弹塑性力学基本理论及应用刘土光华中科技大学研究生院教材基金资助弹塑性力学问题的建立与求

1、弹塑性力学基本理论及应用 刘土光 华中科技大学研究生院教材基金资助 第五章 弹塑性力学问题的建立与求第五章 弹塑性力学问题的建立与求解第五章 弹塑性力学问题的建立与求解 弹塑性力学问题在数学上属边值问题，就是在给定边界条件下，确定 物体内的应力场和应变场，而应变场与位移场密切相关。所求得应力场、 应变场和位移场应该满足相应的基本方程和边界条件。本章内容，除介绍弹性及弹塑性力学边值问题的建立之外，还将简单 阐述弹塑性问题的解法。5.1 弹塑性力学边值问题1.1 弹塑力学的基本方程 弹塑性力学边值问题就是在给定载荷下确定物体内的应力场、应变场 和位移场， 它们应满足基本方程及给定的边界条件。 而所

2、谓“载荷”包括： 体积力、 面积力 （即应力边界条件 ）及给定的边界位移 （即位移边界条件 ）。由 于在部分边界上给定的位移也是对物体的一种外部干扰，可归于广义的载 荷。在笛卡儿坐标系下，弹塑性力学的基本方程为：1）.平衡方程 ?x?xy?xz?X?0?x?y?z?yx?y?yz? ?Y?0? （5.1-1a） ?x?y?z?zx?zy?z?Z?0?x?y?z?或用张量写为?ij,j?Fi?0(i,j?x,y,z)? (5.1-1b) 对于弹塑性力学问题，在小 变形条件下，其平衡方程还可用率型式表示为 (?ij),j?Fi?0 (5.1-1c)2).几何方程 对于小变形，几何方程包括 Cauc

3、hy 应变张量108第五章 弹塑性力学问题的建立与求解?u,?x?v ?y?,?y ?w?z?,?z?x?xy?yz?zx?v?u?x?y?w?v?(5.1-2a) ?y?z?u?w?z?x?或 ?ij?(ui,j?uj,i)/2 和由应变位移关系导出的应变协调方程 2?2?x?y?2 ?xy?x?y?y2?x2(i,j?x,y,z)(5.1-2b) ?2?y?2?z?2?yz22?y?z?z?y?2?z?2?x?2?zx?z?x?x2?z2 ? (5.1-3a)2?x?zxxyyz(?)?2?x?y?z?x?y?z?2?y?xy?yz?zx(?)?2?y?z?x?y ?x?z?2?z?yz?

4、zx?xy(?)?2?z?x?y?z?x?y? 当物体内某应力点进入塑性状态，其几何方程通常采用应变率表示为 ?u?x?t?y?v?y?w?z?z?3).本构方程 ?v?u?xy?x?y?w?v?yz?(5.1-3b) ?y?z?u?w?zx?z?x?物体受力后，其应力状态可能一部分处于弹性阶段，一部分可能处于 塑性阶段。由笫四章知，这两个阶段的本构方程是不同的，下面分别列出 不同区域 (阶段 )的本构方程。(1)弹性区域109第五章 弹塑性力学问题的建立与求解弹性区域，应力应满足屈服不等式f(?ij)?O，在该关系下本构关系为广义虎克定律，即1?x?x?(?y?z),E1?y?y?(?z?x

5、),E1?z?z?(?x?y),?xy?yz?zx?G?yz? (5.1-4a) G?zx?G? ?xy?或简写为?ij?1?ij?ij?ii，EE(i,j?x,y,z) (5.1-4b) 也用应变表示应力，则有 ?x?2G(?x?y?2G(?y?1?2?)，?)，?)， ?xy?G?xy)?yz?G?yz?zx?G?zx(5.1-4b) ?1?2?z?2G(?z?上式可缩写为?ij?(2)塑性区域?1?2?EE?ij?ij? (5.1-4c) 1?(1?)(1?2?) 对于变形物体内的塑性区域，如果处于初始屈服阶段，应力应满足屈服不等式f(?ij)?O，在该条件下，并注意当进入塑性状态时，体

6、积为不可压缩，因此增量理论的(4.6-12a)式可写为1dsx?d?sx2G1dsy?d?sy d?y?2G1d?z?dsz?d?sz2Gd?x?1?xy?d?xy?G?1?d?yz?yz?d?yz? (5.1-5a)G?1?d?zx?zx?d?zx?G?d?xy?1dsij?d?sij (5.1-5b) 2G或简写为d?ij?其中110第五章 弹塑性力学问题的建立与求解d?当为强化材料时，则可表示为deij?式中 3d?i 2?idsij2G?3d?isij(5.1-5c) 2?iH'H'?如果采用全量论，则应变偏量为 d?i pd?i?i1?x?(?y?z)

7、?i2?1ey?i?y?(?z?x)?i2?1ez?i?z?(?y?x)?i2ex?1.2 弹塑力学问题的边界条件 ?i?3?i?yz?yz?(5.1-5d) ?i?3?i?zx?zx?i?xy?3?i?xy?从上面可见，当物体处于弹性状态时，共有 3 个平衡方程 (5.1-1)， 6 个几何方程 (5.1-2)，6个本构方程 (5.1-4)。共 15个方程 (统称为泛定方程 ) 其中包括 6 个应力分量， 6 个应变分量， 2 个位移分量，共 15 个未知函数， 因而在给定边界条件时，问题是可以求解的。当物体处于弹塑性状态时，同样有 3个平衡方程 (5.1-1)，6个几何方 程(5.1-2)

8、以及 6 个本构方程 (5.1-5)。但在此情况下多引进了一个参数 d?，不过也增加了一个屈服条件f(?ij)?O .只有在应力满足屈服条件时，d?才不等于零。在研究弹塑性小变形平衡问题范围内时，以上弹塑性力学问题的解还 必须满足的边界条件。边界条件一般可分为三类，即(1) 应力边界条件 ?yxl?ym?yzn?Y?(5.1-6a)?zxl?zym?zn?Z?或写为？ijnj?Fi?xl?xym?xzn?X?在 S?上)(5.1-6b) 111第五章 弹塑性力学问题的建立与求解(2) 位移边界条件u?u,或写为ui?ui(3) 混合边界条件 当物体中的一部分边界力已给定，而另一部分边界给定了位

9、移，则称这类边界条件为混合边界条件。这类边界条件的表达式分别同式(5.1-6)和(5.1-7)。应当注意的是，加载过程的弹塑性力学问题可作为非线性弹性力学问题处理。这时应注意的是卸载，卸载时应遵守卸载定律。如果变 形物体内可能同时存在几种不同的变形区，如初始弹性区、加载区(?0)及卸载区(?0)，在相邻区域的交界上，应力和应变还应满足一定的连续或间 断条件。般来说， 在一定的边界条件下， 弹塑性力学问题原则上是可以求解。通常在数学上称弹塑性静力学问题为边值问题。?pij?pijv?v,w?w,(在 Su上)(5.1-7a)(在 Su上)(5.1-7b)6.2 弹性力学问题的基本解法与解的唯一性

10、2.1 问题的提法 求解弹力学问题的目的是确定物体内各点的应力场和位移场，因此弹 性力学问题的提法必须是使定解问题是适定的，即问题有解、解是唯一的 和解是稳定的。 弹性力学问题的基本方程虽然构成一个封闭方程组， 但该方程组只有在与定解条件，即边界条件相符的解才是所需的正确解。 因此，边界条件的重要性不容忽视。应强调的是，边界条件的个数应给得 不多也不少时，才能得出正确解。如空间问题的应力边界条件，必须在边 界上的每一点给出三个应力边界条件，一旦多给了，则会找不到满足全部 边界条件的解，如果少给了，就会有多个解满足所给的边界条件，因此不 能判断那一个解是正确的。由此可见，弹性力学的基本方程组一般

11、地反映物体内部的应力、应变 和位移之间相互关系的普遍规律，而定解条件具体给定了每一个边值问题 的特定规律。因此，每一个具体问题反映在各自的边界条件上。所以，弹 性力学问题的基本方程组和边界条件共同构成弹力学问题严格而完整的 提法。根据具体问题边界条件类型的不同，通常将其分为以下三类问题，即 第一类边值问题 在全部边界上给定体力和面力，求在平衡状态下的 应力场和位移场，称这类问题为应力边值问题。当(5.1-6b)中等式右边Fi?0时，其边界称为自由边界，属应力边界的特殊情 112第五章 弹塑性力学问题的建立与求解 况。如果边界上有集中力，应转换为作用在微小面积上的均布面力； 集中力偶则应转换为作

12、用在微小面积上的非均布面力。第二类边值问题 给定物体力和在物体表面各点的位移，求在平衡状 态下的应力场和位移场，称这类问题为位移边值问题。有时也可能给定的是边界上位移的导数 (如转角 )或应变。在静力问题 中，给定的位移约束应能完全阻止物体的总体刚体运动。第三类边值问题 在物体表面的一部分给定面力，其余部分给定位移， 或在部分表面上给定外力和位移之间的关系，这如弹性支撑或弹性固定， 求在这些条件下的应力场和位移场，称这类问题为混合边值问题。求解以上三类边值问题有相应的方法，即(1)位移法 以位移为基本未知函数，应用几何方程和本构方程，将应力用位移表 示，并代入平衡方程， 得到用位移表示的平衡方

13、程； 求解此方程得到位移， 然后反求应变和应力。称这种方法为位移法。显然，对于位移边值问题宜 采用位移法。(2) 应力法 以应力为基本未知函数，通过本构方程用应力表示应变，代入应变协 调方程，得到用应力表示的协调方程；联立求解这些方程及平衡方程，得 到应力，然后求应变及位移。由于应力应满足协调方程，故可由应变求出 位移。称这种方法为应力法。对于应力边值问题宜采用应力法。(3) 混合法对于第三类边值问题宜以物体表面的一部分点的位移分量和一部分点们应力分量作为基本未知函数，然后进行混合求解。称这种方法为混合 法。对于混合边值问题宜采用此法。2.2 位移法以位移分量u、v、w为基本未知函数，并注意到

14、 ?x?y?z以及?2u?2v?2w?x?x2?x?y?x?z?2u?2v?2w?2? ?y?x?y?y?y?z?2u?2v?2w?2?z?x?z?y?z?z?和以下拉普拉斯算符113第五章 弹塑性力学问题的建立与求解?2u?2u?2u?u?2?2?2?x?y?z?2v?2v?2v?2?v?2?2?2? ?x?y?z?2w?2w?2w?2?w?2?2?2?x?y?z?2则按上述位移法的步骤最后可以得到用位移表示的平衡方程为 ?2u?X?0?x?(?)?2v?Y?0?(5.2-1) ?y?(?)?2w?Z?0?z?(?)当不计体力时，上式可写为齐次方程式?2u?0?x?(?)?2v?0?(5.2

15、-2) ?y?2(?)?w?0?z?(?)当用张量表示时，以上两式可分别简写为(?)uj,ji?ui,jj?fi?0(5.2-3a) 和(?)uj,ji?ui,jj?0(5.2-3b)上式称为拉梅-纳维(Lame-Navier)方程。如果是动力问题，则(5.2-3a)式中的体力fi用(fi?ui)代人即得 到用位移表示的运动方程。用位移法求解时，边界条件也应用位移表示；如果是位移边值问题， 情况自然简单。如果还有应力边界条件，则应将它们用位移表示如下：?2.3应力法ij?(ui,j?uj,i)nj?fi(在S?上)?这类边界条件因为是用位移的一阶导数表示的，有时较难处理。因为用位移法求解时得到

16、的是位移场，所以应变协调方程自然满足。采用应力作为未知函数，除平衡方程己是用应力表示外，还需将泛定 方程中 114第五章 弹塑性力学问题的建立与求解的应变协调条件用应力表示。对于式(5.1-3a)中的第一式借助(5.1-4a)式可得 2?2?xy?2?x?y?2I1?2I1(1?)(2?(a) )?(2?2)?2(1?)2?x?y?y?x?y?x式中11为第一应力不变量。利用平衡方程(5.1-1)式，可将式(a)中等号右边可得 ?xy?()?(?x?xz?X)?x?y?x?y?x?x?z(b) ?xyyyz?()?(?Y)?y?x?y?y?z?2?xy于是式(a)可写为?2I1?2I1?2?2

17、?xz?yz?X?Y(1?2?2)(?x?y)?(2?2)?(1?)(?)? 也？z?x?y?x?y?x?y?x?y可将上式写为?2I1?2I1?Z?X?Y2(1?)(?I1?z?2)?(?I1?2)?(1?) (c) ?z?x?y?z?z22将(5.1-3a )中的第二、第三式进行类似推导，可得类似(c)式的方程，然后将它们相加，则有?2I1?将(d)式代入(c)式，最后得1?X?Y?Z(?)(d)1?x?y?z1?2I1?X?Y?Z?Z ?z?(?)?21?z21?x?y?z?z2类似可得其它 5 个方程。最终得到用应力表示的 6 应变协调方程为1?2I1?X?Y?Z?X?x?(?)?2?

18、1?x21?x?y?z?x?1?2I1?X?Y?Z?Y?2?y?(?)?2?1?y21?x?y?z?y?1?2I1?X?Y?Z?Z?2?z?1?z2?1?(?x?y?z)?2?z?(5.2-4a)?21?I1?Y?X?2?xy?(?)?1?x?y?x?y?2?1?I1?Z?Y?2?yz?(?)?1?y?z?y ?z?2?1?I1?X?Z2?zx?(?)?1?z?x?z?x?2115第五章 弹塑性力学问题的建立与求解式(5.2-4)称为贝尔特拉米-米歇尔(Beltrami-Michell)方程。采用张量形式， 它可写为?2?ij?1?(I1),ij?fk,k?ij?(fi,j?fj,i)(5.2

19、-4b) 1?1?当不计体力时，式 (5.2-4)可简化为 1?x?1?1?2?y?1?2?2?z?2?xy11?1?1?1?11?2?yz?2?zx?将上式写成张量形式为 ?2I1?0?x2?2?I1?0?y2?2I1?0?2?z? (5.2-5a) ?2I1?0?x?y?2?I1?0?y?z?2?I1?0?z?x?2?ij?1(I1),ij?0 (5.2-5b) 1?由此可知，在应力法中， 6个应力分量要满足 3个平衡方程及 6 个用 应力表示的协调方程，亦即 6个应力分量要满足 9 个方程。实际上，这 6 个协调力程不是完全独立的。2.4 逆解法和半逆解法 由以上讨论可以看出，对于弹性力

20、学问题需要在严格的边界条件下解 复杂的微分方程组。通常这是一件很不容易的事，因为往往会在数学上遇 到难以克服的困难。因而，人们研究了各种解题方法，如逆解法、半逆解逆解法就是选取一组位移或应力的函数，由此求出应变与应力，然后 验证是否满足基本方程。 差满足， 则求出与之对应的边界上的位移或面力， 再与实际边界条件比较。如果相同或可认为相近，就可把所选取的解作为 所要求的解。半逆解法又叫凑合解法，就是在未知量中，先根据问题的特点假设一 部分为已知，然后在基本方程和边界条件中，求另一部分。这样便得到了 全部未知量。此外，尚有近似解法、数值解法等。116第五章 弹塑性力学问题的建立与求解2.5 解的唯

21、一性对于基本方程 (5.1-1)、 (5.1-2)、(5.1-4)，在给定边界条件下，弹性力学 问题的解是否存在和其解是否唯一，回答是肯定的：解是存在的，而且在 小变形条件下，对于受一组平衡力系作用的物体，应力和应变的解是唯一 的。其位移的解则含有 6 个表征物体作刚体移动和转动的任意常数。就是 说，不但有解，而且只有唯一的解。解的存在定理证明过程冗长，可参考 有关著作，这里不作介绍。现以应力解为例，对解的唯一性作简要证明。'"设应力？ij和？ij是同一问题的两组不同的应力解，与之对应的位移为 ui' 和 ui"，？"它们的差分别为

22、 ？ij 及 ui？ui'？ui"。 ？'j？ij'" 由于应力?ij和?ij都满足平衡方程和协调方程，而体力又是相同的，因此将其代入平衡方程式(5.1-1)和协调方程(5.2-4a)后，有?21?I1?2?x?0? 1?x2?'"如果?ij和?ij满足同一应力边界条件，即'"?ijnj?fi ， ?ijnj?fi ?ij,j?0将上式相减，必有j?ij)ni?0"(?'因为ni?O，由此可知，在给定面力的边界上必然有?ij?0?这说明 ?ij 与一

23、个既无面力又无体力的自然状态相对应。由第一章已 知，自然状态是一类既无应力也无应变的状态。由此得出，在全部体内有?ij?O或" ?'j?ij这与前面的假设相矛盾，于是，解的唯一性得证。5.3 圣维南原理和叠加原理3.1 圣维南原理117第五章 弹塑性力学问题的建立与求解 弹性力学边值问题的解不仅要满基本方程，而且要满足边界条件。只 满足基本方程的解有时易得到但不唯一。关键是在所有满足基本方程的解 中确定那个是能同时满足边界条件的真实解。显然，边界条件变化，边值 问题的解亦将变化。但是，在实际问题中，有些边界条件难于精确确定， 即难以知道边界上的应力分布规律和位移分布规

24、律；有些应力边界条件实 际上也不知道其精确的分布规律，从而无法建立其精确的表述式。为了克 服这一难题， 1855 年法国学者圣维南提出了局部性原理， 认为分布于物体 很小部分 （表面或体积 ）上的载荷所引起的物体内的应力分布，在离载荷作用区域稍远的地方，基本上与该载荷的合力和合力矩（或静力等效载荷 ）所 引起的应力相同，载荷的具体分布情况只影响载荷作用区域附近的应力分 布。后人称其为圣维南原理。圣维南原理对于解决实际问题是必要的，而且己被大量的实验和实践 经验所证明。如图5.1所示受轴向拉伸等直杆，杆的截面积为A、杆端受到5种静力等效的载荷作用，实践证明除了在虚线所示范围内应力分布有 显著区别

25、外，距两端较远处的应力分布几乎与端部载荷的具体分布无关。（a）（b）图 5.1 拉伸等直杆图 5.2 薄壁杆必须指出圣维南原理主要用于实心体。古地尔（Goodier,）通过对应变段的量级分析指出：当三维实心体在局部受到自我平衡力系作用时，其影响 区的尺寸和载荷作用区的尺寸同量级 （图5.2a）。但对于薄壁杆、薄壳等薄 型结构，当最小几何尺寸小于载荷作用区的线性尺寸时，局部性原理不再 适用。例如，对于（图5.2b）的薄壁杆，在端部的两竖直部分受到等值、反 向的扭短作用 （平衡力系 ），当腹板的厚度很小时、就接近于两片狭长截面 杆各自受到等值反向的扭矩作用，显然，这时局部性原理不再适用。由此可见，

26、圣维南原理在实际中的应用，是在这些边界上在圣维南原 理意义下 （近似 ）满足边界条件，等价于放松了 （次要边界的 ）边界条件。118第五章 弹塑性力学问题的建立与求解3.2 叠加原理弹性力学边值问题的解必须满足基本方程和边界条件。现设同一个弹性体分别受到两种不同的体力Fi'、Fi"'和面力pi'、pi"作用，在位移边界上，给定的位移为'"、ui'和？ij、ui"。它们部满足基本方 ui和ui,并设对应于这 两种载荷的解分别为 ?ij'II程和边界条件，即有&a

27、mp;#39;'？ij,j？Fi？0,""？ij,j？Fi？0,'？ijnj？pi',"？ijnj？pi",'ui'？ui？(a) "？"ui？ui？将式(a)对应相加后，得'"'"(？ij,j？ij,j)？Fi？Fi？0,'"(？ij？ij)nj？pi'？pi",(ui'？ui")？ui？ui(b)同样，协调程程也可以合并。显

28、然可发现，在两种载荷共同作用下的'"解是两种载荷单独作用时对应解的代数和， 这就是叠加原理。 从数学上说， 线性方程及线性 边界条件的解是可叠加的，因此，在力学问题中、如果 基本方程和边界条件都是线性的，则可应用叠加原理，这等价于要求材料 的本构方程是线性弹性的，变形是微小的。对于非线性力学问题，如大变形问题、非线性弹性问题以及弹塑性问 题等，其基本方程及边界条件不是或不全是线性的， 则叠加原理不再适用。5.4 矩形截面梁的弹塑性纯弯曲 在本节应用材料力学初等理论讨论矩形截面梁的弹塑性弯曲问题。4.1 粱的理想弹塑性纯弯曲设截面高为h,宽为b,材料是理想弹塑性的梁，两

29、端受到弯矩 M作用(图 5.3)。设梁无论是处于弹性状态还是塑性状态，材料力学中的平面假设 仍成立，且截面上只有正应力作用，其它应力分量都为零。对于纯弯曲情 形，可以证明这两个假定在圣维南意义下是精确成立的。 即满足平衡方程、 应变协调方程、应力应变关系和圣难南边界条件。图 5.3 弹塑性纯弯曲梁119第五章 弹塑性力学问题的建立与求解取x轴为中性轴，则由力的平衡关系可知，梁中正应力?x满足如下关系?M?b?y?x(y)dy?2b?y?x(y)dy?(5.4-1) hhFN?b?2h?x(y)dy?2b?2?x(y)dy?0?0?2?式(5.4-1)中的第二式表示轴向力等于零，正应力？x应为对

30、称分布，因此表示弯矩的第一式方可写戏后一形式1)弹性阶段由平面假设 ?yh2h?2h20?ky (5.4-2)式中k,?分别为曲率和曲率半径。若规定挠度w向下为正，则在小变形条件下曲率与挠度的关系为d2wk?2 dx当弯矩 M 从零开始增加，梁的截面先处于弹性阶段，则其应力为?x?E?Eky(5.4-3) 将式 (5.4-3)代入式 (5.4-1)中的第一式，得M?2bEk?y2dy?EIzk(5.4-4)其中 Iz?2b?h20h20bh3ydy?为截面的惯性矩。从(5.4-4)式可知，弯矩 M与曲率k呈122线性关系，并由该式可得k?M EIz将它代入式 (5.4-3)，则有?x?My(5

31、.4-5) Iz式(5.4-5)与材料力学的结果完全一样，表明应力?x在梁的横截面呈线性分布，即与 y 成比例， 且随着弯矩 M 的增加， 梁的上下最外层最先达到 屈服应力，对应的弯矩称为弹性极限弯矩，记为Me。由(5.4-5)式可得弹性极限弯矩为 120第五章 弹塑性力学问题的建立与求解bh2Me?s (5.4-6) 26?sIz记梁处于弹性极限弯矩状态下的曲率为ke,则由(5.4-4)式得ke?2 弹塑性阶段当M?Me,梁截面中外层纤维的应变继续增大，而应力值仍你持为？s,塑M?MeM?MeMe?M?MsM?Ms(a) (b) (c) (d)图 5.4 梁横截面 ?x 随弯矩增大的应力分布

32、示意图性区逐渐向中性轴方向扩展,但整个截面尚未完全进入塑性,其应力分布如图(5.4c)所示，设弹塑性交界面为 y?h/2(0?1),则各部分应力为2?s(5.4-7) Eh?Eky, (y?h/2)?s, (?h/2?y?h/2)(5.4-8) ?, (?h/2?y?h/2)?s由于交界面处的应力为？?s,即?Ek?由上式可得相应的曲率 k与？为h?s 22?s1ke?Eh?(5.4-9) ke?signy?k?k?显然, k 是?的函数,其符号与 M 相同。此时,截面上的弯矩为?hM(?)?2b?20h?sy?Mydy?2h?sydy?sbh2(3?2)?e(3?2) (5.4-10) ?h

33、/21222将 (5.4-9)式代入 (5.4-10)式，得121第五章 弹塑性力学问题的建立与求解?k1?3?(e)2?Me2k? ?(5.4-11) 12M(?)2?(3?)signy?Me?M(?)由式(5.4-10)可见，随着M的增加，？将逐渐减小，最后？?0,这时梁的 整个截面的应力达到？s，如图5.5d所示，记此时的弯矩为 Ms，并称为塑 性极限弯矩。由式 (5.4-10)得塑性极限弯矩 Ms 为 13Ms？sbh2？Me， 42？Ms(4.5-11) Me称？为截面形状系数。对于矩形截面 ？1.50。采用类似的分析方法可求出其它对称截面梁的 ？值。如工字梁截面 ？1.151.17

34、，圆截面 ？1.70，薄壁 圆管为 ？1.27。由(5.4-11)的第一式可得弹塑性阶段的曲率为k？ke13？2M/MesignM(5.4-12)需注意的是， 当 MS？M.？Me 后，上下边的部分区域己进入塑性屈服阶 段，但中间部分尚处在弹性阶段，根据平面假设的变形特性使塑性变形的 大小受到了限制，即处于约束塑性变形阶段，且将随着梁的曲率而增大， 这时梁的曲率完全由中间的弹性部分所控制。为简单起见，引入无量纲参数m?M/Me,?k/ke则由式(5.4-3)和(5411)第一式可得 m？的关系为 m?, (?1)?11?(5.4-13) m?(3?2)， (?1,1.5?m?1)?2?表5.1

35、列出了根据式(5.4-13)计算的部分对应值，图 5.5为m?曲线。由图5.5可见，它以m?ms?1.5为渐近线，尽管在上面的讨论中材料 的？?采用了理想弹塑性模型，但当 ？1时，m？曲线仍为曲线，这对计算 十分不便，然 122第五章 弹塑性力学问题的建立与求解而由表5.1可见，当？5时，m己接近ms?1.5，因此可将 m?进(a) (b)图5.5 m？曲线图5.6 m?简化曲线一步简化为图5.6(a)。式(5.4-13)也可简化为m?，m?ms?1.5(?ks， m?ms)?(5.4-14) (?ks)?根据该简化模型，当整个截面全部进入塑性状态(m?1)后，曲率以任意 增长，？可以是大于ks的任意值。这时，可将截面形象地看作一个铰，称 为塑性铰，它和通常铰链不同，具有以下特征：(1) 弯矩值始终不变，保持为极限弯矩：M?Ms；(2) 铰的转角？与M的方向一致，即 M?Ms?O,且？可任意增大，但必 须同弯矩，因此它是个单向转动的铰。若截面上 M 从 Ms 减小，即卸载， 铰停止转动，保持一个残余转角。考虑到截面全部进入塑性状态后，变形可任意增长，因而弹性变形可略去不计，还可将m？曲线进一步简化为图5.6(b)所示的理想刚塑性模型, 其表达式为？0，？0s(m？ms)？(5.4-15) (m？ms)？由于截面全部屈服时，理想弹塑性模型