弹性力学：第四章 平面问题的极坐标解答
弹性力学第四章平面问题的极坐标解答
圆环或圆筒受均布压力（1）
q2 q1
边界条件：
圆环或圆筒受均布压力（2）
q2
q1
两个方程三个未知数，不能求解A，B，
C。因此，需引入位移单值条件：
该项必须为零，否则在环上同一点有两 个不同的位移，故B=0
圆环或圆筒受均布压力（3）
பைடு நூலகம்q2
q1 因此，得到圆筒受均匀压力的拉梅 （ me,1795—1870 ，法国）解答：
小孔口问题的特点：
1.集中性，孔附近的应力远大于较远处的应力。
2.局部性，孔口附近的应力扰动主要发生在距孔 边1.5倍孔口尺寸的范围内。在此区域外，由于开 孔引起的应力扰动一般小于5%，可以忽略不计。
注：圆孔的应力集中程度较低，有凹尖角的孔口 应力集中程度较高，因此，在设计结构时应尽量 避免有凹尖角的孔口。
o
x 在仅有径向位移的情况下，段
P P’ A
PA没有转动，因此：
A’
B
C
y
B’
极坐标中的几何方程（5）
— 纯环向位移下的线应变
o
x
很小，导致P’’A’’与PA
P P’’
的差别可以忽略，因此：
A
B B’’
D
D’
A’’
y
极坐标中的几何方程（6）
— 纯环向位移下的切应变
o
x
P
P’’
A
B B’’
D
D’
A’’
阶，因此假定：
半面体在边界上受集中力（2）
F
ao
c
ρ
代入极坐标中的相容方程：
b
得到：
半面体在边界上受集中力（3）
代入：
F
ao
弹性力学 第四章 平面问题的极坐标解答
s = sσ
(3) 多连体中的位移单值条件
§ 4-4 应力分量的坐标变换式
·问题的提出
工程中有些问题, 用极坐标计算方便, 但应力分量用直角坐 标表述更直观. 反之也存在.
由此需要对应力分量进行坐标变换.
§ 4-4 应力分量的坐标变换式
·坐标变换
已知 σx、σy、τxy , 求 σρ、συ、τρυ？
y
fρ τ + ∂τρυdρ ρυ ∂ρ ∂συ dυ συ+ ∂σρ ∂υ σρ+ dρ ∂τυρ C ∂ρ dυ τυρ+ ∂υ
B
fυ
§ 4-1 极坐标中的平衡微分方程
·平衡微分方程
x
υ dυ ρ
Σ Fρ = 0 :
συ
A
σρ τρυ P τυρ
∂σρ σρ+ dρ (ρ+dρ)dυ - σρ ρdυ ∂ρ ∂συ dυ - συ+ dυ dρ sin ∂υ 2 + τυρ+ - συ dρ sin
Σ Fυ = 0 :
συ = ?
§ 4-4 应力分量的坐标变换式
·坐标变换
συ = ?
将两坐标系下微元体组合
τyx σy σx συ
τυρ τxy
§ 4-4 应力分量的坐标变换式
·坐标变换
已知 σx、σy、τxy , 求 σρ、συ、τρυ？
O x
υ
τyx
σy σx
συ y
τυρ τxy
Σ Fυ = 0 :
O h/2 h/2 lqx源自(v)x=0, l = 0
应力边界条件： ( σy ) y=-h/2 = - q (τyx ) y=-h/2 = 0 ( σy ) y= h/2 = 0 (τyx ) y= h/2 = 0
弹性力学简明教程-第四章_平面问题的极坐标解答习题详解
第四章 平面问题的极坐标解答典型例题讲解例4-1 如图所示，矩形薄板在四边受纯剪切力作用，切应力大小为q 。
如果离板边较远处有一小圆孔， 试求孔边的最大和最小正应力。
例4-1图【解】（1）根据材料力学公式，求极值应力和量大正应力的方位角α0max min 2x y σσσσ+⎫=⎬⎭ 其中0,,x y x q σστ===得max min ,q q σσ==-。
最大正应力σmax 所在截面的方位角为α0max 0max 0tan 104yqq τασσπα=-=-=-→--=-qqx若在该纯剪切的矩形薄板中，沿与板边成π4方向截取矩形ABCD ，则在其边界上便承受集度为q 的拉力和压力，如图所示。
这样就把受纯剪切作用的板看作与一对边受拉，另一对边受压的板等效。
（2）取极坐标系如图。
由2222442222cos 2(1)(13),cos 2(13),(4-18)sin 2(1)(13).ρφρφr r σq φρρr σq φρr r τq φρρ⎫=--⎪⎪⎪⎪=-+⎬⎪⎪=--+⎪⎪⎭得矩形薄板ABCD 内的应力分量为()()()2222442222cos 2(1)(13)cos 2(13)sin 2(1)(13)ρφρφa a σq φa ρρa σq φb ρa a τq φc ρρ=--=-+=--+ 其中α为小孔的半径，而孔边最大与最小正应力由式（b ），在ρ=α处得到44cos 2(13)4cos 2,φa σq φaϕ=-+=-当φ=0，π时，孔边最小正应力为(σφ)min=−4q ，当φ=±π2时，孔边最大正应力为(σφ)max=4q 。
分析：矩形板ABCD 边界上各点的应力状态与板内无孔时的应力状态相同。
也可以应用叠加法，求解薄板的各种较复杂的平面应力（应变）问题。
习题全解4-1试比较极坐标和直角坐标中的平衡微分方程、几何方程和物理方程，指出哪些项是相似的，哪些项是极坐标中特有的？并说明产生这些项的原因。
弹性力学-平面问题的极坐标解答
l r
s
m
s
k
ur , u 为边界上已知位移， kr , k 为边界上已知的面力分量。
（位移单值条件）
r
r
r
0
r l
q0
r 0 0
0 r 0
r ra 0 r ra 0
r rb 0 r rb 0
b
a 0 dr 0
b
a r 0 dr 0
b
a 0 rdr M
d
r
P
ur
B
B
ur d
x
dr ur
A
P
A
1
(r ur )d
ur r
dr
径向线段PA的转角： 1 0
线段PB的相对伸长： 1
（b）
PB PB (r ur )d rd
PB
rd
ur （c） r
环向线段PB的转角：
tan 1 1
BB PP PB
(ur
ur
d )
ur
rd
1 ur
2
2 r 2
1 r
r
1 r2
2
2
极坐标下的相容方程为：
22
2 r 2
1 r
r
1 r2
2
2
2 r 2
1 r
r
1 r2
2
2
0
4
22
2 r 2
1 r
r
1 r2
2
2
2
0
说明： 方程（4－6）为常体力情形的相容方程。
（4－6）
结论： 弹性力学极坐标求解归结为
（1） 由问题的条件求出满足式（4－6）的应力函数 (r, )
弹性力学简明教程(第四版)_第四章_课后作业题答案
【4-8】 实心圆盘在 r 的周界上受有均布压力 q 的作用，试导出其解答。
【解答】实心圆盘是轴对称的，可引用轴对称应力解答，教材中的式（411），即
A 2
B(1 2 l n ) 2C
A 2
B( 3
2l
n
)
2C Fra bibliotek y 2
2
2 xy
q。
原来的问题变为矩形薄板在左右两边受均布拉力 q 而在上下两边受均布压力 q，如下 图所示。根据教材中的式（4-18）
3
σ
q cos 2(1
r 2)(1 2
3
r2 ) , 2
σ
q
cos
2( 1
3
r4 4
)
,
(a)
( R2 - r2)
2( R2 - r2 )
把 A，B，C 值代入轴对称应力状态下对应的位移分离，教材中式（4-12）。
u
qr 2 E( R2
r 2)
1
1
R2
I
cos
K
si n ,
(b)
u H I si n K cos 0。
【解答】（1）相容条件： 将应力函数 代入相容方程 4 0 ， 显然满足。 （2）由 求应力分量表达式
1
=
2B si n 2 2B si n 2
2C 2C
弹性力学第四章 用极坐标解平面问题
第四章 用极坐标解平面问题4.1.极坐标中的平衡微分方程工程上常常可以遇到圆形、环形、楔形或扇形类的结构物。
在这些情况下，用直角坐标描述边界条件会变得相当复杂，由于极坐标使得结构的边界与坐标线一致，因而使边界条件的描述更加简单，使问题更易于求解。
首先我们定义极坐标中的应力分量和体积力分量。
用夹角为ϕd 的两条极径和两条半径相差为ρd 的同心圆弧截取一个微元体（图4.1）。
圆弧截面称为ρ面。
面的法向沿径向而且指向ρ增加方向，这一圆弧面称为正ρ面，反之称为负ρ面。
极径截面称为ϕ面。
面的法向沿环向而且指向ϕ增加方向，这一极径截面称为正ϕ面。
反之称为负ϕ面。
ρ面上的正应力用ρσ表示，剪应力用ρϕτ表示。
ϕ面上的正应力用ϕσ表示，剪应力用ϕρτ表示。
用ρf 表示体积力在径向的分量,用ϕf 表示体积力在环向的分量。
应力的符号规定与直角坐标下的规定完全相同：正面上指向正向（坐标增加的方向）的应力为正值应力，负面上指向负向（坐标减小的方向）的应力亦为正值应力，反之，为负值的应力。
体积力符号规定也与直角坐标下的规定相同，指向坐标轴正向（坐标增加的方向）的体积力为正值，反之，为负值。
直角坐标和极坐标之间具有严格的变换关系。
从理论上说，我们完全可以通过坐标变换的方法由直角坐标的基本方程导出极坐标下的相应方程。
但是，为了加深对极坐标下平衡方程物理意义的理解，我们仍然通过极坐标下的微分单元体的平衡导出极坐标下的平衡微分方程。
我们取一个微分单元体研究，各个面上的应力分量和体积力如图4.2所示。
负ρ面上的正应力为ρσ，剪应力为ρϕτ；正ρ面的坐标比负ρ面增加了ρd ，所以正ρ面的应力和负ρ面相比，应力产生了一个增量，分别为ρρσσρρd ∂∂+和ρρττρϕρϕd ∂∂+。
负ϕ面上的正应力为ϕσ，剪应力为ϕρτ；正ϕ面的坐标比负ϕ面增加了ϕd ，所以正ϕ面的应力和负ϕ面相比，应力产生了一个增量，分别为ϕϕσσϕϕd ∂∂+和ϕϕττϕρϕρd ∂∂+。
弹性力学简明教程 第4章 平面问题的极坐标解答
2
u
u
§4－2 极坐标中的几何方程及物理方程
所以，几何方程为：
1 2 1 2
1 2
u
u
1
u
u
1
u
u
（4－2）
§4－2 极坐标中的几何方程及物理方程
由于极坐标和直角坐标都是正交坐标系，因此，极坐 标和直角坐标的物理方程应该有相同的形式。 极坐标下的物理方程： 直角坐标下的物理方程：
第四章 平面问题的极坐标解答
4-1 极坐标下的平衡微分方程 4-2 极坐标下的几何方程及物理方程 4-3 极坐标下的应力函数与相容方程 4-4 应力分量的坐标变换式 4-5 轴对称应力和相应的位移 4-6 圆环或圆筒受均布压力 4-7 压力隧洞 4-8 圆孔的孔口应力集中 4-9 半平面体在边界上受集中力 4-10 半平面体在边界上受集中力
第四章 平面问题的极坐标解答
研究对象： 圆形、扇形、楔形体等物体
研究内容： 极坐标下平面问题的基本方程 应力法的基本方程
研究问题： 轴对称问题 圆环或圆筒受均布压力 应力集中 半平面体的受力问题
§4－1 极坐标中的平衡微分方程
一、极坐标下各分量的表示方法
1.应力分量
f
－ 径向正应力
f
－ 环向正应力
)
1 2
E
(
1
)
1 2
E
(
1
) （4－4）
2(1 E
)
平面应力问题
平面应变问题
E E
1 2
1
总结 极坐标下的基本方程
平衡方程
1
f
0
1
2
f
0
几何方程
u
第四章平面问题的极坐标解答
P,A,B
变形后为 P', A', B'各点的位移如图
第四章 平面问题的极坐标解答
几何方程
在小变形假定下， PA线应变
P A PA AA PP r PA PA u r ur dr u r u r r dr r PB线应变
PB PB (r ur )d rd ur PB rd r
2 ) 2 cos sin [ ( 2 r 2 ) 2 cos sin [ ( 2 r
1 )], r θ 1 )], r θ
2 2 1 1 2 1 2 2 cos sin [ 2 ( 2 )] (cos sin )[ ( )]。 2 xy r r r r r r
(e)
第四章 平面(e) 导出，
2 1 1 (cos sin )(cos sin ) 2 r r r r x 2 sin cos 2 sin 2 2 cos 2 2 r r r r r sin cos sin 2 2 2 2 r r 2 2
对于平面应变问题，只须作如下同样变换，
E E 1
2
,
1
。
第四章 平面问题的极坐标解答
边界条件
边界条件—应用极坐标时，弹性体的边界 面通常均为坐标面，即：
r 常数，或 常数,
故边界条件形式简单。
第四章 平面问题的极坐标解答
§4－3
坐标变换式
以下建立直角坐标系与极坐标系的变 换关系，用于： 物理量的转换，
其中可取
d cos 1, 2
d d sin 。 2 2
弹性力学：第四章 平面问题的极坐标解答(2)
1. 分析： 与以前相比较，相当于两个轴对称问题：
(a) 受内外压力作用的厚壁圆筒； (b) 仅受内压作用的无限大弹性体。
确定外压 p 的两个条件：
u 径向变形连续： r rb ur rb
径向应力连续： r rb
r rb
2. 求解
E,
E, E,
E,
2. 求解
(1) 圆筒的应力与边界条件
)
A r
2(1 )Br (ln r 1) (1 3)Br
2(1 )Cr I cos K sin
u
4Br
E
Hr I sin
位移多值项
K cos
要使单值，须有：B = 0 ，由式（b）得
a2b2 A b2 a2 (qb qa ),
2C
(qa a 2 b2
qbb2 ) a2
将其代回应力分量式（4-12），有：
r
1 1
a2
r2 a2
b2
qb ( 0)
（压应力）
1 1
a2
r2 a2
qb ( 0)
b2（压应力）
（3）若：b (qa 0 , qb 0)
—— 具有圆形孔道的无限大弹性体。
r
a2 r2
qa
a2 r2
qa
边缘处的应力：
r
r qa
r
qa
2. 压力隧洞
问题：厚壁圆筒埋在无限大弹性体内，受内压 q 作 用，求圆筒的应力。
§4-6 圆环或圆筒受均布压力 压力隧洞
1. 圆环或圆筒受均布压力
已知： qa , qb , a, b 求：应力分布。
确定应力分量的表达式：
r
A r2
B(1
弹性力学 第4章 1-5 极坐标解答
(4 12)
u H
若适当给定约束条件，无刚体位移
u | 0 , u | / 2 0 F K I 0
A 1 C u (1 ) (1 ) E E u 0
R2
•五. 特例
1.只受内压
R ( )2 1
2
1 qr
A ln B 2 ln C 2 D (4 10)
2.应力分量的通解
A
2
B(1 2 ln ) 2C B(3 2 ln ) 2C (4 11)
0
A
2
3.位移分量的通解
I cos K sin
§4.5 轴对称应力和对应的位移
构件的几何形状，受力都关于通过Z轴对称。则为 轴对称应力问题，应力分量和应力函数均与无关。
( )
( )
( )
1.应力分量（不计体力，与无关）
1 d d d 2 2 d
0
2.相容方程：（采用应力函数，不计体力）
d2 d 2 ( 2 ) d d d2 d 2 ( 2 ) 0 d d
3.这是一个常微分方程，可以求得通解为：
A ln B 2 ln C 2 D
(4 10)
轴对称应力问题的求解
1.应力函数的通解：
(4)针孔问题（应力集中） 受外压qb内径a0时：
| r
2 q 2q2 r 2 2 1 ( ) R
孔虽然很小，但孔边应力却提高了近2倍， 这就是应力集中现象。如果外力为拉力， 则此处为2倍的拉力实际问题中,孔边发 生开裂，就是这个原因。
第四章 平面问题的极坐标解答
一点沿r和增加的方向引两条坐标曲线的切线矢
量，就构成了该点的一个局部标架。 在极坐标中， 随点的位臵不同局部标架的方向将发生变化。
由于两切线相互垂直，所以极坐标是一种正交
曲线坐标。
图4-1
在极坐标系中，应力分量、应变分量、位移
分量和外力分量的定义、记号和正负号都是参
照局部标架来定义和规定的。比如r 面上的正
由于单元体尺寸很小，可以认为各微面上的应 力是均匀分布的。按泰勒级数展开，在两个弧面上， 由于有位臵dr的变化，其上相应的正应力和剪应力 的变化量为 r dr 和 r dr ;
r
r
同样两个径向平面由于位臵差d，其上正应力和 剪应力的变化分别为
和 r d d
F rddr 0
将微元体上的作用力对中心取矩得:
r r
剪应力互等仍然成立.
由于d是个小量，故有 sin
d d 和 d cos 1 2 2 2
简化以后，除以 rddr ，再略去高阶小量，得:
r 1 r r Fr 0 r r r 1 r 2 r F 0 r r r
u u (u dr ) (r dr ) u u r r dr r r
将（3）～（5）三式与（6）～（8）三式分别 叠加，得物体的任一点P的应变：
u r 1 u r r 1 u r u u r r r r
由此，对坐标x、y的二阶偏导为：
2 1 1 2 sin cos 2 sin 2 2 2 r r 2 2 1 2 1 2 2 sin 2 sin cos cos 2 2 r r r r y r 2 1 1 2 sin cos 2 cos 2 2 2 r r 2 2 cos 2 sin 2 2 sin cos sin cos 2 xy r r r r r 2 2 2 cos sin sin cos r2 r2 2 2 1 1 ( ) (cos sin )(cos sin ) 2 x x r r r r x 2 2 1 1 2 2 cos 2 2 sin cos sin r r r r r
弹性力学 第四章
(τ ρϕ ) ρ =R = 0 (σ ρ ) ρ = R = −q2
上面的两个边界条件是自然满足的。 上面的两个边界条件是自然满足的。 下面的两个边界条件只能确定两个常数。 下面的两个边界条件只能确定两个常数。 由多连体的位移单值条件，可以确定 。（P63) 由多连体的位移单值条件，可以确定B=0。（ 。（ 于是由下面的两个边界条件得： 于是由下面的两个边界条件得：
γ ρϕ
仅有切向位移时： 仅有切向位移时：
ερ = 0
α=
∂uϕ ∂ϕ
1 ∂uϕ εϕ = ρ ∂ϕ
β =−
∂uϕ ∂ρ
uϕ
ρ
uρ
γ ρϕ = α + β =
于是
−
ρ
ερ =
∂u ρ ∂ρ
1 ∂uϕ εϕ = + ρ ρ ∂ϕ uρ
γ ρϕ
1 ∂u ρ ∂uϕ u ρ − = + ρ ∂ϕ ∂ρ ρ
σρ =
ρ
1+
q
r2
1−
r R2
σϕ =
ρ2
2
R远大于 ，得 远大于r， 远大于
σ ρ = (1 −
r2
r 1− 2 R
q
ρ
2
)q
σ ϕ = (1 +
r2
ρ
2
)q
τ ρϕ = τ ϕρ = 0
应力分量： 应力分量：
σx = q
σ y = −q
τ xy = 0
外环边界条件： 外环边界条件：
(σ ρ ) ρ = R = q cos 2 ϕ − q sin 2 ϕ = q cos 2ϕ
A
ρ
2
+ B(1 + 2 ln ρ ) + 2C + B(3 + 2 ln ρ ) + 2C
弹性力学简明教程-第四章-平面问题的极坐标解答习题详解
第四章 平面问题的极坐标解答典型例题讲解例4-1 如图所示，矩形薄板在四边受纯剪切力作用，切应力大小为q 。
如果离板边较远处有一小圆孔， 试求孔边的最大和最小正应力。
例4-1图【解】（1）根据材料力学公式，求极值应力和量大正应力的方位角max min 2x y σσσσ+⎫=⎬⎭ 其中0,,x y x q σστ===得max min ,q q σσ==-。
最大正应力 所在截面的方位角为max 0max 0tan 104yqq τασσπα=-=-=-→--=-qqx若在该纯剪切的矩形薄板中，沿与板边成方向截取矩形ABCD ，则在其边界上便承受集度为q 的拉力和压力，如图所示。
这样就把受纯剪切作用的板看作与一对边受拉，另一对边受压的板等效。
（2）取极坐标系如图。
由2222442222cos 2(1)(13),cos 2(13),(4-18)sin 2(1)(13).ρφρφr r σq φρρr σq φρr r τq φρρ⎫=--⎪⎪⎪⎪=-+⎬⎪⎪=--+⎪⎪⎭得矩形薄板ABCD 内的应力分量为()()()2222442222cos 2(1)(13)cos 2(13)sin 2(1)(13)ρφρφa a σq φa ρρa σq φb ρa a τq φc ρρ=--=-+=--+ 其中 为小孔的半径，而孔边最大与最小正应力由式（b ），在 处得到44cos 2(13)4cos 2,φa σq φaϕ=-+=-当 ， 时，孔边最小正应力为，当时，孔边最大正应力为。
分析：矩形板ABCD 边界上各点的应力状态与板内无孔时的应力状态相同。
也可以应用叠加法，求解薄板的各种较复杂的平面应力（应变）问题。
习题全解4-1试比较极坐标和直角坐标中的平衡微分方程、几何方程和物理方程，指出哪些项是相似的，哪些项是极坐标中特有的？并说明产生这些项的原因。
【解】 （1）极坐标，直角坐标中的平衡微分方程10210f f ρρϕρϕρρϕϕρϕϕστσσρρϕρτστρρϕρ∂∂-⎧+++=⎪∂∂⎪⎨∂∂⎪+++=⎪∂∂⎩ 00yxx x y xy yf xy f y x τσστ∂⎧∂++=⎪∂∂⎪⎨∂⎪++=⎪∂∂⎩将极坐标中的平衡微分方程与直角坐标中的平衡微分方程相比较，第一式中，前两项与直角坐标相似；而项是由于正 面上的面积大于负 面上的面积而产生的，是由于正负 面上的正应力 在通过微分体中心的 方向有投影而引起的。
平面问题极坐标解答
Fx 0
0
a cos
sin ad 0
a
Fy 0
0
a sin
cos ad 0
a
MO 0
0
a ad
a
M
0
a
4.3 stress function and compatibility equation in polar coordinates
τxy=u/y+v/x中的一般规律
• 由τxy=u/y+v/x，总结出一般规律，即设有 两个正交坐标方向，一个坐标方向的位移（如 u）对另一个坐标方向（y）求导为该坐标方向 （y）线段的转角。
1. u/y--x方向的位移 u 对y坐标求导为y方向线 段的转角。
2. v/x--y方向的位移 v 对x坐标求导为x方向线 段的转角。
几何学和物理学三个方面来考虑。
直角坐标不
大方便
弹性力学 第四章
2
Polar coordinates 极坐标
• The position of a point P in polar coordinates is defined
by the radial coordinate ρand the angular coordinate φ.
极坐标中的应力函数及相容方程
1. 极坐标下的应力分量与相容方程
方法1：（步骤）
（1）利用极坐标下的几何方程，求得应变表示的相容方程：
1
2 2
1
2
1
2 ( )
（2）利用极坐标下的物理方程，得应力表示的相容方程：
2
2
1
1
2
2
(
)
0
（常体力情形）
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从原点出发为正， 从 x 轴向 y 轴方向 转动为正。
微分体上的作用力有：
体力-- f ρ , fφ ， 以坐标正向为正。 应力-- ρ面， φ面分别表示应力及其 增量。
应力同样以正面正向，负面负向的应力为正，反 之为负 。
平衡条件：
(b)
u u sin v cos。
导数的变换：
将对 x, y 的导数，变换为对 , 的导数：
F (x, y) 可看成是 F (, )，而 , 又是 x, y
的函数，即 F 是通过中间变量 , 为 x, y
的复合函数。
有: F
Φ Φ ρ Φ φ , x ρ x φ x
Φ y
Φ ρ
ρ y
d
2
f ρ ρddρ
0
上式中一阶微量相互抵消，保留到二阶微量，得
1
f
0。
(a)
式( a )中 1、2、4 项与直角坐标的方向相似; 而
σρ
ρ -- 是由于 面ρ面积大于 面的ρ面
积而引起的，
σφ ρ
-- 是由于 面上的
在C点的
向有 投影。
Fφ 0 --通过形心C的 φ向合力为0，
故物理方程形式相似。
平面应力问题的物理方程：
1 E
(
),
1 E
(
),
2(1 E
)
。
对于平面应变问题，
只须作如下同样变换，
E
1
E
2
,
。 1
泰勒展开
Exercise : Chap 4
Today: 4-1， 4-2 End of Lecture 9
边界条件
边界条件--应用极坐标时，弹性体的 边界面通常均为坐标面，即：
POP u .
（使直角扩大，为负值）
切应变为
u
u 。
几何方程
3.当 u和ρ 同u时φ 存在时，几何方程为
u
,
1 u
u
,
(a)
u
1 u
u
。
极坐标中的物理方程
物理方程
直角坐标中的物理方程是代数方程，且 x 与 y 为正交，
极坐标中的物理方程也是代数方程,且 ρ与 为φ正交，
(σ
σ
d)dρ cos
d
2
σ dρ
cos
d
2
( ρ
ρ
ρ
dρ)(ρ dρ)d
ρ ρd
( ρ
ρ
d)dρ sin
d
2
ρdρ sin
d
2
f ρ ρddρ
0
略去三阶微量，保留到二阶微量，得
f 1 2 0。 (b)
式(b)中1、2、4项与直角坐标的方程相似，而
τ ρφ --是由于 ρ 面的面积大于 ρ 面引起的，
直角坐标 (x, y) 与 极坐标
比( 较,：)
相同: 两者都是正交坐标系。
区别: 直角坐标中, x 和 y 坐标线都是直线, 有固定的方向, x
和 y 的量纲均为 L 。
极坐标中, 坐标线（ = 常数）和坐标线 ）在不同点有不同的方向;
（ =常数
坐标线为直线, 坐标线为圆弧曲线;
的量纲为 L, 的量 纲为 1。这些区别将引 起弹性力学
Φ φ
φy .
τ φρ ρ
--是由于 面上的切应力
τφρ 在C点
的 向有投影。
M C 0--通过形心 C 的力矩为 0，当考虑到二 阶微量时，得 。 (c)
思考题
1、试说明在导出上述平衡微分方程中，同样 应用了连续性和小变形的基本假定，因而 适用的条件也是这两个。
2、试对微分体上的不同点列出平衡条件；或 者考虑每一面上的应力为非均匀分布时列 出平衡条件，证明式（4－1）在二阶微量 的精度内总是相同的。
§4－2 极坐标中的几何方程及物理方程
几何方程--表示微分线段上形变和位移之间的几何关系式 。
过任一点 P ρ,φ 作两个沿正标向的微分线段 ,
PA d , PB d。
u 1.只有径向位移
P,A,B变形后为
P', A',B'
几何方程
在小变形假定 β 1 下，
cos 1,
P B P C ,
sin ,
tan 。
PA 线应变
ερ
PA PA PA
(u ρ
u ρ d ρdρρ来自uρu ρ ρ,
PB 线应变
εφ
P
B P PB
B
P
C PB PB
(ρ
u
ρ
)d φ ρ
ρ
d
φ
uρ ρ
;
PA 转角 0,
几何方程
PB 转角
β
CB
CB
(u
u ρ φ
dφ)u ρ
1
u ρ 。
PC PB
ρdφ
ρ φ
所以切应变为
1
u 。
2. 只有环向位移 u,φ求形变。
P, A, B 变形后为 P，A，B，
各点的位移如图
几何方程
PA 线应变 (略 去高阶小量）
0
PB 线应变
εφ
PB PB PB
(u
φ
uφ φ
dφ)
ρdφ
u
1 ρ
uφ φ
;
PA 转角
α
DA
uφ ρ
d
ρ
uφ
,
PA d ρ ρ
几何方程
PB 转角 变 形 前 切 线 O P , 变 形 后 切 线 O P ,
平衡条件
应用假定:（1）连续性，（2）小变形。
考虑通过微分体形心 C 的 , 向及矩的平衡，列出
3个平衡条件:
F 0, F 0, M c 0。
(σ ρ
σ ρ ρ
dρ)( ρ
dρ)d
σ ρ ρd
(σ
σ
d)dρ sin
d
2
σdρ sin
d
2
( ρ
ρ
d)dρ cos
d
2
ρdρ cos
常数，或 常数,
故边界条件形式简单。
函数的变换： 将式 (a) 或 (b) 代入，
Φ (x, y) Φ ( ρ,φ).
矢量的变换：位移
d (u, v) (uρ ,uφ ),
或
u u cos u sin , v u sin u cos。
(a)
u u cos v sin ,
第一节 极坐标的平衡微分方程 第二节 极坐标的几何方程和物理方程 第三节 极坐标的应力函数和相容方程 第四节 应力分量的坐标变换式 第五节 轴对称应力和相应的位移 第六节 圆环或圆筒受均布压力 第七节 压力隧洞 第八节 圆孔的孔口应力集中 第九节 半平面体在边界上受集中力 第十节 半平面体在边界上受分布力
基本方程的区别。
对于圆形，弧形，扇形及由径向线和环向围成的物体，宜 用极坐标求解。用极坐标表示边界简单，使边界条件简化。
§4－1 极坐标中的平衡微分方程
在 A 内任一点 P（ ， ）取出一个微分体，考
虑其平衡条件。 微分体--由夹角为 dφ 的两径向线 和距离为 d ρ 的两环向线围成。
注意： 两 面不平行，夹角为 dφ；