Solution of the first boundary value problem of plane elasticity theory using conservation laws

封面

如何引用文章

全文:

详细

A huge number of works are devoted to solving boundary value problems for the equations of plane elasticity theory. The largest number of studies in this area are based on the formula found by G. V. Kolosov. He was the first to express the general solution to the problem of plane elastic deformation by finding two independent functions of a complex variable. This made it possible to apply a well-developed theory of analytic functions to solving problems of elasticity theory. Later, the solution method based on Kolosov's formula was developed by his student N. I. Muskhelishvili. But the described method also has significant limitations. It is applicable only to those areas that can be conformally mapped onto a circle. Therefore, other methods for solving elasticity theory problems are also needed, since a large number of practically important problems are solved for areas that do not satisfy this condition. The method developed in the work is based on the use of conservation laws that are constructed for equations describing a plane deformable state. The assumptions made in the work make it possible to construct a solution to the first boundary value problem for arbitrary plane areas bounded by a piecewise smooth contour. In this case, finding the components of the stress tensor is reduced to calculating contour integrals along the boundary of the region under consideration. As in the case considered by G. V. Kolosov, the solution to the problem is based on two exact solutions of the Cauchy – Riemann equations, which have singularities at an arbitrary point in the region under consideration.

全文:

ВВЕДЕНИЕ

Решение краевых задач для уравнений теории упругости в плоском стационарном случае изложено в огромном количестве статей и монографий. Классической работой в этом направлении служит книга, написанная учеником Г. В. Колосова [1]. Несмотря на большую историю решения таких задач, интерес к их решению не ослабевает. Это связано с тем, что классические формулы Г. В. Колосова позволяют решать уравнения теории упругости не для всех краевых задач, возникающих в науке и технике. Основное ограничение обусловлено гладкостью границы и некоторыми особенностями применения функций комплексного переменного. Другие способы, связанные с разложением искомых функций в ряды по различным видам специальных функций, тоже имеют естественные ограничения, которые сопряжены со сходимостью используемых рядов, а также громоздкостью полученных результатов.

Опишем некоторые результаты исследований теории упругости, полученные в последнее время. В работе [2] представлен краткий исторический обзор исследований, посвященных теории изгиба упругих пластин. В [3] рассматривается задача обнаружения и идентификации упругого включения в изотропной, линейно упругой плоскости. В статье [4] рассматривается усложнённый вариант известной задачи Лaме, поставленной в 1852 г., описывающей решение статического равновесия параллелепипеда со свободными боковыми поверхностями, подверженными действию противоположных торцевых усилий, а также для случая ударных воздействий торцевых сил. В [5] осуществляется построение фундаментальных решений для уравнений гармонических колебаний в теории упругости анизотропных упругих сред, построено фундаментальное решение уравнений колебаний для изотропной среды в замкнутом виде. В [6] приведено общее решение задач теории упругости для анизотропных полуплоскости и полосы с произвольными отверстиями и трещинами, использующее комплексные потенциалы плоской задачи теории упругости анизотропного тела. Статья [7] посвящена исследованию функций напряжений, позволяющих тождественно удовлетворить уравнениям равновесия классической теории упругости и получить решение в напряжениях. Для получения зависимостей между напряжениями и функциями напряжений используется математический аппарат общей теории относительности. В [8] в терминах комплекснозначных перемещений выписывается система уравнений осесимметричной теории упругости, фундаментальное решение которой является общим представлением поля перемещений в осесимметричном случае, аналогично формулам Колосова – Мусхелишвили в плоской задаче. В [9] приводятся основные уравнения линейной моментной теории упругости. Определяющие соотношения записаны для случая произвольной анизотропии в виде линейных уравнений. Рассматриваются некоторые упрощённые варианты, в частности со стеснённым вращением, и плоская деформация при наличии только сдвиговых напряжений. Работа [10] посвящена анализу краевой задачи с неизвестной областью контакта, описывающей равновесие двумерных упругих тел с тонкой слабо искривлённой перемычкой. В [11] исследуется эволюция волновой картины в разномодульном упругом полупространстве при нестационарном одноосном кусочно-линейном движении его границы в режиме «растяжение – сжатие – останов».

В данной работе используются законы сохранений дифференциальных уравнений упругости. Приведены такие законы, которые позволяют свести нахождение компонент тензора напряжений в точке к контурному интегралу по границе рассматриваемой области. При этом от границы области требуется только кусочная гладкость. Заметим, что раннее некоторые законы сохранения были приведены в работах [12; 13], но они не были использованы для решений каких-либо задач.

ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ

Рассмотрим уравнения, описывающие плоскую упругую деформацию.

Соотношения, связывающие компоненты тензора деформаций и компоненты вектора перемещений в случае малых деформаций, имеют вид

εx=w1x,εy=w2y,εxy=w1y+w2x.                                                (1)

Закон Гука запишется так:

εx=1E(σxνσy),εy=1E(σyνσx),εxy=2(1+ν)Eτ.                                  (2)

Условия совместности деформаций:

2εx2y+2εy2x=2εxyxy.                                                                                 (3)

Подставляя (2) в (3), получаем

2(σxνσy)2y+2(σyνσx)2x=2(1+ν)2τxy.                                            (4)

Уравнения равновесия:

σxx+τy=0,τx+σyy=0.

Отсюда получаем

2σy2y+2σx2x=22τxy.                                                                          (5)

Из (4) и (5) получаем Δ(σx+σy)=0.

Здесь εx,εy,εxy – компоненты тензора деформаций; σx,σy,τ – компоненты тензора напряжений; w1,w2 – компоненты вектора перемещений; E,ν – упругие постоянные.

Система окончательно имеет вид:

σxx+τy=0,τx+σyy=0,    Δ(σx+σy)=0.                                  (6)

Поставим для системы (6) первую краевую задачу:

σxn1+τn2|L=X(x,y),τn1+σyn2|L=Y(x,y).                                            (7)

Здесь n1, n2 – компоненты вектора внешней нормали к кусочно-гладкому контуру, ограничивающему конечную область S

Будем искать решение задачи (6), (7) в виде

σx+σy=pconst, p ≠0.                                                                            (8)

Введем новые переменные:

u=σxp,v=τp,σy'=σyp,f=Xp,g=Yp.                                           (9)

Тогда задача (6), (7) запишется в виде

F1=ux+vy=0,F2=uyvx=0,                                                             (10)

un1+vn2=f,vn1un2=gn2,                                                              (11)

здесь и далее индекс внизу означает производную по данной переменной.

Таким образом, необходимо решить краевую задачу (11) для системы уравнений (10) с помощью законов сохранения.

Законы сохранения системы уравнений (10)

Определение. Законом сохранения для системы уравнений (10) назовем выражение вида

Ax+By=ω1F1+ω2F2,                                                                            (12)

где  – линейные дифференциальные операторы, одновременно не равные нулю тождественно,

A=α1u+β1v+γ1,B=α2u+β2v+γ2,                                                   (13)

α1,β1,γ1,α2,β2,γ2 – некоторые гладкие функции, зависящие только от  x, y

Замечание. Более общее определение закона сохранения, подходящее для произвольных систем уравнений, можно найти в [14; 15].

Из (12) c учетом (13) получаем

αx1u+α1ux+β1xv+β1vx+γ1x+αy2u+α2uy+βy2v+β2vy+γy2=ω1(ux+vy)+ω2(uyvx)=0.  (14)

Из (14) следует

αx1+αy2=0,βx1+βy2=0,α1=ω1,β1=ω2,α2=ω2,β2=ω1,γ1+γ2=0.

Отсюда получаем

α1=β2,α2=β1.                                                                                    (15)

Поэтому

αx1βy1=0,αy1+βx1=0.                                                                             (16)

Из приведённых формул следует, что система уравнений (10) допускает бесконечно много законов сохранения. Далее будут приведены только те, которые позволяют решить поставленную задачу.

Следовательно, сохраняющийся ток имеет вид: A=α1u+β1v+γ1,B=β1u+α1v+γ2.

Из (13) получаем

S(Ax+By)dxdy=LAdy+Bdx=0,                                                   (17)

где S – область, ограниченная кривой L.

Решение задачи (10), (11)

Для нахождения значений u, v внутри области S, необходимо построить решения системы Коши – Римана (16), имеющие особенности в произвольной точке .

Первое из таких решений имеет вид:

α1=xx0(xx0)2+(yy0)2,β1=yy0(xx0)2+(yy0)2,γ1=γ2=0.   (18)

Замечание. Если в уравнения равновесия включить массовые силы, то γ1,γ2 уже не будут равны нулю.

В точке (x0,y0)S функции α1,β1 имеют особенности, поэтому окружим эту точку окружностью ɛ(xx0)2+(yy0)2=ε2.

Тогда из формулы (17) получаем

LAdy+Bdx+εAdy+Bdx=0,                                                          (19)

вычислим второй интеграл в формуле (19). Имеем

Ady+Bdx=ε(u(xx0)(xx0)2+(xx0)2v(yy0)(xx0)2+(xx0)2)dy++u(yy0)(xx0)2+(yy0)2v(xx0)(xx0)2+(yy0)2dx.

Введем новые координаты xx0=εcosφ,yy0=εsinφ, получаем

εAdy+Bdx=02π[(ucosφ+vsinφ)cosφ(usinφ+vcosφ)sinφ]dφ=02πudφ=2πu(x0,y0).    (20)

Последнее равенство получено по теореме о среднем при ε0.

Для окончательного построения решения найдем значения  на границе L. Из формулы (11) получаем

u=fn1gn2+n22,v=fn2+gn1+n1n2.                                             (21)

Подставим (21) в (20) и с учетом (19) получим

2πu(x0,y0)=2πσx(x0,y0)/p==L((fn1gn2+n12)(xx0)(xx0)2+(yy0)2(fn2+gn1n1n2)(yy0)(xx0)2+(yy0)2)dy+(fn1gn2+n12)(yy0)(xx0)2+(yy0)2+(fn2+gn1n1n2)(xx0)(xx0)2+(yy0)2dx.

Второе решение системы уравнений (16) возьмем в виде

α1=yy0(xx0)2+(yy0)2,β1=xx0(xx0)2+(yy0)2,                         (22)

проделав выкладки аналогичные выкладкам, проделанным с решением (18), получаем

2πv(x0,y0)=2πτ(x0,y0)/p==L((fn1gn2+n12)(yy0)(xx0)2+(yy0)2+(fn2+gn1n1n2)(xx0)(xx0)2+(yy0)2)dy+(fn1gn2+n12)(xx0)(xx0)2+(yy0)2+(fn2+gn1n1n2)(yy0)(xx0)2+(yy0)2dx.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В работе предложен новый метод решения первой краевой задачи для уравнений плоской теории упругости в стационарном случае. Этот способ позволяет найти значение компонент тензора напряжений в каждой точке исследуемой области. При этом вычисления напряжений сводятся только к вычислению контурных интегралов по границам области.

×

作者简介

Olga Pashkovskaya

Reshetnev Siberian State University of Science and Technology

编辑信件的主要联系方式.
Email: pashkovskaya@sibsau.ru
ORCID iD: 0009-0003-2529-4105

Cand. Sс., associate Professor, Reshetnev

俄罗斯联邦, 31, Krasnoyarskii rabochii prospekt, Krasnoyarsk, 660037

Sergei Lukyanov

Reshetnev Siberian State University of Science and Technology

Email: lukyanovsv@sibsau.ru

postgraduate student

俄罗斯联邦, 31, Krasnoyarskii rabochii prospekt, Krasnoyarsk, 660037

参考

  1. Muskhelishvili N. I. Nekotorye osnovnye zadachi matematicheskoy teorii uprugosti [Some basic problems of the mathematical theory of elasticity]. Moscow, Nauka Publ., 1966, 708 p.
  2. Vasil'ev V. V. [Theory of thin elastic plates – history and current state of the problem]. Izv. RAN. MTT. 2024, No. 2, P. 3–39 (In Russ.).
  3. Kaptsov A. V., Shifrin E. I. [Plane problem of elasticity theory on identification of nodal points of a quadrature inclusion]. Izv. RAN. MTT. 2023, No. 6, P. 47–68 (In Russ.).
  4. Rasulova N. B., Makhmudzade T. M. [Solution of the dynamic Lame problem]. Izv. RAN. MTT. 2023, No 5, P. 131–137 (In Russ.).
  5. Il'yashenko A. V. [Fundamental solutions of the equations of the theory of oscillations for anisotropic elastic media]. Izv. RAN. MTT. 2023, No. 5, P. 138–146 (In Russ.).
  6. Kaloerov S. A., Glushankov E. S., Mironenko A. B. [Solution of elasticity theory problems for multiply connected half-planes and strips]. Izv. RAN. MTT. 2023, No. 4, P. 23–37 (In Russ.).
  7. Vasil'ev V. V., Fedorov L. V. [Stress functions in elasticity theory]. Izv. RAN. MTT. 2022, No. 4, P. 103–113 (In Russ.).
  8. Georgievskiy D. V., Stetsenko N. S. [Aleksandrovich's Complex Representation of Solutions in Displacements in Three-Dimensional Elasticity Theory]. Izv. RAN. MTT. 2022, No. 3, P. 8–15 (In Russ.).
  9. Annin B. D., Ostrosablin N. I., Ugryumov R. I. [Constitutive equations of anisotropic linear moment theory of elasticity and a two-dimensional pure shear problem with constrained rotation]. Sibirskiy zhurnal industrial'noy matematiki. 2023, Vol. 26, No. 1(93), P. 5–19 (In Russ.).
  10. Khludnev A. M. [On the equilibrium of elastic bodies with a slightly curved bridge]. Sibirskiy zhurnal industrial'noy matematiki. 2023, Vol. 26, No. 3(95), P. 154–168 (In Russ.).
  11. Dudko O. V., Lapteva A. A., Ragozina V. E. [Interaction of plane deformation waves in a multimodular elastic half-space at the stage of forced stopping of its boundary after uniaxial tension-compression]. 2023, Vol. 26, No. 4(96), P. 32–48 (In Russ.).
  12. Olver P. Conservation laws in elasticity. I General result. Arch. Rat, Mech Anal. 1984, No. 85, P. 111–129 (In Engl.).
  13. Senashov S. I., Filyushina E. V. [Conservation laws of plane elasticity theory]. Vestnik SibGAU. 2014, Vol. 1 (53), P. 79–81 (In Russ.).
  14. Vinogradov A. M. Local symmetries and conservation laws. Acta Appl. Math. 1984, No. 6, P. 56–64.
  15. Senashov S. I., Vinogradov A. M. Symmetries and Conservation Laws of 2-Dimensional Ideal Plasticity. Proc. of Edinb. Math. Soc. 1988, No. 31, P. 415–439.

补充文件

附件文件
动作
1. JATS XML

版权所有 © Pashkovskaya O.V., Lukyanov S.V., 2025

Creative Commons License
此作品已接受知识共享署名 4.0国际许可协议的许可