В работах С.А. Калоерова, Ю.С. Антонова [49] – [51] предложена методика решения задач теплопроводности и термоупругости для конечных и бесконечных многосвязных анизотропных пластинок c отверстиями и трещинами. Решение построено на использовании теории функции комплексного переменного и удовлетворении граничным условиям методом наименьших квадратов.
1 Термодинамические основы термоупругости
1.1 Термоупругость
Основное уравнение термоупругости. При термическом расширении изотропное тело деформируется таким образом, что компоненты деформации
отнесенные к системе прямоугольных осей х1 x2 x3 определяются выражением (1.1.1) , (1.1.1)Допускается, что
достаточно мало для того, чтобы термические свойства тела оставались постоянными на том отрезке времени, который нас интересует. Суммарная деформация тела выражается через компоненты вектора перемещения u1 следующим уравнением: (1.1.2)где
обозначает частную производную . Эта суммарная деформация состоит из термической деформации и упругой деформации, компоненты которой определяются соотношением (1.1.1) , (1.1.3)где τij — компоненты тензора напряжений; величина
θ = τij(1.1.4)
является суммой главных напряжений; λ и μ — упругие постоянные Ламе для тела. Подставляя соотношения (1.1.1) — (1.1.3) — в уравнение
получим тензорное уравнение
, (1.1.5)Решая это тензорное уравнение относительно компонентов тензора напряжений, найдем
(1.1.6)где
(1.1.7)обозначает расширение тела и
γ = α(3λ + 2μ). (1.1.8)
Физический закон, выраженный тензорным соотношением (1.1.6), называется законом Дюамеля — Неймана
Термодинамическими переменными, описывающими состояние упругого тела, являются компоненты деформации (1.1.2) и абсолютная температура Т +
.Используя методы термодинамики обратимых процессов, Био показал, что энтропия s единицы объема тела определяется соотношением
(1.1.9)где аддитивная постоянная, входящая в определение энтропии, была выбрана таким образом, что энтропия была равна нулю в начальном состоянии. В этом уравнении ρ — плотность тела, с — удельная теплоемкость единицы массы (принимаемая независимой от температуры вблизи равновесной температуры T), и γ определяется формулой (1.1.8). Если
мало по сравнению с Т то соотношение (1.1.9) сводится к простому выражению для энтропии единицы объема (1.1.10)Таким образом, количество тепла, поглощаемое единицей объема в процессе малых деформаций и малых изменении температуры, определяется формулой
h=Ts = ρс
+ γTΔ(1.1.11)Из теории теплопроводности в твердых телах известно, что изменение температуры внутри изотропного тела подчиняется уравнению
(1.1.12)k— коэффициент теплопроводности тела;
q — количество тепла;
выделяемого в единице объема тела. Подставляя выражение (1.1.10) в соотношение (1.1.11), найдем
(1.1.13)Если ввести коэффициент температуропроводности
,то последнее уравнение можно записать в форме
(1.1.14) где ,Для того чтобы дополнить систему основных уравнений, присоединим к ней уравнения движения в виде
, (1.1.15)где (F1 , F2 ,F3) обозначает массовую силу в точке (х1, х2 , х3) и — i-й компонент ускорения д2и/дt2 бес конечно малого элемента, сосредоточенного около этой точки.
Система шестнадцати уравнений (1.1.2), (1.1.6), (1.1.14) и (1.1.15) вместе с соответствующими граничными условиями достаточна для определения изменения температуры и компонентой напряжений и перемещения в случае» когда источники тепла и массовые силы заданы.
Безразмерная форма уравнений. Основные уравнения термоупругости удобно записать в безразмерной форме. Если характерный линейный размер
принять в качестве единицы длины» время τ в качестве единицы времени, температуру начала отсчета T за единицу измерения температуры и модуль сдвига μ принять в качестве единицы измерения, напряжения то в результате найдем, что уравнения (1.1.6), (1.1.14) и (1.1.15) примут соответственно следующую безразмерную форму: , (1.1.16) (1.1.17) где ,обозначают новые функции и
, , , .При определении а величина
была заменена скоростью с2 распространения S-волн в теле. Величинa представляет квадрат отношения скорости Р – волн к скорости S – воли. В зависимости от коэффициента Пуассона величину β можно записать в виде .Задачи об установившихся состояниях. Если массовые силы и источники тепла не зависят отвременииесли поверхностные нагрузки являются статическими нагрузками, то тогда основная система уравнений (1.1.16), (1.1.14) и (1.1.15) примет вид
(1.1.19) , (1.1.20) (1.1.21)Подставив в уравнение (1.1.19) модуль Юнга Е и коэффициент Пуассона υ, получим следующее уравнение:
(1.1.22)Для упругого тела, свободного от массовых сил, полагая Fi = 0 и используя формулу
найдем, подставляя соотношение (1.1.22) в уравнение (1.1.21):
Для того чтобы решить это уравнение, Гудьер вводит термоупругий потенциал φ, с помощью которого вектор перемещения u1, u2, и3 определяется в виде
(1.1.24)Подставляя выражение (1.1.24) в уравнение (1.1.23), получаем условие, накладываемое на φ:
Таким образом, если выбрать φ так, что
, (1.1.25)где
то вектор перемещения, определяемый уравнением (1.1.24), является решением уравнений, описывающих установившийся процесс термоупругости.Уравнение (1.1.25) в точности соответствует уравнению Пуассона и хорошо известно, что частный интеграл этого уравнения имеет вид