性材料在加载时 5 13 83 5 2应力应变简化模型 4 幂次强化模型 在 0处与 轴相切 理想弹性模型 理想刚塑性模型 虎克定律 只有两个参数A和n 因而也不可能准确地表示材料的所有特征 但由于解析式比较简单 而且n可以在较大范围内变化 所以也经常被采用 5 14 84 5 2应力应变简化模型 5 Ramberg Osgood模型 三参数模型 1 1为0 7E 初始切线模量 处的应力应变 强化指数 强化系数 5 15 流动应力s1取 sb s0 2 2 sb为抗拉强度 s0 2为工程屈服应力 流动应变e1 s1 E E为弹性模量 例 钛合金钢 有三个参数 能较好地代表真实材料 数学表达式简单 85 5 2应力应变简化模型 1 等向强化模型拉伸和压缩时的屈服极限相等 2 随动强化模型拉伸和压缩的弹性范围不变 6 反向加载应力 应变简化模型 等向强化 OABB 随动强化 OABB 5 16 例 线性强化的情形 5 17 5 18 塑性应变按绝对值进行累积 86 5 2应力应变简化模型 解 例题 已知一单向加载过程的应力路径为0 1 5ss 0 ss 0 材料符合线性随动强化规律 强化模量E E 100 试求出对应的应变路径 应变路径为 0 51ss E 49 5ss E ss E 0 87 5 2应力应变简化模型 例2 应力路径 0 1 5ss 0 1 2ss 0 应变路径 解 0 51es 49 5es 21es 19 8es 88 5 3应变的表示法 工程应变 自然应变 对数应变 原始长度 变形后长度 5 19 适用于大变形 5 20 5 21 不适用于大变形 在塑性变形较大时 用 曲线不能真正代表加载和变形的状态 颈缩阶段 应变 应力 不符合材料的实际情况 89 5 3应变的表示法 工程应变与自然应变的关系 1 小变形时 e E 变形程度越大 误差越大 5 22 当变形程度小于10 时 两值比较接近 小变形与大变形界限的由来 90 5 3应变的表示法 工程应变与自然应变的关系 2 自然应变为可加应变 工程应变为不可加应变 5 23 例如 l0 1 5l0 1 8l0 2l0 假设某物体原长l0 经历l1 l2变为l3 总相对应变为 各阶段的相应应变为 91 5 3应变的表示法 工程应变与自然应变的关系 2 自然应变为可加应变 工程应变为不可加应变 5 24 用自然应变表示变形程度 各阶段的相应应变为 5 25 92 5 3应变的表示法 工程应变与自然应变的关系 3 自然应变为可比应变 工程应变为不可比应变 失去了可以比较的性质 可以比较 93 5 4理想弹塑性材料的简单桁架 平衡方程 如图 三杆桁架受竖向力P作用 杆件截面均为A 试作弹塑性分析 消去N3 并用应力表示 5 26 变形协调关系 5 27 94 5 4理想弹塑性材料的简单桁架 一 弹性阶段 P Pe 应力 应变关系 Pe 弹性极限荷载 联立 5 26 5 29 5 28 5 29 5 30 5 31 当s2 ss时 桁架内将出现塑性状态 相应的荷载为弹性极限荷载Pe 5 32 对应A点位移为 5 34 5 33 5 30 5 31 变为 95 5 4理想弹塑性材料的简单桁架 二 弹塑性阶段 P Pe 塑性流动阶段 约束塑性变形阶段 杆2已屈服 杆1 3仍为弹性 塑性流动阶段 3杆均屈服 相应的荷载为塑性极限荷载 点A的位移 5 38 5 35 5 36 5 37 96 5 4理想弹塑性材料的简单桁架 弹性与塑性极限荷载 极限位移 的关系 荷载 挠度曲线 5 39 97 5 4理想弹塑性材料的简单桁架 卸载符合弹性规律 设荷载变化为DP 则由式 5 33 得 三 卸载 若加载至P Pe P Ps 再卸载至零 即DP P 则残余应力和应变为 5 40 整体处于弹塑性阶段时杆1的应力 弹性阶段的应力 5 41 对于超静定结构 卸去外荷载后 残余应变 塑性应变 它含有弹性应变 98 5 4理想弹塑性材料的简单桁架 从P 卸载至零的过程为弹性变形过程 从零再重复加载到P P Pe 此过程仍为弹性过程 这相当于将弹性范围由扩大了 四 重复加载 这种使其弹性范围扩大的有利的残余应力状态称为安定状态 99 5 5线性强化弹塑性材料的简单桁架 联立平衡和协调方程可求得 平衡方程与协调方程不变 加载过程 物理方程改变部分 1 弹性阶段 P Pe 与理想弹塑性相同 2 约束塑性变形阶段 P Pe 5 42 5 43 100 5 5线性强化弹塑性材料的简单桁架 杆1 3进入屈服 3 塑性流动阶段 P Pe 5 44 与理想弹塑性材料的比较 5 45 如考虑中等强化情形 说明这时理想塑性的近似还是比较好的 考虑强化对它的影响不大 101 5 5线性强化弹塑性材料的简单桁架 考虑随动强化 加载应力范围为2ss 即要求Ds2 2ss 4 卸载 仍按弹性规律变化 卸载后杆2转为压应力 是否会进入压缩塑性状态 最大安定荷载 102 5 5线性强化弹塑性材料的简单桁架 图示等截面杆 截面积为A 在x a a b 处作用集中力P 试求弹性极限荷载Pe和塑性极限荷载Ps 若加载至Pe P Ps时卸载 试求残余应力和残余应变 材料分别为 1 理想弹塑性 2 线性强化弹塑性 例题 解 平衡方程 变形协调方程 103 5 5线性强化弹塑性材料的简单桁架 1 理想弹塑性 弹性阶段 代入变形协调方程 可得 联立平衡方程 可得 104 5 5线性强化弹塑性材料的简单桁架 弹塑性阶段 由s1 ss 并利用平衡方程得 卸载 加载至Pe P Ps时卸载 即DP P 因卸载符合弹性规律 故 105 5 5线性强化弹塑性材料的简单桁架 残余应力和应变为 106 5 6加载路径对桁架应力应变的影响 加载方案 时 5 46 107 5 6加载路径对桁架应力应变的影响 加载方案 由 从零开始增加Q P将相应改变 对应的应力增量和应变增量的平衡方程 5 47 5 48 保持 y不变 即 y 0 施加Q 则 x 0 杆1 2仍保持塑性状态 杆3卸载 108 5 6加载路径对桁架应力应变的影响 加载方案 从 5 47 可得 5 49 当 3 2 s 使 3 s时 杆3进入压缩屈服 整个桁架进入塑性流动阶段 叠加上初始值后 109 保持的比例 一直加载到方案一的最终状态 5 6加载路径对桁架应力应变的影响 加载方案 弹性阶段 最大 对应的应力和位移 110 再继续加载 5 6加载路径对桁架应力应变的影响 加载方案 对应的应力和位移 5 50 111 第六章屈服条件和加载条件 6 1基本假设6 2屈服条件概念6 3屈服曲面6 4Tresca和Mises屈服条件6 5Tresca和Mises屈服条件的比较6 6屈服条件的实验验证6 7加载条件和加载曲面6 8Mohr Coulomb和Drucker Prager屈服条件 112 6 1基本假定 对一般应力状态的塑性理论 作以下基本假设 忽略时间因素的影响 蠕变 应力松弛等 连续性假设 静水压力部分只产生弹性的体积变化 不影响塑性变形规律 在初次加载时 单向拉伸和压缩的应力 应变特性一致 材料特性符合Drucker公设 只考虑稳定材料 变形规律符合均匀应力应变的实验结果 113 1 单向拉压应力状态的屈服条件 6 2屈服条件的概念 6 1 6 2 ss 屈服应力 2 复杂应力状态的屈服函数 6 3 或者 6 4 应力空间 应变空间 分别以应力分量和应变分量为坐标轴组成的空间 空间内的任一点代表一个应力状态或应变状态 应力路径 应变路径 应力和应变的变化在相应空间绘出的曲线 屈服面 应力空间内各屈服点连接成的 区分弹性和塑性状态的分界面 引入的概念 114 6 2屈服条件的概念 3 屈服条件 屈服函数 描述屈服面的数学表达式 材料处于弹性状态 材料开始屈服进入塑性状态 屈服条件应与方向无关 故屈服条件可用三个主应力或应力不变量表示 6 6 6 7 静水压力部分对塑性变形的影响可忽略 故屈服条件也可用主偏量应力或其不变量表示 各向同性材料 6 8 6 9 115 6 3屈服曲面 一 主应力空间 6 10 以主应力s1 s2 s3为坐标轴而构成的应力空间 主应力空间 L直线 p平面 与s1 s2 s3轴的夹角相等 在主应力空间内 过原点且和三个坐标轴夹角相等的直线 方程 s1 s2 s3 L直线 主应力空间内过原点且和L直线垂直的平面 方程 s1 s2 s3 0 p平面 总在 平面上 116 6 3屈服曲面 一 主应力空间 即直线方程 1 球应力状态或静水应力状态 几种特殊的应力状态在主应力空间中的轨迹 应力偏量为零 即 它的轨迹是经过坐标原点并与 l 2 3三坐标轴夹角相同的等倾斜直线 2 平均应力为零 平均应力为零 即 m 0 应力偏量Sij不等于零 3 应力偏量为常量 应力偏量为常量 即Sl C1 S2 C2 S3 C3 轨迹是与等倾线平行但不经过坐标原点的直线 在主应力空间中 它的轨迹是一个平面 该平面通过坐标原点并与等倾直线相垂直 117 6 3屈服曲面 二 屈服曲面 屈服曲面F s1 s2 s3 0 为一平行L直线的柱面 屈服曲线f J2 J3 0 屈服曲面与p平面的交线 对应无静水压力部分的情况 118 6 3屈服曲面 三 矢量OP在p平面上的投影 坐标轴s1 s2 s3在p平面上的投影O1 O2 O3 互成120 矢量OP在p平面上的x y坐标值为 矢量OP在p平面上的极坐标值为 6 13 6 14 6 15 119 6 3屈服曲面 由于12矢量与 平面平行 故 矢量OP在x y平面上的坐标为 6 13 坐标变换 120 6 3屈服曲面 引进极坐标的关系 可见Lode参数为 6 14 6 15 6 16 121 6 3屈服曲面 几种典型应力状态在p平面上的极坐标值 6 17 在纯剪切时 在单向拉伸时 在单向压缩时 122 6 3屈服曲面 四 屈服曲面的特征 p平面上的屈服曲线 1 屈服曲线为一封闭曲线 原点在曲线内部 2 对各向同性材料 若 S1 S2 S3 或 s1 s2 s3 屈服 则各应力分量互换也会屈服 故屈服曲线关于s1 s2 s3 轴均对称 3 对拉伸和压缩屈服极限相等的材料 若应力状态 S1 S2 S3 屈服 则 S1 S2 S3 也会屈服 故屈服曲线为关于垂直于s1 s2 s3 轴的直线也对称 123 6 4Tresca和Mises屈服条件 历史上关于材料进入塑性状态原因的不同假设 第一个假设 材料进入塑性状态是由最大主应力引起的 即当最大主应力达到 s时 材料即进入塑性状态 GalilMo在17世纪时提出 在各向相等压缩时 压应力可以远远超过屈服极限 s 而材料并未进入塑性状态 也未破坏 被实验所推翻 原因 第二个假设 最大的主应变能使材料进入塑性状态 St Venant提出 被实验所推翻 第三个假设 Beltrami提出 当最大弹性能达到一定值时 材料即开始屈服 与实验相抵触 124 6 4Tresca和Mises屈服条件 一 Tresca屈服条件 认为最大剪应力达到极限值时开始屈服 6 18 材料力学的第三强度理论 金属材料在屈服时 可以看到接近于最大剪应力方向的细痕纹 滑移线 因此塑性变形可以是由于剪切应力所引起的晶体网格的滑移而引起的 1864年 Tresca作了一系列的挤压实验来研究屈服条件 四个强度理论 第一强度理论 最大拉应力理论 第二强度理论 最大伸长线应变理论 第三强度理论 最大剪应力理论 第四强度理论 形状改变比能理论 屈服破坏理论 脆断破坏理论 125 6 4Tresca和Mises屈服条件 一 Tresca屈服条件 p平面上的屈服曲线 在p平面上 式 6 18 可表示为 在 30 qs 30 即s1 s2 s3 范围内为一平行y轴的直线 对称拓展后为一正六角形 p平面上的屈服曲线 正六角形 126 6 4Tresca和Mises屈服条件 一 Tresca屈服条件 正六边形柱面 主应力空间内的屈服条件 平面应力状态的屈服条件 s3 0 6 19 6 20 平面应力的Tresca屈服线 127 6 4Tresca和Mises屈服条件 一 Tresca屈服条件 常数K值的确定 6 23 Tresca屈服条件的完整表达式 由简单拉伸实验确定 因s1 ss s2 s3 0 s1 s3 0 故 由纯剪实验确定 因s1 ts s2 0 s3 ts 故 k ss 2 k ts ss 2ts 对多数材料只能近似成立 6 24 6 25 128 6 4Tresca和Mises屈服条件 二 Mises屈服条件 6 27 Tresca六边形的六个顶点由实验得到 但顶点间的直线是假设的 Mises指出 用连接p平面上的Tresca六边形的六个顶点的圆来代替原来的六边形 即 Mises屈服条件 6 26 Mises屈服面 考虑 6 14 式 129 6 4Tresca和Mises屈服条件 二 Mises屈服条件 常数C的确定 6 28 由简单拉伸实验确定 因s1 ss s2 s3 0 s1 s3 0 故 由纯剪实验确定 因s1 ts s2 0 s3 ts 故 C J2 ss2 3 C J2 ts2 对多数材料符合较好 130 6 4Tresca和Mises屈服条件 二 Mises屈服条件 两种屈服条件的关系 6 29 Tresca和Mises屈服线 若规定简单拉伸时两种屈服条件重合 则Tresca六边形内接于Mises圆 且 若规定纯剪时两种屈服条件重合 则Tresca六边形外接于Mises圆 且 6 30 131 6 4Tresca和Mises屈服条件 二 Mises屈服条件 两种屈服条件的关系 6 31 平面应力问题的Tresca和Mises屈服线 主应力平面上 在主应力空间中 Mises屈服面将是圆柱面 在 3 0的平面应力情形 Mises屈服条件可写成 Tresca屈服条件内接于Mises圆 从Mises屈服条件可以看出 静水压力状态并不影响材料屈服 而且满足互换原则 因此与实验相符 132 6 5Tresca和Mises屈服条件的比较 一 简单应力状态下的比较 单向拉伸 6 36 Tresca条件 Tresca屈服条件 是基于某种韧性金属的最大剪应力达到一定值时 材料开始进入塑性状态 也就是说只有最大和最小的主应力对屈服有影响 忽略了中间主应力对屈服的影响 6 37 纯剪切 6 38 Tresca条件 6 39 简单拉伸和纯剪时最大剪应力为同样的数值 133 6 5Tresca和Mises屈服条件的比较 一 简单应力状态下的比较 单向拉伸 6 41 Mises屈服条件 6 40 纯剪切 6 43 6 44 基于某种金属屈服时 6 42 简单拉伸和纯剪时最大剪应力的数值不同 134 6 5Tresca和Mises屈服条件的比较 一 简单应力状态下的比较 单向拉伸 6 41 纯剪时比较两个剪应力 6 47 两个条件的计算结果相差不大 Tresca条件 6 45 Mises条件 6 46 135 6 5Tresca和Mises屈服条件的比较 一 简单应力状态下的比较 纯剪时 按最大剪切应力条件计算 按形变能量条件计算 Mises条件与Tresca条件的比较 136 6 5Tresca和Mises屈服条件的比较 二 屈服曲面的比较 垂直于轴线的平面与屈服面相交 Mises条件与Tresca条件的比较 6 48 Tresca条件是正六边形 137 6 5Tresca和Mises屈服条件的比较 平面应力状态塑性条件的图形表示 B点和E点 表示二向等拉或等压的应力状态 A C D F点 表示单向应力状态 按最大剪切应力条件计算 按形变能量条件计算 二 屈服曲面的比较 138 6 6屈服条件的实验验证 一 薄壁圆管受拉力P和内压力p作用 设圆筒壁厚为t 平均半径为r t r Lode参数 Mises屈服条件 6 49 139 6 6屈服条件的实验验证 一 薄壁圆管受拉力P和内压力p作用 Mises屈服条件 6 50 从Lode参数可得 6 51 6 52 140 6 6屈服条件的实验验证 一 薄壁圆管受拉力P和内压力p作用 6 53 代入Mises条件 Mises屈服条件 141 6 6屈服条件的实验验证 一 薄壁圆管受拉力P和内压力p作用 6 54 Trescda屈服条件 Mises屈服条件表示一条抛物线 Trescda屈服条件表示平行横坐标的直线 实验证明Mises屈服条件有较好的正确性 142 6 6屈服条件的实验验证 二 薄壁圆管受拉力P和扭矩M作用 设圆筒壁厚为t 平均半径为a t a 应力 6 55 主应力 6 56 143 6 6屈服条件的实验验证 二 薄壁圆管受拉力P和扭矩M作用 6 57 6 58 Mises屈服条件 Tresca屈服条件 Mises屈服条件 Tresca屈服条件 6 59 6 60 144 6 6屈服条件的实验验证 二 薄壁圆管受拉力P和扭矩M作用 实验结果及与两种屈服条件的比较 实验结果更接近于Mises屈服条件 简单拉伸时两个屈服条件重合 纯剪切时两个屈服条件相差最大 145 6 6屈服条件的实验验证 三 应力应变关系的实验验证 复杂应力状态下如何考虑应力分量与应变分量的关系 考虑应力应变的Lode参数 应力Mohr圆和应变Mohr圆相似 由左图相似性可得 应力主轴和应变主轴一致 146 6 6屈服条件的实验验证 例题 薄壁圆筒受拉力P和扭矩M的作用 写出该情况的Tresca和Mises屈服条件 若已知r 50mm t 3mm ss 400MPa P 150kN M 9kNm 试分别用两种屈服条件判断圆筒是否进入屈服状态 解 先求应力 用Tresca屈服条件判断 用Mises屈服条件判断 屈服 未屈服 147 6 7加载条件和加载曲面 应力强化 交叉效应 加载条件 加载曲面 在简单拉压时 经过塑性变形后 屈服应力提高的现象 拉伸塑性变形 使压缩屈服应力降低 Bauschinger效应 并且还影响剪切屈服应力等的现象 材料经过初次屈服后 后继的屈服条件将与初始条件不同 这种发生变化了的后继屈服条件称为加载条件 应力空间内与加载条件对应的曲面 概念 进一步发生塑性变形的条件 理想塑性材料 加载面 屈服面 加载面 还依赖于塑性应变的过程 即它与此刻的 ijp状态有关 还依赖于整个应变历史 K 因此 一般加载面为 6 62 148 6 7加载条件和加载曲面 一 等向强化模型 6 65 单向拉压情况 令 6 63 6 64 复杂应力状态 假定加载面就是屈服面做相似扩大 应变历史及强化程度的参数 149 6 7加载条件和加载曲面 一 等向强化模型 在Mises屈服条件下 6 66 等效塑性应变增量 按 1 54 式 6 67 加载面为 6 68 退化到一维时与 6 64 一致 表示成依赖于塑性功的参数 6 69 150 6 7加载条件和加载曲面 二 随动强化模型 6 70 推广到复杂应力状态 屈服条件 6 71 表示屈服条件 在Mises屈服条件下 6 72 可根据简单拉伸试验来定 151 6 7加载条件和加载曲面 二 随动强化模型 6 72 在简单拉伸下 式 6 72 对于线性强化材料 6 73 152 6 7加载条件和加载曲面 二 随动强化模型 两种强化形式 Ivey的拉扭实验结果 153 6 8Mohr Coulomb和Drucker Prager屈服条件 一 Mohr Coulomb屈服条件 6 74 粘聚力 内摩擦角 岩石和土质破裂面上的剪应力 破裂面上的正应力 由左图得 6 75 代入 6 74 154 6 8Mohr Coulomb和Drucker Prager屈服条件 一 Mohr Coulomb屈服条件 静水应力对屈服条件的影响 6 75 静水应力 1 2 2的函数 平面上的Mohr Coulomb屈服条件 在 平面上可表示为 155 6 8Mohr Coulomb和Drucker Prager屈服条件 一 Mohr Coulomb屈服条件 6 76 若 1 2 3 则求出的图形对应于 30 30 156 6 8Mohr Coulomb和Drucker Prager屈服条件 二 Drucker Prager屈服准则 6 77 在一般应力状态下 考虑到静水压力影响的最简单推广形式是Mises条件上加一个静水压力因子 平面 主应力空间 157 第七章塑性本构关系 7 1弹性本构关系7 2塑性全量理论7 3Drucker公设7 4加载和卸载准则7 5塑性增量理论7 6简单加载定律 158 7 0绪论 塑性本构关系 从宏观上讨论变形固体在塑性状态下的应力 应变关系 反映材料进入塑性以后的力学特性 两类塑性本构关系 全量理论 形变理论 增量理论 流动理论 建立在弹塑性小变形理论上 它建立了应力与应变全量间的关系 描述材料在塑性状态时应力与应变速度或应变增量之间关系的理论 均与Drucker公设有密切关系 159 直角坐标系中的的应力应变表达式 7 1 弹性模量 7 1弹性本构关系 广义虎克定律 泊松比 7 2 160 7 1弹性本构关系 广义虎克定律 7 2 7 3 用张量表示 3个正应变相加 7 4 或 对于不可压缩固体 1 2 161 7 1弹性本构关系 广义虎克定律 7 5 7 2 方程互减 7 6 7 7 以主应力形式表示 应力Mohr圆和应变Mohr圆相似 应力和应变主轴重合 162 7 1弹性本构关系 7 8 用应力应变偏量表示 7 9 7 7 代入 应力偏量分量和应变偏量分量成正比 形状改变只是由应力偏量引起的 等效剪应力 等效剪应变 同理 等效正应力 式 1 41 等效正应变 式 1 54 7 10 163 7 1弹性本构关系 加载 卸载 7 11 应力应变增量间满足广义虎克定律 1 在弹性变形中应力主轴与应变主轴是重合的 2 平均应力与平均变形 或称体积变形 成比例 3 应力偏量分量与应变偏量分量成比例 4 等效正应力与等效正应变成比例 164 7 1弹性本构关系 弹性应变比能 7 12 单位体积内的弹性应变能 体积变形比能 形状改变弹性比能 成正比 Mises屈服条件也可称为最大弹性形变能条件 165 7 2塑性全量理论 全量理论的假定 7 14 应力主方向与应变主方向重合 在整个加载过程中主方向保持不变 平均应力与平均应变成比例 应力偏量分量与应变偏量分量成比例 等效正应力是等效正应变的函数 对每个具体材料都应通过实验来确定 应力Mohr圆与应变Mohr圆相似 应力Lode参数和应变Lode参数相等 和塑性变形程度有关 166 7 2塑性全量理论 7 15 G 与材料性质和塑性变形程度有关 7 16 应力偏量分量和应变偏量分量成正比 7 17 167 7 2塑性全量理论 7 18 7 20 7 19 由式 7 17 得 设物体的体积是不可压缩的 即 1 2 7 21 168 7 2塑性全量理论 由式 7 17 7 20 得 7 22 与广义虎克定律形式上非常相似 解决具体问题比弹性力学复杂很多 169 7 2塑性全量理论 7 25 在弹性极限内复杂应力状态下 7 26 7 28 7 27 在单向拉伸状态下 7 9 形式上非常相似 根据单一曲线假定 170 7 2塑性全量理论 7 28 1 2 由右图几何条件可得 7 29 7 30 空间的应力状态问题转化为简单拉伸应力状态问题 171 7 2塑性全量理论 7 17 7 31 7 32 172 7 2塑性全量理论 7 33 总应变 弹性应变 塑性应变 由式 7 33 7 22 173 7 2塑性全量理论 7 34 7 34 或 174 7 2塑性全量理论 理想弹塑性材料E 的表达式 在弹性区域内 OA 在塑性区域内 AE 175 7 2塑性全量理论 线性强化弹塑性材料E 的表达式 在塑性区域内 AE 7 36 这些物理关系对于塑性体或者是对于物理关系是非线性的弹性体在主动变形时都是适用的 176 7 3Drucker公设 应力应变曲线形式 177 7 3Drucker公设 公设的叙述 考虑某应力循环 开始应力 0ij在加载面内 然后达到 ij 刚好在加载面上 再继续在加载面上加载到 ij d ij 在这一阶段 将