1 Note di Scienza delle Costruzioni Fabrizio Davì [Nome autore] 2 Illustrazione di copertina: Manoscritto autografo di Isaac Newton sulle leggi della dinamica. Cambridge Digital Library (http://cudl.lib.cam.ac.uk) Queste note sono state interamente redatte dall’autore con il LaTex Document Preparation System, utilizzando un MacBookPro 17 Retina, OSX.7.5. Disponibili on-line all’indirizzo: http://www.univpm.it/Entra/Engine/RAServePG.php/P/320710013994/idsel/185/docname/FABRIZIO%20DAVI%27 Tutti i diritti riservati. Sono vietate la riproduzione e la diffusione, anche parziali, senza l’esplicita autorizzazione da parte dell’autore. Note di Scienza delle Costruzioni Corso di Laurea in Ingegneria Civile e Ambientale Fabrizio Dav´ı Dipartimento di Ingegneria Civile, Edile ed Architettura, Universit´a Politecnica delle Marche Ancona Versione 1.2 27 maggio 2014 ii Introduzione Queste note di Scienza delle Costruzioni non hanno la pretesa di essere una dispensa o tantomeno un libro. Sono la trascrizione tipografica delle note manoscritte reperibili da alcuni anni sul mio sito personale e costituiscono una traccia degli argomenti svolti a lezione seguendone abbastanza fedelmente lo sviluppo cronologico. Gli studenti sono caldamente invitati a studiare su di un valido testo di Scienza delle Costruzioni tra i molti reperibili in commercio. Queste note sono inoltre un lavoro in progress e non hanno una struttura definitiva: i lettori sono pregati di segnalare ogni errore od inconsistenza rilevate nel testo. Queste note sono scaricabili gratuitamente: si diffidano perci´o i soliti approfittatori della fatica altrui dal rivenderle a scopo di lucro. Se poi ci tenete tanto fatelo pure, sperando che i soldi cos´ı accumulati vengano spesi in antidiarroici. Passando alle cose serie, arriviamo come d’uso alle dediche. Queste note sono dedicate a Paolo, Morton ed Emanuele, senza il cui infaticabile e spesso frustrato sforzo non saprei nulla di quello che so. Sono anche dedicate a Cinzia, con l’augurio che un giorno i suoi figli le possano leggere con la stessa facilit´a con cui le leggo io. Fabrizio Dav´ı, Ancona, 2013 iii iv INTRODUZIONE Indice Introduzione iii 1 Cenni di Algebra e Analisi 1.1 Vettori . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2 Tensori . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2.1 Generalit´ a ed operazioni tra tensori . . . . . . . . . 1.2.2 Componenti di un tensore. Matrici . . . . . . . . . . 1.2.3 Asse. Proiezioni ortogonali . . . . . . . . . . . . . . 1.2.4 Determinante, Cofattore . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2.5 Autovalori e autovettori. Rappresentazione spettrale 1.2.6 Rotazioni. La formula di Rodriguez . . . . . . . . . 1.3 Analisi tensoriale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.3.1 Gradiente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.3.2 Divergenza, Rotore, Laplaciano . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1 1 4 4 6 7 9 10 11 13 13 14 2 Cinematica 2.1 Deformazioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.1.1 Analisi locale della deformazione . . . . . . . . 2.2 La decomposizione polare di F . . . . . . . . . . . . . 2.3 Moti Rigidi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.4 Vincoli . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.4.1 Sistemi vincolati . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.4.2 Classificazione dei vincoli per corpi rigidi piani 2.5 Deformazioni Infinitesime . . . . . . . . . . . . . . . . 2.5.1 Il tensore di deformazione infinitesima . . . . . 2.5.2 Le equazioni di compatibilit´a . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19 19 20 23 27 29 34 35 36 37 40 3 Statica 3.1 Azioni alla Cauchy . . . . . . . . . . . . . . 3.2 Il principio delle potenze virtuali . . . . . . 3.2.1 Equilibrio per sistemi rigidi vincolati 3.3 La tensione . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.4 Il teorema di Cauchy: il tensore degli sforzi 3.4.1 Tensioni principali . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45 45 46 48 51 52 55 v . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . vi INDICE 3.5 3.4.2 Il cerchio di Mohr . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Il tensore degli sforzi di Piola-Kirchhoff . . . . . . . . . . . . . . 4 Relazioni Costitutive 4.1 Materiali elastici lineari . . . . 4.1.1 Restrizioni a priori su C 4.2 Materiali conservativi . . . . . 4.3 Simmetrie materiali . . . . . . 4.3.1 Materiali isotropi . . . . 4.3.2 Le relazioni costitutive . 58 59 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61 61 61 62 64 64 66 5 Il problema elastico 5.1 Lo stato elastico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5.2 Le equazioni di Navier . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5.3 Le equazioni di Beltrami-Michell . . . . . . . . . . . . . . 5.4 I principi variazionali . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5.4.1 Il principio dei lavori virtuali . . . . . . . . . . . . 5.4.2 Il principio di minimo dell’energia potenziale totale 5.4.3 Il principio di minimo dell’energia complementare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69 69 69 70 71 71 73 74 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6 Travi I: la teoria tecnica 77 6.1 Curve in R3 . Regioni a forma di trave . . . . . . . . . . . . . . . 77 6.2 Statica delle Travi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79 6.2.1 Travi ad asse rettilineo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82 6.2.2 Travi reticolari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90 6.3 Le equazioni della linea elastica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95 6.3.1 Le misure di deformazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95 6.3.2 Travi elastiche lineari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97 6.3.3 Travi rettilinee: le equazioni della linea elastica . . . . . . 98 6.3.4 Le condizioni al contorno per l’equazione della linea elastica 98 6.3.5 Gli effetti delle variazioni termiche . . . . . . . . . . . . . 100 6.3.6 Travi deformabili a taglio . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100 6.4 Materiali conservativi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104 6.4.1 L’energia potenziale elastica: il principio di minimo . . . . 105 6.4.2 L’energia complementare: il principio di massimo . . . . . 107 6.5 Le equazioni di M¨ uller-Breslau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 108 7 Travi II: il problema di Saint Venant 7.1 Generalit´ a ed ipotesi . . . . . . . . . . . . . . 7.1.1 Geometria . . . . . . . . . . . . . . . . 7.1.2 Materiale . . . . . . . . . . . . . . . . 7.1.3 Azioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7.2 Il postulato di Saint Venant . . . . . . . . . . 7.3 Soluzione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7.3.1 Il metodo semi-inverso . . . . . . . . . 7.3.2 La soluzione delle equazioni di bilancio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127 127 127 128 128 129 130 130 131 INDICE vii 7.3.3 7.3.4 7.3.5 7.3.6 7.3.7 7.3.8 Lo stato di deformazione . . . . . . Le equazioni di compatibilit´a . . . La determinazione delle costanti . La determinazione delle funzioni di Il campo di spostamenti . . . . . . Le tensioni principali . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . ingobbamento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 132 132 134 136 137 137 8 Saint Venant: casi di sollecitazione 8.1 Forza Normale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.2 Flessione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.2.1 Flessione Semplice . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.3 Forza Normale eccentrica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.4 Flessione e Taglio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.4.1 La trattazione rigorosa: cenni . . . . . . . . . . . . . . . . 8.4.2 La formula di Jourawsky . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.5 Torsione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.5.1 Il problema di Neumann per la funzione di ingobbamento 8.5.2 La soluzione di Prandtl . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.5.3 La formula di Bredt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.5.4 La soluzione di Saint Venant per le sezioni rettangolari allungate . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 139 139 140 145 146 148 148 150 155 155 160 162 9 I criteri di sicurezza 9.1 Generalit´ a: materiali duttili . . . . . . . . 9.2 Il criterio di Tresca . . . . . . . . . . . . . 9.3 Il criterio di Huber-Von Mises . . . . . . . 9.4 Le verifiche di sicurezza per il problema di 9.5 Cenni sui materiali fragili . . . . . . . . . 9.5.1 Il criterio di Rankine . . . . . . . . 9.5.2 Il criterio di Mohr-Coulomb . . . . 9.5.3 Il criterio di Drucker . . . . . . . . 171 171 174 175 177 178 178 179 180 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Saint Venant . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 167 10 Il carico critico Euleriano 183 A Geometria delle masse 189 B Profilati 205 C Tabelle ηij ed ηi0 215 Bibliografia 219 viii INDICE Capitolo 1 Cenni di Algebra e Analisi 1.1 Vettori Denotiamo con E lo spazio euclideo tridimensionale e con lettere maiuscole i punti appartenenti a tale spazio, ad esempio A ∈ E. Dati due punti A ∈ E, B ∈ E definiamo il vettore v come differenza tra i due punti: v = B − A; (1.1) B * A v Fig.1.1 - Rappresentazione grafica di un vettore denotiamo con V la collezione di tutti i vettori associati allo spazio euclideo E: tale collezione ´e uno spazio essendo chiuso rispetto alle operazioni di somma e prodotto per uno scalare: v+w ∈V, αv ∈ V , ∀v ∈ V , ∀w ∈ V , ∀α ∈ R ; (1.2) definiamo V lo spazio vettoriale associato ad E. Assegnati tre vettori u, v e w appartenenti a V e tre numeri reali α, β e γ si dice span{u , v , w} , (1.3) l’insieme delle combinazioni lineari del tipo: αu + βv + γw . (1.4) La dimensione n = dim(V) di uno spazio vettoriale ´e il numero massimo di vettori che generano lo spazio; poich´e V ´e associato allo spazio tridimensionale 1 2 CAPITOLO 1. CENNI DI ALGEBRA E ANALISI E si ha n = 3. Si definisce Base una collezione di n = 3 vettori linearmente indipendenti in V. Sia {u , v , w} , una base in V, allora ogni elemento z ∈ V pu´o essere rappresentato come una combinazione lineare degli elementi della base: (α, , β , γ) ∈ R3 . z = αu + βv + γw , (1.5) Dati due vettori u ∈ V e v ∈ V, si definisce prodotto scalare l’operazione: 00 00 · : V × V −→ R , V × V 3 (u , v) 7→ u · v ∈ R , (1.6) che gode della propriet´a commutativa u·v =v·u e della propriet´ a distributiva rispetto alla somma: u · (v + w) = u · v + u · w , u ∈ V ,v ∈ V ,w ∈ V . Si hanno le seguenti definizioni: i- Due vettori u e v si dicono ortogonali se u · v = 0 ; √ ii- Si definisce norma di u lo scalare positivo kuk = u · u ; iii- Si definisce versore un vettore a norma unitaria, i.e. kuk = 1. Dato un generico vettore v il suo versore ´e vers(v) = kvk−1 v ; iiii- L’angolo θ tra due vettori u e v ´e definito come: θ = cos−1 u·v ; kukkvk (1.7) Una base {e1 , e2 , e3 } si dice Ortonormale se: ei · ej = δij , i, j = 1, 2, 3 , dove l’operatore delta di Kronecker ´e definito come: ( 1, i = j , δij = 0 , i 6= j . (1.8) (1.9) Dato v ∈ V se ne definiscono le componenti nella base ortonormale {e1 , e2 , e3 } che d’ora in poi indicheremo con {ek }, k = 1, 2, 3 mediante la: vi = v · ei , i = 1, 2, 3 ; (1.10) ´e immediato verificare che il vettore v ammette la seguente rappresentazione in base: 3 X v = v1 e1 + v2 e2 + v3 e3 = vk ek = vk ek . (1.11) k=1 1.1. VETTORI 3 Nell’ultima espressione si ´e fatto uso della notazione di Einstein che assume in una espressione binomia la sommatoria tra indici ripetuti. Nel seguito si assumer´ a sistematicamente che nella sommatoria gli indici latini assumano valori 1 , 2 , 3, mentre gli indici greci assumeranno valori 1 , 2. Mediante l’introduzione di una base, a ciascun elemento v ∈ V, associamo un elemento di R3 che rappresentiamo come vettore colonna: v1 [v] ≡ v2 , v3 (1.12) E’ opportuno ricordare che a ciascun vettore v possono corrispondere diverse rappresentazioni come vettore colonna in ragione della base scelta. Mediante la rappresentazione in base possiamo esprimere il prodotto scalare in termini delle componenti dei vettori. Se u = ui ei e v = vj ej si ha: u · v = ui ei · vj ej = ui vj δij = ui vi = u1 v1 + u2 v2 + u3 v3 . (1.13) Dati due vettori u ∈ V e v ∈ V, si definisce prodotto vettoriale l’operazione: 00 ×00 : V × V −→ V , V × V 3 (u , v) 7→ u × v = w ∈ V . (1.14) Si hanno le seguenti definizioni: i- Due vettori u e v si dicono paralleli se u × v = 0 ; ii- u × v = −v × u (anticommutativit´ a) ; iii- L’angolo θ tra due vettori u e v ´e definito come: θ = sin−1 ku × vk ; kukkvk (1.15) Il prodotto vettoriale tra gli elementi della base ortonormale {ek } ´e definito mediante la relazione: ei × ej = ijk ek , (1.16) dove il simbolo di Ricci ijk ´e tale che: ijk 1 , {ijk} = 123 , 231 , 312 , = −1 , {ijk} = 132 , 321 , 213 , 0 , in tutti gli altri casi . (1.17) Osserviamo che questa definizione del simbolo di Ricci corrisponde ad avere assunto una base ortonormale antioraria. 4 CAPITOLO 1. CENNI DI ALGEBRA E ANALISI e3 6 H HH j H e1 e2 Fig. 1.2 - Base {e1 , e2 , e3 } antioraria Mediante la rappresentazione in base possiamo esprimere il prodotto vettoriale in termini delle componenti dei vettori: se infatti u = ui ei e v = vj ej si ha: w = u × v = ui ei × vj ej = ui vj ijk ek = wk ek = (u2 v3 − u3 v2 )e1 + (u3 v1 − u1 v3 )e2 + (u1 v2 − u2 v1 )e3 , da cui la rappresentazione come vettore colonna: u2 v3 − u3 v2 [w] = [u × v] ≡ u3 v1 − u1 v3 . u1 v2 − u2 v1 1.2 1.2.1 (1.18) (1.19) Tensori Generalit´ a ed operazioni tra tensori Un tensore del secondo ordine, che indichiamo con una lettera maiuscola in neretto A, ´e una trasformazione lineare dallo spazio vettoriale V in se stesso: A : V −→ V , V 3 u 7→ Au = v ∈ V . (1.20) I tensori del secondo ordine appartengono ad uno spazio, che denominiamo Lin, avente dimensione m = n2 e per il quale valgono le: A + B ∈ Lin , αA ∈ Lin , ∀A ∈ Lin , ∀B ∈ Lin , ∀α ∈ R , (1.21) poich´e n = 3, si ha m = 9. Alcuni tensori significativi sono: i- Diade o prodotto tensoriale A = a ⊗ b, a ∈ V, b ∈ V: (a ⊗ b)u = (b · u)v , ∀u ∈ V . (1.22) ii- Tensore Identit´ a I: Iu = u , ∀u ∈ V . (1.23) 0u = 0 , ∀u ∈ V . (1.24) iii- Tensore Nullo 0: 1.2. TENSORI 5 Si definisce Trasposto di un tensore A e lo si indica AT , l’unico tensore tale che: Au · v = u · AT v . (1.25) Un tensore A si dice Simmetrico se: A = AT , (1.26) A = −AT . (1.27) ed Antisimmetrico se: Per ciascun tensore A si definiscono la parte simmetrica e la parte antisimmetrica rispettivamente come: sym A = 1 (A + AT ) , 2 skw A = 1 (A − AT ) ; 2 (1.28) chiaramente: sym A + skw A = A , (1.29) ed indicando con Sym e Skw rispettivamente il sottospazio dei tensori simmetrici e quello dei tensori antisimmetrici si ha che Lin = Sym ⊕ Skw. L’identit´ a ´e simmetrica: per quando riguarda la diade si ha (a ⊗ b)u · v = (b · u)(a · v) = u · (b ⊗ a)v = u · (a ⊗ b)T v , (1.30) per cui (a ⊗ b)T = b ⊗ a , (1.31) ed inoltre Sym(a ⊗ b) = 1 (a ⊗ b + b ⊗ a) , 2 Skw(a ⊗ b) = 1 (a ⊗ b − b ⊗ a) . (1.32) 2 Se A ∈ Sym definiamo la sua parte sferica, sph A: sph A = 1 (tr A)I , 3 (1.33) e la sua parte deviatorica, dev A: dev A = A − sph A ; (1.34) si ha che tr(sph A) = tr A , tr(dev A) = 0 . (1.35) Detti Sph e Dev i sottospazi di Sym dei tensori sferici e deviatorici, si ha Sym ≡ Sph ⊕ Dev. Definiamo adesso alcune operazioni tra tensori mediante le diadi: a- Traccia tr : Lin −→ R , tr(a ⊗ b) = a · b ; 6 CAPITOLO 1. CENNI DI ALGEBRA E ANALISI b- Prodotto di composizione ◦ : Lin × Lin −→ Lin , (a ⊗ b) ◦ (c ⊗ d) = (b · c)a ⊗ d : osserviamo che normalmente si omette il simbolo ◦, ovvero A ◦ B = AB, e che A ◦ A = AA = A2 . c- Prodotto scalare 00 00 · : Lin × Lin −→ R , (a ⊗ b) · (c ⊗ d) = tr((a ⊗ b) ◦ (c ⊗ d)T ) = = (a · c)(b · d) . Osserviamo che : a- Due tensori T e W si dicono ortogonali se T · W = 0 ; √ b- Si definisce norma di A lo scalare positivo kAk = A · A ; c- Dalla definizione di prodotto scalare inoltre si ha che tr T = T · I ; d- ∀T ∈ Sym e ∀W ∈ Skw si ha T · W = 0 ; e- ∀A ∈ Sph e ∀B ∈ Dev si ha A · B = 0 ; f- ∀A ∈ Lin si ha kAk2 = k sym Ak2 + k skw Ak2 ; g- ∀T ∈ Sym si ha kTk2 = k sph Tk2 + k dev Tk2 ; 1.2.2 Componenti di un tensore. Matrici Consideriamo la trasformazione lineare A ∈ Lin con u ∈ V e v ∈ V: u = Av ; se indichiamo con v = vj ej la rappresentazione nella base ortonormale {ek }, possiamo scrivere nella medesima base le componenti di u come: ui = Aej · ei vj . (1.36) Osserviamo che, per la definizione di traccia di una diade e di prodotto scalare si ha: Aej · ei = tr(Aej ⊗ ei ) = A · ei ⊗ ej . (1.37) Osserviamo che le nove diadi {ei ⊗ ej }, i, j = 1, 2, 3 sono tra di loro ortonormali e pertanto sono una base di Lin: definiamo allora le Componenti del tensore A: Aij = A · ei ⊗ ej , (1.38) per modo che la (1.36) si riduce al prodotto righe per colonna tra la matrice [Aij ] ed il vettore colonna [vj ]: ui = Aij vj . (1.39) 1.2. TENSORI 7 La matrice [Aij ] ´e pertanto la rappresentazione mediante le componenti rispetto alla base {ei ⊗ ej }, i, j = 1, 2, 3, del tensore A: A11 A12 A13 [A] ≡ A21 A22 A23 ; (1.40) A31 A32 A33 abbiamo: 1- [I] = [(I)ij ] = [δij ] , 2- [a ⊗ b] = [(a ⊗ b)ij ] = [ai bj ] , 3- [AT ] = [(AT )ij ] = [Aji ] , 4- se T ∈ Sym, allora Tij = Tji . Pertanto dim(Sym) = 6 , 5- se W ∈ Skw, allora Wij = −Wji . Pertanto dim(Skw) = 3 , 6- [AB] = [(AB)ij ] = [Aik Bkj ] , 7- tr A = Akk = A11 + A22 + A33 , 8- A · B = Aik Bik , 9- [sph A] = [(sphA)ij ] = [( 13 tr A)δij ] . Pertanto dim(Sph) = 1 , 10- [dev A] = [(devA)ij ] = [Aij − ( 13 tr A)δij ] . Pertanto dim(Dev) = 5 . 1.2.3 Asse. Proiezioni ortogonali Sia W ∈ Skw un tensore antisimmetrico e sia ω ∈ V. Se: Wa = ω × a , ∀a ∈ V , (1.41) diciamo ω asse di W e W tensore assiale di ω; necessariamente Wω = 0. Assumendo nella base ortonormale {ek } le rappresentazioni in componenti a = ah eh , ω = ωk ek e W = Wij ei ⊗ ej , Wij = −Wji , abbiamo dalla (1.41): Wij ei ⊗ ej ah eh = ωk ek × ah eh , Wij ah δjh ei = ωk ah khi ei , Wih ah ei = ωk ah khi ei ; dovendo valere l’eguaglianza per ogni a, ovvero per ogni ah , ed essendo khi = hik si ottiene: Wih = hik ωk , , (1.42) relazione tra le componenti dell’asse e del suo tensore assiale. In forma matriciale, note le componenti dell’asse: ω1 0 −ω3 ω2 0 −ω1 ; [ω] ≡ ω2 , [W] ≡ ω3 (1.43) ω3 −ω2 ω1 0 8 CAPITOLO 1. CENNI DI ALGEBRA E ANALISI viceversa, note le componenti del tensore assiale: 0 [W] ≡ −W12 −W13 W12 0 −W23 W13 W23 , 0 −W23 [ω] ≡ W13 . −W12 (1.44) Se un tensore antisimmetrico ´e rappresentato in forma diadica, abbiamo inoltre la seguente identit´ a, detta dualit´ a di Hodge: W = a ⊗ b − b ⊗ a , ⇐⇒ ω = b × a . (1.45) Consideriamo il tensore P(e) = e ⊗ e, kek = 1. Per ciascun vettore v ∈ V si ha: Pv = (e ⊗ e)v = (v · e)e = v|| ; (1.46) Il vettore v|| ´e la proiezione ortogonale di v sulla direzione e: definiamo pertanto il tensore P(e) il Proiettore ortogonale su e. Denotiamo con v⊥ la proiezione ortogonale di v sul piano normale ad e; poich´e: v⊥ = v − v|| , (1.47) dalla definizione di Proiettore ortogonale e di Identit´a risulta: v⊥ = Iv − Pv = (I − P)v ; (1.48) definiamo P⊥ (e) il Proiettore complementare, ovvero il tensore che proietta il vettore v sul piano ortogonale a e: P⊥ (e) = I − P(e) = I − e ⊗ e . (1.49) Tra i proiettori ed i tensore assiale associati al medesimo vettore e vale la relazione: P⊥ (e) = −W2 (e) . (1.50) Osservazione 1 Applicando W e P ad un vettore v: • W(e) lo proietta sul piano ortogonale ad e e lo ruota di antiorario intorno ad e ; π 2 in senso • W2 (e) lo proietta sul piano ortogonale ad e e lo ruota di π in senso antiorario intorno ad e ; • P⊥ (e) lo proietta sul piano ortogonale ad e ; • P(e) lo proietta lungo la direzione di e ; 1.2. TENSORI 9 P(e)v 6 v e W2 (e)v 6 Y H HH H HH j P⊥ (e)v W(e)v Fig. 1.3 - Relazione tra W e P 1.2.4 Determinante, Cofattore Siano u ∈ V, v ∈ V, w ∈ V tre vettori linearmente indipendenti, ovvero u × v · w 6= 0. Definiamo Determinante di un tensore A lo scalare det A: Au × Av · Aw = (det A)u × v · w ; (1.51) se scegliamo come tre vettori linearmente indipendenti i vettori di una base ortonormale con e1 × e2 · e3 = 1, in componenti si ha: det A = Ai1 Aj2 Ak3 ijk (1.52) = A11 A22 A33 + A21 A32 A13 + A31 A12 A23 − A31 A22 A13 − A21 A12 A33 − A11 A32 A23 ; ´e facile verificare che, per la regola di Sarrus, questo ´e il determinante della matrice associata ad A nella base {ek }, ovvero: det A = det[Aij ] . Definiamo Cofattore di un tensore A il tensore A? : Au × Av = A∗ (u × v) , (1.53) A∗ = (det A)(A−1 )T = (det A)(AT )−1 = (det A)A−T . (1.54) dove, se det A 6= 0, si ha: Si hanno le seguenti identit´ a tr A∗ = det A∗ = 1 ((tr A)2 − kAk2 ) , 2 (det A)2 . (1.55) 10 1.2.5 CAPITOLO 1. CENNI DI ALGEBRA E ANALISI Autovalori e autovettori. Rappresentazione spettrale Sia A ∈ Lin, si cercano, se esistono, le coppie (λ , u), dove λ ´e un numero complesso ed u ∈ V tali che: Au = λu : (1.56) si definiscono λ autovalore ed u autovetture di A; come ´e noto il sistema omogeneo che deriva dalla (1.56) ammette soluzioni non banali per det(A − λI) = 0 , (1.57) det(A − λI) = λ3 − λ2 ι1 (A) + λι2 (A) − ι3 (A) = 0 , (1.58) dove: essendo ιk (A), k = 1, 2, 3 gli invariati ortogonali del tensore A: ι1 (A) = tr A , ι2 (A) = tr A∗ , ι3 (A) = det A . (1.59) Per il teorema fondamentale dell’algebra la (1.57) ammette tre soluzioni e pertanto il problema agli autovalori (1.56) ammette tre autocoppie (λ1 , u1 ), (λ2 , u2 ) e (λ3 , u3 ). Se A ∈ Sym ed inoltre ´e definito positivo, ovvero Au · u > 0, ∀u ∈ V/{0}, allora λk ∈ R+ , k = 1, 2, 3 e gli autovalori formano una base ortonormale {u1 , u2 , u3 } detta riferimento principale. Nel riferimento principale il tensore ammette la rappresentazione spettrale: A = λ1 u1 ⊗ u1 + λ2 u2 ⊗ u2 + λ3 u3 ⊗ u3 , e la matrice associata ´e diagonale: λ1 [A] ≡ 0 0 0 λ2 0 0 0 . λ3 (1.60) (1.61) Osserviamo che la matrice associata al cofattore di A nel riferimento principale ´e: λ2 λ3 0 0 λ1 λ3 0 , [A∗ ] ≡ 0 (1.62) 0 0 λ1 λ2 e pertanto: ι1 (A) = λ1 + λ2 + λ3 , ι2 (A) = λ2 λ3 + λ1 λ3 + λ1 λ2 , ι3 (A) = λ1 λ2 λ3 . (1.63) Se A ∈ Lin, dalla (1.58) discende il seguente risultato (Teorema di CayleyHamilton): A3 − A2 ι1 (A) + Aι2 (A) − ι3 (A)I = 0 . (1.64) 1.2. TENSORI 1.2.6 11 Rotazioni. La formula di Rodriguez Definiamo Trasformazioni Ortogonali quegli elementi Q ∈ Lin che preservano angoli e distanze: u · u = Qu · Qu , u · v = Qu · Qv , ∀u ∈ V , ∀v ∈ V ; (1.65) necessariamente: Qu · Qu = QT Qu · u = u · u , ⇐⇒ QT Q = I (1.66) T Qu · Qv = Q Qu · v = u · v , (1.67) Poich´e per la definizione di inversa Q−1 : Q−1 Q = I , si ha che le trasformazioni ortogonali hanno: Q−1 = QT . (1.68) Applicando il determinante al primo ed al secondo membro della (1.68) e ricordando che det Q−1 = (det Q)−1 e che det QT = det Q, si arriva a: (det Q)2 = 1 ovvero det Q = ±1 . (1.69) Definiamo Rotazioni le trasformazioni ortogonali con det Q = 1 e Riflessioni quelle con det Q = −1. Ci occupiamo solo delle rotazioni che formano un sottoinsieme Rot ⊂ Lin detto gruppo delle Rotazioni. Le rotazioni infatti non sono un sottospazio poich´e non sono chiuse rispetto alle operazioni di somma e prodotto per uno scalare. Osserviamo che Q∗ = det Q(Q−1 )T = Q , (1.70) per la (1.68) ed essendo det Q = 1. Ne segue che: ι1 (Q) = tr Q , ι2 (Q) = tr Q∗ = tr Q = ι1 (Q), , ι3 (Q) = det Q = 1 , (1.71) e l’equazione caratteristica (1.58) diviene : λ3 − λ2 ι1 (Q) + λι1 (Q) − 1 = (λ − 1)(λ2 + ι1 (Q)) = 0 , (1.72) che ammette l’autovalore λ = 1: di conseguenza esiste una direzione e tale che Qe = e che viene detta Asse di rotazione. Noto l’asse di rotazione, l’altro parametro che consente di caratterizzare la rotazione ´e l’angolo di rotazione ϕ: una rotazione pertanto ´e caratterizzata da 12 CAPITOLO 1. CENNI DI ALGEBRA E ANALISI tre parametri, due che individuano la direzione dell’asse ed uno che descrive la rotazione, ovvero (e , ϕ). Possiamo dare una rappresentazione esplicita delle rotazioni in termini di questi due parametri. Consideriamo la rotazione di un vettore v ∈ V mediante una rotazione di asse e: v 7→ Qv ; decomponendo v nella sua proiezione ortogonale v|| lungo l’asse e v⊥ ortogonalmente all’asse si ha: Qv = Qv|| + Qv⊥ = Q(v · e)e + Qv⊥ = (v · e)Qe + Qv⊥ = (v · e)Qe + Qv⊥ = v|| + Qv⊥ . (1.73) La rotazione Q agisce pertanto solo sulla proiezione del vettore v sul piano ortogonale all’asse e pu´o essere studiata in questo piano. Ponendo v⊥ = kv⊥ ku , u= v⊥ , kv⊥ k (1.74) consideriamo la trasformazione piana u 7→ Qu con u = A − O e Qu = B − O: l’arco AB pu´ o scriversi esprimendo B − O come B − O = (B − C) + (C − A) + (A − O). (1.75) Poich´e: C −A = B−C = sin ϕW(e)u , (1 − cos ϕ)W2 (e)u , A (1.76) -C 6 ? B ϕ O Fig. 1.4 - Rappresentazione della rotazione nel piano ortogonale ad e dove W(e) ´e il tensore assiale associato ad e, si ha che dalla (1.75) Qu = sin ϕW(e)u + (1 − cos ϕ)W2 (e)u + u , da cui, moltiplicando per la kv⊥ k ed osservando che W(e)v⊥ = W(e)v: Qv⊥ = v⊥ + sin ϕW(e)v + (1 − cos ϕ)W2 (e)v . 1.3. ANALISI TENSORIALE 13 Infine, dalla (1.73) Qv = v|| + Qv⊥ = v|| + v⊥ + sin ϕW(e)v + (1 − cos ϕ)W2 (e)v , (1.77) dalla quale fattorizzando v si arriva all’espressione di Q: 2 Qϕ e = I + sin ϕW(e) + (1 − cos ϕ)W (e) , (1.78) conosciuta come Formula di Rodriguez. Esempio 1 Rotazione intorno ad e3 Consideriamo nel riferimento ortonormale {e1 , e2 , e3 } la rotazione antioraria di un angolo ϕ intorno all’asse e3 : le matrici dei tensori W(e3 ) e W2 (e3 ) sono: 0 −1 0 −1 0 0 [W(e3 )] ≡ 1 0 0 , [W2 (e3 )] ≡ 0 −1 0 ; (1.79) 0 0 0 0 0 0 applicando la (1.78) otteniamo la ben nota espressione: cos ϕ − sin ϕ 0 sin ϕ cos ϕ 0 . [Qϕ 3] ≡ 0 0 1 1.3 1.3.1 (1.80) Analisi tensoriale Gradiente Consideriamo una applicazione V 3 x 7→ φ(x) ∈ R, regolare. Definiamo gradiente di φ(x) in un punto x0 del suo insieme di definizione, la trasformazione lineare ∇φ(x0 ) tale che: φ(x) = φ(x0 ) + ∇φ(x0 ) · (x − x0 ) + o(kx − x0 k) ; (1.81) le sue componenti in una base ortonormale {ek } sono date dalle: ∇φ · ek = φ,k , k = 1, 2, 3 , essendo φ,k = ∂φ , ∂xk e la rappresentazione come vettore colonna ´e: φ,1 [∇φ] ≡ φ,2 . φ,2 (1.82) 14 CAPITOLO 1. CENNI DI ALGEBRA E ANALISI Dato un vettore m, kmk = 1, definiamo la derivata di φ nella direzione di m lo scalare: ∂m φ = ∇φ · m . (1.83) In maniera del tutto analoga per V 3 x 7→ v(x) ∈ V, regolare, ne definiamo il gradiente in un punto x0 del suo insieme di definizione ∇v(x0 ): v(x) = v(x0 ) + ∇v(x0 )(x − x0 ) + o(kx − x0 k2 ) ; (1.84) le componenti di ∇v sono date dalla: ∇v · ei ⊗ ej = vi,j , essendo vi,k = i, j = 1, 2, 3 , (1.85) ∂vi , ∂xk e la loro rappresentazione matriciale ´e: v1,1 v1,2 [∇v] ≡ v2,1 v2,2 v3,1 v3,2 v1,3 v2,3 . v3,3 Dato un vettore m, kmk = 1, definiamo la derivata di v nella direzione di m il vettore: ∂m v = ∇v[m] . (1.86) Per φ(x) ∈ R, u(x) ∈ V e v(x) ∈ V ed Ω ⊂ E con frontiera regolare ∂Ω avente normale esterna n, knk = 1, valgono le seguenti identit´a: ∇(u · v) = ∇T u[v] + ∇T v[u] ; Z Z ∇φ = Ω (1.88) v ⊗ n; (1.89) Z ∇v 1.3.2 φn ; ∂Ω Z Ω (1.87) = ∂Ω Divergenza, Rotore, Laplaciano Dato un campo vettoriale V 3 x 7→ v(x) ∈ V, regolare, ne definiamo la divergenza div v(x) come: div v(x) = tr ∇v(x) , (1.90) div v = vk,k = v1,1 + v2,2 + v3,3 . (1.91) ovvero in componenti: 1.3. ANALISI TENSORIALE 15 Definiamo il rotore curl v(x) del campo vettoriale v(x) come (2 volte) l’asse della parte antisimmetrica del gradiente: curl v(x) × a = 2 skw ∇v(x)[a] , a = cost. , (1.92) ed in componenti: curl v = vi,j ijk ek (1.93) ovvero u2,3 − u3,2 [curl v] ≡ u3,1 − u1,3 . u1,2 − u2,1 Se x 7→ ϕ(x) ´e un campo scalare ed x 7→ v(x) un campo vettoriale, regolari, si hanno le indentit´ a: curl ∇ϕ = 0 , curl ∇v = 0 . (1.94) Dato un campo tensoriale V 3 x 7→ S(x) ∈ Lin, regolare, ne definiamo la divergenza div S(x) mediante la: div(ST a) = a · div S , a = cost. , (1.95) ed in componenti: div S = Sij,j ei , i, j = 1, 2, 3 , (1.96) ovvero: S11,1 + S12,2 + S13,3 [div S] ≡ S21,1 + S22,2 + S23,3 . S31,1 + S32,2 + S33,3 Definiamo il Laplaciano ∆v(x) di un campo vettoriale v(x) la divergenza del gradiente: ∆v(x) = div ∇v(x) , (1.97) ed in componenti ∆v(x) = vi,kk ei , i, k = 1, 2, 3 , ovvero: v1,11 + v1,22 + v1,33 ∆v1 [∆v] ≡ v2,11 + v2,22 + v2,33 = ∆v2 . v3,11 + v3,22 + v3,33 ∆v3 (1.98) 16 CAPITOLO 1. CENNI DI ALGEBRA E ANALISI Per v(x) ∈ V e S(x) ∈ Lin ed Ω ⊂ E con frontiera regolare ∂Ω avente normale esterna n, knk = 1, valgono le seguenti identit´a: div(Sv) = Z v · div ST + S · ∇T v , (1.99) Z div v = Ω v · n , teorema della Divergenza ; (1.100) Sn ; (1.101) v × n, . (1.102) ∂Ω Z Z div S = Ω ∂Ω Z Z curl v = Ω ∂Ω (1.103) Per S un disco in E con frontiera regolare ∂S avente normale esterna n, vale il teorema di Stokes: Z Z curl v · n = v · dx . (1.104) S ∂S Infine, se X ∈ Skw ´e il tensore assiale associato al vettore posizione x, per S ∈ Lin vale la seguente identit´a: div(XS) = IhS + x × (div S) , (IhS)i = jik Sjk . (1.105) Esercizi [1 ] Se A = I + αB, mostrare che: i)- A−1 = I − αB + o(α2 ) , ii)- det A = 1 + α tr B + α2 tr B∗ + α3 det B . [2 ] Per mezzo del teorema di Cayley-Hamilton mostrare vera l’identit´a (1.55)1 . [3 ] Se Q1 ∈ Rot, Q2 ∈ Rot ed α ∈ R mostrare che (struttura di gruppo di Rot): i)- Q1 + Q2 ∈ / Rot , ii)- αQ1 ∈ / Rot , iii)- Q1 Q2 ∈ Rot . [4 ] Mediante la rappresentazione in componenti mostrare vera l’identit´a (1.45). [5 ] Mostrare che (idempotenza): Pn = P , (P⊥ )n = P⊥ , n = 1, 2, . . . . 1.3. ANALISI TENSORIALE 17 [6 ] Mediante la rappresentazione in componenti mostrare vera la (1.105). [7 ] Una rappresentazione delle rotazioni alternativa alla formula di Rodriguez ´e quella in termini degli Angoli di Eulero, ovvero mediante tre rotazioni Qi di angolo φi intorno ad un’asse wi , i = 1, 2, 3: Q = Q3 Q2 Q1 . Nella base ortonormale {ek } i tre assi di rotazione sono rappresentati come: w1 = e3 , w2 = Q1 e1 , w3 = Q2 Q1 e3 , ed i tre angoli sono detti: φ1 = ψ , precessione , φ2 = θ , nutazione , φ3 = ϕ , rotazione propria . Determinare, nella base {ek } la matrice della rotazione Q espressa in termini degli angoli di Eulero. 18 CAPITOLO 1. CENNI DI ALGEBRA E ANALISI Capitolo 2 Cinematica 2.1 Deformazioni Consideriamo un sottoinsieme aperto Ω ⊂ E ed identifichiamo i punti X ∈ Ω mediante il loro vettore posizione x(X) = X − O, con O ∈ E. Definiamo Deformazione l’applicazione vettoriale: f Y = f (X) f (Ω) X Ω Fig. 2.1 - Deformazione f :Ω→E, Ω 3 X 7→ f (X) = Y ∈ E , (2.1) avente una rappresentazione vettoriale ed in componenti (in una opportuna base): y = f (x) , yk = fk (x1 , x2 , x3 ) , k = 1, 2, 3 , se sono soddisfatte le seguenti condizioni: i- f ∈ C 1 (Ω) ; ii- f localmente iniettiva ; iii- det ∇f > 0 , 19 20 CAPITOLO 2. CINEMATICA dove con il simbolo ∇f si denota il gradiente matriciale: f1,1 f1,2 [∇f ] ≡ f2,1 f2,2 f3,1 f3,2 di f (x), avente rappresentazione f1,3 f2,3 . f3,3 D’ora in avanti indicheremo con F(x) = ∇f (x) il gradiente di deformazione: definiamo inoltre Defomazione omogenea una deformazione con F costante. Identifichiamo Ω con un continuo materiale, di cui Ω ´e la Configurazione di riferimento; indichiamo con B = f (Ω) l’immagine di Ω mediante la deformazione e la chiamiamo Configurazione deformata o corrente . Osservazione 2 Le ipotesi sulla deformazione implicano che non siano possibili compenetrazioni o fratture per effetto della deformazione stessa e che l’orientamento locale venga preservato 2.1.1 Analisi locale della deformazione Consideriamo un punto x0 ∈ Ω: poich´e la deformazione ´e localmente iniettiva, consideriamo lo sviluppo in serie di Taylor della deformazione in un intorno di x0 : f (x) = f (x0 ) + F(x0 )(x − x0 ) + o(kx − x0 k2 ) ; (2.2) La deformazione F(x0 ) ´e omogenea e nel seguito la indicheremo semplicemente con F. Se poniamo y0 = f (x0 ), abbiamo che a meno di infinitesimi di ordine superiore: y − y0 = F(x − x0 ) , (2.3) e pertanto la deformazione di vettori della configurazione di riferimento uscenti da x0 in vettori della configurazione deformata ´e totalmente descritta a partire dalla conoscenza del gradiente della deformazione omogenea F nell’intorno di x0 . Deformazione di elementi di linea Consideriamo una curva γ per x0 e consideriamo il vettore tangente x−x0 = αe, kek = 1: prima della deformazione la sua lunghezza iniziale ´e Li = kx − x0 k = α ; per effetto della deformazione il vettore tangente a γ si trasforma in: y − y0 = αFe , avente lunghezza: Lf = ky − y0 k = αkFek . Se definiamo la variazione Lagrangiana di lunghezza come: δL = Lf − Li , Li (2.4) 2.1. DEFORMAZIONI 21 otteniamo δL = kFek − 1 . (2.5) kFek2 = Fe · Fe = FT Fe · e = FT F · e ⊗ e ; (2.6) Osserviamo che: introducendo il tensore destro di deformazione di Cauchy-Green C = FT F, dalla (2.5) si ha che l’allungamento di un elemento di linea diretto come e viene determinato tramite le componenti del tensore C mediante la: √ (2.7) δL = C · e ⊗ e − 1 . Il tensore C ha le seguenti propriet´a: a- C ∈ Sym: (FT F)T = FT (FT )T = FT F ; b- C ´e definito positivo: Cu · u = FT Fu · u = Fu · Fu = kFuk2 > 0 , ∀u ∈ V/{0} . In un riferimento ortonormale la matrice associata a C ´e simmetrica: C11 C12 C13 C22 C23 ; [C] ≡ · · · C33 (2.8) dalla (2.7) si osserva che le componenti sulla diagonale principale consentano di determinare le variazioni di lunghezza di elementi di linea diretti come i versori della base. Se per un punto x0 consideriamo due curve γ1 e γ2 aventi rispettivamente versori tangenti g ed e, l’angolo compreso tra le due curve ´e: θi = cos−1 (e · g) ; dopo la deformazione, l’angolo compreso tra le due curve deformate diviene: θf = cos−1 ( C·g⊗e Fe · Fg ) = cos−1 ( ). kFekkFgk kFekkFgk Se definiamo la variazione di angolo come: ∆θ = θf − θi , (2.9) si ha: C·g⊗e ) − cos−1 (e · g) ; kFekkFgk ad esempio, posti e = e1 e g = e2 , dalla (2.10) si arriva alla: ∆θ = cos−1 ( ∆θ12 = cos−1 ( √ C12 π )− ; 2 C11 C22 (2.10) (2.11) gli elementi della matrice di C fuori dalla diagonale principale consentono di determinare le variazioni di angolo tra le direzioni dei versori della base. 22 CAPITOLO 2. CINEMATICA Deformazione di elementi di superficie Consideriamo per un punto x0 due curve aventi rispettivamente vettori tangenti αe e βg, kek = kgk = 1: definiamo l’elemento di area orientata per x0 avente normale esterna m: d(Area) = αe × βg = αβm , m = e × g , kmk = 1 ; dopo la deformazione, l’elemento di area orientata per y0 , avente normale esterna n ´e dato dalla: Fe × Fg d(area) = αFe × βFg = αβkFe × Fgkn , n = , knk = 1 , kFe × Fgk che per la (1.53) pu´ o essere riscritta come: d(area) = αβkF∗ (e × g)kn . (2.12) Definiamo la variazione Lagrangiana di area: δA = kd(area)k − kd(Area)k , kd(Area)k (2.13) da cui: δA = kF∗ (e × g)k − 1 , (2.14) o, in termini del tensore C: δA = p C∗ (e × g) · (e × g) − 1 . (2.15) Deformazione di elementi di volume Consideriamo per un punto x0 tre curve aventi rispettivamente vettori tangenti αe, βg e σw, kek = kgk = kwk = 1 linearmente indipendenti, ovvero tali che e × g · w 6= 0: definiamo l’elemento di volume per x0 mediante il prodotto misto dei tre vettori: d(V ol) = αe × βg · σw = αβσe × g · w ; l’elemento di volume per y0 dopo la deformazione ´e: d(vol) = αFe × βFg · σFw = αβσFe × Fg · Fw , che per la (1.51) pu´ o essere riscritta come: d(vol) = det F(e × g · w) . (2.16) Definiamo la variazione Lagrangiana di volume: δV = d(vol) − d(V ol) , d(V ol) (2.17) da cui: δV = det F − 1 , ed in termini del tensore C: √ δV = det C − 1 . (2.18) (2.19) 2.2. LA DECOMPOSIZIONE POLARE DI F 2.2 23 La decomposizione polare di F La conoscenza di (F , F∗ , det F) o delle corrispondenti quantit´a espresse in termini di C consente di descrivere completamente la deformazione in un intorno di x0 . Osserviamo per´ o che possiamo sempre pensare di realizzare una deformazione mediante un moto rigido ed una deformazione propriamente detta. In particolare, possiamo pensare di deformare il corpo intorno alla configurazione di riferimento e poi di ruotarla rigidamente nella configurazione corrente oppure di ruotare la configurazione di riferimento nella configurazione corrente e quindi deformarla. Ci´ o implica che ogni deformazione f possa essere decomposta in una rotazione rigida r e due deformazioni pure u e v: f = r◦u = v ◦r, Ω (2.20) f =r◦u u(Ω) @ @ @ r(Ω) @ @ @ @ @ - @ @ f =v◦r ? @ f (Ω) @ @ @ Fig. 2.2 - La decomposizione polare di f da cui passando ai gradienti: ∇f = ∇r∇u = ∇v∇r ; (2.21) il gradiente della rotazione rigida ´e un tensore di rotazione R = ∇r ∈ Rot. Per il Teorema di decomposizione polare (Cauchy), i gradienti di u e v sono due tensori 24 CAPITOLO 2. CINEMATICA simmetrici e definiti positivi, rispettivamente il tensore sinistro di deformazione pura V = ∇v ∈ Sym ed il tensore destro di deformazione pura U = ∇u ∈ Sym. Si ha pertanto che il gradiente di deformazione ammette le due decomposizioni polari: F = RU = VR . (2.22) In termini della decomposizione polare (2.22)1 , il tensore C diviene: C = (RU)T RU = URT RU = U2 , (2.23) e non dipende pertanto dalla rotazione rigida R. Analogamente il cofattore C∗ ed il determinante di C dipendono solamente da U: C∗ = (det U)2 U−2 , Esempio 2 Dilatazione semplice Consideriamo, nel riferimento {ek }, diente F: ε [F] ≡ 0 0 det C = (det U)2 . (2.24) la deformazione avente matrice del gra 0 0 1 0 ; 0 1 per la condizione di conservazione dell’orientamento locale det F = ε > 0. Studiamo la deformazione mediante il suo effetto sui vettori della base: Fe1 = εe1 , Fe2 = e2 , Fe3 = e3 ; e2 6 e2 6 e1 e1 ε Fig. 2.3 - Dilatazione semplice l’elemento di volume cubico in x0 viene deformato in un parallelepipedo a base quadrata con il lato maggiore diretto come e1 . La variazione di volume associata a questa deformazione ´e: δV = ε − 1 osserviamo che per 0 < ε < 1 si ha una diminuzione di volume, per ε > 1 un’aumento di volume mentre la condizione ε = 1 implica che non ci sia variazione di volume. Le deformazioni per cui si ha det F = 1 sono dette isocore. 2.2. LA DECOMPOSIZIONE POLARE DI F 25 Il cofattore di F ´e: 1 0 0 [F∗ ] ≡ 0 ε 0 : 0 0 ε ad esempio, la variazione di area della superficie di normale e3 = e1 × e2 ´e: δA3 = kF∗ e3 k − 1 = ε − 1 , mentre ´e immediato verificare che l’area della superficie avente normale e1 resta invariata. Il tensore di deformazione C associato ad F ´e: 2 ε 0 0 [C] ≡ 0 1 0 , 0 0 1 e l’unica variazione di lunghezza non nulla ´e quella nella direzione di e1 : p δL1 = C11 − 1 = ε − 1 , non avendosi variazioni di angolo. In termini della decomposizione polare (2.22)1 si ha che R = I (non si ha rotazione rigida) ed U ≡ F. Esempio 3 Scorrimento puro Consideriamo, nel riferimento {e1 , e2 , e3 }, la deformazione avente matrice del gradiente F: 1 γ 0 [F] ≡ 0 1 0 ; 0 0 1 si ha det F = 1, la deformazione ´e isocora e γ pu´o assumere segno positivo o negativo. Applicando il gradiente di deformazione ai vettori della base: Fe1 = e1 , Fe2 = γe1 + e2 , Fe3 = e3 ; γ e2 6 e1 e2 6 e1 Fig. 2.4. - Scorrimento puro 26 CAPITOLO 2. CINEMATICA l’elemento di volume cubico in x0 viene deformato in un prisma obliquo a base quadrata inclinato di un’angolo θ, tan θ = γ rispetto alla direzione di e2 . Il cofattore di F ´e: 1 0 0 [F∗ ] ≡ −γ 1 0 : 0 0 1 e l’unica variazione di area non nulla ´e quella della superficie di normale e2 ´e: p δA2 = kF∗ e2 k − 1 = 1 + γ 2 − 1 . Il tensore di deformazione C associato ad F ´e: 1 γ 0 [C] ≡ γ 1 + γ 2 0 , 0 0 1 e l’unica variazione di lunghezza non nulla ´e quella nella direzione di e2 : p p δL2 = C22 − 1 = 1 + γ 2 − 1 , mentre la variazione di angolo tra la direzione e1 e la direzione e2 ´e: π γ )− . (2.25) ∆θ12 = cos−1 ( p 2 2 1+γ √ Per determinare la deformazione pura U = C e la rotazione R = FU−1 ´e necessario anzitutto determinare le autocoppie (νk2 , uk ) di C che sono date dalle: q 2 2 ν12 = 1 + γ2 + γ 1 + γ4 , u1 = cos θe1 − sin θu2 , ν22 = 1 + γ2 2 −γ q 1+ γ2 4 ν32 = 1 , con: sin θ = p u3 = e3 1 − ν12 (1 − ν12 )2 (2.26) , u2 = sin θe1 + cos θu2 , + γ2 , cos θ = p γ (1 − ν12 )2 + γ 2 . Ne consegue che il tensore U: U = ν1 u1 ⊗ u1 + ν2 u2 ⊗ u2 + u3 ⊗ u3 , ammette la rappresentazione nella base {ek }: ν1 cos2 θ + ν2 sin2 θ sin θ cos θ(ν2 − ν1 ) 0 2 2 [U] ≡ · ν1 sin θ + ν2 cos 0 ; · · 1 (2.27) 2.3. MOTI RIGIDI 27 mentre il tensore inverso ha la rappresentazione: ν1 sin2 θ + ν2 cos2 − sin θ cos θ(ν2 − ν1 ) 0 1 2 2 , [U−1 ] ≡ · ν cos θ + ν sin θ 0 1 2 ν1 ν2 · · 1 (2.28) e la rotazione R ha quindi matrice [R] = [FU−1 ]. 2.3 Moti Rigidi Se U=V=I la deformazione ´e un’atto di moto rigido, F = R ∈ Rot. Se assumiamo t 7→ R(t), t ∈ [0 , τ ) una traiettoria nello spazio delle rotazioni, la (2.3) diviene: y(t) − y0 (t) = R(t)(x − x0 ) ; (2.29) osserviamo banalmente che la condizione (2.29) implica che ky(t) − y0 (t)k = const. , ∀t . (2.30) Infatti: ky(t) − y0 (t)k = kR(t)(x − x0 )k = = = p R(t)(x − x0 ) · R(t)(x − x0 ) = q RT (t)R(t)(x − x0 ) · (x − x0 ) = kx − x0 k . (2.31) Derivando la (2.29) rispetto al tempo, otteniamo la velocit´a: ˙ ˙ y(t) − y˙ 0 (t) = R(t)(x − x0 ) ; (2.32) se ricaviamo (x−x0 ) dalla (2.29) e lo sostituiamo nella (2.32), otteniamo l’espres˙ − y˙ 0 (t) riferita ai vettori della configurazione deformata sione della velocit´ a y(t) y(t) − y0 (t): ˙ y(t) − y˙ 0 (t) = W(t)(y(t) − y0 (t)) , T ˙ W(t) = R(t)R (t) , (2.33) con W detto tensore di spin. Si dimostra facilmente che il tensore di spin ´e antisimmetrico. Infatti, dalla definizione di rotazione: R(t)RT (t) = I , derivando: ∀t : T ˙ ˙ T (t) = 0 . R(t)R (t) + R(t)R (2.34) 28 CAPITOLO 2. CINEMATICA Poich´e T ˙ ˙ T (t) , WT (t) = (R(t)R (t))T = R(t)R dalla (2.34) si ha che W(t) = −WT (t). Se indichiamo con ω(t) il vettore assiale associato al tensore di spin la (2.33) pu´ o essere riscritta come: ˙ y(t) = y˙ 0 (t) + ω(t) × (y(t) − y0 (t)) , (2.35) detta Formula di Poisson. Mediante la (2.35) la velocit´a di un qualsiasi punto del sistema rigido pu´o essere determinata a partire dalla conoscenza delle due funzioni vettoriali, rispettivamente la velocit´ a di traslazione e la velocit´ a angolare: t 7→ y˙ 0 (t) , t 7→ ω(t) , (2.36) dette parametri del moto rigido; le due funzioni vettoriali equivalgono a sei funzioni scalari e pertanto si dice che un moto rigido ha sei gradi di libert´a . Esempio 4 Rotazione intorno ad e3 Considerando la matrice associata alla rotazione Rϕ e si ha: − sin ϕ − cos ϕ 0 ˙ ≡ ϕ˙ cos ϕ sin ϕ 0 , [R] 0 0 0 e dalla definizione di W e della velocit´a angolare ω: 0 0 −ϕ˙ 0 0 0 , ω≡ 0 . [W] ≡ ϕ˙ ϕ˙ 0 0 0 (2.37) Moti rigidi piani Un moto rigido si definisce piano se esiste un vettore fisso e tale che le velocit´a di tutti i punti del sistema rigido sono ortogonali ad e: ˙ y(t) · e = 0 , ∀t ; (2.38) ne consegue dalla (2.35) che necessariamente in un moto rigido piano: ω × e = 0. (2.39) Se poniamo e = e3 , dalla (2.37) e dalla (2.35) si ha: y˙ 1 = y˙ 10 + ϕ(y ˙ 2 − y20 ) , y˙ 2 = y˙ 20 − ϕ(y ˙ 1− (2.40) y10 ) ; le tre funzioni: t 7→ y˙ 10 (t) , t 7→ y˙ 20 (t) , t 7→ ϕ(t) ˙ , (2.41) 2.4. VINCOLI 29 sono i parametri del moto rigido piano che ha pertanto tre gradi di libert´a. A tale proposito osserviamo che se in un corpo rigido piano identifichiamo due punti A e B, qualsiasi altro punto C resta univocamente determinato valendo le: kC − Ak = d1 = cost. , kC − Bk = d2 = cost. , ∀t ; pertanto possiamo studiare il moto di un corpo rigido piano mediante lo studio del moto del segmento B − A ed identificare il corpo rigido con l’asta rigida B − A stessa. D’ora in poi quindi parleremo di aste rigide come sinonimo di corpi rigidi piani. C A C B Ω A B B A Fig. 2.5 - Corpo rigido Ω e Asta rigida (B-A) 2.4 Vincoli I vincoli sono limitazioni imposte al moto t 7→ x(t) dei punti x ∈ E. La trattazione che segue ´e applicabile sia a sistemi di punti, dove x rappresenta il vettore posizione di un punto dello spazio euclideo, sia a sistemi il cui moto ´e descritto da tre parametri. Ad esempio, se identifichiamo le coordinate di x con (y1 , y2 , ϕ), la trattazione che segue ´e applicabile alla descrizione dei moti rigidi di aste vincolate. Vincoli semplici Consideriamo una regione G ⊂ E e la funzione ϕ : G → R, tale che: ϕ ∈ C 1 (G) , k∇ϕk = 6 0, (2.42) S0 ≡ {x ∈ G | ϕ(x) = 0} (2.43) sull’insieme che rappresenta una superficie in R3 . 30 CAPITOLO 2. CINEMATICA ∇ϕ(x) ∝ n(x) 6 γ - x(t) ˙ x(t) ϕ(x) = 0 Fig. 2.6 - Vincolo semplice Se in x0 ∈ S0 si ha, ad esempio, ϕ,3 (x0 ) 6= 0, per il teorema della funzione implicita, ∃δ > 0, una sfera Bδ (x01 , x02 ) ≡ {(x1 − x01 )2 + (x2 − x02 )2 < δ 2 } , ed una funzione g ∈ C 1 (Bδ (x01 , x02 )) , tale che la porzione di superficie S0 ∩ Bδ (x01 , x02 ) ammette la rappresentazione x3 = g(x1 , x2 ) , Inoltre g,1 = − ϕ,1 , ϕ,3 (x1 , x2 ) ∈ Bδ (x01 , x02 ) . g,2 = − ϕ,2 , ϕ,3 in Bδ (x01 , x02 ) . (2.44) (2.45) e la superficie di vincolo S0 ammette il piano tangente π in x0 : π ≡ { (x − x0 ) · m = 0 , m= ∇ϕ (x0 ) } . k∇ϕk (2.46) Sia A un insieme aperto e limitato di R2 , denotiamo con q ≡ (q1 , q2 ) i punti di A e sia q 7→ x(q) , (x1 (q), x2 (q)) : A → Bδ (x01 , x02 ) , una trasformazione invertibile, il che ´e assicurato se assumiamo ∂xα 6= 0 , ∀q ∈ A . det ∂qβ (2.47) La (2.44) si pu´ o allora parametrizzare in termini delle coordinate lagrangiane q ∈ A: x1 = x1 (q1 , q2 ) , x2 = x2 (q1 , q2 ) , x3 = g(x1 (q1 , q2 ) , x2 (q1 , q2 )) . ∀q ∈ A (2.48) 2.4. VINCOLI 31 Il moto di x in V ha 3 gradi di libert´a che si riducono a due se ´e vincolato a muoversi su di una superficie: le coordinate lagrangiane sono in numero pari ai gradi di libert´ a. Una rappresentazione del moto di x(q) con q 7→ xj (q) , j = 1, 2, 3 date dalla (2.48) contiene le restrizioni del vincolo; tale rappresentazione tuttavia ´e solo locale. Consideriamo una traiettoria t 7→ x(t): la condizione che durante il moto il punto si muova sulla superficie di vincolo ´e: ϕ(x(t)) = 0 , ϕ = ϕ(x(t)) ˙ = 0, ∀t ; (2.49) poich´e: ϕ(x(t)) ˙ = ∇ϕ · x˙ = 0 , ∀t , (2.50) dalla (2.46) abbiamo che le velocit´ a compatibili con il vincolo sono tangenti alla ˙ superficie di vincolo. Definiamo velocit´ a lagrangiana l’applicazione t 7→ q(t). Osservazione 3 Vincoli multipli Per sottolineare l’importanza della condizione k∇ϕk = 6 0, consideriamo la funzione ϕ(x) = kxk2 : il moto di un punto vincolato a ϕ(x) = 0 consiste solo del vettore nullo x = 0 ed essendo k∇ϕk = 0, le osservazioni del paragrafo precedente non sono valide. Tuttavia il moto di x ´e ben determinato e consiste in t 7→ x(t) = 0 , ∀t > 0. Analogamente la funzione ϕ(x) = x21 + x22 permette moti solo lungo l’asse delle x3 e si ha k∇ϕk = 0. Per un punto x vincolato a muoversi su S0 le osservazioni precedenti non sono valide e tuttavia S0 determina univocamente la traiettoria di x, avendo il moto un solo grado di libert´a, potendosi prendere t 7→ q(t) = x3 (t) come coordinata lagrangiana. Nel primo esempio si pu´ o imporre al punto di soddisfare: ϕi (x) = xi = 0 , i = 1, 2, 3 , (2.51) α = 1, 2 ; (2.52) mentre nel secondo esempio si pu´ o imporre ϕα (x) = xα = 0 , il vincolo in (2.51) si dice triplo e quello in (2.52) si dice doppio. Vincoli doppi Consideriamo le due superfici di vincolo: ( ϕ1 (x) = 0 ϕ2 (x) = 0 , (2.53) che verificano le seguenti ipotesi i- ϕα ∈ C 1 (G) , α = 1, 2 ; ii- L’insieme C ≡ {{ϕ1 = 0} ∩ {ϕ2 = 0}} 6= ∅, (ovvero il sistema (2.53) ammette soluzioni) ; 32 CAPITOLO 2. CINEMATICA iii- La matrice jacobiana: [ϕα,i ] ≡ ϕ1,1 ϕ2,1 ϕ1,2 ϕ2,2 ϕ1,3 ϕ2,3 , per x ∈ C ha rango massimo, ovvero i due vettori ∇ϕ1 e ∇ϕ2 sono indipendenti,∀x ∈ C. L’ipotesi [iii-], che pu´o essere riscritta in maniera equivalente come: ∇ϕ1 × ∇ϕ2 6= 0 , implica che ∀x0 ∈ C fissato, la matrice jacobiana possiede elementi non nulli: senza perdere in generalit´a possiamo assumere che ϕ1,1 (x0 ) 6= 0 . Per il teorema delle funzioni implicite, ∃δ > 0, una sfera Bδ (x02 , x03 ) ≡ (x2 − x02 )2 + (x3 − x03 )2 < δ 2 , ed una funzione g ∈ C 1 (Bδ (x02 , x03 )) x1 = g(x2 , x3 ) , (x2 , x3 ) ∈ Bδ (x02 , x03 ) , tale che C ∩ Bδ (x02 , x03 ) si pu´o rappresentare come il grafico di g. Il sistema vincolare (2.53) si pu´ o riscrivere come (x2 , x3 ) ∈ Bδ (x02 , x03 ) . ϕ2 (g(x2 , x3 ) , x2 , x3 ) = f2 (x2 , x3 ) = 0 , (2.54) Se assumiamo, senza perdere in generalit´a, che f2 ,2 (x0 ) 6= 0, per il teorema delle funzioni implicite, ∃ε > 0 ed un intervallo Iε ≡ (x03 − ε , x03 + ε) ed una funzione h(x3 ) ∈ C 1 (Iε ) tale che l’insieme di livello {f2 = 0} ∩ C ∩ Bδ (x02 , x03 ) ; kx3 − x03 k < ε , si pu´ o rappresentare come il grafico di x2 = h(x3 ) , x3 ∈ Iε . (2.55) Ponendo k(x3 ) = g(h(x3 ) , x3 ) , x3 ∈ Iε , (2.56) si conclude che il vincolo doppio (2.53) determina in un intorno di x0 ∈ C la traiettoria di x tramite le equazioni parametriche x1 = k(τ ) , x2 = g(τ ) , x3 = τ , τ ∈ Iε . (2.57) Se G ´e un intervallo di R e q 7→ τ (q) : G → Iε , ´e regolare ed invertibile, la curva (2.57) ammette rappresentazione xi = xi (q) , i = 1, 2, 3 , q ∈ G, (2.58) 2.4. VINCOLI 33 in termini del parametro lagrangiano q ∈ G, dove: x1 (q) = k(τ (q)) , x2 (q) = h(τ (q)) , x3 = τ (q) . Tale rappresentazione non ´e unica ed ´e solo locale. Il vincolo doppio (2.53) riduce ad uno i gradi di libert´ a del moto di x. Consideriamo una traiettoria t 7→ x(t): la condizione che durante il moto il punto si muova sul vincolo doppio implica che debba valere la (2.50) per ciascuna superficie di vincolo: ∇ϕα · x˙ = 0 , ∀t , α = 1, 2 , (2.59) che necessariamente implica che la velocit´a x˙ debba essere parallela alla direzione ∇1 ϕ × ∇2 ϕ: x˙ × (∇ϕ1 × ∇ϕ2 ) = 0 . (2.60) Vincoli tripli Consideriamo le tre superfici di vincolo: ϕ1 (x) = 0 ϕ2 (x) = 0 ϕ3 (x) = 0 , (2.61) che verificano le seguenti ipotesi i- ϕk ∈ C 1 (G) , k = 1, 2, 3 ; ii- L’insieme C ≡ {{ϕ1 = 0} ∩ {ϕ2 = 0} ∩ {ϕ3 = 0}} = 6 ∅ (ovvero il sistema (2.61) ammette unica soluzione) ; iii- La matrice jacobiana: ϕ1,1 [ϕi,j ] ≡ ϕ2,1 ϕ3,1 ϕ1,2 ϕ2,2 ϕ3,2 ϕ1,3 ϕ2,3 , ϕ3,3 per x ∈ C ha det[ϕi,j ] 6= 0 (i.e. i tre vettori ∇ϕ1 , ∇ϕ2 e ∇ϕ2 sono linearmente indipendenti ∀x ∈ C). L’ipotesi [iii-], che pu´ o essere riscritta in maniera equivalente come: ∇ϕ1 × ∇ϕ2 · ∇ϕ3 6= 0 , implica che ∀x0 ∈ C fissato la matrice jacobiana possiede elementi non nulli. In questo caso il punto x ´e univocamente determinato, ovvero x(t) = x0 : inoltre, avendosi: ∇ϕk · x˙ = 0 , k = 1, 2, 3 , ∀t , ed essendo i tre gradienti linearmente indipendenti, necessariamente x˙ = 0, ∀t. 34 CAPITOLO 2. CINEMATICA 2.4.1 Sistemi vincolati Limitiamo la trattazione ad un sistema di n aste rigide Rn : indichiamo con zk ≡ (z1k , z2k , z3k ) ≡ (y1k , y2k , ϕk ) le coordinate del moto rigido del k−esimo corpo. Sia G una regione di R3n i cui punti denotiamo con (n) x ≡ (x1 = z11 , x2 = z21 , x3 = z31 , . . . , x3n−2 = z1n , x3n−1 = z2n , x3n = z3 ) , supponiamo agenti sul sistema m vincoli: ϕj (x1 , x2 , . . . , x3n ) = 0 , j = 1,2,... ,m. (2.62) ed assumiamo che: i- ϕj ∈ C 1 (G) ; j = 1,2,... ,m; ii- l’insieme delle 3n-uple (x1 , x2 , . . . , x3 n) soddisfacenti le (2.62) non ´e vuoto ∀j = 1 , 2 , . . . , m, i.e. B≡ m \ {ϕj = 0} = 6 ∅; (2.63) j=1 iii- la matrice Jacobiana [A] ≡ [ϕi,j ], i = 1 , 2 , . . . , m, j = 1 , 2 , . . . , 3n: ϕ1,1 ϕ1,2 ϕ1,3 ... ϕ1,3n−1 ϕ1,3n ϕ2,1 ϕ2,2 ϕ2,3 ... ϕ2,3n−1 ϕ2,3n ... ... ... ... ... [A] ≡ . . . ϕm−1,1 ϕm−1,2 ϕm−1,3 . . . ϕm−1,3n−1 ϕm−1,3n ϕm,1 ϕm,2 ϕm,3 ... ϕm,3n−1 ϕm,3n abbia rango massimo r, ∀x ∈ G, (r ≤ min{m ; 3n}). Le condizioni di indipendenza dei vincoli espresse mediante la matrice Jacobiana [A] sono dette condizioni di F¨ oppl. Possiamo avere i tre casi seguenti: 1. Sistemi labili (m < 3n). In tal caso la matrice Jacobiana ha rango m ed il sistema possiede k = 3n−m gradi di libert´a. Inoltre localmente si possono scegliere k parametri lagrangiani q = (q1 , q2 , . . . , qk ) e 3n funzioni q 7→ xj (q), j = 1 , . . . , 3n regolari ed invertibili tali che le coordinate dei punti del sistema soddisfano xj = xj (q) ; j = 1 , . . . , 3n . 2. Sistemi cinematicamente determinati (m = 3n). La configurazione del sistema resta determinata dai vincoli. 3. Sistemi cinematicamente sovradeterminati (m > 3n). Il sistema non ha gradi di libert´ a e la configurazione del sistema ´e determinata dalla scelta di 3n vincoli indipendenti. 2.4. VINCOLI 2.4.2 35 Classificazione dei vincoli per corpi rigidi piani Se consideriamo un’asta rigida, i vincoli che possono agire in un suo punto sono quelli riportati nella Tabella 2.1: i primi tre vincoli sono vincoli semplici, Tabella 2.1: Cinematica dei vincoli per un sistema piano Nome Doppio Bipendolo Simbolo c c cc c c cc c cc c c c Cerniera c Carrello, Pendolo Carrello, Pendolo Pattino, Bipendolo Pattino, Bipendolo y˙ 1 y˙ 2 ϕ˙ 0 6= 6= 6= 0 6= 6= 6= 0 0 cc c cc c 0 cc c c cc = 6 0 6= 6= 0 0 0 0 0 0 Incastro i successivi tre sono vincoli doppi e l’ultimo ´e l’unico vincolo triplo possibile. Nell’esempio successivo mostreremo come la condizione di isostaticit´a del sistema dipenda non solo dal numero dei vincoli che agiscono ma anche dalla loro disposizione che influenza il rango della matrice Jacobiana. Esempio 5 Arco a tre cerniere Consideriamo il sistema formato da due aste rigide AB e BC con kA − Bk = kB−Ck = L. Nei due punti A e B agisce un vincolo a cerniera, e le due aste sono collegate tra loro nel punto B mediante una cerniera. Una struttura siffatta ´e detta Arco a tre cerniere. Assumiamo e1 diretto come la congiungente dei punti A e C. Indichiamo con β l’angolo che le due aste formano con la direzione di e1 . Abbiamo due corpi rigidi, pertanto n = 2, mentre le tre cerniere sono ciascuna un vincolo doppio per cui m = 6. e2 6 c -β A e1 B c @ @ @ @ @c Fig. 2.7 - Arco a 3 cerniere C 36 CAPITOLO 2. CINEMATICA Poich´e 3n = m la condizione necessaria di isostaticit´a ´e verificata. Se indichiamo con (y11 , y21 , ϕ1 ) le coordinate dell’asta AB e con (y12 , y22 , ϕ2 )quelle dell’asta BC, la generica funzione di vincolo ´e data dalla: ϕk (y11 , y21 , ϕ1 , y12 , y22 , ϕ2 ) = 0 , k = 1, 2, . . . 6 . Abbiamo, assumendo implicitamente che sin ϕ u ϕ e cos ϕ u 0: Cerniera in A ϕ1 (y11 , y21 , ϕ1 , y12 , y22 , ϕ2 ) = y11 = 0 , ϕ2 (y11 , y21 1 ,ϕ , y12 , y22 2 ,ϕ ) = y21 (2.64) = 0, Cerniera in C ϕ3 (y11 , y21 , ϕ1 , y12 , y22 , ϕ2 ) = y12 = 0 , ϕ4 (y11 , y21 1 ,ϕ , y12 , y22 2 ,ϕ ) = y22 (2.65) = 0, Cerniera in B ϕ5 (y11 , y21 , ϕ1 , y12 , y22 , ϕ2 ) = ϕ1 L sin β − ϕ2 L sin β = 0 , ϕ6 (y11 , y21 1 ,ϕ , y12 , y22 2 1 (2.66) 2 , ϕ ) = ϕ L cos β + ϕ L cos β = 0 ; la matrice [A] associata alle sei funzioni di 1 0 0 0 0 1 0 0 0 0 0 1 0 0 0 0 0 0 L sin β 0 0 0 L cos β 0 vincolo ´e: 0 0 0 1 0 0 0 0 0 0 −L sin β L cos β e si ha: π }. 2 Il sistema ´e isostatico se le tre cerniere non sono allineate: se le cerniere sono allineate i 6 vincoli non sono linearmente indipendenti ed il sistema risulta labile, non essendo verificata la condizione sufficiente di isostaticit´a. det[A] = 2L sin β cos β 6= 0 , 2.5 β 6= {0 , Deformazioni Infinitesime Introduciamo il campo di spostamento u(x) che misura la differenza tra un punto x ∈ Ω e la sua immagine y = f (x) mediante la deformazione f : u(x) = f (x) − x ; (2.67) 2.5. DEFORMAZIONI INFINITESIME 37 da cui, passando ai gradienti: ∇u(x) = F(x) − I , (2.68) e denominando H = ∇u il gradiente di spostamento abbiamo la relazione tra il gradiente di deformazione e quello di spostamento: F = I + H, (2.69) ed il tensore destro di Cauchy-Green diviene, in termini di H: C = (I + H)T (I + H) = I + 2 sym H + HT H . 2.5.1 (2.70) Il tensore di deformazione infinitesima Consideriamo ora situazioni in cui la deformazione F ´e prossima all’identit´a, ovvero introduciamo un piccolo parametro α con cui immaginiamo formalmente di controllare la norma del gradiente spostamento H: ne consegue che: F(α) = I + αH , C(α) = I + 2α sym H + α2 HT H . (2.71) Valutando la variazione di lunghezza di elementi di linea mediante la (2.7) arriviamo alla: p (2.72) δL(α) = 1 + 2α sym He · e + α2 kHek2 − 1 ; poich´e abbiamo supposto α un piccolo parametro, sviluppiamo in serie di Taylor la (2.72) nell’intorno della configurazione di riferimento, ovvero per α = 0: δL(α) = δL(0) + dδL (0)α + o(α2 ) , dα (2.73) con δL(0) = 0 , e dδL sym He · e + αkHek2 (0) = p = sym He · e , 2 2 dα 1 + 2α sym He · e + α kHek α=0 da cui δL(α) = α sym He · e + o(α2 ) . (2.74) A meno di infinitesimi di ordine superiore in α, la variazione degli elementi di linea viene pertanto descritta mediante il tensore di deformazione infinitesima E = sym H : (2.75) in particolare, le componenti sulla diagonale principale E11 , E22 , E33 esprimono la variazione di lunghezza nella direzione degli assi coordinati. In maniera del tutto analoga si pu´o mostrare che le componenti fuori dalla diagonale principale E12 , E13 , E23 esprimo l’approssimazione lineare delle variazioni d’angolo tra le direzioni coordinate (2.10). 38 CAPITOLO 2. CINEMATICA Per quanto riguarda la variazione di volume si ha: δV (α) = det(I + αH) , (2.76) e rappresentando H nel riferimento principale si ha: 1 + αH11 0 0 = 1 + α(H11 + H22 + H33 ) + o(α2 ) . 0 1 + αH22 0 det 0 0 1 + αH33 Ne consegue che poich´e tr H = tr(sym H), a meno di infinitesimi di ordine superiore la variazione di volume infinitesima ´e espressa dalla: δV = tr E = E11 + E22 + E33 ; (2.77) una deformazione isocora ´e quindi caratterizzata da: tr E = 0 . (2.78) Infine, per quanto riguarda la variazione di elementi di superficie ´e sufficiente osservare che: F∗ = det(I + αH)(I + αHT )−1 = I + o(α) . (2.79) Se invece consideriamo la parte antisimmetrica del gradiente di spostamento: skw H = skw(F − I) , (2.80) osserviamo che se la deformazione ´e un’atto di moto rigido F = R, dalla formula di Rodriguez, per ϕ piccoli, si ha: F − I = R − I = ϕW + o(ϕ2 ) , (2.81) e di conseguenza la parte antisimmetrica di H rappresenta la deformazione rigida infinitesima: skw H = ϕW ; nel seguito con un abuso di notazione denoteremo skw H = W. Le misure di deformazione e di rotazione infinitesima dipendono linearmente dal campo di spostamento: u 7→ E(u) = 1 (∇u + ∇T u) , 2 u 7→ W(u) = 1 (∇u − ∇T u) , 2 (2.82) ed in una base ortonormale {ek } le loro componenti sono definite mediante le: Eij = Eji = 1 (ui,j + uj,i ) , 2 Wij = −Wji = 1 (ui,j − uj,i ) ; 2 (2.83) 2.5. DEFORMAZIONI INFINITESIME 39 in termini di rappresentazione matriciale abbiamo: u1,1 12 (u1,2 + u2,1 ) 12 (u1,3 + u3,1 ) 1 u2,2 [E] ≡ 2 (u2,3 + u3,2 ) · · · u3,3 , (2.84) 0 [W] ≡ −(·) −(·) 1 2 (u1,2 − u2,1 ) 1 2 (u1,3 0 1 2 (u2,3 −(·) − u3,1 ) − u3,2 ) . 0 Osservazione 4 Misure di deformazione Osserviamo che se la deformazione ´e una rotazione rigida R si ha: C = I, E = 0; si definisce misura di deformazione, una quantit´a tensoriale che si annulla se la deformazione ´e rigida. Esprimendo C in termini di H e della sua parte simmetrica abbiamo: C = I + 2E + HT H , da cui: 1 1 (C − I) = E + HT H . 2 2 Definiamo tensore di deformazione di Green-Lagrange la misura di deformazione D data dalla: 1 D = (C − I) ; 2 osserviamo che a meno di infinitesimi di ordine superiore D u E. Osservazione 5 Campi di spostamento solenoidi e irrotazionali Esprimendo la traccia del tensore E in termini delle componenti del campo di spostamento abbiamo per la (1.90): tr E(u) = tr(sym ∇u) = tr ∇u = div u ; (2.85) una deformazione isocora ´e quindi caratterizzata da un campo di spostamenti a divergenza nulla o solenoidale: div u = 0 . (2.86) Se invece consideriamo la parte antisimmetrica W del gradiente di spostamento abbiamo, per la (1.92): W(u) = skw ∇u = 0 ⇐⇒ curl u = 0 . (2.87) pertanto, una deformazione avente rotazione infinitesima nulla ´e caratterizzata da un campo di spostamenti a rotore nullo o irrotazionale. 40 2.5.2 CAPITOLO 2. CINEMATICA Le equazioni di compatibilit´ a Consideriamo il problema di verificare se un assegnato tensore simmetrico E sia la parte simmetrica di un gradiente di spostamento. Tale problema implica l’esistenza di un campo di spostamenti associato ad E ed ammette soluzione se le componenti del tensore sono di classe C 2 (Ω) con Ω semplicemente connesso e si ha: curl curl E = 0 ; (2.88) queste equazioni, dette equazioni di compatibilit´ a cinematica di Saint Venant, hanno la seguente rappresentazione in componenti: Eij,hk + Ehk,ij + Eih,jk + Ejk,ih = 0 , (2.89) ovvero, esplicitamente: E11 ,22 +E22 ,11 −2E12 ,12 = 0 , E11 ,33 +E33 ,11 −2E13 ,13 = 0 , E33 ,22 +E22 ,33 −2E32 ,32 = 0 , (2.90) E11 ,23 +E23 ,11 −E12 ,13 −E13 ,12 = 0 , E22 ,13 +E13 ,22 −E12 ,23 −E23 ,12 = 0 , E33 ,12 +E12 ,33 −E13 ,23 −E23 ,13 = 0 . Se le (2.88) sono verificate, il campo di spostamenti x 7→ u(x) associato al campo di deformazioni x 7→ E(x) pu´o essere determinato integrando le (2.82) lungo una curva di Jordan γ ∈ Ω, ovvero mediante la formula di Ces´aro: Z Z u(x) = E(z)dz + (z − x) × curl E(z)dz , (2.91) γ γ ovvero in componenti: Z ui (x) = (Eij (z) + (Eij,k (z) − Ekj,i (z))(xk − zk ))dzj . γ Esempio 6 Dilatazione semplice Consideriamo la dilatazione semplice F = εe1 ⊗ e1 + e2 ⊗ e2 + e3 ⊗ e3 , da cui E = sym(F − I) = (ε − 1)e1 ⊗ e1 , W = skw(F − I) = 0 . e si ha tr E = (ε − 1), mentre la rappresentazione matriciale ´e: ε−1 0 0 0 0 . [E] ≡ · · · 0 (2.92) 2.5. DEFORMAZIONI INFINITESIME 41 Osserviamo che per ε > 1 si ha un’allungamento infinitesimo nella direzione di e1 mentre per ε < 1 si ha un’accorciamento infinitesimo nella medesima direzione con corrispondente aumento o diminuzione di volume. Il tensore E ´e in forma spettrale e le sue autocoppie sono (ε − 1 , e1 ) e (0 , e), quest’ultima con molteplicit´ a due essendo e un generico vettore ortogonale ad e1 . Poich´e gli autovalori (detti deformazioni principali) sono caratterizzati da un’unico autovalore diverso da zero: ε1 = ε − 1 , ε2 = ε3 = 0 definiamo lo stato di deformazione monoassiale. L’unica componente di spostamento non nulla ´e, a meno di un moto rigido: u1 (x) = (ε − 1)x1 . Esempio 7 Deformazioni principali e direzioni principali di deformazione Consideriamo in un base ortonormale {ek } la deformazione avente matrice: E11 E12 0 E22 0 , [E] ≡ · · · E33 e determiniamo le autocoppie (εk , uk ), k = 1, 2, 3 con gli autovalori e gli autovettori detti rispettivamente deformazioni principali e direzioni principali di deformazione. Poich´e: 2 det(E − εI) = (E33 − ε)((E11 − ε)(E22 − ε) − E12 )=0 abbiamo che (ε3 = E33 , u3 = e3 ) ´e una autocoppia. Gli altri due autovalori sono determinati mediante la: 2 2 (E11 − ε)(E22 − ε) − E12 = ε2 − (E11 + E22 )ε + (E11 E22 − E12 ) = 0, le cui soluzioni sono: ε1,2 E11 + E22 ± = 2 r ( E11 − E22 2 2 . ) + E12 2 (2.93) Uno stato di deformazione avente i tre autovalori non nulli ´e detto triassiale. Poich´e gli autovettori formano una base ortonormale, necessariamente gli autovettori u1 ed u2 saranno ortogonali ad u3 = e3 e pertanto possiamo rappresentarli come: u1 = cos θe1 + sin θe2 , u2 = − sin θe1 + cos θe2 ; poich´e la: det(E − ε1 I)u1 = 0 , (2.94) 42 CAPITOLO 2. CINEMATICA ammette soluzione non banale appartenente al kernel di (E − ε1 I), ´e sufficiente considerare solo la prima equazione del sistema (2.94): (E11 − ε1 ) cos θ + E12 sin θ = 0 , da cui l’espressione dell’angolo θ: tan θ = ε1 − E11 . E12 (2.95) Esempio 8 Scorrimento puro Consideriamo lo scorrimento puro: F = I + γe1 ⊗ e2 , da cui E = sym(F−I) = γ (e1 ⊗e2 +e2 ⊗e1 ) , 2 W = skw(F−I) = γ (e1 ⊗e2 −e2 ⊗e1 ) . 2 In questo caso si ha tr E = 0, la deformazione ´e isocora e le rappresentazioni matriciali di E e W sono: 0 γ2 0 [E] ≡ γ2 0 0 . 0 0 0 0 [W] ≡ − γ2 0 γ 2 0 0 . 0 0 0 con scorrimento infinitesimo tra le direzioni di e1 ed e2 dato dalla componente: E12 = E21 = γ ; 2 risultato che possiamo ottenere anche linearizzando la (2.25) nell’intorno di γ = 0. γ 2 e2 6 e1 γ 2 γ 2 ```` `` e2 6 ` ` γ e1```` 2 Fig. 2.8. - Deformazione e rotazione infinitesime nello scorrimento puro 2.5. DEFORMAZIONI INFINITESIME 43 Il campo di spostamenti ha le due sole componenti non nulle, a meno di moti rigidi: γ γ u1 (x) = x2 , u2 (x) = x1 . 2 2 Dai risultati dell’esempio precedente con E11 = E22 = 0 ed E12 = γ2 abbiamo: γ π γ ε1 = , ε2 = − , ε3 = 0 , θ = ; 2 2 4 Nel riferimento principale pertanto la deformazione di scorrimento puro tra le direzioni di e1 ed e2 equivale ad una dilatazione nella direzione √ √ 2 2 u1 = e1 + e2 , 2 2 ed una contrazione nella direzione ortogonale u2 . Uno stato di deformazione con ε1 6= 0 , ε2 6= 0 ed ε3 = 0 si dice biassiale. Esercizi [1 ] Mostrare che l’asse di una rotazione R ´e il medesimo del tensore di spin associato. [2 ] Mostrare che in un moto rigido piano ∀t esiste un punto xC (t) avente velocit´ a nulla (teorema di Chasles). [3 ] Dato il tensore di deformazione: E(x) = Kx2 (e1 ⊗ e3 + e3 ⊗ e1 ) − Kx1 (e2 ⊗ e3 + e3 ⊗ e2 ) , con K costante arbitraria, verificare che ´e compatibile e determinare l’associato campo di spostamento u(x). [4 ] Mostrare che le componenti Eij , i 6= j esprimono, a meno di infinitesimi di ordine superiore, la variazione d’angolo tra le direzioni ei ed ej . [5 ] Definita la deformazione media di Ω: ¯ = E mostrare che: ¯ = E 1 Vol(Ω) 1 2Vol(Ω) Z E, Ω Z u ⊗ n + n ⊗ u, ∂Ω dove n ´e la normale esterna alla frontiera ∂Ω. 44 CAPITOLO 2. CINEMATICA Capitolo 3 Statica 3.1 Azioni alla Cauchy Consideriamo una regione B ⊂ E con frontiera regolare ∂B. Secondo il modello di Cauchy, identifichiamo B con la configurazione deformata di un continuo Ω, ovvero B ≡ f (Ω) ed assumiamo che il mondo esterno interagisca con il continuo i cui punti occupano la regione B mediante due sole tipologie di azioni: n(y) s(y) * ∂f (Ω) = ∂B y f (x) x e f (Ω) = B b(y) Ω Fig. 3.1 - Azioni alla Cauchy • Azioni a distanza: Rappresentano le azioni che il mondo esterno esercita a distanza su ciascun elemento di volume in B. Le definiamo Azioni di volume e rappresentano delle densit´a di forza per unit´a di volume: y 7→ b(y) ; (3.1) • Azioni di contatto: Rappresentano le azioni che il mondo esterno esercita attraverso ciascun elemento di superficie della frontiera ∂B. Le definiamo Azioni di superficie e rappresentano delle densit´a di forza per unit´a di superficie: y 7→ s(y) . (3.2) 45 46 CAPITOLO 3. STATICA Consideriamo una porzione P ⊂ B e ipotizziamo di poter conoscere le azioni di superficie s che la porzione BP esercita su P. Dato allora un sistema di azioni alla Cauchy (b , s) per P definiamo: • Risultante delle forze agenti su P: Z Z r(P) = b(y)d(vol) + P s(y)d(area) ; (3.3) ∂P • Momento Risultante rispetto ad un polo y0 delle forze agenti su P: Z Z m0 (P) = (y − y0 ) × b(y)d(vol) + (y − y0 ) × s(y)d(area) . (3.4) P ∂P Osservazione 6 Formula di trasposizione dei momenti Dati due punti y1 ed y0 , consideriamo: Z Z m1 (P) = (y − y1 ) × b(y) + (y − y1 ) × s(y) , P ∂P dove per semplicit´ a abbiamo omesso di indicare d(area) e d(vol) cosa che faremo sistematicamente d’ora in poi. Poich´e y − y1 = (y − y0 ) + (y0 − y1 ) , sostituendo si ha: Z Z m1 (P) = (y−y0 )×b(y)+ P Z (y−y0 )×s(y)+(y0 −y1 )×( P ∂P Z b(y)+ s(y)) , ∂P da cui la formula di trasposizione dei momenti: m1 (P) = m0 (P) + r(P) × (y1 − y0 ) . Osserviamo che: i- (r(P) = 0 , m0 (P) = 0) =⇒ mk (P) = 0 , ∀yk , ii- m(P) = 0 =⇒ mk (P) = r(P) × (yk − y0 ) ; la relazione [ii-] ´e nota anche come Teorema di Varignon. 3.2 Il principio delle potenze virtuali Assegnato un sistema di azioni (b , s) per P, ed assegnata una distribuzione di ˙ velocit´ a t 7→ y(t) compatibile con eventuali vincoli presenti, definiamo Potenza Virtuale la quantit´ a scalare: Z Z W (P) = b · y˙ + s · y˙ ; (3.5) P ∂P 3.2. IL PRINCIPIO DELLE POTENZE VIRTUALI 47 se consideriamo un moto rigido avente parametri (y˙ 0 , ω), dalla (3.5) si ha: Z Z W (P) = b · (y˙ 0 + ω × (y − y0 ) + s · (y˙ 0 + ω × (y − y0 ) = P Z Z Z ∂P Z = y˙ 0 · ( b + s) + ω · ( (y − y0 ) × b + (y − y0 ) × s) = P P ∂P ∂P = y˙ 0 · r + ω · m0 . Postulato 1 (Principio delle potenze virtuali) Un continuo B ´e in equilibrio per un sistema di azioni (b , s) se e solo se ∀P ⊂ B la potenza virtuale W (P) si annulla per ogni atto di moto rigido: Condizione necessaria (r ≡ 0 , m0 ≡ 0) ⇒ W (P) = 0 , ∀(y˙ 0 , ω) ; Condizione sufficiente W (P) = 0 , ∀(y˙ 0 , ω) ⇒ (r ≡ 0 , m0 ≡ 0) . Definiamo equazioni di Eulero le condizioni necessarie e sufficienti di equilibrio: r(P) = 0 , m0 (P) = 0 , ∀y0 , ∀P ⊂ B . (3.6) Reazioni vincolari Definiamo reazione vincolare l’azione di contatto sR il cui effetto ´e quello di mantenere il punto y(t) sulla superficie di vincolo ϕ(y(t)) = 0 , ∀t. Definiamo Liscio un vincolo per il quale la potenza delle reazione vincolare ˙ ´e nulla per ogni velocit´ a y(t) compatibile con il vincolo: ˙ sR · y(t) = 0, ˙ ∀y(t) : ϕ(y(t)) = 0 ; (3.7) dalla (2.50) segue che in un vincolo liscio la reazione vincolare ´e parallela al gradiente della superficie di vincolo, ovvero: sR = λn , λ ∈ R, n= ∇ϕ . k∇ϕk (3.8) Definiamo Scabro o con attrito un vincolo per il quale la potenza delle ˙ reazione vincolare ´e negativa per ogni velocit´a y(t) compatibile con il vincolo: ˙ sR · y(t) < 0, ˙ ∀y(t) : ϕ(y(t)) = 0 ; (3.9) in questo caso la reazione vincolare possiede anche una componente s⊥ tangente alla superficie di vincolo e diretta come la velocit´a: sR = λn + s⊥ , s⊥ = −λ⊥ ˙ y(t) , ˙ ky(t)k 0 ≤ λ⊥ ≤ |λ tan γ| , (3.10) dove l’angolo γ ´e l’angolo di attrito. Di seguito considereremo solamente vincoli lisci. 48 CAPITOLO 3. STATICA 3.2.1 Equilibrio per sistemi rigidi vincolati Le equazioni di Eulero (3.6), condizione necessaria e sufficiente per l’equilibrio di un sistema rigido vincolato corrispondono a 6 equazioni scalari ed i parametri del moto rigido (y˙ 0 , ω) corrispondono alla assegnazione di 6 funzioni del tempo. Possiamo allora avere i seguenti casi: (a) Il sistema non ´e vincolato, ´e in moto rigido e mediante le equazioni di Eulero (3.6) ´e possibile determinare un sistema di azioni per le quali il sistema ´e equilibrato , (b) Sul sistema agiscono m < 6 vincoli indipendenti ϕm = 0 ; il sistema si dice Labile o Staticamente sottodeterminato e mediante le (3.6) possiamo determinare le reazioni vincolari λk , k = 1, 2, . . . , m e le coordinate lagrangiane qj , j = 1, 2, . . . , 6 − m che descrivono la configurazione equilibrata, se esiste ; (c) Sul sistema agiscono m = 6 vincoli indipendenti ϕm = 0 ; il sistema si dice Cinematicamente determinato o Isostatico e mediante le (3.6) possiamo determinare le reazioni vincolari λk , k = 1, 2, . . . , 6 ; (d) Sul sistema agiscono m > 6 vincoli indipendenti ϕm = 0 ; il sistema si dice Cinematicamente sovradeterminato o Iperstatico e mediante le (3.6) possiamo determinare ∞m−6 reazioni vincolari equilibrate λk , k = 1, 2, . . . , m > 6. Sistemi piani In un sistema piano i parametri del moto sono, in una opportuna base {e1 , e2 , e3 }, le tre funzioni del tempo (y˙ 1 , y˙ 2 , ϕ) ˙ e pertanto la potenza virtuale si riduce alla: W (P) = r1 y˙ 1 + r2 y˙ 2 + m03 ϕ˙ , (3.11) dove nel computo delle azioni si ´e tenuto conto delle eventuali reazioni vincolari presenti. La condizione di equilibrio per un sistema piano pu´o quindi scriversi: • r1 = 0 , la somma di tutte le forze nella direzione e1 ´e nulla ; • r2 = 0 , la somma di tutte le forze nella direzione e2 ´e nulla ; • m03 = 0 , la somma di tutti i momenti rispetto ad un polo arbitrario O ´e nulla . Le reazioni vincolari per i vincoli agenti su di un sistema piano descritti dalla tabella (2.1) sono determinate a partire dalla (3.11) richiedendo, nell’ipotesi di vincoli lisci, l’annullamento della potenza virtuale delle reazioni vincolari: W (P) = 0 , ∀(y˙ 1 , y˙ 2 , ϕ) ˙ . Pertanto la tabella (2.1) pu´o venire completata descrivendo quali reazioni vincolari sono associate a ciascun vincolo, come indicato nella tabella (3.1). 3.2. IL PRINCIPIO DELLE POTENZE VIRTUALI 49 Tabella 3.1: Reazioni vincolari per un sistema piano Nome y˙ 1 y˙ 2 ϕ˙ λ1 = r1 λ2 = r2 λ3 = m03 0 6= 6= 6= 0 0 6= 0 6= 0 6= 0 6= 6= 0 0 0 6= 0 cc c cc c 0 cc c c cc = 6 0 6= 6= 6= 0 6= 0 6= 0 6= 0 0 0 6= 6= 0 0 0 6= 6= 6= Doppio Bipendolo Simbolo c c cc c c cc c cc c c c Cerniera c Carrello, Pendolo Carrello, Pendolo Pattino, Bipendolo Pattino, Bipendolo Incastro Esempio 9 Asta rigida appoggiata Consideriamo un’asta AB di lunghezza L vincolata all’estremo A mediante una cerniera ed all’estremo B mediante un carrello che impedisce le traslazioni nella direzione ortogonale a (B − A). e2 6 c A-e1 B cc Fig. 3.2 Trave appoggiata Assumendo B − A = Le1 , i parametri del moto rigido sono, ad esempio, le componenti della velocit´ a di A e la velocit´a angolare dell’asta AB, ovvero ˙ La velocit´ a del punto B ´e quindi data dalla: (y˙ 1A , y˙ 2A , θ). ˙ , y˙ 1B = y˙ 1A − θL ˙ , y˙ B = y˙ A + θL 2 2 e le tre condizioni di vincolo sono: • Cerniera in A: ϕ1 (y1A , y2A , θ) = y1A = 0 , ϕ2 (y1A , y2A , θ) = y2A = 0 ; • Carrello in B: ϕ3 (y1A , y2A , θ) = y2B = y2A + θL . (3.12) 50 CAPITOLO 3. STATICA Osserviamo che nello scrivere la condizione in B si ´e implicitamente supposto sin θ u θ e 1−cos θ u 0. La matrice Jacobiana [A] associata ai vincoli ´e pertanto: 1 [A] ≡ 0 0 0 1 1 0 0 , L (3.13) ed essendo det[A] = L 6= 0 i vincoli sono indipendenti. Se passiamo al problema di equilibrio per le reazioni vincolari, per la la cerniera in A le due reazioni λ1 = r1A e λ2 = r2A mentre in B abbiamo λ3 = r2B . Le equazioni di bilancio (3.2.1) risultano: • somma di tutte le forze nella direzione e1 : r1A = somma dei carichi esterni nella direzione e1 ; • somma di tutte le forze nella direzione e2 : r2A + r2B = somma dei carichi esterni nella direzione e2 ; • somma di tutte i momenti rispetto ad A: Lr2B = somma dei momenti dei carichi esterni rispetto ad A . r1A A 6 r2A L B 6 r2B Fig. 3.3 - Reazioni vincolari La matrice di equilibrio [S] associata al primo membro delle equazioni di bilancio ´e: 1 0 0 [S] ≡ 0 1 1 ; (3.14) 0 0 L ´e immediato osservare che: [S] = [A]T , (3.15) e che di conseguenza la condizione di indipendenza dei vincoli pu´o essere verificata in termini delle equazioni di bilancio per le reazioni vincolari λk . 3.3. LA TENSIONE 3.3 51 La tensione Consideriamo un continuo B ed una superficie Σ regolare. Indichiamo con Σ∗ la superficie intersezione tra Σ e B: Σ∗ ≡ Σ ∩ B ; in un punto y ∈ Σ∗ indichiamo con n(y , Σ) la normale a Σ∗ , per modo che denotiamo con B + la parte di B per cui n(y , Σ) ´e la normale esterna e con B − quella per cui −n(y , Σ) ´e la normale esterna essendo: B+ ∪ B− ≡ B , B + ∩ B − = ∅. B− B Σ Σ∗ y s(y , −n) * s(y , n) n(y) 6 y B+ Fig. 3.4 - Azioni su Σ∗ Assumiamo definita in y ∈ Σ∗ la densit´a di azioni superficiali s+ (y , Σ) che la parte B + esercita su B − e con s− (y , Σ) quella che la parte B − esercita su B+ . Assunzione 1 (Cauchy) La densit´ a di azioni superficiali in y dipende dalla superficie Σ tramite la normale n(y): s(y , Σ) = s(y , n(y)) . (3.16) Assunzione 2 (Newton-principio di azione e reazione) : s(y , n(y)) = −s(y , −n(y)) . (3.17) Per la (3.16) si ha: s+ (y , Σ) = s(y , n(y)) , s− (y , Σ) = s(y , −n(y)) , (3.18) 52 CAPITOLO 3. STATICA e necessariamente per la (3.17) : s+ (y , Σ) = −s− (y , Σ) . Definiamo tensione in un punto y su una superficie di normale n(y) la funzione vettoriale che rappresenta la densit´a di azioni superficiali su Σ∗ : t = t(y , n(y)) . (3.19) Osservazione 7 Continui di Cauchy e di Cosserat: Abbiamo assunto a-priori l’esistenza di una densit´a di azioni superficiali su Σ∗ . In realt´ a ´e corretto definirla come limite della risultante e del momento risultante delle azioni di superficie agenti su su di un’area D in y ∈ Σ∗ . Dette f (D) e c(D) tali risultanti si definiscono la tensione t = t(y , n(y)) e la coppia di tensione µ = µ(y , n(y)) rispettivamente: t(y , n(y)) = lim f (D) , µ(y , n(y)) = diam(D)→0 lim c(D) . (3.20) diam(D)→0 Nel passaggio al limite, la condizione che sia il diametro di D a tendere a zero previene definizioni di tensione in cui l’area di D tende a zero in elementi di linea. Definiamo Continuo di Cauchy un continuo per il quale µ ≡ 0. Definiamo Continuo di Cosserat o continuo polare un continuo per il quale µ 6= 0. Notiamo che le travi della teoria tecnica di cui al Cap. 6 sono il pi´ u semplice esempio di continuo polare monodimensionale. 3.4 Il teorema di Cauchy: il tensore degli sforzi Il seguente teorema mostra come la dipendenza della tensione in un punto y dalla normale n(y) sia lineare e mostra l’esistenza di una tensore detto tensore degli sforzi o tensore di Cauchy, dipendente dalle azioni (b , s) su B che associa alla normale la corrispondente tensione. Teorema 1 (Cauchy-esistenza del tensore degli sforzi) : esiste un tensore T = T(y) tale che ∀y si ha t(y , n(y)) = T(y)n(y) e che verifica: div T + b = 0 , in B , T = TT , in B , Tn = s , su ∂B , (3.21) La dimostrazione ´e tecnica. Consideriamo nell’intorno di y un elemento di volume infinitesimo dP ⊂ B di forma tetraedrica con tre facce aventi normale esterna n = −ei , i = 1, 2, 3 e la quarta avente normale esterna generica n. Per la (3.6)1 e la definizione di tensione, avendo indicato con dAk le parti di frontiera con normale −ek e con dAn quella di normale n: Z Z Z t(y , −ek ) + t(y , n) + b(y) = 0 ; (3.22) dAk dAn dP 3.4. IL TEOREMA DI CAUCHY: IL TENSORE DEGLI SFORZI 53 t(n) t(−e1 ) n bb I T @ bb T @ −e1 H Y H@ bb HT yXX T t(−e2 )X T −e2 T dAn y HH T H T HH T H ? t(−e3 ) −e3 poich´e l’elemento di volume ´e infinitesimo, possiamo confondere il valore puntuale con il valore medio e scrivere: Area(dAk )t(−ek ) + Area(dAn )t(n) + V ol(dP)b = 0 . (3.23) Poich´e Area(dAk ) = (n · ek )Area(dAn ) , ed essendo t(−ek ) = −t(ek ), arriviamo alla: ((−n · ek )t(ek ) + t(n))Area(dAn ) + V ol(dP)b = 0 , (3.24) da cui dividendo per Area(dAn ): −(n · ek )t(ek ) + t(n) + V ol(dP) b = 0, Area(dAn ) (3.25) Se poniamo δ = diam(P) e passiamo al limite: lim −(n · ek )t(ek ) + t(n) + δ→0 V ol(dP) b = 0, Area(dAn ) (3.26) poich´e Area(dAn ) = O(δ 2 ) e V ol(dP) = O(δ 3 ), arriviamo alla: t(n) = (n · ek )t(ek ) , (3.27) da cui, per la definizione di prodotto tensoriale e ponendo: T = t(ek ) ⊗ ek , (3.28) t(n) = (n · ek )t(ek ) = Tn . (3.29) si arriva alla tesi: Per mostrare vere le (3.21), osserviamo che nei punti y ∈ ∂B si ha: s(y) = t(y) = T(y)n(y) , (3.30) 54 CAPITOLO 3. STATICA da cui la (3.21)3 . Inoltre dalla (3.6)1 , per la (3.30): Z Z Tn + b = 0, B (3.31) B e per la (1.99)3 si ha: Z div TT + b = 0 , (3.32) B che dovendo valere ∀P ⊂ B porta, per localizzazione, alla: div TT + b = 0 . (3.33) Resta da mostrare la simmetria di T per verificare le (3.21)1,2 . Consideriamo le (3.6)2 che, per le (3.21)3 possono scriversi come: Z Z (y − y0 ) × Tn + (y − y0 ) × b = 0 ; (3.34) B ∂B detto Y ∈ Skw il tensore assiale associato al vettore y − y0 abbiamo che per la (1.99)3 Z Z YTn = div(YT) , (3.35) B ∂B che per la (1.105) a sua volta diviene: Z Z Z div(YT) = Y div TT + IhT = (y − y0 ) × div TT + IhT . B B (3.36) B Abbiamo pertanto che dalla (3.6)2 si ha: Z (y − y0 ) × (div TT + b) + IhT = 0 , (3.37) B che per le (3.33) e dovendo valere ∀P ⊂ B si riduce alla: IhT = 0 , (3.38) ovvero, in componenti: −T23 + T32 [IhT] ≡ T13 − T31 = [0] , −T12 + T21 da cui T ∈ Sym che mostra vera la (3.21)2 e per sostituzione nella (3.33) verifica la (3.21)1 . In una base ortonormale la rappresentazione in componenti delle (3.21) ´e: Tij,j + bi = 0 , Tij = Tji , Tij nj = si ; (3.39) 3.4. IL TEOREMA DI CAUCHY: IL TENSORE DEGLI SFORZI 55 le (3.39)1 sono dette anche equazioni indefinite di equilibrio: T11,1 + T12,2 + T13,3 + b1 = 0 , T12,1 + T22,2 + T23,3 + b2 = 0 , (3.40) T13,1 + T23,2 + T33,3 + b3 = 0 , mentre le (3.39)3 sono dette anche equazioni ai limiti: T11 n1 + T12 n2 + T13 n3 = s1 , T12 n1 + T22 n2 + T23 n3 = s2 , (3.41) T13 n1 + T23 n2 + T33 n3 = s3 . Definiamo tensione normale la componente della tensione t(n) nella direzione n: Tnn = t(n) · n = Tn · n ; (3.42) definiamo inoltre il vettore delle tensioni tangenziali la proiezione di t(n) sul piano di normale n: t⊥ = P⊥ (n)t(n) = Tn − Tnn n , P⊥ (n) = I − n ⊗ n . (3.43) ´ immediato verificare che, scelto ad esempio n = e3 , la tensione normale ´e la E componente T33 mentre il vettore delle tensioni tangenziali ´e: t⊥ = T13 e1 + T23 e2 ; le componenti sulla diagonale principale sono pertanto le tensioni normali nelle direzioni dei versori della base, mentre quelle fuori dalla diagonale rappresentano le tensioni tangenziali, il primo indice indicando la direzione della tensione ed il secondo la normale al piano (ovvero la componente Tij , i 6= j rappresenta la componente nella direzione di ei della tensione tangenziale nel piano ortogonale ad ej ). 3.4.1 Tensioni principali Dal problema agli autovalori per il tensore di Cauchy T otteniamo tre autocoppie (σk , uk ) con autovalori reali ed autovettori ortonormali per la simmetria del tensore degli sforzi. Nella base di autovalori il tensore ha rappresentazione spettrale σ1 0 0 T ≡ · σ2 0 , · · σ3 e pertanto lungo le direzioni principali di tensione uk si hanno solamente tensioni normali σk dette tensioni principali. Uno stato di tensione si definisce monoassiale se due autovalori sono nulli, biassiale se un solo autovalore ´e nullo, triassiale se tutti i tre autovalori sono diversi da zero. 56 CAPITOLO 3. STATICA Esempio 10 (Trazione (compressione) sore di Cauchy: σ 0 [T] ≡ 0 0 0 0 uniforme) : Consideriamo il ten 0 0 ; 0 lo stato di tensione ´e monoassiale con σ1 = σ , σ 2 = σ3 = 0 , e dalle (3.21)1 abbiamo: σ,1 +b1 = 0 , b2 = b3 = 0 , 6 n = e2 - σ - n = e1 - σ n = −e1 n = −e2 ? Fig. 3.2 - Trazione uniforme e pertanto se ad esempio σ = cost. il tensore degli sforzi ´e in equilibrio per azioni di volume nulle. Se consideriamo un elemento di volume cubico con le facce ortogonali ai versori della base ortonormale, abbiamo che per le (3.21)3 le azioni di superficie s sono nulle sulle facce di normale n = ±e2 ed n = ±e3 , mentre sulle facce di normale n = ±e1 avremo una trazione uniforme se σ > 0 ed una compressione uniforme per σ < 0: s = ±σe1 . Esempio 11 (Taglio puro) : Se consideriamo invece il tensore di Cauchy: 0 [T] ≡ τ 0 τ 0 0 0 0 , 0 τ > 0; lo stato di tensione ´e biassiale e dalle (2.93) abbiamo σ1 = τ , σ2 = −τ , σ3 = 0 . Per le (3.21)1 abbiamo: τ,2 +b1 = 0 , τ,1 +b2 = 0 , b3 = 0 . 3.4. IL TEOREMA DI CAUCHY: IL TENSORE DEGLI SFORZI 57 6 n = e2 τ - - τ ? n = −e1 6τ 6 n = e1 ? ? 6 τ n = −e 2 ? Fig. 3.3 - Taglio puro In questo caso se τ = cost. il tensore degli sforzi ´e in equilibrio per azioni di volume nulle. Se consideriamo un elemento di volume cubico con le facce ortogonali ai versori della base ortonormale, abbiamo che per le (3.21)3 le azioni di superficie s sono nulle sulle facce di normale n = ±e3 , mentre sulle facce di normale n = ±e1 avremo delle azioni di taglio: s = ±τ e2 , mentre su quelle dinormale n = ±e2 avremo delle azioni di taglio: s = ±τ e1 . Esempio 12 (L’equazione dell’idrostatica) : In idrostatica si assume che, su di una superficie di normale n, si abbia solamente una tensione normale di compressione t(y , n(y)) = −π(y)n(y) , π = π(y) > 0 , dove la funzione y 7→ π(y) ´e detta pressione idrostatica. Il tensore degli sforzi associato a questa definizione di tensione ´e il tensore sferico T(y) = −π(y)I, la cui rappresentazione matriciale ´e: −π 0 0 −π 0 , π > 0 ; [T] ≡ · · · −π lo stato di tensione essendo triassiale. Se consideriamo un fluido che occupa un semispazio infinito B, assumiamo un riferimento {e1 , e2 , e3 } con i vettori e1 ed e2 nel piano ∂B che rappresenta il pelo libero della massa fluida ed e3 normale esterna alla massa fluida. Le azioni di volume e di superficie sono: b = −ρge3 , s(0) = −π0 e3 , dove ρ ´e la densit´ a del fluido, g l’accelerazione di gravit´a e π0 la pressione atmosferica. Le (3.21) divengono, poich´e div(πI) = ∇π: −∇π + ρge3 = 0 , −π(0)e3 = π0 e3 , 58 CAPITOLO 3. STATICA che in componenti π,1 = π,2 = 0 , π,3 = ρg , π(0 , 0 , 0) = π0 . (3.44) Integrando le (3.44) si ottiene l’equazione dell’idrostatica: π(y1 , y2 , y3 ) = π0 + ρgy3 . 3.4.2 Il cerchio di Mohr Consideriamo uno stato di tensione biassiale, opportuno dal tensore degli sforzi: T11 T12 T22 [T] ≡ · · · rappresentato in un riferimento 0 0 , 0 (3.45) i cui autovalori non nulli sono: r T11 + T22 T11 − T22 2 2 , σ1 = + ( ) + T12 2 2 r T11 + T22 T11 − T22 2 2 . σ2 = − ( ) + T12 2 2 Introduciamo due assi coordinati (σ , τ ), rispettivamente l’asse delle tensioni normali e l’asse delle tensioni tangenziali. Se consideriamo i due punti: M ≡( T11 + T22 , 0) , 2 si ha che r kP − M k = τ ( P ≡ (T11 , T12 ) , T11 − T22 2 2 . ) + T12 2 P0 P ≡ (T11 , T12 ) !!L ! ! L !! (σ2 , 0) ≡ B !! Q L A ≡ (σ1 , 0) ! L σ T22 M T11 T12 Fig. 3.4 - Il cerchio di Mohr 3.5. IL TENSORE DEGLI SFORZI DI PIOLA-KIRCHHOFF 59 La circonferenza di centro M e raggio R = kP − M k ´e detta cerchio di Mohr: il punto P ´e detto polo e l’intersezione P 0 tra la circonferenza e la retta τ = T12 ha coordinate P 0 ≡ (T22 , T12 ). Il cerchio di Mohr ha le seguenti propriet´a: • Ogni coppia di punti P ≡ (T11 , T12 ) e P 0 ≡ (T22 , T12 ) della circonferenza rappresenta uno stato di tensione ; • I due punti A = M + R ≡ (σ1 , 0) e B = M − R ≡ (σ2 , 0), intersezione della circonferenza con la retta τ = 0 rappresentano le tensioni principali ; • Le due direzioni ortogonali P − A e P − B rappresentano le direzioni principali: infatti detto Q ≡ (T11 , 0) tan θ = σ1 − T11 kA − Qk = , kP − Qk T12 per la (2.95) fornisce l’angolo del quale la base di autovettori ´e ruotata rispetto al riferimento in cui ´e descritto il tensore (3.45). Osserviamo che per θ = π 4 il punto: S≡( T11 + T22 , T12 ), 2 individua il massimo valore della tensione tangenziale associata al tensore (3.45), pari a T11 + T22 σ1 − σ2 τmax = = . (3.46) 2 2 3.5 Il tensore degli sforzi di Piola-Kirchhoff Il tensore di Cauchy T ´e definito sulla configurazione deformata B ≡ f (Ω): possiamo darne una descrizione nella configurazione di riferimento. Infatti dalla (3.21)1 : Z Z b d(vol) + B Tn d(area) = 0 , ∂B per la (2.12) e la (2.16) arriviamo alla: Z Z b(det F)d(V ol) + Ω TF∗ m d(Area) = 0 . (3.47) ∂Ω Se definiamo il tensore degli sforzi di Piola-Kirchhoff la misura dello sforzo riferita alla configurazione di riferimento Ω: S = TF∗ , (3.48) dovendo valere la (3.47) ∀P ⊂ Ω, per la (1.99)3 arriviamo alla Div S + br = 0 , br = (det F)b , (3.49) 60 CAPITOLO 3. STATICA dove Div denota la divergenza rispetto ad x. Chiaramente il tensore di PiolaKirchhoff non ´e simmetrico e dalla (3.21)2 si ha: SFT ∈ Sym . (3.50) Nel caso di deformazioni infinitesime, poich´e F∗ = I + o(α), abbiamo che a meno di infinitesimi di ordine superiore il tensore di Piola-Kirchhoff e quello di Cauchy coincidono: S = T + o(α) , ed inoltre essendo y(x) = x + αu(x), assumeremo y u x a meno di infinitesimi di ordine superiore, confondendo la configurazione deformata con quella di riferimento. Capitolo 4 Relazioni Costitutive 4.1 Materiali elastici lineari Un materiale si dice elastico se la misura di sforzo dipende solamente dalla misura di deformazione: T = T(F) ; (4.1) si dice linearmente elastico o elastico lineare se la misura di sforzo dipende linearmente della deformazione infinitesima: T = C[E] , (4.2) dove il tensore del quarto ordine C : Sym → Sym ´e detto Tensore di Elasticit´ a. In componenti: Tij = Cijhk Ehk , (4.3) e per la simmetria di T e di E si hanno le seguenti restrizioni, dette simmetrie minori Cijhk = Cjihk = Cijkh , (4.4) che riducono pertanto a 36 le componenti di C, dette Moduli Elastici. 4.1.1 Restrizioni a priori su C Il tensore di elasticit´ a deve verificare delle restrizioni che gli danno una plausibilit´ a fisica. In particolare richiederemo che C verifichi le seguenti tre restrizioni: 1. Invertibilit´ a: garantisce l’esistenza della relazione costitutiva inversa; 2. Forte ellitticit´ a garantisce che il lavoro compiuto dalla componente di sforzo lungo la direzione di deformazione che ´e coniugata nel lavoro sia positivo; 3. Definita Positivit´ a garantisce l’esistenza di una energia di deformazione positiva. 61 62 CAPITOLO 4. RELAZIONI COSTITUTIVE Nel dettaglio abbiamo: • C deve essere invertibile, ovvero deve esistere il Tensore delle Cedevolezze K = C−1 tale che: E = K[T] . (4.5) • C deve essere fortemente ellittica, ovvero C[a ⊗ b] · [a ⊗ b] > 0 ∀a ⊗ b ∈ Lin . (4.6) • C deve essere definita positiva, ovvero C[A] · A > 0 , ∀A ∈ Sym . (4.7) Osservazione 8 Moti Rigidi Essendo C : Sym → Sym, necessariamente C[W] = 0, ∀W ∈ Skw. Di conseguenza: T(u) = 0 , ∀u(x) : u(x) = u0 + Wx , W ∈ Skw . Inoltre il lavoro compiuto da un generico sforzo T ´e nullo per ogni atto di moto rigido: T · W = 0 , ∀u(x) : u(x) = u0 + Wx , W ∈ Skw . (4.8) Osservazione 9 Restrizioni a priori su K Osserviamo che banalmente la definita positivit´a di C implica quella del tensore inverso K e che pertanto: K[T] · T > 0 , 4.2 ∀T ∈ Sym /{0} . (4.9) Materiali conservativi Indichiamo con dL il lavoro compiuto dallo sforzo T per una variazione di deformazione dE: dL = T · dE . Consideriamo una storia di deformazione, ovvero una curva γ ⊂ Sym che colleghi una deformazione E0 ed una E1 . Definiamo il lavoro speso lungo la curva γ: Z E1 Lγ = T · dE ; (4.10) E0 Un materiale linearmente elastico si dice conservativo se ´e verificata una delle tre condizioni equivalenti: • Esiste una funzione ϕ = ϕ(E) ∈ C 1 (Sym), detta densit´ a di energia potenziale elastica tale che, ∀γ ⊂ Sym: Lγ = ϕ(E1 ) − ϕ(E0 ) ; (4.11) 4.2. MATERIALI CONSERVATIVI 63 • Il lavoro compiuto su ogni curva chiusa γ ⊂ Sym ´e nullo: I T · dE = 0 ; (4.12) γ • il lavoro dL ´e un differenziale esatto: T(E) = ∂ϕ (E) . ∂E (4.13) Le tre condizioni (4.11)-(4.13) sono delle condizioni necessarie. Se ϕ ∈ C2 (Sym) e Sym ´e semplicemente connesso, abbiamo la condizione sufficiente di conservativit´ a: • Se ϕ ∈ C2 (Sym) e Sym ´e semplicemente connesso allora: ∂Tij ∂Thk = , ∂Ehk ∂Eij (4.14) ´e condizione sufficiente perch´e il materiale sia conservativo. Dalla (4.3), per le (4.14) abbiamo la cosiddetta simmetria maggiore: Cijhk = Chkij , C = CT , (4.15) che riduce il numero delle componenti indipendenti di C a 21 moduli elastici. La densit´ a di energia potenziale elastica tale che: T= ∂ϕ = C[E] , ∂E (4.16) pu´ o essere determinata valutando la (4.11) lungo una curva di Jordan γ ∈ Sym tra E0 e E arrivando alla: ϕ(E) = 1 C[E] · E > 0 , 2 (4.17) positiva per effetto della restrizione a priori (4.7). In componenti la (4.17) si esprime come: 1 ϕ(Eij ) = Cijhk Eij Ehk . (4.18) 2 La matrice associata al tensore di elasticit´a in C1111 C1122 C1133 C1112 · C2222 C2233 C2212 · · C3333 C3312 [C] ≡ · · · C1212 · · · · · · · · un riferimento {e1 , e2 , e3 } ´e: C1113 C1123 C2213 C2223 C3313 C3323 . C1213 C1223 C1313 C1323 · C2323 64 CAPITOLO 4. RELAZIONI COSTITUTIVE Un materiale per il quale esiste una densit´a di energia potenziale elastica Sym 3 E 7→ ϕ(E) ∈ R+ per il quale valgono le (4.16) si dice iperelastico e la relazione costitutiva ´e data dalla: T = C[E] , C = CT , (4.19) ovvero in componenti: Tij = Cijhk Ehk , 4.3 Cijhk = Cjihk = Cijkh = Chkij . Simmetrie materiali Per un materiale elastico lineare definiamo Gruppo delle Simmetrie Materiali in un punto x ∈ B il sottogruppo G ⊆ Rot tale che: G ≡ {Q ∈ Rot |QC[E]QT = C[QEQT ] , ∀E ∈ Sym} ; (4.20) osserviamo che, per ∀Q ∈ G: ϕ(QEQT ) = = 1 1 C[QEQT ] · QEQT = QC[E]QT · QEQT 2 2 1 C[E] · E = ϕ(E) . 2 (4.21) Un materiale si dice Anisotropo se G ⊂ Rot ed Isotropo se G ≡ Rot. Il pi´ u semplice materiale anisotropo ´e il materiale Triclino, per il quale il gruppo di simmetrie materiali contiene solamente l’identit´a: G ≡ {I} ; un materiale triclino ´e descritto da 21 moduli elastici indipendenti. Maggiore ´e il numero delle rotazioni contenute in G, maggiore ´e la simmetria del materiale e minore ´e il numero delle componenti indipendenti. Nel caso del materiale isotropo si dimostra che le componenti indipendenti sono al massimo 2. 4.3.1 Materiali isotropi In un materiale isotropo G ≡ Rot e per la (4.21): ϕ(QEQT ) = ϕ(E) , ∀Q ∈ Rot , (4.22) la dipendenza dell’energia da E ´e per tramite degli invariati ortogonali: ϕ(E) = ϕ(ι1 (E) , ι2 (E) , ι3 (E)) ; (4.23) poich´e per la (4.17) l’energia dipende in maniera quadratica da E, non potr´a dipendere da ι3 (E) e sar´a una combinazione lineare del tipo: ϕ(E) = αι21 (E) + βι2 (E) , (4.24) 4.3. SIMMETRIE MATERIALI 65 dipendendo solamente da due parametri α e β che caratterizzano il materiale isotropo. Per l’identit´ a (1.55)1 si ha: ϕ(E) = (α + β β 2 )ι (E) − kEk2 , 2 1 2 (4.25) e di conseguenza si arriva alla rappresentazione della densit´a di energia potenziale elastica per un materiale isotropo in termini delle due costanti di Lam´e (µ , λ): ϕ(E) = 1 (2µkEk2 + λ(tr E)2 ) , 2 2µ = −β , λ = 2α + β . (4.26) La rappresentazione in componenti della (4.26) ´e: ϕ(Eij ) = = 1 (2µ(Eij Eij + λ(Ekk )2 ) (4.27) 2 1 2 2 2 2 2 (2µ(E11 + E22 + E22 + 2E12 + 2E13 + 2E23 ) + λ(E11 + E22 + E33 )2 ) . 2 Restrizioni a priori: definita positivit´ a Osserviamo che nella rappresentazione (4.26) le due variabili E e tr E non sono indipendenti. Infatti se E = 0 si ha tr E = 0. Poich´e: kEk2 = k sph Ek2 + k dev Ek2 , k sph Ek2 = 1 1 (tr E)2 kIk = (tr E)2 , 9 3 la (4.26) pu´ o essere scritta in funzione delle due variabili indipendenti sph E e dev E come: ϕ(E) = 1 (2µk dev Ek2 + (2µ + 3λ)k sph Ek2 ) , 2 (4.28) e diviene immediato mostrare come per la condizione di definita positivit´a si debba avere: µ > 0 , 2µ + 3λ > 0 . (4.29) Osservazione 10 Energia di volume e di distorsione Osserviamo che il secondo termine della (4.28) dipendendo solamente da tr E, tiene conto dell’energia associata alle sole variazioni di volume: ϕvol (E) = 2µ + 3λ k sph Ek2 , 2 mentre il primo termine, detto energia di distorsione terr´a conto delle sole variazioni di forma: λ ϕdist (E) = k dev Ek2 , 2 essendo pertanto ϕ(E) = ϕvol (E) + ϕdist (E). 66 CAPITOLO 4. RELAZIONI COSTITUTIVE 4.3.2 Le relazioni costitutive Ricordando che tr E = E · I, possiamo derivare la (4.26) rispetto alla deformazione E ed arrivare alla relazione sforzo-deformazione conosciuta come Legge di Hooke generalizzata: T(E) = 2µE + λ(tr E)I , Tij = 2µEij + λ(Ekk )δij , (4.30) la cui rappresentazione esplicita in componenti ´e: T11 = (2µ + λ)E11 + λ(E22 + E33 ) , T22 = (2µ + λ)E22 + λ(E11 + E33 ) , T33 = (2µ + λ)E33 + λ(E11 + E22 ) , T12 = 2µE12 , T13 = 2µE13 , T23 = 2µE23 . (4.31) La rappresentazione matriciale del tensore di elasticit´a per materiali isotropi ´e: [C] ≡ 2µ + λ · · · · · λ 2µ + λ · · · · λ λ 2µ + λ · · · 0 0 0 0 0 0 0 0 0 2µ 0 0 · 2µ 0 · · 2µ . La relazione costitutiva (4.30) pu´o facilmente essere invertita. Infatti applicando l’operatore di traccia ad ambo i membri si ha: tr T = (2µ + 3λ) tr E , che, essendo 2µ + 3λ > 0 per la definita positivit´a pu´o essere invertita: tr E = 1 tr T ; 2µ + 3λ (4.32) sostituendo nella (4.30) e ricavando E si arriva alla relazione deformazionesforzo: E(T) = 1+ν ν T − (tr T)I , E E Eij = 1+ν ν Tij − (Tkk )δij , E E (4.33) con le due costanti tecniche modulo di Young E e modulo di Poisson ν definite dalle: µ(2µ + 3λ) λ E= , ν= . µ+λ 2(µ + λ) 4.3. SIMMETRIE MATERIALI 67 La rappresentazione esplicita in componenti della (4.33) ´e: E11 = E22 = E33 = E12 = E13 = E23 = 1 T11 − E 1 T22 − E 1 T33 − E 1 T12 , 2G 1 T13 , 2G 1 T23 , 2G ν (T22 + T33 ) , E ν (T11 + T33 ) , E ν (T22 + T33 ) , E (4.34) (4.35) con il modulo di elasticit´ a tangenziale G > 0 definito come: G= E = µ. 2(1 + ν) (4.36) La condizione di definita positivit´a per K, applicata alla (4.33) porta alla: 1+ν ν kTk2 − (tr T)2 > 0 , (4.37) E E che scritta in termini della parte sferica e della parte deviatorica di T diviene: K[T] · T = E(T) · T = 1 − 2ν 1+ν k dev Tk2 + k sph Tk2 > 0 , E E da cui le restrizioni a priori su E e ν: (4.38) 1 . (4.39) 2 Osservazione 11 Modulo di comprimibilit´ a e modulo di elasticit´ a tangenziale Poich´e dalla (4.32): E > 0, −1 < ν < k sph Tk = (2µ + 3λ)k sph Ek , definiamo Modulo di comprimibilit´ a il rapporto: 2µ + 3λ = k sph Tk > 0. k sph Ek (4.40) Inoltre, essendo dev T = 2µ dev E , possiamo ridefinire il Modulo di elasticit´ a tangenziale come: 2µ = 2G = k dev Tk > 0, k dev Ek avendosi infine: k sph Tk2 = 2ϕvol (E) , k dev Tk2 = 2ϕdist (E) . (4.41) 68 CAPITOLO 4. RELAZIONI COSTITUTIVE Esercizi [1 ] Un materiale si dice Trasversalmente isotropo se il gruppo delle simmetrie materiali contiene le rotazioni di angolo θ intorno ad una direzione e: G ≡ {Qθe } ; in questo caso l’energia dipende da 5 invariati, ϕ(E) = ϕ(ι1 (E) , ι2 (E) , ι3 (E) , ι4 (E) , ι5 (E)) , (4.42) dove: ι4 (E) = P(e) · E , ι5 (E) = kP(e)Ek2 . Determinare la forma dell’energia, la relazione costitutiva e le restrizioni a priori associate alla (4.42). Capitolo 5 Il problema elastico 5.1 Lo stato elastico Per un continuo B definiamo lo Stato Elastico S associato ad un sistema di azioni (b , s) la tripletta S ≡ {u , E , T} per la quale valgono le equazioni di congruenza (2.82)1 , le relazioni costitutive (4.19) e le equazioni di bilancio (3.21). Assumiamo che la frontiera ∂B di B, avente normale esterna n, sia formata da due parti disgiunte ∂1 B e ∂2 B, ovvero: ∂B ≡ ∂1 B ∪ ∂2 B , ∂1 B ∩ ∂2 B ≡ ∅ , (5.1) s = Tn , su ∂1 B , u = u0 , su ∂2 B . (5.2) ed assumiamo che: Definiamo il problema elastico, ovvero la determinazione dello stato elastico S associato a (b , s) rispettivamente: Problema di trazione: Se ∂1 B ≡ ∂B e ∂2 B ≡ ∅ ; Problema di posizione: Se ∂2 B ≡ ∂B e ∂1 B ≡ ∅ ; Problema misto: Se ∂B ≡ ∂1 B ∪ ∂2 B . 5.2 Le equazioni di Navier Consideriamo il problema misto; rappresentando la deformazione in termini di spostamento mediante le (2.82)1 e lo sforzo mediante le relazioni costitutive (4.19): mediante le (3.21) arriviamo quindi alle equazioni di equilibrio in termini di spostamento: div C[∇u] + b = 0 , in B , C[∇u]n = s , su ∂1 B , 69 u = u0 , su ∂2 B , (5.3) 70 CAPITOLO 5. IL PROBLEMA ELASTICO la cui rappresentazione in componenti ´e: in B , Cijhk uh,kj + bi = 0, Cijhk uh,k nj = si , su ∂1 B , = u0k uk (5.4) , su ∂2 B . Se il materiale ´e isotropo, poich´e: T(u) = µ(∇u + ∇T u) + λ(div u)I , dalle (5.3) si ha: µ div(∇u + ∇T u) + λ div((div u)I) + b = 0 , e poich´e per la definizione (1.97) di Laplaciano e per le identit´a: div ∇T u = ∇(div u) , div((div u)I) = ∇(div u) , e poich´e inoltre: Tn = µ(∇u + ∇T u)[n] + λ(div u)n = µ(2∇u + ∇T u − ∇u)[n] + λ(div u)n = 2µ∂n u + µn × curl u + λ(div u)n , dalle (5.3) otteniamo le equazioni di equilibrio in termini di spostamento per un continuo isotropo B, dette Equazioni di Navier : µ∆u + (µ + λ)∇(div u) + b 2µ∂n u + µn × curl u + λ(div u)n u = 0 , in B , = s , su ∂1 B , (5.5) = u0 , su ∂2 B . Nel caso di materiali incomprimibili, con div u = 0, le (5.5) si riducono alle: µ∆u + b 2µ∂n u + µn × curl u u 5.3 = 0 , in B , = s , su ∂1 B , (5.6) = u0 , su ∂2 B . Le equazioni di Beltrami-Michell Consideriamo il problema di trazione e consideriamo un tensore T ∈ Sym equilibrato, ovvero che verifica le (3.21). Rappresentando la deformazione mediante le (4.5) ed imponendo la compatibilit´a cinematica mediante le (2.88), otteniamo le equazioni di compatibilit´ a in termini di sforzo: curl curl K[T] = 0 , in B , div T = −b , in B , Tn = s , su ∂B . (5.7) 5.4. I PRINCIPI VARIAZIONALI 71 Se il materiale ´e isotropo, valendo le (4.33), e per le identit´a: curl curl T ∆T + ∇∇(tr T) − 2 sym ∇(div T) , = ∆(tr T)I + ∇∇(tr T) , curl curl(tr T)I = per le (3.21)1 arriviamo alla: ∆T + 1 ν ∇∇(tr T) + 2 sym ∇b − ∆(tr T)I ; 1+ν 1+ν (5.8) applicando l’operatore traccia alla (5.8) si ottiene: 1−ν ∆(tr T) = − div b , 1+ν che sostituita nuovamente nella (5.8) permette di ottenere le equazioni di compatibilit´ a in termini di sforzo per un continuo isotropo B, dette Equazioni di Beltrami-Michell : ∆T + ν 1 ∇∇(tr T) + 2 sym ∇b + (div b)I = 0 ; 1+ν 1+ν (5.9) l’equazione (5.9) si riduce alla forma molto pi´ u semplice nel caso b = 0: ∆T + 5.4 5.4.1 1 ∇∇(tr T) = 0 . 1+ν (5.10) I principi variazionali Il principio dei lavori virtuali Consideriamo su B un sistema di azioni (b , s) equilibrate, ovvero che verificano le (3.21) ed un campo di spostamenti congruente, ovvero che verifica le le (2.82) e compatibile con i vincoli. Definiamo il lavoro delle azioni esterne: Z Z Lext = b·u+ s · u. (5.11) B ∂B Poich´e per la (3.21)1 e la (1.99)1 : Z Z Z Z b · u = − div T · u = − div(Tu) + T · ∇u , B B B ed inoltre per la (1.99)3 e la (3.21)2 Z Z div(Tu) = B B Z Tu · n = ∂B Tn · u , ∂B mentre per la (2.82) e la (4.8): Z Z Z Z T · ∇u = T·E+ T·W = T · E. B B B B 72 CAPITOLO 5. IL PROBLEMA ELASTICO Di conseguenza Z Z Lext = T·E+ B (s − Tn) · u , ∂B che per la (3.21)3 fornisce l’eguaglianza tra Lest ed il lavoro interno: Z Lint = T · E. (5.12) B Possiamo pertanto enunciare il principio dei lavori virtuali per continui deformabili: Principio 1 (Lavori virtuali per continui deformabili) In un continuo deformabile B il lavoro delle azioni esterne ´e uguale a quello delle azioni interne per ogni sistema di azioni (b , s) equilibrate, ed ogni un campo di spostamenti u congruente: Z Z Z b·u+ s·u= T · E(u) . (5.13) B B ∂B Consideriamo i due stati elastici S1 ≡ {u1 , E1 , T1 } associato al sistema di azioni (b1 , s1 ) e S2 ≡ {u2 , E2 , T2 } associato al sistema di azioni (b2 , s2 ); dal principio dei lavori virtuali discendono allora i seguenti teoremi: Teorema 2 (Betti) Se B ´e un continuo iperelastico, ovvero C = CT , allora il lavoro compiuto dalle azioni (b1 , s1 ) per lo spostamento u2 dello stato elastico S2 ´e uguale al lavoro compiuto dalle azioni (b2 , s2 ) per lo spostamento u1 dello stato elastico S1 . Consideriamo, per la (5.13): Z Z Z b1 · u2 + s1 · u2 = T1 · E2 = B ∂B Z Z Z B C[E1 ] · E2 = CT [E2 ] · E1 = C[E2 ] · E1 = B B B Z Z Z T2 · E1 = b2 · u1 + s2 · u1 . B B ∂B Teorema 3 (Kirchhoff ) Dato un sistema di azioni (b , s), la soluzione u del problema di trazione ´e unica a meno di un moto rigido. Supponiamo per assurdo, che al medesimo sistema di azioni (b , s) corrispondano due stati elastici S1 6= S2 . Consideriamo allora lo stato elastico differenza D = {w = u1 − u2 , D = E1 − E2 , S = T1 − T2 }, corrispondente al sistema di azioni nullo (0 , 0). Per (5.13) abbiamo: Z Z 0= S·D= C[D] · D : B B 5.4. I PRINCIPI VARIAZIONALI 73 per la definita positivit´ a di C, necessariamente: D = sym(∇u1 − ∇u2 ) = 0 , e quindi ∇(u1 − u2 ) = W ∈ Skw . Ne consegue che u1 (x) = u2 (x) + Wx , e pertanto due soluzioni del problema di trazione possono differire al pi´ u per un’atto di moto rigido. 5.4.2 Il principio di minimo dell’energia potenziale totale Per un materiale conservativo dotato di una densit´a di energia potenziale elastica (4.17), definiamo l’Energia potenziale elastica del corpo B: Z 1 C[∇u] · ∇u , (5.14) Φ(u) = 2 B dove abbiamo rappresentato la deformazione in termini di spostamento mediante le equazioni di congruenza (2.82)1 . Se indichiamo con Π(u) l’energia potenziale delle azioni di volume e delle azioni di superficie prescritte sulla porzione di frontiera ∂1 B, supposte conservative: Z Z Π(u) = b·u+ s · u, (5.15) B ∂1 B definiamo Energia potenziale totale del corpo B il funzionale: u 7→ U(u) = Φ(u) − Π(u) , (5.16) che ad ogni campo di spostamenti B 3 x 7→ u(x) appartenente ad un’opportuno spazio di funzioni F associa un numero reale: F 3 u 7→ U(u) ∈ R . Principio 2 Minimo dell’Energia Potenziale Totale La soluzione u del problema di equilibrio in termini di spostamenti (5.3) rende minima l’energia potenziale totale (5.16) tra tutti gli spostamenti v ∈ A, dove A ´e lo spazio delle funzioni di spostamento cinematicamente ammissibili, ovvero sufficientemente regolari e compatibili con i vincoli. Supponiamo u il minimo del funzionale e consideriamo una perturbazione u + v con un piccolo parametro e v ∈ A. Definiamo la variazione prima del funzionale nella direzione della perturbazione v: δU(u)[v] = lim →0 U(u + v) − U(u) ; (5.17) 74 CAPITOLO 5. IL PROBLEMA ELASTICO la condizione di minimo del funzionale ´e: δU(u)[v] = 0 , ∀v ∈ A . Dalla (5.17), passando al limite si ha: Z Z Z δU(u)[v] = C[∇u] · ∇v − b·v− B B s·v, ∂B dove l’ultimo integrale ´e valutato su tutta la frontiera poich´e v = 0 su ∂2 B. Per la (1.99)1 , infine: Z Z δU(u)[v] = − (div C[∇u] + b) · v + (C[∇u] − s) · v = 0 , ∀v ∈ A , B ∂B da cui si ottengono la (5.3)1 e le condizioni al contorno naturali (5.3)2 . 5.4.3 Il principio di minimo dell’energia complementare Consideriamo la differenza tra il lavoro virtuale (5.13) e l’energia potenziale totale: Z Z Z Λ(T) = T · E(u) − b·u− s · u − U(u) , (5.18) B B ∂B poich´e il lavoro virtuale si annulla per ogni coppia u , E ammissibile (congruente e compatibile con i vincoli) e per ogni tensore degli sforzi T in equilibrio con le azioni (b , s), alla condizione di minimo di U(u) corrisponder´a una condizione di massimo per il funzionale Λ(T) cos´ı definito: Z Z T 7→ Λ(T) = K[T] · T − Tn · u , (5.19) B ∂2 B e chiamato Energia Complementare, nel senso che complementa l’energia potenziale totale rispetto al lavoro. Con abuso di linguaggio denominiamo tale condizione di massimo: Principio 3 Minimo dell’Energia Complementare La soluzione T delle equazioni di compatibilit´a in termini di tensione (5.7) rende minima l’energia complementare (5.19) tra tutti i tensori degli sforzi T ∈ D, dove D ´e lo spazio dei tensori simmetrici staticamente ammissibili, ovvero sufficientemente regolari e che verificano le equazioni di bilancio: div T + b = 0 in B , Tn = s su ∂1 B . Supponiamo T il minimo del funzionale e consideriamo una perturbazione T + ¯ con un piccolo parametro e T ¯ ∈ D. Definiamo la variazione prima del T ¯ funzionale nella direzione della perturbazione T: ¯ = lim δΛ(T)[T] →0 ¯ − Λ(T) Λ(T + T) , (5.20) 5.4. I PRINCIPI VARIAZIONALI 75 la condizione di minimo del funzionale ´e: ¯ = 0, δΛ(T)[T] ¯ ∈ D. ∀T Dalla (5.20), passando al limite si arriva alla condizione di minimo Z Z ¯ ¯ ¯ · u = 0 , ∀T ¯ ∈ D. δΛ(T)[T] = K[T] · T − Tn B ∂1 B Dal principio dei lavori virtuali (5.13) e dalla definizione di energia complementare abbiamo: Teorema 4 (Clapeyron) Dato uno stato elastico S associato alle azioni (b , s), il lavoro compiuto da tali azioni per gli spostamenti u ∈ S ´e il doppio dell’energia complementare associata a T ∈ S. Dal principio dei lavori virtuali (5.13), con T · E = T · K[T] = 2Λ(T) si ha: Z Z b·u+ s · u = 2Λ(T) . B ∂B 76 CAPITOLO 5. IL PROBLEMA ELASTICO Capitolo 6 Travi I: la teoria tecnica 6.1 Curve in R3 . Regioni a forma di trave Una curva in R3 ´e una applicazione γ : I ≡ (0 , τ ) ⊂ R → E che assumiamo semplice e regolare, tale che (0 , τ ) 3 t 7→ P (t) ∈ E . b(z) = w2 (z) 6 n(z) = w1 (z) γ P (z) @ @ R @ p(z) t(z) = w3 (z) O Fig. 6.1 - Curva in R3 Assegnata una curva γ definiamo la lunghezza d’arco Z z(t) = 0 t dP (τ )dτ : dτ 77 78 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA per modo che z(τ ) − z(0) = L, lunghezza della curva. Se assumiamo di riparametrizzare la curva in termini della lunghezza d’arco, si ha che il vettore: t(z) = P 0 (z) = dP (z) , dz kP 0 (z)k = 1 , ´e il vettore Tangente alla curva γ. Scelto un punto O ∈ E, definiamo il vettore posizione dei punti della curva: p(z) = P (z) − O ∈ V . Si definiscono: • vettore Normale alla curva il vettore z 7→ n(z): n(z) = P 00 , kP 00 k knk = 1 ; (6.1) • vettore Binormale alla curva il vettore z 7→ b(z): b(z) = t(z) × n(z) . (6.2) Definiamo in z ∈ (0 , L) riferimento intrinseco alla curva γ il riferimento ortonormale {w1 (z) = n(z) , w2 (z) = b(z) , w3 (z) = t(z)}; si ha che: wk0 = Lwk , k = 1, 2, 3 , (6.3) dove il tensore L ∈ Skw ´e il tensore di curvatura di γ. Mediante le due funzioni z 7→ κ(z) e z 7→ τ (z) dette rispettivamente curvatura e torsione di γ, il tensore di curvatura di γ pu´ o essere rappresentato nel riferimento intrinseco dalla matrice: 0 τ −κ [L] ≡ −τ 0 0 , κ 0 0 e le (6.3) si riducono alle ben note formule di Frenet: w10 = τ w2 − κw3 , w20 w30 = −τ w1 , (6.4) = κw1 . Definiamo Regione a forma di trave una regione cilindrica Ω ⊂ E, tale che Ω = S × I con S ⊂ R2 la sezione retta ed i punti dell’asse I siano i punti di una curve semplice e regolare γ. La frontiera di Ω si decompone pertanto in tre porzioni disgiunte ∂Ω ≡ S0 ∪ SL ∪ M, dette rispettivamente basi S0 = S × {0}, SL = S × {L} e mantello M ≡ ∂S × I. SL 6.2. STATICA DELLE TRAVI 79 z=L S S0 * z w3 (z) x M @ R @ y(z) p(z) z=0 Fig. 6.2 - Regione Ω a forma di trave Per effetto della geometria della regione, il generico punto y ∈ Ω pu´o rappresentarsi come: y(x , z) = p(z) + x , (6.5) dove z 7→ p(z) ´e il vettore posizione dei punti della curva γ essendo z la lunghezza d’arco, mentre x ´e il vettore posizione dei punti della sezione retta, essendo x · w3 = 0. 6.2 Statica delle Travi Consideriamo una corpo rigido B ≡ Ω che occupa una regione a forma di trave. Dalla equazione di Eulero (3.6)1 : Z Z Z L Z Z Z Z 0= b+ s= ( b+ s) + s+ s; (6.6) Ω ∂Ω 0 S ∂S S0 SL definiamo la densit´ a di azioni esterne per unit´ a di lunghezza il vettore z 7→ q(z) Z Z q(z) = b+ s, (6.7) S ∂S e la risultante delle azioni di superficie sulla sezione retta S il vettore z 7→ r(z): Z r(z) = s, (6.8) S per modo che la (6.6) possa essere riscritta come: Z L r(L) + r(0) + q(z)dz = 0 . 0 (6.9) 80 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA Per il teorema fondamentale del calcolo integrale possiamo riscrivere la (6.9) come: Z L dr (r0 (z) + q(z))dz = 0 r0 = , (6.10) dz 0 che per localizzazione porta alla Equazione di bilancio delle forze per travi curvilinee: r0 (z) + q(z) = 0 . (6.11) Dalla equazione di Eulero (3.6)2 : Z Z 0 = y×b+ y×s Ω L ∂Ω Z Z Z = ( p×b+x×b+ p × s + x × s) 0 S ∂S Z Z Z Z + p(0) × s+ x × s + p(L) × s+ S0 S0 SL (6.12) x × s; SL se definiamo la densit´ a di coppie esterne per unit´ a di lunghezza il vettore z 7→ k(z): Z Z k(z) = x×b+ x × s, (6.13) S ∂S e la coppia risultante delle azioni di superficie sulla sezione retta S il vettore z 7→ c(z): Z c(z) = x × s, (6.14) S possiamo riscrivere la (6.12) come: Z L (p × q + k)dz + p(0) × r0 + p(L) × rL + c(L) + c(0) = 0 ; (6.15) 0 poich´e: Z p(0) × r0 + p(L) × rL = L 0 Z (p(z) × rz ) dz = 0 L w3 (z) × rz + p(z) × r0z , 0 arriviamo alla: Z L (p × (q + r0z ) + w3 (z) × rz + k)dz + c(L) + c(0) = 0 , (6.16) 0 dalla quale per la (6.11), il teorema fondamentale del calcolo integrale e localizzando, si arriva alla Equazione di bilancio delle coppie per travi curvilinee: c0 (z) + k(z) + w3 (z) × r(z) = 0 . (6.17) Le equazioni di bilancio per le travi curvilinee (6.11) e (6.17) sono un sistema di equazioni differenziali ordinarie del primo ordine che, assegnate opportune 6.2. STATICA DELLE TRAVI 81 condizioni al contorno od iniziali in numero di sei, consentono di associare alle azioni esterne (z 7→ q(z) , z 7→ k(z)) riferite alla curva γ , le azioni interne (z 7→ r(z) , z 7→ c(z)) anch’esse riferite alla curva γ. Definiamo le componenti delle azioni interne nel riferimento intrinseco: r · wα = Tα , Taglio , r · w3 = N, Forza Normale ; c · wα = Cα , Coppia flettente , c · w3 = C3 , Coppia torcente , α = 1, 2 ; (6.18) α = 1, 2 ; le caratteristiche della sollecitazione riferite ad un punto z della curva γ. La rappresentazione delle equazioni di bilancio in componenti ´e data dalle: ri0 + rj (ej )0 · ei + qi = 0 , m0i (6.19) 0 + mj (ej ) · ei + 3ki rk + ki = 0 , che scritte esplicitamente in termini delle caratteristiche di sollecitazione divengono rispettivamente (Eulero, 1771): 0 T1 − τ T2 + κN + q1 = 0 , (6.20) T20 + τ T1 + q2 = 0 , 0 N − κT1 + q3 = 0 ; 0 C1 − τ C2 + κC3 − T2 + k1 = 0 , C20 + τ C1 + T1 + k2 = 0 , 0 C3 − κC1 + k3 = 0 . (6.21) Travi piane In una trave piana la curva γ ´e una curva contenuta nel piano ortogonale alla binormale w2 con τ ≡ 0, per cui le (6.20) e (6.21) si riducono alle: 0 T1 + κN + q1 = 0 , (6.22) T20 + q2 = 0 , 0 N − κT1 + q3 = 0 ; 0 C1 + κC3 − T2 + k1 = 0 , C20 + T1 + k2 = 0 , 0 C3 − κC1 + k3 = 0 . (6.23) Se κ = R−1 = cost. la curva ´e un’arco di circonferenza di raggio R. In questo caso, scelta la parametrizzazione in lunghezza d’arco z = θR: f0 = 1 f,θ , R 82 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA N (θ) C2 (θ) z @ T1 (θ) @ R @ θ R Fig. 6.3 - Caratteristiche di sollecitazione in un arco dalle equazioni (6.22)1,3 e (6.23)2 ricaviamo le equazioni di bilancio degli archi piani, relative alle sollecitazioni (q1 , q3 , k2 ) nel piano dell’arco ed alle associate caratteristiche (N , T1 , C2 ): T1 ,θ +N + Rq1 = 0 , N,θ −T1 + Rq3 = 0 , (6.24) C2 ,θ +RT1 + Rk2 = 0 . 6.2.1 Travi ad asse rettilineo Una trave ad asse rettilineo ´e caratterizzata da κ = τ = 0, pertanto le (6.20) e (6.21) divengono: Tα0 + qα = 0 , α = 1, 2 , (6.25) 0 N + q3 = 0 ; C10 − T2 + k1 = 0 , C20 + T1 + k2 = 0 , C30 (6.26) + k3 = 0 . Osserviamo che se γ ´e una retta, come in questo caso, i vettori normale e binormale non sono definiti e pertanto w1 e w2 sono una coppia di vettori ortogonali nel piano normale a w3 . In tal caso le equazioni di bilancio devono essere indipendenti dalla scelta del riferimento mentre ´e evidente che le (6.26) dipendono dalla scelta del riferimento. Questa ambiguit´a pu´o essere rimossa introducendo il vettore m dei momenti flettenti tale che: c(z) = w3 × m(z) , (6.27) le cui componenti Mα = m · wα , α = 1, 2 sono tali che C1 = M2 e C2 = −M1 . In tal modo le (6.26) possono essere riscritte in termini dei momenti flettenti e del momento torcente M3 = C3 in una forma indipendente dalla scelta del sistema di riferimento: Mα0 − Tα + kα = 0, M30 + k3 = 0. α = 1, 2 , (6.28) 6.2. STATICA DELLE TRAVI 83 D’ora in poi assumiamo che le azioni siano interamente contenute in un piano e che kα = 0. Omettendo gli indici e ponendo come d’uso p = q3 e k = k3 le equazioni di bilancio di una trave piana che forniscono le caratteristiche di sollecitazione (N , T , M ) in funzione delle azioni (p , q) sono: N0 + p = 0 , T0 + q = 0, (6.29) M0 − T = 0 , cui si aggiunge l’equazione di bilancio del momento torcente M3 = Mt : Mt0 + k = 0 . (6.30) Il sistema di equazioni differenziali ordinarie del primo ordine (6.29) pu´o essere trasformato in un sistema del secondo ordine ricavando T dalla (6.29)3 : M0 = T , (6.31) ottenendo le equazioni di bilancio che forniscono le caratteristiche di sollecitazione (N , M ) in funzione delle azioni (p , q): N0 + p = 0 , M 00 + q = 0 . (6.32) il sistema (6.29) o la sua versione contratta (6.32) ammettono soluzione se sono note 3 condizioni iniziali o al contorno. Le condizioni al contorno per le equazioni di bilancio Il sistema (6.29) o la sua versione contratta (6.32) ammettono soluzione se sono note 3 condizioni iniziali o al contorno. Se consideriamo una trave rettilinea di asse (0 , L) nei punti della frontiera C ≡ {0 , L} sono assegnabili al pi´ u 6 azioni, ovvero la forza normale, il taglio ed il momento flettente per ciascun estremo. Si hanno perci´ o tre possibilit´ a: • Il sistema ´e labile: si possono avere ad esempio le tre condizioni iniziali in z = 0 (o l’analoga per z = L): N (0) = N0 M 0 (0) = T0 M (0) = M0 ; (6.33) o l’unica condizione per la (6.32)1 e le 2 condizioni al contorno in z = 0 e z = L per la (6.32)2 : N (0) = N0 M (0) = M0 M (L) = ML , (6.34) e le due condizioni ottenibili dalle precedenti sostituendo N (0) = N0 con N (L) = NL , se e solo se le azioni assegnate al bordo ed i carichi sono 84 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA equilibrati, ovvero, dati (N0 , T0 , M0 ) le azioni (NL , TL , ML ) verificano le: Z L N0 + NL + p(z)dz = 0 , Z 0 L T0 + TL + q(z)dz = 0, , (6.35) 0 Z L M0 + ML + TL L + q(z)zdz = 0 . 0 • Il sistema ´e isostatico e la (6.35) consente di determinare univocamente le reazioni vincolari. Le assegnazioni delle condizioni al contorno sono identiche a quelle del caso precedente con le reazioni vincolari in luogo delle tre azioni esterne incognite. • Il sistema ´e iperstatico. Si hanno k > 3 reazioni vincolari e le (6.35) forniscono ∞k−3 soluzioni equilibrate. Le assegnazioni delle condizioni al contorno sono identiche a quelle del caso precedente ma consentono di determinare ∞k−3 soluzioni dipendenti da k − 3 reazioni vincolari incognite. Pi´ u in generale, dato un sistema di travi S, le equazioni di equilibrio consentono la determinazione delle caratteristiche di sollecitazione se il sistema ´e labile ed ´e soggetto ad un sistema di carichi esterni in equilibrio oppure se il sistema ´e isostatico. Nel caso di sistemi k-volte iperstatici, ´e possibile la determinazione di una famiglia di ∞k caratteristiche di sollecitazione soluzione delle (6.32). I diagrammi delle caratteristiche di sollecitazione Le soluzioni z 7→ N (z), z 7→ T (z) e z 7→ M (z) vengono rappresentate tracciandone il grafico direttamente sul sistema di aste rigide ed utilizzando le aste rigide come fondamentale secondo le seguenti convenzioni: • La Forza Normale ed il Taglio sono positivi se sono diretti come nella figura ed il diagramma ´e rappresentato con il segno: T N 6 ? T N Fig. 6.4 - Convenzioni di segno positivo per N e T se N > 0 la forza normale si dice di trazione, mentre ´e di compressione se N < 0. 6.2. STATICA DELLE TRAVI 85 • Il Momento Flettente viene riportato dalla parte delle fibre tese definite nella figura dalla linea tratteggiata: Fig. 6.5 - Fibre tese ed il diagramma ´e rappresentato senza segno. • In presenza di una azione concentrata, il diagramma della caratteristica di sollecitazione corrispondente ha una discontinuit. Se ad esempio sull’asta rigida ´e applicata una forza F ortogonale all’asta, il taglio T subir´a un salto: F Ts 6 ? ? Td Fig. 6.6 - Definizione di [[T ]] e per l’equilibrio: Ts − Td − F = 0 , (6.36) ponendo Ts − Td = [[T ]], dalla (6.36) abbiamo [[T ]] = F ; analogamente per una azione concentrata Q diretta come l’asta ed una coppia concentrata C abbiamo: [[N ]] = Q , [[M ]] = C ; Esempio 13 Trave appoggiata caricata Consideriamo la trave dell’esempio 9, e supponiamola caricata con una azione concentrata verticale F = −F e2 nel punto di mezzeria C, ovvero tale che C − A = L/2e1 : 86 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA F e2 6 c A-e1 ? C B cc Fig. 6.7 - Trave appoggiata rimuovendo i vincoli e sostituendoli con le reazioni vincolari incognite F r1A A 6 r2A B ? C 6 r2B le equazioni di bilancio dell’esempio 9 divengono: r1A = 0 , r2A r2B − F = 0, FL r2B L − = 0, 2 + la cui soluzione ´e: F . 2 Sostituendo al posto delle reazioni vincolari incognite abbiamo quindi: r1A = 0 , r2A = r2B = F A 6 F 2 ? C B 6 F 2 ed essendo il sistema isostatico, le equazioni (6.32) ammettono soluzione unica e possiamo tracciare i diagrammi delle caratteristiche di sollecitazione. Preliminarmente osserviamo che essendo p = 0 e q = 0, dalle (6.32) i diagrammi di N e T saranno costanti a tratti, mentre quello di M sar´a lineare e tratti. Inoltre poich´e in C ´e applicata una azione concentrata, si avr´a [[T ]] = F , il diagramma di T non sar´ a continuo in C e quello di M non sar´a derivabile in C. 6.2. STATICA DELLE TRAVI 87 1. Diagramma della forza normale N : poich´e N (0) = r1A = 0, abbiamo N ≡ 0 per 0 ≤ z ≤ L ; 2. Diagramma del taglio T : poich´e T (0) = r2A = F/2, abbiamo T = F/2 > 0 per le convenzioni di segno adottate per 0 ≤ z < L/2 , mentre essendo T (L) = r2B = F/2, abbiamo T = −F/2 < 0 per le convenzioni di segno adottate per L/2 < z ≤ L, ovvero: L F 2 , 0≤z < 2 , T (z) = F − 2 , L2 < z ≤ L ; 3. Diagramma del momento flettente M : il momento flettente ´e lineare in z, ovvero M (z) = a + bz. Nel tratto 0 ≤ z ≤ L/2 le condizioni iniziali sono: M (0) = 0 , M 0 (0) = T (0) = F , 2 da cui F z. 2 Nel tratto L/2 ≤ z ≤ L le condizioni al contorno sono: M (z) = L FL M( ) = , 2 4 da cui M (z) = M (L) = 0 , F (L − z) . 2 per cui M (z) = F 2z, F 2 0≤z≤ (L − z) , L 2 L 2 , ≤ z ≤ L. Restano da determinare le fibre tese per poter passare al tracciamento del diagramma di M . A tale scopo, sezioniamo la trave in un punto immediatamente a sinistra del punto C e rappresentiamo il momento incognito MC agente in quel punto. A 6 F 2 MC C 88 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA Per l’equilibrio dei momenti rispetto a C abbiamo: FL − MC = 0 , 2 2 da cui MC = F L/4 ed essendo positivo il verso assunto ´e quello corretto. Pertanto le fibre tese sono quelle inferiori. Osserviamo anche che essendo il momento lineare, per tracciarne il diagramma ´e sufficiente conoscerne il valore in due punti. Valutando pertanto MC con una equazione di equilibrio, conosciamo i valori di M (0) = 0, M (L) = 0 ed MC = F L/4 che consentono l’immediato tracciamento del diagramma. Il risultato finale ´e pertanto: ≡0 F 2 N + T − F 2 M bb "" FL " bb 4 bb""" Fig. 6.8 - Diagrammi delle caratteristiche di sollecitazione Simmetrie Una sistema piano di travi S si dice simmetrico se esiste un’asse di simmetria e nel piano della struttura tale che la geometria della struttura ´e invariate per rotazioni di π intorno all’asse di simmetria. asse di simmetria S 6 e 6.2. STATICA DELLE TRAVI 89 Un sistema di azioni per S (interne ed esterne) si dice simmetrico se ´e invariate per rotazioni di π intorno all’asse di simmetria. Se pertanto consideriamo le caratteristiche di sollecitazione valutate nei punti di ascissa curvilinea ±s rispetto all’asse di simmetria (individuato da s = 0) abbiamo, in ragione delle convenzioni di segno adottate: T (−s) = −T (s) , N (−s) = N (s) , M (−s) = M (s) , (6.37) s=0 @ @ F R @ F 6 e −s M (−s) 6 T (−s) N (−s) ? s 6 T (s) N (s) ? M (s) da cui si ha che il momento flettente e la forza normale sono funzioni pari, ovvero simmetriche rispetto all’asse, mentre il taglio ´e una funzione dispari, ovvero antisimmetrica rispetto all’asse. Ne consegue che T (0) = 0 ovvero che il taglio si annulla in corrispondenza dell’asse di simmetria. In conseguenza di ci´ o possiamo studiare una struttura simmetrica caricata simmetricamente limitandosi allo studio di met´a struttura vincolata in corrispondenza dell’asse di simmetria mediante un pattino, ovvero un vincolo per cui T ≡ 0. I diagrammi della struttura si otterranno ribaltando intorno all’asse quelli di N ed M e ribaltando e cambiando di segno quello di T . c c @ @F R @ Un sistema di azioni per S (interne ed esterne) si dice antisimmetrico se cambia di segno per rotazioni di π intorno all’asse di simmetria. Se pertanto consideriamo le caratteristiche di sollecitazione valutate nei punti di ascissa curvilinea ±s rispetto all’asse di simmetria abbiamo, in ragione delle convenzioni di segno adottate: N (−s) = −N (s) , T (−s) = T (s) , M (−s) = −M (s) , (6.38) 90 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA s=0 @ @ F R @ F 6 e −s M (−s) 6 T (−s) N (−s) ? s M (s) 66 T (s) N (s) da cui si ha che il momento flettente e la forza normale sono funzioni dispari, ovvero antisimmetriche rispetto all’asse, mentre il taglio ´e una funzione pari, ovvero asimmetrica rispetto all’asse. Ne consegue che N (0) = 0 ed M (0) = 0 ovvero che la forza normale ed il momento flettente si annullano in corrispondenza dell’asse di simmetria. In conseguenza di ci´o possiamo studiare una struttura simmetrica caricata antisimmetricamente limitandosi allo studio di met´a struttura vincolata in corrispondenza dell’asse di simmetria mediante un carrello, ovvero un vincolo per cui N ≡ 0 ed M ≡ 0. I diagrammi della struttura si otterranno ribaltando intorno all’asse quelli di T e ribaltando e cambiando di segno quelli di N ed M . @ 6.2.2 @F R @ cc Travi reticolari Una trave reticolare (o travatura reticolare), ´e un’insieme di a aste rettilinee collegate tra loro mediante n cerniere dette nodi e caricate solamente in corrispondenza dei nodi. Per l’equilibrio di una singola asta B − A abbiamo: rA + rB = 0 , (B − A) × rB = 0 , (6.39) 6.2. STATICA DELLE TRAVI 91 c B c rB B rB A rA c A c rA Asta pendolare e di conseguenza le reazioni ai nodi A e B sono dirette come l’asta B − A. L’unica caratteristica di sollecitazione agente sull’asta ´e pertanto la forza normale costante N . Si dice asta pendolare un’asta rettilinea caricata alle estremit´a e sollecitata solamente da forza normale. In una travatura reticolare pertanto tutte le aste sono pendolari e ciascuna di esse equivale ad un grado di vincolo: la relazione tra il numero di nodi n ed il numero delle aste a ´e di conseguenza: 2n − a = 3 ; (6.40) tale relazione ´e solamente una relazione necessaria che garantisce che la travatura possieda 3 gradi di libert´ a e sia, da un punto di vista cinematico, assimilabile ad un corpo rigido per il quale valgono le condizioni di labilit´a, isostaticit´a ed iperstaticit´ a. La condizione sufficiente, che rende conto della topologia del sistema, ´e data dalle condizioni di F¨oppl. Poich´e per una travatura reticolare infatti, a ciascuna asta di lunghezza ljk corrisponde una condizione di vincolo di rigidit´ a nelle 2n incognite (xn1 , xn2 ): ϕh (xn1 , xn2 ) = (xj1 − xk1 )2 + (xj2 − xk2 )2 − ljk = 0 , h = 1, 2, . . . a , ponendo: (n) (x1 = x11 , x2 = x12 , . . . x2n−1 = xn1 , x2n = x2 ) , la condizione sufficiente di F¨ oppl prescrive che la matrice Jacobiana: [A] ≡ [ϕi,j ] , i = 1,2,... ,a, j = 1 , 2 , . . . , 2n = 3 + a , debba avere rango r = a. Le due travature nell’esempio in figura hanno n = 10 ed a = 17, per cui in ambedue i casi 2n − a = 3, ma nella travatura inferiore la maglia quadrata di destra ´e labile per effetto della disposizione delle aste. 92 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA c @ c @ @ @ c @ c @ @ @ c @ @ @c c c @ @c c c c c @ @c c @ @ @ @c c c c @ @ @ @ @ @c Un nodo di una travatura reticolare si dice canonico se vi convergono solamente due aste: una travatura reticolare si dice a maglie triangolari se tutte le aste sono disposte in modo da formare triangoli. In una travatura a maglie triangolari esiste sempre un nodo canonico. Per la determinazione delle azioni sulle aste, si pu´o procedere mediante vari metodi che ora illustriamo. Si utilizza nel seguito la convenzione di numerare i nodi ed indicare con Nik lo forza normale sull’asta che collega il nodo i con il nodo k (ovviamente l’ordine degli indici ´e irrilevante, ovvero Nik = Nki ). Supponiamo la travatura isostatica per modo che le reazioni vincolari siano determinate. A titolo di esempio consideriamo la semplice travatura riportata in figura: h 1 c 6 R1 F F F 2 c? @ @ 4 c? @ 6 c? @ @ @ 5 @c @ 3 @c a a @ @ 7 @c 6 R7 a Metodo dell’equilibrio al nodo Con questo metodo si inizia da un nodo canonico nel quale convergendo due aste, si hanno solamente due incognite, le forze normali agenti sulle due aste che convergono al nodo. Detta ad esempio R1 l’azione nota applicata al nodo, sia essa una azione esterna o una reazione vincolare, se nel nodo era applicato un 6.2. STATICA DELLE TRAVI 93 vincolo, per l’equilibrio delle forze al nodo 1 si ha: N13 + N12 cos α = 0 , R1 + N12 sin α = 0 , tan α = 2h , a (6.41) Adottiamo la convenzione di rappresentare le forze normali incognite come trazioni, ovvero uscenti dal nodo, per modo che nella soluzione delle equazioni un valore negativo della forza normale incognita rappresenta uno sforzo di compressione. Si procede quindi al nodo adiacente nel quale convergono tre aste: poich´e lo sforzo in una delle tre aste ´e stato determinato per l’equilibrio al nodo 1, anche in questo nodo, nel nostro caso il nodo 2, si hanno solamente due incognite ed abbiamo: −N12 cos α + N23 cos α + N24 = 0 , N12 sin α + N23 sin α + F = 0 . (6.42) Per l’equilibro al nodo 3 abbiamo: −N13 + N35 − N23 cos α + N34 cos α = 0 , N12 N23 sin α + N34 sin α = 0 . (6.43) F 2 c? - N24 @α @ N N12 R 23 @ 1c α N13 6 R1 N23 N34 I @ @ 3 α - N35 N13 @ c Si procede in questa maniera sino alla determinazione delle forze normali in tutte le aste. Osserviamo nell’esempio specifico che per la simmetria delle azioni esterne, la forza normale ´e simmetrica e si avr´a: N46 = N42 , N45 = N43 , N46 = N42 , N56 = N23 , N57 = N13 , riducendosi l’equazione di equilibrio al nodo 4 ad una identit´a. Il equazioni di equilibrio associato alle (6.41), (6.42) e (6.43) diviene cos α 1 0 0 0 0 N12 0 sin α N13 R1 0 0 0 0 0 − cos α 0 cos α 1 0 0 N23 = − 0 R sin α 0 F sin α 0 0 0 N24 0 0 −1 − cos α 0 cos α 1 N34 0 0 sin α 0 sin α 0 N35 0 sistema di , e la matrice [A ] ha determinante det[A ] = sin3 α 6= 0. Il medesimo risultato pu´ o essere ottenuto per via grafica decomponendo la forza F lungo due direzioni e successivamente la forza normale N12 lungo altre 94 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA due direzioni, ripetendo l’operazione di decomposizione di una forza nota lungo due direzioni per tutti i nodi della struttura. Un metodo grafico che riunisce tutte le operazioni di successiva decomposizione di una forza lungo due direzioni ed equivale alla risoluzione del sistema di equazioni di equilibrio al nodo ´e il diagramma Cremoniano del quale riportiamo in figura un esempio: Un esempio di diagramma Cremoniano (fonte: Wikipedia) Metodo di Ritter Si dice Sezione di Ritter una immaginaria sezione della travatura ottenuta una curva Σ che taglia tre aste, due delle quali convergenti nel medesimo nodo. In tal modo per determinare le tre forze normali incognite disporremo, sulla porzione P della struttura ottenuta mediante la sezione Σ delle due equazioni di equilibrio delle forze e della equazione di equilibrio del momento rispetto al nodo nel quale convergono le due forze. Ad esempio, per la sezione Σ1 che attraversa le aste 1 − 3, 2 − 3 e 2 − 4 abbiamo: 6.3. LE EQUAZIONI DELLA LINEA ELASTICA F F Σ1 Σ0 h 1 c 6 R1 F Σ2 2 N c? -24 @ @ N23 @ @ R @ @3c a 95 N13 4 N24 - c? @ N34 @ @ 5 @c N35 a 6 c? @ @ a @ 7 @c 6 R7 N24 + N13 + N23 cos α = 0 , −N23 sin α − F + R1 = 0 , a N13 h − R1 = 0 . 2 (6.44) Con un numero adeguato di sezioni di Ritter si possono determinano le azioni in tutte le aste. Un vantaggio del metodo ´e che permette di determinare la forza normale in un’asta generica Nik senza dovere determinare le azioni nelle aste precedenti come invece avviene mediante l’equilibrio al nodo. Per la travatura reticolare dell’esempio, stante la simmetria, sono necessarie solamente tre sezioni di Ritter, la prima delle quali ´e la (6.44), mentre la seconda, Σ2 fornisce: N24 + N34 cos α + N35 = 0 , N34 sin α − F + R1 = 0 , 3a N35 h + F a − R1 = 0. 2 (6.45) e la sezione Σ0 che taglia le aste 1−2 ed 1−3 equivale all’equazione di equilibrio al nodo (6.41). Anche del metodo di Ritter esiste una versione grafica detta metodo di Culmann. 6.3 6.3.1 Le equazioni della linea elastica Le misure di deformazione Consideriamo il campo di spostamenti (u , v) definito in ogni punto z ∈ ( 0 , L ) dalle due funzioni u = u(z) e v = v(z) che rappresentano rispettivamente lo spostamento assiale (ovvero nella direzione dell’asse della trave) e quello trasversale (ovvero nella direzione ortogonale all’asse della trave). 96 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA Possiamo quindi definire il lavoro virtuale compiuto delle azioni esterne equilibrate (p , q) per ogni spostamento congruente (ovvero compatibile con i vincoli ed infinitesimo) (u , v) come: Z L Lext = (pu + qv)dz . (6.46) 0 Poich´e le azioni esterne sono equilibrate, per le (6.32) possiamo scrivere la (6.46) come Z Z L L (pu + qv)dz = − 0 0 00 (N u + M v)dz , (6.47) 0 che integrata per parti porta alla: Z L 0 0 00 0 0 L (N u − M v )dz − (N u + M v − M v ) . (6.48) 0 Definiamo le Equazioni di congruenza per una trave rettilinea le equazioni che forniscono le misure di deformazione (ε , κ) in funzione delle misure di spostamento (u , v): u 7→ ε(u) = u0 , v 7→ κ(v) = −v 00 . (6.49) 0 Poich´e T = M , otteniamo l’espressione del lavoro virtuale compiuto dalle azioni interne (le caratteristiche di sollecitazione N ed M ) per le deformazioni ε e κ: Z Lint = 0 L L (N ε + M κ)dz − (N u + T v − M v 0 ) , (6.50) 0 e si ha Lint = Lext : Z L 0 00 Z (N u − M v )dz = 0 0 L L (pu + qv)dz + (N u + T v − M v 0 , (6.51) 0 per ogni coppia (N , M ) equilibrata (ovvero che verifica le (6.32)) ed ogni coppia (ε , κ) congruente (ovvero che verifica le (6.49)). Osservazione 12 Estensione e Curvatura Se consideriamo due punti z ∈ (0 , L) e z0 ∈ (0 , L) ed i loro spostamenti assiali z 7→ u(z) e z0 7→ u(z0 ), possiamo definire la lunghezza iniziale come li = z − z0 e quella finale, dopo la deformazione come lf = u(z) − u(z0 ). Poich´e u0 (z) = lim z→z0 u(z) − u(z0 ) , z − z0 ne consegue che ε rappresenta una misura della estensione assiale: ε = u0 = lim lf li →0 li , 6.3. LE EQUAZIONI DELLA LINEA ELASTICA 97 Se consideriamo una funzione z 7→ v(z), se ne definisce le Curvatura mediante la: κ= −v 00 3 (1 + (v 0 )2 ) 2 , che si riduce alla curvatura cinematica (6.49)2 nell’ipotesi che |v 0 (z)| << 1. Sotto la medesima ipotesi si ha infine che la Rotazione ´e data dalla: −v 0 = tan ϕ u ϕ . 6.3.2 Travi elastiche lineari Il materiale di cui immaginiamo essere formata la trave si dice Elastico (e di conseguenza parliamo di travi elastiche), se le caratteristiche di sollecitazione dipendono unicamente dalle misure di deformazione: N = N (ε , κ) , M = M (ε , κ) ; (6.52) il materiale si dice Lineare (e di conseguenza parliamo di travi elastiche lineari) se la dipendenza (6.52) ´e lineare: N (ε , κ) = K11 ε + K12 κ , (6.53) M (ε , κ) = K21 ε + K22 κ . La matrice [K] rappresenta le propriet´a elastiche del materiale ed ´e detta matrice di rigidezza del materiale. Assumiamo che la trave sia omogenea, ovvero che le componenti Kαβ siano costanti. Perch´e le (6.53) abbiano plausibilit´a fisica ´e necessario che [K] obbedisca alle seguenti restrizioni: • [K] deve essere invertibile, ovvero deve esistere la matrice delle cedevolezze [C] = [K]−1 tale che: ε(N , M ) = C11 N + C12 M , (6.54) κ(N , M ) = C21 N + C22 M . e pertanto det[K] 6= 0 . (6.55) • [K] deve essere fortemente ellittica, ovvero N (ε , 0)ε > 0 , M (0 , κ)κ > 0 , ∀(ε , κ) , (6.56) e pertanto K11 > 0 , K22 > 0 . (6.57) • [K] deve essere definita positiva, ovvero ∀(ε , κ) , (6.58) det[K] > 0 . (6.59) N (ε , κ)ε + M (ε , κ)κ > 0 , e pertanto K11 > 0 , K22 > 0 , 98 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA Osservazione 13 Restrizioni a priori Ciascuna di queste condizioni, dette Restrizioni a priori su [K] ha un preciso significato fisico: l’invertibilit´a implica che le misure di sforzo e di deformazione possono assumere il ruolo di variabile indipendente, la forte ellitticit´a che il lavoro compiuto da una caratteristica di sollecitazione per la variabile cinematica duale nel lavoro deve essere positivo e la definita positivit´a che la densit´a di lavoro interno deve essere positiva. Chiaramente: Definita Positivit´a ⇒ Forte Ellitticitt´a ⇒ Invertibilit´a . Osservazione 14 Travi Isotrope Una trave elastica lineare si dice isotropa se K12 = K21 = 0 ed in questo caso chiamiamo K11 = EA rigidezza estensionale e K22 = EJ rigidezza flessionale con E una quantit´a che descrive le propriet´a del materiale ed A e J rispettivamente l’area e l’inerzia della sezione retta S. N (ε) = EAε , 6.3.3 EA > 0 , M (κ) = EJκ , EJ > 0 . (6.60) Travi rettilinee: le equazioni della linea elastica Assegnato un sistema di azioni (p , q) per la trave, definiamo Stato elastico la tripletta D = {(u , v) , (ε , κ) , (N , M )} per la quale valgono le equazioni di congruenza (6.49), le relazioni costitutive (6.60) e le equazioni di bilancio (6.32). Per determinare lo stato elastico D sostituiamo le (6.49) nelle (6.60): N = EAu0 , M = −EJv 00 , (6.61) e successivamente sostituiamo le (6.61) nelle (6.32) arrivando alle equazioni di equilibrio in termini di spostamento: EAu00 + p = 0 , −EJv 0000 + q = 0 , (6.62) dette equazioni della linea elastica, rispettivamente estensionale e flessionale, che associano alle azioni (p , q) il campo di spostamenti (u , v). La soluzione di queste equazioni richiede la conoscenza di due condizioni per la (6.62)1 e di quattro condizioni per la (6.62)2 . 6.3.4 Le condizioni al contorno per l’equazione della linea elastica Anticipando un risultato che dedurremo rigorosamente nella prossima sezione, osserviamo che le condizioni al contorno per le (6.62) sono deducibili dall’annullarsi in C ≡ {0 , L} della forma bilineare: (N − EAu0 )u − (T + EJv 000 )v + (M + EJv 00 )ϕ) = 0 ; (6.63) C Abbiamo ancora una volta tre possibilit´a: 6.3. LE EQUAZIONI DELLA LINEA ELASTICA 99 • La trave ´e labile: si hanno pertanto k vincoli indipendenti con 0 ≤ k ≤ 2 ed avremo k condizioni sugli spostamenti o rotazioni e 6 − k condizioni statiche sulle forze o coppie, consistenti con la (6.63) e che verificano la (6.35). La soluzione ´e determinata a meno di 3 − k parametri di moto rigido. Se k = 0 il problema si dice di Trazione, mentre se k 6= 0 si dice misto. Ad esempio se la trave ´e libera nello spazio k = 0 e le sei condizioni al contorno sono date dalle: T0 N0 , v 000 (0) = − , EA EJ NL TL u0 (L) = , v 000 (L) = − , EA EJ u0 (0) = M0 , EJ ML v 00 (L) = − , EJ v 00 (0) = − essendo (NL , TL , ML ) determinati dalle (6.35). Queste condizioni, che verificano la (6.63), consentono la determinazione del campo di spostamenti a meno del moto rigido arbitrario: u(z) = c , v(z) = a + bz . • La trave ´e isostatica: si hanno pertanto 3 vincoli indipendenti e 3 condizioni cinematiche condizioni cinematiche sugli spostamenti o rotazioni e 3 condizioni statiche sulle forze o coppie, consistenti con la (6.63). La soluzione ´e determinata univocamente e si ha un problema misto. Ad esempio se la trave ´e incernierata in z = 0 ed appoggiata in z = L, per la (6.63) le uniche azioni esterne applicate sono NL , M0 , ML e le sei condizioni al contorno sono date dalle: u(0) = 0 , u0 (L) = NL , EA v(0) = 0 , v(L) = 0 , M0 , EJ ML v 00 (L) = − ; EJ v 00 (0) = − ´e immediato constatare che queste condizioni verificano la (6.63). • La trave ´e iperstatica: si hanno pertanto k vincoli indipendenti con 4 ≤ k ≤ 6 ed avremo k condizioni sugli spostamenti o rotazioni e 6 − k condizioni statiche sulle forze o coppie che rispettano la (6.63) e la soluzione ´e univocamente determinata. Se k = 6 il problema si dice di posizione, mentre si dice misto negli altri casi. Ad esempio per una trave incastrata ad ambedue le estremit´ a si ha: u(0) = 0 , v(0) = 0 , v 0 (0) = 0 , u(L) = 0 , v(L) = 0 , v 0 (L) = 0 , condizioni che verificano (6.63). 100 6.3.5 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA Gli effetti delle variazioni termiche Supponiamo che una trave piana abbia sezione retta di altezza H e che t2 e t1 siano le temperature sulle due superfici della trave. Supponendo che la temperatura vari linearmente lungo l’altezza della sezione, definiamo la temperatura media t0 ed il salto di temperatura ∆t: t0 = t2 + t1 , 2 ∆t = t2 − t1 . (6.64) Indicato con α il coefficiente di dilatazione lineare del materiale, le deformazioni associate alle variazioni termiche saranno: εt = αt0 , κt = α ∆t , H (6.65) per cui le deformazioni totali dovute alle variazioni termiche ed alle caratteristiche di sollecitazione, espresse in termini di spostamento mediante le (6.49), sono: ∆t M (z) N (z) , −v 00 (z) = α + . (6.66) u0 (z) = αt0 + EA H EJ Osservazione 15 Esistenza e unicit´ a della soluzione Le equazioni della linea elastica (6.62) sono un sistema di equazioni differenziali ordinarie lineari. Per il teorema di unicit´a ed esistenza della soluzione, assegnate le opportune condizioni al contorno od iniziali, per ogni sistema di azioni (p = p(z) , q = q(z)), esiste una unica soluzione (u = u(z) , v = v(z)) definita su (0 , L) sotto l’ipotesi che le funzioni p(z) e q(z) siano Lipschitziane (ovvero abbiano derivata limitata). Nel caso di sistemi labili, l’assegnazione delle condizioni al contorno non garantisce l’unicit´a della soluzione che ´e definita a meno di un moto rigido: u(z) = c , 6.3.6 v(z) = a + bz , a, b, c = costanti . Travi deformabili a taglio Se consideriamo lo spostamento trasversale v = v(z) come il grafico di una funzione, la retta tangente al grafico in un punto z ∈ (0 , L) ha inclinazione ϕ data dalla: tan ϕ = −v 0 ; nell’ipotesi che |v 0 | << 1 si ha pertanto che: tan ϕ u ϕ = −v 0 . Se per un punto z ∈ (0 , L) consideriamo una fibra materiale AA0 inizialmente ortogonale alla linea d’asse della trave indeformata, dopo la deformazione questa fibra materiale avr´ a subito una rotazione θ cui ´e associata una curvatura (ovvero la quantit´ a cinematica per la quale il momento flettente M compie lavoro) 6.3. LE EQUAZIONI DELLA LINEA ELASTICA 101 definita come κ = θ0 . Nel ricavare le (6.62) abbiamo implicitamente assunto che: θ = ϕ = −v 0 , per cui κ = θ0 = −v 00 , ovvero che fibre AA0 inizialmente ortogonali alla linea d’asse, rimangano ortogonali alla linea d’asse dopo la deformazione. Conseguenza di questa assunzione ´e che il taglio T non compie lavoro interno e viene determinato tramite l’equazione di equilibrio (6.29)3 e la relazione costitutiva (6.61)2 (come appariva anche dalla (6.63)): T = M 0 = −EJv 000 . (6.67) Un siffatto modello ´e detto trave di Kirchhoff o trave indeformabile a taglio in quanto non esiste una quantit´ a cinematica per la quale il taglio compie lavoro interno. Nel caso pi´ u generale la rotazione delle fibre AA0 non coincide con l’angolo ϕ della tangente alla linea d’asse deformata e si ha: θ = ϕ + γ = −v 0 + γ , (6.68) 0 0 e pertanto l’angolo γ = θ+v misura lo scorrimento delle fibre AA . Se scriviamo il lavoro virtuale delle azioni esterne, mettendo questa volta in conto anche le coppie kα = µ abbiamo: Z L Lext pu + qv + µθ ; (6.69) 0 per le equazioni di equilibrio (6.29)1,2 e la M0 − T + µ = 0 , (6.70) integrando per parti si arriva alla: Z L Lint = N u0 + T (θ + v 0 ) + M θ0 , (6.71) 0 e pertanto otteniamo le tre misure di deformazione, in luogo delle due misure di deformazione (6.49): ε = u0 , γ = θ + v0 , κ = θ0 . (6.72) Se ipotizziamo le relazioni costitutive lineari ed isotrope: N = EAε , T = κGAγ , (6.73) M = EJκ , dove κGA > 0 ´e la rigidezza a taglio essendo κ il fattore di taglio di Timoshenko, dipendente dalla forma della sezione, arriviamo mediante le (6.29)1,2 e la (6.70) alle equazioni per le travi di Reissner-Timoshenko o travi deformabili a taglio: EAu00 + p = 0, 00 = 0, EJθ + GA(θ + v ) + µ = 0. 0 κGA(θ + v ) + q 00 0 (6.74) 102 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA Osservazione 16 Vincoli interni Le equazioni della linea elastica (6.62) possono facilmente essere ricavate dalle (6.74) ponendo γ = 0 che infatti implica θ = −v 0 . Dalle (6.73) si ha per´o in tal caso che T = 0, risultato inconsistente con la (6.29)2 e la (6.70). In realt´a, la condizione γ = 0 ´e un vincolo sulle deformazioni del tipo: φ(ε , γ , κ) = 0 , cui ´e associata una reazione vincolare λ che non compie lavoro per le deformazioni ammissibili (ε , κ), ovvero: λ=T; in tal modo il taglio non viene ad essere determinato da una relazione costitutiva, bens´ı viene determinato mediante le equazioni di equilibrio ottenendo correttamente la (6.67). In maniera del tutto analoga, sia dalle (6.62) che dalle (6.74) possiamo ricavare la teoria delle travi inestensibili, ponendo come vincolo: φ(ε , γ , κ) = ε = 0 , avendo in questo caso la forza normale completamente reattiva e determinabile mediante la (6.29)1 : λ = N , λ0 + p = 0 ; nell’ipotesi che p = 0 si ha che in una trave inestensibile N = costante, dipendente pertanto dal valore dalla forza normale al contorno, ad esempio N0 = N (0). Esempio 14 Spostamenti in una trave appoggiata caricata Consideriamo la trave dell’esempio 13, e proponiamoci di determinare gli spostamenti (u , v) mediante le (6.62). Iniziamo con il problema per la linea elastica estensionale: essendo p = 0, dalla (6.62)1 si ha che: u(z) = a + bz , e le condizioni sono di tipo iniziale in quanto, dai risultati dell’esempio 13 e dalla condizione di vincolo: u(0) = 0 , N (L) = EAu0 (L) = 0 ⇒ u0 (0) = 0 ; si ha quindi che u(z) = 0 , z ∈ (0 , L) . Per quanto riguarda il problema della linea elastica flessione, dalla (6.62)2 si ha che le soluzioni devono avere una forte regolatit´a, ovvero v(z) ∈ C 4 (0 , L): dai risultati dell’esempio 13 invece abbiamo che il taglio T = −EJv 000 non ´e continuo e pertanto le soluzioni dell’equazione sono al massimo di classe C 2 (0 , L). 6.3. LE EQUAZIONI DELLA LINEA ELASTICA 103 Per rimuovere il problema scegliamo di scomporre la soluzione in due soluzioni distinte v1 e v2 di classe v(z) ∈ C 4 (0 , L) definite rispettivamente sui due intervalli: L L I1 ≡ (0 , ) , I2 ≡ ( , L) , 2 2 e di imporre nel punto C le condizioni di salto cinematiche sulla v e sulla v 0 : [[v]] = 0 , [[v 0 ]] = 0 , e quelle statiche sul momento M e sul taglio T : [[M ]] = 0 , [[T ]] = F . Le condizioni di vincolo in A e B implicano separatamente le condizioni al contorno per ciascuna delle due soluzioni: v1 (0) = 0 , M1 (0) = 0 , v2 (L) = 0 , M2 (L) = 0 . Poich´e in I1 e in I2 q = 0, dalla (6.62)2 si ha che le due soluzioni hanno la rappresentazione: vα (z) = aα + bα z + cα z 2 + dα z 3 ; e le condizioni al contorno e di salto, mediante le relazioni costitutive forniscono: v1 (0) = 0 , v100 (0) = 0 , v2 (L) = 0 , v200 (L) = 0 , L L v1 ( ) − v2 ( ) = 0 , 2 2 0 L 0 L v1 ( ) − v2 ( ) = 0 , 2 2 00 L 00 L v1 ( ) − v2 ( ) = 0 , 2 2 000 L 000 L −EJ(v1 ( ) − v2 ( )) = −F . 2 2 Determinando le otto costanti di integrazione mediante queste condizioni si arriva alla soluzione, espressa in termini della variabile adimensionale ζ = z/L: 3 vmax (3ζ − 4ζ ) , 0 ≤ ζ ≤ 0.5 , v(z) = vmax (−1 + 9ζ − 12ζ 2 + 4ζ 3 ) , 0.5 ≤ ζ ≤ 1 , dove l’abbassamento massimo ´e dato dalla: L L F L3 vmax = v1 ( ) = v2 ( ) = . 2 2 48EJ 104 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA ζ=0 ζ = 0.5 v1 (ζ) ζ=1 v2 (ζ) Fig. 6.9 -Grafico dello spostamento v(ζ) 6.4 Materiali conservativi Consideriamo il lavoro infinitesimo dL compiuto per portare le caratteristiche (N , M ) e le deformazioni (ε , κ) alle caratteristiche (N + dN , M + dM ) ed alle deformazioni (ε+dε , κ+dκ); a meno di infinitesimi di ordine superiore abbiamo: dL = (N + dN )(ε + dε) + (M + dM )(κ + dκ) − (N ε + M κ) (6.75) = N dε + M dκ + ε dN + κ dM . In questa espressione i primi due termini rappresentano il lavoro compiuto dalle variazioni di deformazione per caratteristiche costanti, mentre gli ultimi due rappresentano il lavoro compiuto dalle variazioni di caratteristiche a deformazioni costanti. Consideriamo il lavoro associato ai primi due termini: dL1 = N dε + M dκ ; (6.76) nel piano delle deformazioni (ε , κ) consideriamo una regione A di deformazioni ammissibili e consideriamo una storia di deformazione, ovvero una curva γ ⊂ A che collega la deformazione (ε0 , κ0 ) alla deformazione (ε1 , κ1 ). Il lavoro speso lungo la storia di deformazione γ sar´a dato dalla: Z L1γ = N dε + M dκ . (6.77) γ Un materiale si dice conservativo (una trave si dice conservativa) se ´e verificata una delle tre condizioni equivalenti: • Esiste una funzione ϕ = ϕ(ε , κ) ∈ C 1 (A), detta densit´ a di energia potenziale elastica tale che, ∀γ ⊂ A: L1γ = ϕ(ε1 , κ1 ) − ϕ(ε0 , κ0 ) ; • Il lavoro compiuto su ogni curva chiusa γ ⊂ A ´e nullo: I N dε + M dκ = 0 ; (6.78) (6.79) γ • il lavoro dL1 ´e un differenziale esatto: N (ε , κ) = ∂ϕ (ε , κ) , ∂ε M (ε , κ) = ∂ϕ (ε , κ) . ∂κ (6.80) 6.4. MATERIALI CONSERVATIVI 105 Le tre condizioni (6.78), (6.79) e (6.80) sono delle condizioni necessarie. Se ϕ ∈ C2 (A) ed il dominio A ´e semplicemente connesso, abbiamo la condizione sufficiente di conservativit´ a: • Se ϕ ∈ C2 (A) ed A ´e semplicemente connesso allora: ∂M ∂N = , ∂κ ∂ε (6.81) ´e condizione sufficiente perch´e il materiale sia conservativo (la trave sia conservativa). Osserviamo che la condizione sufficiente (6.81) implica che per un materiale descritto mediante le (6.53) la matrice delle rigidezze [K] sia simmetrica: K12 = K21 , e che tale condizione ´e banalmente verificate dalle relazioni (6.60) per travi isotrope. La conservativit´ a implica quindi l’esistenza di una densit´a di energia potenziale elastica tale che ∂ϕ ∂ϕ = EAε , = EKκ , (6.82) ∂ε ∂κ e che pu´ o essere determinata valutando la (6.78) lungo una curva di Jordan tra (ε0 , κ0 ) e uno stato di deformazione generico (ε , κ): Z (ε ,κ0 ) ϕ(ε , κ) − ϕ(ε0 , κ0 ) = Z (ε ,κ) EAεdε + (ε0 ,κ0 ) EJκdκ , (6.83) (ε ,κ0 ) da cui, a meno di una costante, l’espressione della densit´a di energia potenziale elastica: 1 1 ϕ(ε , κ) = EAε2 + EJκ2 > 0 , (6.84) 2 2 positiva per effetto delle restrizioni a priori EA > 0 ed EJ > 0. Osservazione 17 Travi Anisotrope In una trave anisotropa la densit´a di energia potenziale elastica ha espressione: 1 ϕ(ε , κ) = (K11 ε2 + K22 κ2 + 2K12 εκ) > 0 , 2 positiva per effetto della definita positivit´a di [K]. 6.4.1 L’energia potenziale elastica: il principio di minimo Definiamo Energia potenziale elastica di una trave: Φ(u , v) = 1 2 Z 0 L (EA(u0 )2 + EJ(v 00 )2 )dz , (6.85) 106 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA dove si ´e espressa la (6.84) mediante le equazioni di congruenza (6.49). Consideriamo inoltre un sistema di azioni esterne conservative (p , q) e supponiamo che su una parte C1 della frontiera C = {0 , L} siano assegnate delle azioni esterne (N , T , M ) anch’esse conservative. Possiamo quindi definire una Energia potenziale dei carichi: Z L Π(u , v) = (pu + qv)dz + (N u + T v − M v 0 ) . (6.86) C1 0 Si definisce l’Energia potenziale totale la differenza U(u , v) = Φ(u , v) − Π(u , v): U(u , v) 1 2 Z L (EA(u0 )2 + EJ(v 00 )2 )dz − 0 + (N u + T v + M ϕ) ; = Z L (pu + qv)dz (6.87) 0 C1 l’energia potenziale totale ´e un Funzionale che ad ogni coppia di funzioni (z 7→ u(z) , z 7→ v(z)) associa, mediante la (6.87) un numero reale: F 3 (u , v) 7−→ U(u , v) ∈ R , dove F ´e un’opportuno spazio di funzioni. Principio 4 Minimo dell’Energia Potenziale Totale La soluzione (u , v) del problema (6.62) con assegnate condizioni al contorno, rende minima l’energia potenziale totale (6.87) tra tutti gli spostamenti (u , v) ∈ Fv , essendo Fv uno spazio di funzioni di spostamento cinematicamente ammissibili (≡ sufficientemente regolari e compatibili con i vincoli). Supponiamo (u , v) il minimo del funzionale e consideriamo una perturbazione (u + u0 , v + v0 ) con un piccolo parametro e (u0 , v0 ) ∈ Fv . Definiamo la variazione prima del funzionale nella direzione della perturbazione (u0 , v0 ): δU[u0 , v0 ] = lim →0 Φ(u + u0 , v + v0 ) − Φ(u , v) ; (6.88) la condizione di minimo del funzionale ´e: δU[u0 , v0 ] = 0 , ∀(u0 , v0 ) ∈ Fv . Poich´e, dalla (6.88), passando al limite si ha: Z δU[u0 , v0 ] = 0 L (EAu0 u00 + EJv 00 v000 − pu0 − qv0 )dz − (N u0 + T v0 − M v00 ) e poich´e integrando per parti si ha: EAu0 u00 = (EAu0 u0 )0 − EAu00 u0 , C1 , 6.4. MATERIALI CONSERVATIVI 107 ed EJv 00 v000 = (EJv 00 v00 ) − EJv 000 v00 = (EJv 00 v00 − EJv 000 v0 ) + EJv 0000 v0 , si arriva alla Z δU[u0 , v0 ] = − L ((EAu00 + p)u0 (−EJv 000 + q)v0 )dz 0 − (N − EAu0 )u0 − (T + EJv 000 )v0 − (M + EJv 00 )v00 ) C1 = 0. Localizzando questa espressione e imponendone l’annullamento ∀(u0 , v0 ) ∈ Fv si ottengono le equazioni della linea elastica (6.62) e le condizioni al contorno statiche o naturali: N − EAu0 = 0 , T + EJv 000 = 0 , M + EJv 00 = 0 , in C1 . (6.89) 6.4.2 L’energia complementare: il principio di massimo Consideriamo adesso il lavoro compiuto dalle variazioni di caratteristiche di sollecitazione a deformazioni costanti: dL2 = ε dN + κ dM ; (6.90) nell’ipotesi di materiale conservativo, possiamo ripetere quanto fatto nella sezione precedente e postulare l’esistenza di una funzione ψ(N , M ), detta densit´ a di energia complementare, tale che: ε= ∂ψ (N , M ) , ∂N κ= ∂ψ (N , M ) . ∂M (6.91) Se assumiamo la trave isotropa, le relazioni costitutive (6.60) possono essere invertite ottenendo: ε(N , M ) = N , EA κ(N , M ) = M , EJ (6.92) e possiamo in piena analogia con quanto fatto per la densit´a di energia potenziale elastica arrivare ad una espressione esplicita della ψ(N , M ): ψ(N , M ) = M2 1 N2 ( + ) > 0. 2 EA EJ Se definiamo l’Energia Complementare: Z 1 L N2 M2 Ψ(N , M ) = ( + )dz , 2 0 EA EJ (6.93) (6.94) osserviamo che: Lint = Φ(u , v) + Ψ(N , M ) ; (6.95) 108 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA se inoltre denotiamo con C2 la porzione della frontiera C ≡ {0 , L} sulla quale sono assegnati gli spostamenti (u , v , ϕ), abbiamo che: L (N u + T v + M ϕ) = (N u + T v − M v 0 ) 0 C1 + (N u + M 0 v + M ϕ) C2 . (6.96) Ne consegue che se introduciamo il funzionale Energia Complementare, definito come: Z 1 L N2 M2 Λ(N , M ) = ( (6.97) + )dz − (N u + M 0 v + M ϕ) , 2 0 EA EJ C2 si ha che, dall’espressione (6.51) del lavoro virtuale Lint − Lext = 0: U(u , v) + Λ(N , M ) = 0 . (6.98) Pertanto, la condizione di minimo dell’Energia Potenziale Totale equivale alla condizione di massimo dell’Energia Complementare (o equivalentemente di minimo di −Λ(N , M )). Enunciamo quindi: Principio 5 Massimo dell’Energia Complementare La soluzione (N , M ) del problema (6.62) con assegnate condizioni al contorno, rende massima l’energia complementare (6.97) tra tutte la caratteristiche si sollecitazione (N , M ) ∈ Fe , essendo Fe uno spazio di caratteristiche staticamente ammissibili (≡ che verificano le equazioni di bilancio (6.32)). Supponiamo (N , M ) il minimo del funzionale e consideriamo una perturbazione ¯ , v + M ¯ ) con un piccolo parametro e (N ¯ ,M ¯ ) ∈ Fe . Definiamo la (N + N ¯ ,M ¯ ): variazione prima del funzionale nella direzione della perturbazione (N ¯ ¯ ¯ ,M ¯ ] = lim Λ(N + N , v + M ) − Λ(N , M ) . δΛ[N →0 (6.99) Procedendo come nel caso precedente si arriva alla condizione di minimo del funzionale: Z L ¯ MM ¯ NN ¯ ,M ¯] = ¯ u+ M ¯ 0v + M ¯ ϕ) = 0 , ∀(N ¯ ,M ¯ ) ∈ Fe . δΛ[N ( + )dz −(N EA EJ C2 0 6.5 Le equazioni di M¨ uller-Breslau Consideriamo un sistema di travi iperstatico S e siano (N , T = M 0 , M ) le caratteristiche di sollecitazione soluzione del problema (6.62) per S. La condizione di estremo dell’energia complementare prescrive che: Z ¯ ¯ NN MM ¯u + M ¯ 0v + M ¯ ϕ) = 0 , ( + )dz − (N (6.100) EJ C2 S EA ¨ 6.5. LE EQUAZIONI DI MULLER-BRESLAU 109 ¯ ,M ¯ ). D’altro canto, in per ogni assegnazione di caratteristiche equilibrate (N una struttura k volte iperstatica possiamo determinare ∞k caratteristiche di sollecitazione equilibrate. Immaginiamo allora di rendere isostatica la struttura S rimuovendo k vincoli interni od esterni. In tal modo avremo ottenuto una struttura sulla quale la determinazione delle caratteristiche di sollecitazione ´e univoca, detta Sistema Principale. Per ripristinare la statica della struttura, immaginiamo di applicare in corrispondenza dei vincoli rimossi, le caratteristiche di sollecitazione o le reazioni vincolari incognite che attraverso questi vincoli si esercitavano. Definiamo Incognite Iperstatiche Xj , j = 1, 2 . . . k tali caratteristiche o reazioni. In questo modo il sistema principale viene ad essere caricato dai carichi esterni che agivano sulla struttura S e dalle incognite iperstatiche. Denotiamo con (N0 , T0 , M0 ) le caratteristiche di sollecitazione dovute alle azioni esterne sul sistema principale isostatico. Denotiamo inoltre con (Nj , Tj , Mj ) le caratteristiche di sollecitazione sul sistema principale isostatico causate dalla incognita iperstatica Xj = 1. Ne consegue che, per la linearit´ a delle equazioni di bilancio, le caratteristiche di sollecitazione (N , T , M ) possono essere rappresentate come: N = N0 + Xj Nj , T = T0 + Xj Tj , M = M0 + Xj Mj , (6.101) e che tra tutte le ∞k collezioni di incognite iperstatiche (X1 , X2 , . . . Xk ), ne esister´ a una che fornisce la soluzione del problema (6.62) per S. Per determinare la collezione di incognite iperstatiche soluzione, assumiamo nella condizione ¯ = Nj e M ¯ = Mj , j = 1, 2, . . . k, ottenendo dalla (6.100) di volta in volta N (6.100) k equazioni algebriche lineari nelle incognite (X1 , X2 , . . . Xk ). Si ha quindi: Z (M0 + Xi Mi )Mj (N0 + Xi Ni )Nj + )dz (6.102) ( EA EJ S − (Nj + Mj0 v + Mj ϕ) = 0 , j = 1, 2, . . . k , C2 da cui ponendo Z ηj0 = ( S N0 Nj M0 Mj + )dz ; EA EJ (6.103) Z ηij = ηjc Ni Nj Mi Mj + )dz = ηji ; EJ S EA = (Nj u + Mj0 v + Mj ϕ) , ( C2 (6.104) (6.105) arriviamo alle equazioni di M¨ uller-Breslau: ηj0 + ηji Xi − ηjc = 0 , j = 1, 2, . . . k . (6.106) Ciascuno dei termini appena definiti ha un preciso significato meccanico. Il primo termine ηj0 rappresenta, per le (6.92), il lavoro compiuto dalle caratteristiche associate ai carichi esterni per le deformazioni associate all’incognita 110 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA iperstatica Xj = 1 o viceversa il lavoro compiuto dalle caratteristiche associate a Xj = 1 per le deformazioni associate ai carichi esterni: Z Z ηj0 = (N0 εj + M0 κj )dz = (Nj ε0 + Mj κ0 )dz ; (6.107) S S il termine ηjc rappresenta il lavoro compiuto dalle caratteristiche associate a Xj = 1 per gli spostamenti impressi alla struttura, ad esempio per il moto delle sezioni vincolate. I due termini nel loro complesso rappresentano le azioni esterne che agiscono sulla struttura. I termini ηij detti coefficienti di influenza rappresentano il lavoro compiuto dalle caratteristiche associate all’incognita iperstatica Xi = 1 per le deformazioni associate all’incognita iperstatica Xj = 1 e viceversa: Z Z ηij = (Ni εj + Mi κj )dz = (Nj εi + Mj κi )dz . (6.108) S S Introducendo una matrice delle cedevolezze della struttura S, [C ] ≡ [ηij ], i, j = 1, 2, . . . k, un vettore delle azioni esterne [d ] = [ηcj − η0j ], j = 1, 2, . . . k ed un vettore delle incognite iperstatiche [x ] = [Xj ], j = 1, 2, . . . k, le equazioni di M¨ uller-Breslau possono essere poste in forma matriciale: [C ][x ] = [d ] ; (6.109) il sistema ammette unica soluzione se det[C ] 6= 0. A tale proposito basta osservare che gli elementi sulla diagonale principale sono strettamente positivi, rappresentando il lavoro delle caratteristiche per le deformazioni da esse generate, ad esempio: Z M2 N2 (6.110) η11 = ( 1 + 1 )dz > 0 . EJ S EA Ne consegue che la matrice simmetrica [C ] avendo autovalori positivi sar´a invertibile. Detta [K ] = [C ]−1 la matrice delle rigidezze della struttura S avremo quindi: [x ] = [K ][d ] , (6.111) soluzione del problema iperstatico. Calcolo di spostamenti e rotazioni La condizione di estremo (6.100) pu´o essere anche usata per determinare spostamenti e rotazioni di punti della struttura S. Se infatti applichiamo una azione (forza, coppia) unitaria, in un punto della struttura, questa compier´a lavoro per lo (spostamento, rotazione) effettivo del punto. Tale lavoro appare nel termine sul bordo C2 dove identifichiamo lo (spostamento, rotazione) da determinare ¯ ,M ¯ ) sarancon uno (spostamento, rotazione) assegnato. Le caratteristiche (N no quelle indotte sul sistema principale dalla (forza, coppia) unitaria, mentre le (N , M ) sono le caratteristiche soluzione, ottenute ad esempio mediante le soluzione delle equazioni di M¨ uller-Breslau. ¨ 6.5. LE EQUAZIONI DI MULLER-BRESLAU 111 Se ad esempio vogliamo determinare la rotazione ϕC di un punto C ∈ S, applicando un momento unitario si ha dalla (6.100): Z ¯ ¯ NN MM 1 · ϕC = ( + )dz , (6.112) EJ S EA ¯ ,M ¯ ) associate mediante il sistema principale alla coppia unitaria in C. con (N Strutture 1-volta iperstatiche In questo caso abbiamo solo 1 incognita iperstatica X e le equazioni di M¨ ullerBreslau si riducono ad un’unica equazione algebrica: η10 + η11 X − ηc1 = 0 , con η11 > 0 fornito dalla (6.110) e: Z M0 M1 N0 N1 + )dz , η10 = ( EA EJ S (6.113) η1c = (N1 u + T1 v + M1 ϕ) C2 , da cui l’incognita iperstatica: X= η1c − η10 , η11 (6.114) e le caratteristiche soluzione N = N0 + XN1 , T = T0 + XT1 , M = M0 + XM1 , con X data dalla (6.114). Cedimenti Vincolari Il termine ηic tiene conto del lavoro compiuto dagli spostamenti assegnati e pertanto consente di valutare gli effetti dei cedimenti vincolari, sia anelastici, ovvero indipendenti dai carichi, sia elastici, ovvero proporzionali ai carichi applicati. Nel caso di cedimenti anelastici, detti δu , δv e δφ i valori costanti dei cedimenti, abbiamo: ηjc = (Nj δu + Tj δv + Mj δφ ) . (6.115) C2 Nel caso di cedimenti elastici, la relazione costitutiva tra le azioni e gli spostamenti ´e lineare: N = −ku u , ku > 0 , T = −kv v , kv > 0 , M = −kφ ϕ , kφ > 0 , (6.116) e pertanto: ηjc = (− 1 1 1 Nj N − Tj T − Mj M ) , ku kv kφ C2 (6.117) e per le (6.101) quindi, si ha: ηjc = −( Nj N0 Tj T0 Mj M0 Nj Nk Tj Tk Mj Mk + + ) − Xk ( + + ) . (6.118) ku kv kφ ku kv kφ C2 112 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA Variazioni termiche In presenza di variazioni termiche abbiamo visto che le caratteristiche di deformazione sono date dalle (6.65) e pertanto, sulla porzione di struttura S ? soggetta a variazioni termiche, il lavoro delle deformazioni termiche per le caratteristiche ¯ ,M ¯ ) diviene: equilibrate (N Z ¯ + κt M ¯ )dz , (εt N (6.119) S? e pertanto le equazioni di M¨ uller-Breslau divengono ηj0 + ηjt + ηji Xi − ηjc = 0 , j = 1, 2, . . . k . (6.120) con il termine ηjt dato dalla: Z ηjt = (αt0 Nj + α S? ∆t Mj )dz . H (6.121) Osservazione 18 Il teorema di Betti per le travature: Nella condizione di simmetria dei coefficienti di influenza (6.108) ´e immediato riconoscere l’estensione ai sistemi di travi del Teorema di Betti. Osservazione 19 Il teorema di Castigliano: Se applichiamo una forza (coppia) concentrata F in un punto della struttura S, in assenza di spostamenti assegnati sulla porzione di frontiera C2 , nella condizione di minimo (6.100) il termine su C2 contiene solamente il lavoro che tale forza (coppia) compie per lo spostamento (rotazione) effettivo w del punto. Se ¯ ,M ¯ ) semplicemente equilibrate eguagliamo le caratteristiche di sollecitazione (N ¯ = N (F ) e con il carico F con quelle effettive dovute alla azione F , ovvero N ¯ = M (F ), la condizione (6.100) diviene: M F w = Ψ(N (F ) , M (F )) ; ne consegue che: d Ψ(N (F ) , M (F )) , dF risultato questo conosciuto come Teorema di Castigliano. w= (6.122) Esempio 15 Telaio una volta iperstatico Consideriamo la struttura intelaiata S rappresentata in figura, detta arco a 2 cerniere ed assumiamo che la rigidezza estensionale EA e quella flessionale EJ siano costanti su tutta S. Per questa struttura procederemo nell’ordine a: 1. Determinare il grado di iperstaticit´a; 2. Scegliere una ( o pi´ u) incognita iperstatica e determinare le caratteristiche di sollecitazione sull’associato sistema principale isostatico; ¨ 6.5. LE EQUAZIONI DI MULLER-BRESLAU 113 3. Calcolare l’incognita iperstatica e determinare le caratteristiche di sollecitazione; 4. Calcolare lo spostamento di sezioni significative. F F -B C ? D l cA cE l 2 l 2 Fig. 6.10 - Arco a due cerniere 1. Determinazione del grado di iperstaticit´ a La struttura ´e un solo corpo rigido, quindi n = 1 ed ´e vincolata con due vincoli doppi, le cerniere in A ed E, per cui m = 4. Pertanto m > 3n ed il grado di iperstaticit´ a ´e m−3n = 1. Per determinare se i vincoli sono indipendenti, rimuoviamo i vincoli, sostituiamoli con le reazioni vincolari incognite e verifichiamo se la matrice [A] delle equazioni di equilibrio ha rango massimo r = 3. 114 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA F F - ? l XA XE - YA 6 l 2 6 YE l 2 Le equazioni di equilibrio sono (l’equilibrio dei momenti ´e fatto rispetto ad A): XA + XE + F = 0 YA + YE − F l YE l − F − F l 2 = 0 = 0; (6.123) la matrice [A] associata ´e: 1 [A] ≡ 0 0 1 0 0 0 1 0 0 1 , l che ha rango massimo r = 3. I vincoli sono indipendenti ed il sistema ´e una volta iperstatico. 2. Incognita iperstatica, sistema principale e caratteristiche 0 ed 1 Scegliamo come incognita iperstatica il momento nella sezione B: il sistema principale isostatico si ottiene quindi dalla struttura iniziale ponendo una cerniera in B. Per verificare che il sistema sia effettivamente isostatico e non vi siano vincoli dipendenti a seguito del posizionamento della cerniera in B, risolveremo direttamente le equazioni di equilibrio. Se infatti i vincoli sono indipendenti avremo una unica soluzione delle equazioni di equilbrio: viceversa se il sistema ´e labile le equazioni non saranno risolvibili. ¨ 6.5. LE EQUAZIONI DI MULLER-BRESLAU F X - cB ? 115 F C ? D 6 X l cA cE l 2 l 2 Sistema principale caricato con l’incognita iperstatica X e le azioni esterne 2.i Sistema 0 Il sistema 00 000 ´e il sistema principale caricato dalle sole azioni esterne con X = 0. Alle tre equazioni di equilibrio (6.123) aggiungiamo l’equazione che esprime l’equilibrio alla rotazione rispetto alla cerniera in B di tutte le azioni agenti sull’asta AB: XA + XE + F = 0 YA + YE − F l YE l − F − F l 2 XA l = 0 = 0 = 0; (6.124) (6.125) 116 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA F F - cB F C ? D F -c ? l XA -A 6 YA XE l 2 l 2 -E 6 YE F F 2 6 ? 3F 2 Sistema 0 caricato dalle azioni esterne le equazioni (6.124) hanno soluzione: XA = 0 , XE = −F , 1 YA = − F , 2 YE = 3 F. 2 Preliminarmente al tracciamento dei diagrammi osserviamo che p = 0 e q = 0 e di conseguenza la forza normale ed il taglio saranno costanti a tratti; il diagramma del taglio ha una discontinuit´a in C per effetto del carico applicato F . Inoltre il momento flettente si annulla in A, E e nella cerniera B: pertanto per tracciare il diagramma sar´a sufficiente valutarlo nelle sezioni C e D. La forza normale sull’asta AB vale F/2, sull’asta ED vale −3F/2 e sull’asta BD vale infine −F ; il taglio ´e nullo sull’asta AB e vale −F/2 sul tratto AC. Sull’asta ED vale F e sul tratto CD vale −3F/2. Per quanto riguarda il momento flettente questo ´e nullo sull’asta AB. Sull’asta ED varia linearmente da 0 al valore F l nella sezione D e poich´e la reazione orizzontale in E tende a ruotare intorno a D in senso orario, il momento tende le fibre a destra. Per l’equilibrio al nodo il momento nella sezione D dell’asta CD tende le fibre superiori. Infine sul tratto BC il momento va dal valore 0 in B al valore F l/4 in C e tende le fibre superiori in quanto la reazione vincolare in A tende a routare intorno a C in senso antiorario. I diagrammi delle caratteristiche N0 , T0 ed M0 sono quindi: ¨ 6.5. LE EQUAZIONI DI MULLER-BRESLAU F 117 F 2 − − − + F 2 N0 3F 2 + 3F 2 T0 F Fl Fl 4 Fl M0 2.ii Sistema 1 Il sistema 00 100 ´e il sistema principale caricato dalla sola incognita iperstatica X = 1 con azioni esterne nulle. Le equazioni di equilibrio in questo caso divengono: XA + XE = 0 YA + YE = 0 YE l = 0 XA l + 1 = 0; (6.126) (6.127) 118 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA 1 cB ? C 1 c ? D 6 1 6 1 l XA -A 6 YA XE l 2 l 2 -E 6 YE 1 l 1 l Sistema 1 caricato dall’incognita iperstatica X = 1 che hanno soluzione: 1 XA = − , l XE = 1 , l YA = 0 , YE = 0 . Anche in questo caso p = 0 e q = 0 e di conseguenza la forza normale ed il taglio saranno costanti a tratti. Inoltre il momento flettente si annulla in A, E e vale 1 nella cerniera B: pertanto per tracciare il diagramma sar´a sufficiente valutarlo nella sezione D. La forza normale sulle aste AB ed ED ´e nulla mentre sull’asta BD vale 1/l; il taglio ´e nullo sull’asta BD, vale 1/l sull’asta AB e −1/l sull’asta DE; per quanto riguarda il momento flettente sull’asta AB questi va dal valore 0 in A al valore 1 in b, con le fibre a destra tese; sul tratto BD, essendo il taglio nullo, il momento ´e costante, con valore unitario e tende le fibre inferiori. Sull’asta ED il momento va dal valore 0 in E al valore 1 in D e per l’equilibrio del nodo tende le fibre a sinistra. Abbiamo quindi i diagrammi delle caratteristiche N1 , T1 ed M1 : ¨ 6.5. LE EQUAZIONI DI MULLER-BRESLAU 1 l 119 + − + 1 l N1 1 1 1 B B B B B B B B B B B M1 T1 1 l 3. Calcolo dell’iperstatica e determinazione delle caratteristiche soluzione L’equazione di M¨ uller-Breslau per la struttura S ´e η10 + Xη11 = 0 , e per calcolare i termini Z N0 N1 M0 M1 η10 = + , EA EJ caS Z η11 = S N12 M2 + 1 , EA EJ 120 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA riportiamo le caratteristiche N0 , N1 , M0 ed M1 in forma tabulare, allo scopo di agevolare l’uso delle tabelle dell’Appendice C. Tabella 6.1: calcolo di η10 ed η11 Asta L N0 N1 M0 AB l F/2 0 0 BC l/2 −F 1/l CD l/2 −F 1/l DE l F 0 Asta AB BC CD DE totale R L l l/2 l/2 l N0 N1 0 −F/2 −F/2 0 -F ! !! 1 !! ! !! F4l !! 1 Fl 1 Fl 4 Fl M1 aa aa a R M0 M1 0 −(F l/4)(1)(l/2)(1/2) −5F l2 /16 −(F l)(1)l(1/3) −17F l2 /24 ! 1 !!!! N12 0 1/2l 1/2l 0 1/l R M12 (1) l(1/3) (1)2 l(1/2) (1)2 l(1/2) (1)2 l(1/3) 5l/3 R 2 Dai risultati del calcolo abbiamo 17F l2 17F l2 24 J F − =− (1 + γ0 ) , γ0 = ; EA 24EJ 24EJ 17 Al2 1 5l 5l 3 J + = (1 + γ1 ) , γ1 = ; lEA 3EJ 3EJ 5 Al2 η10 = − η11 = Se consideriamo un profilato commerciale, ad esempio un IPE300, dalle tabelle dell’Appendice B abbiamo: A = 53, 8 cm2 , J = 8356 cm4 , e per una lunghezza l = 4, 00 m, abbiamo: γ0 = 1, 3 · 10−3 , γ1 = 5 · 10−4 . Per strutture prevalentemente inflesse quindi, il contributo all’incognita iperstatica del lavoro della forza normale ´e trascurabile: assumeremo pertanto d’ora in poi nelle strutture inflesse: Z Z M0 M1 M12 η10 = , η11 = . EJ S S EJ ¨ 6.5. LE EQUAZIONI DI MULLER-BRESLAU 121 Abbiamo quindi il valore dell’incognita iperstatica: X=− η10 17F l2 3EJ 17 = = Fl , η11 24EJ 5l 40 ed i diagrammi delle caratteristiche sono dati dalle N = N0 + 17 F l N1 , 40 T = T0 + 17 F l T1 , 40 M = M0 + 17 F l M1 : 40 F 2 − 23 40 F − − + F 2 + 3F 2 N 17 40 F l 17 40 F l + 17 40 F " "" " "" 7 40 F l M 3F 2 T 23 40 F l Fig. 6.11 - Diagrammi N , T ed M 23 40 F l 23 40 F 122 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA Avendo assunto l = 4, 00 m, se assumiamo F = 10 KN, le sezioni pi´ u sollecitate sono la sezione D dell’asta BD con: N = 5, 7 KN, , T = 15 KN , M = 23 KNm, ; T = 5, 75 KN , M = 23 KNm . e la sezione D dell’asta DE con: N = 15 KN , 3. Il calcolo degli spostamenti Supponiamo di volere determinare, per la struttura S appena risolta, lo spostamento orizzontale del punto B. Se applichiamo una azione orizzontale unitaria F = 1 per la (6.112) si ha: Z ¯ MM , 1 · vB = S EJ ¯ ´e in equilibrio sul sistema principale con la forza F = 1 ed dove il momento M M ´e la soluzione. Risolvendo la struttura isostatica si arriva al diagramma di ¯: M l - 1 ¯ M l da cui, ripetendo la procedura utilizzata per il calcolo dei termini η10 ed η11 si arriva alla: 7 F l3 vB = , 24 EJ il segno positivo indicando che lo spostamento ´e concorde con la forza unitaria. Per un profilato IPE300 ed l = 4, 00 m, scelto un acciaio da carpenteria Fe510 con E = 2, 1 · 105 N/mm2 , per il carico esterno F = 10 KN abbiamo, riportando tutte le lunghezze in millimetri e tutte le forze in Newton: vB = 7 10 · 103 · (4 · 103 )3 = 0, 66 mm , 24 2, 1 · 105 · 8356 · 104 ¨ 6.5. LE EQUAZIONI DI MULLER-BRESLAU 123 nella direzione del carico unitario. Esempio 16 Cedimenti vincolari anelastici Supponiamo che sull’arco a due cerniere dell’esempio precedente non siano applicate azioni esterne ma si abbia invece un cedimento orizzontale δ della sezione E verso destra. In tal caso Xη11 = η1C , η10 = 0 , η1C = T1 (E)δ = δ , l il segno positivo dovuto al fatto che la reazione in E ed il cedimento sono concordi. Si ha quindi, con i dati dell’esempio precedente che X= η1C 3EJ δ, = η11 5l2 e le caratteristiche di sollecitazione sono date dalle N = XN1 , T = XT1 e M = XM1 . Se ipotizziamo un cedimento δ = 30 mm abbiamo che il valore del momento massimo in corrispondenza della sezione D ´e: M= 3EJ 3 · 2, 1 · 105 · 8356 · 104 δ = · 1 = 19741050 Nmm = 19, 74 KNm , 5l2 5 · (103 )2 valore confrontabile con quelli indotti dal carico esterno F = 10 KN. Esempio 17 Cedimenti vincolari elastici Supponiamo invece che nella sezione A vi sia un vincolo elastico del tipo: T (A) = −kv(A) , k > 0; in questo caso il termine η1C diviene: η1C 1 1 T1 (A)v(A) = − T1 (A)T (A) = − T1 (A)(T0 (A) + XT1 (A)) k k 1 2 = − (T0 (A)T1 (A) + XT1 (A)) , k = ovvero, con i dati dell’esempio T0 (A) = 0 e T1 (A) = 1/l: η1C = − 1 X, kl2 da cui: η10 + X(η11 + 1 ) = 0. kl2 124 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA F B D F cA cE -B k δ - C ? A c c Fig. 6.12 - Cedimenti anelastici ed elastici Scrivendo il denominatore come: η11 + 1 = η11 (1 + ξ 2 ) , kl2 ξ2 = 1 , η11 kl2 detta X l’incognita iperstatica del telaio senza vincolo elastico ed Xk quella con il vincolo elastico si ha: X Xk = <X; 1 + ξ2 ´e quindi interessante notare che la presenza di un cedimento elastico permette alla struttura una maggiore deformabilit´a e riduce le sollecitazioni sulla struttura. Se assumiamo una rigidezza k = 8 KN/mm, abbiamo, con i dati precedenti che il termine adimensionale ξ 2 ´e ξ2 = 3EJ 3 · 2, 1 · 105 · 8356 · 104 = = 0, 10 , 3 5kl 20 · 103 (4 · 103 )3 e l’incognita iperstatica Xk si riduce al 90% di quella che si aveva senza cedimenti. Esempio 18 Variazioni termiche Supponiamo infine la struttura non sia sollecitata da azioni esterne e che il tratto BD sia soggetto ad una distibuzione di temperatura t2 sul lembo superiore e t1 su quello inferiore con t2 > t1 > 0. In tal caso si ha una temperatura media t0 > 0 ed una variazione lineare di temperatura ∆t che tende le fibre superiori. Abbiamo in questo caso: Z l ∆t l η1t + Xη11 = 0 , η10 = 0 , η1t = αt0 N1 + α M1 = α(t0 − ∆t ) . H H 0 D cE ¨ 6.5. LE EQUAZIONI DI MULLER-BRESLAU 125 t2 > t1 B t1 > 0 cA D cE Fig. 6. 13 - Variazioni termiche Se a titolo di esempio assumiamo t2 = 50◦ C e t1 = 20◦ C, abbiamo t0 = 35 C e ∆t = 30◦ C. Poich´e il coefficiente di dilatazione termica per l’acciaio ´e α = 1, 2 · 10−5 (◦ C)−1 , ed essendo H = 300 mm per un profilato IPE300, si ha (trascurando il contributo della forza normale N1 ) il termine adimensionale ◦ Z η1t = l α 0 ∆t ∆t 30 M1 = −α l = −1, 2 · 10−5 4 · 103 = −0, 48 · 10−2 H H 300 ed il momento massimo nella sezione D diviene, M= X 3EJ 3 · 2, 1 · 105 · 8356 · 104 = η1t = −0, 48 · 10−2 = −12, 63 KNm , l 5l 5 · 4 · 103 tende le fibre opposte a quelle indicate nel diagramma di M1 ed ha il medesimo ordine di grandezza del momento indotto dai carichi esterni. 126 CAPITOLO 6. TRAVI I: LA TEORIA TECNICA Capitolo 7 Travi II: il problema di Saint Venant 7.1 Generalit´ a ed ipotesi La determinazione dello stato di tensione e deformazione in un corpo a forma di trave avente sezione retta generica ´e un problema che ha interessato gli scienziati a partire dal Rinascimento. Dai primi contributi di Galileo, passando per quelli di Bernoulli, Navier, Poisson e Lam´e, si arriva alla met´a del XIX secolo col problema risolto solo in parte e in assenza di ipotesi unificative. La soluzione completa del problema ´e dovuta allo scienziato francese Adh´emar Jean Claude Barr´e de Saint Venant, che in una serie di lavori pubblicati tra il 1855 ed il 1883 imposta e risolve completamente il problema utilizzando il metodo inverso, ovvero assumendo a priori un campo si spostamenti e verificando che ´e soluzione del problema. La soluzione che presentiamo ´e nella forma dovuta a Clebsch, che per primo osserva come tutte le soluzioni possano essere ottenute mediante una opportuna ipotesi sullo stato di tensione, con un metodo semi-inverso, ovvero assumendo a priori solo una parte della soluzione. Ad oggi il problema risolto da Saint Venant e che da lui prende il nome, ´e l’unico problema di elasticit´ a tridimensionale risolto in forma chiusa. 7.1.1 Geometria Assumiamo che B sia un prisma cilindrico retto B = S × (0, L) con S ⊂ R2 , la sezione retta e (0, L) ⊂ R. 127 128 CAPITOLO 7. TRAVI II: IL PROBLEMA DI SAINT VENANT x3 > SL I n @ @ P 6 z S M x1 6 e1 > e = e3 x@ I @ O e2 x2 S0 Fig. 7.1 - Il cilindro B La frontiera di B risulta decomposta in tre parti disgiunte B = S0 ∪ SL ∪ M, con le basi S0 = S × {0} e SL = S × {L} e la superficie laterale o mantello M = ∂S × (0 , L). Possiamo quindi rappresentare il vettore posizione del generico punto P ∈ B come: p = P − O = x + ze , x∈S, z ∈ (0, L) , e · x = 0, kek = 1 . (7.1) Definiamo asse lo span{e}. Scelto un riferimento ortonormale {ek } con origine in O ∈ S0 ed e3 ≡ e, il tipico punto x = X − O della sezione retta ha coordinate (x1 , x2 ): x = x1 e1 + x2 e2 , (7.2) essendo z ´e la coordinata assiale. 7.1.2 Materiale Assumiamo per il materiale linearmente elastico, omogeneo ed isotropo la relazione costitutiva (4.33): E= 7.1.3 1+ν ν T − (tr T)I , E E E > 0, −1 < ν < 1 . 2 (7.3) Azioni Assumiamo che le azioni di volume siano nulle, che il mantello sia scarico e che siano assegnate le tensioni sulle basi: b = 0, s = 0 su M , s = s0 su S0 , s = sL su SL ; (7.4) 7.2. IL POSTULATO DI SAINT VENANT 129 poich´e su tutta la frontiera ∂B ≡ ∂B1 sono assegnate le tensioni, il problema di Saint Venant ´e un problema di trazione e la condizione necessaria perch´e ammetta soluzione ´e che le azioni siano equilibrate: Z Z Z Z b+ s = 0, p×b+ p × s = 0. (7.5) B B ∂B ∂B Per effetto della geometria del corpo e delle ipotesi (7.4) sulle azioni, le equazioni di bilancio (7.5) divengono: Z Z Z Z Z s+ s = 0, x × s + Le3 × s+ x × s = 0, (7.6) S0 SL S0 SL SL ed introducendo per la generica sezione S nel punto z dell’asse le definizioni di risultante r e momento risultante m sulla sezione: Z Z r(z) = s , m(z) = x × s. (7.7) S S dalle (7.6) si giunge alle: r0 + rL = 0 , m0 + mL + Le × rL = 0 , (7.8) Dalle equazioni (7.8) risulta che l’assegnazione delle azioni per il problema di Saint Venant si riduce all’assegnazione della coppia risultante e del momento risultante (r0 , m0 ) sulla base S0 : rL = −r0 , mL = −m0 + Le3 × r0 : (7.9) si dice formulazione rilassata questa formulazione del problema, in quanto le condizioni al contorno di trazione sono assegnate in termini integrali anzich´e puntuali. Definiamo soluzione del problema nella formulazione rilassata lo spostamento u determinato da (r0 , m0 ): u = u(r0 , m0 ) . Ricordiamo che, avendo a che fare con un problema di trazione, tale soluzione viene sempre ad essere definita a meno di un moto rigido. 7.2 Il postulato di Saint Venant Per il teorema di unicit´ a di Kirchhoff, a sistemi di azioni distinti corrispondono deformazioni distinte. Nel nostro caso pertanto, a due sistemi di azioni distinti (s0 , sL )1 ed (s0 , sL )2 corrisponderanno due deformazioni E1 6= E2 . Se i due sistemi azioni hanno medesime risultanti (r0 , m0 ) ci troviamo in presenza di non unicit´ a della soluzione. Il postulato di Saint Venant (dimostrato rigorosamente da Fichera nel 1972) asserisce che la differenza tra due soluzioni distinte del problema u1 (r0 , m0 ) ed 130 CAPITOLO 7. TRAVI II: IL PROBLEMA DI SAINT VENANT u2 (r0 , m0 ) corrispondenti alla medesime risultanti (r0 , m0 ) decresce esponenzialmente lungo l’asse: ku1 − u2 k = C exp(−βz) . Pertanto, ad una sufficiente distanza dalle basi detta distanza di estinzione le due soluzioni saranno indistinguibili e la soluzione del problema che troveremo sar´ a rappresentativa dello stato di spostamento o di deformazione del corpo. La distanza di estinzione ´e assunta dell’ordine di diam(S). 7.3 Soluzione Per la soluzione del problema di trazione disponiamo delle: • equazioni di bilancio div T = Tn = r0 = m0 = in B , 0, 0 , su M , n · e3 = 0 , Z − Te3 , su S0 , ZS − x × Te3 , su S0 , (7.10) S • relazioni costitutive (7.3); • equazioni di compatibilit´a cinematica (2.88). Il problema di trazione pu´o essere risolto mediante le equazioni di BeltramiMitchell omogenee (5.10): determinata una soluzione equilibrata delle (7.10) si ricava la corrispondente deformazione mediante le (7.3) e se ne richiede la compatibilit´ a cinematica mediante le (2.88). Anzich´e procedere alla integrazione diretta delle (5.10), determiniamo la soluzione mediante il cosidetto metodo semi-inverso che consiste nell’assumere nota una parte del tensore degli sforzi. 7.3.1 Il metodo semi-inverso Il metodo semi-inverso per il problema di Saint Venant consiste nell’assumere che le tensioni sui piani paralleli all’asse siano parallele all’asse medesimo, ovvero che fibre parallele all’asse si trasmettano solamente tensioni tangenziali: Tm × e3 = 0 , ∀m · e3 = 0 . (7.11) Tale ipotesi, detta ipotesi di Clebsch, implica che nel tensore degli sforzi le seguenti componenti siano nulle: T11 = T22 = T12 = 0 ; (7.12) 7.3. SOLUZIONE 131 pertanto il tensore degli sforzi si riduce a: 0 0 0 T≡ 0 T13 T23 T13 T23 , T33 (7.13) che, come verificheremo nel seguito, ´e uno stato di tensione biassiale. 7.3.2 La soluzione delle equazioni di bilancio Per effetto dell’ipotesi semi-inversa (7.12) le equazioni (7.10)1 divengono, in componenti: T13,z = 0, T23,z = 0, T13,1 + T23,2 + T33,z = 0, (7.14) e derivando (7.14)3 rispetto a z ed per le (7.14)1,2 otteniamo: T33,zz = 0 ; (7.15) per (7.14)1,2 le tensioni tangenziali sono indipendenti dalla coordinata assiale mentre la tensione normale vi dipende linearmente: T13 = T13 (x1 , x2 ) , T23 = T23 (x1 , x2 ) , T33 = A(x1 , x2 ) + zB(x1 , x2 ) . (7.16) Le condizioni al contorno sul mantello (7.10)2 divengono, per le (7.12) T13 n1 + T23 n2 = 0 , su M , mentre sulla base S0 abbiamo: Z Z Z −r0 = ( T13 )e1 + ( T23 )e2 + ( T33 )e3 , S S S (7.18) S Z Z Z −m0 = ( x2 T33 )e1 − ( x1 T33 )e2 + ( x1 T23 − x2 T13 )e3 . S (7.17) (7.19) S Definiamo caratteristiche della sollecitazione le componenti della risultante e del momento risultante nel riferimento {ek }: Z Tα = Tα3 , α = 1, 2 , Taglio S Z N = T33 , Forza normale (7.20) ZS Z M1 = x2 T33 , M2 = − x1 T33 , Momento flettente S ZS Mt = −x1 T23 + x2 T13 , Momento torcente , S 132 CAPITOLO 7. TRAVI II: IL PROBLEMA DI SAINT VENANT per modo che le risultanti possano essere riscritte come: 7.3.3 −r0 = T1 e1 + T2 e2 + N e3 , −m0 = M1 e1 + M2 e2 + Mt e3 . (7.21) Lo stato di deformazione Per effetto delle (7.12) la relazione costitutiva (7.3) appare, in termini delle componenti del tensore di deformazione: E11 E22 E33 E12 E13 E23 ν T33 , E ν = − E33 , E 1 = T33 , E = 0, 1 T13 , = 2G 1 = T23 . 2G = − (7.22) Utilizzando (7.22)3 in (7.22)1,2 e per effetto delle (7.16) otteniamo la rappresentazione del tensore di deformazione per il solido di Saint Venant: E11 = E33 = ν E33 , E 0 A (x1 , x2 ) + zB 0 (x1 , x2 ) , E12 = 0, E13 = E13 (x1 , x2 ) , E23 = E23 (x1 , x2 ) , E22 = − (7.23) ovvero le dilatazioni longitudinali sono funzioni lineari della coordinata assiale, quelle trasversali dipendono mediante il modulo di Poisson dalla dilatazione longitudinale, mentre gli scorrimenti tra la sezione retta e l’asse sono indipendenti dalla coordinata assiale e la sezione retta non subisce scorrimenti nel suo piano. 7.3.4 Le equazioni di compatibilit´ a Le equazioni di compatibilit´a (2.88), che hanno la rappresentazione in termini delle componenti del tensore di deformazione (2.90), si riducono per effetto delle (7.23) alle: E33 ,11 = E33 ,22 = E33 ,12 = 0 , −νE33 ,23 +E23 ,11 −E13 ,12 = 0 , −νE33 ,13 +E13 ,22 −E23 ,12 = 0 . (7.24) 7.3. SOLUZIONE 133 Le (7.24)1,2,3 richiedono che separatamente le due funzioni A0 (x1 , x2 ) e B (x1 , x2 ) verifichino: 0 A,0αβ = 0 , B,0αβ = 0 , α, β = 1, 2 , ovvero che la dilatazione longitudinale sia una funzione lineare delle coordinate della sezione E33 (x1 , x2 , z) = a0 + a1 x1 + a2 x2 + z(b0 + b1 x1 + b2 x2 ) , (7.25) che dipende da 6 costanti (a0 , a1 , a2 , b0 , b1 , b2 ). Mediante le (7.25) possiamo riscrivere le (7.24)4,5 come: (E23 ,1 −E13 ,2 ),1 = νb2 , (7.26) (E23 ,1 −E13 ,2 ),2 = −νb1 , e facilmente integrarle per ottenere: E23 ,1 −E13 ,2 = k + ν(b2 x1 − b1 x2 ) , k = costante . (7.27) Osserviamo adesso che, dato un vettore v = vα (x1 , x2 )eα si ha curl v = (v2 ,1 −v1 ,2 )e3 ; se adesso consideriamo l’equazione differenziale curl v = k + k1 x1 + k2 x2 , la sua soluzione sar´ a: k e × x − (k1 x2 − k2 x1 )x , 2 con f : S → R una funzione arbitraria. Ponendo ora: v = ∇f + v1 = E13 , v2 = E23 , k = 2c , k1 = νb1 , (7.28) k2 = νb2 dalla (7.28) otteniamo l’espressione degli scorrimenti E13 (x1 , x2 ) = f,1 (x1 , x2 ) − cx2 − ν(b2 x21 + b1 x2 x1 ) , (7.29) E23 (x1 , x2 ) = f,2 (x1 , x2 ) + cx1 − ν(b2 x1 x2 + b1 x22 ) , che dipendono oltre che dalle gi´ a introdotte costanti b1 e b2 anche dalla nuova costante c e dalla funzione incognita f = f (x1 , x2 ) detta funzione di ingobbamento. Lo stato di deformazione del problema di Saint Venant ´e perci´o totalmente determinato se ´e noto il valore delle 7 costanti (a0 , a1 , a2 , b0 , b1 , b2 , c) ed ´e nota la funzione di ingobbamento f = f (x1 , x2 ): E13 (x1 , x2 ) = f,1 (x1 , x2 ) − cx2 − ν(b2 x21 + b1 x2 x1 ) , E23 (x1 , x2 ) = f,2 (x1 , x2 ) + cx1 − ν(b2 x1 x2 + b1 x22 ) , E33 (x1 , x2 , z) = a0 + a1 x1 + a2 x2 + z(b0 + b1 x1 + b2 x2 ) , E11 = E22 = −νE33 , E12 = 0 . (7.30) 134 CAPITOLO 7. TRAVI II: IL PROBLEMA DI SAINT VENANT 7.3.5 La determinazione delle costanti Per determinare le costanti disponiamo delle definizioni delle caratteristiche di sollecitazione una volta che le componenti del tensore degli sforzi sono espresse rappresentando le (7.22) in termini delle deformazioni (7.30). Iniziamo dalla forza normale N; sulla sezione S0 corrispondente a z = 0 avremo: Z Z N= T33 = E(a0 + a1 x1 + a2 x2 ) = EAa0 + a1 Ec1 + a2 Ec2 , (7.31) S S dove A ´e l’area e c1 , c2 sono i momenti statici (A.3) della sezione retta S. Scegliendo l’origine O del sistema di riferimento coincidente con il baricentro G della sezione abbiamo che per la (A.5) c1 = c2 = 0 e di conseguenza: N = EAa0 ; (7.32) poich´e la rigidezza estensionale EA > 0 allora: a0 = N . EA (7.33) Osserviamo che la forza normale nella sezione z = L risulta invece N = EA(a0 + Lb0 ) , e di conseguenza per la (7.8)1 b0 = 0 . Alla medesima maniera otteniamo i momenti flettenti sulla sezione di ascissa z = 0: R M1 = E S x2 (a0 + a1 x1 + a2 x2 ) = −EJ12 a1 + EJ11 a2 , (7.34) M2 = −E R S x1 (a0 + a1 x1 + a2 x2 ) = −EJ22 a1 + EJ12 a2 , dove le componenti Jαβ del tensore di inerzia JG sono definite mediante le (A.8): per la definita positivit´a del tensore di inerzia le (7.34) sono invertibili e forniscono: a1 = −J11 M2 + J12 M1 2 ) , E(J11 J22 − J12 a2 = J22 M1 − J12 M2 2 ) . E(J11 J22 − J12 (7.35) Se scegliamo il sistema di riferimento coincidente con le direzioni principali del tensore di inerzia J, le (7.35) si riducono alle: a1 = − M2 , EJ2 a2 = M1 , EJ1 con le quantit´ a EJ1 > 0 ed EJ2 > 0 dette rigidezze flessionali. (7.36) 7.3. SOLUZIONE 135 Per quanto riguarda i tagli, osserviamo preliminarmente che per la (7.8)2 M1 (L) − M1 (0) = LT2 , M2 (L) − M2 (0) = −LT1 , (7.37) con: M1 (L) − M1 (0) = E R M2 (L) − M2 (0) = −E S x2 (b1 x1 + b2 x2 ), , R S x1 (b1 x1 + b2 x2 ) , da cui, nel riferimento principale, otteniamo T1 , EJ2 b1 = b2 = T2 . EJ1 (7.38) Mediante le (7.33), (7.36) e (7.38) la dilatazione longitudinale (7.25) dipende dalla forza normale, dai momenti flettenti e dai tagli e la corrispondente tensione normale ´e data dalla: T33 = N M2 − zT1 M1 + zT2 − x1 + x2 . A J2 J1 (7.39) Per determinare c, l’ultima costante incognita, procediamo preliminarmente a normalizzare la funzione di ingobbamento f (x1 , x2 ) rispetto alle costanti b1 , b2 e c: f (x1 , x2 ) = cϕ(x1 , x2 ) + b1 φ1 (x1 , x2 ) + b2 φ2 (x1 , x2 ) ; per modo che f sia una combinazione lineare delle tre funzioni ϕ ingobbamento torsionale, φ1 e φ2 ingobbamenti da taglio . In presenza del solo momento torcente, quindi con a0 = a1 = a2 = b1 = b2 = 0, le tensioni tangenziali risultano, per le (7.29) e le (7.22)5,6 T13 = 2Gc(ϕ,1 −x2 ) , T23 = 2Gc(ϕ,2 +x1 ) , (7.40) e di conseguenza, per la definizione data di momento torcente, abbiamo: Z Mt = 2Gc x21 + x22 − x1 ϕ,2 +x2 ϕ,1 . (7.41) S L’integrale che appare nella (7.41) definisce il momento polare ridotto J0∗ : Z J0∗ = J0 − x1 ϕ,2 −x2 ϕ,1 , J0 = tr J , (7.42) S che dopo alcuni passaggi pu´ o essere riscritto come Z J0∗ = J0 − k∇ϕk2 ; (7.43) S ´e opportuno osservare che per effetto della funzione di ingobbamento torsionale si abbia J0∗ ≤ J0 , l’eguaglianza valendo solo per funzioni tali che ϕ(x1 , x2 ) = const. . 136 CAPITOLO 7. TRAVI II: IL PROBLEMA DI SAINT VENANT In tal modo per la (7.41) e la (7.43) la costante c ´e: c= Mt . 2GJ0∗ (7.44) Le tensioni tangenziali, che dipendono sia dal taglio che dal momento torcente mediante le (7.38) e (7.44) sono allora date dalle: T13 = ν Mt T2 T1 (ϕ,1 −x2 ) − ( (φ2 ,1 +x21 ) − (φ1 ,1 +x2 x1 )) , J0∗ 1 + ν J1 J2 (7.45) T23 = Mt ν T2 T1 (ϕ,2 +x1 ) − ( (φ2 ,2 +x2 x1 ) − (φ1 ,2 +x22 )) . J0∗ 1 + ν J1 J2 Lo stato di tensione e deformazione nel cilindro B ´e quindi totalmente determinato a partire dalle componenti di r0 ed m0 mediante le (7.39), le (7.45) e le (7.30), una volta che sono determinate le tre funzioni di ingobbamento ϕ = ϕ(x1 , x2 ), φ1 = φ1 (x1 , x2 ) e φ2 = φ2 (x1 , x2 ). 7.3.6 La determinazione delle funzioni di ingobbamento Per determinare le funzioni di ingobbamento disponiamo ancora della equazione di bilancio (7.14)3 e della condizione al contorno (7.17), che per le (7.16) sono indipendenti dalla coordinata assiale z e sono quindi definite sulla sezione retta generica S e sulla sua frontiera: T13,1 + T23,2 + T33,z = 0 , T13 n1 + T23 n2 = 0 , in S , (7.46) su ∂S . Esaminiamo il caso della torsione, con b1 = b2 = 0 e quindi con T33 = 0: la (7.46) si riduce alla T13,1 + T23,2 = 0 , T13 n1 + T23 n2 = 0 , in S , (7.47) su ∂S . e per mezzo delle (7.40) dalla (7.47)1 si arriva alla equazione di campo: ∆ϕ = ϕ,11 +ϕ,22 = 0 mentre dalla (7.47)2 si arriva alle condizioni al contorno che identificano un problema di Neumann per la funzione ϕ(x1 , x2 ): ∆ϕ = 0 , ∂n ϕ = t · x , in S , (7.48) su ∂S , con ∂n ϕ = ∇ϕ · n la derivata normale di ϕ e t = e3 × n il vettore tangente a ∂S. Osserviamo come la soluzione del problema non dipenda dai moduli elastici del materiale: una soluzione di questo tipo viene chiamata soluzione universale. Un risultato simile si ottiene per le funzioni di ingobbamento del taglio come vedremo nei dettagli al successivo Capitolo 8. 7.3. SOLUZIONE 7.3.7 137 Il campo di spostamenti Mediante le equazioni di congruenza (2.82)1 , per integrazione diretta a partire dalle (7.30), o mediante la (2.91) possiamo pervenire alla rappresentazione esplicita delle componenti del campo di spostamento in funzione delle costanti e delle funzioni di ingobbamento: u1 (x) = − u2 (x) = − u3 (x) = + 7.3.8 1 −ν(x1 a0 − x1 x2 a2 ) − (ν(x21 − x22 ) + z 2 )a1 + x2 zc 2 z3 b1 , 6 1 −ν(x2 a0 − x2 x1 a1 ) − (ν(x22 − x21 ) + z 2 )a2 − x1 zc 2 z3 b1 , 6 z(a0 + x1 a1 + x2 a2 ) + φ1 (x)b1 + φ2 (x)b2 + ψ(x)c z2 (b1 x1 + b2 x2 ) . 2 (7.49) Le tensioni principali Lo stato di sforzo nel problema di Saint Venant ´e caratterizzato dal tensore degli sforzi (7.13). Determiniano le tensioni principali (σ1 , σ2 , σ3 ) mediante la (1.58); essendo ι1 (T) = T33 , ι2 (T) 2 2 = T13 + T23 , ι3 (T) = (7.50) 0. la (1.58) si riduce alla: det(T − σI) = σ(σ 2 − σι1 (T) + ι2 (T)) = 0 , (7.51) e di conseguenza: σ1,2 T33 1 = ± 2 2 q 2 + 4(T 2 + T 2 ) , T33 13 23 σ3 = 0 ; (7.52) lo stato di tensione del problema di Saint Venant ´e in generale uno stato di tensione biassiale. Nei casi di sollecitazione di Forza Normale e Momento Flettente lo stato di tensione diviene monoassiale con σ1 = T33 , σ2 = σ3 = 0 , (7.53) mentre nel caso di sollecitazione di Torsione lo stato rimane biassiale con q 2 + T2 , σ1 = −σ2 = T13 σ3 = 0 . (7.54) 23 138 CAPITOLO 7. TRAVI II: IL PROBLEMA DI SAINT VENANT Mediante la rappresentazione di Mohr, si ha che nei casi di forza normale e momento flettente su piani inclinati di π/4 rispetto all’asse si ha la tensione tangenziale massima: T33 τmax = ; 2 Nel caso di torsione, sui medesimi piani si hanno trazioni e compressioni dati dalle (7.54). τmax σ2 = 0 σ1 = T33 σ2 = −σ1 σ1 Fig. 7. 2 Cerchi di Mohr per (N , M ) ed Mt Gli autovettori uk associati agli autovalori σk , k = 1, 2, 3 sono infine: u1 = u2 = u3 = 1 p (T13 e1 + T23 e2 + σ1 e3 ) , 2 2 + T2 σ1 + T13 23 1 p (T13 e1 + T23 e2 + σ2 e3 ) , 2 2 + T2 σ2 + T13 23 1 p (−T23 e1 + T13 e2 ) . 2 2 T13 + T23 (7.55) Capitolo 8 Il problema di Saint Venant: casi di sollecitazione 8.1 Forza Normale Nella sollecitazione di Forza Normale, l’unica componente non nulla delle risultanti ´e N . In tal caso le uniche componenti di sforzo e deformazione non nulle sono: N N N T33 = , E33 = , E11 = E22 = −ν , (8.1) A EA EA e, se il modulo di Poisson ´e positivo (ν > 0), la sezione subisce una contrazione uniforme per N > 0 ed una dilatazione uniforme per N < 0, viceversa nel caso ν < 0. N > 0,ν > 0 N < 0,ν > 0 Il corrispondente campo di spostamento ´e, a meno di un moto rigido: N u1 (x , z) = −ν x1 , EA N u2 (x , z) = −ν x2 , (8.2) EA N u3 (x , z) = z. EA 139 140 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE Osservazione 20 Materiali a modulo di Poisson negativo I materiali a modulo di Poisson negativo sono detti Auxetici ed esibiscono un comportamento poco comune, quello di contrarsi se compressi e dilatarsi se tesi. Il fenomeno pu´ o essere facilmente descritto dalla deformazione del cosiddetto esagono auxetico: 6 E E E E E E E E E E E E E E L L L L L L L L L L L L ? S S S S S S S S S S 6 ? Fig. 8.1 - Esagono auxetico Tra i materiali auxetici, oltre a molti materiali polimerici di sintesi, tra cui il Kevlar, il Gore-Tex ed alcune schiume, abbiamo alcune rocce e minerali, tessuti ossei viventi e la carta. Il sughero ha invece un modulo di Poisson prossimo a zero. 8.2 Flessione Le caratteristiche di sollecitazione sono i due momenti flettenti M1 ed M2 (osserviamo che in inglese tale sollecitazione ´e chiamata bending, indicando con flexure il caso che noi denominiamo di flessione e taglio). Nel riferimento principale l’unica componente di tensione non nulla ´e data dalla: T33 = − M2 M1 x1 + x2 ; J2 J1 (8.3) cui sono associate le componenti di deformazione: E33 E11 = E22 M2 M1 x1 + x2 , EJ2 EJ2 M2 M1 = −ν(− x1 + x2 ) . EJ2 EJ1 = − (8.4) 8.2. FLESSIONE 141 Il campo di spostamenti associato alla flessione ´e: M1 1 M2 + (ν(x21 − x22 ) + z 2 ) , EJ1 2 EJ2 M2 1 M1 u2 (x , x) = −νx2 x1 − (ν(x22 − x21 ) + z 2 ) , EJ2 2 EJ1 M2 M1 u3 (x , z) = z(− x1 + x2 ) . EJ2 EJ1 u1 (x , z) = −νx1 x2 (8.5) Si definisce Asse Neutro il luogo dei punti per cui la tensione normale ´e nulla, ovvero tale che: M1 M2 x1 + x2 = 0 , − J2 J1 da cui l’equazione dell’asse neutro n, retta passante per l’origine e di coefficiente angolare m = tan β: n ≡ {(x1 , x2 )| x2 = mx1 , m = tan β = M2 J1 }. M1 J2 (8.6) Si definisce inoltre Asse di sollecitazione la traccia sul piano della sezione retta del piano ortogonale al vettore momento flettente (M1 , M2 ),povvero il piano nel quale agiscono le forze aventi coppia totale di modulo M = M12 + M22 . L’asse di sollecitazione s ´e anch’essa una retta per l’origine di coefficiente angolare p = cot α: M1 s ≡ {(x1 , x2 )| x2 = −px1 , p = tan α = }. (8.7) M2 H s HHH β M1H HO H x1 HHH HH α H H ? M M2 n S x2 Fig. 8.2 - Asse neutro ed asse di sollecitazione 142 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE Dalla (8.6) e dalla (8.7) si ha la relazione tra l’asse neutro n e l’asse di sollecitazione s che mostra come i due assi siano in genere non ortogonali, l’ortogonalit´ a avendosi nel caso la sezione S possieda la cosidetta simmetria polare ovvero J1 = J2 : J1 tan β tan α = ; (8.8) J2 questa relazione viene detta, per la (A.28) relazione di coniugio, in quanto l’asse di sollecitazione e l’asse neutro sono coniugati rispetto a JG . Se indichiamo con (n , s) le coordinate di un punto della sezione S nel sistema di riferimento obliquo (A.27) formato dall’asse neutro e dall’asse di sollecitazione, abbiamo che: x2 = n sin β − s sin α , x1 = n cos β + s cos α , da cui: J1 = Js sin2 β + Jn sin2 α , dove: Z J2 = Js cos2 β + Jn cos2 α, , Z 2 Jn = s , Js = S (8.9) ns2 , S ed essendo Z Jns = − ns = 0 , S per la (A.26). Poich´e inoltre J12 = 0, abbiamo che: Js sin β cos β − Jn sin α cos α = 0 , (8.10) che fornisce la relazione tra i momenti principali Js e Jn nel riferimento obliquo (n , s). Ricordando infine che M1 = M sin α , M2 = M cos α , per sostituzione nella (8.3), si arriva dopo alcuni passaggi all’espressione mononia: M s, (8.11) T33 = Jn che consente di valutare la tensione normale nella direzione dell’asse di sollecitazione. Esempio 19 : Sezione rettangolare Se consideriamo la sezione rettangolare di dimensioni h > b, sollecitata da un momento con M1 = M2 ovvero con α = π/4, poich´e: J1 = bh3 , 12 J2 = hb3 , 12 dalla relazione di coniugio (8.8) si ha: tan β = h2 > 1, b2 β> π . 4 8.2. FLESSIONE n b A00 143 @ s@ @ @ @ @ β M1 @ max @ +T33 h @ x1 @ + @ @ PP PP @ M α ?M2 @ PP @ @ PP P @PP @ @ PPP @ @ PP 0 @ PP A − @ max @ −T33 @ x @ 2 Fig. 8.3 - Flessione deviata - Sezione rettangolare Poich´e abbiamo sin β = √ h2 , h4 + b4 cos β = √ b2 , h4 + b4 dalla (8.10) ricaviamo Js in funzione di Jn : Js = Jn cos β sin β b2 h2 = 2Jn 4 , cos α sin α b + h4 e dalla (8.9) la relazione tra Jn e J2 : √ (b4 + h4 ) b4 + h4 bh3 √ Jn = . 6 4b2 h4 + 2(b4 + h4 ) b4 + h4 Poich´e infine si ha: √ s = x1 cos α − x2 sin α = 2 (x1 − x2 ) , 2 si arriva all’espressione della tensione normale misurata nella direzione dell’asse di sollecitazione, che raggiunge i valori massimi nei due punti simmetrici rispetto al baricentro G, A0 ≡ (−b/2 , h/2) ed A00 ≡ (b/2 , −h/2): √ max = ± ±T33 2 M (h + b) . 4 Jn 144 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE Moduli di Resistenza Per la (8.3) i valori massimi della tensione normale si raggiungono ai lembi estremi della sezione. Detti pertanto (x01 , x001 ) ed (x02 , x002 ) tali valori lungo le due direzioni principali, definiamo i Moduli di resistenza J1 , x02 W10 = W100 = J1 , x002 W20 = J2 , x01 W200 = J2 , x001 (8.12) per modo che le tensioni ai lembi estremi possono scriversi come: 0 T33 =− M1 , W10 00 T33 = M1 , W100 M1 /W100 0 T33 = x01 M2 , W20 00 T33 =− M2 /W20 (8.13) x001 A A + A A A A ' A M1 A G M1 A x1 A & A A A ? A M2 A − A A M1 /W10 M2 . W200 x002 x02 x2 00 M2 /W2 − + M2 6 &% Fig. 8.4 - Flessione composta e moduli di resistenza Se la sezione possiede un’asse di simmetria, ad esempio x1 = 0, allora: W10 = W100 = W1 , T33 = ± M1 , W1 0 T33 = M2 , W20 00 T33 =− M2 ; W200 Se infine la sezione possiede 2 assi di simmetria si ha W10 = W100 = W1 , W20 = W200 = W2 , e le tensioni normali massime e minime sono date dalla: M1 M2 T33 = ±( ± ). W1 W2 (8.14) 8.2. FLESSIONE 145 Nel caso di una sezione rettangolare le tensioni massime e minime sono raggiunte ai vertici del rettangolo e si ha: W1 = 8.2.1 bh2 , 6 hb2 . 6 W2 = (8.15) Flessione Semplice Se uno dei momenti flettenti ´e nullo, ad esempio M2 = 0 si parla di flessione semplice. In tal caso l’asse neutro n ≡ {x2 = 0} ´e ortogonale all’asse di sollecitazione s ≡ {x1 = 0} e si ha: max T33 =± M1 6M1 =± 2 . W1 bh (8.16) Gli spostamenti dell’asse avente coordinate (0 , 0 , z) sono dati, mediante le (8.5) dalle: u1 = u3 = 0 , u2 = − M1 2 z , 2EJ1 (8.17) l’asse subisce quindi uno spostamento nel piano di sollecitazione con curvatura costante e raggio: κ= M1 1 = . R EJ1 Nel piano della sezione, le porzioni di sezione tese subiranno, se ν > 0 una contrazione, mentre quelle compresse subiranno una dilatazione, invertendosi i ruoli per materiali auxetici. Nel caso della sezione rettangolare S0 con z = 0 i punti del contorno subiranno gli spostamenti nel piano: h2 M1 − x21 ) , 4 2EJ1 h x2 = ± , 2 − b2 M 1 ) , 4 2EJ1 b x1 = ± , 2 − u1 = ∓νhx1 M1 , 2EJ1 u2 = −ν( u1 = ∓νbx2 M1 , 2EJ1 u2 = −ν(x22 − b b ≤ x1 ≤ ; 2 2 h h ≤ x2 ≤ . 2 2 146 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE E33 = M1 /EW1 A A + A A A A ' A A M1 A A & A A A A A − A A x1 E33 = −M1 /EW1 x2 Fig. 8.5 - Deformazioni della sezione nella flessione semplice (ν > 0) 8.3 Forza Normale eccentrica Se sulla sezione agiscono contemporaneamente le caratteristiche di sollecitazione N , M1 ed M2 , possiamo individuare un punto C − G = xc = e1 e1 + e2 e2 detto centro di pressione tale che xc × N e3 = M1 e1 + M2 e2 , (8.18) per modo che le componenti (e1 , e2 ) dette eccentricit´ a siano date dalle: e1 = − M2 , N e2 = M1 , N (8.19) per modo che le caratteristiche (N , M1 , M2 ) siano equivalenti alla sola forza normale N applicata nel centro di pressione. La tensione normale ´e data dalla T33 = N M2 M1 − x1 + x2 , A J2 J1 (8.20) e pertanto l’asse neutro non passer´a per il baricentro, ma avr´a equazione: − e1 e2 x1 − 2 x2 = 1 , ρ21 ρ2 (8.21) 8.3. FORZA NORMALE ECCENTRICA 147 dove si ´e fatto uso della definizione (A.25) di raggi di inerzia. Nella (8.21) ´e immediato riconoscere la relazione polo-antipolare (A.31) essendo il centro di pressione il polo e l’asse neutro l’antipolare. Per quanto osservato nell’Appendice A, se il centro di pressione C ´e interno al nocciolo centrale di inerzia N , l’asse neutro ´e esterno alla sezione e tutta la sezione sar´ a interamente tesa o compressa: viceversa se il centro di pressione C ´e esterno al nocciolo l’asse neutro taglier´a la sezione che si dice in questo caso parzializzata essendo in parte tesa ed in parte compressa. A centri di pressione C che giacciono sulla frontiera ∂N del nocciolo sono associati assi neutri tangenti e non secanti la sezione. Le tensioni estreme ai lembi della sezione possono essere ancora determinate mediante i moduli di resistenza: M1 N − 0, A W1 M2 N + 0, = A W2 N M1 + 00 , A W1 M2 N − 00 , = A W2 0 T33 = 00 T33 = 0 T33 00 T33 (8.22) che per la sezione rettangolare si riducono alla: T33 = ± N M1 M2 ±( ± ). A W1 W2 (8.23) Esempio 20 Sezione rettangolare Nella sezione rettangolare sollecitata da N ed M1 possiamo determinare direttamente il nocciolo di inerzia mediante la: T33 = M1 6e2 N N ± ); = (1 ± A W1 A h (8.24) la condizione che l’asse neutro sia tangente alla sezione fornisce pertanto: h T33 = 0 , ⇒ e2 = ± , 6 (8.25) per cui se il centro di pressione della forza normale N ´e interno al segmento (0 , −h/6 ≤ x2 ≤ h/6) la sezione non ´e parzializzata. Il segmento di lunghezza h/3 ´e detto terzo medio. Ripetendo la medesima procedura per N ed M2 , determiniamo il segmento (−b/6 ≤ x1 ≤ b/6 , 0) e riotteniamo il nocciolo centrale di inerzia dell’Esempio 34 dell’Appendice A. Sezione rettangolare non resistente a trazione Se la sezione rettangolare dell’esempio precedente, sollecitata da N ed M1 , ´e formata da un materiale non resistente a trazione (T33 ≤ 0) ed |e2 | > h/6, nella porzione di sezione tesa si ha T33 = 0. Le caratteristiche di sollecitazione sono quindi assorbite dalla parte di sezione compressa. 148 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE b T33 u C 3u e2 h G x1 N x2 Fig. 8.6 - Sezione rettangolare non resistente a trazione La distribuzione di tensioni ´e lineare e l’asse neutro avr´a distanza 3u dal lembo compresso, con h u = − e2 , 2 la distanza tra il centro di pressione C ed il lembo compresso della sezione. In tal modo l’equilibrio dei momenti ´e assicurato poich´e la forza normale N ´e applicata nel baricentro della distribuzione lineare di tensioni. Per l’equilibrio delle forze quindi: 1 N = 3ubT33 , (8.26) 2 da cui la tensione massima sulla sezione parzializzata: T33 = 8.4 8.4.1 2N . 3ub (8.27) Flessione e Taglio La trattazione rigorosa: cenni In presenza di azioni di taglio T1 e T2 sulla base z = 0, per le (7.37) avremo ad esse associate i momenti flettenti: M1 (z) = −zT2 , M2 (z) = zT1 ; (8.28) 8.4. FLESSIONE E TAGLIO 149 lo stato di tensione ´e dato dalle: ν T2 T1 T13 = − ( (φ2 ,1 +x21 ) − (φ1 ,1 +x2 x1 )) , 1 + ν J1 J2 ν T2 T1 T23 = − ( (φ2 ,2 +x2 x1 ) − (φ1 ,2 +x22 )) . 1 + ν J1 J2 T1 T2 T33 = z(x1 − x2 ) , J2 J1 (8.29) e gli spostamenti associati al corrispondente di campo di deformazione sono: u1 (x , z) = u2 (x , z) = u3 (x , z) = T1 3 z 6EJ2 T2 3 − z , 6EJ1 z 2 x1 T1 z 2 x2 T2 ) ) (φ1 (x) + + (φ2 (x) + . 2 6EJ2 2 6EJ1 − (8.30) La trattazione rigorosa della sollecitazione di flessione e taglio viene svolta determinando le due funzioni di ingobbamento φ1 e φ2 associate alle sollecitazioni di taglio T1 e T2 rispettivamente mediante le: ∆φ1 ∂n φ1 ∆φ2 ∂n φ2 1 − 2ν x1 , in S ν = −x2 (n · x) , su ∂S , = (8.31) 1 − 2ν x2 , in S , ν = −x1 (n · x) , su ∂S ; = (8.32) introducendo le due funzioni: 1 − 2ν 3 xα , φ¯α = φα − 6ν otteniamo un problema di Neumann per l’equazione di Laplace omogenea come nel caso della torsione: ∆φ¯1 = ∂n φ¯1 = −x2 (n · x) − ∆φ¯2 = ∂n φ¯2 1 − 2ν 2 = −x1 (n · x) − x2 n2 , ν 0, 0, in S (8.33) 1 − 2ν 2 x1 n1 , ν su ∂S , in S , (8.34) su ∂S . ´ immediato osservare come anche nel caso della sezione circolare i termini E sulla frontiera non si annullino: di conseguenza la soluzione esatta in termini delle funzioni di ingobbamento ´e analiticamente impegnativa. A questo approccio si preferisce invece la seguente soluzione approssimata basata sulle sole equazioni ˘ di equilibrio e ricavata nel 1842 da Jourawsky (grafia russa: Zuravskij). 150 8.4.2 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE La formula di Jourawsky Consideriamo ad esempio la sollecitazione di taglio T2 cui ´e associato un momento flettente M1 = T2 (L − z). Sezionando il cilindro B ´e con un piano π di normale m = mα eα , per le ipotesi di Clebsch la tensione sar´a: t(m) = Tm3 e3 , Tm3 = T13 m1 + T23 m2 . (8.35) Se indichiamo con cr ≡ S ∩ π il segmento intersezione tra il piano π e la sezione retta, di lunghezza br , su di esso stante la simmetria di T agir´a la tensione t(e3 ) = T3m m. Per la (7.14)3 e la (7.39) si ha: T2 x2 = 0 ; J1 T13,1 + T23,2 − (8.36) se indichiamo con Sr una delle due porzioni in cui la sezione ´e divisa dal segmento r, consideriamo: Z T2 T13,1 + T23,2 − x2 = 0 , (8.37) J1 Sr che per le (1.99)2 diviene: Z T13 m1 + T23 m2 − ∂Sr dove T2 Sr = 0 , J1 Z Sr = x2 . Sr @@ @ @ n @ @@@ @ I @ c r @ @ @ @ Sr @@ @ @ @ br A m @ AU A A O x1 AU T¯3m T2 ? S x2 (8.38) 8.4. FLESSIONE E TAGLIO 151 Fig. 8.7 - La formula di Jourawsky indica il momento statico rispetto all’origine o della porzione Sr della sezione retta. Poich´e la frontiera ∂Sr ´e formata da due parti, il segmento cr e la porzione coincidente con ∂S sulla quale per le (7.17) la tensione ´e nulla, arriviamo alla Z T2 Sr , J1 T3m = cr (8.39) che ´e una formula esatta, semplicemente equilibrata, che consente di valutare la risultante delle tensioni Tm3 = T3m sulla corda cr . Applicando il teorema del valor medio al primo membro: T¯3m br = Z T3m , (8.40) cr si arriva alla relazione che consente di valutare la tensione tangenziale media sulla corda cr di normale m: T2 Sr T¯3m = , J 1 br (8.41) detta formula di Jourawsky. Esempio 21 : Sezione rettangolare Consideriamo la sezione rettangolare S ≡ {(x1 , x2 )| − b h h b ≤ x1 ≤ , − ≤ x2 ≤ } , 2 2 2 2 sollecitata da una azione di taglio T2 . Le caratteristiche geometriche della sezione sono: A = bh , J1 = bh3 . 12 Per determinare le T¯23 consideriamo corde parallele alla direzione di x1 con br = b: in questo caso quindi l’andamento della tensione tangenziale lungo x2 sar´ a determinato dal momento statico Sr (x2 ): Sr (x2 ) = b h h b h ( − x2 )( + x2 ) = (( )2 − x22 ) ; 2 2 2 2 2 152 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE b Sr T¯23 br h m ? O max T¯23 x1 T2 ? S x2 Fig. 8.8 - La formula di Jourawsky per sezioni rettangolari pertanto, ricordando l’espressione di J1 e di A: 6T2 h 3 T2 2x2 2 T2 Sr (x2 ) = 3 (( )2 − x22 ) = (1 − ( ) ). T¯23 = J1 b bh 2 2A h (8.42) L’andamento ´e parabolico, la tensione ´e nulla per x2 = ± h2 ed il valore della tensione tangenziale (media) massima si ha sulla corda baricentrica per x2 = 0: 3 T2 max T¯23 = . 2A (8.43) Per determinare le T¯13 consideriamo corde parallele alla direzione di x2 con br = h: poich´e in questo caso Sr (x1 ) = 0, si ha che le tensioni tangenziali medie sulle corde parallele alla direzione x2 sono nulle: T¯13 = 0 . Esempio 22 : Sezione a doppio T Nella sezione a doppio T le due porzioni superiori sono dette ali ed hanno spessore e, mentre la parte verticale ´e detta anima ed ha spessore a. Quando la sezione ´e sollecitata da una azione di taglio T2 , per determinare le tensioni T¯23 consideriamo corde parallele alla direzione di x1 : quando queste corde tagliano l’ala si ha il medesimo andamento parabolico della sezione rettangolare ed il valore prima dell’attaccatura tra l’anima e l’ala ´e, essendo br = b ed avendo 8.4. FLESSIONE E TAGLIO 153 indicato con Srala il momento statico dell’ala: T2 e(h + e) T2 Srala 0 = ; T¯23 = J1 b J1 2 la tensione subisce un salto non appena la corda taglia l’anima, poich´e si ha br = a < b, con valore: T2 Srala T2 e(h + e) b b 0 00 T¯23 = = = T¯23 . J1 a J1 2 a a Successivamente la tensione ha un’andamento parabolico sino al valore massimo raggiunto per la corda baricentrica per la quale il momento statico Sr∗ ´e relativo a met´ a sezione: T2 Sr∗ T2 b h2 max T¯23 = = (2e2 + ) . J1 a J1 2a 4 Per determinare le tensioni T¯13 consideriamo corde parallele alla direzione x2 con br = e. Poich´e la distanza tra il baricentro dell’ala e quello della sezione rimane costante, la tensione ha un’andamento lineare: T2 x1 (h + e) T2 ex1 (h + e) = , T¯13 = J1 2e J1 2 sino al valore massimo: T2 T2 (b − a)(h + e) max T¯13 = = . J1 J1 2 154 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE max T¯13 HH HH H HH HH b H 0 T¯23 00 T¯23 a- h max T¯23 x1 T2 e ? ? 6 T¯max 13 x2 Fig. 8.9 - La formula di Jourawsky per sezioni a doppio T Osservazione 21 : Una relazione approssimata per i profilati Dall’esempio precedente ´e immediato osservare come nelle sezioni a doppio T sia l’anima ad assorbire la maggior parte delle tensioni tangenziali. Si pu´o pertanto assumere una formula approssimata per valutare le tensioni tangenziali massime sulla corda baricentrica del tipo: T2 max T¯23 = , kAa Aa = ah0 (8.44) dove Aa = ah0 rappresenta l’area dell’anima, essendo h0 = h − 2e la sua altezza. Poich´e per la formula di Jourawsky: T2 Sr∗ max T¯23 = , J1 a otteniamo che: k= J1 ; Sr∗ h0 (8.45) (8.46) i valori del coefficiente adimensionale k per varie dimensioni dei profilati commerciali IPE ed HE B sono riportati nella tabella 8.1. In prima approssimazione 8.5. TORSIONE 155 possiamo ad esempio prendere i seguenti valori del coefficiente k: k u 0.95 , IPE ; k u 1.05 , HE . Tabella 8.1: Coefficiente k, profilati IPE: UNI 5398-64; HE B: UNI 5397-64 Profilato IPE 80 IPE 120 IPE 140 IPE 180 IPE 220 IPE 300 IPE 400 8.5 8.5.1 k 0.99 0.97 0.97 0.96 0.96 0.95 0.94 Profilato HE 100B HE 120B HE 140B HE 180B HE 220B HE 300B HE 400B k 1.05 1.06 1.06 1.04 1.04 1.03 1.01 Torsione Il problema di Neumann per la funzione di ingobbamento La soluzione del problema della torsione presentata nel Capitolo 7 fornisce le deformazioni di scorrimento: E13 = Mt (ϕ,1 +x2 ) , 2GJ0∗ E23 = Mt (ϕ,2 −x1 ) , 2GJ0∗ (8.47) Mt (ϕ,1 +x2 ) , J0∗ T23 = Mt (ϕ,2 −x1 ) , J0∗ (8.48) le tensioni tangenziali T13 = ed il campo di spostamento u1 (x , z) = u2 (x , z) = u3 (x , z) = Mt zx2 , 2GJ0∗ Mt − zx1 , 2GJ0∗ Mt ϕ(x) , 2GJ0∗ (8.49) con la funzione di ingobbamento x 7→ ϕ(x) soluzione del problema di Neumann per l’equazione di Laplace omogenea: ∆ϕ = 0 , ∂n ϕ = t · x , in S , su ∂S . (8.50) 156 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE Se definiamo il fattore di torsione q, dipendente tramite la funzione di ingobbamento dalla forma della sezione S: q= J0 ≥ 1, J0∗ (8.51) Mt ; 2GJ0 (8.52) possiamo scrivere la (7.44) come: c=q osserviamo che c ha le dimensioni (Lunghezza)−1 , per cui ponendo: Θ(z) = q Mt z, 2GJ0 ´e immediato verificare che le componenti di spostamento u1 ed u2 rappresentano una rotazione rigida di angolo Θ(z) intorno alla direzione e3 e che possiamo definire l’angolo unitario di torsione come: θ = Θ,3 = q Mt . 2GJ0 (8.53) Sezione circolare Se consideriamo la sezione circolare di raggio R S ≡ {(x1 , x2 )|x21 + x22 = R2 } , poich´e i punti della frontiera sono rappresentabili come x = Rn, si ha che la condizione al contorno diviene omogena, ovvero: in S , su ∂S , ∆ϕ = 0 , ∂n ϕ = 0 , (8.54) e pertanto si ha ϕ = costante. In questo caso q = 1 e lo spostamento nella direzione assiale ´e costante, con deformazioni di scorrimento e tensioni tangenziali date dalle: E13 = Mt x2 , 2GJ0 e dalle: T13 = E23 = − Mt x2 , J0 Mt x1 , 2GJ0 T23 = − J0 = Mt x1 . J0 πR4 , 2 (8.55) (8.56) Considerando un piano parallelo all’asse e passante per il centro di massa della sezione rette, avente normale m, la tensione tangenziale ´e Tm3 = T13 m1 + T23 m2 , 8.5. TORSIONE 157 ed essendo: m1 = p x2 x21 + x22 , m2 = p −x1 x21 + x22 , si arriva alla: q Mt r , r = x21 + x22 , J0 che raggiunge il valore massimo sulla frontiera dove r = R. Tm3 = (8.57) Sezione circolare cava Se la sezione circolare ´e cava, detto Re il raggio esterno ed Ri , Ri < Re il raggio interno, abbiamo che il raggio medio Rm e lo spessore δ sono dati dalle: Rm = Re + Ri , 2 δ = Re − Ri ; anche in questo caso, valendo le (8.50)2 anche sulla porzione di frontiera di raggio Ri la funzione di ingobbamento ´e costante, q = 1 ed il momento di inerzia polare ´e: π(Re4 − Ri4 ) J0 = , 2 che pu´ o essere riscritto in termini di raggio medio e spessore come J0 = 4 δ πRm δ 3 (4 −( ) ). 2 Rm Rm (8.58) La tensione tangenziale varia linearmente sullo spessore tra il valore minimo i e Tm3 ed il valore massimo Tm3 : i Tm3 = Mt δ (Rm − ) , J0 2 ovvero: Tm3 = e Tm3 = Mt (Rm + d) , J0 − Mt δ (Rm + ) , J0 2 δ δ ≤d≤ . 2 2 (8.59) (8.60) Sezione ellittica Per una sezione ellittica di semiassi a e b: S ≡ {(x1 , x2 )| x21 x22 + = 1} , a2 b2 detta f (x1 , x2 ) = 0 la sua rappresentazione implicita, abbiamo che i versori normale e tangente ad S sono: n = kf,α eα = 2k( x2 x1 e1 + 2 e2 ) , 2 a b t = 2k( x2 x1 e1 − 2 e2 ) , 2 b a con k scelto in modo che knk = 1. Ne segue che la (8.50) diviene: ϕ,1 x1 x2 1 1 + ϕ,2 2 = x1 x2 ( 2 − 2 ) ; 2 a b b a 158 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE Assumendo ϕ(x1 , x2 ) = Bx1 x2 (che verifica la (8.50)1 ) si arriva alla condizione: 1 1 1 1 B( 2 + 2 ) = 2 − 2 , b a b a da cui la funzione di ingobbamento a 2 − b2 x1 x2 . a 2 + b2 ϕ(x1 , x2 ) = (8.61) Poich´e per una sezione ellittica si ha: G J11 = π 3 a b, 4 G J22 = π 3 b a, 4 J0 = π ab(a2 + b2 ) , 4 ed essendo per la (7.42) e per la (8.61) il momento polare ridotto: G G J0∗ = J0 − (J11 − J22 ) π 4a2 b2 a2 − b2 = ab , a2 + b2 4 a2 + b2 per la definizione di q si arriva alla sua espressione per una sezione ellittica: q=( a2 + b2 2 ) . 2ab (8.62) Sezione rettangolare Se consideriamo la sezione rettangolare S ≡ {(x1 , x2 )| − b b h h ≤ x1 ≤ , − ≤ x2 ≤ } , 2 2 2 2 le condizioni al contorno divengono: b ϕ,1 (± , x2 ) = x2 , 2 h ϕ,2 (x1 , ± ) = x1 . 2 (8.63) Il problema viene risolto introducendo la funzione: ϕ(x ¯ 1 , x2 ) = ϕ(x1 , x2 ) − x1 x2 che verifica la (8.50)1 e per modo che le condizioni al contorno (8.50)2 divengano: b ϕ, ¯ 1 (± , x2 ) = 0 , 2 h ϕ, ¯ 2 (x1 , ± ) = 2x1 , 2 ed adottando il metodo di separazione delle variabili: ϕ(x ¯ 1 , x2 ) = X(x1 )Y (x2 ) ; (8.64) 8.5. TORSIONE 159 la soluzione ´e: ϕ(x1 , x2 ) = x1 x2 − ∞ 32b2 X (−1)n sin(kn x1 ) sinh(kn x2 ) , 4π 3 n=0 (2n + 1)3 cosh(kn h2 ) (8.65) dove 2n + 1 π. b Per il calcolo del fattore di torsione q, osserviamo preliminarmente che il momento di inerzia polare della sezione rettangolare ´e: kn = J0 = hb3 bh 2 bh3 + = (b + h2 ) ; 12 12 12 mediante la (8.65) e la definizione di J0∗ si arriva alla: q=β h2 + b2 12b2 con il coefficiente β = 1, 141 per le sezioni quadrate con b = h e dato per n > 1 dalla relazione approssimata: βu 3n , n − 0, 63 n= h > 1. b Di conseguenza abbiamo: J0 n − 0, 63 3 = hb ; q 3n J0∗ = (8.66) che fornisce, ad esempio per le sezioni con n = 2: J0∗ = 0, 228hb3 , e per n = 10 J0∗ = 0, 312hb3 , mentre per n → ∞ si ha: J0∗ = 1 3 hb . 3 (8.67) Dalle (8.48) si ottiene l’espressione delle tensioni tangenziali: T13 (x1 , x2 ) = ∞ Mt 32b2 X (−1)n kn cos(kn x1 ) sinh(kn x2 ) (2x2 − ), J0∗ 4π 3 n=0 (2n + 1)3 cosh(kn h2 ) (8.68) T23 (x1 , x2 ) = − ∞ 2 X Mt 32b ( J0∗ 4π 3 n (−1) sin(kn x1 )kn cosh(kn x2 ) ); (2n + 1)3 cosh(kn h2 ) n=0 160 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE max T23 x2 T13 b T23 h x1 Fig. 8.10 - Sezione rettangolare il valore massimo delle tensioni tangenziali ´e dato da: max = T (± b , 0) . Tm3 23 2 (8.69) Per sezioni con h >> 10b la tensione tangenziale massima pu´o approssimarsi in: max = Tm3 Mt b , J0∗ 2 max = Tm3 3 Mt . 2 b2 h che valendo la (8.67) diviene: 8.5.2 (8.70) La soluzione di Prandtl La soluzione del problema della torsione in termini della funzione di ingobbamento ϕ = ϕ(x) ´e una soluzione equilibrata di un campo di deformazioni compatibile, ovvero una soluzione a l´ a Navier. Il problema pu´o evidentemente essere risolto mediante le equazioni di Beltrami-Michell, ovvero rendendo compatibile una soluzione equilibrata. Ricordiamo che, oltre alle equazioni di equilibrio (7.46), disponiamo delle relazioni costitutive: Eα3 = 1 Tα3 , 2G α = 1, 2 , (8.71) e della equazione di compatibilit´a: E23,1 − E13,2 = 2c . (8.72) Una soluzione delle (7.46)1 ´e T13 = ψ,2 , T23 = −ψ,1 ; (8.73) 8.5. TORSIONE 161 dove la funzione ψ = ψ(x1 , x2 ) ∈ C 2 (S) ´e detta funzione degli sforzi o funzione di Prandtl. Mediante le relazioni costitutive (8.71) e la equazione di compatibilit´ a (8.72) si arriva alla equazione di campo per la funzione di Prandtl: ∆ψ = −4Gc . (8.74) Dalle condizioni al contorno (7.46)2 , poich´e il vettore tangente alla frontiera ha componenti t = m2 e1 − m1 e2 , si ottiene che sulla frontiera: ∂t ψ = 0 , con ∂t ψ = ∇ψ · t la derivata tangente di ψ; essendo la frontiera S una curva chiusa, si ha necessariamente ψ = costante. Poich´e della funzione di Prandtl si utilizzano solo le derivate prime, possiamo porre nulla la costante ed arrivare al problema di Dini per il laplaciano di ψ: ∆ψ = −4Gc , ψ = 0, in S , (8.75) su ∂S . Osserviamo che dalla (7.20)6 e per le: Z Z Mt = −x1 ψ,1 −x2 ψ,2 = −(−x1 ψ),1 −(x2 ψ),2 +2ψ , S S che per la (1.99)2 e le condizioni al contorno (8.75)2 fornisce la relazione tra la funzione di Prandtl ed il momento torcente: Z Mt = 2 ψ(x1 , x2 ) . (8.76) S Dalle (8.73) e dalle (7.40) ´e immediato dedurre le relazioni tra i gradienti delle funzioni di ingobbamento e di Prandtl: −e3 × ∇ψ = 2cG(∇ϕ − e3 × x) , da cui ∇ψ = 2cG(x + e3 × ∇ϕ) , ∇ϕ = e3 × (x − 1 ∇ψ) . 2cG (8.77) Sezione circolare Nel caso di una sezione circolare di raggio R ´e facile mostrare che: ψ(x) = cG(x21 + x22 − R2 ) , da cui per le (8.73) e per la (7.44) riotteniamo: T13 = Mt x2 , J0 T23 = − Mt x1 . J0 (8.78) 162 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE Sezione triangolare equilatera Nel caso della sezione triangolare equilatera di lato a, la soluzione di Prandtl pu´ o essere costruita come prodotto delle equazioni delle rette che formano la frontiera ∂S. In tal modo la condizione al contorno viene automaticamente verificata. Poich´e infatti le tre rette che formano la frontiera sono: x1 = 0 , a x √1 + x2 − = 0 , 2 3 x a √1 − x2 − = 0 , 2 3 x2 A ≡ (0 , a2 ) Q Q Q Q Q S QQ Q √ C ≡ ( a 2 3 , 0) B ≡ (0 , − a2 ) x1 Fig. 8.11 - La sezione triangolare equilatera assumiamo la funzione di Prandtl: a x1 ψ(x1 , x2 ) = C(x1 x22 − x1 ( √ − )2 ) ; 3 2 dalla (8.75)1 si arriva a determinare il valore del parametro C: √ √ 3cG 3 Mt C=− = −q . a 2 aJ0 Le associate tensioni tangenziali, per la (8.73) sono: √ √ Mt 4a a2 3 Mt 2 x1 x2 , T23 = q (x2 − x21 + √ x1 − ) , T13 = −q 3 aJ0 2 aJ0 4 3 (8.79) ed il fattore di torsione q pu´o essere calcolato in: q= 8.5.3 5 . 3 La formula di Bredt Dall’analisi dello stato tensione per una sezione circolare cava di raggio medi Rm e spessore costante δ si ´e determinato che le tensioni variano linearmente con lo spessore ed hanno un valore medio lungo la circonferenza γ di raggio Rm 8.5. TORSIONE 163 dato dalla (8.60) valutata per d = 0. La trattazione che segue, dovuta a Bredt (1915), fornisce una relazione, basata unicamente sulle equazioni di equilibrio delle forze in direzione dell’asse e dei momenti torcenti, che permette una stima della tensione tangenziale media per sezioni chiuse in parete sottile. Consideriamo una curva chiusa (0 , s¯) 3 s 7→ γ(s) ∈ R2 , γ(0) = γ(¯ s), detta linea media e lo spessore (0 , s¯) 3 s 7→ δ(s) ∈ R, δ(0) = δ(¯ s). Definiamo la sezione retta cava come il prodotto cartesiano S ≡ γ × δ e diciamo che la sezione ´e in parete sottile se δmax << diam(S). BMB B t(s) B B δ(s) x1 G γ x2 Fig. 8.12 - Sezione S chiusa in parete sottile Definiamo inoltre la tangente alla curva γ in s ∈ 0 , s¯): t(s) = dγ , ds ktk = 1 . Per determinare le tensioni tangenziali, sezioniamo il cilindro B con un piano π parallelo all’asse, ovvero di normale m, m · e3 = 0. Su questo piano, la tensione ´e: Tm = (T13 m1 + T23 m2 )e3 = Tm3 e3 . (8.80) Poich´e N = 0, la risultante delle azioni nella direzione dell’asse ´e: Z Z Tm3 e3 + A1 Tm3 e3 = 0 ; A2 (8.81) 164 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE 6m H H YHH τ (s2 ) H H HHH H H δ(s2 ) HH H π HHH B H HHH H B HH H H j δ(s ) H τ (s1 ) H B τ (s2 ) 6 1 BBN H HH τ (s1 ) j e3 H γ HH HH H Fig. 8.13 - Equilibrio dei flussi delle tensioni tangenziali poich´e la Tm3 ´e indipendente dalla coordinata assiale z per le (7.14)1,2 ed essendo A1 = δ(s1 )L ed A2 = δ(s2 )L, definendo il flusso delle tensioni tangenziali sullo spessore δ: Z τ (s) = Tm3 e3 , (8.82) δ(s) dalla (8.81) si ha: τ (s1 ) = −τ (s2 ) . (8.83) Poich´e la (8.83) deve valere per ciascun piano π parallelo all’asse, ne consegue che: Z kτ (s)k = Tm3 = cost. . (8.84) δ(s) Per la simmetria del tensore degli sforzi Tm3 = T3m e di conseguenza nel piano della sezione retta il flusso delle tensioni tangenziali avr´a norma costante su ciascuna corda δ(s): osserviamo a questo punto che per le (7.17), le tensioni tangenziali saranno tangenti alla frontiera ∂S ed in generale, per la dipendenza di δ dalla coordinata curvilinea s non saranno dirette come la tangente t(s) alla linea media. Se assumiamo: dδ << 1 , ds ovvero assumiamo che lo spessore vari molto lentamente lungo la linea media, possiamo assumere che il flusso delle tensioni tangenziali nel piano della sezione retta sia diretto come la tangente alla linea media: Z τ (s) = ( Tm3 )t(s) . (8.85) δ(s) 8.5. TORSIONE 165 Dato un punto P (s) ∈ γ(s) ed un punto fisso O e detto: x(s) = P (s) − O , il vettore posizione di P , abbiamo che il momento del flusso delle tensioni tangenziali rispetto ad O ´e dato dalla: I x(s) × τ (s)ds , (8.86) γ e per l’equilibrio dei momenti torcenti (ovvero rispetto alla direzione e3 ): I Mt = e3 · x(s) × τ (s)ds , (8.87) γ ovvero Z Mt = ( I Tm3 )e3 · δ(s) x(s) × t(s)ds . (8.88) γ h A K τ (s) A $ O Mt x(s) A ds % θ γ Fig. 8.14 - L’equilibrio dei momenti torcenti Poich´e e3 · x(s) × t(s)ds = kx(s)k sin θ(s)ds = h(s)ds , (8.89) dove h(s) = kx(s)k sin θ(s) ´e la distanza tra il polo O e la direzione della tangente, si arriva alla: Z I Mt = ( Tm3 ) h(s)ds . (8.90) δ(s) γ 166 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE Osserviamo a questo punto che il termine h(s)ds rappresenta il doppio dell’area di un triangolo di base ds e di altezza h(s), per cui detta Ω l’area della sezione avente come frontiera la linea media γ si ha: I h(s)ds = 2Ω ; (8.91) γ ne consegue che: Z Mt = ( Tm3 )2Ω . (8.92) δ(s) Per il teorema del valor medio: Z Tm3 = δ(s)T¯m3 , δ(s) dal quale si arriva alla cosiddetta formula di Bredt: Mt , 2Ωδ(s) T¯m3 (s) = (8.93) che consente una stima della tensione tangenziale media sullo spessore delle sezioni in parete sottile chiuse. Per valutare il momento di inerzia ridotto J0∗ associato alla formula di Bredt, consideriamo l’energia complementare associata alle tensioni tangenziali indotte dal momento torcente Mt , valutate mediante la formula di Bredt (8.93): Λ(Mt ) = 1 2 I ¯2 I Tm3 1 Mt2 ds δ(s)ds = ; 2 2G 4G 4Ω δ(s) γ γ (8.94) per il teorema di Clapeyron: Mt θ = 2Λ(Mt ) , (8.95) da cui l’espressione dell’angolo unitario di torsione (8.53) associato alla formula di Bredt: I 1 Mt ds θ= . (8.96) 2 2G 4Ω γ δ(s) Osserviamo che questa ultima relazione non ´e congruente ed ´e pertanto, in genere, solamente una stima grossolana dell’angolo unitario di torsione. Dalla (8.96) e dalla (8.53), arriviamo all’espressione del momento polare ridotto associato alla formula di Bredt: J0∗ = H 4Ω2 ds γ δ(s) Esempio 23 Sezione Circolare: . (8.97) 8.5. TORSIONE 167 Per la sezione circolare, come abbiamo osservato in precedenza la linea media ´e una circonferenza di raggio Rm e lo spessore δ ´e costante. Per la la formula 2 di Bredt abbiamo, essendo Ω = πRm : T¯m3 = Mt , 2 δ πRm ed inoltre: 3 J0∗ = 2πRm δ. Osserviamo che le soluzioni esatte (8.58) ed (8.60) si riducono alla soluzione di Bredt trascuriamo infinitesimi di ordine O((δ/Rm )3 ), ovvero per spessori sottili. 8.5.4 La soluzione di Saint Venant per le sezioni rettangolari allungate Se la sezione in parete sottile ´e aperta, ovvero la linea media non ´e una curva chiusa, le tensioni tangenziali possono essere determinate, se la sezione ´e decomponibile in rettangoli, mediante una relazione dovuta a Saint Venant e che utilizza il valore del momento polare ridotto (8.67) per le sezioni rettangolari allungate con rapporto h/b >> 10. Supponiamo la sezione S decomponibile in m rettangoli Sk , k = 1, 2, . . . m aventi dimensioni hk >> 10bk : per la (8.67), l’angolo unitario di torsione di ciascun rettangolo ´e esprimibile come: θk = Mtk , 2GJ0k J0k = b3k hk , (k non sommato) . 3 dove Mtk ´e la quota del momento torcente Mt agente sul rettangolo Sk . (8.98) 168 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE θ1 Mt1 6 S1 S2 b1 h1 S - b2 $ Mt h2 Mt2 % h3 b3 θ2 @ M 3 @ @ t @ @ @ @ ? S3 @ @ @ @ θ3@ @ @ Fig. 8.15 - Sezioni plurirettangolari: formula di Saint Venant Poich´e tutti i rettangoli Sk devono avere il medesimo angolo unitario di torsione, avremo le m − 1 equazioni di congruenza: θ1 = θ2 = . . . θm−1 = θm = θ ; (8.99) per l’equilibrio dei momenti torcenti inoltre si avr´a: m X Mtk = Mt . (8.100) k=1 Per la (8.98) e la (8.99): Mtk = 2GJ0k θ , e dalla (8.100) si arriva alla: Mt = 2GJ0∗ θ , (8.101) dove il momento polare ridotto della sezione ´e dato dalla: J0∗ = m X k=1 J0k . (8.102) 8.5. TORSIONE 169 Il valore del momento torcente che agisce su ciascun rettangolo Sk ´e quindi dato dalla Jk Mtk = 0∗ Mt , (8.103) J0 e per ciascun rettangolo Sk si applicano i risultati ottenuti per le sezioni rettangolari allungate. Esempio 24 : Consideriamo la sezione chiusa di spessore δ = a di Fig. 8.14: poich´e a 10a Ω a a 10a a a 10a a Fig. 8.16 - Sezione chiusa ed aperta di uguale area I Ω = 121a2 , = 44a , γ abbiamo dalle (8.97), (8.93) e (8.96): J0∗ = 1131a4 , Mt T¯m3 = , 121a3 θ= 1 Mt . 2G 1131a4 Se adesso consideriamo la sezione aperta di identica area, formata dai quattro rettangoli uguali con b = a , h = 11a abbiamo che il momento polare ridotto della sezione e quelli dei singoli rettangoli sono dati, mediante le (8.98) (8.102), da: J0k = 11 4 a , k = 1, 2, 3, 4 , 3 J0∗ = 44 4 a ; 3 per le (8.103), ogni rettangolo assorbe la medesima quota di momento torcente: Mtk = 1 Mt , k = 1, 2, 3, 4 , 4 ed abbiamo che la tensione tangenziale massima, raggiunta nel punto medio dei lati lunghi vale su tutti i rettangoli: Tm3 = 6Mt , 11a3 170 CAPITOLO 8. SAINT VENANT: CASI DI SOLLECITAZIONE mentre l’angolo unitario di torsione risulta, per la (8.101): θ= 1 3Mt . 2G 44a4 Dal confronto tra le due sezioni, osserviamo che la sezione aperta ´e circa 77 volte pi´ u deformabile di quella chiusa mentre la tensione tangenziale massima ´e 66 volte quella media della sezione chiusa. Capitolo 9 I criteri di sicurezza 9.1 Generalit´ a: materiali duttili Se esaminiamo il diagramma sforzo deformazione (σ , ε) di una prova di trazione di un materiale duttile quale ad esempio l’acciaio, possiamo distinguere tre comportamenti differenti: in una prima fase la relazione tra sforzo e deformazione ´e lineare; successivamente si ha una fase in cui la deformazione aumenta a sforzo pressoch´e costante seguita da una fase ad elevate deformazioni che precede la rottura vera e propria. La prima fase ´e quella del comportamento elastico lineare e si definisce tensione di snervamento σs il valore della tensione per il quale tale comportamento termina. La seconda fase ´e detta di incrudimento se la relazione ´e ancora lineare ma con pendenza minore o di flusso plastico se la deformazione avviene a sforzo costante. La fase finale ´e detta strizione. Se dalla fase elastica si riporta lo sforzo a zero, non si hanno deformazioni residue εres che invece si manifestano se si riporta lo sforzo a zero dalla fase incrudente o da quella di flusso plastico. Limitando l’analisi alle prime due fasi, possiamo avere tre tipologie di comportamento: • Materiali elasto-plastici perfetti; σ σs εs 171 εres ε 172 CAPITOLO 9. I CRITERI DI SICUREZZA σ σs , E = Eε , ε ≤ εs = = σs , σs ε > εs = . E (9.1) σ • Materiali elasto-plastici incrudenti; σ σs εs σ = εres ε σs , E Eε , ε ≤ εs = ¯ , Eε σs ε > εs = , E (9.2) σ = ¯ <E. E • Materiali rigido-plastici. σ σs εres σ < σs , ε ε = 0, (9.3) σ = σs , ε > 0. In tutti e tre i casi, l’intervallo di sforzo per il quale il materiale resta in fase elastica pu´ o scriversi come: |σ − σs | ≤ 0 . (9.4) Se introduciamo la tensione ammissibile σadm : σadm = σs , γs γs > 1 , (9.5) con γs coefficiente di sicurezza, possiamo riscrivere la (9.4) come condizione di sicurezza: |σ − σadm | ≤ 0 . (9.6) ´ MATERIALI DUTTILI 9.1. GENERALITA: 173 In presenza di uno stato di sforzo triassiale, definiamo Superficie ammissibile la superficie nello spazio delle tensioni principali (σ1 , σ2 , σ3 ): F(σ1 , σ2 , σ3 , k) = 0 , (9.7) dove il parametro k ´e determinato in modo da ridurre la superficie ammissibile alla condizione (9.6) per uno stato monoassiale. Gli stati di sforzo per cui F(σ1 , σ2 , σ3 , k) < 0 , (9.8) rappresentano il cosiddetto dominio ammissibile, ovvero gli sforzi che non violano mai la condizione di ammissibilit´a (9.6). Se assumiamo l’ipotesi di isotropia la superficie di snervamento ´e simmetrica rispetto alle sue variabili. Osserviamo preliminarmente che nello spazio delle tensioni principali la retta σ1 = σ2 = σ3 rappresenta Sph, il sottospazio dei tensori sferici, mentre il piano ortogonale a questa retta e passante per l’origine rappresenta Dev, il sottospazio dei tensori deviatorici. σ3 Sph σ1 = σ2 = σ3 @ @ @ @ Dev @ @ @ P PP @ @ P PP @ P @ σ1 σ2 @ @ @ Fig. 9.1 - Spazio delle tensioni principali Il criterio di Galileo Storicamente la prima nozione di criterio di sicurezza risale a Galileo Galilei: rifraseggiando in termini del nostro linguaggio il suo criterio, abbiamo: |σk − σadm | ≤ 0 , k = 1, 2, 3 , (9.9) che rappresenta nello spazio delle tensioni principali un cubo avente spigolo di lunghezza 2σadm . Esperimenti sistematici eseguiti nella seconda met´a del XIX secolo mostrarono come con il criterio di Galileo si sovrastimasse la resistenza del materiale a tensioni tangenziali. Ci´o ha portato alla formulazione del primo vero criterio di sicurezza moderno, quello di Tresca. 174 9.2 CAPITOLO 9. I CRITERI DI SICUREZZA Il criterio di Tresca Il criterio di Tresca, o della Tensione tangenziale massima ipotizza che il collasso del materiale avvenga per raggiungimento della massima tensione tangenziale, ovvero: τmax ≡ max{| σ1 − σ2 σ1 − σ3 σ2 − σ3 |,| |,| |} ≤ k ; 2 2 2 (9.10) in uno stato monoassiale, con σ1 = σ2 = 0, il collasso del materiale avverr´a per σ3 = σs , e pertanto la condizione limite di sicurezza sar´a: σ3 = σadm . Poich´e in questo caso τmax = | σadm | ≤ k, 2 (9.11) la (9.10) diviene: max{|σ1 − σ2 | , |σ1 − σ3 | , |σ2 − σ3 |} ≤ σadm ; (9.12) La (9.12) ´e una superficie a 6 falde piane, simmetrica rispetto alle variabili: inoltre poich´e uno sforzo sferico T = σ ¯ I implica τmax ≡ 0, i piani saranno paralleli alla retta σ1 = σ2 = σ3 . La superficie ammissibile associata al criterio di Tresca ´e pertanto un cilindro esagonale regolare avente direttrice parallela all’asse dei tensori sferici: la sua intersezione con il piano dei deviatorici ´e un esagono regolare detto esagono di Tresca. Se consideriamo uno stato biassiale con, ad esempio, σ3 = 0, il criterio di Tresca si riduce a: max{|σ1 − σ2 | , |σ1 | , |σ2 |} ≤ σadm , (9.13) e nel piano delle tensioni principali (σ1 , σ2 ) il dominio ammissibile ´e un esagono non regolare la cui frontiera intersezione della superficie ammissibile con il piano σ3 = 0. 9.3. IL CRITERIO DI HUBER-VON MISES σ2 σ1 = −σ2 175 σ1 = σ2 σadm σadm −σadm σ1 −σadm Fig. 9.2 - Il criterio di Tresca per uno stato biassiale 9.3 Il criterio di Huber-Von Mises Il criterio di Huber-Von Mises, o della Massima energia di distorsione ipotizza che il collasso del materiale avvenga per raggiungimento della massima energia associata alle variazioni di forma, ovvero, per la (4.41)2 : k dev Tk ≤ k ; (9.14) poich´e il criterio non dipende esplicitamente da sph T, la superficie ammissibile sar´ a un cilindro con la direttrice parallela all’asse dei tensori sferici: inoltre la condizione (9.14) implica che la sua intersezione con il piano dei deviatorici sia una circonferenza di raggio k e pertanto la superficie sar´a un cilindro a sezione circolare. Poich´e: 1 0 0 σ1 + σ2 + σ3 0 1 0 , [sph T] ≡ 3 0 0 1 e di conseguenza: 2σ1 − σ2 − σ3 1 0 [dev T] ≡ 3 0 0 2σ2 − σ1 − σ3 0 0 , 0 2σ3 − σ1 − σ2 si ha dalla (9.14): 1p (2σ1 − σ2 − σ3 )2 + (2σ2 − σ1 − σ3 )2 + (2σ3 − σ1 − σ2 )2 ≤ k , 3 176 CAPITOLO 9. I CRITERI DI SICUREZZA ovvero: q 1 6(σ12 + σ22 + σ32 − σ1 σ2 − σ1 σ3 − σ2 σ3 ) ≤ k . (9.15) 3 in uno stato monoassiale, con σ1 = σ2 = 0, la condizione ammissibile sar´a data dalla σ3 = σadm , e dalla (9.15) avremo: √ k= 6 σadm . 3 Sostituendo nella (9.15) si arriva alla q σ12 + σ22 + σ32 − σ1 σ2 − σ1 σ3 − σ2 σ3 ≤ σadm . (9.16) σ3 σ1 σ2 Fig. 9.3 La superficie ammissibile di Huber-Von Mises Se consideriamo uno stato biassiale con, ad esempio, σ3 = 0, il criterio di Huber-Von Mises si riduce a: q σ12 + σ22 − σ1 σ2 ≤ σadm . (9.17) 9.4. LE VERIFICHE DI SICUREZZA PER IL PROBLEMA DI SAINT VENANT177 e nel piano delle tensioni principali (σ1 , σ2 ) il dominio ammissibile ´e un ellisse avente per assi le rette σ1 − σ2 = 0 e σ1 + σ2 = 0, intersezione della superficie ammissibile con il piano σ3 = 0. σ2 σ1 = −σ2 σ1 = σ2 σadm σadm −σadm σ1 −σadm Fig. 9.4 - Il criterio di Huber-Von Mises per uno stato biassiale 9.4 Le verifiche di sicurezza per il problema di Saint Venant Se lo stato di tensione ´e quello del problema di Saint Venant, abbiamo visto come le tensioni principali siano date dalle (7.52). In questo caso abbiamo, per il criterio di Tresca relativo a stati biassiali: q q T33 1 2 + 4(T 2 + T 2 )| ≤ σ 2 + 4(T 2 + T 2 ) ≤ σ ± T33 T33 , | adm adm , (9.18) 13 13 23 23 2 2 e la condizione di verifica secondo il criterio di Tresca ´e: q 2 + 4(T 2 + T 2 ) ≤ σ T33 adm . 13 23 (9.19) Per quanto riguarda il criterio di Huber-Von Mises, osserviamo che ponendo: q T2 1 2 + 4(T 2 + T 2 ) , a = 33 , b = T33 13 23 2 2 possiamo scrivere le tensioni principali nella forma: σ1 = a + b , σ2 = a − b , e quindi il primo membro della (9.17) diviene: p p (a + b)2 + (a − b)2 − (a + b)(a − b) = a2 + 3b2 , 178 CAPITOLO 9. I CRITERI DI SICUREZZA da cui la condizione di verifica secondo il criterio di Huber-Von Mises: q 2 + 3(T 2 + T 2 ) ≤ σ T33 adm . 13 23 9.5 (9.20) Cenni sui materiali fragili Nei materiali fragili la rottura avviene senza incrudimento o flusso plastico: non si ha una tensione di snervamento ed il comportamento sostanzialmente elastico lineare sino al raggiungimento della tensione di rottura. Inoltre, nella maggior parte dei casi la tensione di rottura a trazione inferiore a quella di rottura a compressione: ad esempio, nei materiali lapidei la tensione di rottura a trazione pu essere assunta nulla. 9.5.1 Il criterio di Rankine Il criterio di sicurezza di Rankine limita le tensioni principali come il criterio di Galilei, avendosi due diverse tensioni ammissibili a trazione (σt ) e a compressione (σc ): −σc ≤ |σk | ≤ σt , k = 1, 2, 3 , σt < σc ; (9.21) per uno stato biassiale con σ3 = 0, il dominio ammissibile ´e il quadrato compreso tra le rette: −σc ≤ |σ1 | ≤ σt , (9.22) −σc ≤ |σ2 | ≤ σt , Nel caso di materiali non resistenti a trazione il dominio di resistenza ´e quello tratteggiato in figura: σ2 σ1 = −σ2 σ1 = σ2 σt σt −σc σ1 −σc Fig. 9.5 - Il criterio di Rankine per uno stato biassiale 9.5. CENNI SUI MATERIALI FRAGILI 9.5.2 179 Il criterio di Mohr-Coulomb Il criterio di Mohr-Coulomb ipotizza che il materiale collassi quando lo stato di tensione raggiunge, sul piano di Mohr, la retta limite: τ = c − σ tan ϕ , (9.23) dove c rappresenta la coesione e ϕ l’angolo di attrito interno del materiale. Consideriamo uno stato di tensione biassiale con σ3 = 0: le coordinate (σ , τ ) del punto di tangenza della retta limite possono essere espresse in funzione della tensione normale media σm e della tensione tangenziale massima τmax come: σ = σm + τmax sin ϕ , τ = τmax cos ϕ . (9.24) Sostituendo la (9.24) nella (9.23) e moltiplicando per cos ϕ otteniamo la formulazione del criterio per uno stato di tensione biassiale: σ1 − σ2 σ1 + σ2 sin ϕ + | | = c cos ϕ , 2 2 (9.25) che possiamo generalizzare per uno stato di tensione generico in: σi + σk σi − σk sin ϕ + | | = c cos ϕ , 2 2 i, k = 1, 2, 3 . (9.26) La (9.26) ´e una cono a 6 falde piane avente vertice sull’asse dei tensori sferici per un valore della tensione idrostatica σ ¯ = c cot ϕ. Per un uno stato monoassiale le condizioni limite sono σ3 = σt e σ3 = −σc da cui la relazione tra la coesione, l’angolo d’attrito interno e le tensioni limite a trazione e compressione: σt = 2c cos ϕ , 1 + sin ϕ σc = 2c cos ϕ ; 1 − sin ϕ (9.27) osserviamo che per ϕ = 0, ovvero per un materiale puramente coesivo, il criterio di Mohr-Coulomb si riduce al criterio di Tresca con σc = σt mentre per ϕ = π/2 (materiale puramente attrittivo ed a coesione nulla) si riduce al criterio Rankine per materiali non resistenti a trazione con σt = 0 . Nel piano delle tensioni principali (σ1 , σ2 ) il dominio ammissibile ´e un esagono non regolare la cui frontiera intersezione della superficie ammissibile con il piano σ3 = 0. 180 CAPITOLO 9. I CRITERI DI SICUREZZA σ2 σ1 = −σ2 −σc σ1 = σ2 σt !! ! ! !! σt σ1 −σc Fig. 9.6 - Il criterio di Mohr-Coulomb per uno stato biassiale 9.5.3 Il criterio di Drucker Il criterio di Drucker pu´o ottenersi dal criterio di Huber-Von Mises introducendo la dipendenza dalla energia associata alle variazioni di volume, ovvero: k dev Tk ≤ k1 + k2 tr T ; (9.28) in questo caso la superficie ammissibile ´e un cono a sezione circolare il cui asse ´e la retta dei tensori sferici ed avente vertice nel punto tr T = −k1 /k2 di tale retta: la sua intersezione con il piano dei deviatorici ´e in questo caso una circonferenza di raggio k1 . In questo caso si ha: 1 3 q 6(σ12 + σ22 + σ32 − σ1 σ2 − σ1 σ3 − σ2 σ3 ) ≤ k1 + k2 (σ1 + σ2 + σ3 ) . (9.29) In uno stato monoassiale, con σ1 = σ2 = 0, si hanno due condizioni ammissibili: σ3 = −σc , σ3 = σt , e dalla (9.29) avremo: r k1 = 2 2 σt σc , 3 σt + σc Posto: m= r k2 = σt < 1, σc 2 σt − σc . 3 σt + σc 9.5. CENNI SUI MATERIALI FRAGILI 181 sostituendo nella (9.29) si arriva alla q 1−m 2m σ12 + σ22 + σ32 − σ1 σ2 − σ1 σ3 − σ2 σ3 + (σ1 + σ2 + σ3 ) ≤ σc . 1+m 1+m (9.30) Se consideriamo uno stato biassiale con, ad esempio, σ3 = 0, il criterio di Drucker si riduce a: q 1−m 2m σ12 + σ22 − σ1 σ2 + (σ1 + σ2 ) ≤ σc , (9.31) 1+m 1+m e nel piano delle tensioni principali (σ1 , σ2 ) il dominio ammissibile ´e un ellisse avente per assi le rette σ1 − σ2 = 0 e σ1 + σ2 − c(m) = 0, intersezione della superficie ammissibile con il piano σ3 = 0. σ1 = −σ2 + c(m) σ2 σ1 = σ2 σ1 σ1 = −σ2 Fig. 9.7 - Il criterio di Drucker per uno stato biassiale con m = 0.5 182 CAPITOLO 9. I CRITERI DI SICUREZZA Capitolo 10 Il carico critico Euleriano Consideriamo una trave (0 , L) vincolata agli estremi z = 0 e z = L mediante due cerniere e sollecitata da una azione normale uniforme N di compressione. Ci proponiamo di determinare, se esistono, le condizioni per le quali ´e possibile avere uno spostamento trasversale v = v(z) in equilibrio con il carico. v(z) N -c z=0 N c z=L Fig. 9.1 - Asta compressa Supponiamo data la z 7→ v(z), avremo un momento interno dato dalla: Mint (z) = −EJv 00 (z) , (10.1) ed un momento esterno dato dalla: Mext (z) = N v(z) ; (10.2) poich´e cerchiamo, se esistono soluzioni equilibrate, dalla condizione di equilibrio: Mext (z) = Mint (z) , (10.3) arriviamo alla equazione omogenea: EJv 00 (z) + N v(z) = 0 . (10.4) Posto: N , (10.5) EJ dalla (10.4), per effetto delle condizioni di vincolo, otteniamo il problema al contorno omogeneo: ω2 = v 00 (z) + ω 2 v(z) = 0 , in (0 , L) , 183 v(0) = v(L) = 0 . (10.6) 184 CAPITOLO 10. IL CARICO CRITICO EULERIANO L’equazione (10.6) ammette la soluzione: v(z) = A sin ωz + B cos ωz , (10.7) con le due costanti A e B determinabili mediante le condizioni al contorno: v(0) = B = 0 , v(L) = A sin ωL + B cos ωL = 0 ; (10.8) se poniamo la (10.8) in forma di sistema lineare omogeneo: [A ][x ] = [0] , con 0 1 [A ] ≡ , A [x ] ≡ sin ωL cos ωL , B abbiamo det[A ] = − sin ωL e sono possibili le due alternative: • det[A ] 6= 0 ed il sistema ammette la soluzione A = B = 0 con v(z) ≡ 0 ; • det[A ] = 0 ed il sistema ammette la soluzione [x ] ∈ ker[A ], ovvero B = 0 . Poich´e sin ωL = 0 quando ωL = kπ, k = 1, 2, . . . , ∞, avremo le coppie (ωk , vk (z)): ωk = kπ , L vk (z) = A sin kπz , L k = 1, 2, . . . , ∞ , (10.9) e dalla (10.5) una successione di forze normali per le quali si ha lo sbandamento della trave: π 2 EJ Nk = k 2 , k = 1, 2, . . . , ∞ . (10.10) L2 Definiamo Carico critico Euleriano il pi´ u piccolo valore della (10.10), ovvero il pi´ u piccolo valore della forza normale per la quale si ha lo sbandamento v(z): Ncr = π 2 EJ , L2 (10.11) cui ´e associato lo spostamento trasversale v(z) = A sin πz , L (10.12) di ampiezza A arbitraria. La verifica di sicurezza: il metodo Omega Per la verifica di sicurezza, introduciamo un coefficiente ω ≥ 1 che aumenti il coefficiente di sicurezza in modo da avere: T33 = Ncr σadm ≤ , A ω (10.13) 185 da cui, per la (10.11): σadm π 2 EJ ≤ . AL2 ω Introduciamo il raggio di inerzia ρ della sezione S, definito come: r r J1 J2 ρ = min{ , }, A A (10.14) essendo J1 e J2 i momenti principali di inerzia della sezione, ed il parametro adimensionale λ: L λ= , ρ detto snellezza della trave, per modo che la (10.14) possa riscriversi come: σadm π2 E ≤ . λ2 ω (10.15) Moltiplicando e dividendo il primo membro per σadm abbiamo: π2 E λ2 σ σadm ≤ adm σadm , ω (10.16) da cui: σadm 2 λ . (10.17) π2 E Il coefficiente ω(λ) ´e una funzione crescente della snellezza. In tal modo la verifica di sicurezza, assegnata una forza normale di compressione N , pu´o riscriversi dalla (10.13) come: ω(λ) = T33 = ω(λ)N ≤ σadm . A (10.18) Poich´e abbiamo inizialmente assunto che ω(λ) ≥ 1, definiamo la snellezza critica quella snellezza λ∗ per cui ω(λ) = 1: dalla (10.17) si ha: r E λ∗ = π , (10.19) σadm per modo che il coefficiente ω(λ) viene ad essere definito come: 1 , λ ≤ λ ∗ , ω(λ) = σadm 2 λ > λ∗ . π2 E λ , (10.20) Se adesso indichiamo con Nadm = σadm A la forza normale ammissibile, consideriamo il rapporto: Ncr = ω −1 (λ) ≥ 1 ; Nadm 186 CAPITOLO 10. IL CARICO CRITICO EULERIANO anche in questo caso avremo: 1 , Ncr (λ) = Nadm λ ≤ λ∗ , (10.21) π2 E 1 σadm λ2 , λ > λ∗ ; la seconda parte della curva, per λ > λ∗ , ´e conosciuta come iperbole di Eulero. Ncr /Nadm 1 λ∗ λ Fig. 9.2 - L’iperbole di Eulero Altri casi di vincolo ´ immediato osservare come nel caso di una trave iperstatica o in presenza di E un problema ai valori iniziali (come ad esempio nel caso di una trave incastrata ad un estremo e libera all’altro estremo per la quale v(0) = 0 e v 0 (0) = 0), la precedente trattazione non sia applicabile. Detto pertanto M = Mext − Mint , la condizione di equilibrio M = 0 deve essere sostituita dalla condizione di bilancio (6.32)2 con q = 0: M 00 = 0 da cui: v 0000 + ω 2 v 00 = 0 , in (0 , L) , (10.22) che ammette l’integrale generale v(z) = A sin ωz + B cos ωz + Cz + D , dipendente da 4 costanti. Esempio 25 Trave Incastrata ad un estremo In questo caso le condizioni al contorno sono di incastro per z = 0 v(0) = 0 , v 0 (0) = 0 , e T (L) = −N sin ϕ(L) u −N ϕ(L) = N v 0 (L) ed M (L) = 0 per z = L: v 000 (L) + ω 2 v 0 (L) = 0 , v 00 (L) = 0 ; (10.23) 187 v(z) ϕ N Fig. 9.3 Trave incastrata abbiamo pertanto: B + D = 0, ωA + C = 0 , C = 0, A sin ωL + B cos ωL = 0 , cui ´e associata la matrice 0 1 ω 0 [A ] ≡ sin ωL cos ωL 0 0 0 1 1 0 . 0 0 1 0 Dalla condizione det[A ] = ω cos ωL = 0 si ha quindi: Ncr = π 2 EJ , 4L2 v(z) = A sin πz . 2L (10.24) Esempio 26 Trave Incastrata ad ambedue gli estremi In questo caso le condizioni al contorno sono di incastro per z = 0 e per z = L: v(0) = 0 , v 0 (0) = 0 , v(L) = 0 , v 0 (L) = 0 ; abbiamo pertanto: B + D = 0, ωA + C = 0 , A sin ωL + B cos ωL + CL + D = 0 , ω(A cos ωL − B sin ωL) + C = 0 ; ricavando D = −B e C = −ωA dalle prime due, si arriva alle: (sin ωL − ωL)A + (cos ωL − 1)B = 0 , ω(cos ωL − 1)A − ω sin ωL B = 0 , 188 CAPITOLO 10. IL CARICO CRITICO EULERIANO cui associata la matrice: sin ωL − ωL cos ωL − 1 [A ] ≡ , cos ωL − 1 − sin ωL e la condizione det[A ] = 0 si ha per: ωL sin ωL + 2(cos ωL − 1) = 0 , (10.25) che viene banalmente risolta per: sin ωL = 0 , cos ωL = 1 , ovvero per ωL = 2kπ , ed si ha: Ncr = 4π 2 EJ , L2 k = 1, 2, . . . ∞ , v(z) = B(cos 2πz − 1) . L (10.26) Appendice A Geometria delle masse Con il nome di Geometria delle Masse, mutuato dalla dinamica dei sistemi, si indica la studio di quelle quantit´ a globali che descrivono la distribuzione di massa in un sistema materiale. In Scienza delle Costruzioni tali quantit´a descrivono la distribuzione dell’area in una sezione retta S e possono essere derivate da quelle equivalenti per un sistema piano avente densit´a unitaria. Area, Momento Statico, Centro di Massa Data una sezione retta S e detto x il vettore posizione dei punti X ∈ S rispetto ad un punto O, ne indichiamo con (x1 , x2 ) le coordinate rispetto ad una base ortonormale {e1 , e2 }. Definiamo area della sezione retta S: Z A= dA , dA = dx1 dx2 ; (A.1) S definiamo il momento statico rispetto al polo O come: Z c0 = x dA , (A.2) S di componenti Z cα = xα dA , α = 1, 2 . (A.3) S Si dice centro di massa o baricentro G della sezione retta S il valore medio dei vettori posizione della sezione: Z 1 xG = x dA ; (A.4) A S ne consegue che il momento statico rispetto al centro di massa ´e nullo: cG = 0 . 189 (A.5) 190 APPENDICE A. GEOMETRIA DELLE MASSE Osservazione 22 Sezioni con assi di simmetria: se la sezione S ammette un’asse di simmetria, per la (A.3) il centro di massa appartiene all’asse di simmetria. Se la sezione ammette 2 assi di simmetria il centro di massa ´e l’intersezione dei due assi di simmetria. Momenti di Inerzia Si definisce tensore di Eulero, rispetto al polo O, il tensore M simmetrico e definito positivo: Z M= x ⊗ x dA ; (A.6) S definiamo tensore di Inerzia, rispetto al polo O, il tensore J0 : J0 = (tr M)I − M , (A.7) il tensore di Inerzia ´e simmetrico per costruzione ed ´e definito positivo: Z J0 u · u = (kxk2 kuk2 − (x · u)2 ) dA > 0 . S Dati due versori n ed m, si definiscono: • Momento di inerzia Jnn = J0 n · n > 0 ; • Momento centrifugo Jnm = J0 n · m . In un riferimento generico la matrice del tensore di inerzia ´e data dalla: J11 J12 [J0 ] ≡ , · J22 con Z J11 = S x22 dA , Z J22 = S x21 dA , Z J12 = − x1 x2 dA . (A.8) S Definiamo Momenti principali e Direzioni principali di inerzia rispettivamente gli autovalori Jα e gli autovettori uα , α = 1, 2, di J0 , con associata rappresentazione matriciale nel riferimento principale: J1 0 [J0 ] ≡ . 0 J2 Osservazione 23 Sezioni con assi di simmetria: se la sezione ammette un’asse di simmetria, nel riferimento in cui l’asse di simmetria ´e un’asse coordinato si ha: J12 = 0 , e l’asse di simmetria ´e una direzione principale. Se la sezione ha due assi di simmetria questi sono direzioni principali centrali e rispetto a ad un sistema di riferimento coincidente con gli assi la rappresentazione del tensore di inerzia ´e spettrale. 191 La traccia del tensore di inerzia ´e detta Momento di Inerzia Polare: Z J0 = tr J0 = J11 + J22 = (x22 + x21 )dA . (A.9) S Si definisce tensore centrale di inerzia il tensore di inerzia JG avente come polo il centro di massa G. La relazione tra JG e J0 pu´o facilmente essere ricavata ponendo: x = xG + d , d = d1 e1 + d2 e2 , dα = cost. , α = 1, 2 . Si ha in tale caso: Z J0 (xG + d) ⊗ (xG + d)dA = S Z (xG ⊗ xG + d ⊗ d + xG ⊗ d + d ⊗ xG )dA = S = JG + Ad ⊗ d + 2 sym cG ⊗ d ; che per la (A.5) porta al cosiddetto teorema di Huygens: J0 = JG + Ad ⊗ d , (A.10) ovvero in componenti: 0 J11 G = J11 + Ad22 , 0 J22 0 J12 G = J22 + Ad21 , = G J12 (A.11) + Ad1 d2 . Dalla (A.10) ´e immediato osservare che, essendo: J0 u · u = JG u · u + A(d · u)2 , si ha J0 u · u > JG u · u , ∀O 6= G , e pertanto i momenti di inerzia baricentri sono minimi tra tutti i momenti di inerzia generici rispetto alle medesime direzioni. Esempio 27 Sezione rettangolare La sezione rettangolare di area A = bh, con h > b, possiede due assi di simmetria ed il baricentro ha coordinate xG ≡ (b/2 , h/2). Nel riferimento degli assi di simmetria si ha: S ≡ {(x1 , x2 )| − b h h b ≤ x1 ≤ , − ≤ x2 ≤ } , 2 2 2 2 192 APPENDICE A. GEOMETRIA DELLE MASSE b h G x1 x2 Fig. A.1 - Sezione rettangolare e pertanto J12 = 0 e: b 2 Z J11 = h 2 Z dx1 − 2b x2 dx2 = −h 2 bh3 , 12 (A.12) Z h 2 J22 = Z b 2 dx2 −h 2 − 2b 3 x21 dx1 = hb . 12 Esempio 28 Sezione a doppio T La sezione a doppio T possiede anch’essa due assi di simmetria per cui J12 = 0. Per determinare i momenti principali, decomponiamo la sezione in tre sezioni rettangolari S1 e S2 coincidenti con le ali ed aventi area A1 = A2 = be e S3 coincidente con l’anima ed avente area A3 = a(h − 2e). 193 b a- h G x1 e ? 6 x2 Fig. A.2 - Sezione a doppio T Per determinare il momento J11 , poich´e i tre rettangoli hanno la direzione x2 come asse baricentrico, ´e sufficiente applicare la (A.12)2 : (1) (2) (3) J22 = J22 + J22 + J22 = b3 e b3 e a3 (h − 2e) + + ; 12 12 12 (A.13) Per calcolare J11 invece, poich´e il baricentro delle ali non coincide con il baricentro della sezione, dovremo calcolare il momento baricentrico delle ali e trasportarlo nel baricentro della sezione mediante la (A.10): (1) (2) (3) J11 = J11 + A1 d22 + J11 + A1 d22 + J11 , con d2 = (h − e)/2; si ha quindi: J11 = 2( be3 (h − e)2 a(h − 2e)2 + be )+ , 12 4 12 (A.14) In alternativa si pu´ o calcolare J11 come il momento della sezione rettangolare di lati b ed h meno il momento delle due sezioni rettangolari di lati h − 2e e (b − a)/2, poich tutti i rettangoli hanno in questo caso la direzione x1 come asse 194 APPENDICE A. GEOMETRIA DELLE MASSE baricentrico. Si ha quindi: J11 = bh3 (b − a)(h − 2e)3 − , 12 12 (A.15) Per confrontare le propriet´a inerziali della sezione a doppio T con quelle della corrispondente sezione rettangolare, consideriamo ad esempio il profilato commerciale IPE 300 per la quale, dalla Appendice B abbiamo a = 0, 05b ed e = 0, 035h, da cui: A = 0, 11bh , G J22 = 0, 07 hb3 , 12 G J11 = 0, 235 bh3 ; 12 si ha quindi che di fronte ad una riduzione di circa il 90% dell’area (e quindi del peso) e del momento di inerzia minimo, si ha una riduzione di solo il 78% del momento di inerzia massimo. Se pertanto valutiamo la rigidezza massima per unit´ a di peso, ovvero per unit´a di area della sezione retta, abbiamo che per la IPE 300 questo valore ´e 2, 13 volte quello della sezione rettangolare di dimensioni corrispondenti. Esempio 29 Sezione a T La sezione a T possiede un solo asse di simmetria che assumiamo coincidente con la direzione x2 e pertanto J12 = 0. Per determinare il baricentro assumiamo un riferimento con la direzione x01 coincidente con il lembo superiore dell’ala. L’area della sezione ´e A = be + a(h − e) Per la (A.4) si ha: G x0 1 = e+h 1 be2 ( + a(h − e) ), A 2 2 195 b x0 1 e? O G x0 1 6 G x1 h a- x2 Fig. A.3 - Sezione a T nella quale il momento statico dell’ala e dell’anima rispetto al punto O sono stati calcolati mediante il teorema di Varignon. Per determinare i momenti di inerzia nel nuovo riferimento, con la direzione x1 passante per il baricentro osserviamo che per quanto riguarda il calcolo del momento J22 valgono le considerazioni fatte a riguardo della sezione a doppio T: eb3 a3 (h − e) + ; (A.16) 12 12 per quanto riguarda il momento J11 si trasportano i due momenti baricentrici dell’ala e dell’anima nel baricentro della sezione mediante la (A.10): J22 = e a(h − e)3 h+e be3 G G + be(x0 1 − )2 + + a(h − e)( − x0 1 )2 . (A.17) 12 2 12 2 Esempio 30 Sezione a C La sezione a C possiede un solo asse di simmetria che assumiamo coincidente con la direzione x1 e pertanto J12 = 0. Per determinare il baricentro assumiamo un riferimento con la direzione x02 indicata in figura. L’area della sezione ´e A = 2be + a(h − 2e) Per la (A.4) si ha: J11 = G x0 2 = a 1 (eb2 + a(h − 2e)(b − )) . A 2 196 APPENDICE A. GEOMETRIA DELLE MASSE b - a h G O x1 e ? 6 x2 G x0 2 x0 2 Fig. A.4 - Sezione a C Per il calcolo del momento J11 si ha: J11 = bh3 (b − a)(h − 2e)3 − , 12 12 (A.18) mentre per il calcolo del momento J22 , mediante Huygens: J22 = 2 (h − 2e)a3 a eb3 + + (h − 2e)a(b − )2 . 12 12 2 (A.19) Esempio 31 Sezione ad L ad ali diseguali La sezione ad L ad ali diseguali non possiede nessun asse di simmetria. Pertanto individuamo le coordinate del baricentro rispetto ad un riferimento centrato in O e con gli assi tangenti il lati della sezione. 197 b e ? 0 x1 O G x0 1 6 G x1 h a- x2 G x0 2 x0 2 Fig. A.5 - Sezione ad L ad ali diseguali L’area dalla sezione ´e A = be + a(h − e) e per la (A.4) si ha: G x0 1 = 1 2 (b e + a2 (h − e)) , 2A G x0 2 = 1 (be2 + a(h2 − e2 ) . 2A I momenti di inerzia rispetto al riferimento baricentrico (x1 , x2 ) non principale sono dati dalle: be3 e (h − e)3 a h+e G G + be(x0 2 − )2 + + a(h − e)( − x0 2 )2 , 12 2 12 2 eb3 b (h − e)a3 a G G G J22 = + be( − x0 1 )2 + + a(h − e)(x0 1 − )2 , 12 2 12 2 b e a h+e G G 0G 0G 0G −J12 = be( − x 1 )(x 2 − ) + a(h − e)(x 1 − )( − x0 2 ) , 2 2 2 2 ed i momenti e le direzioni principali di inerzia si determinano mediante le: r G G G J11 + J22 J G − J22 G )2 , J1,2 = ± ( 11 )2 + (J12 (A.20) 2 2 essendo il riferimento principale G J11 = u1 = cos θe1 + sin θe2 , u2 = − sin θe1 + cos θe2 , 198 APPENDICE A. GEOMETRIA DELLE MASSE con tan θ = G J1 − J11 . G J12 (A.21) Esempio 32 Sezione ad L ad ali uguali La sezione ad ad L ad ali uguali ha un’asse di simmetria ruotato di π/4 rispetto ai lati della sezione. Ponendo nei risultati dell’esempio precedente h = b ed a = e, otteniamo A = e(2b − e): G G x0 1 = x0 2 = 2b2 − e2 = d, 2b − e b e x0 1 O ? G x0 1 6 G x1 x2 x0 2 Fig. A.6 - Sezione a L ad ali uguali G G = J22 ; i momenti di inerzia rispetto al e per simmetria si ha inoltre che J11 riferimento baricentrico (x1 , x2 ) non principale sono quindi: G J11 = G −J12 = 1 3 (eb + be3 − e4 ) + 2bed2 − b2 ed − be2 d − e2 d2 + e3 d , 3 be3 e4 b2 ed − b2 e2 − 2bed2 + be2 d − e3 d + e2 d2 − + . 4 4 199 Per determinare i momenti principali, poich´e sono note le direzioni principali, ´e sufficiente ruotare il riferimento di un’angolo θ = π/4 ottenendo: √ √ √ √2 G 2 2 2 G G G − J J J11 − J12 0 11 12 2 2 2 2 , ≡ [JG ] ≡ √ √ √ √ G G G G 2 2 2 2 J12 J11 0 J11 + J12 − 2 2 2 2 da cui: J1 J2 = 1 3 (eb + be3 − e4 ) − b2 ed 3 + 4bed2 − 2b2 ed − 2be2 d − 2e2 d2 + 2e3 d + = 1 3 (eb + be3 − e4 ) + b2 ed , 3 be3 e4 − , 4 4 Esempio 33 Sezione circolare Nella sezione circolare di raggio R, ogni coppia di direzioni ortogonale ´e principale. Pertanto: G G J11 = J22 =J; il modo pi´ u semplice per calcolare J ´e quello di calcolare il momento di inerzia polare: Z J0 = 2J = (x22 + x21 )dx1 dx2 , S utilizzando le coordinate polari: x1 = r cos θ , x2 = r sin θ ; si ha quindi, poich´e dx1 dx2 = rdrdθ: Z 2π Z J0 = dθ 0 R r3 dr = 0 da cui J= πR4 4 πR4 , 2 (A.22) Ellisse di Inerzia. Nocciolo di Inerzia Consideriamo un tensore di inerzia J0 valutato rispetto ad un punto generico O ed il luogo dei punti x tali che: J0 x · x = λ 2 ; (A.23) Poich´e J0 ´e definita positiva, questo luogo ´e una ellisse detta Ellisse di inerzia di centro O. Normalizzando la (A.23) rispetto all’area della sezione retta S ed al determinante di J0 , ovvero ponendo: λ2 = det J0 , A 200 APPENDICE A. GEOMETRIA DELLE MASSE dalla (A.23) si arriva, nel riferimento principale, all’equazione dell’ellisse di inerzia: x21 x2 + 22 = 1 , 2 ρ1 ρ2 (A.24) i cui semiassi ρ1 e ρ2 sono detti raggi di inerzia e sono definiti come: r ρ1 = J2 , A r ρ2 = J1 . A (A.25) Definiamo coniugate due direzioni n e s se: J0 n · s = 0 : (A.26) posti n = cos βe1 + sin βe2 , s = cos αe1 − sin αe2 (A.27) si ha J0 n · s = −J1 (cos α cos β) + J2 (sin α sin β) = 0 , da cui la cosiddetta relazione di coniugio: tan α tan β = J1 . J2 (A.28) All’ellisse di inerzia, mediante la sua definizione, ´e associata una corrispondenza biunivoca tra punti della sezione retta e rette in R2 detta Polarit´ a di Inerzia. In particolare, considerato un punto xC detto polo si definisce come polare la retta: c ≡ {x ∈ R2 | A(det J−1 0 )J0 xC · x = 1} ; (A.29) si definisce antipolare di xC la retta: c0 ≡ {x ∈ R2 | A(det J−1 0 )J0 xC · x = −1} , (A.30) (ovvero, l’antipolare di xC ´e la polare di −xC ). Da un punto di vista geometrico, la polare c ´e la retta congiungente i due punti di tangenza delle rette per il polo tangenti all’ellisse di inerzia. 201 x2 xC c G x1 −xC Fig. A.7 - Polarit´a di Inerzia Data una sezione retta S, ne definiamo l’inviluppo convesso come l’inviluppo di tutte le rette tangenti e non secanti la sezione. Definiamo Nocciolo di inerzia relativo al punto O il luogo dei punti N ⊂ R2 la cui frontiera ∂N ´e formata dagli antipoli dell’inviluppo convesso. Definiamo Nocciolo centrale di inerzia il nocciolo di inerzia valutato rispetto al baricentro G. Se xC ≡ (¯ x1 , x ¯2 ), dalla (A.24) si ha che l’equazione dell’antipolare c0 ´e: c0 ≡ { x ¯1 x ¯2 x1 x1 = −1 } , ρ21 ρ22 (A.31) o in forma cartesiana, ad esempio risolta rispetto ad x2 : x2 = mx1 + p , m=− x ¯1 ρ22 , x ¯2 ρ21 p=− ρ22 . x ¯2 (A.32) La propriet´ a del nocciolo di inerzia N ´e che tutti i punti interni al nocciolo hanno antisolare non secante la sezione retta S, mentre tutti a tutti i punti esterni corrisponderanno antisolari secanti la sezione. Infatti, detto xα C = αxC , si ha dalla (A.32): p x2 = mx1 + ; (A.33) α 202 APPENDICE A. GEOMETRIA DELLE MASSE per 0 < α < 1 il polo ´e interno al nocciolo e l’ordinata all’origine aumenta, quindi l’antipolare ´e parallela all’antipolare tangente e non secante ed ´e esterna all’inviluppo convesso. Per α > 1 l’ordinata all’origine diminuisce e l’antipolare diviene secante la sezione retta. Osservazione 24 Sezioni con spigoli Se la frontiera della sezione retta ha uno spigolo, individuato dalle due rette tangenti a0 e b0 , ogni retta c0 tangente e non secante la sezione nello spigolo pu´ o essere rappresentata come la combinazione convessa delle due rette che individuano lo spigolo: c0 = (1 − λ)a0 + λb0 , λ ∈ (0, 1) ; se xA ed xB sono rispettivamente gli antipoli di a0 e b0 , dalla definizione di antipolare si ha che l’antipolo xC di c0 appartiene al segmento B − A: xC = (1 − λ)xA + λxB . Osservazione 25 Sezioni con assi di simmetria Se una sezione ha uno o due assi di simmetria, questi saranno anche assi di simmetria per il nocciolo di inerzia N . Esempio 34 Sezione Circolare Il nocciolo di inerzia di una sezione circolare ´e, per ovvie considerazioni di simmetria, un disco il cui raggio R∗ si calcola mediante la (A.31) essendo ρ2 = R2 J = , A 4 da cui R∗ = R/4. Esempio 35 Sezione rettangolare, a doppio T ed a C Per una sezione rettangolare l’inviluppo convesso ´e formato dalla frontiera S della sezione e da tutte le rette tangenti gli spigoli e non secanti la sezione. Poich la sezione ha due assi di simmetria, il nocciolo centrale ´e un rombo. Infatti, poich´e la frontiera ´e definita dalle quattro rette: b a0 ≡ { x1 = − } , 2 b0 ≡ { x1 = b }, 2 h c0 ≡ { x2 = − } , 2 b2 , 12 ρ22 = ed essendo i raggi di inerzia: ρ21 = h2 . 12 d0 ≡ { x2 = h }, 2 203 c0 ≡ {x2 = − h2 } D ≡ (0 , − h6 ) J ( 6b , 0) ≡ A JJ b x1 NJJ B ≡ (− 6 , 0) J C ≡ (0 , h6 ) d0 ≡ {x2 = h2 } a0 ≡ {x1 = 2b } x2 b0 ≡ {x1 = − 2b } Fig. A.8 - Sez. rettangolare - Nocciolo centrale di inerzia Dalla (A.31) si ha che gli antipoli delle quattro rette sono rispettivamente i punti: b A ≡ ( , 0) , 6 b B ≡ (− , 0) , 6 h C ≡ (0 , ) , 6 h D ≡ (0 , − ) , 6 (A.34) e per le propriet´ a delle sezioni con spigoli questi punti sono i vertici del rombo che forma il nocciolo centrale. Osserviamo che anche la sezione a doppio T e la sezione a C hanno come inviluppo convesso un rettangolo. Pertanto il nocciolo centrale sar´a in ambo i casi un rombo, con due assi di simmetria per la sezione a doppio T e con un solo asse di simmetria per la sezione a C. Esempio 36 Sezione a T ed ad L Per la sezione a T l’inviluppo convesso ´e formato da sei rette e pertanto il nocciolo ´e un poligono a sei vertici simmetrico rispetto all’asse verticale. Per la sezione ad L l’inviluppo convesso ´e formato da 5 rette ed il nocciolo ´e un poligono a 5 vertici, che ha un’asse di simmetria se le ali sono uguali. Nelle figure successive sono indicati, in maniera qualitativa, i noccioli centrali per queste sezioni. 204 APPENDICE A. GEOMETRIA DELLE MASSE a0 a0 B c0 B d0 H H B F HE B G SS x1 D B SC b " Bb " e0BB bb"" f 0 A B B B B B B b0 x2 B c0 J P J P E JD S G C J S x1 JS S 0J e J S A J J J J J J b0 d0 x2 Fig. A.9 - Nocciolo centrale di inerzia - Sezioni a T ed L Appendice B Caratteristiche geometriche dei profilati I seguenti sagomari sono tratti da: Profilati a caldo e travi saldate per strutture (Tabelle per il calcolo), ITALSIDER, 1969. 205 206 APPENDICE B. PROFILATI 207 208 APPENDICE B. PROFILATI 209 210 APPENDICE B. PROFILATI 211 212 APPENDICE B. PROFILATI 213 214 APPENDICE B. PROFILATI Appendice C Tabelle per il calcolo dei termini ηij ed ηi0 Nella soluzione dei problemi iperstatici mediante le equazioni di M¨ uller-Breslau, si devono calcolare integrali del tipo: Z Z N0 Nj M0 Mj Ni Nj Mi Mj ηj0 = ( + )dz , ηij = ( + )dz ; (C.1) EA EJ EA EJ S S possiamo calcolare questi integrali, per diagrammi delle caratteristiche costanti, lineari e paraboliche, mediante delle relazioni dipendenti dai soli valori massimi della caratteristica di sollecitazione e dalla dimensione del dominio di integrazione. Nel seguito considereremo solo i diagrammi del momento flettente, valendo peraltro le medesime considerazioni per i diagrammi della forza normale. Consideriamo sull’intervallo I ≡ (0 , L) un diagramma del momento flettente M = M (z); se denotiamo con M il valore massimo di M (z) su I: M = max M (z) , z∈(0 ,L) possiamo riscrivere la funzione M (z) in termini della funzione adimensionale f = f (z): M (z) = M f (z) . Se consideriamo due diagrammi Mi (z) = Mi f (z) e Mj (z) = Mj g(z), allora: Z L Z Mi (z)Mj (z)dz = Mi Mj 0 L f (z)g(z)dz = αMi Mj L . 0 Nelle tabelle successive si riportano i valori del parametro α per diagrammi del momento flettente costanti, lineari e parabolici. 215 216 APPENDICE C. TABELLE ηIJ ED ηI0 Osservazione 26 : Funzioni lineari Nelle tabelle sono riportate solamente funzioni lineari che vanno da 0 al valore massimo Mi od Mj . Osserviamo che una funzione lineare avente valori agli estremi Mi0 ed Mi00 , ´e sempre decomponibile in una funzione costante Mj0 ed una lineare con estremi 0 ed Mj0 − Mj00 come quelle riportate nelle tabelle. Ad esempio: Mi0 ! !! Mi00 !! = 00 , Mi , , = , Mi0 , Mi0 Mi0 ! !! Mi0 − Mi0 + !! , , Mi0 + Mi0 , , + , Tabella C.1: coefficiente α a Mi aaaa Mi Mj a Mj aaa a ! !! Mj !! Mj Mj Mj Mj Mj Mj HHH x x0 H ! !! Mi !! 1 1/2 1/2 1/2 1/3 1/6 1/2 1/6 1/3 1/3 1/4 1/12 1/3 1/12 1/4 2/3 1/4 5/12 2/3 5/12 1/4 2/3 1/3 1/3 1/2 1/4 1/4 217 Tabella C.2: coefficiente α Mi Mj a Mj aaaa ! !! Mj !! Mj Mj Mj Mj Mj Mj HHH x x0 H Mi Mi 1/3 1/3 2/3 1/4 1/12 1/4 1/12 1/4 5/12 1/5 1/30 3/10 1/30 1/5 2/15 3/10 2/15 8/15 2/15 3/10 11/30 1/3 1/3 7/15 1 3x 12 ( L + (x0 )2 L2 ) 1 3x0 12 ( L + x2 L2 ) 1 12 (3 + 3x L − x2 L2 ) 218 APPENDICE C. TABELLE ηIJ ED ηI0 Tabella C.3: coefficiente α Mi Mi Mj 2/3 273 1/2 5/12 1/3 1/4 1/4 1/3 1/4 2/15 1/5 3/10 1/5 11/30 7/15 8/15 7/15 7/15 8/15 a Mj aaa a ! !! Mj !! Mj Mj Mj Mj Mj Mj HHH x x0 H 1 12 (3 Mi HHH x x0 H + 3x0 L − (x0 )2 L2 ) 1 3 (1 + xx0 L2 ) 1 3x 12 ( L 1 3x0 12 ( L 1 12 (3 1 12 (3 + + + 3x L 3x0 L 1 3 (1 (x0 )2 L2 ) + + x2 L2 ) − − x2 L2 ) (x0 )2 L2 ) xx0 L2 ) 1/3 Bibliografia Un avvertenza preliminare: la Scienza delle Costruzioni ´e oggetto di una prolifica letteratura. Molti sono i testi validi reperibili in commercio e in linea di massima sono tra loro pressoch´e equivalenti con alcune notabili eccezioni. La bibliografia che segue non ´e una graduatoria di apprezzamento, bens´ı riflette i gusti e sopratutto le limitate conoscenze dello scrivente. 1- Cenni di Algebra e Analisi Il corso presuppone la conoscenza degli argomenti di Algebra Lineare ed Analisi Matematica usualmente trattati nei corsi di Geometria, Analisi Matematica I ed Analisi Matematica II. Tra i molti validi testi in commercio si indicano, a titolo di esempio: • M. Abate - Geometria analitica con elementi di algebra lineare. McGrawHill Companies, 2010. • F. Alessio, P. Montecchiari, - Note di Analisi Matematica. Esculapio 2012 oppure due testi ormai classici: • E. Giusti - Analisi Matematica, vol. 1 e 2. Bollati Boringhieri, 2002 • S. Lang - Algebra Lineare. Bollati Boringhieri, 1977 2 - Cinematica La parte riguardante la cinematica dei moti rigidi ed i vincoli era tradizionalmente insegnata nell’ormai scomparso corso di Meccanica Razionale. La migliore trattazione di questo argomento ´e reperibile in: • E. DiBenedetto - Classical Mechanics - Theory and Mathematical Modeling. Birkhuser, 2011 o in lingua italiana in quello che possiamo considerare un vero classico: • G. Grioli - Lezioni di Meccanica Razionale. Cortina (Padova), 2002 . 219 220 BIBLIOGRAFIA Per quanto riguarda l’analisi della deformazione, si consiglia per chiarezza espositiva la trattazione presentata nel Chap. III di: • M. E. Gurtin - An introduction to Continuum Mechanics. Academic Press, New York, 1981. 3 - Statica In questo caso, i due testi di riferimento sono: • M. E. Gurtin - An introduction to Continuum Mechanics. Academic Press, New York, 1981, • M. E. Gurtin - The Linear Theory of Elasticity. Handbook of Physics, Vol. VIa/2, Springer, 1972. 4 - Relazioni Costitutive L’argomento delle relazioni costitutive per materiali anisotropi nell’ambito della elasticit´ a lineare ´e diffusamente e dettagliatamente trattato nel gi´a citato: • M.E. Gurtin - The Linear Theory of Elasticity. Handbook of Physics, Vol. VIa/2, Springer, 1972. 5 - Il problema elastico Sull’argomento, oltre all’articolo di Gurtin sull’Handbook of Physics gi´a citato, una sintesi mirabile per chiarezza espositiva e semplicit´a ´e reperibile in: • P. Podio Guidugli - A Primer in Elasticity. Journal of elasticity and the physical science of solids, 58, Issue 1, pp 1-104, 2000. 6 - Travi I - La teoria tecnica Le equazioni della teoria tecnica sono presentate in ogni testo di Scienza delle Costruzioni, anche se in taluni casi la loro derivazione ´e confusa o distorta, come nel caso in cui le si deriva dai risultati del Problema di Saint Venant. Per pura curiosit´ a, il lavoro originale di Kirchhoff ´e ¨ • G. Kirchhoff- Uber das Gleichgewicht und die Bewegung eines unendlich d¨ unnen elastischen Stabes. J. f. reine. angew. Math. (Crelle) 56, 285-313, 1859. mentre una sua rilettura in termini moderni ´e presentata in • E.H. Dill - Kirchhoff ’s theory of rods. - Archive for History of Exact Sciences. Volume 44, Issue 1, pp 1-23, 1992. 221 Per quanto riguarda il modello di Reissner-Timoshenko, il lavoro originale ´e: • S.P. Timoshenko - On the correction factor for shear of the differential equation for transverse vibrations of bars of uniform cross-section, Philosophical Magazine, p. 744, (1921). mentre la sua derivazione nell’ambito della elasticit´a finita ´e in: • E. Reissner - On one-dimensional finite-strain beam theory: The plane problem. Zeitschrift f¨ ur angewandte Mathematik und Physik (ZAMP) Volume 23, Issue 5, pp 795-804, 1972. Per quanto riguarda gli esercizi, una buona collezione di esercizi svolti si trova in molti testi di Esercizi di Scienza delle Costruzioni. In questo campo resta un classico, anche se di non facile lettura: • O. Belluzzi- Scienza delle Costruzioni, Volume I. Pitagora, Bologna, 1966 (Ristampa 1973 Con 530 esercizi svolti e 606 figure e con indice analitico a cura dell’ing.Guido Sangiorgi.). 7 - Travi II - Il problema di Saint Venant Il problema di Saint Venant ´e diffusamente trattato in ogni testo di Scienza delle Costruzioni. La migliore trattazione disponibile attualmente ´e quella presentata in: • R. Baldacci- Scienza delle Costruzioni, 2 voll. Hoepli, Torino, 1970. Una descrizione del retroterra scientifico e sociale nel quale oper´o Saint Venant, oltre che una piacevole trattazione del problema stesso, sono reperibili in: • E. Benvenuto - La Scienza delle Costruzioni nel suo sviluppo storico, Utet, Milano, 1980. A puro titolo di curiosit´ a storica, i lavori originali di Saint Venant sono: • A.-J.-C.B.- de Saint-Venant -M´emoire sur la torsion des prismes. M´emoires des Savants ´etrangers 14, 233, 1856. • A.-J.-C.B.- de Saint-Venant-M´emoire sur la flexion des prismes. Journal de Math´ematiques de Liouville, Ser. II, 1, 89, 1856, mentre lo sviluppo successivo del lavoro, e l’adozione in maniera cosciente del metodo semi-inverso si trovano in: • A. Clebsch - Theorie der Elasticit¨ at fester K¨ orper. Leipzig, B.G. Teubner, 1862. 222 BIBLIOGRAFIA 8 - Il problema di Saint Venant: casi di sollecitazione La discussione completa dei casi di sollecitazione si trova in • R. Baldacci- Scienza delle Costruzioni, 2 voll. Hoepli, Torino, 1970, ed anche in • L. F. Donato - Lezioni di Scienza delle Costruzioni, 2 voll. Colombo-Cursi, Pisa, 1955. In lingua inglese la trattazione pi´ u completa ´e presentata in • I.S. Sokolnikoff - Mathematical Theory of Elasticity, Mac Graw Hill Book Company, 1956. 9 - I criteri di sicurezza La discussione dei criteri di snervamento, dai quali i criteri di sicurezza discendono, ´e presente in molti recenti testi di Scienza delle Costruzioni. Per una trattazione complessiva dell’argomento nell’ambito della teoria della plasticit´a si veda • J. Lubliner - Plasticity Theory, Dover Books on Engineering. 2008 Paperback Reprint of 1990 Edition, o il classico: • R. Hill - The Mathematical Theory of Plasticity, Oxford Classic Texts in the Physical Sciences, 1998 Paperback Reprint of 1950 Edition. 10 - Il carico critico Euleriano Per un migliore inquadramento del problema del carico critico Euleriano, si vedano le parti iniziali di un classico: • S.P. Thimoshenko, G.M. Gere - Theory of Elastic Stability, Dover Civil and Mechanical Engineering, 2009 Paperback Reprint of 1951 Edition.
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