Meccanica dei solidi e delle travi
122 15 10MB
Italian Pages [250] Year 2011
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Dispense del Corso di SCIENZA DELLE COSTRUZIONI
Prof. Daniele Zaccaria Dipartimento di Ingegneria Civile e Architettura Università di Trieste Piazzale Europa 1, Trieste
Meccanica dei solidi e delle travi
Corsi di Laurea in Ingegneria Civile e Ambientale Ingegneria Industriale Ingegneria Navale
Dipartimento di Ingegneria Civile e Architettura Trieste, 4 agosto 2011
3.2 Esercizio sulle direzioni principali di deformazione . . . . . . .
Indice
I Meccanica dei solidi
1
1 Analisi della tensione 1.1 Tensore degli sforzi di Cauchy . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2 Equazione del moto . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.3 Equazione di equilibrio al contorno . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.4 Simmetria del tensore degli sforzi . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.5 Teorema di reciprocità delle tensioni tangenziali . . . . . . . . . 1.6 Componenti . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.6.1 Significato fisico delle componenti del tensore degli sforzi 1.6.2 Significato fisico delle componenti dell’equazione di Cauchy . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.6.3 Significato fisico delle componenti dell’equazione indefinita di equilibrio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.7 Autotensioni e configurazione naturale . . . . . . . . . . . . . . . 1.8 Piccoli spostamenti e piccole deformazioni (teoria del primo ordine) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3 3 5 7 7 9 10 10
2 Analisi della deformazione 2.1 Tensori di deformazione e di rotazione infinitesime . . . . . 2.2 Misure di deformazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.2.1 Dilatazione lineare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.2.2 Scorrimento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.2.3 Significato fisico delle componenti del tensore deformazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.2.4 Coefficiente di dilatazione cubica . . . . . . . . . . . . 2.3 Compatibilità della deformazione . . . . . . . . . . . . . . . .
15 15 16 16 16
. . . . . . . . di . . . . . .
3 Direzioni principali di tensione e di deformazione 3.1 Esercizio sulle direzioni principali di tensione . . . . . . . . . . SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
11 13 14 14
18 19 20 23 26
4 Stati elementari di tensione e di deformazione 4.1 Trazione semplice . . . . . . . . . . . . . . . . 4.2 Dilatazione semplice . . . . . . . . . . . . . . 4.3 Trazione uniforme . . . . . . . . . . . . . . . . 4.4 Dilatazione uniforme . . . . . . . . . . . . . . 4.5 Taglio semplice . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.6 Scorrimento semplice . . . . . . . . . . . . . . 4.7 stato di tensione monoassiale . . . . . . . . . 4.8 stato di deformazione monoassiale . . . . . 4.9 stato di tensione piano . . . . . . . . . . . . . 4.10 stato di deformazione piano . . . . . . . . .
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5 Principio dei lavori virtuali
33 37 37 38 38 39 40 42 42 44 44 45 47
6 Elasticità lineare 6.1 Legame costitutivo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6.2 Elasticità lineare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6.3 Problema elastico lineare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6.4 Soluzione del problema elastico col metodo delle forze 6.5 Autotensioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6.6 Sovrapposizione degli effetti . . . . . . . . . . . . . . . .
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51 51 51 53 54 55 56
7 Energia elastica di deformazione 7.1 Lavoro di deformazione . . . . . . . . . . . . . . . . 7.2 Energia elastica di deformazione . . . . . . . . . . . 7.3 Teoremi sul lavoro di deformazione . . . . . . . . . 7.3.1 Teorema di Clapeyron . . . . . . . . . . . . . 7.3.2 Teorema di Betti . . . . . . . . . . . . . . . . . 7.4 Energia complementare . . . . . . . . . . . . . . . . . 7.5 Unicità della soluzione . . . . . . . . . . . . . . . . . 7.6 Soluzioni deboli, soluzioni forti ed esistenza della
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . soluzione
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57 57 58 60 60 60 62 63 64
8 Elasticità lineare isotropa 8.1 Legge di Hooke . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.2 Moduli tecnici . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.3 Direzioni principali di elasticità (isotropa) 8.4 Legge di Hooke inversa . . . . . . . . . . . . 8.5 Limitazioni delle costanti elastiche . . . .
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67 67 70 74 76 77
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iii
iv
SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
8.6 Energia elastica di deformazione ed energia complementare elastica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8.7 Esercizio su un campo di spostamenti . . . . . . . . . . . . . . . 9 Criteri di snervamento 9.1 Superficie di snervamento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9.2 Snervamento isotropo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9.3 Asse idrostatico e piano deviatorico . . . . . . . . . . . . . . . . 9.4 Coordinate sul piano deviatorico . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9.5 Criterio della massima tensione normale o di Rankine . . . . 9.5.1 Criterio della massima dilatazione o di Grashof . . . . 9.6 Criteri di snervamento per i materiali metallici . . . . . . . . . 9.6.1 Criterio di snervamento di Huber-von Mises . . . . . . . 9.6.2 Criterio di snervamento di Tresca . . . . . . . . . . . . . 9.6.3 Criterio di snervamento di Hill . . . . . . . . . . . . . . . 9.7 Cenni sui criteri di snervamento per i materiali non metallici 9.7.1 Criterio di Drucker-Prager . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9.7.2 Criterio di Mohr-Coulomb . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9.8 Tensione ideale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
II Meccanica delle travi
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78 80 83 83 83 84 86 87 89 90 92 95 96 98 98 99 100
103
10 Analisi della sollecitazione nelle travi 105 10.1 Caratteristiche della sollecitazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105 10.2 Equazioni di equilibrio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107 10.2.1 Equazioni indefinite di equilibrio . . . . . . . . . . . . . . 107 10.2.2 Equazioni di discontinuità . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107 10.2.3 Equazioni di equilibrio al contorno . . . . . . . . . . . . . 108 10.2.4 Componenti scalari delle equazioni indefinite di equilibrio108 10.3 Statica della trave piana . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 110 10.3.1 Equazioni scalari di equilibrio indefinito . . . . . . . . . . 110 10.3.2 Equazioni scalari di discontinuità . . . . . . . . . . . . . . 112 10.3.3 Diagrammi delle caratteristiche della sollecitazione (asse rettilineo) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113 10.3.3.1 Convenzioni di segno . . . . . . . . . . . . . . . . 113 10.3.3.2 Forza normale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 114 10.3.3.3 Taglio e momento flettente . . . . . . . . . . . . . 114
Prof.Daniele Zaccaria
11 Analisi della deformazione nelle travi 11.1 Moto rigido relativo per unità di linea . . . . . . . . . . . . . . . . 11.2 Componenti di deformazione locale . . . . . . . . . . . . . . . . . 11.3 Deformazioni nel caso di trave piana . . . . . . . . . . . . . . . . 11.3.1 Trave piana ad asse rettilineo . . . . . . . . . . . . . . . . . 11.4 Dilatazione e scorrimento della generica fibra longitudinale . . 11.4.1 Integrazione delle equazioni di congruenza . . . . . . . . 11.5 Trave inflessa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11.5.1 Eercizio: Determinazione diretta del vincolo di trave inflessa e della dilatazione della linea d’asse nel caso di trave piana inflessa ad asse rettilineo . . . . . . . . . . . .
119 119 120 122 122 123 125 127
12 Principio dei lavori virtuali per le travi
131
13 Teoria tecnica delle travi 13.1 Elasticità lineare . . . . . . . . . . . . 13.2 Lavoro di deformazione . . . . . . . 13.3 Energia elastica di deformazione . . 13.4 Teoremi sul lavoro di deformazione 13.4.1 Teorema di Clapeyron . . . . 13.4.2 Teorema di Betti . . . . . . . . 13.4.3 Teorema di Castigliano . . . . 13.5 Centri di flessione e taglio . . . . . .
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135 135 136 138 140 140 141 144 147
14 Legame costitutivo per la trave inflessa 14.1 Legame costitutivo nell’intorno di un punto . . . 14.1.1 Legame costitutivo elastico . . . . . . . . . 14.1.2 Legame costitutivo elastoplastico . . . . . 14.2 Legame costitutivo assiale . . . . . . . . . . . . . . 14.3 Legame costitutivo flessionale . . . . . . . . . . . 14.4 Travi omogenee a piccola curvatura . . . . . . . . 14.5 Travi piane . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14.6 Legame costitutivo tagliante e torcente dedotto spostamenti rigidi delle sezioni rette . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . dal campo . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . di . . 158
15 Geometria delle masse 15.1 Masse distribuite su un’area piana 15.2 Vettore dei momenti statici . . . . 15.2.1 Momenti statici . . . . . . . . 15.2.2 Proprietà del baricentro . .
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161 161 162 163 165
Prof.Daniele Zaccaria
Indice v
SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
15.3 Tensore di inerzia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15.3.1 Momenti di inerzia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15.3.2 Formule di trasposizione o del trasporto (teorema Huyghens-Steiner) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15.3.3 Direzioni e momenti principali di inerzia . . . . . . . 15.3.4 Formule di rotazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15.3.5 Circonferenza di Mohr . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15.3.6 Raggi di inerzia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15.3.7 Ellisse centrale di inerzia (o ellisse di Culmann) . . . 16 Sezioni omogenee 16.1 Sezioni tipiche . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16.1.1 Rettangolo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16.1.2 Rettangolo sottile . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16.1.3 Triangolo rettangolo . . . . . . . . . . . . . . . . . 16.1.4 Arco circolare sottile . . . . . . . . . . . . . . . . . 16.1.5 Settore circolare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16.2 Sezioni composte di parti semplici . . . . . . . . . . . . . 16.2.1 Esempio 1: Sezione composta di due rettangoli . 16.2.2 Esempio 2: Sezione rettangolare con un intaglio 16.2.3 La sezione a C sottile . . . . . . . . . . . . . . . . . 16.2.4 Sezione a Z . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
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168 169 172 174 174 175 176 177 179 180 180 181 182 184 186 187 187 189 192 194
17 Problema di Saint-Venant 17.1 Schematizzazione della trave nell’ambito della teoria tica dell’elasticità . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17.2 Caratteristiche della sollecitazione . . . . . . . . . . . . 17.3 Principio e ipotesi di Saint-Venant . . . . . . . . . . . . 17.4 Problema di Saint-Venant . . . . . . . . . . . . . . . . . 17.5 Energia complementare elastica . . . . . . . . . . . . .
matema. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
197 198 199 200 203
18 Problema della torsione 18.1 Funzione di ingobbamento . . . 18.2 Fattore torsionale di rigidezza 18.3 Energia complementare . . . . . 18.4 Funzione delle tensioni . . . . .
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205 205 210 211 211
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197
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19 Estensione del problema di Saint-Venant 217 19.1 problema di flessione, taglio e torsione . . . . . . . . . . . . . . . 217 19.2 Centro di taglio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 218
19.3 Energia complementare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 222 19.4 Legami costitutivi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 223 20 Travi elastiche lineari 20.1 Equazioni della teoria tecnica delle travi . . . . 20.2 Trave di Timoshenko . . . . . . . . . . . . . . . . 20.3 Trave piana inflessa . . . . . . . . . . . . . . . . . 20.4 Sovrapposizione degli effetti . . . . . . . . . . . 20.5 Integrazione dell’equazione della linea elastica 20.5.1 Esempio: Trave incastro-appoggio . . . . 20.5.2 Travi caricate solo alle estremità . . . . .
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225 225 228 230 237 240 240 242
vi Indice
SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
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Parte I
Meccanica dei solidi
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1
Capitolo 1
Analisi della tensione 1.1 Tensore degli sforzi di Cauchy
SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
3
4 Capitolo 1. Analisi della tensione
SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
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Capitolo 1. Analisi della tensione
1.2 Equazione del moto
5
6 Capitolo 1. Analisi della tensione
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Prof.Daniele Zaccaria
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SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
1.3 Equazione di equilibrio al contorno
Capitolo 1. Analisi della tensione
1.4 Simmetria del tensore degli sforzi
7
8 Capitolo 1. Analisi della tensione
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Prof.Daniele Zaccaria
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Capitolo 1. Analisi della tensione
1.5 Teorema di reciprocit` a delle tensioni tangenziali
9
10 Capitolo 1. Analisi della tensione
SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
Prof.Daniele Zaccaria
1.6 Componenti 1.6.1 Significato fisico delle componenti del tensore degli sforzi
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SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
Capitolo 1. Analisi della tensione
1.6.2 Significato fisico delle componenti dell’equazione di Cauchy
11
12 Capitolo 1. Analisi della tensione
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Prof.Daniele Zaccaria
Prof.Daniele Zaccaria
SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
1.6.3 Significato fisico delle componenti dell’equazione indefinita di equilibrio
Capitolo 1. Analisi della tensione
13
14 Capitolo 1. Analisi della tensione
SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
1.7 Autotensioni e configurazione naturale
Prof.Daniele Zaccaria
1.8 Piccoli spostamenti e piccole deformazioni (teoria del primo ordine)
L’azione di I + H su un qualunque vettore materiale equivale dunque, nell’approssimazione lineare, all’applicazione successiva di I + ω e di I + in un ordine qualunque. La (2.5) consente quindi di esprimere la relazione tra un elemento di linea materiale dX e il corrispondente elemento di linea spaziale nella forma approssimata:
Capitolo 2
Analisi della deformazione
dx ≈ (I + ω) (I + ) dX ≈ (I + ) (I + ω) dX.
2.1 Tensori di deformazione e di rotazione infinitesime
Poiché ω è emisimmetrico, la quantità I + ω rappresenta, a meno di infinitesimi di ordine superiore negli spostamenti, una rotazione rigida dell’intorno del punto X in cui ω è calcolato (è una rotazione rigida dell’intorno di X, non di tutto il corpo, poiché ω è in generale variabile da punto a punto). Per tale motivo ω è detto tensore di rotazione infinitesima,1 dove la dizione “infinitesima” ricorda che ciò è vero solo nell’approssimazione lineare. La rotazione rigida dell’intorno può essere dunque rappresentata da un vettore di rotazione infinitesima ϕ tale che:2
Il gradiente degli spostamenti H può essere decomposto nella somma di una parte simmetrica e di una parte emisimmetrica ω: H = + ω,
(2.1)
dove: 1 H + HT , 2 1 H − HT . ω= 2 =
(2.2) (2.3)
Le componenti di e ω in un sistema di riferimento cartesiano ortogonale risultano: ∂ uj ∂ uj 1 ∂ ui 1 ∂ ui , ωij = , (2.4) + − ij = 2 ∂xj ∂xi 2 ∂xj ∂xi dove, ora e nel seguito, con xi si sono indicate le generiche coordinate dei punti nella configurazione di riferimento del corpo, essendo questa, per via dell’approssimazione lineare, l’unica configurazione in cui si eseguono delle operazioni differenziali. Poiché H è dello stesso ordine degli spostamenti, questo è vero anche per le sue parti simmetrica e emisimmetrica. Questo implica che vale l’approssimazione lineare: (I + ω) (I + ) = (I + ) (I + ω) ≈ I + + ω = I + H. SdC Meccanica dei solidi e delle travi — 4 agosto 2011
(2.6)
ωa = ϕ × a.
(2.7)
per ogni vettore a. Le relazioni tra le componenti del tensore di rotazione infinitesima e quelle del vettore di rotazione infinitesima risultano quindi: ωzy ϕy 0 −ϕz ϕ 0 −ϕ ω z x xz {ϕ} = . (2.8) [ω] = , ωy x −ϕy ϕx 0 Si ribadisce che I + ω rappresenta una rotazione dell’intorno di un punto del continuo nell’ipotesi di piccoli spostamenti. In generale una rotazione è rappresentata da una matrice ortogonale e non, a meno dell’identità, da una matrice emisimmetrica. Nell’approssimazione lineare, dunque, la parte simmetrica di H rappresenta tutta la deformazione dell’intorno, essendo ottenuta depurando gli spostamenti dell’intorno da un moto rigido. Inoltre, la deformazione dell’intorno di un punto è nulla se il moto dell’intorno è rigido, cioè se, nell’approssimazione lineare, H è emisimmetrico e quindi se la parte simmetrica è nulla. La parte simmetrica di H rappresenta dunque tutta la deformazione nell’intorno di un punto e si annulla se e solo se l’intorno non si deforma. Per tale motivo è chiamato tensore di deformazione infinitesima,3 1 Infinitesimal
rotation tensor nella letteratura inglese. rotation vector nella letteratura inglese. 3 Infinitesimal deformation tensor nella letteratura inglese. 2 Infinitesimal
(2.5)
15
16 Capitolo 2. Analisi della deformazione
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dove ancora una volta la dizione “infinitesima” ricorda che ciò è vero solo nell’approssimazione lineare.
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Nell’ipotesi di piccoli spostamenti, e quindi di piccole deformazioni, vale l’approssimazione: (I + )2 = I + 2 + 2 ≈ I + 2.
2.2 Misure di deformazione
Sfruttando inoltre lo sviluppo in serie di MacLaurin:
2.2.1 Dilatazione lineare Si tenga conto che al fine del calcolo delle misure di deformazione si possono depurare gli spostamenti nell’intorno di un punto della quota dovuta alla rotazione rigida e scrivere di conseguenza, in accordo alla (2.6): dx ≈ I + dX
oppure
(2.13)
du ≈ dX.
1 1 + x = 1 + x + o(x), 2
(2.14)
la (2.12) permette di scrivere allora: dr ≈ dLr 1 + 2r0 · r0 ≈ dLr 1 + r0 · r0 .
(2.15)
(2.9)
Sia allora r0 il versore di una direzione uscente dal punto materiale X di un continuo. Un elemento lineare dXr uscente da X ed avente la direzione e il verso di r0 può essere messo nella forma (fig. 2.1): dXr = dLr r0 ,
(2.10)
Ricordando che per definizione la dilatazione lineare r della linea uscente da X e avente la direzione di r0 vale: r =
du
dr − dLr , dLr
(2.16)
inserendo la (2.15) nella (2.16) si ottiene infine:
dove dLr rappresenta la lunghezza dell’elemento di linea. All’elemento dXr r0
x ∈ R,
r ≈ r0 · r0 .
(2.17)
2.2.2 Scorrimento
dxr
Siano r0 e s0 i versori di due direzioni uscenti dal punto materiale X di un continuo e ortogonali tra loro (fig. 2.2), quindi tali che:
dXr u X
r0 · s0 = 0. x
Due elementi lineari dXr edXs uscenti da X ed aventi le direzioni e i versi di r0 e s0 possono essere messi nella forma:
Figura 2.1: Calcolo della dilatazione lineare
dXr = dLr r0 . uscente da X corrisponde, grazie alla (2.9), l’elemento dxr uscente da x tale che: dxr = I + dXr = dLr I + r0 . (2.11) Il modulo dr di dxr risulta quindi: 2 dr = dxr · dxr = dLr r0 · I + r0
(2.18)
(2.12)
dXs = dLs s0 ,
(2.19)
dove dLr e dLs sono i moduli dei due elementi di linea. Gli elementi lineari dxr e dxs corrispondenti nella deformazione ai due elementi di linea materiali dXr e dXs valgono: dxr = I + dXr = dLr I + r0 , dxs = I + dXs = dLs I + s0 ,
(2.20a) (2.20b)
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Capitolo 2. Analisi della deformazione 17
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risulta, nell’approssimazione lineare:
r0
dxr
(1 + r )−1 (1 + s )−1 ≈ 1 − r − s .
dxs
La (2.24), sfruttando l’approssimazione (2.26) e lo sviluppo in serie di MacLaurin della funzione arcsin:
s0
dXr π 2
X
π 2
dXs
− γr s
arcsin x = x + o(x),
x
Figura 2.2: Calcolo dello scorrimento tra due linee inizialmente ortogonali
x ∈ R,
avendo ancora una volta depurato, in accordo alla (2.9), il contributo dovuto alla rotazione rigida dell’intorno. Se γr s rappresenta lo scorrimento tra gli elementi di linea dXr e dXs inizialmente ortogonali, l’angolo tra gli elementi spaziali dxr e dxs vale π /2 − γr s e quindi risulta:
π − γr s 2
=
dxr · dxs , dr ds
ds = 1 + s dLs ,
s0
(2.21)
γr s = arcsin
2
r0 · I + s0 . 1 + r 1 + s
(2.23)
Poiché r0 · I s0 = r0 · s0 = 0, avendo sfruttato la relazione di ortogonalità (2.18), ed utilizzando l’approssimazione (2.13) dalla (2.23) si ottiene: 2 r0 · s0 . (2.24) γr s ≈ arcsin 1 + r 1 + s Tenendo poi conto del seguente sviluppo in serie di MacLaurin: (1 + x)−1 = 1 − x + o(x),
x ∈ R,
s s0 s0
(2.22)
dove r e s sono le dilatazioni degli elementi di linea dXr e dXs rispettivamente. Inserendo nella (2.21) le relazioni (2.20) e (2.22) e tenendo conto che I + è un tensore simmetrico si ottiene allora:
(2.28)
Si noti che il vettore s0 è l’immagine del versore della direzione s0 dovuta all’azione della trasformazione . Dato che la dilatazione s della linea s0 vale s0 · s0 , ne risulta che la componente del vettore s0 nella direzione s0 vale s s0 (fig. 2.3). La differenza s0 − s s0 coincide quindi con la proie-
dove dr e ds sono i moduli di dxr e dxs rispettivamente. Si tenga ora conto che tra le lunghezze dr e ds degli elementi di linea spaziali e quelle dLr e dLs degli elementi di linea materiali valgono le relazioni seguenti: dr = 1 + r dLr ,
(2.27)
fornisce infine il risultato cercato: γr s ≈ 2 r0 · s0 .
sin γr s = cos
(2.26)
(2.25)
r0 γs /2 Figura 2.3: Scorrimento tra una linea e una superficie
zione del vettore immagine s0 sul piano perpendicolare a s0 . Detto r0 un generico vettore del piano ortogonale a s0 , risulta allora: 2 { s0 − s s0 } · r0 = 2r0 · s0 ≈ γr s ,
(2.29)
per via della (2.28) e poiché r0 ·s0 = 0. Si tenga ora conto che, per l’ipotesi di piccole deformazioni, gli scorrimenti tra due linee, così come la differenza
18 Capitolo 2. Analisi della deformazione
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tra il versore di una linea deformata e quello della corrispondente linea indeformata, sono quantità piccole e che quindi ne consegue: sin γr s ≈ γr s ,
r ≈ r0 ,
s ≈ s0 .
(2.30)
La (2.29) afferma allora che il vettore scorrimento γs tra la linea s0 e il piano ortogonale ad essa vale approssimativamente: γs ≈ 2( s0 − s s0 ).
(2.31)
Se poi x e y sono due assi ortogonali giacenti nel piano ortogonale alla direzione indeformata s0 ne risulta la seguente scomposizione di γs : γs ≈ γxs ex + γy s ey .
(2.32)
Si ricordi che il vettore scorrimento γs tra una linea ed una superficie ortogonale a questa giace nel piano tangente alla superficie deformata ed ha modulo sin γs , con γs scorrimento massimo, mentre il vettore 2( s0 − s s0 ) che l’approssima giace nel piano tangente alla superficie indeformata.
2.2.3 Significato fisico delle componenti del tensore di deformazione Sia dato un sistema di riferimento cartesiano ortogonale Oxyz e siano ex , ey e ez i versori degli assi cartesiani. Nell’ipotesi di piccoli spostamenti, tenendo quindi conto della relazione (2.17), le dilatazioni delle linee uscenti da un punto materiale X del continuo e parallele agli assi coordinati valgono: x ≈ ex · ex ,
y ≈ ey · ey ,
z ≈ ez · ez .
(2.33)
se è il tensore di deformazione infinitesima nell’intorno del punto X. Analogamente, gli scorrimenti delle stesse linee, ricordando la relazione (2.28), risultano: γzy = γy z ≈ 2 ez · ey , γxz = γzx ≈ 2 ex · ez , (2.34) γy x = γxy ≈ 2 ey · ex . Dalle (2.33) e (2.34) consegue quindi la seguente rappresentazione del tensore di deformazione infinitesima nel dato sistema cartesiano ortogonale
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Oxyz, valida nell’ipotesi di piccoli spostamenti:
x
1 γ [] ≈ 2 yx 1 2 γzx
1 2 γxy
y
1 2 γxz
1 2 γy z .
1 2 γzy
z
(2.35)
Tenendo conto delle relazioni tra componenti di deformazione e componenti di spostamento riportate nelle prime delle (2.4), ne conseguono le seguenti espressioni, valide nell’approssimazione lineare, tra le dilatazioni e gli scorrementi delle linee coordinate uscenti da un punto e le componenti di spostamento: x ≈
∂u , ∂x
(2.36a)
y ≈
∂v , ∂y
(2.36b)
z ≈
∂w , ∂z
(2.36c)
γzy ≈
∂v ∂w + , ∂y ∂z
(2.36d)
γxz ≈
∂w ∂u + , ∂z ∂x
(2.36e)
γy x ≈
∂u ∂v + . ∂x ∂y
(2.36f)
Poiché, per via della simmetria, le componenti indipendenti del tensore di deformazione sono 6, risulta possibile rappresentarlo, come già il tensore degli sforzi, con un vettore algebrico di deformazione {} di dimensione 6. È usuale riportare in tale rappresentazione le dilatazioni e gli scorrementi delle linee coordinate: x y z {} = . (2.37) γzy γxz γ yx
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z
Stante il significato fisico (2.35) delle componenti di deformazione, nel vettore di deformazione sono quindi riportate le componenti diagonali e il doppio di quelle non diagonali del tensore di deformazione. La scelta (2.37) per il vettore algebrico di deformazione, associata alla definizione precedentemente data del vettore algebrico {σ} di sollecitazione, permette di esprimere il prodotto scalare tra il tensore degli sforzi σ e quello di deformazione nella forma algebrica: (2.38) σ · = {σ}T {} .
1 1 σzy γzy + σy z γy z 2 2 1 1 1 1 + σxz γxz + σzx γzx + σy x γy x + σxy γxy 2 2 2 2
γz ˆ z
y
X
x
ˆ x −γxy
dL
ˆ y
x
Infatti, tenendo conto della simmetria di σ e : σ· =
Capitolo 2. Analisi della deformazione 19
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Figura 2.4: Coefficiente di dilatazione cubica
σ = σx x + σy y + σz z + i,j ij ij
(2.39)
e (2.41) si ottiene il valore, nell’approssimazione lineare, del coefficiente di dilatazione cubica: dV − dV0 θ= ≈ x + y + z . (2.43) dV0
Per valutare la variazione di volume nell’intorno di un punto materiale X si consideri in tale intorno un cubo elementare di lati di lunghezza dL e paralleli agli assi coordinati di un sistema cartesiano ortogonale Oxyz (fig. 2.4). Il volume dV0 del cubo indeformato vale quindi:
La rappresentazione (2.35) del tensore di deformazione infinitesima permette di identificare il coefficiente di dilatazione cubica con la somma degli elementi diagonali di tale rappresentazione. Poiché la somma degli elementi diagonali della rappresentazione cartesiana ortogonale di un tensore doppio A definisce la traccia tr A di A risulta quindi: θ ≈ tr . (2.44)
= σx x + σy y + σz z + σzy γzy + σxz γxz + σy x γy x = {σ}T {} .
2.2.4 Coefficiente di dilatazione cubica
dV0 = dL3
(2.40)
ˆ y ˆ e z ˆ indicano le Sempre con riferimento alla fig. 2.4, dove gli assi x, direzioni uscenti dal punto spaziale x corrispondenti nella deformazione alle direzioni degli assi x, y e z uscenti dal punto materiale X, il volume dV del cubo deformato vale: (2.41) dV = (1 + x ) 1 + y (1 + z ) cos γxy cos γz dL3 , dove γxy è lo scorrimento tra gli assi x e y mentre γz è il modulo dello scorrimento tra l’asse z e il piano xy. Nell’ipotesi di piccoli spostamenti la (2.41) diventa: dV ≈ 1 + x + y + z dL3 , (2.42) avendo tenuto conto che in tale ipotesi risulta cos γxy ≈ 1 e cos γz ≈ 1. Sfruttando i valori dei volumi deformato e indeformato fornito dalle (2.40)
Gli elementi diagonali della rappresentazione cartesiana ortogonale del tensore ω di rotazione infinitesima sono nulli, essendo il tensore emisimmetrico. Risulta quindi nulla anche la traccia di ω e si ha quindi: tr = tr (Grad u − ω) = tr Grad u.
(2.45)
La rappresentazione del gradiente materiale degli spostamenti e la definizione di divergenza di un vettore4 permettono di porre la (2.44) nella 4 La rappresentazione cartesiana ortogonale della divergenza di un vettore generico a funzione del punto materiale, e quindi delle sue coordinate materiali x,y e z, risulta:
Div a =
∂ ay ∂ ax ∂ az + + , ∂x ∂y ∂z
dove l’iniziale maiuscola dell’operatore di divergenza ricorda che in linea di principio tale operazione differenziale va eseguita nella configurazione di riferimento, che comunque, nell’ipotesi di piccoli spostamenti, coincide approssimativamente con quella deformata.
20 Capitolo 2. Analisi della deformazione
V0
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deformazioni definisce il gradiente del tensore di rotazione infinitesima. Infatti derivando rispetto alla generica coordinata xh la generica componente ωij del tensore di rotazione infinitesima, fornita dalla seconda delle (2.4), si ottiene: ∂ 2 uj ∂ ωij ∂ 2 ui 1 = − ∂xh 2 ∂xj ∂xh ∂xi ∂xh ∂ 2 uj ∂ 2 ui 1 ∂ 2 uh ∂ 2 uh 1 − + + = 2 ∂xh ∂xj ∂xi ∂xj 2 ∂xh ∂xi ∂xj ∂xi 1 ∂ ui ∂ 1 ∂ uj ∂ uh ∂ uh ∂ − + + = ∂xj 2 ∂xh ∂xi ∂xi 2 ∂xh ∂xj 1 ∂ ui ∂ 1 ∂ uj ∂ uh ∂ uh ∂ − , + + = ∂xj 2 ∂xh ∂xi ∂xi 2 ∂xh ∂xj
V
variazione di volume che compete a dS0 , approssimativamente di misura dS0 (u · N)
X u dS
dS0
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N Figura 2.5: Flusso degli spostamenti
e quindi: forma: θ ≈ Div u.
(2.46)
Per ottenere quest’ultima formula, si può anche considerare un volume V0 (fig. 2.5) contenente il punto materiale X in corrispondenza del quale si vuole calcolare la dilatazione cubica e tenere conto che la variazione del volume uguaglia, a meno di termini di ordine superiore negli spostamenti, il flusso sul contorno ∂V0 del volume degli stessi spostamenti: V − V0 ≈ Risulta allora:
∂V0
u · N dS0 .
(2.47)
θ ≈ lim
V0 →X
∂V0
u · N dS0 V0
= Div u.
(2.48)
2.3 Compatibilità della deformazione Se è dato un campo di deformazione (X) e lo si vuole integrare in un campo di spostamenti u(X) occorre valutare innanzitutto il tensore di rotazione infinitesima ω al fine di ottenere il gradiente degli spostamenti utilizzando la sua decomposizione (2.1). A tal fine si noti che un campo di
∂ jh ∂ ωij ∂ ih = − . ∂xh ∂xj ∂xi
(2.49)
Integrando prima il gradiente di ω e poi quello di u si ottiene, se tali integrazioni sono fattibili, il campo degli spostamenti di cui il dato campo di deformazione rappresenta la parte simmetrica del suo gradiente. È intuitivo che in generale tale integrazione non è possibile, poiché il campo degli spostamenti incognito è individuato dai tre campi scalari delle sue componenti, che a loro volta devono soddisfare le 9 equazioni differenziali espresse dalla prima delle (2.4), di cui solo 6 indipendenti per la simmetria del tensore di deformazione. Si hanno dunque 6 equazioni differenziali per definire 3 campi incogniti. Le condizioni che il campo di deformazione deve soddisfare rappresentano innanzitutto le condizioni per l’integrabilità delle (2.49) nel campo tensoriale emisimmetrico ω. Se il corpo continuo è monoconnesso, condizione necessaria e sufficiente per tale integrabilità, come noto, è che le derivate seconde delle componenti di ω rispetto a due generiche coordinate siano invertibili (teorema di Schwartz): ∂ 2 ωij ∂ 2 ωij − = 0. ∂xh ∂xk ∂xk ∂xh
(2.50)
Inserendo in tali condizioni le (2.49) si ottengono le condizioni di integrabilità espresse per il tramite del dato campo di deformazione.
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Posto: Rijhk =
Capitolo 2. Analisi della deformazione 21
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∂ 2 jh ∂ 2 ih − ∂xj ∂xk ∂xi ∂xk
−
∂ 2 jk ∂ 2 ik − ∂xj ∂xh ∂xi ∂xh
,
(2.51)
si ottengono le condizioni: Rijhk = 0,
(2.52)
dette equazioni di compatibilità (o di congruenza) di Saint-Venant. La (2.51) definisce in ogni punto del continuo un tensore R del quarto ordine detto tensore di incompatibilità e dipendente dal dato campo di deformazione. Si osservi che, indipendentemente da , le (2.52) sono identicamente soddisfatte se i = j oppure h = k e che inoltre valgono le identità: Rjihk = Rijkh = −Rijhk ,
(2.53a)
Rijhk = Rhkij .
(2.53b)
Nel caso di corpi monoconnessi, la condizione necessaria e sufficiente per tale integrabilità richiede ancora una volta l’invertibilità dell’ordine di derivazione: ∂ 2 ui ∂ 2 ui − = 0. (2.56) ∂xj ∂xh ∂xh ∂xj Tenendo conto delle relazioni (2.49), la (2.56) è identicamente soddisfatta ed è quindi a tal punto possibile integrare la (2.55) nel campo degli spostamenti incognito. Se il corpo continuo è pluriconnesso, le condizioni di compatibilità (2.50), come noto, sono solo necessarie. Per poter integrare la (2.49) nel campo emisimmetrico ω occorre anche che sia nulla la circolazione del gradiente di ω su una qualunque curva chiusa che non possa ridursi con continuità a un punto senza fuoriuscire dal dominio del corpo continuo. Detta una qualunque di tali curve chiuse e con riferimento al vettore assiale ϕ di ω, deve quindi risultare: grad ϕ t ds = 0, (2.57)
Ne consegue che le equazioni di compatibilità (2.52) indipendenti si riducono a 6, che per esteso si possono scrivere: ∂ 2 y ∂ 2 γzy ∂ 2 z + − = 0, ∂y 2 ∂z2 ∂z∂y
(2.54a)
∂ 2 z ∂ 2 γxz ∂ 2 x = 0, + − ∂z2 ∂x 2 ∂x ∂z
(2.54b)
∂ 2 γy x ∂ 2 y ∂ 2 x + − = 0, 2 2 ∂x ∂y ∂y ∂x
(2.54c)
2
∂ 2 γzy ∂ 2 γy x ∂ 2 γzx ∂ 2 x + − = 0, − 2 ∂z∂y ∂x ∂y ∂x ∂z∂x
(2.54d)
2
∂ 2 y ∂ 2 γzy ∂ 2 γxy ∂ 2 γxz + − = 0, − 2 ∂x ∂z ∂y ∂z∂y ∂x ∂y
(2.54e)
2
∂ 2 γy x ∂ 2 γy z ∂ 2 γxz ∂ 2 z + − = 0. − 2 ∂y ∂x ∂z ∂x ∂z ∂y ∂z
(2.54f)
Ottenuto il tensore di rotazione infinitesimo ω occorre integrare le equazioni: ∂ ui = ij + ωij . (2.55) ∂xj
dove t è il versore tangente alla curva. Se questa condizione è soddisfatta per una delle dette curve chiuse, lo è automaticamente per tutte quelle curve chiuse che possono trasformarsi con continuità nella detta curva senza fuoriuscire dal corpo. Questa circostanza restringe il numero delle curve chiuse su cui imporre la condizione (2.57) al numero delle connessioni del corpo meno uno. Sempre nel caso di pluriconnessione del corpo, per poter poi integrare la (2.55) nel campo degli spostamenti u, occorre imporre le analoghe condizioni di circolazione nulla del gradiente degli spostamenti: ( + ω) t ds = 0. (2.58)
22 Capitolo 2. Analisi della deformazione
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Capitolo 3
Direzioni principali di tensione e di deformazione
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24 Capitolo 3. Direzioni principali
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Capitolo 3. Direzioni principali
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26 Capitolo 3. Direzioni principali
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3.1 Esercizio sulle direzioni principali di tensione
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28 Capitolo 3. Direzioni principali
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Capitolo 3. Direzioni principali
3.2 Esercizio sulle direzioni principali di deformazione
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34 Capitolo 3. Direzioni principali
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36 Capitolo 3. Direzioni principali
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Capitolo 4
Stati elementari di tensione e di deformazione 4.1 Trazione semplice
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38 Capitolo 4. Stati elementari di tensione e di deformazione
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4.3 Trazione uniforme
4.2 Dilatazione semplice
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Capitolo 4. Stati elementari di tensione e di deformazione
4.4 Dilatazione uniforme
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40 Capitolo 4. Stati elementari di tensione e di deformazione
4.5 Taglio semplice
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42 Capitolo 4. Stati elementari di tensione e di deformazione
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4.6 Scorrimento semplice
4.7 stato di tensione monoassiale
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Capitolo 4. Stati elementari di tensione e di deformazione
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44 Capitolo 4. Stati elementari di tensione e di deformazione
4.8 stato di deformazione monoassiale
4.9 stato di tensione piano
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Capitolo 4. Stati elementari di tensione e di deformazione
4.10 stato di deformazione piano
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46 Capitolo 4. Stati elementari di tensione e di deformazione
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Capitolo 5
Principio dei lavori virtuali
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48 Capitolo 5. Principio dei lavori virtuali
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50 Capitolo 5. Principio dei lavori virtuali
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Capitolo 6
6.2 Elasticit` a lineare
Elasticit` a lineare 6.1 Legame costitutivo
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52 Capitolo 6. Elasticit`a lineare
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6.3 Problema elastico lineare
Capitolo 6. Elasticit` a lineare
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54 Capitolo 6. Elasticit`a lineare
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6.4 Soluzione del problema elastico col metodo delle forze
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6.5 Autotensioni
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56 Capitolo 6. Elasticit`a lineare
6.6 Sovrapposizione degli effetti
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Capitolo 7
Energia elastica di deformazione 7.1 Lavoro di deformazione
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7.2 Energia elastica di deformazione
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60 Capitolo 7. Energia elastica di deformazione
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7.3.2 Teorema di Betti
7.3 Teoremi sul lavoro di deformazione 7.3.1 Teorema di Clapeyron
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62 Capitolo 7. Energia elastica di deformazione
7.4 Energia complementare
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7.5 Unicit` a della soluzione
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64 Capitolo 7. Energia elastica di deformazione
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7.6 Soluzioni deboli, soluzioni forti ed esistenza della soluzione
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Capitolo 7. Energia elastica di deformazione
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66 Capitolo 7. Energia elastica di deformazione
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Capitolo 8
Elasticit` a lineare isotropa
8.1 Legge di Hooke
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68 Capitolo 8. Elasticit`a lineare isotropa
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Capitolo 8. Elasticit` a lineare isotropa
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70 Capitolo 8. Elasticit`a lineare isotropa
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8.2 Moduli tecnici
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Capitolo 8. Elasticit` a lineare isotropa
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72 Capitolo 8. Elasticit`a lineare isotropa
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Capitolo 8. Elasticit` a lineare isotropa
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74 Capitolo 8. Elasticit`a lineare isotropa
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8.3 Direzioni principali di elasticit` a (isotropa)
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Capitolo 8. Elasticit` a lineare isotropa
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76 Capitolo 8. Elasticit`a lineare isotropa
8.4 Legge di Hooke inversa
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8.5 Limitazioni delle costanti elastiche
Capitolo 8. Elasticit` a lineare isotropa
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78 Capitolo 8. Elasticit`a lineare isotropa
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8.6 Energia elastica di deformazione ed energia complementare elastica
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Capitolo 8. Elasticit` a lineare isotropa
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80 Capitolo 8. Elasticit`a lineare isotropa
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8.7 Esercizio su un campo di spostamenti
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Capitolo 8. Elasticit` a lineare isotropa
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82 Capitolo 8. Elasticit`a lineare isotropa
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Capitolo 9
Criteri di snervamento 9.1 Superficie di snervamento
9.2 Snervamento isotropo
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84 Capitolo 9. Criteri di snervamento
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9.3 Asse idrostatico e piano deviatorico
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Capitolo 9. Criteri di snervamento
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86 Capitolo 9. Criteri di snervamento
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9.4 Coordinate sul piano deviatorico
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Capitolo 9. Criteri di snervamento
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9.5 Criterio della massima tensione normale o di Rankine
88 Capitolo 9. Criteri di snervamento
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9.5.1 Criterio della massima dilatazione o di Grashof
Capitolo 9. Criteri di snervamento
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90 Capitolo 9. Criteri di snervamento
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9.6 Criteri di snervamento per i materiali metallici
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Capitolo 9. Criteri di snervamento
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92 Capitolo 9. Criteri di snervamento
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9.6.1 Criterio di snervamento di Huber-von Mises
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Capitolo 9. Criteri di snervamento
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94 Capitolo 9. Criteri di snervamento
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9.6.2 Criterio di snervamento di Tresca
Capitolo 9. Criteri di snervamento
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96 Capitolo 9. Criteri di snervamento
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9.6.3 Criterio di snervamento di Hill
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Capitolo 9. Criteri di snervamento
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98 Capitolo 9. Criteri di snervamento
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9.7 Cenni sui criteri di snervamento per i materiali non metallici
9.7.1 Criterio di Drucker-Prager
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Capitolo 9. Criteri di snervamento
9.7.2 Criterio di Mohr-Coulomb
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100 Capitolo 9. Criteri di snervamento
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9.8 Tensione ideale
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Capitolo 9. Criteri di snervamento
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102 Capitolo 9. Criteri di snervamento
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Parte II
Meccanica delle travi
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Capitolo 10
Analisi della sollecitazione nelle travi 10.1 Caratteristiche della sollecitazione
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106 Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
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Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
10.2 Equazioni di equilibrio 10.2.1 Equazioni indefinite di equilibrio
10.2.2 Equazioni di discontinuit` a
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108 Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
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10.2.4 Componenti scalari delle equazioni indefinite di equilibrio
10.2.3 Equazioni di equilibrio al contorno
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Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
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110 Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
10.3 Statica della trave piana 10.3.1 Equazioni scalari di equilibrio indefinito
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Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
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112 Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
10.3.2 Equazioni scalari di discontinuit` a
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10.3.3 Diagrammi delle caratteristiche della sollecitazione (asse rettilineo)
10.3.3.1 Convenzioni di segno
Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
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114 Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
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10.3.3.2 Forza normale
10.3.3.3 Taglio e momento flettente
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Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
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116 Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
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Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
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118 Capitolo 10. Analisi della sollecitazione nelle travi
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Capitolo 11
Analisi della deformazione nelle travi 11.1 Moto rigido relativo per unit` a di linea
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120 Capitolo 11. Analisi della deformazione nelle travi
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11.2 Componenti di deformazione locale
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Capitolo 11. Analisi della deformazione nelle travi
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122 Capitolo 11. Analisi della deformazione nelle travi
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11.3.1 Trave piana ad asse rettilineo
11.3 Deformazioni nel caso di trave piana
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11.4 Dilatazione e scorrimento della generica fibra longitudinale
Capitolo 11. Analisi della deformazione nelle travi
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124 Capitolo 11. Analisi della deformazione nelle travi
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Capitolo 11. Analisi della deformazione nelle travi
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11.4.1 Integrazione delle equazioni di congruenza
126 Capitolo 11. Analisi della deformazione nelle travi
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11.5 Trave inflessa
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Capitolo 11. Analisi della deformazione nelle travi
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128 Capitolo 11. Analisi della deformazione nelle travi
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11.5.1 Eercizio: Determinazione diretta del vincolo di trave inflessa e della dilatazione della linea d’asse nel caso di trave piana inflessa ad asse rettilineo
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Capitolo 11. Analisi della deformazione nelle travi
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130 Capitolo 11. Analisi della deformazione nelle travi
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Capitolo 12
Principio dei lavori virtuali per le travi
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132 Capitolo 12. Principio dei lavori virtuali per le travi
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Capitolo 12. Principio dei lavori virtuali per le travi
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134 Capitolo 12. Principio dei lavori virtuali per le travi
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Capitolo 13
Teoria tecnica delle travi 13.1 Elasticit` a lineare
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136 Capitolo 13. Teoria tecnica delle travi
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13.2 Lavoro di deformazione
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138 Capitolo 13. Teoria tecnica delle travi
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13.3 Energia elastica di deformazione
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Capitolo 13. Teoria tecnica delle travi
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140 Capitolo 13. Teoria tecnica delle travi
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13.4 Teoremi sul lavoro di deformazione 13.4.1 Teorema di Clapeyron
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13.4.2 Teorema di Betti
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142 Capitolo 13. Teoria tecnica delle travi
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144 Capitolo 13. Teoria tecnica delle travi
13.4.3 Teorema di Castigliano
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Capitolo 13. Teoria tecnica delle travi
13.5 Centri di flessione e taglio
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148 Capitolo 13. Teoria tecnica delle travi
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150 Capitolo 13. Teoria tecnica delle travi
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Capitolo 14
Legame costitutivo per la trave inflessa
Si costruirà nel seguito la teoria di Eulero-Bernoulli della trave elastica inflessa, innestando una semplice assunzione costitutiva nel quadro cinematico sviluppato in precedenza. La prima versione di tale teoria è dovuta a Giacomo Bernoulli.1 In seguito Eulero,2 su suggerimento di Daniele Bernoulli,3 risolse basandosi sulla teoria di Giacomo il problema della determinazione della elastica, cioè della forma che una trave elastica molto snella assume sotto diverse condizioni di carico. Le più ampie applicazioni in sede tecnica della teoria della trave inflessa si riferiscono alla sua versione ristretta alle ipotesi di un legame costitutivo di tipo elastico lineare inserito nel quadro cinematico valido sotto l’ipotesi di piccoli spostamenti. Tuttavia, come vedremo, nello spirito della teoria delle travi inflesse risulta possibile considerare anche altri tipi di legami costitutivi, per esempio elastici non lineari oppure elastoplastici od ancora viscoplastici. D’altronde spesso non è possibile prescindere da tali tipi più generali di legami costitutivi, per esempio se si vogliono eseguire delle verifiche agli stati limite ultimi. La teoria della trave inflessa si presta bene ad affrontare lo studio delle travi piane, travi che non sono soggette a deformazione di tipo torsionale. In tal caso si potrebbe anche considerare, senza problemi, un quadro cinematico di riferimento non limitato ai piccoli spostamenti. Nel caso di travi
spaziali, si presta invece ad affrontare lo studio della sola parte flessionale della deformazione. In tal caso l’ipotesi di piccoli spostamenti diventa indispensabile, o comunque di difficoltosa rimozione, per la necessità di separare la deformazione nella parte flessionale e in quella torsionale, agevole solo sotto l’ipotesi di piccoli spostamenti. La versione della teoria ristretta ad un legame elastico lineare, alle piccole deformazioni ed alle travi ad asse rettilineo omogenee e a sezioni rette costanti (solido cilindrico) è in accordo con la soluzione flessionale del problema di Saint-Venant. Osserviamo subito che le due teorie si intrecciano senza che l’una sia compresa nell’altra, dato che il problema di Saint-Venant è ristretto a tali assunzioni e quindi, da questo punto di vista, meno generale della teoria della trave inflessa, e nello stesso tempo risulta più generale in quanto è in grado di descrivere anche le parti tagliante e torsionale del legame costitutivo che invece uno schema analogo a quello della trave inflessa non è in grado di descrivere in forma accettabile. Si conclude osservando che un pregio della teoria delle travi inflesse elastiche lineari è anche quello di mostrare esplicitamente le analogie esistenti tra la deformazione di una trave elastica inflessa ed il moto di un corpo rigido. Risulta allora chiaro perché la flessione di una trave dipende, come si vedrà più avanti, da un vettore dei momenti statici e da un tensore di inerzia, analogamente al moto di un corpo rigido, da cui la necessità dello sviluppo di una “geometria delle masse” nell’ambito della teoria delle travi inflesse.
1 Giacomo [Jakob, Jacob, Jacques] Bernoulli (1654-1705), nato a Basilea. La versione definitiva della teoria della trave inflessa fu da lui pubblicata in “Histoire de l’Académie des Sciences de Paris,” 1705. 2 Leonardo [Leonhard, Leonard] Eulero [Euler] (1707–1783), nato a Basilea. I suoi principali risultati sullo studio delle travi elastiche sono riportati in appendice al suo libro “Methodus inveniendi lineas curvas maximi minimive propietate gaudentes”, pubblicato nel 1744, nel quale le soluzioni di svariati problemi sono ottenute sistematicamente con metodi variazionali. 3 Daniele [Daniel] Bernoulli (1700–1782), figlio di Giovanni [Johann] Bernoulli (1667–1748), fratello di Giacomo. Daniele propose ad Eulero il problema della determinazione della forma di una trave inflessa con una lettera del 1742.
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151
152 Capitolo 14. Legame costitutivo per la trave inflessa
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14.1 Legame costitutivo nell’intorno di un punto Al fine di implementare le parti assiale e flessionale del legame costitutivo si suppone innanzitutto che il moto rigido delle sezioni rette, che come detto descrive mediamente la cinematica della trave, dia una descrizione sufficientemente accurata delle dilatazioni puntuali delle fibre longitudinali. In secondo luogo si suppone che un elemento di fibra longitudinale si comporti come una barra sottoposta a trazione semplice (fig. 14.1). Questa dz
A
P
Nel caso più generale possibile, la tensione normale agente in un dato punto ad un dato istante dipenderà dalla storia della corrispondente dilatazione fino a quell’istante (legge di determinismo). Qui ci si limiterà a considerare due legami costitutivi particolari, quello elastico, e in particolare elastico lineare, e quello elastoplastico. Nel seguito si svilupperà poi in forma completa il solo caso elastico lineare.
14.1.1 Legame costitutivo elastico Se il materiale è elastico il diagramma tensione normale-dilatazione è univoco e viene seguito sia durante la fase di carico che in quella di scarico (fig. 14.2a). In altri termini ad una data dilatazione viene a corrispondere
linea d’asse
z
O
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σ
σ
σ
σ = σ ()
σ = E
x
elemento di fibra fibra longitudinale y
Figura 14.1: Generica fibra longitudinale
ipotesi caratterizza dunque il legame costitutivo nell’intorno di un punto per il tramite di un diagramma tensione-dilatazione. La dilatazione è quella, calcolata nel dato punto, della fibra longitudinale passante dal punto stesso mentre la tensione è quella agente, in corrispondenza del punto, sulla giacitura di normale la direzione della fibra stessa. Naturalmente la dilatazione delle fibre longitudinali, così come le corrispondenti tensioni, varieranno in generale sia lungo una data fibra che su una data sezione retta. Si ricordi che nell’ipotesi di piccoli spostamenti l’equilibrio viene scritto nella configurazione indeformata, nella quale le fibre longitudinali sono sempre ortogonali alla sezione retta. In tale ipotesi la tensione è dunque ortogonale alla sezione retta, e ne consegue che alla dilatazione di una fibra longitudinale corrisponde una tensione normale σ agente sulla sezione retta in corrispondenza della sua intersezione con la fibra stessa.4 4 Nel
caso di spostamenti finiti, ovverossia se gli spostamenti non sono piccoli, le tensioni
(a) Elasticità non lineare
(b) Elasticità lineare
Figura 14.2: Elasticità
una ben precisa tensione normale. Dette la dilatazione, in un dato punto, della fibra longitudinale passante dallo stesso punto e σ la corrispondente tensione normale agente sulla sezione retta nello stesso punto, il più devono considerarsi agenti nella configurazione deformata. Le tensioni sono allora ortogonali alla sezione retta deformata solo se le fibre restano perpendicolari alla sezione retta anche dopo la deformazione. Per la trave che soddisfa il vincolo interno di ortogonalità tra asse e sezioni rette questa condizione è senz’altro vera solo in assenza di deformazione di torsione, come si verifica per esempio nel caso cinematicamente piano.
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σ
generale legame costitutivo elastico si scriverà pertanto nella forma: σ = σ ().
Capitolo 14. Legame costitutivo per la trave inflessa 153
(14.1)
σs σ = E − p
Si noti che tale legame rappresenta il comportamento del materiale di cui è composta la trave. Se la trave non è omogenea tale legame varierà da punto a punto. Se il diagramma è lineare il legame costitutivo (14.1) diventa poi (fig. 14.2b): σ = E, (14.2) dove il coefficiente di proporzionalità E rappresenta il modulo di Young del dato materiale. Se la trave non è omogenea il modulo di Young può in generale variare da punto a punto, sia lungo una data fibra che nella sezione retta. Casi tecnicamente importanti di travi non omogenee si hanno, per esempio, nel caso di travi in cemento armato, realizzate con una gettata di calcestruzzo di cemento all’interno della quale sono annegate delle barre di acciaio, oppure nel caso di travi laminate, composte da strati di diverso materiale. In tutti questi casi il modulo di Young è costante a tratti.
14.1.2 Legame costitutivo elastoplastico Se il materiale è elastoplastico il diagramma tensione normale-dilatazione non è più univoco poiché allo scarico, una volta superata la tensione di snervamento, viene seguito un diverso percorso elastico lineare. Il caso più semplice possibile è quello di un diagramma bilineare, elastico lineare prima e perfettamente plastico dopo lo snervamento, con uguale limite di snervamento a trazione e compressione (fig. 14.3), utilizzato per modellare sia gli acciai per cemento armato che quelli per strutture metalliche.5 Se in un percorso di carico viene superato il limite di snervamento la tensione normale non è più determinata univocamente dal valore attuale della dilatazione della fibra longitudinale, ma viene a dipendere dalla storia della dilatazione stessa precedente l’istante di tempo attuale. Si noti che risulta 5 Al fine di eseguire verifiche agli stati limite gli eurocodici 2 e 3 permettono l’uso di diagrammi bilineari per gli acciai per cemento armato e, rispettivamente, per strutture metalliche. Il limite di snervamento in tali diagrammi è riferito allo snervamento caratteristico fyk , eventualmente modificato tramite un opportuno coefficiente moltiplicativo α e opportunamente ridotto tramite un coefficiente di sicurezza γs : σs = αfyk /γs . Analogamente a qualunque valore caratteristico, lo snervamento caratteristico rappresenta il livello tensionale al disotto del quale ci si aspetta di trovare al più il 5% delle tensioni di snervamento relative a prove di trazione su provini del dato tipo di acciaio.
−σs p
e
Figura 14.3: Elastoplasticità
possibile scaricare una deformazione permanente sviluppatasi per il superamento del limite di snervamento per esempio a trazione, scaricando prima e ricaricando poi fino a superare il limite di snervamento a compressione. Le dilatazioni elastica e , permanente p e totale sono legate dalla relazione: = e + p .
(14.3)
Ne consegue la validità della seguente relazione elastica lineare allo scarico: σ = E − p ,
(14.4)
relazione che coincide con la (14.2) nel caso di provino vergine. Un altro esempio di diagramma elastoplastico può essere quello riguardante il calcestruzzo compresso che, allo scopo di coglierne la forte non linearità, può essere modellato con un tratto parabolico nella parte elastica seguito da un tratto perfettamente plastico,6 come indicato in fig. 14.4. 6 L’eurocodice 2, al fine di eseguire verifiche agli stati limite, permette l’uso per il calcestruzzo compresso di un diagramma del tipo di quello indicato in fig. 14.4. Il livello di snervamento σs del calcestruzzo compresso, come già per l’acciaio, è riferito allo snervamento caratteristico fck , eventualmente modificato tramite un opportuno coefficiente moltiplicativo α e opportunamente ridotto tramite un coefficiente di sicurezza γc : σs = αfck /γc .
154 Capitolo 14. Legame costitutivo per la trave inflessa σ
σ = σs 1 − 1 −
s
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2
σs asse parabola
s
r
Figura 14.4: Calcestruzzo compresso
Occorre a questo punto precisare che un diagramma del tipo di quello riportato in fig. 14.3 risulta valido se sulla sezione retta non agiscono tensioni tangenziali, ovverossia se sono nulle le azioni taglianti e il momento torcente. Nel caso ciò non sia vero il diagramma è ancora valido fino al raggiungimento dello snervamento, quindi in fase elastica. Il livello tensionale che provoca lo snervamento dipende invece dalla contemporanea presenza della tensione normale e di quella tangenziale, così come il comportamento che ne consegue a seguito dello sviluppo delle deformazioni plastiche. Comunque tale dipendenza è spesso trascurabile quando si tratta di tensioni tangenziali dovute ad un’azione tagliante, almeno se il valore di questa azione è contenuto.
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14.2 Legame costitutivo assiale
Capitolo 14. Legame costitutivo per la trave inflessa
155
156 Capitolo 14. Legame costitutivo per la trave inflessa
14.3 Legame costitutivo flessionale
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14.4 Travi omogenee a piccola curvatura
Capitolo 14. Legame costitutivo per la trave inflessa
14.5 Travi piane
157
158 Capitolo 14. Legame costitutivo per la trave inflessa
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14.6 Legame costitutivo tagliante e torcente dedotto dal campo di spostamenti rigidi delle sezioni rette
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Capitolo 14. Legame costitutivo per la trave inflessa
159
160 Capitolo 14. Legame costitutivo per la trave inflessa
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Capitolo 15
Geometria delle masse 15.1 Masse distribuite su un’area piana
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161
162 Capitolo 15. Geometria delle masse
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15.2 Vettore dei momenti statici
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Capitolo 15. Geometria delle masse
15.2.1 Momenti statici
163
164 Capitolo 15. Geometria delle masse
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15.2.2 Propriet` a del baricentro
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Capitolo 15. Geometria delle masse
165
166 Capitolo 15. Geometria delle masse
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Capitolo 15. Geometria delle masse
167
168 Capitolo 15. Geometria delle masse
15.3 Tensore di inerzia
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15.3.1 Momenti di inerzia
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Capitolo 15. Geometria delle masse
169
170 Capitolo 15. Geometria delle masse
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Capitolo 15. Geometria delle masse
171
172 Capitolo 15. Geometria delle masse
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15.3.2 Formule di trasposizione o del trasporto (teorema di Huyghens-Steiner)
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Capitolo 15. Geometria delle masse
173
174 Capitolo 15. Geometria delle masse
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15.3.3 Direzioni e momenti principali di inerzia
15.3.4 Formule di rotazione
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15.3.5 Circonferenza di Mohr
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Capitolo 15. Geometria delle masse
175
176 Capitolo 15. Geometria delle masse
15.3.6 Raggi di inerzia
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15.3.7 Ellisse centrale di inerzia (o ellisse di Culmann)
Capitolo 15. Geometria delle masse
177
178 Capitolo 15. Geometria delle masse
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Capitolo 16
Sezioni omogenee
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179
180 Capitolo 16. Sezioni omogenee
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16.1 Sezioni tipiche 16.1.1 Rettangolo
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Capitolo 16. Sezioni omogenee
16.1.2 Rettangolo sottile
181
182 Capitolo 16. Sezioni omogenee
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16.1.3 Triangolo rettangolo
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Capitolo 16. Sezioni omogenee
183
184 Capitolo 16. Sezioni omogenee
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16.1.4 Arco circolare sottile
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Capitolo 16. Sezioni omogenee
185
186 Capitolo 16. Sezioni omogenee
16.1.5 Settore circolare
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Capitolo 16. Sezioni omogenee
187
16.2 Sezioni composte di parti semplici
16.2.1 Esempio 1: Sezione composta di due rettangoli
188 Capitolo 16. Sezioni omogenee
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Capitolo 16. Sezioni omogenee
189
16.2.2 Esempio 2: Sezione rettangolare con un intaglio
190 Capitolo 16. Sezioni omogenee
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Capitolo 16. Sezioni omogenee
191
192 Capitolo 16. Sezioni omogenee
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16.2.3 La sezione a C sottile
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Capitolo 16. Sezioni omogenee
193
194 Capitolo 16. Sezioni omogenee
16.2.4 Sezione a Z
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Capitolo 16. Sezioni omogenee
195
196 Capitolo 16. Sezioni omogenee
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Capitolo 17
Problema di Saint-Venant 17.1 Schematizzazione della trave nell’ambito della teoria matematica dell’elasticit` a
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197
198 Capitolo 17. Problema di Saint-Venant
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17.2 Caratteristiche della sollecitazione
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17.3 Principio e ipotesi di Saint-Venant
Capitolo 17. Problema di Saint-Venant
199
200 Capitolo 17. Problema di Saint-Venant
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17.4 Problema di Saint-Venant
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Capitolo 17. Problema di Saint-Venant
201
202 Capitolo 17. Problema di Saint-Venant
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Capitolo 17. Problema di Saint-Venant
17.5 Energia complementare elastica
203
204 Capitolo 17. Problema di Saint-Venant
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Capitolo 18
Problema della torsione 18.1 Funzione di ingobbamento
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205
206 Capitolo 18. Problema della torsione
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Capitolo 18. Problema della torsione
207
208 Capitolo 18. Problema della torsione
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Capitolo 18. Problema della torsione
209
210 Capitolo 18. Problema della torsione
18.2 Fattore torsionale di rigidezza
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Capitolo 18. Problema della torsione
18.3 Energia complementare
18.4 Funzione delle tensioni
211
212 Capitolo 18. Problema della torsione
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Capitolo 18. Problema della torsione
213
214 Capitolo 18. Problema della torsione
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Capitolo 18. Problema della torsione
215
216 Capitolo 18. Problema della torsione
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Capitolo 19
19.1 problema di flessione, taglio e torsione
Estensione del problema di Saint-Venant
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217
218 Capitolo 19. Estensione del problema di Saint-Venant
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19.2 Centro di taglio
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Capitolo 19. Estensione del problema di Saint-Venant
219
220 Capitolo 19. Estensione del problema di Saint-Venant
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Capitolo 19. Estensione del problema di Saint-Venant
221
222 Capitolo 19. Estensione del problema di Saint-Venant
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19.3 Energia complementare
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Capitolo 19. Estensione del problema di Saint-Venant
19.4 Legami costitutivi
223
224 Capitolo 19. Estensione del problema di Saint-Venant
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Capitolo 20
Travi elastiche lineari 20.1 Equazioni della teoria tecnica delle travi
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225
226 Capitolo 20. Travi elastiche lineari
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Capitolo 20. Travi elastiche lineari
227
228 Capitolo 20. Travi elastiche lineari
20.2 Trave di Timoshenko
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Capitolo 20. Travi elastiche lineari
229
230 Capitolo 20. Travi elastiche lineari
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20.3 Trave piana inflessa
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Capitolo 20. Travi elastiche lineari
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232 Capitolo 20. Travi elastiche lineari
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Capitolo 20. Travi elastiche lineari
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234 Capitolo 20. Travi elastiche lineari
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236 Capitolo 20. Travi elastiche lineari
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20.4 Sovrapposizione degli effetti
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238 Capitolo 20. Travi elastiche lineari
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240 Capitolo 20. Travi elastiche lineari
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20.5 Integrazione dell’equazione della linea elastica 20.5.1 Esempio: Trave incastro-appoggio
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242 Capitolo 20. Travi elastiche lineari
20.5.2 Travi caricate solo alle estremit` a
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244 Capitolo 20. Travi elastiche lineari
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