应力张量应变张量与应力应变关系
第五章 应力张量 应变张量与应力应变关系
1、 2、 3是方程（5-7）的三个根，所
以，也可以将特征方程写成
( 1 )( 2 )( 3 ) 0
展开后有 3 ( 1 2 3 ) 2 ( 1 2 2 3 3 1 ) 1 2 3 0
与式（5-7）比较，得
I1 I2
方程（7）有三组解：
第一组是 m0, n0
第二组是 m0, n1/ 2
第三组是 m1/ 2, n0
有了m、n就可以从（4）中求得相应的l，并运用
（5）式得到相应的极值剪应力 ，由（2）式
得到极值剪应力面上的正应力 。 同理可从（3）和（4）中分别消去m和n，按上述 方法又可以得到六组解，但其中三组是重复的， 独立的解答一共六组，如表5-1所示。 表中前三组解答对应于主平面，其上剪应力为零； 而后三组解答对应于经过主轴之一而平分其他两 主轴夹角的平面，如图5-5示，其上剪应力为
1 和 2 的方向可取与 ν (3) 垂直平面上的任
意方向。即与ν (3) 垂直的方向都是主方向。
如果 123，则 ν (1)ν (2)、ν (2)ν (3)、
ν (3)ν (1)三者可以是零，也可以不是零，这
说明三个主方向可以相互垂直，也可以不垂 直，也就是说，任何方向都是主方向。
（3）主应力的极值性 命题1：最大（或最小）主应力是相应点处任 意截面上正应力的最大（或最小）值。
r r
这就是极坐标下的应力分量与直角坐标下应力 分量的转换公式。
反过来，取直角坐标系为新坐标系，极坐标系 旧坐标系，根据（5-2）式，用极坐标应力分量 表示直角坐标应力分量的关系为：
x xrxrr xx 2xrxr
cos2 r sin2 2sin cosr
2 第二章 应力和应变
第二章应力和应变地震波传播的任何定量的描述，都要求其能表述固体介质的内力和变形的特征。
现在我们对后面几章所需要的应力、应变理论的有关部分作简要的复习。
虽然我们把这章作为独立的分析，但不对许多方程进行推导，读者想进一步了解其细节，可查阅连续介质力学的教科书。
三维介质的变形称为应变，介质不同部分之间的内力称为应力。
应力和应变不是独立存在的，它们通过描述弹性固体性质的本构关系相联系。
2.1 应力的表述——应力张量2.1.1应力表示考虑一个在静力平衡状态下，均匀弹性介质里一个任意取向的无限小平面。
平面的取向可以用这个平面的单位法向矢量nˆ来规定。
在nˆ方向的一侧施加在此面单位面积上的力叫做牵引力，用矢量),,()ˆ(zyxtttnt=表示。
在nˆ相反方向的另一侧施加在此面上的力与其大小相等，方向相反，即)ˆ()ˆ(ntnt-=-。
t在垂直于平面方向的分量叫做法应力，平行于平面方向的分量叫做剪应力。
在流体的情况下，没有剪应力，nptˆ-=，这里P 是压强。
上面的表示这是一个平面上的应力状况，为表示固体内部任意平面上的应力状态，应力张量τ在笛卡尔坐标系（图 2.1）里可以用作用于xyxzyz,,平面的牵引力来定义(：ˆˆˆ()()()ˆˆˆ()()()ˆˆˆ()()()xx xy xzx x xy y y yx yy yzz z z zx zy zzt x t y t zt x t y t zt x t y t zττττττττττ⎡⎤⎡⎤⎢⎥⎢⎥==⎢⎥⎢⎥⎢⎥⎢⎥⎣⎦⎣⎦（2.1）在右式的表示中，第一个下角标表示面的法线方向，第二个下角标表示该面上应力在该坐标轴上的投影。
图2.1 在笛卡尔坐标系里描述作用在无限小立方体面上的力的牵引力矢量)ˆ(),ˆ(),ˆ(z t y t xt 。
应力分量的符号规定如下：对于正应力，我们规定拉应力为正，压应力为负。
对于剪应力，如果截面的外法线方向与坐标轴一致，则沿着坐标轴的正方向为正，反之为负；如果截面方向与外法线方向相反，则沿着坐标轴反方向为正。
流体力学中应力应变关系
流体力学中应力应变关系
流体力学是研究流体运动和变形的学科，应力和应变是流体力学中关键的概念。
应力是流体内部各点受到的力，应变是流体形变程度的度量。
在流体力学中，应力和应变之间存在一定的关系，通常用应力张量和应变张量来描述。
应力张量包含了流体各点在各个方向上受到的应力大小和方向信息，应变张量则包含了流体在各个方向上的形变程度。
在牛顿流体中，应力张量和应变张量之间的关系是线性的，即应力与应变成比例关系，比例系数被称为粘度。
而在非牛顿流体中，应力与应变的关系则更加复杂。
流体力学中的应力应变关系是研究流体运动和变形的基础，对于工程应用和科学研究都具有重要意义。
在许多工程领域，如航空、水利、化工等，流体力学的应用广泛，深入研究应力应变关系可以为工程设计和实际应用提供更加准确和可靠的理论基础。
- 1 -。
应力张量和应变张量的关系
应力张量和应变张量的关系在物理和工程的世界里，有两个小伙伴总是形影不离，那就是应力张量和应变张量。
就像老鼠和米饭，或者说是鱼和水，这俩家伙其实是相辅相成的，缺一不可。
今天咱们就来聊聊这两位的关系，顺便让这话题变得轻松有趣，让大家听了觉得“这还真有意思！”1. 应力张量——你能忍受多少压力？1.1 什么是应力张量？应力张量嘛，可以简单理解为“压力的图谱”。
想象一下，你在参加一场拔河比赛，另一边的人使劲拉，你的手臂就会感受到拉力。
这个拉力就是应力。
如果我们把这个感觉用一个数学对象来表示，那就是应力张量。
它可以告诉我们在一个物体内部，各个方向上受到了多大的压力。
1.2 应力的分类应力可不是单一的，它分成好几种，像是“拉应力”、“压应力”和“剪应力”。
拉应力就像你拉一根橡皮筋，越拉越长；压应力则像是在面团上用力按，面团就变扁了。
至于剪应力嘛，想象一下你在切水果，刀子刮过的地方就是受到剪应力的地方。
通过这些应力，我们就能感受到物体内部的变化和状态。
2. 应变张量——变形的小精灵2.1 应变张量的概念说到应变张量，它就像是应力张量的反应者，专门负责记录物体是如何变形的。
用个简单的比喻来说，假如应力是拉面师傅的力量，那么应变就是拉出来的面条。
面条在拉伸的过程中，变长了，变细了，这就是应变在作怪。
2.2 应变的种类应变同样有多种形式，比如“拉伸应变”、“压缩应变”和“剪切应变”。
拉伸应变就像你把橡皮筋拉得细细的，压缩应变就像把一个泡沫压扁，而剪切应变就像你用力划过一块巧克力，让它变得不平整。
这些变形的形式让我们对材料的性能有了更深的理解。
3. 应力与应变——亲密无间的关系3.1 他们是好朋友说到应力和应变的关系，其实就是一个因果关系。
就像是“打虎亲兄弟，上阵父子兵”，应力会导致应变的发生。
你想啊，当一个物体受到外力作用时，它肯定会有所反应，这个反应就是应变。
这就像你被朋友拉着走，脚步肯定要跟着他的节奏走，这样才能保持平衡。
张量与连续介质力学基本公式总结
张量与连续介质力学基本公式总结在连续介质力学中，有一些基本的公式被广泛应用于系统建模和问题求解。
这些公式包括牛顿第二定律、应力应变关系、连续性方程和能量守恒等。
1.牛顿第二定律连续介质力学的基础是牛顿第二定律，它描述了质点的运动情况。
对于一个连续介质，牛顿第二定律可以推广为控制体中动量的变化率等于力的和，即∂(ρv)/∂t=∇•σ+ρg其中，ρ是介质的密度，v是介质的速度矢量，t是时间，σ是应力张量，g是重力矢量。
这个方程可以用来描述介质的运动。
2.应力应变关系应力应变关系描述了介质中力与变形之间的关系。
在连续介质力学中，通常假设介质是线性弹性的，即应力张量与应变张量之间存在线性关系。
在各向同性的介质中，应力张量与应变张量之间的关系可以用胡克定律表示，即σ=λ(∇•v)I+2μE其中，λ和μ是介质的弹性常数，I是单位张量，E是应变张量。
这个方程可以用来计算各向同性介质中的应力分布。
3.连续性方程连续性方程描述了质点数密度的守恒。
在连续介质力学中，这个方程被推广为质量守恒方程，即∂ρ/∂t+∇•(ρv)=0这个方程说明了质点的数密度随时间和空间的变化率。
它告诉我们质点不会凭空消失或产生，而是通过流体的运动来重新分布。
4.能量守恒能量守恒方程描述了介质中能量的转化和分布。
在连续介质力学中，可将能量守恒方程表示为∂(ρe)/∂t + ∇•(ρve + q) = ρg•v + ∇•σ•v其中，e是单位质量的内能，v是速度矢量，q是热通量矢量。
这个方程考虑了能量的传输、转化和产生与消耗。
它可以用来分析介质中的热传导、热膨胀和内部能量变化等现象。
这些公式构成了连续介质力学的基本框架，可以用来描述各种各样的物理现象，如流体力学、固体力学、热力学等。
通过结合实际问题和适当的边界条件，这些公式可以用于求解各种与连续介质力学相关的工程和科学问题。
总之，张量与连续介质力学基本公式是研究介质在连续性假设下力学行为的关键工具。
dft计算合金应力应变曲线
dft计算合金应力应变曲线
DFT（密度泛函理论）是一种计算材料性质的量子化学方法，可以用于计算合金的应力应变曲线。
要计算合金的应力应变曲线，首先需要构建一个包含合金的模型。
这个模型可以包含原子的位置和类型，晶格常数以及合金组成等信息。
然后，使用DFT方法计算模型中原子的总能量。
这可以通过
求解含有电子波函数的Kohn-Sham方程来实现。
得到的总能
量可以用来计算各个应变情况下的力学性质，如弹性常数和体模量。
接下来，可以使用应力应变关系来计算应力应变曲线。
应力应变关系描述了应变量和内部应力（也称为应力张量）之间的关系。
例如，哈密顿公式可以用来计算应力应变曲线，其中应力张量和应变张量之间的关系是线性的：
σ = C ε
在这里，σ是应力张量，C是弹性常数矩阵，ε是应变张量。
通过施加不同的应变，可以计算得到不同应变下的应力，从而得到应力应变曲线。
需要注意的是， DFT方法可以计算材料的力学性质，但对于
合金而言，原子间相互作用的选择对计算结果会有影响。
因此，选择适当的交换相关泛函和做适当的校正是很重要的。
总之，使用DFT方法可以计算合金的应力应变曲线，需要构建合金模型，计算总能量，并利用应力应变关系得到应力应变曲线。
我所认识的应力与应变的关系
我所认识的应力与应变的关系机械与动力工程学院我所认识的本构关系可以从三个不同的受力条件下进行分析，第一是在弹性变形下的应力与应变的关系，第二是在屈服条件下的应力与应变的关系，第三是在塑性条件下的应力与应变的关系，而对应力与应变的关系的研究也可以归结为对本构关系的研究。
首先，弹塑性力学分别从静力学和几何学的角度出发，导出了平衡方程的和几何方程，这些方程均与物体的材料性质（物理性质）无关，因而适用于任何连续介质。
但仅仅依靠平衡方程和几何方程来解决实际中的工程问题是不够的。
由于平衡方程仅建立了力学参数（应力分量与外力分量）之间的联系，而几何方程也仅建立了运动学参数（位移分量与应变分量）之间的关系，所以平衡方程与几何方程式两类完全相互独立的方程，他们之间还缺乏必要的联系。
对于所求解的问题来讲，因为您未知量的数目多于任何一类方程的个数，所以无法利用这两类方程求的全部未知量。
平衡方程：⎪⎪⎪⎪⎭⎪⎪⎪⎪⎬⎫⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=+∂∂+∂∂+∂∂⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=+∂∂+∂∂+∂∂⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=+∂∂+∂∂+∂∂222222000t w Z z y x t v Y z y x t u X z y x z zy zx yz y yx xz xy x ρσττρτστρττσ （1） 几何方程：⎪⎪⎪⎭⎪⎪⎪⎬⎫∂∂+∂∂=∂∂=∂∂+∂∂=∂∂=∂∂+∂∂=∂∂=x w z u z w z v y w y v y u x v x u zx z yz y xy x γεγεγε （2） 为了求解具体的力学问题，还必须引进一些关系式，这些关系式即所谓的本构关系。
本构关系反映可变形体材料的固有特此那个，故也称为物理关系，它实际上是一组联系力学参数和运动学参数的方程式，即所谓的本构方程。
本构方程实际上就是一组反映可变形体材料应力和应变之间关系的方程。
在单向应力状态下，理想弹性材料的应力和应变之间的关系极其简单。
我所认识的应力应变关系
我所认识的应力应变关系应力应变都是物体受到外界载荷产生的响应。
物体由于受到外界载荷后，在物体内部各部分之间要产生互相之间的力的作用，由于受到力的作用就会产生相应的变形；或者由于变形引起相应的力的作用。
则一定材料的物体其产生的应力和应变也必然存在一定的关系。
一 应力-应变关系影响本构关系的因素有很多，例如材料、环境、加载类型（载荷、温度）、加载速度（动载荷、静载荷）等，当然，本构关系有很多类型，包括弹性、塑性、粘弹性、粘塑性、各向同性、各向异性本构关系，那么首先来叙述一下简单情况本构关系，所谓简单情况就是六个应力分量x y xy yz zx σσστττ、、z 、、、只有一个不为零，六个应变分量x y xy yz zx εεεγγγ、、z 、、、只有一个自由变化，应力应变关系图1-1。
图1-1 应力应变关系图图中OA 为线弹性阶段，AB 为非线弹性阶段，故OB 为初始弹性阶段，C 点位初始屈服点，()s σ+为初始屈服应力，CBA 为弹性阶段卸载，这一阶段中E σε=，初始弹性阶段结束之后，应力继续增大，进入塑性阶段，CDE 为强化阶段，应变强化硬化，EF 为颈缩阶段，应变弱化软化。
如果在进入塑性阶段卸载后再加载，例如在D 点卸载至零，应力应变关系自D 点沿'DO 到达'O 点，且'DO ∥OA ，其中'O O 为塑性应变p ε，DG 为弹性应变e ε，总应变为它们之和。
此后再继续加载，应力应变关系沿ODEF 变化，D 点为后继屈服点，OD 为后继弹性阶段，()'s σ+为后继屈服应力，值得一提的是初始屈服点只有一个，而后继屈服点有无数个（由加载历史决定）。
若在卸除全部载荷后反向加载，弹性阶段'COC ，()()s s σσ+-=，而在强化阶段'DOD ，()()s s σσ+->，称为Bauschinger 效应。
从上述分析得出材料弹塑性行为有一定的特殊性，主要表现在：弹性应力应变关系是线性，且是单值对应关系，而塑性应力应变关系是非线性的非单值对应。
工程塑性理论应力应变关系
2
E
m
y
m
1 E
y
z
x
1 2
E
m
z
m
1 E
z
x y ｛｝
1
2
E
m
x m , y m ,
x y
x m , y m ,
xy y z
xyzymmmm
,
z z m
z
z
m
Gz 2z1Em
x
1 2G
x
,
y
1 2G
y
,
z
1 2G
z
,
xy
yx
1 2G
xy
即应变增量张量就是应变增量偏张量。
在上述假设基础上，可假设应变增量与 应力偏张量成正比，即
d ij ij d
d x d y d z d xy d yz d zx d x m y m z m xy yz zx
式中：dλ—正的瞬时常数，在加载的不同 瞬时是变化的，在卸载时，dλ=0。
d ij ij d
d x x m d
x
x
y
3
z
d
2 3
d
x
1 2
y
z
d x
2 3
d
x
1 2
y
z
,
d y
2 3
d
y
1 2
z
x ,
d z
2 3
d
z
1 2
x
y
,
d xy
xy
d
d yz yzd
d zx zx d
将上式正应变两两相减，并写出切应变公式：
yz
2G
zx
第四章应力应变关系
4 应力应变关系4.1弹性变形时应力和应变的关系当材料所受应力小于其线弹性极限时，材料应力应变间的关系服从广义Hooke 定律，即1()1()1()111222x x y z y yx zz z x yxy xy yz yz zx zxE E E G G G εσνσνσεσνσνσεσνσνσετετετ⎧=--⎪⎪⎪=--⎪⎨⎪=--⎪⎪⎪===⎩，， （4.1） 式中，E 为拉压弹性模量，G 为剪切模量，ν为泊松比，对于各向同性材料，三个常数之间满足()21E G ν=+关系。
由上式可得11212()()33m x y z x y z m E E ννεεεεσσσσ--=++=++= （4.2） 于是11()'2x m x m x E G νεεσσσ+-=-= 或1112''22x m x x m G G Eνεεσσσ-=+=+ 类似地可以得到1112''22y m y y m G G E νεεσσσ-=+=+ 1112''22z m z z m G G Eνεεσσσ-=+=+于是，方程（4.1）可写成如下形式1212'00'0000'x xy xz x xy xz m v yx y yz yx y yz m G E m zx zy z zx zy z εγγσττσγεγτστσσγγεττσ-⎛⎫⎛⎫⎛⎫ ⎪ ⎪ ⎪=+ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎝⎭⎝⎭⎝⎭即'1122ij ij m ij ij m G Eνεεεσδσ-'=+=+ （4.3）显然，弹性变形包括体积改变的变形和形状改变的变形。
前者与球应力分量成正比，即12m m E νεσ-= （4.4）后者与偏差应力分量成正比，即''12''12''12111222x x m x G y y m y G z z m z G xy xy yz yz zx zxG G G εεεσεεεσεεεσετετετ⎧=-=⎪=-=⎪⎨=-=⎪⎪===⎩，，或简写为2ij ij G σε''= （4.5）此即为广义Hooke 定律。
2-第二章_各向异性材料的应力-应变关系【2024版】
S1132 S2232 S3332 S2332 S3132 S1232 S3232 S1332 S2132
S1113 S2213 S3313 S2313 S3113 S1213 S3213 S1313 S2113
S1121
S
2221
S3321 S2321
S3121
S1221
S3221
S1321
应力，即 3 0 ，其他应力分量均为零，得到
1 S11 S12 S13 0
2
S12
S22
S23
0
0 S16 0
0
S26
0
3 3
2
233
S031
S32 0
S33 0
0 S44
0 S45
S36 0
03
(2.20)
1
31
0
0
0
S45 S55
0 0
12 S16 S26 S36 0 0 S66 0
31
0
0
0
C45 C55
0
31
12 C16 C26 C36 0 0 C66 12
(2.17) (2.18)
显然，单对称材料的式(2.18)和一般各向异性材料的式(2.7)相比，独立的 弹性常数由21个减少到13个。 与式(2.18)相对应，其应变-应力的关系为:
1 S11 S12 S13 0
31
C51
C52
C53
C54
C55
C56
3'1
12 C61 C62 C63 C64 C65 C66 12
(2.7)
(2.12)
这样由式(2.7)可得 1 C111 C12 2 C133 C14 23 C15 31 C1612 (2.13)
第2章 应力-应变关系
P
n F
P
θ
n
P F 2 P cos n F P sin s cos F
σn称为正应力，σs称为剪应力。
x P P
NUDT 12.6
第二章 应力－应变关系
Chap. 02
2.1 符号规定
应力 弹性体 微元体
yx
z
zz
zy
xx
yz
正应力：
外法线 方向
i, j 1,2,3,4,5,6
0 1 0 0 0 2 0 0 0 3 C44 0 0 4 0 C55 0 5 0 0 C66 6 0 0
1
1 C11 C12 C13 C 2 21 C22 C23 3 C31 C32 C33 0 0 4 0 5 0 0 0 6 0 0 0
u w r z x
NUDT 12.6
第二章 应力－应变关系
Chap. 02
2.1 符号规定
正轴与偏轴
正轴(on-axis)应力应变： 偏轴(off-axis)应力应变：
xx xx
yy yy
ij i, j
zz yz zz yz
zx zx
xx , yy , zz
应力分 量指向
zx xy
o
yy yz
xz
yy
xz
y
正负号
xy
zx
zy
yx
剪应力：
xx
xy , xz , yx
zz
x
yz , zx , zy
cauchy 应力张量
Cauchy应力张量引言在固体力学中，应力是描述物体内部受力状态的物理量。
Cauchy应力张量是一种用来描述物体内部应力状态的数学工具。
它是由法国数学家Augustin-Louis Cauchy在19世纪提出的，被广泛应用于工程力学和材料科学领域。
应力的概念应力是物体内部单位面积上的力，是描述物体受力状态的重要物理量。
在固体力学中，应力可以分为两种类型：正应力和剪应力。
正应力是垂直于物体内部某一平面的力，可以分为拉应力和压应力。
拉应力是指物体内部某一平面上的力向外作用，而压应力则是指力向内作用。
剪应力是平行于物体内部某一平面的力，它使得物体内部的不同部分相对滑动。
剪应力可以分为正剪应力和负剪应力，取决于剪切方向。
Cauchy应力张量的定义Cauchy应力张量是一种用来描述物体内部应力状态的数学工具。
它是一个二阶对称张量，用一个3x3矩阵表示。
Cauchy应力张量的定义如下：其中，σij表示物体在i方向上的作用力对j方向上的面积元素的作用。
Cauchy应力张量的性质Cauchy应力张量具有以下性质：1.对称性：Cauchy应力张量是一个对称矩阵，即σij = σji。
这是因为在物体内部，力的作用方向与面元素的方向无关。
2.等效应力：Cauchy应力张量可以通过计算其主应力的平均值得到等效应力。
等效应力是一个标量，用来描述物体受力状态的强度。
3.应力变换：在不同坐标系下，Cauchy应力张量的分量会发生变换。
这可以通过线性代数中的坐标变换公式来实现。
4.应力分量与应变分量的关系：Cauchy应力张量与应变张量之间存在线性关系，这是弹性力学的基本原理之一。
Cauchy应力张量的应用Cauchy应力张量在工程力学和材料科学中有广泛的应用，其中一些重要的应用包括：1.结构分析：Cauchy应力张量可以用来分析物体内部的受力状态，从而评估结构的安全性和稳定性。
2.材料设计：通过对Cauchy应力张量的分析，可以优化材料的力学性能，提高材料的强度和耐久性。
abaqus 应力应变不对应
abaqus 应力应变不对应abaqus是一种广泛应用于工程领域的有限元分析软件，用于模拟和分析各种结构的力学行为。
在abaqus中，应力和应变是两个重要的物理量，它们描述了物体在外力作用下的变形和变形后的力学响应。
应力是物体内部的力分布情况，可以通过应力张量来描述。
应力张量包含了九个分量，分别为xx、yy、zz、xy、xz、yz、yx、zx、zy。
其中，xx、yy和zz分别表示物体在x、y和z方向上的正应力，xy、xz和yz分别表示物体在x、y和z方向上的剪应力。
应力的单位是帕斯卡(Pa)，1Pa等于1牛顿/平方米(N/m²)。
应变是物体发生形变后的变形程度，可以通过应变张量来描述。
应变张量也包含了九个分量，与应力张量的分量一一对应。
应变分为线性应变和切变应变两种。
线性应变是物体在外力作用下产生的长度变化，切变应变是物体在外力作用下产生的形状变化。
应变的单位是无量纲，通常用百分比或小数表示。
在abaqus中，可以通过给定物体的几何形状、材料性质和加载条件来模拟分析物体的力学行为。
在模拟过程中，abaqus会根据给定的参数计算出物体的应力和应变分布情况，以及其他与物体力学性能相关的结果。
然而，虽然abaqus可以提供准确的应力应变分析结果，但在实际应用中，由于各种因素的影响，模拟结果与实际情况之间可能存在差异。
这种差异可能是由于模型的简化、材料参数的不确定性、加载条件的误差等引起的。
应力和应变的关系也不是简单的线性关系。
在材料的弹性阶段，应力和应变呈线性关系，称为胡克定律。
但当应力超过材料的屈服强度时，材料会发生塑性变形，应力和应变之间的关系就不再是线性的了。
在这种情况下，塑性应变会随着应力的增加而增加，材料会发生形状改变和残余变形。
因此，正确理解和使用abaqus的应力应变分析结果是非常重要的。
在进行工程设计和结构优化时，需要综合考虑各种因素，并结合实际情况进行合理的判断和调整。
此外，还需要注意模型的合理性和准确性，以及模拟结果的可靠性和可验证性。
我所认识的应力应变关系
我所认识的应力应变关系应力应变都是物体受到外界载荷产生的响应。
物体由于受到外界载荷后，在 物体内部各部分之间要产生互相之间的力的作用，由于受到力的作用就会产生相 应的变形；或者由于变形引起相应的力的作用。
则一定材料的物体其产生的应力 和应变也必然存在一定的关系。
一应力-应变关系影响本构关系的因素有很多，例如材料、环境、加载类型（载荷、温度） 、 加载速度（动载荷、静载荷）等，当然，本构关系有很多类型，包括弹性、塑性、 粘弹性、粘塑性、各向同性、各向异性本构关系，那么首先来叙述一下简单情况六个应变分量x 、y 、z 、xy 、yz 、zx 只有一个自由变化，应力应变关系图仁1图中0A 为线弹性阶段，AB 为非线弹性阶段，故0B 为初始弹性阶段，C 点位 初始屈服点，s为初始屈服应力，CBA 为弹性阶段卸载，这一阶段中 E ，初始弹性阶段结束之后，应力继续增大，进入塑性阶段， CDE 为强化阶段，应变强化硬化，EF 为颈缩阶段，应变弱化软化。
如果在进入塑性阶段卸载后再加载，本构关系，所谓简单情况就是六个应力分量x 、y 、z 、xy 、yz 、zx只有一个不为零,例如在D点卸载至零，应力应变关系自D点沿DO'到达O'点，且DO' // OA其中OO'为塑性应变p, DG为弹性应变e，总应变为它们之和。
此后再继续加载,应力应变关系沿ODEF变化，D点为后继屈服点，OD为后继弹性阶段，s'为后继屈服应力，值得一提的是初始屈服点只有一个，而后继屈服点有无数个（由加载历史决定）。
若在卸除全部载荷后反向加载，弹性阶段COC'，而在强化阶段DOD'，s s，称为Bauschinger效应。
从上述分析得出材料弹塑性行为有一定的特殊性，主要表现在：弹性应力应变关系是线性，且是单值对应关系，而塑性应力应变关系是非线性的非单值对应。
因为通常情况下物体不仅仅处于简单应力状态，那么复杂应力状态下应力应变关系又如何呢？如果我们将材料性质理想化即假设材料是连续的、均匀的、各向同性的，忽略T、t的影响，忽略净水压力对塑性变形的影响，可以将应力应变关系归结为不同的类型，包括理想线弹性模型、理想刚塑性模型、线性强化刚塑性模型、理想弹塑性模型、线性强化弹塑性模型、幕强化模型、等向强化模型、随动强化模型。
弹塑性力学应力应变关系
我所认识的应力和应变关系在这之前我认识了应力和应变的概念、性质以及从静力学和几何学的角度出发所得到的平衡方程和几何方程。
但是平衡方程仅反映了应力分量和外力分量的关系；几何方程仅建立了位移分量和应变分量的关系。
而谈到应力与应变的关系，对于可变形固体，在弹塑性力学中，在外力的作用下，其将发生变形。
变形分为两个阶段，弹性阶段和塑性阶段。
在弹性阶段，发生的弹性变形可以完全恢复，它是一个可逆过程。
此时，应力与应变的关系是一一对应的，是单值函数关系。
而在塑性阶段，所发生的塑性变形是不可以恢复的，是不可逆过程。
相对应的，塑性阶段的应力应变的关系是非线性关系，不存在一一对应的关系。
我所认识的应力和应变的关系就是本构关系。
本构关系也称为物理关系，它反应的是可变形材料的固有属性，实质上是一组联系力学参数和运动参数的方程式，也就是我们所说的本构方程。
在说应力与应变的关系之前，先说一下本构关系的相关影响因素，包括材料、环境、加载类型、以及加载速度。
即，),,(T t f εσ=。
另外，有各种各样的本构系，比如：弹性本构关系、塑性本构关系、粘弹性本构关系、粘塑性本构关系、各向同性本构关系、各向同性本构关系等等。
简单情况的本构关系：应力和应变的关系包括弹性和塑性的应力应变关系。
我们所说的是线性弹性体的应力应变关系，又分为简单应力状态和复杂应力状态。
在简单拉伸情况下，理想弹性材料的应力和应变的关系很简单，就是材料力学中的胡克定律： 。
而在塑性阶段，应力应变之间不再是简单的胡克定律，而是 。
另外，简单拉伸情况下的卸载定律是 。
在后继弹性阶段，也就是卸载后重新加载的材料会继续发生新的塑性变形，在此时的屈服称为后继屈服，相应的屈服点称为后继屈服点。
初始屈服和后继屈服的不同是：第一，应力的数值不一样，后继屈服的应力值更大；第二，屈服点的个数不一样。
初始屈服点只有一个，而后继屈服点会有好多个，则其对应的应力值也会有很多个。
最后，在卸载全部载荷后进行反向加载比如说把拉伸改成压缩，此时会产生Bauschinger 效应。
应力与应变关系(参照分析)
一、应力与应变1、应力在连续介质力学里，应力定义为单位面积所承受的作用力。
通常的术语“应力”实际上是一个叫做“应力张量” (stress tensor)的二阶张量。
概略地说，应力描述了连续介质内部之间通过力（而且是通过近距离接触作用力）进行相互作用的强度。
具体说，如果我们把连续介质用一张假想的光滑曲面把它一分为二，那么被分开的这两部分就会透过这张曲面相互施加作用力。
很显然，即使在保持连续介质的物理状态不变的前提下，这种作用力也会因为假想曲面的不同而不同，所以，必须用一个不依赖于假想曲面的物理量来描述连续介质内部的相互作用的状态。
对于连续介质来说，担当此任的就是应力张量，简称为应力。
2、应变应变在力学中定义为一微小材料元素承受应力时所产生的单位长度变形量。
因此是一个无量纲的物理量。
在直杆模型中，除了长度方向由长度改变量除以原长而得“线形变”，另外，还定义了压缩时以截面边长（或直径）改变量除以原边长（或直径）而得的“横向应变”。
对大多数材料，横向应变的绝对值约为线应变的绝对值的三分之一至四分之一，二者之比的绝对值称作“泊松系数”。
3、本构关系应力与应变的关系我们叫本构关系（物理方程）。
E σε=（应力=弹性模量*应变） 4、许用应力（allowable stress ）机械设计或工程结构设计中允许零件或构件承受的最大应力值。
要判定零件或构件受载后的工作应力过高或过低，需要预先确定一个衡量的标准，这个标准就是许用应力。
凡是零件或构件中的工作应力不超过许用应力时，这个零件或构件在运转中是安全的，否则就是不安全的。
许用应力等于考虑各种影响因素后经适当修正的材料的失效应力除以安全系数。
失效应力为：静强度设计中用屈服极限（yield limit ）或强度极限（strength limit ）；疲劳强度设计中用疲劳极限（fatigue limit ）。
5、许用应力、失效应力及安全系数之间关系塑性材料（大多数结构钢和铝合金）以屈服极限为基准，除以安全系数后得许用应力，即[]()/ 1.5~2.5s n n σσ==。
应力张量与应变张量的关系
应力张量与应变张量的关系应力张量和应变张量啊，就像是力学世界里的一对奇葩组合。
应力张量就像一个严厉的教官，总是在那里发号施令，告诉材料内部各个部分该怎么受力。
它就像一个强迫症患者，把力的分布安排得明明白白，这个方向多少力，那个平面多少力，一点都不含糊。
应变张量呢，则像是一个乖巧又有点调皮的小跟班。
应力张量一施加压力，应变张量就开始做出反应，就像你戳一下橡皮泥，橡皮泥就会变形一样。
应变张量的变形就像是一场精彩的魔术表演，一会儿拉长，一会儿压扁，把材料变得奇形怪状。
你可以把应力张量想象成一个拿着无数根指挥棒的指挥家，每根指挥棒指向不同的方向，指挥着材料内部的力的交响乐。
而应变张量就像是乐团里的乐手们，根据指挥的指令，做出各种或高或低、或长或短的音符式的变形。
有时候应力张量过于“严厉”，应变张量就会像一个被欺负得很惨的小可怜。
比如说在巨大的压力下，应变张量就会被拉伸得像一根超级长的面条，感觉都要断了似的。
这时候应力张量还在那里“不依不饶”，继续增加压力，就像一个坏心眼的恶霸。
不过呢，它们也有和谐的时候。
当应力张量温柔地施加一点小力时，应变张量就会做出恰到好处的变形，就像两个配合默契的舞者。
应力张量迈出一小步，应变张量就跟着扭动一下身体，整个过程优美而协调。
从某种程度上说，应力张量就像一个神秘的魔法师，他可以在材料内部凭空创造出各种力的组合。
而应变张量则像是魔法师施法后的结果展示，把那些看不见的力变成了看得见的形状变化。
如果把材料比作一个小社会，应力张量就是制定规则的政府，规定着各个部分的受力情况。
应变张量就是小社会里的居民，根据政府的规则改变自己的生活状态（也就是形状）。
它们之间的关系就像一场精彩的拔河比赛，应力张量在这头拉，应变张量在那头根据拉力做出反应。
有时候应力张量拉得太猛，应变张量就会像一个摔倒的小孩，变得歪歪扭扭。
而且应力张量和应变张量就像一对双胞胎，虽然性格不同（一个是施加力的主导者，一个是变形的响应者），但又有着千丝万缕的联系。
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xy Te2 ijnjei e2
2i 1j i j2j 1i ji 1i 2j ij
xz Te3 ijnjei e3
3i 1j i j3j 1i ji
1i3jij
三个式子合起来，可简写为：
1j 1i jj ij
（2）
同理，取微斜面abc分别垂直于 y 、z cosr
xy xr yr r x ay xr y r x yr r
cos
s in r
(sin ) cos
cos2 r
(
s
in
)
s
inr
sin cos ( r ) (cos2 sin2 ) r
§5-2 主应力 应力张量不变量
考察物体内任一点o。设oxyz为旧坐标系下o点处
的局部标架（图5-1（a）），单位基矢量为
e1、e2、e3 ，相应的应力分量为:
x xy xz
ij
yx zx
y zy
yz z
设 oxyz为新坐标系下o点处的局部标架，单位 基矢量为 e1、e2、e3 ，相应的应力分量:
x xy xz
Cauchy公式（2-4）给出了过一点任意斜截面上
的应力矢量的计算关系，写成矢量的形式有
TTiei ijnjei
（5-4）
斜面上的应力矢量不仅与该点的应力状态有关，而
且与斜面的方向有关。
T 为该截面的正应力 ( ) ，而剪应力为零。
这个问题的数学描述是，求某个法线方向
ν (l,m,n) ，使满足方程：
转动张量 §5-6 应变的坐标变换 应变张量
§5-7 主应变 应变张量不变量 §5-8 广义Hooke定律的一般形式 §5-9 弹性体变形过程中的能量 §5-10 应变能和应变余能 §5-11 各向异性弹性体的应力-应变关系 §5-12 各向同性弹性体应力-应变关系 §5-13 各向同性弹性体各弹性常数间的
1 和 2 的方向可取与 ν (3) 垂直平面上的任
意方向。即与ν (3) 垂直的方向都是主方向。
如果 123，则 ν (1)ν (2)、ν (2)ν (3)、
ν (3)ν (1)三者可以是零，也可以不是零，这
说明三个主方向可以相互垂直，也可以不垂 直，也就是说，任何方向都是主方向。
（3）主应力的极值性 命题1：最大（或最小）主应力是相应点处任 意截面上正应力的最大（或最小）值。
同样成立，这时取 i, j1,2, 3
2. 笛卡尔张量 上面证明了，同一矢量，当坐标旋转时，其分量
代数上，（5-6）式是关于主方向 (l,m,n)
的线性齐次代数方程，它有非零解的条件是， 其系数行列式为零，即
x yx zx
xy y
zy
xz
yz 0 （5-7） z
展开后得到关于主应力的三次代数方程（5-7），
称为应力张量的特征方程：
3I12I2I30
I1xy z
I2xyyzz xx 2 yy 2 z z 2x
和T 3 ，及Cauchy公式（（2-4）式）可将T 表为
TT1e1T2e2T3e3
Tiei ijnjei
在新系下，T 沿坐标轴的三个分量即为新系下该
面上的三个应力分量 x 、 x y 和 xz。
将T
向
x
、y
和
z轴方向投影，并注意到这里
nj 1 j 及剪应力互等关系 ij ji
得
x Te1 ijnjei e1 1i1jij
关系
§5-1 应力分量的坐标变换 应力张量
在给定载荷作用下，物体内过一点的任意斜截 面上应力的大小和方向都是确定的，即一点的应力 状态是确定的。它不随所取坐标系而变化。但描述 一点应力状态的应力分量又是在确定的坐标系下确 定的，它随坐标系的不同而不同。
我们通常习惯的右手坐标系，
下面首先考察旋转变换的情形:
1 2 3 12 23
31
I3 123
对于一个给定的应力状态，其主应力的大小和方向
都是确定的，它不随坐标系的变换而变化，故
I1、I2、I3 也不会因坐标系的变换而改变。这种不 因坐标系变换而改变的量，称为不变量.
I1、I2、I3分别称为应力张量的第一、第二、 第三不变量。 主应力的几个重要性质： （1）主应力为实数 （2）主方向的正交性
方程（7）有三组解：
第一组是 m0, n0
第二组是 m0, n1/ 2
第三组是 m1/ 2, n0
有了m、n就可以从（4）中求得相应的l，并运用
（5）式得到相应的极值剪应力 ，由（2）式
得到极值剪应力面上的正应力 。 同理可从（3）和（4）中分别消去m和n，按上述 方法又可以得到六组解，但其中三组是重复的， 独立的解答一共六组，如表5-1所示。 表中前三组解答对应于主平面，其上剪应力为零； 而后三组解答对应于经过主轴之一而平分其他两 主轴夹角的平面，如图5-5示，其上剪应力为
n [(31 ) 2 n 2 (31 ) ]0
由此可解得
n0 n1/ 2
第一个解 n0表示平面通过oz轴，将
n0 及 1 2 代入（5）式得 0
即过oz轴的平面都是主平面。
第二个解 n1/ 2 ，将其代入（4）式得
l 2 m2 1 2
它表示了任一个与圆锥面（图5-6）相切的微分面。
对应平面上的最大剪应力
第五章 应力张量 应变张量 与应力-应变关系
本章拟进一步讨论应力、应变的性质及线性弹 性应力与应变关系的一般规律，它将有助于对问题 的深入认识。
§5-1 应力分量的坐标变换 应力张量 §5-2 主应力 应力张量不变量 §5-3 最大剪应力 §5-4 笛卡尔张量基础 §5-5 物体内无限邻近两点位置的变化
立，即可求出与给定主应力 i 对应的主方向。
1、2、3是方程（5-7）的三个根，所
以，也可以将特征方程写成
( 1 )( 2 )( 3 ) 0
展开后有 3 ( 1 2 3 ) 2 ( 1 2 2 3 3 1 ) 1 2 3 0
与式（5-7）比较，得
I1 I2
y
l 2 2 1 m2 22
s in cos
与前面推导类似
ij
ii jj ij
指标的取值为 i, j 1, 2
i, j1, 2
当取新系为正交曲线坐标系，其中转换系数 i 'i
j ' j 为点o处坐标曲线切线方向单位基矢量在旧
系下的方向余弦。
取 x r 方向
y 方向
T ν
（5-5）
将（5-4）式代入（5-5）式得：
ijnjei niei
故
ijnj ni
整理合并后得
(ijij)nj 0
z
T
y
x 图5-3
将上式展开
(x
)l
xym
xzn
0
yxl (y )myzn 0
zxl zym(z )n 0
（5-6）
我们把只有正应力，而没有剪应力的平面称为 主平面；主平面上的正应力称为主应力；主平 面的法线方向，即主应力方向称为主方向。
(1)、(2)、(3) 称为主剪应力。
如果 123，则最大剪应力为
max1
3
2
即最大剪应力等于最大主应力与最小主应力差的
一半，它作用在过oy轴（ 2 轴）而平分ox轴（
1 轴）和oz轴（ 3 轴）夹角的微分平面上。
（2）两主应力相等
为了确定起见，设 123
则（6）式的第一式已满足，第二式有
r r
这就是极坐标下的应力分量与直角坐标下应力 分量的转换公式。
反过来，取直角坐标系为新坐标系，极坐标系 旧坐标系，根据（5-2）式，用极坐标应力分量 表示直角坐标应力分量的关系为：
x xr xr r x x 2 xr x r
cos2 r sin2 2sin cosr
y yr yr r y y 2 yr y r
到新系下的其余六个应力分量与旧系下九个应力
分量间的类似关系：
2j 2i jj ij
（3）
3j 3i jj ij
（4）
（2）～（4）式可以统一写为
ij iijjij
（5-1）
这就是应力转轴公式，式中 i 'i 或 j ' j 称为
转换系数。
在数学上，将坐标变换符合式（5-1）的一组 量称为二阶张量。按此定义，决定一点应力 状态的九个应力分量就是一个二阶张量，称 为应力张量。
（3）
1 2 l 2 2 2 m 2 3 2 n 2 (1 l 2 2 m 2 3 n 2 )
利用几何关系：
l2m2n21
（4）
得
2 ( 1 m 2 n 2 )1 2 m 22 2 n 23 2
[1 (m 2 n 2 )1 m 22 n 23 ]2
（5）
ij
yx zx
y zy
yz z
新、旧坐标系下坐标轴间的方向余弦为
x
y
z
x l1 11 m1 12 n1 13 y l2 21 m2 22 n2 23 z l3 31 m3 32n3 33
作斜面abc 垂直于x 轴，作用于该微面上的应力
矢量为
T
。用旧系下沿坐标轴的三个分量
T1、T2
(2)
13
2
（3）三个主应力相等，即 123
过该点的任何微分面上都没有剪应力，即任一
平面都是主平面，与§5-2的结论也是一致的。
z
45 45
y
x
图5-6
§5-4 笛卡尔张量基础
1. 坐标变换
考察平面内矢量 a的坐标变换关系。新、旧坐
标系的方向余弦为
x
y
x 11cos1 12cos1
y
2 1cos2 22cos2