Теория балок Эйлера - Бернулли

редактировать
Эту вибрирующую стеклянную балку можно смоделировать как консольную балку с ускорением, переменной линейной плотностью, переменным модулем сечения и т. Д. диссипации, упругой нагрузки на конце и, возможно, точечной массы на свободном конце.

теория пучка Эйлера - Бернулли (также известная как теория пучка инженера или классическая теория пучка ) представляет собой упрощение линейной теории упругости, которая обеспечивает средства характеристики несущей способности и прогиба балок. Он охватывает случай небольших прогибов балки , которые подвергаются только боковым нагрузкам. Таким образом, это частный случай теории пучка Тимошенко. Впервые он был провозглашен около 1750 года, но не применял в больших масштабах до разработки Эйфелевой башни и обозрения в конце 19 века. После этих успешных демонстраций она быстро стала краеугольным камнем инженерной мысли и способствовала Вторая промышленная революция.

Были разработаны дополнительные математические модели, такие как теория пластин, но простота теории пучка делает его важным инструментом в науке, особенно в структурном и машиностроении.

Содержание
  • 1 История
  • 2 Уравнение статического пучка
    • 2.1 Вывод уравнение изгиба
  • 3 Уравнение динамической балки
    • 3.1 Свободная вибрация
      • 3.1.1 Пример: консольная балка
      • 3.1.2 Пример: неподдерживаемая (свободная) балка
  • 4 Напряжение
    • 4.1 Простой или симметричный изгиб
    • 4.2 Максимальные напряжение в поперечном с
    • 4.3 Деформация в балке Эйлера - Бернулли
    • 4.4 Связь между кривизной и прогибом балки
    • 4.5 Соотношение напряжения и деформации
  • 5 Граничные соображения
  • 6 Рекомендации по нагружению
  • 7 Примеры
    • 7.1 Трехточечный изгиб
    • 7.2 Консольные балки
    • 7.3 Статически неопределимые балки
  • 8 Удлинения
    • 8.1 Большие прогибы
  • 9 См. также
  • 10 Примечания
  • 11 Ссылки
  • 12 Внешние ссылки
История
Схема поперечного сечения изогнутой балки показывает нейтральную ось.

Преобладает консенсус, что Галилео Галилей сделал первые эксперименты теорию лучей, но недавние исследования утверждают, что Леонардо да Винчи был первым, кто сделал важные наблюдения. Да Винчи не хватало закона Гука и исчисления, чтобы завершить теорию, тогда как Галилео сдерживалось неверным предположением, которое он сделал.

Луч Бернулли назван в честь Якоб Бернулли, совершивший важные открытия. Леонард Эйлер и Даниэль Бернулли были первыми, кто сформулировал полезную теорию около 1750 года. В то время наука и инженерия рассматривались как очень разные области, и были сомнения, что математическому продукту академических кругов можно доверять для практических приложений безопасности. Мосты и здания продолжали проектироваться по прецеденту до конца 19 века, когда Эйфелева башня и колесо обозрения подтвердили обоснованность теории в больших масштабах.

Уравнение статической балки

Уравнение Эйлера - Бернулли изображение связи между прогибом балки и приложенной нагрузкой:

d 2 dx 2 (EI d 2 wdx 2) = q {\ displaystyle {\ frac {\ mathrm {d} ^ {2}} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} \ left (EI {\ frac {\ mathrm {d} ^ {2} w} { \ mathrm {d} x ^ {2}}} \ right) = q \,}{\ frac {{\ mathrm {d}} ^ {2}} {{\ mathrm {d}} x ^ {2}}} \ left (EI {\ frac {{\ mathrm {d}} ^ {2} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {2}}} \ right) = q \,

Кривая w (x) {\ displaystyle w (x)}w (x) указанное отклонение луча в направлении z {\ displaystyle z}z в некоторой позиции x {\ displaystyle x}x(напомним, что луч моделируется как одномерный объект). q {\ displaystyle q}q - распределенная нагрузка, другими словами, сила на единицу длины (аналогично давлению - сила на площади); это может быть функция x {\ displaystyle x}x, w {\ displaystyle w}w или других чисел. E {\ displaystyle E}E - модуль упругости, а I {\ displaystyle I}I - второй момент площади поперечного сечения балки. I {\ displaystyle I}I должен быть рассчитан относительно, которая проходит через центр тяжести поперечного сечения и перпендикулярна приложенной нагрузке. Явно, для балки, ось которой ориентирована вдоль x нагрузкой вдоль z, поперечное сечение балки находится во второй плоскости yz, и соответствующий момент площади равен

I = ∬ z 2 dydz, {\ displaystyle I = \ iint z ^ {2} \; dy \; dz,}I = \ iint z ^ {2} \; dy \; dz,

где условно, что находится центр тяжести поперечного сечения в точке y = z = 0.

Высокое произведение EI {\ displaystyle EI}EI(известная как изгибная жесткость ) является константой, так что

EI d 4 wdx 4 = q (x). {\ displaystyle EI {\ frac {\ mathrm {d} ^ {4} w} {\ mathrm {d} x ^ {4}}} = q (x). \,}EI {\ frac {{\ mathrm {d}} ^ {4} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {4} }} = q (x). \,

Это уравнение, описывающее прогиб однородной статической балки широко применяемой инженерной практики. Табличные выражения для отклонения w {\ displaystyle w}w для распространенных конфигураций балок можно найти в технических руководствах. Для более сложных прогибов может быть определен метод решения уравнения Эйлера - Бернулли с использованием таких методов, как «прямое интегрирование », «метод Маколея », «метод площади моментов., «метод сопряженной балки », «принцип работы », «метод Кастильяно », «метод гибкости », " методения отклонения уклона "," метод распределения момента "или" метод прямой жесткости ".

Здесь используются условные обозначения, поскольку в литературе можно найти различные условные обозначения. В этой статье используется правосторонняя система координат , как показано на рисунке Изгиб балки Эйлера-Бернулли... Времен ez × ex = ey {\ displaystyle \ mathbf {e_ {z}} \ times \ mathbf {e_ {x}} = \ mathbf {e_ {y}}}{\ mathbf {e_ {z}}} \ times {\ mathbf {e_ {x}}} = {\ mathbf {e_ {y}}} где ex {\ displaystyle \ mathbf {e_ {x}}}{\ mathbf {e_ {x}}} , ey {\ displaystyle \ mathbf {e_ {y}}}{\ mathbf {e_ {y}}} и ez {\ displaystyle \ mathbf {e_ {z}}}{\ mathbf {e_ {z}}} единица vect или в направлении осей x, y и z соответственно, направление оси y находится на рисунке Силы, действующие в положительных направлениях x {\ displaystyle x}xи z {\ displaystyle z}z , считается положительным. Знак изгибающего момента M {\ displaystyle M}Mположительный, когда вектор крутящего момента, связанный с изгибающим моментом на правой стороне секции, находится в положительном направлении y (т. Е. Так, положительное значение M {\ displaystyle M}Mприводит к сжимающему напряжению в нижних волокнах). При таком подходе к выбору о знаках изгибающего момента, чтобы иметь d M = Q dx {\ displaystyle dM = Qdx}dM = Qdx , необходимо, чтобы сила сдвига Q {\ displaystyle Q}Q , действующий с правой стороны, должен быть положительным в направлении z, чтобы достичь статического равновесия моментов. Чтобы иметь силовое равновесие с d Q = qdx {\ displaystyle dQ = qdx}dQ = qdx , интенсивность нагрузки q {\ displaystyle q}q должна быть положительной в отрицательном направлении z. В дополнение к этому соглашению о знаках для скалярных величин мы также используем векторы, в которых проясняются с единичными векторами, ex {\ displaystyle \ mathbf {e_ {x}}}{\ mathbf {e_ {x}}} , ey {\ displaystyle \ mathbf {e_ {y}}}{\ mathbf {e_ {y}}} и ez {\ displaystyle \ mathbf {e_ {z}}}{\ mathbf {e_ {z}}} .

Последовательные производные отклонения w {\ displaystyle w}w имеют физические значения: dw / dx {\ displaystyle dw / dx}dw / dx - наклон балки,

M = - EI d 2 wdx 2 {\ displaystyle M = -EI {\ frac {d ^ {2} w} {dx ^ {2}}}}M = -EI {\ frac {d ^ {2} w} {dx ^ {2}}}

- изгибающий момент в балке, а

Q = - ddx (EI d 2 wdx 2) {\ displaystyle Q = - {\ frac {d} {dx}} \ left (EI {\ frac {d ^ {2} w} {dx ^ {2}}} \ right)}Q = - {\ frac {d} {dx}} \ влево (EI {\ frac {d ^ {2} w} {dx ^ {2}}} \ right)

- поперечная сила в балке.

Изгиб балки Эйлера - Бернулли. Каждое поперечное сечение балки находится под углом 90 градусов к нейтральной оси.

Напряжения в балке можно рассчитать по приведенным выше характеристикам после определения прогиба из-за заданной нагрузки.

Вывод уравнения изгиба

Ввиду фундаментальной важности уравнения изгибающего момента в инженерии, мы предоставим краткий вывод. Переходим на полярные координаты. Длина нейтральной оси на рисунке составляет ρ d θ. {\ displaystyle \ rho d \ theta.}{\ displaystyle \ rho d \ theta.} Длина радиальных волокон расстояниями z {\ displaystyle z}z ниже нейтральной оси составляет (ρ + z) d θ. {\ displaystyle (\ rho +) d \ theta.}{\ displaystyle (\ rho + z) d \ theta.} Следовательно, деформация этого волокна составляет

(ρ + z - ρ) d θ ρ d θ = z ρ. {\ displaystyle {\ frac {\ left (\ rho + z- \ rho \ right) \ d \ theta} {\ rho \ d \ theta}} = {\ frac {z} {\ rho}}.}{\ displaystyle {\ frac {\ left (\ rho + z- \ rho \ right) \ d \ theta} {\ rho \ d \ theta}} = {\ frac {z} {\ rho}}.}

Напряжение этого волокна составляет E z ρ {\ displaystyle E {\ tfrac {z} {\ rho}}}{\ displaystyle E {\ tfrac { z} {\ rho}}} , где E {\ displaystyle E}E - модуль упругости в соответствии с законом Гука. Вектор дифференциальной силы, d F, {\ displaystyle d \ mathbf {F},}{\ displaystyle d \ mathbf {F},} , возникает в результате этого напряжения, определяется выражением

d F = E z ρ d A e x. {\ displaystyle d \ mathbf {F} = E {\ frac {z} {\ rho}} dA \ mathbf {e_ {x}}.}{\ displaystyle d \ mathbf {F} = E {\ frac {z} {\ rho}} dA \ mathbf {e_ {x}}.}

Это вектор дифференциальной силы, действующий на правую часть разрез, показанный на рисунке. Мы знаем, что он находится в направлении e x {\ displaystyle \ mathbf {e_ {x}}}{\ mathbf {e_ {x}}} , поскольку на рисунке ясно видно, что волокна в нижней половине находятся в напряжении. d A {\ displaystyle dA}dA - дифференциальный элемент площади в месте соединения волокон. Вектор дифференциального изгибающего момента, d M {\ displaystyle d \ mathbf {M}}{\ displaystyle d \ mathbf {M}} , связанный с d F {\ displaystyle d \ mathbf {F}}{\ displaystyle d \ mathbf {F}} определяется как

d M = - zez × d F = - ey E z 2 ρ d A. {\ displaystyle d \ mathbf {M} = -z \ mathbf {e_ {z}} \ times d \ mathbf {F } = - \ mathbf {e_ {y}} E {\ frac {z ^ {2}} {\ rho}} dA.}{\ displaystyle d \ mathbf {M} = -z \ mathb f {e_ {z}} \ times d \ mathbf {F} = - \ mathbf {e_ {y}} E {\ frac {z ^ {2}} {\ rho}} dA.}

Это выражение действительно для волокон в нижней части балки. Выражение для внутренней верхней половины балки будет аналогичным, за исключением того, что вектор плеча момента будет в положительном направлении z, а сила будет в направлении -x, поскольку верхние волокна находятся в состоянии сжатия. Но результирующий вектор изгибающего момента по-прежнему будет в направлении-по-направлению, поскольку e z × - e x = - e y. {\ displaystyle \ mathbf {e_ {z}} \ times - \ mathbf {e_ {x}} = - \ mathbf {e_ {y}}.}{\ displaystyle \ mathbf {e_ {z}} \ times - \ mathbf {e_ {x}} = - \ mathbf {e_ {y}}.} Следовательно, мы интегрируем по всему сечению балки и получаем для M {\ displaystyle \ mathbf {M}}\ mathbf {M} вектор изгибающего момента, действующий на правое поперечное сечение балки, выражение

M = ∫ d M = - ey E ρ ∫ Z 2 d A = - ey EI ρ, {\ displaystyle \ mathbf {M} = \ int d \ mathbf {M} = - \ mathbf {e_ {y}} {\ frac {E} {\ rho}} \ int {z ^ { 2}} \ dA = - \ mathbf {e_ {y}} {\ frac {EI} {\ rho}},}{\ displaystyle \ mathbf {M} = \ int d \ mathbf {M} = - \ mathbf {e_ {y}} {\ frac {E} {\ rho}} \ int {z ^ { 2}} \ dA = - \ mathbf {e_ {y}} {\ frac {EI} {\ rho}},}

где I {\ displaystyle I}I - это второй момент области. Из расчетов мы знаем, что когда dwdx {\ displaystyle {\ tfrac {dw} {dx}}}{\ displaystyle {\ tfrac {dw} {dx}}} мало, как для балки Эйлера - Бернулли, 1 ρ = d 2 wdx 2 {\ displaystyle {\ tfrac {1} {\ rho}} = {\ tfrac {d ^ {2} w} {dx ^ {2}}}}{\ displaystyle {\ tfrac {1} {\ rho}} = {\ tfrac {d ^ { 2} w} {dx ^ {2}}}} (ρ {\ displaystyle \ rho}\ rho - радиус кривизны ). Следовательно,

M = - ey EI d 2 wdx 2. {\ displaystyle \ mathbf {M} = - \ mathbf {e_ {y}} EI {d ^ {2} w \ over dx ^ {2}}. }{\ displaystyle \ mathbf {M} = - \ mathbf {e_ {y}} EI {d ^ {2} w \ over dx ^ {2}}.}

Это векторное уравнение можно разделить на единичный вектор изгиба определения (M ориентировано как ey), а в уравнении изгиба:

M = - EI d 2 wdx 2. {\ displaystyle M = -EI {d ^ {2 } w \ over dx ^ {2}}.}{\ displaystyle M = -EI {d ^ {2} w \ over dx ^ {2}}.}
Уравнение динамической балки
Метод конечных элементов модель колебаний широкополой балки (Двутавровая балка ).

Уравнение динамической балки - это уравнение Эйлера - Лагранжа для следующего действия

S = ∫ t 1 t 2 ∫ 0 L [1 2 μ (∂ w ∂ t) 2-1 2 EI (∂ 2 вес ∂ Икс 2) 2 + q (x) вес (х, т)] dxdt. {\ displaystyle S = \ int _ {t_ {1}} ^ {t_ {2}} \ int _ {0} ^ {L} \ left [{\ frac {1} { 2}} \ mu \ left ({\ frac {\ partial w} {\ partial t}} \ right) ^ {2} - {\ frac {1} {2}} EI \ left ({\ frac {\ partial ^ {2} w} {\ partial x ^ {2}}} \ right) ^ {2} + q (x) w (x, t) \ right] dxdt.}{\ displaystyle S = \ int _ {t_ {1}} ^ {t_ {2}} \ int _ {0} ^ {L} \ left [{\ frac {1} {2}} \ mu \ left ({\ frac {\ partial w} {\ partial t}} \ right) ^ {2} - {\ frac {1} {2}} EI \ left ({\ frac {\ partial ^ {2} w} {\ partial x ^ {2}}} \ right) ^ {2} + q (x) w (x, t) \ right] dxdt.}

Первый член представляет кинетическую энергию ию, где μ {\ displaystyle \ mu}\ mu - масса на единицу длины; второй член представляет собой потенциальную энергию ю от внутренних сил (если рассматривать с отрицательным знаком), а третий член представляет собой потенциальную мощность от внешней нагрузки q (x) {\ displaystyle q (x)}q (x) . Уравнение Эйлера - Лагранжа используется для определения функций, которая минимизирует функционал S {\ displaystyle S}S . Для динамической балки Эйлера - Бернулли уравнение Эйлера - Лагранжа имеет вид

∂ 2 ∂ x 2 (EI ∂ 2 w ∂ x 2) = - μ ∂ 2 w ∂ t 2 + q (x) {\ displaystyle {\ cfrac { \ partial ^ {2}} {\ partial x ^ {2}}} \ left (EI {\ cfrac {\ partial ^ {2} w} {\ partial x ^ {2}}} \ right) = - \ mu {\ cfrac {\ partial ^ {2} w} {\ partial t ^ {2}}} + q (x)}{\ cfrac {\ partial ^ {2}} {\ partial x ^ {2}}} \ left (EI {\ cfrac {\ partial ^ {2} w} {\ partial x ^ {2}}} \ справа) = - \ mu {\ cfrac {\ partial ^ {2} w} {\ partial t ^ {2}}} + q (x)

Если луч однороден, E {\ displaystyle E}E и I {\ displaystyle I}I не зависит от x {\ displaystyle x}x, уравнение пучка проще:

EI ∂ 4 w ∂ x 4 = - μ ∂ 2 w ∂ t 2 + q. {\ Displaystyle EI {\ cfrac {\ partial ^ {4} w} {\ partial x ^ {4}}} = - \ mu {\ cfrac {\ partial ^ {2} w} {\ partial t ^ {2} }} + q \,.}EI {\ cfrac {\ partial ^ {4} w} {\ partial x ^ {4}}} = - \ му {\ cfrac {\ partial ^ {2} w} {\ partial t ^ {2}}} + q \,.

Свободная вибрация

В отсутствие поперечной нагрузки, q {\ displaystyle q}q , мы имеем свободную уравнение вибрации . Это уравнение можно решить, используя разложение Фурье с размером гармонических колебаний

w (x, t) = Re [w ^ (x) e - i ω t] {\ displaystyle w (x, t) = {\ text { Re}} [{\ hat {w}} (x) ~ e ^ {- i \ omega t}]}w (x, t) = {\ text {Re}} [{\ hat {w}} (x) ~ e ^ { {- я \ omega t}}]

где ω {\ displaystyle \ omega}\ omega - частота вибрации. Затем для каждого значения частоты мы можем решить обыкновенное дифференциальное уравнение

EI d 4 w ^ dx 4 - μ ω 2 w ^ = 0. {\ displaystyle EI ~ {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {4} {\ hat {w}}} {\ mathrm {d} x ^ {4}}} - \ mu \ omega ^ {2} {\ hat {w}} = 0 \,.}EI ~ {\ cfrac {{\ mathrm {d}} ^ {4} {\ hat {w}}} {{\ mathrm {d}} x ^ {4}}} - \ mu \ omega ^ {2} {\ hat {w}} = 0 \,.

Общее решение вышеуказанного уравнения:

w ^ = A 1 ch (β x) + A 2 sinh ⁡ (β x) + A 3 cos ⁡ (β Икс) + A 4 грех ⁡ (β Икс) с β: = (μ ω 2 EI) 1 / 4 {\ Displaystyle {\ Hat {w}} = A_ {1} \ cosh (\ beta x) + A_ {2} \ sinh (\ beta x) + A_ {3} \ cos (\ beta x) + A_ {4} \ sin (\ beta x) \ quad {\ text {with}} \ quad \ beta: = \ left ({\ frac {\ mu \ omega ^ {2}} {EI}} \ right) ^ { 1/4}}{\ шляпа {w}} = A_ {1} \ cosh (\ beta x) + A_ {2} \ sinh (\ beta x) + A_ {3} \ cos (\ beta x) + A_ {4} \ sin (\ bet ax) \ quad {\ text {with}} \ quad \ beta: = \ left ({\ frac {\ mu \ omega ^ {2}} {EI}} \ right) ^ {{1/4}}

где A 1, A 2, A 3, A 4 {\ displaystyle A_ {1}, A_ {2}, A_ {3}, A_ {4}}A_1, A_2, A_3, A_4 - константы. Эти константы уникальны для данного набора граничных условий. Однако решение для смещения не однозначно и зависит от частоты. Эти решения обычно записываются как

w ^ n = A 1 ch (β nx) + A 2 sinh ⁡ (β nx) + A 3 cos ⁡ (β nx) + A 4 sin ⁡ (β nx) с β n: = (μ ω n 2 EI) 1/4. {\ displaystyle {\ hat {w}} _ {n} = A_ {1} \ cosh (\ beta _ {n} x) + A_ {2} \ sinh (\ beta _ {n} x) + A_ {3 } \ cos (\ beta _ {n} x) + A_ {4} \ sin (\ beta _ {n} x) \ quad {\ text {with}} \ quad \ beta _ {n}: = \ left ( {\ frac {\ mu \ omega _ {n} ^ {2}} {EI}} \ right) ^ {1/4} \,.}{\ hat {w}} _ {n} = A_ {1} \ ch (\ beta _ {n} x) + A_ {2} \ sinh (\ beta _ {n} x) + A_ {3 } \ cos (\ beta _ {n} x) + A_ {4} \ sin (\ beta _ {n} x) \ quad {\ text {with}} \ quad \ beta _ {n}: = \ left ( {\ frac {\ mu \ omega _ {n} ^ {2}} {EI}} \ right) ^ {{1/4}} \,.

Величины ω n {\ displaystyle \ omega _ { n}}\ omega _ {n} называются собственными частотами луча. Каждое из решений смещения называется модой, форма кривой с ущербом называется моды .

Пример: консольная балка

Формы мод для первых четырех мод вибрации консольная балка.

Граничные условия для консольной балки длиной L {\ displaystyle L}L (фиксировано на x = 0 {\ displaystyle x = 0}x = 0 ) равны

вес ^ N = 0, dw ^ ndx = 0 при x = 0 d 2 w ^ ndx 2 = 0, d 3 w ^ ndx 3 = 0 при x = L. {\ displaystyle {\ begin {align} {\ hat {w}} _ {n} = 0 ~, ~~ {\ frac {d {\ hat {w}} _ {n}} {dx}} = 0 \ quad {\ text {at}} ~~ x = 0 \\ {\ frac {d ^ {2} {\ hat {w}} _ {n}} {dx ^ {2}}} = 0 ~, ~~ {\ frac {d ^ {3} { \ hat {w}} _ {n}} {dx ^ {3}}} = 0 \ quad {\ text {at}} ~~ x = L \,. \ end {align}}}{\ begin {выровнено} {\ hat {w}} _ {n} = 0 ~, ~~ {\ frac {d {\ hat { w}} _ {n}} {dx}} = 0 \ quad {\ text {at}} ~~ x = 0 \\ {\ frac {d ^ {2} {\ hat {w}} _ {n }} {dx ^ {2}}} = 0 ~, ~~ {\ frac {d ^ {3} {\ hat {w}} _ {n}} {dx ^ {3}}} = 0 \ quad { \ text {at}} ~~ x = L \,. \ end {align}}

Если применимы эти условия, нетривиальные решения будут найдены, только если ch ⁡ (β n L) cos ⁡ (β n L) + 1 = 0. {\ displaystyle \ cosh (\ beta _ {n} L) \, \ cos (\ beta _ {n} L) + 1 = 0 \,.}\ cosh (\ beta _ {n} L) \, \ cos (\ beta _ {n} L) + 1 = 0 \,. Это нелинейное уравнение можно решить численно. Первые несколько корней: β 1 L / π = 0,59686..., β 2 L / π = 1,49418..., β 3 L / π = 2,50025..., β 4 L / π = 3,49999...,...

Соответствующие собственные колебания колебаний равны

ω 1 = β 1 2 EI μ = 3,5161 L 2 EI μ,… {\ displaystyle \ omega _ {1} = \ beta _ {1} ^ {2} {\ sqrt {\ frac {EI} {\ mu}}} = {\ frac {3.5161} {L ^ {2}}} {\ sqrt {\ frac {EI} {\ mu}}} ~, ~~ \ dots}{\ displaystyle \ omega _ {1} = \ beta _ {1} ^ {2} {\ sqrt {\ frac {EI} {\ mu}}} = {\ frac {3.5161} {L ^ {2}}} {\ sqrt {\ frac {EI} {\ mu}}} ~, ~~ \ dots}

Граничные условия также могут быть для определения форм форм из решения для ущерба:

w ^ n = A 1 [(ch ⁡ β nx - cos ⁡ β nx) + cos ⁡ β n L + cosh ⁡ β n L sin ⁡ β n L + sinh ⁡ β n L (sin ⁡ β nx - зп ⁡ β nx)] {\ displaystyle {\ hat {w}} _ {n} = A_ {1} {\ Bigl [} (\ cosh \ beta _ {n} x- \ cos \ beta _ {n} x) + {\ frac {\ cos \ beta _ {n} L + \ cosh \ beta _ {n} L} {\ sin \ beta _ {n} L + \ sinh \ beta _ {n} L }} (\ sin \ beta _ {n} x- \ sinh \ beta _ {n} x) {\ Bigr]}}{\ displaystyle {\ hat {w}} _ {n} = A_ { 1} {\ Bigl [} (\ cosh \ beta _ {n} x- \ cos \ beta _ {n} x) + {\ frac {\ cos \ beta _ {n} L + \ cosh \ beta _ {n } L} {\ sin \ beta _ {n} L + \ sinh \ beta _ {n} L}} (\ sin \ beta _ {n} x- \ sinh \ beta _ {n} x) {\ Bigr] }}

Неизвестная константа (на самом деле константы, так как для каждого n { \ дисплей style n}n ), A 1 {\ displaystyle A_ {1}}A_ {1} , что в целом является сложным, начальными условиями в t = 0 {\ displaystyle t = 0}t = 0 по скорости и с ущербом луча. Обычно при построении форм колебаний используется значение A 1 = 1 {\ displaystyle A_ {1} = 1}A_ {1} = 1 . Решения принудительного без демпфирования неограниченного ущерба, когда частота возбуждения совпадает с собственным сопротивлением ω n {\ displaystyle \ omega _ {n}}\ omega _ {n} , т.е. луч может резонировать . Таким образом, собственные частоты луча соответствуют частотам, которые могут возникнуть резонанс .

Пример: безопорная (свободная) балка

Первые четыре режима колеблющейся свободно-свободной балки Эйлера-Бернулли.

Свободно-свободная балка - это балка без каких-либо опор. Граничные условия для свободной балки длиной L, простирающейся образом от x = 0 до x = L, задаются следующим образом:

d 2 w ^ ndx 2 = 0, d 3 w ^ ndx 3 = 0 при x = 0 и L. {\ displaystyle {\ frac {d ^ {2} {\ hat {w}} _ {n}} {dx ^ {2}}} = 0 ~, ~~ {\ frac {d ^ {3} {\ hat {w}} _ {n}} {dx ^ {3}}} = 0 \ quad {\ text {at}} ~~ x = 0 \, {\ text {and}} \, L \,.}{\ displaystyle {\ frac {d ^ {2} {\ hat {w}} _ {n}} {dx ^ {2}}} = 0 ~, ~~ {\ frac {d ^ {3} {\ hat {w}} _ {n}} {dx ^ {3}}} = 0 \ quad {\ text {at}} ~~ x = 0 \, {\ text {and}} \, L \,.}

Если мы применяем эти условия, обнаруживается, что нетривиальные решения существуют, только если ch ⁡ (β n L) cos ⁡ (β n L) - 1 = 0. {\ displaystyle \ cosh (\ beta _ {n } L) \, \ cos (\ beta _ {n} L) -1 = 0 \,.}{\ displaystyle \ cosh (\ beta _ {n} L) \, \ cos (\ beta _ {n} L) -1 = 0 \,.}

Это нелинейное уравнение можно решить численно. Первые несколько корней: β 1 L / π = 1,50562..., β 2 L / π = 2,49975..., β 3 L / π = 3,50001..., β 4 L / π = 4,50000...

Соответствующие собственные частоты колебаний:

ω 1 = β 1 2 EI μ = 22,3733 L 2 EI μ,… {\ displaystyle \ omega _ {1} = \ beta _ {1} ^ {2} {\ sqrt {\ frac {EI} {\ mu}}} = {\ frac {22.3733} {L ^ {2}}} {\ sqrt {\ frac {EI} {\ mu}}} ~, ~~ \ dots}{\ displaystyle \ omega _ {1} = \ beta _ {1} ^ {2} {\ sqrt {\ frac {EI} {\ mu}}} = {\ frac { 22.3733} {L ^ {2}}} {\ sqrt {\ frac {EI} {\ mu}}} ~, ~~ \ dots}

Граничные условия также могут быть решения для форм принятия решений с ущербом:

w ^ n = A 1 [(cos ⁡ β nx + ch ⁡ β nx) - cos ⁡ β n L - cosh ⁡ β n L sin ⁡ β n L - sinh ⁡ β n L (sin ⁡ β nx + зп ⁡ β nx)] {\ displaystyle {\ hat {w}} _ {n} = A_ {1} {\ Bigl [} (\ соз \ beta _ {n} x + \ cosh \ beta _ {n} x) - {\ frac {\ cos \ beta _ {n} L- \ cosh \ beta _ {n} L} {\ sin \ beta _ {n} L- \ sinh \ beta _ {n} L}} (\ sin \ beta _ {n} x + \ sinh \ beta _ {n} x) {\ Bigr]}}{\ displaystyle {\ hat {w}} _ {n} = A_ {1} {\ Bigl [} (\ cos \ beta _ {n} x + \ cosh \ beta _ {n} x) - {\ frac {\ cos \ beta _ {n} L- \ cosh \ beta _ {n} L} {\ sin \ beta _ {n} L- \ sinh \ beta _ {n} L}} (\ sin \ beta _ {n} x + \ sinh \ beta _ {n} x) {\ Bigr]}}

Как и в случае с консольной балкой, неизвестные константы определения началь ными условиями при t = 0 {\ displaystyle t = 0}t = 0 на ве расположение и с ущерб балки. Кроме того, решения проблемы принудительного воздействия без демпфирования имеют неограниченные ограничения, когда частота возбуждения соответствует собственной частоте ω n {\ displaystyle \ omega _ {n}}\ omega _ {n} .

Напряжение

Помимо отклонения, уравнение балки равенства сила и моменты и, таким образом, может сообщить для описания напряжений. По этой уравнение балки Эйлера - Бернулли широко используется в инженерии, особенно в гражданском и механическом, для прочности (а также прогиба) балок при изгибе.

И изгибающий момент, и поперечная сила вызывают напряжение в балке. Напряжение из-за поперечной силы максимально вдоль нейтральной оси балки (когда ширина балки t постоянна вдоль поперечного сечения балки; сила интеграла, включающая первый момент и ширину балки, необходимо оценить для конкретного поперечного сечения), а максимальное растягивающее напряжение на верхнюю или нижнюю поверхность. Таким образом, максимальное главное напряжение в балке может быть не на поверхности или в центре, а в некоторой общей области. Смещение напряжения сдвига пренебрежимо малы по сравнению с напряжением изгибающего момента во всех балках, кроме самых плотных, а также тот факт, что концентрация напряжений обычно возникает на поверхностях, а это означает, что максимальное напряжение в балке, вероятно, будет быть на поверхности.

Простой или симметричный изгиб

Элемент изогнутой балки: волокна образуют концентрические дуги, верхние волокна сжимаются, нижние волокна растягиваются.

Для поперечных сечений балки, симметрично относительно перпендикулярной плоскости относительно нейтральной плоскости, можно показать, что растягивающее напряжение, испытываемое балкой, может быть выражено как:

σ = M z I = - z E d 2 wdx 2. {\ displaystyle \ sigma = {\ frac {Mz} {I}} = - zE ~ {\ frac {\ mathrm {d} ^ {2} w} {\ mathrm {d} x ^ {2}}}. \,}\ sigma = {\ frac {Mz} {I}} = - zE ~ {\ frac {{\ mathrm {d}} ^ {2} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {2}}}. \,

Здесь z {\ displaystyle z}z - расстояние от нейтральной оси до интересующей точки; и M {\ displaystyle M}M- изгибающий момент. Обратите внимание, что это уравнение подразумевает, что чистый изгиб (с положительным знаком) вызовет нулевое напряжение на нейтральной оси, положительное (растягивающее) напряжение на «вершине» балки и отрицательное (сжимающее) напряжение на низки; а также подразумевает, что максимальное напряжение будет на верхней поверхности, а минимальное - на нижней. Это напряжение изгиба может быть наложено на приложенные в осевом направлении напряжения, что вызовет смещение нейтральной (нулевое) оси.

Максимальные напряжения в поперечном сечении

Величины, используемые при изменении модуля упругости поперечного сечения балки.

Максимальное растягивающее напряжение в поперечном сечении находится в точке z = c 1 {\ displaystyle z = c_ {1}}z = c_ {1} и максимальное напряжение находится в точке z = - c 2 {\ displaystyle z = -c_ {2}}z = -c_ {2} , где высота поперечного сечения равна h = c 1 + c 2 {\ displaystyle h = c_ {1} + c_ {2}}h = c_ {1} + c_ {2} . Эти напряжения равны

σ 1 = M c 1 I = M S 1; σ 2 знак равно - M c 2 I = - MS 2 {\ Displaystyle \ sigma _ {1} = {\ cfrac {Mc_ {1}} {I}} = {\ cfrac {M} {S_ {1}}} ~; ~~ \ sigma _ {2} = - {\ cfrac {Mc_ {2}} {I}} = - {\ cfrac {M} {S_ {2}}}}\ sigma _ {1} = {\ cfrac {Mc_ {1}} {I}} = {\ cfrac {M} {S_ {1}}} ~; ~~ \ sigma _ {2} = - {\ cfrac {Mc_ {2}} {I}} = - {\ cfrac {M} {S_ {2}}}

Величины S 1, S 2 {\ displaystyle S_ {1}, S_ {2}}S_ {1}, S_ {2} являются модулями раздела и рассматриваются как

S 1 = I c 1; S 2 = я с 2 {\ displaystyle S_ {1} = {\ cfrac {I} {c_ {1}}} ~; ~~ S_ {2} = {\ cfrac {I} {c_ {2}}}}S_ {1} = {\ cfrac {I} {c_ {1}}} ~; ~~ S_ {2} = {\ cfrac {I} {c_ {2}}}

Модуль сечения объединяет всю необходимую информацию о сечении балки в одну таблетку. В случае, когда балка является дважды симметричной, c 1 = c 2 {\ displaystyle c_ {1} = c_ {2}}c_ {1} = c_ {2} и у нас есть один модуль упругости сечения S = I / c {\ displaystyle S = I / c}S = I / c .

Деформация в балке Эйлера - Бернулли

Нам нужно выражение для деформации в терминах отклонения нейтральной поверхности, связать в балке Эйлера - Бернулли до прогиба. Чтобы получить это выражение, мы используем предположение, которое используется для нейтральной поверхности нормальными во время деформации. Эти допущения подразумевают, что балка изгибается по дуге окружности с радиусом ρ {\ displaystyle \ rho}\ rho (см. Рисунок 1) и что нейтральная поверхность не изменяется по длине во время деформации.

Пусть dx {\ displaystyle \ mathrm {d} x}{\ mathrm {d}} x будет нейтральным элементом поверхности в недеформированном состоянии. При небольших прогибах элемент не меняет свою длину после изгиба, а деформируется в дугу окружности с радиусом ρ {\ displaystyle \ rho}\ rho . Если d θ {\ displaystyle \ mathrm {d} \ theta}{\ mathrm {d}} \ theta - угол, образуемый этой дугой, то dx = ρ d θ {\ displaystyle \ mathrm {d} x = \ rho ~ \ mathrm {d} \ theta}{\ mathrm {d}} x = \ rho ~ { \ mathrm {d}} \ theta .

Давайте теперь рассмотрим другой сегмент элемента на расстоянии z {\ displaystyle z}z надой гладкой. Начальная длина этого элемента составляет d x {\ displaystyle \ mathrm {d} x}{\ mathrm {d}} x . Однако после изгиба длина элемента становится dx ′ = (ρ - z) d θ = dx - zd θ {\ displaystyle \ mathrm {d} x '= (\ rho -z) ~ \ mathrm {d} \ theta = \ mathrm {d} xz ~ \ mathrm {d} \ theta}{\mathrm {d}}x'=(\rho -z)~{\mathrm {d}}\theta ={\mathrm {d}}x-z~{\mathrm {d}}\theta . Деформация в этом сегменте балки определяется выражением

ε x = dx ′ - dxdx = - z ρ = - κ z {\ displaystyle \ varepsilon _ {x} = {\ cfrac {\ mathrm {d} x '- \ mathrm { d} x} {\ mathrm {d} x}} = - {\ cfrac {z} {\ rho}} = - \ kappa ~ z}\varepsilon _{x}={\cfrac {{\mathrm {d}}x'-{\mathrm {d}}x}{{\mathrm {d}}x}}=-{\cfrac {z}{\rho }}=-\kappa ~z

где κ {\ displaystyle \ kappa}\ kappa - это кривизна балки. Это дает нам осевую деформацию как функцию отрицательной поверхности в балке. Однако нам все еще нужно найти связь между радиусом кривизны и отклонением луча w {\ displaystyle w}w .

Связь между кривизной и отклонением луча

Пусть точка P будет точкой на нейтральном поверхности луча на расстоянии x {\ displaystyle x}xот начала координат (x, z) {\ displaystyle (x, z)}(x, z) система координат. Наклон луча равного, образованного нейтральной поверхности с осью x {\ displaystyle x}xдля малых углов, встречающихся в теории луча. Следовательно, с этим приближением

θ (x) = dwdx {\ displaystyle \ theta (x) = {\ cfrac {\ mathrm {d} w} {\ mathrm {d} x}}}\ theta (x) = {\ cfrac {{\ mathrm {d}} w} {{\ mathrm {d}} x}}

Следовательно, для бесконечно малого элемента dx {\ displaystyle \ mathrm {d} x}{\ mathrm {d}} x отношение dx = ρ d θ {\ displaystyle \ mathrm {d} x = \ rho ~ \ mathrm {d} \ theta}{\ mathrm {d}} x = \ rho ~ { \ mathrm {d}} \ theta можно записать как

1 ρ = d θ dx = d 2 wdx 2 = κ {\ displaystyle {\ cfrac {1} {\ rho}} = {\ cfrac {\ mathrm { d} \ theta} {\ mathrm {d} x}} = {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} w} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} = \ каппа}{\ cfrac {1} {\ rho}} = {\ cfrac {{\ mathrm {d}} \ theta} {{\ mathrm {d}} x}} = {\ cfrac {{\ mathrm {d}} ^ {2} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {2}}} = \ kappa

Следовательно, деформация в балке может быть выражена как

ε x = - z κ {\ displaystyle \ varepsilon _ {x} = - z \ kappa}{\ displaystyle \ varepsilon _ {x} = - z \ kappa }

соотношение напряжения и деформации

Для однородного изотропного линейно-упругого материала напряжение связано с деформацией следующим образом: σ = E ε {\ displaystyle \ sigma = E \ varepsilon}\ sigma = E \ varepsilon , где E {\ displaystyle E}E - это модуль Юнга. Следовательно, напряжение в балке Эйлера-Бернулли определяется как

σ x = - z E d 2 wdx 2 {\ displaystyle \ sigma _ {x} = - zE {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} w} {\ mathrm {d} x ^ {2}}}\ sigma _ {x} = -zE {\ cfrac {{\ mathrm {d} } ^ {2} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {2}}}

Обратите внимание, что указанное выше соотношение между осевым напряжением и изгибающим моментом приводит к

M = - EI d 2 wdx 2 {\ displaystyle M = -EI {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} w} {\ mathrm {d} x ^ {2}}}}M = -EI {\ cfrac {{\ mathrm {d}} ^ {2} w } {{\ mathrm {d}} x ^ {2}}}

Так как сила сдвига определяется как Q = d M / dx {\ displaystyle Q = \ mathrm {d} M / \ mathrm {d} x}Q = {\ mathrm {d }} M / {\ mathrm {d}} x , у нас также есть

Q = - EI d 3 wdx 3 {\ displaystyle Q = -EI { \ cfrac {\ mathrm {d} ^ {3} w} {\ mathrm {d} x ^ {3}}}}Q = -EI {\ cfrac {{\ mathrm {d}} ^ {3} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {3}}}
Граничные соображения

Уравнение балки содержит четвертое - производная процедура в х {\ Displaystyle х}x. Чтобы найти единственное решение w (x, t) {\ displaystyle w (x, t)}w (x, t) , нам нужны четыре граничных условия. Граничные условия обычно моделируют, но они также могут моделировать точечные нагрузки, распределенные нагрузки и моменты. Граничные условия поддержки или смещения используются для фиксации значений ущерба (w {\ displaystyle w}w ) и вращений (dw / dx {\ displaystyle \ mathrm {d} w / \ mathrm {d } x}{\ mathrm {d}} w / {\ mathrm {d}} x ) на границе. Такие граничные условия также называются граничными условиями Дирихле. Граничные условия нагрузки и момента включают высшие производные от w {\ displaystyle w}w и представляют поток импульса. Граничные условия потока также называются граничными условиями Неймана.

В качестве рассмотрим консольную балку, которая встроена на одном конце и свободна на другом, как показано на рисунке рядом. На встроенном конце балки не может быть ущерба или поворота балки. Это означает, что на левом конце отклонения и наклон равны нулю. К свободному концу балки прилагается внешний изгибающий момент, изгибающий момент в этом месте равенство нулю. Кроме того, если к балке не приложена внешняя сила, поперечная сила на свободном конце также равна нулю.

Принимая координату x {\ displaystyle x}xлевого конца как 0 {\ displaystyle 0}{\ displaystyle 0} , а правого конца как L {\ displaystyle L}L (длина балки), эти операторы переводятся в следующий набор граничных условий (предположим, что EI {\ displaystyle EI}EIравно константа):

w | х = 0 = 0; ∂ ш ∂ х | х = 0 = 0 (фиксированный конец) {\ displaystyle w | _ {x = 0} = 0 \ quad; \ quad {\ frac {\ partial w} {\ partial x}} {\ bigg |} _ {x = 0} = 0 \ qquad {\ t_dv {(фиксированный конец)}} \,}w | _ {{x = 0}} = 0 \ quad; \ quad {\ frac {\ partial w} {\ partial x}} {\ bigg |} _ {{x = 0}} = 0 \ qquad {\ t_dv {(фиксированный конец)}} \, Консольная балка.
∂ 2 w ∂ x 2 | х = L = 0; ∂ 3 ш ∂ x 3 | Икс = L = 0 (свободный конец) {\ Displaystyle {\ frac {\ partial ^ {2} w} {\ partial x ^ {2}}} {\ bigg |} _ {x = L} = 0 \ quad; \ quad {\ frac {\ partial ^ {3} w} {\ partial x ^ {3}}} {\ bigg |} _ {x = L} = 0 \ qquad {\ t_dv {(свободный конец)}} \,}{\ frac {\ partial ^ {2} w} {\ partial x ^ {2}}} {\ bigg |} _ {{x = L}} = 0 \ четырехъядерный; \ quad {\ frac {\ partial ^ {3} w} {\ partial x ^ {3}}} {\ bigg |} _ {{x = L}} = 0 \ qquad {\ t_dv {(свободный конец)} } \,

Простая опора (штифт или ролик) эквивалентна силе точки на балке, которая регулируется таким образом, чтобы зафиксировать положение балки в этой точке. Фиксированная опора или зажим эквивалентны комбинации силы в точке и крутящего момента, который регулируется таким образом, чтобы зафиксировать как положение, так и наклон балки в этой точке. Точечные силы и крутящие моменты, исходящие от опор или непосредственно приложенные, разделят балку на набор сегментов, между которыми уравнение балки даст непрерывное решение с учетом четырех граничных условий, по два на каждом конце сегмента. Предполагая, что произведение EI является константой, и определяя λ = F / EI {\ displaystyle \ lambda = F / EI}\ lambda = F / EI , где F - величина точечной силы, а τ = M / EI {\ displaystyle \ tau = M / EI}\ tau = M / EI где M - величина крутящего момента в точке, граничные условия, подходящие для некоторых распространенных случаев, приведены в таблице ниже. Изменение конкретной производной w через границу при увеличении x обозначается Δ {\ displaystyle \ Delta}\ Delta , за которым следует эта производная. Например, Δ w ″ = w ″ (x +) - w ″ (x -) {\ displaystyle \ Delta w '' = w '' (x +) - w '' (x-)}\Delta w''=w''(x+)-w''(x-)где w ″ (x +) {\ displaystyle w '' (x +)}w''(x+)- значение w ″ {\ displaystyle w ''}w''на нижней границе верхнего сегмента, а w ″ (x -) {\ displaystyle w '' (x-)}w''(x-)- значение w ″ {\ displaystyle w ''}w''на верхней границе нижнего сегмента. Когда значения конкретной производной не только непрерывны по границе, но и фиксированы, граничное условие записывается, например, Δ w ″ = 0 ∗ {\ displaystyle \ Delta w '' = 0 ^ {*} }\Delta w''=0^{*}который фактически представляет собой два отдельных уравнения (например, w ″ (x -) = w ″ (x +) {\ displaystyle w '' (x -) = w '' (x +)}w''(x-)=w''(x+)= фиксировано).

Границаw ‴ {\ displaystyle w '' '}w'''w ″ {\ displaystyle w' '}w''w ′ {\ displaystyle w'}w'w {\ displaystyle w}w
ЗажимΔ w '= 0 ∗ {\ displaystyle \ Delta w' = 0 ^ {*}}\Delta w'=0^{*}Δ w = 0 ∗ {\ displaystyle \ Delta w = 0 ^ {*}}\ Delta w = 0 ^ {*}
Простая опораΔ w ″ = 0 {\ displaystyle \ Delta w '' = 0}\Delta w''=0Δ w ′ = 0 {\ displaystyle \ Delta w '= 0}\Delta w'=0Δ w = 0 ∗ {\ displaystyle \ Delta w = 0 ^ {*}}\ Delta w = 0 ^ {*}
Точечная силаΔ w ‴ = λ {\ displaystyle \ Delta w '' '= \ lambda}\Delta w'''=\lambda Δ w ″ = 0 {\ displaystyle \ Delta w '' = 0}\Delta w''=0Δ w '= 0 {\ displaystyle \ Delta w' = 0}\Delta w'=0Δ w = 0 {\ displaystyle \ Delta w = 0}\ Delta w = 0
момент затяжкиΔ w ‴ Знак равно 0 {\ displaystyle \ Delta w '' '= 0}\Delta w'''=0Δ w ″ = τ {\ displaystyle \ Delta w' '= \ tau}\Delta w''=\tau Δ w' = 0 {\ displaystyle \ Delta w '= 0}\Delta w'=0Δ w = 0 {\ displaystyle \ Delta w = 0}\ Delta w = 0
Свободный конецw ‴ Знак равно 0 {\ displaystyle w '' '= 0}w'''=0w ″ = 0 {\ displaystyle w '' = 0}w''=0
зажим на концеw ′ {\ displaystyle w '}w'фиксированныйw {\ displaystyle w}w фиксированный
Просто поддерживаемый конецw ″ = 0 {\ displaystyle w '' = 0}w''=0w {\ displaystyle w}w фиксированная
Сила точки на концеw ‴ = ± λ {\ displaystyle w '' '= \ pm \ lambda}w'''=\pm \lambda w ″ = 0 {\ displaystyle w' '= 0}w''=0
Точечный крутящий момент на концеw ‴ = 0 {\ displaystyle w '' '= 0}w'''=0w ″ = ± τ {\ displaystyle w' '' = \ pm \ tau}w''=\pm \tau

Обратите внимание, что в первых случаях, когда точечные силы и моменты расположены между двумя сегментами, имеется четыре граничных условия: два для нижнего сегмента и два для верхнего. Когда силы и моменты приложены к одному концу балки, есть два граничных условия, которые применяются к этому концу. Знак точечных сил и моментов на конце будет положительным для нижнего конца и отрицательным для верхнего конца.

Рекомендации по нагрузке

Приложенные нагрузки могут быть представлены либо через граничные условия, либо через функцию q (x, t) {\ displaystyle q (x, t)}q (x, t) , который представляет внешнюю распределенную нагрузку. Использование распределенной загрузки системы простоте. Однако граничные условия часто используются для моделирования нагрузки в зависимости от контекста; эта практика особенно распространена при вибрационном анализе.

По своей природе распределенная нагрузка очень часто представляет собой использование непрерывной функции. Точечные нагрузки можно моделировать с помощью дельта-функции Дирака. Например, рассмотрим статическую однородную консольную балку длиной L {\ displaystyle L}L с направленной вверх точечной нагрузкой F {\ displaystyle F}F , приложенной к свободному концу. Используя граничные условия, это можно смоделировать двумя способами. При первом подходе приложенная точечная нагрузка поперечной силой, приложенной к свободному концу. В этом случае уравнение и граничные условия:

E I d 4 w d x 4 = 0 w | х = 0 = 0; д ш д х | х = 0 = 0; d 2 w d x 2 | х = L = 0; - E I d 3 w d x 3 | х = L = F {\ Displaystyle {\ begin {align} EI {\ frac {\ mathrm {d} ^ {4} w} {\ mathrm {d} x ^ {4}}} = 0 \\ w | _ {x = 0} = 0 \ quad; \ quad {\ frac {\ mathrm {d} w} {\ mathrm {d} x}} {\ bigg |} _ {x = 0} = 0 \ quad; \ quad {\ frac {\ mathrm {d} ^ {2} w} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} {\ bigg |} _ {x = L} = 0 \ quad; \ quad -EI {\ frac {\ mathrm {d} ^ {3} w} {\ mathrm {d} x ^ {3}}} {\ bigg |} _ {x = L} = F \, \ end { align}}}{\ begin {align} EI {\ frac {{\ mathrm {d}} ^ {4} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {4}}} = 0 \\ w | _ {{x = 0}} = 0 \ quad; \ quad {\ frac {{\ mathrm {d}} w} {{\ mathrm {d}} x}} {\ bigg |} _ {{x = 0}} = 0 \ quad; \ quad {\ frac {{\ mathrm {d}} ^ {2} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {2}}} {\ bigg |} _ {{x = L}} = 0 \ четырехъядерный; \ quad -EI {\ frac {{\ mathrm {d}} ^ {3} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {3}}} {\ bigg |} _ {{x = L}} = F \, \ end {align}}

В качестве альтернативы мы можем использовать точечную нагрузку как распределение с помощью функций Дирака. В этом случае уравнение и граничные условия таковы:

E I d 4 w d x 4 = F δ (x - L) w | х = 0 = 0; д ш д х | х = 0 = 0; d 2 w d x 2 | х = L = 0 {\ Displaystyle {\ begin {align} EI {\ frac {\ mathrm {d} ^ {4} w} {\ mathrm {d} x ^ {4}}} = F \ delta (xL) \\ w | _ {x = 0} = 0 \ quad; \ quad {\ frac {\ mathrm {d} w} {\ mathrm {d} x}} {\ bigg |} _ {x = 0} = 0 \ quad; \ quad {\ frac {\ mathrm {d} ^ {2} w} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} {\ bigg |} _ {x = L} = 0 \, \ end {align} }}{\ begin {align} EI {\ frac {{\ mathrm {d}} ^ {4} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {4} }} = F \ delta (xL) \\ w | _ {{x = 0}} = 0 \ quad; \ quad {\ frac {{\ mathrm {d}} w} {{\ mathrm {d}} x}} {\ bigg |} _ {{x = 0}} = 0 \ quad; \ quad {\ frac {{\ mathrm {d}} ^ {2} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {2}}} {\ bigg |} _ {{x = L}} = 0 \, \ end {align}}

Обратите внимание, что граничное условие силы сдвига (третье возникло бычие), иначе возникло бы противоречие. Это эквивалентные краевые задачи, и обе дают решение

w = F 6 E I (3 L x 2 - x 3). {\ displaystyle w = {\ frac {F} {6EI}} (3Lx ^ {2} -x ^ {3}) \, ~.}w = {\ frac {F} {6EI}} (3Lx ^ {2} -x ^ {3}) \, ~.

Приложение нескольких точечных нагрузок в разных местах к w (x) {\ displaystyle w (x)}w (x) является кусочной функцией. Использование функции Дирака значительно упрощает такие ситуации; разрушающемся балку пришлось бы разделить на секции, каждая с четырьмя граничными условиями, решаемыми. Хорошо организованное семейство функций под названием Функции сингулярности часто используются сокращение для функций Дирака, ее производной и ее первообразных.

. Также можно моделировать динамические явления. используя статическое уравнение балки, выбирая соответствующие формы распределения нагрузки. Например, свободную вибрацию балки можно учесть с помощью функций нагрузки:

q (x, t) = μ ∂ 2 w ∂ t 2 {\ displaystyle q (x, t) = \ mu {\ frac {\ partial ^ {2} w} {\ partial t ^ {2}}} \,}q (x, t) = \ mu {\ frac {\ partial ^ {2} w} {\ partial t ^ {2}}} \,

где μ {\ displaystyle \ mu}\ mu - линейная массовая плотность пучка, не обязательно постоянная. При таком зависящей от времени нагрузке уравнение балки будет уравнением в частных производных :

∂ 2 ∂ x 2 (EI ∂ 2 w ∂ x 2) = - μ ∂ 2 w ∂ t 2. {\ displaystyle {\ frac { \ partial ^ {2}} {\ partial x ^ {2}}} \ left (EI {\ frac {\ partial ^ {2} w} {\ partial x ^ {2}}} \ right) = - \ mu {\ frac {\ partial ^ {2} w} {\ partial t ^ {2}}}.}{\ frac {\ partial ^ {2}} {\ partial x ^ {2}}} \ left (EI {\ frac {\ partial ^ {2} w} {\ partial x ^ {2}}} \ справа) = - \ mu {\ frac {\ partial ^ {2} w} {\ partial t ^ {2}}}.

Другой интересный пример отклонения балки, вращающейся с постоянной угловая частота из ω { \ displaystyle \ omega}\ omega :

q (x) = μ ω 2 w (x) {\ displaystyle q (x) = \ mu \ omega ^ {2} w (x) \,}q (x) = \ mu \ omega ^ {2} w (x) \,

Это Распределение центростремительной силы. Обратите внимание, что в этом случае q {\ displaystyle q}q уравнение балки будет автономным обыкновенным дифференциальным уравнением.

Примеры

Трехточечный изгиб

Испытание на трехточечный изгиб - классический эксперимент в механике. Он представляет собой случай, когда балка опирается на две роликовые опоры и подвергается сосредоточенной нагрузке, приложенной в середине балки. Сдвиг постоянен по абсолютной величине балки: он составляет половину нагрузки нагрузки P / 2. Он меняет знак в середине балки. Изгибающий момент изменяется линейно от одного конца, где он равен 0, и от центра, где его абсолютное значение равно PL / 4, где риск разрыва является наиболее важным. Деформация балки описывается полиномом третьей стороны над половиной балки (вторая половина симметрична). Изгибающие моменты (M {\ displaystyle M}M), поперечные силы (Q {\ displaystyle Q}Q ) и прогиб (w {\ displaystyle w }w ) для балки, подвергшейся воздействию центральной точечной нагрузки, и асимметричной точечной нагрузки, приведенной в таблице ниже.

РаспределениеМакс.
Легкоопорная балка с центральной нагрузкойSimpSuppBeamPointLoad.svg
M (x) = {P x 2, для 0 ≤ x ≤ L 2 P (L - x) 2, для L 2 < x ≤ L {\displaystyle M(x)={\begin{cases}{\frac {Px}{2}},{\t_dv{for }}0\leq x\leq {\tfrac {L}{2}}\\{\frac {P(L-x)}{2}},{\t_dv{for }}{\tfrac {L}{2}}{\ displaystyle M (x) = {\ begin {cases} {\ frac {Px} {2}}, {\ t_dv {for}} 0 \ leq x \ leq {\ tfrac {L} {2}} \\ {\ frac {P (Lx)} {2}}, {\ t_dv {for}} {\ tfrac {L} {2}} <x \ leq L \ end {cases}}} ML / 2 = PL 4 {\ Стиль отображения M_ {L / 2} = {\ tfrac {PL} {4}}}M_ {{L / 2}} = {\ tfrac {PL} {4}}
Q (x) = {P 2, для 0 ≤ x ≤ L 2 - P 2, для L 2 < x ≤ L {\displaystyle Q(x)={\begin{cases}{\frac {P}{2}},{\t_dv{for }}0\leq x\leq {\tfrac {L}{2}}\\{\frac {-P}{2}},{\t_dv{for }}{\tfrac {L}{2}}Q (x) = {\ begin {cases} {\ frac {P} {2}}, { \ t_dv {for}} 0 \ leq x \ leq {\ tfrac {L} {2}} \\ {\ frac {-P} {2}}, {\ t_dv {для}} {\ tfrac {L} {2}} <x \ leq L \ end {cases}} | Q 0 | = | Q L | = П 2 {\ Displaystyle | Q_ {0} | = | Q_ {L} | = {\ tfrac {P} {2}}}| Q_ {0} | = | Q_ {L} | = {\ tfrac {P} {2}}
w (x) = {- P x (4 x 2 - 3 L 2) 48 EI, для 0 ≤ x ≤ L 2 P (x - L) ( L 2–8 L x + 4 x 2) 48 EI, для L 2 < x ≤ L {\displaystyle w(x)={\begin{cases}-{\frac {Px(4x^{2}-3L^{2})}{48EI}},{\t_dv{for }}0\leq x\leq {\tfrac {L}{2}}\\{\frac {P(x-L)(L^{2}-8Lx+4x^{2})}{48EI}},{\t_dv{for }}{\tfrac {L}{2}}w (x) = {\ begin {cases} - {\ frac {Px (4x ^ {2} -3L ^ {2})} {48EI}}, {\ t_dv {for}} 0 \ leq x \ leq {\ tfrac {L} {2}} \\ {\ frac {P (xL) (L ^ {2} -8Lx + 4x ^ {2})} {48EI}}, {\ t_dv {for}} {\ tfrac { L} {2}} <x \ leq L \ end {case}} w L / 2 = PL 3 48 EI {\ displaystyle w_ {L / 2} = {\ tfrac {PL ^ {3}} { 48EI}}}w _ {{L / 2}} = { \ tfrac {PL ^ {3}} {48EI}}
Балка с простой опорой и асимметричной нагрузкойSimpSupp BeamPointLoadUnsymm.svg
M (x) = {P bx L, для 0 ≤ x ≤ a P bx L - P (x - a) = P a (L - x) L, для a < x ≤ L {\displaystyle M(x)={\begin{cases}{\tfrac {Pbx}{L}},{\t_dv{for }}0\leq x\leq a\\{\tfrac {Pbx}{L}}-P(x-a)={\tfrac {Pa(L-x)}{L}},{\t_dv{for }}a{\ displaystyle M (x) = {\ begin {cases} {\ tfrac {Pbx} {L}}, {\ t_dv {for}} 0 \ leq x \ leq a \\ {\ tfrac {Pbx} {L}} - P (xa) = {\ tfrac {Pa (Lx)} {L}}, {\ t_dv {for}} a <x \ leq L \ end {case}} } MB = P ab L {\ displaystyle M_ {B} = {\ tfrac {Pab} {L}}}M_ {B} = {\ tfrac {Pab} {L}}
Q (x) = {P b L, для 0 ≤ x ≤ a P b L - P, для a < x ≤ L {\displaystyle Q(x)={\begin{cases}{\tfrac {Pb}{L}},{\t_dv{for }}0\leq x\leq a\\{\tfrac {Pb}{L}}-P,{\t_dv{for }}aQ (x) = {\ begin {cases} {\ tfrac {Pb} {L}}, {\ t_dv {for}} 0 \ leq x \ leq a \\ {\ tfrac {Pb} {L} } - P, {\ t_dv {for}} a <x \ leq L \ end {case}} QA = P b L {\ displaystyle Q_ {A} = {\ tfrac {Pb} {L}}}Q_ {A} = {\ tfrac {Pb} {L}}

QC = P a L {\ displaystyle Q_ {C } = {\ tfrac {Pa} {L}}}Q_ {C} = {\ tfrac {Pa} {L}}

w (x) = {P bx (L 2 - b 2 - x 2) 6 LEI, 0 ≤ x ≤ a P bx (L 2 - b 2 - x 2) 6 LEI + P (x - a) 3 6 EI, a < x ≤ L {\displaystyle w(x)={\begin{cases}{\tfrac {Pbx(L^{2}-b^{2}-x^{2})}{6LEI}},0\leq x\leq a\\{\tfrac {Pbx(L^{2}-b^{2}-x^{2})}{6LEI}}+{\tfrac {P(x-a)^{3}}{6EI}},aw (x) = {\ begin {cases} {\ tfrac {Pbx ( L ^ {2} -b ^ {2} -x ^ {2})} {6LEI}}, 0 \ leq x \ leq a \\ {\ tfrac {Pbx (L ^ {2} - b ^ {2 } -x ^ {2})} {6LEI}} + {\ tfrac {P (xa) ^ {3}} {6EI}}, a <x \ leq L \ end {cases}} wmax = 3 P b (L 2 - b 2) 3 2 27 LEI {\ displaystyle w _ {\ mathrm {max}} = {\ tfrac {{\ sqrt {3}} Pb (L ^ {2} -b ^ {2}) ^ {\ frac {3} {2}}} {27LEI}}}w _ {{{\ mathrm {max}}}} = {\ tfrac {{\ sqrt {3}} Pb ( L ^ {2} -b ^ {2}) ^ {{{\ frac {3} {2}}}}} {27LEI}}

в x = L 2 - b 2 3 {\ displaystyle x = {\ sqrt {\ tfrac {L ^ {2} -b ^ {2}} {3}}}}x = {\ sqrt {{\ tfrac {L ^ {2} -b ^ {2}} { 3}}}}

Консольные балки

Другой К.. важному классу проблем о тносятся консольные балки. Изгибающие моменты (M {\ displaystyle M}M), поперечные силы (Q {\ displaystyle Q}Q ) и прогиб (w {\ displaystyle w }w ) для консольной балки, подверженной точечной нагрузке на свободном, равномерно распределенной нагрузке, приведенной в таблице ниже.

РаспределениеМакс.
Консольная балка с концевой нагрузкойCantBeamPointLoad.svg
M (x) = P (L - x) {\ displaystyle M (x) = P (Lx)}{\ displaystyle M (x) = P (Lx)} MA = PL {\ displaystyle M_ {A} = PL }M_ {A} = PL
Q (x) = P {\ displaystyle Q (x) = P}Q (x) = P Q max = P {\ displaystyle Q _ {\ mathrm {max}} = P}Q _ {{\ mathrm {max}}} = P
w (x) Знак равно П Икс 2 (3 L - x) 6 EI {\ Displaystyle w (x) = {\ tfrac {Px ^ {2} (3L-x)} {6EI}}}w (x) = {\ tfrac {Px ^ {2} (3L-x)} {6EI}} w C = PL 3 3 EI {\ displaystyle w_ {C} = {\ tfrac {PL ^ {3}} {3EI}}}w_ {C} = {\ tfrac {PL ^ {3}} {3EI}}
Консольная балка с равномерно распределенной нагрузкойCantBeamDistLoad.svg
M (x) = - q (L 2 - 2 L x + Икс 2) 2 {\ Displaystyle M (x) = - {\ tfrac {q (L ^ {2} -2Lx + x ^ {2})} {2}}}M (x) = - {\ tfrac {q (L ^ {2} -2Lx + x ^ {2})} {2 }} MA = q L 2 2 {\ displaystyle M_ {A} = {\ tfrac {qL ^ {2}} {2}}}M_ {A} = {\ tfrac {qL ^ {2}} {2}}
Q (x) = q (L - x), {\ displaystyle Q (x) = q (Lx),}Q (x) = q (Lx), QA = q L {\ displaystyle Q_ {A} = qL}Q_ {A} = qL
w (x) = qx 2 (6 L 2 - 4 L x + x 2) 24 EI {\ displaystyle w (x) = { \ tfrac {qx ^ {2} (6L ^ {2} -4Lx + x ^ {2})} {24EI}}w (x) = {\ tfrac {qx ^ {2 } (6L ^ {2} -4Lx + x ^ {2})} {24EI}} w C = q L 4 8 EI {\ displaystyle w_ {C} = {\ tfrac {qL ^ {4}} {8EI}}}w_ {C} = {\ tfrac {qL ^ {4}} {8EI}}

Решения для нескольких других часто вс в учебных материалах по механике m. материалы и технические справочники.

Статически неопределимые балки

изгибающие моменты и поперечные силы в балках Эйлера - Бернулли часто можно определить напрямую с помощью статического баланса силы и моменты. Однако при определенных граничных условиях количество вариантов может быть равное уравнение. Такие лучи называются статически неопределенными.

Встроенные лучи, показанные на рисунке ниже, являются статически неопределенными. Для определения условий и прогибов простых балок методом является решение Эйлера - Бернул с помощью уравнения с граничными условиями. Но прямые аналитические решения уравнения балки возможны только для простейших случаев. Поэтому для решения неопределенных задач пучка часто используются дополнительные методы, такие как линейное наложение.

Метод суперпозиции включает решения ряда определенных параметров, которые выбирают такие граничные условия для суммы задач отдельных задач, которые складываются с граничными условиями исходной задачи.

Fem1.png. (a) Равномерно распределенная нагрузка q.Fem3.png .

(b) Линейно распределенная нагрузка с максимальным q 0

M m a x = q L 2 12; wmax = q L 4 384 EI {\ displaystyle M _ {\ mathrm {max}} = {\ cfrac {qL ^ {2}} {12}} ~; ~~ w _ {\ mathrm {max}} = {\ cfrac {qL ^ {4}} {384EI}}}M _ {{{\ mathrm {max}}}} = {\ cfrac {qL ^ {2}} {12}} ~; ~~ w _ {{{\ mathrm {max}}}} = {\ cfrac {qL ^ {4}} {384EI}} M макс. = q L 2 300 [3 30–10]; wmax = q L 4 2500 EI [75–7 105] {\ displaystyle M _ {\ mathrm {max}} = {\ cfrac {qL ^ {2}} {300}} [3 {\ sqrt {30}} - 10] ~; ~~ w _ {\ mathrm {max}} = {\ cfrac {qL ^ {4}} {2500EI}} [75-7 {\ sqrt {105}}]}{\ displaystyle M _ {\ mathrm {max }} = {\ cfrac {qL ^ {2}} {300}} [3 {\ sqrt {30}} - 10] ~; ~~ w _ {\ mathrm {max}} = {\ cfrac {qL ^ {4}} {2500EI}} [75-7 {\ sqrt {105}}]}
Fem2.png . (c) Концентрированная нагрузка PFem4.png . (d) Момент M 0

Другая часто встречающаяся статически неопределимая проблема балки - это консольная балка, свободный конец которой опирается на ролик. Изгибающие моменты, поперечные силы и прогибы такой балки ниже:

РаспределениеМакс. значениеBeam1svg.svg
M (x) = - q 8 (L 2 - 5 L x + 4 x 2) {\ displaystyle M (x) = - {\ tfrac {q} {8}} (L ^ {2} - 5Lx + 4x ^ {2})}M (x) = - {\ tfrac {q} {8}} (L ^ {2} -5Lx + 4x ^ {2}) MB = - 9 q L 2 128 при x = 5 L 8 MA = q L 2 8 {\ displaystyle {\ begin {align} M_ {B} = - {\ tfrac {9qL ^ {2}} {128}} {\ t_dv {at}} x = {\ tfrac {5L} {8}} \\ M_ {A} = {\ tfrac {qL ^ {2}} { 8}} \ end {align}}}{\ begin {align} M_ {B} = - { \ tfrac {9qL ^ {2}} {128}} {\ t_dv {at}} x = {\ tfrac {5L} {8}} \\ M_ {A} = {\ tfrac {qL ^ {2}} {8}} \ end {align}}
Q (x) = - q 8 (8 x - 5 L) {\ displaystyle Q (x) = - {\ tfrac {q} {8}} (8x- 5L)}Q (x) = - {\ tfrac {q} {8}} ( 8x-5L) QA = - 5 q L 8 {\ displaystyle Q_ {A} = - {\ tfrac {5qL} {8}}}Q_ {A} = - {\ tfrac {5qL} {8}}
w (x) = qx 2 48 EI (3 L 2 - 5 L Икс + 2 Икс 2) {\ Displaystyle w (x) = {\ tfrac {qx ^ {2}} {48EI}} (3L ^ {2} -5Lx + 2x ^ {2})}w (x) = {\ tfrac {qx ^ {2}} {48EI}} (3L ^ {2} -5Lx + 2x ^ {2}) wmax = (39 - 55 33) 65, 536 q L 4 EI в x = 15 - 33 16 L {\ displaystyle w _ {\ mathrm {max}} = {\ tfrac {(39-55 {\ sqrt {33}})} {65 536}} {\ tfrac {qL ^ {4}} {EI}} {\ t_dv {at}} x = {\ tfrac {15 - {\ sqrt {33}}} {16}} L}{\ displaystyle w _ {\ mathrm {max}} = {\ tfrac {(39 -55 {\ sqrt {33}})} {65,536}} {\ tfrac {qL ^ {4}} {EI}} {\ t_dv {at}} x = {\ tfrac {15 - {\ sqrt {33} }} {16}} L}
Расширения

Кинематические допущения на основе теории пучка Эйлера - Бернулли, позволяют расширить ее для более сложного а нализа. Простое наложение позволяет выполнять трехмерную поперечную нагрузку. Использование альтернативных материальных материалов может учесть вязкоупругую или пластическую деформацию балки. Теория балок Эйлера - Бернулли может быть также расширена для анализа изогнутых балок, потери устойчивости, составных балок и геометрически нелинейного прогиба балки.

Теория балок Эй - Бернулли не учитлера эффект поперечной деформации сдвига. В результате он недооценивает отклонения и завышает собственные частоты. Для тонких балок (отношение балки к толщине порядка 20 или более) эти эффекты не имеют большого значения. Однако для толстых балок эти эффекты могут быть значительными. Для объяснения этих эффектов были разработаны более продвинутые теории пучка, такие как теория пучка Тимошенко (разработанная российским ученым Стивеном Тимошенко ).

Большие прогибы

Балка Эйлера - Бернулли

Исходная теория Эйлера - Бернулли верна только для бесконечно малых деформаций и малых вращений. Теория может быть расширена за счет больших вращений при условии, что деформация остается небольшим, за счет деформаций фон Кармана.

Гипотезы Эйлера-Бернулли, что плоские сечения остаются плоскими а перпендикулярно оси балки приводят к нарушению вида

u 1 = u 0 (x) - zdw 0 dx; u 2 = 0; U 3 знак равно вес 0 (Икс) {\ Displaystyle и_ {1} = и_ {0} (х) -z {\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} ~ ; ~~ u_ {2} = 0 ~; ~~ u_ {3} = w_ {0} (x)}{\ displaystyle u_ {1} = u_ {0} (x) -z {\ cfrac {\ mathrm {d} w_ { 0}} {\ mathrm {d} x}} ~; ~~ u_ {2} = 0 ~; ~~ u_ {3} = w_ {0} (x)}

Используя определение лагранжевой деформации Грина из теории конечных деформаций, мы можем деформировать фон Кармана для балки, который действительны для больших вращений, но малых деформаций. Эти деформации имеют вид

ε 11 = du 0 dx - zd 2 w 0 dx 2 + 1 2 [(du 0 dx - zd 2 w 0 dx 2) 2 + (dw 0 dx) 2] ε 22 = 0 ε 33 = 1 2 (dw 0 dx) 2 ε 23 = 0 ε 31 = 1 2 (dw 0 dx - dw 0 dx) - 1 2 [(du 0 dx - zd 2 w 0 dx 2) (dw 0 dx)] ε 12 знак равно 0 {\ Displaystyle {\ begin {выровнено} \ varepsilon _ {11} = {\ cfrac {\ mathrm {d} u_ {0}} {dx}} - z {\ cfrac {\ mathrm {d } ^ {2} w_ {0}} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} + {\ frac {1} {2}} \ left [\ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} u_ {0}} {\ mathrm {d} x}} - z {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} w_ {0}} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} \ right) ^ {2} + \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} \ right) ^ {2} \ right] \\\ varepsilon _ {22} = 0 \\\ varepsilon _ {33} = {\ frac {1} {2}} \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} \ right) ^ {2} \\\ varepsilon _ {23} = 0 \\\ varepsilon _ {31} = {\ frac {1} {2}} \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0 }} {\ mathrm {d} x}} - {\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} \ right) - {\ frac { 1} {2}} \ left [\ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} u_ {0}} {\ mathrm {d} x}} - z {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2})) w_ {0}} {\ математика {d} x ^ {2}}} \ right) \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} \ right) \ right] \\\ varepsilon _ {12} = 0 \ end {align}}}{\ displaystyle {\ begin {align} \ varepsilon _ {11} = {\ cfrac {\ mathrm {d} u_ {0}} {dx}} - z {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} w_ {0}} {\ mathrm {d} x ^ {2 }}} + {\ frac {1} {2}} \ left [\ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} u_ {0}} {\ mathrm {d} x}} - z {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} w_ {0}} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} \ right) ^ {2} + \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}) } {\ mathrm {d} x}} \ right) ^ {2} \ right] \\\ varepsilon _ {22} = 0 \\\ varepsilon _ {33} = {\ frac {1} {2} } \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} \ right) ^ {2} \\\ varepsilon _ {23} = 0 \\\ varepsilon _ {31} = {\ frac {1} {2}} \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} - {\ cfrac {\ mathrm {d }) w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} \ right) - {\ frac {1} {2}} \ left [\ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} u_ {0}} {\ mathrm {d} x}} - z {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2 } w_ {0}} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} \ right) \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} \ right) \ right] \\\ varepsilon _ {12} = 0 \ end {align}}}

Исходя из принципа предлагаемой работы, баланс сил и моментов в балках дает нам уравнения равновесия

d N xxdx + е (х) знак равно 0 d 2 M xxdx 2 + q (x) + ddx (N xxdw 0 dx) = 0 {\ displaystyle {\ begin {align} {\ cfrac {\ mathrm {d} N_ {xx}} {\ mathrm {d} x}} + f (x) = 0 \\ {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} M_ {xx}} {\ mathrm {d} x ^ { 2}}} + q (x) + {\ cfrac {\ mathrm {d}} {\ mathrm {d} x}} \ left (N_ {xx} {\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} \ right) = 0 \ end {align}}}{\ displaystyle {\ begin {align} {\ cfrac {\ mathrm {d} N_ {xx}} {\ mathrm {d} x}} + f (x) = 0 \\ {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} M_ {xx}} {\ mathrm { d} x ^ {2}}} + q (x) + {\ cfrac {\ mathrm {d}} {\ mathrm {d} x}} \ left (N_ {xx} {\ cfrac {\ mathrm {d}) w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} \ right) = 0 \ end {align}}}

где f (x) {\ displaystyle f (x)}f (x) - осевая нагрузка, q (x) {\ displaystyle q (x)}q (x) - поперечная нагрузка, а

N xx = ∫ A σ xxd A; M xx знак равно ∫ A z σ xxd A {\ displaystyle N_ {xx} = \ int _ {A} \ sigma _ {xx} ~ \ mathrm {d} A ~; ~~ M_ {xx} = \ int _ {A} z \ sigma _ {xx} ~ \ mathrm {d} A}{\ displaystyle N_ {xx} = \ int _ {A} \ sigma _ {xx} ~ \ mathrm {d} A ~; ~~ M_ {xx} = \ int _ {A} z \ sigma _ {xx} ~ \ mathrm {d} A}

Чтобы замкнуть систему уравнений, нам нужны основные уравнения, которые связывают напряжение с деформациями (и, следовательно, с перемещениями). Для больших вращений и малых деформаций эти соотношения следующие:

N xx = A xx [du 0 dx + 1 2 (dw 0 dx) 2] - B xxd 2 w 0 dx 2 M xx = B xx [du 0 dx + 1 2 (dw 0 dx) 2] - D xxd 2 w 0 dx 2 {\ displaystyle {\ begin {align} N_ {xx} = A_ {xx} \ left [{\ cfrac {\ mathrm {d} u_ { 0}} {dx}} + {\ frac {1} {2}} \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} \ right) ^ {2 } \ right] -B_ {xx} {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} w_ {0}} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} \\ M_ {xx} = B_ { xx} \ left [{\ cfrac {du_ {0}} {\ mathrm {d} x}} + {\ frac {1} {2}} \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}))}) {\ mathrm {d} x}} \ right) ^ {2} \ right] -D_ {xx} {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} w_ {0}} {\ mathrm {d } x ^ {2}}} \ end {align}}}{\ displaystyle {\ begin {align } N_ {xx} = A_ {xx} \ left [{\ cfrac {\ mathrm {d} u_ {0}} {dx}} + {\ frac {1} {2}} \ left ({\ cfrac { \ mathrm {d} w_ {0})} {\ mathrm {d} x}} \ right) ^ {2} \ right] -B_ {xx} {\ cf rac {\ mathrm {d} ^ {2} w_ {0}} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} \\ M_ {xx} = B_ {xx} \ left [{\ cfrac {du_ {0 }} {\ mathrm {d} x}} + {\ frac {1} {2}} \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w_ {0}} {\ mathrm {d} x}} \ справа) ^ {2} \ right] -D_ {xx} {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} w_ {0}} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} \ end {align}} }

где

A xx = ∫ AE d A; B x x = ∫ A z E d A; D Икс Икс знак равно ∫ A Z 2 E d A. {\ Displaystyle A_ {xx} = \ int _ {A} E ~ \ mathrm {d} A ~; ~~ B_ {xx} = \ int _ {A} zE ~ \ mathrm {d} A ~; ~~ D_ {xx} = \ int _ {A} z ^ {2} E ~ \ mathrm {d} A ~.}A _ {{xx}} = \ int _ {A} E ~ {\ mathrm {d}} A ~; ~~ B _ {{xx}} = \ int _ {A} zE ~ {\ mathrm {d}} A ~; ~~ D _ {{xx}} = \ int _ {A} z ^ {2} E ~ {\ mathrm {d}} A ~.

Количество A xx {\ displaystyle A_ {xx}}A _ {{xx}} - жесткость при растяжении, B xx {\ displaystyle B_ {xx}}B _ {{xx}} - связанная жесткость при растяжении и изгибе, и D xx {\ displaystyle D_ {xx}}D _ {{xx}} - жесткость на изгиб.

Для ситуаций, когда балка имеет однородное поперечное сечение и не имеет осевой нагрузки, уравнение для балки Эйлера - Бернулли с большим вращением будет

EI d 4 wdx 4 - 3 2 EA (dwdx) 2 (d 2 wdx 2) = q (x) {\ displaystyle EI ~ {\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {4} w} {\ mathrm {d} x ^ {4}}} - {\ frac {3} {2}} ~ EA ~ \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} w} {\ mathrm {d} x}} \ right) ^ {2} \ left ({\ cfrac {\ mathrm {d} ^ {2} w} {\ mathrm {d} x ^ {2}}} \ right) = q (x)}EI ~ {\ cfrac {{\ mathrm {d}} ^ {4} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {4}}} - {\ frac {3} {2}} ~ EA ~ \ left ({\ cfrac {{\ mathrm {d}} w} {{\ mathrm {d}} x}} \ right) ^ {2} \ left ({\ cfrac {{\ mathrm {d}} ^ { 2} w} {{\ mathrm {d}} x ^ {2}}} \ right) = q (x)

.

См.
Примечания
Список литературы
  • Э. А. Витмер (1991–1992). "Элементарная теория пучка Бернулли-Эйлера". Примечания к единому инженерному курсу Массачусетского технологического института. С. 5–114–5–164.
Внешние ссылки
Викицитатник содержит цитаты, относящиеся к: теории балок Эйлера - Бернулли
Последняя правка сделана 2021-05-19 06:32:49
Содержание доступно по лицензии CC BY-SA 3.0 (если не указано иное).
Обратная связь: support@alphapedia.ru
Соглашение
О проекте