Fizyka dla Informatyków Wykład 7 Mechanika Ośrodków Ciągłych
|
|
- Magdalena Przybysz
- 5 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 Fizyka dla Informatyków Wykład 7 Mechanika Ośrodków Ciągłych Katedra Informatyki Stosowanej PJWSTK 2009
2 Spis treści Spis treści 1 Wstęp Ciało sprężyste
3 Spis treści Spis treści 1 Wstęp Ciało sprężyste
4 Spis treści Spis treści 1 Wstęp Ciało sprężyste
5 Spis treści Spis treści 1 Wstęp Ciało sprężyste
6 Spis treści Spis treści 1 Wstęp Ciało sprężyste
7 Wstęp Wstęp O czym dzisiaj będziemy opowiadać? O mechanice ośrodków ciągłych!
8 Spis treści Wstęp 1 Wstęp Ciało sprężyste
9 Wstęp Wektor przemieszczenia z dr dρ Q ρ P dr ρ ρ Q P r dr Q 0 y x Rys. 1: Położenie dwu punktów przed i po przemieszczeniu
10 Wstęp Wektor przemieszczenia Oznaczenia r(x, y, z) wektor położenia punktu P; dr = PQ = (dx, dy, dz) wektor względnego położenia punktu Q względem punktu Q; r + dr = (x + dx, y + dy, z + dz) wektor położenia punktu Q względem początku układu współrzędnych; ρ = PP = (ξ, η, ζ) wektor przemieszczenia punktu P; ρ Q = QQ = ρ + dρ wektor przemieszczenia punktu Q; dr = P Q = dr + dρ wektor położenia względnego punktu Q względem punktu P.
11 Wstęp Z Rys. 1 widać, że dr dr. Takie zjawisko nazywamy odkształceniem ośrodka materialnego. Tensor przemieszczenia względnego dξ = ξ ξ ξ dx + dy + x y z dz, dη = η η η dx + dy + x y z dz, dζ = ζ ζ ζ dx + dy + x y z dz, (1) T tensor przemieszczenia względnego. dρ = T dr, (2)
12 Wstęp Tensor położenia względnego Z Rys. 1 widać, że dr = dr + dρ, (3) dr = dr + T dr = (1 + T )dr, (4) "1" rozumiemy jako tensor jednostkowy δ µν = (5) Oznaczenie: T = 1 + T, i wtedy dr = T dr. (6)
13 Wstęp Tensor przemieszczenia względnego T jest na ogół tensorem niesymetrycznym. Rozłóżmy go na część symetryczną T (s) i część niesymetryczną T (a) : T = T (s) + T (a), (7) T (s) = T (a) = T xx 1 2 (T xy + T yz ) 1 2 (T xz + T zx ) 1 2 (T 1 xy + T yz ) T yy 2 (T yz + T zy ) 1 2 (T 1 xz + T zx ) 2 (T xz + T zx ) T zz (T xy T yz ) 1 2 (T xz T zx ) 1 2 (T xy T yz ) (T yz T zy ) 1 2 (T xz T zx ) 1 2 (T yz T zy ) 0 (8) (9)
14 Wstęp Wprowadźmy wektor T (a) = i 1 2 (T zy T yz ) + j 1 2 (T xz T zx ) + k 1 2 (T yz T xy ) (10) Korzystając z definicji tensora T (porównaj (1) i (2)) ( ζ 2T (a) = i y η ) ( ξ + j z z ζ ) ( η + k x x ξ ) y (11) Oznaczenie: T (a) = u u = 1 2 rot ρ (12)
15 Spis treści Wstęp 1 Wstęp Ciało sprężyste
16 Wstęp Oznaczenie: T (s) = T (d) tensor odkształcenia czystego (d jak deformacja) ε xx ε xy ε xz T (d) = ε yx ε yy ε yz ε zx ε zy ε zz = ε x γ z γ y γ z ε y γ x γ y γ x ε z ε x = ξ x, γ x = 1 ( η 2 z + ζ y ( ζ ε y = η y, γ y = 1 2 ε z = ζ z, γ z = 1 2 ) x + ξ ) z ( ξ y + η ) x (13) (14)
17 Wstęp ε x, ε z, ε z odkształcenie podłużne (wzdłużne, właściwe, jednostkowe) γ x, γ y, γ z odkształcenie poprzeczne Można łatwo pokazać, że dla dowolnego wektora a i niesymetrycznego tensora T gdzie wektor T (a) ma postać (10) T (a) a = T (a) a (15) T (a) = i 1 2 (T zy T yz ) + j 1 2 (T xz T zx ) + k 1 2 (T yz T xy ) czyli dρ = T (d) dr + u dr. (16)
18 Wstęp Geometryczna interpretacja tensora symetrycznego Każdy tensor symetryczny można sprowadzić na osie główne Ta A n a a A 0 Rys. 2: Konstrukcja geometryczna wektora T a za pomocą kwadryki tensorowej
19 Wstęp Geometryczna interpretacja tensora symetrycznego Równanie kwadryki Rozważmy wszystkie wektory a spełniające równanie a T a = F (a x, a y, a z ) = const 0. (17) F = T xx a 2 x + T yy a 2 y + T zz a 2 z + 2T xy a x a y + 2T yz a y a z + 2T zx a z a x. (18) Jest to równanie powierzchni drugiego stopnia, ze środkiem w początku wektora a kwadryka tensorowa geometryczna reprezentacja tensora symetrycznego T. T a = 1 F (i + j F + k F ) = 1 grad F, (19) 2 a x a y a z 2 czyli wektor T a jest równoległy do wektora normalnego n.
20 Wstęp Geometryczna interpretacja tensora symetrycznego W ogólności wektory a i T a mają różne kierunki, ale jak widać z Rys. 2, oba wektory są równoległe, jeśli wektor a leży na jednej z trzech osi głównych kwadryki tensorowej. Jeśli wybierzemy prostokątny układ współrzędnych u, v, w z osiami wzdłuż osi głównych kwadryki i z wersorami i u, j v, k w, to at a = T uu a 2 u + T vv a 2 v + T ww a 2 w. (20) Wektor T a T a = i u T uu a u + j v T vv a v + k w T ww a w, (21) czyli wektor T a ma składowe na osiach głównych wydłużone w stosunku do wektora a {T uu, T vv, T ww } - krotnie. Stąd pochodzi słowo tensor, od (łac. tendo, tentendi, tentum) lub poetycznie tensum wydłużać.
21 Wydłużenie główne Wstęp T (d) = ε u, ε v, ε w wydłużenia główne. ε u ε v ε w. (22) dr = i u du + j v dv + k w dw. (23) Z (22) i (23) dρ d = T (d) dr = i u ε u du + j v ε v dv + k w ε w dw. (24) Kwadryka tensora T drt (d) dr = ε u du 2 + ε v dv 2 + ε w dw 2. (25)
22 Wydłużenie główne Wstęp Interpretacja wydłużeń głównych Z (24) czyli dξ d = ε u du, dη d = ε v dv, dζ d = ε w dw, (26) ε u = dξ d du, ε v = dη d dv, ε w = dζ d dw. (27) Tak więc, np. wydłużenie główne ε u oznacza względną zmianę odległości, czyli zmianę odległości na jednostkę długości. Jeżeli przed odkształceniem odległość dwu punktów wynosiła du, to po odkształceniu wynosi ona Analogicznie dla pozostałych kierunków. du + dξ d = (1 + ε u )du. (28)
23 Wstęp Właściwe odkształcenie objętościowe w l v u Rys. 3: Zmiana objętości kostki na skutek odkształcenia
24 Wstęp Właściwe odkształcenie objętościowe Objętość kostki Wskutek odkształcenia krawędzie kostki ulegną wydłużeniu: Nowa objętość kostki: V = l 3. (29) l u = l(1 + ε u), l v = l(1 + ε v ), l w = l(1 + ε w ). (30) V = l 3 (1 + ε u)(1 + ε v )(1 + ε w ) l 3 (1 + ε u + ε v + ε w ).. (31) bo ε i małe. Zmiana objętości: V = V V. Względna zmiana objętości (na jednostkę objętości): V = εu + εv + εw. (32) V
25 Wstęp Właściwe odkształcenie objętościowe Suma wyrazów na głównej przekątnej tensora jest niezmiennikiem ze względu na zmianę układu współrzędnych (ślad), więc ale V V = ε x + ε y + ε z, (33) V V = ξ x + η y + ζ z, (34) czyli właściwe odkształcenie objętościowe θ θ = V V = div ρ, (35) gdzie θ = ε x + ε y + ε z. (36)
26 Wstęp poprzeczne z 0 γx y Rys. 4: Ścinanie kwadratu w płaszczyźnie y, z
27 Wstęp poprzeczne Z określenia tensora T (d) (wzór (13)) dξ d = ε x dx + γ z dy + γ y dz, dη d = γ z dx + ε y dy + γ x dz, dζ d = γ y dx + γ x dy + ε z dz. (37) Załóżmy, że tylko γ x 0, reszta znika. Wtedy: dξ d = 0, dη d = γ x dz, dζ d = γ x dy. (38)
28 Wstęp poprzeczne Punkty leżą na osi x: dy = dz = 0 punkty leżące na osi x nie zmieniają położenia; Punkty leżą na osi y: dx = dz = 0 w kierunku osi z mamy przesunięcie proporcjonalne do dy, a oś y doznaje obrotu w kierunku osi z o kąt γ x (tg γ x γ x ); Punkty leżą na osi z: dx = dy = 0 obrót osi z w kierunku osi y o kąt γ x. W szczególności, kwadrat leżący w płaszczyźnie prostopadłej do osi x, przyjmuje kształt rombu (por. Rys. 4). Mamy zmianę kształtu bez zmiany objętości.
29 Wstęp Definicja prędkości Prędkością punktu ośrodka nazywamy w mechanice ośrodków ciągłych wektor: ( ρ(x, y, z, t) ξ v(x, y, z, t) = = t t, η t, ζ ) (x, y, z, t). (39) t Definicja przyspieszenia Przyspieszeniem punktu ośrodka nazywamy w mechanice ośrodków ciągłych wektor: a = (v grad)v + v t. (40)
30 Wstęp Rozważmy pewną wielkość fizyczną ϕ skalar, wektor lub tensor: ϕ = ϕ(r, t) = ϕ(x, y, z, t). Można postąpić dwojako: 1 albo rozpatrywać zmianę ϕ w ustalonym punkcie przestrzeni; 2 albo badać zmiany ϕ dla ustalonego, poruszającego się punktu ośrodka.
31 Wstęp Pochodna lokalna Ad 1. Zmianę ϕ w ustalonym punkcie przestrzeni r opisuje pochodna lokalna wielkości ϕ. Pochodna materialna ϕ t = lim ϕ(r, t + t) ϕ(r, t). (41) t 0 t Ad 2. ϕ(r, t) wartość w chwili t w punkcie r. dϕ dt = lim ϕ(r + v t, t + t) ϕ(r, t). (42) t 0 t
32 Wstęp Pochodna materialna Po rozwinięciu w szereg i odrzuceniu wyrazów wyższego rzędu Wnioski dϕ dt = (v grad)ϕ + ϕ t. (43) 1 Prędkość v jest pochodną lokalną wektora przesunięcia względem czasu (por. (39)): v = ρ t. 2 Przyspieszenie a jest pochodną substncjalną wektora prędkości v(r, t) względem czasu (por. (40)): a = dϕ v = (v grad)v + dt t.
33 Wstęp Ciało sprężyste Wektor napięcia f S n n R Rys. 5: Wektor napięcia
34 Wstęp Ciało sprężyste Wektor napięcia Wektor napięcia S n df opisuje wzajemne oddziaływanie dwu części ośrodka ciągłego rozdzielonych myślowo dowolną powierzchnią; stanowi on siłę powierzchniową, z jaką część elementu df, wskazanej przez wektor normalny n, działa na część ciała znajdującą się po przeciwnej stronie df. Charakter tego oddziaływania, niezależnie od właściwości stykających się materiałów, jest taki sam. Wymiar napięcia: [siła] [cm] 2 Wymiar siły:????????
35 Wstęp Ciało sprężyste Twierdzenie Gaussa div Tdv = R S T ndf. (44) Wektor napięcia Wektor napięcia można zapisać tensorowo: S n = S n. (45) gdzie S = S xx S yx S zx S xy S yy S zy S xz S yz S zz (46)
36 Wstęp Ciało sprężyste S n df = F F Sndf = R div Sdτ. (47) Równanie ruchu R R dv ρ m dt = ρ m Fdτ + S n df, (48) R F ρ m gęstość masy ośrodka; F siła zewnętrzna działająca na jednostkę masy, siła masowa; S n napięcie powierzchniowe. ( ) dv ρ m dt ρ mf div S dτ = 0. (49)
37 Wstęp Ciało sprężyste Równanie ruchu ρ m dv dt = ρ m F + div S. (50)
38 Spis treści Wstęp Ciało sprężyste 1 Wstęp Ciało sprężyste
39 Ciało sprężyste Wstęp Ciało sprężyste Ciało idealnie sprężyste to takie, dla którego napięcia S µν są jednoznacznymi funkcjami odkształceń ε mn : S µν = f µν (ε mn ). (51) Można pokazać, że tensor napięć S µν jest symetryczny, co można zapisać σ x τ z τ y S = τ z σ y τ x τ y τ x σ z. (52)
40 Ciało sprężyste Wstęp Ciało sprężyste Prawo Hooke a Robert Hooke ogłosił swe prawo w roku 1676 w postaci anagramu: ceiiinosssttvu co oznacza ut tensio sic vis co oznacza jakie rozciąganie, taka siła
41 Ciało sprężyste Wstęp Ciało sprężyste Ciało idealnie sprężyste Rozwijamy wyrażenie (53) w szereg, pomijamy wyrazy wyższego rzędu, otrzymujemy uogólnione prawo ruchu: składowe tensora napięć są funkcjami liniowymi składowych tensora odkształceń w każdym punkcie ciała sprężystego: σ ij = c ijkl ε kl. Np. (gdy nie ma napięć wstępnych, wtedy wielkości stałe znikają): σ x = c 11 ε x + c 12 ε y + c 13 ε z + c 14 2γ x + c 15 2γ y + c 16 2γ z (53) τ x = c 41 ε x + c 42 ε y + c 43 ε z + c 44 2γ x + c 45 2γ y + c 46 2γ z (54)
42 Ciało sprężyste Wstęp Ciało sprężyste Energia Podczas odkształcenia ośrodka siły zewnętrzne masowe i powierzchniowe wykonują na ogół pewną pracę, która częściowo jest zmieniana na energię kinetyczną, a częściowo na energię potencjalną. Mamy więc δu + δe k = δa + δq, (55) δu przyrost energii potencjalnej; δe k przyrost energii kinetycznej; δq dostarczone ciepło; δa = δa S + δa p : A p praca wykonana przez siły masowe, A S praca wykonana przez siły powierzchniowe. Gdy ciepło nie jest dostarczane, to δv jest różniczką zupełną (wniosek z rozważań termodynamicznych)
43 Ciało sprężyste Wstęp Ciało sprężyste Redukcja stałych sprężystości W ogólności liczba stałych sprężystości wynosi 81. Jeśli nie ma napięć początkowych i c µν = c νµ, liczba stałych redukuje się do 21. Ciało izotropowe to takie, dla których potencjał sprężysty nie zależy od zmiany układu współrzędnych, czyli da się wyrazić przez niezmienniki.
44 Ciało sprężyste Wstęp Ciało sprężyste Ciało izotropowe niezmienniki J 2 = ε x γ z J 1 = ε x + ε y + ε z, (56) γ z ε y + ε y γ x γ x ε z + ε z γ y γ y ε z (57) ε x γ z γ y J 3 = γ z ε y γ y γ y γ x ε z (58)
45 Ciało sprężyste Wstęp Ciało sprężyste Ciało izotropowe niezmienniki Ciało sprężyste izotropowe bez napięć początkowych v(j 1, J 2 ) = AJ BJ 2 > 0 (59) (tylko dwie stałe sprężystości, J 3 nie ma, bo trzeciego rzędu). Ciało sprężyste izotropowe z napięciami początkowymi v(j 1, J 2 ) = PJ 1 + AJ BJ 2 > 0 (60) A = 0, B = 0 napięcia tworzą tensor kulisto-symetryczny, czyli jednakowy w każdym kierunku. Taka sytuacja zachodzi w cieczach: σ x = σ y = σ z = P, τ x = τ y = τ z = 0. (61)
46 Koniec? :-( Wstęp Ciało sprężyste Koniec wykładu 7
Fizyka dla Informatyków Wykład 8 Mechanika cieczy i gazów
Fizyka dla Informatyków Wykład 8 Katedra Informatyki Stosowanej PJWSTK 2008 Spis treści Spis treści 1 Podstawowe równania hydrodynamiki 2 3 Równanie Bernoulliego 4 Spis treści Spis treści 1 Podstawowe
Bardziej szczegółowo4. Elementy liniowej Teorii Sprężystości
4. lementy liniowej Teorii Sprężystości 4.1. Podstawowe założenia i hipotezy liniowej TS. 4.2. Stan naprężenia w punkcie 4.3. Równania równowagi stanu naprężenia 4.4. Stan odkształcenia w punkcie 4.5.
Bardziej szczegółowoUOGÓLNIONE PRAWO HOOKE A
UOGÓLNIONE PRAWO HOOKE A Układ liniowosprężysty Clapeyrona Robert Hooke podał następującą, pierwotna postać prawa liniowej sprężystości: ut tensio sic vis, czyli takie wydłużenie jaka siła W klasycznej
Bardziej szczegółowoMECHANIKA PRĘTÓW CIENKOŚCIENNYCH
dr inż. Robert Szmit Przedmiot: MECHANIKA PRĘTÓW CIENKOŚCIENNYCH WYKŁAD nr Uniwersytet Warmińsko-Mazurski w Olsztynie Katedra Geotechniki i Mechaniki Budowli Opis stanu odkształcenia i naprężenia powłoki
Bardziej szczegółowoDefi f nicja n aprę r żeń
Wytrzymałość materiałów Stany naprężeń i odkształceń 1 Definicja naprężeń Mamy bryłę materialną obciążoną układem sił (siły zewnętrzne, reakcje), będących w równowadze. Rozetniemy myślowo tę bryłę na dwie
Bardziej szczegółowoKINEMATYKA I DYNAMIKA CIAŁA STAŁEGO. dr inż. Janusz Zachwieja wykład opracowany na podstawie literatury
KINEMATYKA I DYNAMIKA CIAŁA STAŁEGO dr inż. Janusz Zachwieja wykład opracowany na podstawie literatury Funkcje wektorowe Jeśli wektor a jest określony dla parametru t (t należy do przedziału t (, t k )
Bardziej szczegółowoMETODY MATEMATYCZNE I STATYSTYCZNE W INŻYNIERII CHEMICZNEJ
METODY MATEMATYCZNE I STATYSTYCZNE W INŻYNIERII CHEMICZNEJ Wykład 3 Elementy analizy pól skalarnych, wektorowych i tensorowych Prof. Antoni Kozioł, Wydział Chemiczny Politechniki Wrocławskiej 1 Analiza
Bardziej szczegółowo1. PODSTAWY TEORETYCZNE
1. PODSTAWY TEORETYCZNE 1 1. 1. PODSTAWY TEORETYCZNE 1.1. Wprowadzenie Teoria sprężystości jest działem mechaniki, zajmującym się bryłami sztywnymi i ciałami plastycznymi. Sprężystość zajmuje się odkształceniami
Bardziej szczegółowoIX. Rachunek różniczkowy funkcji wielu zmiennych. 1. Funkcja dwóch i trzech zmiennych - pojęcia podstawowe. - funkcja dwóch zmiennych,
IX. Rachunek różniczkowy funkcji wielu zmiennych. 1. Funkcja dwóch i trzech zmiennych - pojęcia podstawowe. Definicja 1.1. Niech D będzie podzbiorem przestrzeni R n, n 2. Odwzorowanie f : D R nazywamy
Bardziej szczegółowoMechanika. Wykład 2. Paweł Staszel
Mechanika Wykład 2 Paweł Staszel 1 Przejście graniczne 0 2 Podstawowe twierdzenia o pochodnych: pochodna funkcji mnożonej przez skalar pochodna sumy funkcji pochodna funkcji złożonej pochodna iloczynu
Bardziej szczegółowo3. KINEMATYKA Kinematyka jest częścią mechaniki, która zajmuje się opisem ruchu ciał bez wnikania w jego przyczyny. Oznacza to, że nie interesuje nas
3. KINEMATYKA Kinematyka jest częścią mechaniki, która zajmuje się opisem ruchu ciał bez wnikania w jego przyczyny. Oznacza to, że nie interesuje nas oddziaływanie między ciałami, ani też rola, jaką to
Bardziej szczegółowoWYKŁAD 6 KINEMATYKA PRZEPŁYWÓW CZĘŚĆ 2 1/11
WYKŁAD 6 KINEMATYKA PRZEPŁYWÓW CZĘŚĆ 1/11 DEFORMACJA OŚRODKA CIĄGŁEGO Rozważmy dwa elementy płynu położone w pewnej chwili w bliskich sobie punktach A i B. Jak zmienia się ich względne położenie w krótkim
Bardziej szczegółowo1. PODSTAWY TEORETYCZNE
1. PODSTAWY TEORETYCZNE 1 1. 1. PODSTAWY TEORETYCZNE 1.1. Wprowadzenie W pierwszym wykładzie przypomnimy podstawowe działania na macierzach. Niektóre z nich zostały opisane bardziej szczegółowo w innych
Bardziej szczegółowoPodstawowe przypadki (stany) obciążenia elementów : 1. Rozciąganie lub ściskanie 2. Zginanie 3. Skręcanie 4. Ścinanie
Podstawowe przypadki (stany) obciążenia elementów : 1. Rozciąganie lub ściskanie 2. Zginanie 3. Skręcanie 4. Ścinanie Rozciąganie lub ściskanie Zginanie Skręcanie Ścinanie 1. Pręt rozciągany lub ściskany
Bardziej szczegółowoMatematyka z el. statystyki, # 4 /Geodezja i kartografia I/
Matematyka z el. statystyki, # 4 /Geodezja i kartografia I/ dr n. mat. Zdzisław Otachel Uniwersytet Przyrodniczy w Lublinie Katedra Zastosowań Matematyki i Informatyki ul. Akademicka 15, p.211a, bud. Agro
Bardziej szczegółowoRUCH OBROTOWY- MECHANIKA BRYŁY SZTYWNEJ
RUCH OBROTOWY- MECHANIKA BRYŁY SZTYWNEJ Wykład 6 2016/2017, zima 1 MOMENT PĘDU I ENERGIA KINETYCZNA W RUCHU PUNKTU MATERIALNEGO PO OKRĘGU Definicja momentu pędu L=mrv=mr 2 ω L=Iω I= mr 2 p L r ω Moment
Bardziej szczegółowoRUCH OBROTOWY- MECHANIKA BRYŁY SZTYWNEJ
RUCH OBROTOWY- MECHANIKA BRYŁY SZTYWNEJ Wykład 7 2012/2013, zima 1 MOMENT PĘDU I ENERGIA KINETYCZNA W RUCHU PUNKTU MATERIALNEGO PO OKRĘGU Definicja momentu pędu L=mrv=mr 2 ω L=Iω I= mr 2 p L r ω Moment
Bardziej szczegółowoWprowadzenie do WK1 Stan naprężenia
Wytrzymałość materiałów i konstrukcji 1 Wykład 1 Wprowadzenie do WK1 Stan naprężenia Płaski stan naprężenia Dr inż. Piotr Marek Wytrzymałość Konstrukcji (Wytrzymałość materiałów, Mechanika konstrukcji)
Bardziej szczegółowoMiBM sem. III Zakres materiału wykładu z fizyki
MiBM sem. III Zakres materiału wykładu z fizyki 1. Dynamika układów punktów materialnych 2. Elementy mechaniki relatywistycznej 3. Podstawowe prawa elektrodynamiki i magnetyzmu 4. Zasady optyki geometrycznej
Bardziej szczegółowoPodstawowe pojęcia wytrzymałości materiałów. Statyczna próba rozciągania metali. Warunek nośności i użytkowania. Założenia
Wytrzymałość materiałów dział mechaniki obejmujący badania teoretyczne i doświadczalne procesów odkształceń i niszczenia ciał pod wpływem różnego rodzaju oddziaływań (obciążeń) Podstawowe pojęcia wytrzymałości
Bardziej szczegółowoWIADOMOŚCI OGÓLNE O NAPRĘŻENIACH. Stan naprężenia w punkcie ciała
WIADOMOŚCI OGÓLN O NAPRĘŻNIACH Stan naprężenia w punkcie ciała Załóżmy, że pewne ciało (rys. 1.1), obciążone układem sił zewnętrznych czynnych i biernych, znajduje się w równowadze. Poprowadzimy myślowo
Bardziej szczegółowoTadeusz Lesiak. Dynamika punktu materialnego: Praca i energia; zasada zachowania energii
Mechanika klasyczna Tadeusz Lesiak Wykład nr 4 Dynamika punktu materialnego: Praca i energia; zasada zachowania energii Energia i praca T. Lesiak Mechanika klasyczna 2 Praca Praca (W) wykonana przez stałą
Bardziej szczegółowoROZWIĄZANIE PROBLEMU NIELINIOWEGO
Budownictwo, studia I stopnia, semestr VII przedmiot fakultatywny rok akademicki 2012/2013 Instytut L-5, Wydział Inżynierii Lądowej, Politechnika Krakowska Adam Wosatko Jerzy Pamin Tematyka zajęć 1 Dyskretyzacja
Bardziej szczegółowoSTAN NAPRĘŻENIA. dr hab. inż. Tadeusz Chyży
STAN NAPRĘŻENIA dr hab. inż. Tadeusz Chyży 1 SIŁY POWIERZCHNIOWE I OBJĘTOŚCIOWE Rozważmy ciało o objętości V 0 ograniczone powierzchnią S 0, poddane działaniu sił będących w równowadze. Rozróżniamy tutaj
Bardziej szczegółowoPYTANIA KONTROLNE STAN NAPRĘŻENIA, ODKSZTAŁCENIA PRAWO HOOKE A
PYTANIA KONTROLNE STAN NAPRĘŻENIA, ODKSZTAŁCENIA PRAWO HOOKE A TENSOMETRIA ZARYS TEORETYCZNY Stan naprężenia jest niemożliwy do pomiaru, natomiast łatwo zmierzyć stan odkształcenia na powierzchni zewnętrznej
Bardziej szczegółowoTENSOMETRIA ZARYS TEORETYCZNY
TENSOMETRIA ZARYS TEORETYCZNY Stan naprężenia jest niemożliwy do pomiaru, natomiast łatwo zmierzyć stan odkształcenia na powierzchni zewnętrznej badanej konstrukcji. Aby wyznaczyć stan naprężenia trzeba
Bardziej szczegółowoTensory mały niezbędnik
28 października 2013 Rozkład wektora V na współrzędne: α = (0x, V ), β = (0y, V ), γ = (0z, V ). Rozkład wektora r, r = (x, y) na współrzędne w dwóch różnych układach współrzędnych. x = x cos θ + y sin
Bardziej szczegółowo[ P ] T PODSTAWY I ZASTOSOWANIA INŻYNIERSKIE MES. [ u v u v u v ] T. wykład 4. Element trójkątny płaski stan (naprężenia lub odkształcenia)
PODSTAWY I ZASTOSOWANIA INŻYNIERSKIE MES wykład 4 Element trójkątny płaski stan (naprężenia lub odkształcenia) Obszar zdyskretyzowany trójkątami U = [ u v u v u v ] T stopnie swobody elementu P = [ P ]
Bardziej szczegółowo9. PODSTAWY TEORII PLASTYCZNOŚCI
9. PODSTAWY TEORII PLASTYCZNOŚCI 1 9. 9. PODSTAWY TEORII PLASTYCZNOŚCI 9.1. Pierwsze kroki Do tej pory zajmowaliśmy się w analizie ciał i konstrukcji tylko analizą sprężystą. Nie zastanawialiśmy się, co
Bardziej szczegółowoAnaliza stanu naprężenia - pojęcia podstawowe
10. ANALIZA STANU NAPRĘŻENIA - POJĘCIA PODSTAWOWE 1 10. 10. Analiza stanu naprężenia - pojęcia podstawowe 10.1 Podstawowy zapisu wskaźnikowego Elementy konstrukcji znajdują się w przestrzeni fizycznej.
Bardziej szczegółowoMetody Lagrange a i Hamiltona w Mechanice
Metody Lagrange a i Hamiltona w Mechanice Mariusz Przybycień Wydział Fizyki i Informatyki Stosowanej Akademia Górniczo-Hutnicza Wykład 9 M. Przybycień (WFiIS AGH) Metody Lagrange a i Hamiltona... Wykład
Bardziej szczegółowo1.1 Przegląd wybranych równań i modeli fizycznych. , u x1 x 2
Temat 1 Pojęcia podstawowe 1.1 Przegląd wybranych równań i modeli fizycznych Równaniem różniczkowym cząstkowym rzędu drugiego o n zmiennych niezależnych nazywamy równanie postaci gdzie u = u (x 1, x,...,
Bardziej szczegółowoPODSTAWY RACHUNKU WEKTOROWEGO
Transport, studia niestacjonarne I stopnia, semestr I Instytut L-5, Wydział Inżynierii Lądowej, Politechnika Krakowska Adam Wosatko Ewa Pabisek Skalar Definicja Skalar wielkość fizyczna (lub geometryczna)
Bardziej szczegółowoMECHANIKA 2. Praca, moc, energia. Wykład Nr 11. Prowadzący: dr Krzysztof Polko
MECHANIKA 2 Wykład Nr 11 Praca, moc, energia Prowadzący: dr Krzysztof Polko PRACA MECHANICZNA SIŁY STAŁEJ Pracą siły stałej na prostoliniowym przemieszczeniu w kierunku działania siły nazywamy iloczyn
Bardziej szczegółowoSPRAWDZENIE PRAWA HOOKE'A, WYZNACZANIE MODUŁU YOUNGA, WSPÓŁCZYNNIKA POISSONA, MODUŁU SZTYWNOŚCI I ŚCIŚLIWOŚCI DLA MIKROGUMY.
ĆWICZENIE 5 SPRAWDZENIE PRAWA HOOKE'A, WYZNACZANIE MODUŁU YOUNGA, WSPÓŁCZYNNIKA POISSONA, MODUŁU SZTYWNOŚCI I ŚCIŚLIWOŚCI DLA MIKROGUMY. Wprowadzenie Odkształcenie, którego doznaje ciało pod działaniem
Bardziej szczegółowoFizyka 2 Wróbel Wojciech. w poprzednim odcinku
Fizyka w poprzednim odcinku Obliczanie natężenia pola Fizyka Wyróżniamy ładunek punktowy d Wektor natężenia pola d w punkcie P pochodzący od ładunku d Suma składowych x-owych wektorów d x IĄGŁY ROZKŁAD
Bardziej szczegółowoIntegralność konstrukcji w eksploatacji
1 Integralność konstrukcji w eksploatacji Wykład 0 PRZYPOMNINI PODSTAWOWYCH POJĘĆ Z WYTRZYMAŁOŚCI MATRIAŁÓW Wydział Inżynierii Mechanicznej i Robotyki Katedra Wytrzymałości, Zmęczenia Materiałów i Konstrukcji
Bardziej szczegółowoFizyka 1 (mechanika) AF14. Wykład 9
Fizyka 1 (mechanika) 1100-1AF14 Wykład 9 Jerzy Łusakowski 05.12.2016 Plan wykładu Żyroskopy, bąki, etc. Toczenie się koła Ruch w polu sił centralnych Żyroskopy, bąki, etc. Niezrównoważony żyroskop L m
Bardziej szczegółowoMECHANIKA 2 RUCH POSTĘPOWY I OBROTOWY CIAŁA SZTYWNEGO. Wykład Nr 2. Prowadzący: dr Krzysztof Polko
MECHANIKA 2 Wykład Nr 2 RUCH POSTĘPOWY I OBROTOWY CIAŁA SZTYWNEGO Prowadzący: dr Krzysztof Polko WSTĘP z r C C(x C,y C,z C ) r C -r B B(x B,y B,z B ) r C -r A r B r B -r A A(x A,y A,z A ) Ciało sztywne
Bardziej szczegółowoPole magnetyczne magnesu w kształcie kuli
napisał Michał Wierzbicki Pole magnetyczne magnesu w kształcie kuli Rozważmy kulę o promieniu R, wykonaną z materiału ferromagnetycznego o stałej magnetyzacji M = const, skierowanej wzdłuż osi z. Gęstość
Bardziej szczegółowoTra r n a s n fo f rm r a m c a ja a na n p a rę r ż ę eń e pomi m ę i d ę zy y uk u ł k a ł d a am a i m i obr b ó r cony n m y i m
Wytrzymałość materiałów Naprężenia główne na przykładzie płaskiego stanu naprężeń 1 Tensor naprężeń Naprężenia w stanie przestrzennym: τ τxz τ yx τ yz τzx τzy zz Układ współrzędnych jest zwykle wybrany
Bardziej szczegółowoPotencjał pola elektrycznego
Potencjał pola elektrycznego Pole elektryczne jest polem zachowawczym, czyli praca wykonana przy przesunięciu ładunku pomiędzy dwoma punktami nie zależy od tego po jakiej drodze przesuwamy ładunek. Spróbujemy
Bardziej szczegółowoMECHANIKA 2. Zasady pracy i energii. Wykład Nr 12. Prowadzący: dr Krzysztof Polko
MECHANIKA 2 Wykład Nr 12 Zasady pracy i energii Prowadzący: dr Krzysztof Polko WEKTOR POLA SIŁ Wektor pola sił możemy zapisać w postaci: (1) Prawa strona jest gradientem funkcji Φ, czyli (2) POTENCJAŁ
Bardziej szczegółowoMECHANIKA II. Praca i energia punktu materialnego
MECHANIKA II. Praca i energia punktu materialnego Daniel Lewandowski Politechnika Wrocławska, Wydział Mechaniczny, Katedra Mechaniki i Inżynierii Materiałowej http://kmim.wm.pwr.edu.pl/lewandowski/ daniel.lewandowski@pwr.edu.pl
Bardziej szczegółowoMechanika ogólna. Kinematyka. Równania ruchu punktu materialnego. Podstawowe pojęcia. Równanie ruchu po torze (równanie drogi)
Kinematyka Mechanika ogólna Wykład nr 7 Elementy kinematyki Dział mechaniki zajmujący się matematycznym opisem układów mechanicznych oraz badaniem geometrycznych właściwości ich ruchu, bez wnikania w związek
Bardziej szczegółowoMECHANIKA 2. Zasady pracy i energii. Wykład Nr 12. Prowadzący: dr Krzysztof Polko
MECHANIKA 2 Wykład Nr 12 Zasady pracy i energii Prowadzący: dr Krzysztof Polko WEKTOR POLA SIŁ Wektor pola sił możemy zapisać w postaci: (1) Prawa strona jest gradientem funkcji Φ, czyli (2) POTENCJAŁ
Bardziej szczegółowoMECHANIKA 2. Wykład Nr 3 KINEMATYKA. Temat RUCH PŁASKI BRYŁY MATERIALNEJ. Prowadzący: dr Krzysztof Polko
MECHANIKA 2 Wykład Nr 3 KINEMATYKA Temat RUCH PŁASKI BRYŁY MATERIALNEJ Prowadzący: dr Krzysztof Polko Pojęcie Ruchu Płaskiego Rys.1 Ruchem płaskim ciała sztywnego nazywamy taki ruch, w którym wszystkie
Bardziej szczegółowoFunkcje wielu zmiennych
Funkcje wielu zmiennych Wykresy i warstwice funkcji wielu zmiennych. Granice i ciagłość funkcji wielu zmiennych. Pochodne czastkowe funkcji wielu zmiennych. Gradient. Pochodna kierunkowa. Różniczka zupełna.
Bardziej szczegółowoBryła sztywna. Fizyka I (B+C) Wykład XXIII: Przypomnienie: statyka
Bryła sztywna Fizyka I (B+C) Wykład XXIII: Przypomnienie: statyka Moment bezwładności Prawa ruchu Energia ruchu obrotowego Porównanie ruchu obrotowego z ruchem postępowym Przypomnienie Równowaga bryły
Bardziej szczegółowoW naukach technicznych większość rozpatrywanych wielkości możemy zapisać w jednej z trzech postaci: skalara, wektora oraz tensora.
1. Podstawy matematyki 1.1. Geometria analityczna W naukach technicznych większość rozpatrywanych wielkości możemy zapisać w jednej z trzech postaci: skalara, wektora oraz tensora. Skalarem w fizyce nazywamy
Bardziej szczegółowoMECHANIKA 2 KINEMATYKA. Wykład Nr 5 RUCH KULISTY I RUCH OGÓLNY BRYŁY. Prowadzący: dr Krzysztof Polko
MECHANIKA 2 KINEMATYKA Wykład Nr 5 RUCH KULISTY I RUCH OGÓLNY BRYŁY Prowadzący: dr Krzysztof Polko Określenie położenia ciała sztywnego Pierwszy sposób: Określamy położenia trzech punktów ciała nie leżących
Bardziej szczegółowomechanika analityczna 1 nierelatywistyczna L.D.Landau, E.M.Lifszyc Krótki kurs fizyki teoretycznej
mechanika analityczna 1 nierelatywistyczna L.D.Landau, E.M.Lifszyc Krótki kurs fizyki teoretycznej ver-28.06.07 współrzędne uogólnione punkt materialny... wektor wodzący: prędkość: przyspieszenie: liczba
Bardziej szczegółowoCIEPLNE I MECHANICZNE WŁASNOŚCI CIAŁ
CIEPLNE I MECHANICZNE WŁASNOŚCI CIAŁ Ciepło i temperatura Pojemność cieplna i ciepło właściwe Ciepło przemiany Przejścia między stanami Rozszerzalność cieplna Sprężystość ciał Prawo Hooke a Mechaniczne
Bardziej szczegółowoRÓWNANIA RÓŻNICZKOWE WYKŁAD 4
RÓWNANIA RÓŻNICZKOWE WYKŁAD 4 Obszar określoności równania Jeżeli występująca w równaniu y' f ( x, y) funkcja f jest ciągła, to równanie posiada rozwiązanie. Jeżeli f jest nieokreślona w punkcie (x 0,
Bardziej szczegółowo4 Równania różniczkowe w postaci Leibniza, równania różniczkowe zupełne
Równania w postaci Leibniza 4 1 4 Równania różniczkowe w postaci Leibniza, równania różniczkowe zupełne 4.1 Równania różniczkowe w postaci Leibniza Załóżmy, że P : D R i Q: D R są funkcjami ciągłymi określonymi
Bardziej szczegółowoRówna Równ n a i n e i ru r ch u u ch u po tor t ze (równanie drogi) Prędkoś ędkoś w ru r ch u u ch pros pr t os ol t i ol n i io i wym
Mechanika ogólna Wykład nr 14 Elementy kinematyki i dynamiki 1 Kinematyka Dział mechaniki zajmujący się matematycznym opisem układów mechanicznych oraz badaniem geometrycznych właściwości ich ruchu, bez
Bardziej szczegółowoKinematyka płynów - zadania
Zadanie 1 Zadane jest prawo ruchu w zmiennych Lagrange a x = Xe y = Ye t 0 gdzie, X, Y oznaczają współrzędne materialne dla t = 0. Wyznaczyć opis ruchu w zmiennych Eulera. Znaleźć linię prądu. Pokazać,
Bardziej szczegółowoTwierdzenia o wzajemności
Twierdzenia o wzajemności Praca - definicja Praca iloczyn skalarny wektora siły i wektora drogi jaką pokonuje punkt materialny pod wpływem działania tej siły. L S r r F( s) o ds r F( s) cos ( α ) ds F
Bardziej szczegółowoStatyka Cieczy i Gazów. Temat : Podstawy teorii kinetyczno-molekularnej budowy ciał
Statyka Cieczy i Gazów Temat : Podstawy teorii kinetyczno-molekularnej budowy ciał 1. Podstawowe założenia teorii kinetyczno-molekularnej budowy ciał: Ciała zbudowane są z cząsteczek. Pomiędzy cząsteczkami
Bardziej szczegółowoPŁYTY OPIS W UKŁADZIE KARTEZJAŃSKIM Charakterystyczne wielkości i równania
Charakterystyczne wielkości i równania Mechanika materiałów i konstrukcji budowlanych, studia II stopnia rok akademicki 2012/2013 Instytut L-5, Wydział Inżynierii Lądowej, Politechnika Krakowska Adam Wosatko
Bardziej szczegółowoAnaliza wektorowa. Teoria pola.
Analiza wektorowa. Teoria pola. Pole skalarne Pole wektorowe ϕ = ϕ(x, y, z) A = A x (x, y, z) i x + A y (x, y, z) i y + A z (x, y, z) i z Gradient grad ϕ = ϕ x i x + ϕ y i y + ϕ z i z Jeśli przemieścimy
Bardziej szczegółowoFizyka 11. Janusz Andrzejewski
Fizyka 11 Ruch okresowy Każdy ruch powtarzający się w regularnych odstępach czasu nazywa się ruchem okresowym lub drganiami. Drgania tłumione ruch stopniowo zanika, a na skutek tarcia energia mechaniczna
Bardziej szczegółowoprzepływ Hagena-Poseuille a 22 października 2013 Hydrodynamika równanie Naviera-Stokesa przepły
Hydrodynamika równanie Naviera-Stokesa przepływ Hagena-Poseuille a 22 października 2013 Ośrodki ciągłe równanie ruchu Zjawiska zachodzące w poruszających się płynach (cieczach lub gazach) traktujemy makroskopowo
Bardziej szczegółowoPrędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie
napisał Michał Wierzbicki Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie Prędkość grupowa paczki falowej Paczka falowa jest superpozycją fal o różnej częstości biegnących wzdłuż osi z.
Bardziej szczegółowoJ. Szantyr - Wykład 3 Równowaga płynu
J. Szantyr - Wykład 3 Równowaga płynu Siły wewnętrzne wzajemne oddziaływania elementów mas wydzielonego obszaru płynu, siły o charakterze powierzchniowym, znoszące się parami. Siły zewnętrzne wynik oddziaływania
Bardziej szczegółowo6. ZWIĄZKI FIZYCZNE Wstęp
6. ZWIĄZKI FIZYCZN 1 6. 6. ZWIĄZKI FIZYCZN 6.1. Wstęp Aby rozwiązać jakiekolwiek zadanie mechaniki ośrodka ciągłego musimy dysponować 15 niezależnymi równaniami, gdyż tyle mamy niewiadomych: trzy składowe
Bardziej szczegółowoMatematyka stosowana i metody numeryczne
Ewa Pabisek Adam Wosatko Piotr Pluciński Matematyka stosowana i metody numeryczne Konspekt z wykładu 14 Rachunekwektorowy W celu zdefiniowania wektora a należy podać: kierunek(prostą na której leży wektor)
Bardziej szczegółowoWstęp. Ruch po okręgu w kartezjańskim układzie współrzędnych
Wstęp Ruch po okręgu jest najprostszym przypadkiem płaskich ruchów krzywoliniowych. W ogólnym przypadku ruch po okręgu opisujemy równaniami: gdzie: dowolna funkcja czasu. Ruch odbywa się po okręgu o środku
Bardziej szczegółowoWŁAŚCIWOŚCI MECHANICZNE SPRĘŻYSTOŚĆ MATERIAŁ. Właściwości materiałów. Właściwości materiałów
WŁAŚCIWOŚCI MECHANICZNE SPRĘŻYSTOŚĆ Właściwości materiałów O możliwości zastosowania danego materiału decydują jego właściwości użytkowe; Zachowanie się danego materiału w środowisku pracy to zaplanowana
Bardziej szczegółowoNauka o Materiałach. Wykład VIII. Odkształcenie materiałów właściwości sprężyste. Jerzy Lis
Nauka o Materiałach Wykład VIII Odkształcenie materiałów właściwości sprężyste Jerzy Lis Nauka o Materiałach Treść wykładu: 1. Właściwości materiałów -wprowadzenie 2. Klasyfikacja reologiczna odkształcenia
Bardziej szczegółowoWektory, układ współrzędnych
Wektory, układ współrzędnych Wielkości występujące w przyrodzie możemy podzielić na: Skalarne, to jest takie wielkości, które potrafimy opisać przy pomocy jednej liczby (skalara), np. masa, czy temperatura.
Bardziej szczegółowo1 Funkcje dwóch zmiennych podstawowe pojęcia
1 Funkcje dwóch zmiennych podstawowe pojęcia Definicja 1 Funkcją dwóch zmiennych określoną na zbiorze A R 2 o wartościach w zbiorze R nazywamy przyporządkowanie każdemu punktowi ze zbioru A dokładnie jednej
Bardziej szczegółowoInformacja o przestrzeniach Sobolewa
Wykład 11 Informacja o przestrzeniach Sobolewa 11.1 Definicja przestrzeni Sobolewa Niech R n będzie zbiorem mierzalnym. Rozważmy przestrzeń Hilberta X = L 2 () z iloczynem skalarnym zdefiniowanym równością
Bardziej szczegółowoPŁYTY OPIS W UKŁADZIE KARTEZJAŃSKIM Charakterystyczne wielkości i równania
Charakterystyczne wielkości i równania PODSTAWY KOMPUTEROWEGO MODELOWANIA USTROJÓW POWIERZCHNIOWYCH Budownictwo, studia I stopnia, semestr VI przedmiot fakultatywny Instytut L-5, Wydział Inżynierii Lądowej,
Bardziej szczegółowoRozdział 5. Twierdzenia całkowe. 5.1 Twierdzenie o potencjale. Będziemy rozpatrywać całki krzywoliniowe liczone wzdłuż krzywej C w przestrzeni
Rozdział 5 Twierdzenia całkowe 5.1 Twierdzenie o potencjale Będziemy rozpatrywać całki krzywoliniowe liczone wzdłuż krzywej w przestrzeni trójwymiarowej, I) = A d r, 5.1) gdzie A = A r) jest funkcją polem)
Bardziej szczegółowoŚcinanie i skręcanie. dr hab. inż. Tadeusz Chyży
Ścinanie i skręcanie dr hab. inż. Tadeusz Chyży 1 Ścinanie proste Ścinanie czyste Ścinanie techniczne 2 Ścinanie Czyste ścinanie ma miejsce wtedy, gdy na czterech ścianach prostopadłościennej kostki występują
Bardziej szczegółowoWażne rozkłady i twierdzenia c.d.
Ważne rozkłady i twierdzenia c.d. Funkcja charakterystyczna rozkładu Wielowymiarowy rozkład normalny Elipsa kowariacji Sploty rozkładów Rozkłady jednostajne Sploty z rozkładem normalnym Pobieranie próby
Bardziej szczegółowo1 Charakterystyka ustrojów powierzchniowych. Anna Stankiewicz
1 Charakterystyka ustrojów powierzchniowych Anna Stankiewicz e-mail: astankiewicz@l5.pk.edu.pl Tematyka zajęć Przykłady konstrukcji inżynierskich Klasyfikacja ustrojów powierzchniowych Podstawowe pojęcia
Bardziej szczegółowoĆwiczenie M-2 Pomiar przyśpieszenia ziemskiego za pomocą wahadła rewersyjnego Cel ćwiczenia: II. Przyrządy: III. Literatura: IV. Wstęp. l Rys.
Ćwiczenie M- Pomiar przyśpieszenia ziemskiego za pomocą wahadła rewersyjnego. Cel ćwiczenia: pomiar przyśpieszenia ziemskiego przy pomocy wahadła fizycznego.. Przyrządy: wahadło rewersyjne, elektroniczny
Bardziej szczegółowomgr inż. Paweł Szeptyński Podstawy wytrzymałości materiałów i mechaniki układów prętowych 07 Teoria stanu naprężenia i odkształcenia
NAPRĘŻENIE Teoria stanu naprężenia i odkształcenia Naprężeniem nazywamy gęstość powierzchniowych sił wewnętrznych obrazujących oddziaływanie jednej części ciała na drugą, po dokonaniu jego myślowego rozcięcia.
Bardziej szczegółowoσ ij x 3 x 2 x 1 NAPRĘŻENIA I ODKSZTAŁCENIA Wstęp: Pojęcia te występują w opisie procesu odkształcenia tzn. są to zmiany wymiarów
Krzysztof Wierzbanowski NAPRĘŻENIA I ODKSZTAŁCENIA Wstęp: Pojęcia te występują w opisie procesu odkształcenia tzn. są to zmiany wymiarów ciała pod wpływem przyłożonych sił. Siły powinny być znormalizowane
Bardziej szczegółowoVII.1 Pojęcia podstawowe.
II.1 Pojęcia podstawowe. Jan Królikowski Fizyka IBC 1 Model matematyczny ciała sztywnego Zbiór punktów materialnych takich, że r r = const; i, j= 1,... N i j Ciało sztywne nie ulega odkształceniom w wyniku
Bardziej szczegółowoOpis ruchu obrotowego
Opis ruchu obrotowego Oprócz ruchu translacyjnego ciała obserwujemy w przyrodzie inną jego odmianę: ruch obrotowy Ruch obrotowy jest zawsze względem osi obrotu W ruchu obrotowym wszystkie punkty zakreślają
Bardziej szczegółowoWytrzymałość materiałów
Wytrzymałość materiałów Wykład 3 Analiza stanu naprężenia i odkształcenia w przekroju pręta Poznań 1 3.1. Podstawowe założenia Charakterystyka materiału Zakładamy na początek, że mamy do czynienia z ośrodkiem
Bardziej szczegółowo3. PŁASKI STAN NAPRĘŻENIA I ODKSZTAŁCENIA
3. PŁASKI STAN NAPRĘŻNIA I ODKSZTAŁCNIA 1 3. 3. PŁASKI STAN NAPRĘŻNIA I ODKSZTAŁCNIA Analizując płaski stan naprężenia posługujemy się składowymi tensora naprężenia w postaci wektora {,,y } (3.1) Za dodatnie
Bardziej szczegółowoRozdział 3. Tensory. 3.1 Krzywoliniowe układy współrzędnych
Rozdział 3 Tensory 3.1 Krzywoliniowe układy współrzędnych W kartezjańskim układzie współrzędnych punkty P są scharakteryzowane przez współrzędne kartezjańskie wektora wodzącego r = x 1 i 1 + x 2 i 2 +
Bardziej szczegółowoPodstawy fizyki wykład 4
Podstawy fizyki wykład 4 Dr Piotr Sitarek Instytut Fizyki, Politechnika Wrocławska Dynamika Obroty wielkości liniowe a kątowe energia kinetyczna w ruchu obrotowym moment bezwładności moment siły II zasada
Bardziej szczegółowo17.1 Podstawy metod symulacji komputerowych dla klasycznych układów wielu cząstek
Janusz Adamowski METODY OBLICZENIOWE FIZYKI 1 Rozdział 17 KLASYCZNA DYNAMIKA MOLEKULARNA 17.1 Podstawy metod symulacji komputerowych dla klasycznych układów wielu cząstek Rozważamy układ N punktowych cząstek
Bardziej szczegółowoVI. Równania różniczkowe liniowe wyższych rzędów
VI. 1. Równanie różniczkowe liniowe n-tego rzędu o zmiennych współczynnikach Niech podobnie jak w poprzednim paragrafie K = C lub K = R. Podobnie jak w dziedzinie rzeczywistej wprowadzamy pochodne wyższych
Bardziej szczegółowoRÓWNANIA FIZYCZNE DLA CIAŁ LINIOWO - SPRĘŻYSTYCH
Część 5. RÓWNANIA FIZYCZNE DLA CIAŁ LINIOWO - SPRĘŻYSTYCH 5. RÓWNANIA FIZYCZNE DLA CIAŁ LINIOWO - SPRĘŻYSTYCH 5.. ZWIĄZKI MIĘDZY ODKSZTAŁCENIAMI I GŁÓWNYMI NAPRĘŻENIAMI W każdym materiale konstrukcyjnym
Bardziej szczegółowoZasady dynamiki Newtona
Zasady dynamiki Newtona Każde ciało trwa w stanie spoczynku lub porusza się ruchem prostoliniowym i jednostajnym, jeśli siły przyłożone nie zmuszają ciała do zmiany tego stanu Jeżeli na ciało nie działa
Bardziej szczegółowo7. ELEMENTY PŁYTOWE. gdzie [N] oznacza przyjmowane funkcje kształtu, zdefinować odkształcenia i naprężenia: zdefiniować macierz sztywności:
7. ELEMENTY PŁYTOWE 1 7. 7. ELEMENTY PŁYTOWE Rys. 7.1. Element płytowy Aby rozwiązać zadanie płytowe należy: zdefiniować geometrię płyty, dokonać podziału płyty na elementy, zdefiniować węzły, wprowadzić
Bardziej szczegółowoZasady zachowania, równanie Naviera-Stokesa. Mariusz Adamski
Zasady zachowania, równanie Naviera-Stokesa Mariusz Adamski 1. Zasady zachowania. Znaczna część fizyki, a w szczególności fizyki klasycznej, opiera się na sformułowaniach wypływających z zasad zachowania.
Bardziej szczegółowoWykład 2. Kinematyka. Podstawowe wielkości opisujące ruch. W tekście tym przedstawię podstawowe pojecia niezbędne do opiosu ruchu:
Wykład 2. Kinematyka. Aby prześledzić tok tego wykładu MUSISZ rozumieć pojęcie wektora, jego składowych w układzie kartezjańskim oraz w trakcie wykładu zrozumieć intuicyjnie pojęcie pochodnej funkcji jednej
Bardziej szczegółowoBryła sztywna. Wstęp do Fizyki I (B+C) Wykład XIX: Prawa ruchu Moment bezwładności Energia ruchu obrotowego
Bryła sztywna Wstęp do Fizyki I (B+C) Wykład XIX: Prawa ruchu Moment bezwładności Energia ruchu obrotowego Obrót wokół ustalonej osi Prawa ruchu Dla bryły sztywnej obracajacej się wokół ostalonej osi mement
Bardziej szczegółowoFale elektromagnetyczne
Fale elektromagnetyczne dr inż. Ireneusz Owczarek CMF PŁ ireneusz.owczarek@p.lodz.pl http://cmf.p.lodz.pl/iowczarek 2012/13 Plan wykładu Spis treści 1. Analiza pola 2 1.1. Rozkład pola...............................................
Bardziej szczegółowoMECHANIKA OGÓLNA (II)
MECHNIK GÓLN (II) Semestr: II (Mechanika I), III (Mechanika II), rok akad. 2013/2014 Liczba godzin: sem. II *) - wykład 30 godz., ćwiczenia 30 godz. sem. III *) - wykład 30 godz., ćwiczenia 30 godz., ale
Bardziej szczegółowoWykład 5 - całki ruchu zagadnienia n ciał i perturbacje ruchu keplerowskiego
Wykład 5 - całki ruchu zagadnienia n ciał i perturbacje ruchu keplerowskiego 20.03.2013 Układ n ciał przyciągających się siłami grawitacji Mamy n ciał przyciągających się siłami grawitacji. Masy ciał oznaczamy
Bardziej szczegółowoR o z d z i a ł 2 KINEMATYKA PUNKTU MATERIALNEGO
R o z d z i a ł KINEMATYKA PUNKTU MATERIALNEGO Kinematyka zajmuje się opisem ruchu ciał bez uwzględniania ich masy i bez rozpatrywania przyczyn, które ten ruch spowodowały. Przez punkt materialny rozumiemy
Bardziej szczegółowo2. Pręt skręcany o przekroju kołowym
2. Pręt skręcany o przekroju kołowym Przebieg wykładu : 1. Sformułowanie zagadnienia 2. Warunki równowagi kąt skręcenia 3. Warunek geometryczny kąt odkształcenia postaciowego 4. Związek fizyczny Prawo
Bardziej szczegółowo