1. Naprę ż eni a momentowe
|
|
- Sabina Halina Maj
- 5 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 3, 9 (1971) O PEWNYM MODELU CIAŁA PRZENOSZĄ CEGO NAPRĘ Ż ENI A MOMENTOWE MAREK SOKOŁOWSKI (WARSZAWA) 1. Naprę ż eni a momentowe W ostatnim dziesię cioleciu zanotować moż na w ś wiatowej literaturze naukowej z dziedziny mechaniki ogromny wzrost zainteresowania tematyką teorii oś rodków typu Cosseatów wzglę dnie ciał stanowią cych ich uogólnienia lub modyfikacje. Wszystkie te teorie, których nie bę dziemy tu szczegół owo wyliczać i klasyfikować, posiadają jedną wspólną cechę : zakł adają one mianowicie, że wzajemne oddział ywania poszczególnych czę ś ic oś rodka oddziaływania kontaktowe nie dają się sprowadzić do prostego wektora naprę ż eń sił owych i wymagają wprowadzenia sił kontaktowych wyż szego rzę du, mię dzy innymi naprę ż eń momentowych. Innymi sł owy, ukł ad sił równoważ ą cy oddział ywanie Rys. 1 odrzuconej czę ś i c oś rodka otaczają cego element V o powierzchni S (rys. 1) skł ada się z wektorów sił P i momentów Q; zakł ada się zarazem, że granice AF. AQ lm hm ~Zs~' ~Zs~ przy AS zmierzają cym do zera istnieją i nie są toż samoś ciowo równe zeru przy dowolnym wyborze dostatecznie gł adkiej powierzchni AS. G ranice te oznaczamy odpowiednio (1.1) hm j- s- ^p, hm- r 7r = q, n przy czym p jest klasycznym wektorem naprę ż eni a (naprę ż eni e sił owe), a q wektorem naprę ż eni a momentowego. Indeks n wskazuje, że wektory te są zależ ne od wyboru po- n
2 392 M. SOKOŁOWSKI wierzchni S scharakteryzowanej lokalnie przez jednostkowy wektor normalny n do tej powierzchni. W klasycznej teorii oś rodka cią gł ego przyjmuje się, że granica drugiego stosunku AQ/ AS toż samoś ciowo znika; założ enie to moż na uzasadnić prostym rozumowaniem, nie pretendują cym do ś cisłośi cchoć niewą tpliwie przejrzystym ([1]): wyobraź my sobie element prostopadł oś cienny dx y dx 2 w prostoką tnym ukł adzie współ rzę dnych {x t }, i 1,2,3 (rys. 2) i rozważ my, dla prostoty, jedną ś cianę tego elementu dx 2 obcią - Rys. 2 ż oną naprę ż eniami normalnymi a 11 (x 2,x 3 ). Omawiają c warunki równowagi takiego elementu zakładamy zazwyczaj, że naprę ż eni a te rozł oż one są równomiernie na infinitezymalnym elemencie powierzchni dx 2. Gdyby bowiem przyją ć, jak na rys. 2, że naprę ż eni a te są na przykład liniową funkcją zmiennej x 3, (1.2) ffn(*2»*3) to wielkość momentu wypadkowego rozważ anych sił działają cych na ś cianę dx 2 wzglę - dem osi x 2 przechodzą cej przez ś rodek prostopadł oś cianu wyniesie, 2, 1 TV 2 """ 2 Uwzglę dniając ponadto analogiczny wpływ obcią ż eń sił ami a xx dx 2 przeciwległ ej ś ciany prostopadł oś cianu oraz wpływ naprę ż eń a l3 i a 3X, których rozkład przyjmiemy dla prostoty równomierny, otrzymamy równanie bilansu momentów w postaci (1.3) (cu 03i)+ - p; T~ (a (7')\dx 1 dx z = M Xl. I 12 ax i i i J a' oznacza tu odpowiedni współczynnik członu liniowego w wyraż eniu na ff 1 i(x 2, x 3 ) i na ujemnej ś cianie prostopadł oś cianu elementarnego, proporcjonalny do tangensa ką taa nachylenia wykresu ou(x 3 ) do osi x 3. Wyraż enie a a' we wzorze (1.3) moż na, w przypadku róż niczkowalnośic (1.4) ( t ), zastą pić róż niczką da( Xl ) dx x l'.
3 O MODELU CIAŁA PRZENOSZĄ CEGO NAPRĘ Ż ENI A MOMENTOWE 393 Stwierdzamy teraz, że wyraż enie w nawiasie kwadratowym wzoru (1.3) zawiera człony róż nego rzę du wzglę dem infinitezymalnej wielkoś ci dx,. Wpł yw nierównomiernoś ci rozkładu naprę ż eń jest o jeden rzą d (lub przy uwzglę dnieniu (1.4) o dwa rzę dy) niż szy od wpływu róż nicy c 13 a 31, w zwią zku z czym drugi człon w nawiasach kwadratowych (1.3) zazwyczaj jest pomijany. Prowadzi to do klasycznego stwierdzenia symetrycznoś ci tensora naprę ż eni a a tj = a^. Moż na natomiast wyobrazić sobie przypadki, w których konieczność zaniedbania członu zawierają cego róż nicę a a' i przyję cia symetrycznego tensora naprę ż eni a nie jest i i ak oczywista. (a) Jeż el i z wymiarami dx ( nie moż na zmierzać do zera wobec skoń czonych wymiarów czą stek lub ziaren ciała rzeczywistego, wtedy rozumowanie dotyczą ce «rzę du małoś ci!) składników sumy (1.3) traci wszelki sens; mamy tu do czynienia z ciał ami o pewnej mikrostrukturze, w których posł ugiwanie się symetrycznym tensorem naprę ż eni a jest niemoż liwe. (b) Jeż el i współczynnik er er' jest bardzo wielki, a w szczególnoś ci gdy a = constx i i i Xtg«-> oo i gradient naprę ż eni a w otoczeniu rozważ anego punktu jest nieograniczony, wpł yw odpowiedniego czł onu nie może być automatycznie pominię ty. Sytuacja taka powstaje w przypadku, gdy mamy do czynienia z osobliwymi punktami pola naprę ż eń, a wię c z nieskoń czonymi koncentracjami naprę ż eń. Należy zwrócić uwagę na fakt, że szereg autorów takich jak KOITER [2], STERNBERG [3] sugeruje moż liwość wpływu naprę - ż eń momentowych na zjawiska zwią zane z koncentracją naprę ż eń. W obu omówionych tu przypadkach w równaniu bilansu momentu (1.3) wystę puje poza antysymetryczną skł adową tensora naprę ż eń sił owych, czł on typii (1.4) o charakterze gradientu tensora naprę ż enia, a wię c naprę ż eni e momentowe. (c) Wyobrazić sobie moż na ponadto przypadek, gdy w ogóle sporzą dzenie rysunku typu rys. 2 nie jest moż liwe; jeż el i oddziaływanie są siednich elementów ciał a ma charakte istotnie momentowy podobnie jak w ciałach magnetycznych, w których wystę pują jedynie dipole magnetyczne, a odosobnione bieguny magnetyczne nie mają racji bytu to wykres przedstawiony na rys. 2 traci sens. Ciał a tego typu byłyby oś rodkami istotnie mikropolarnymi i utrzymanie do ich opisu symetrycznego tensora naprę ż eń sił owych był oby także niemoż liwe. Krótkie i dla zachowania przejrzystoś ci bardzo uproszczone rozumowanie przedstawione powyż ej stanowi próbę odpowiedzi na pytanie, czy zajmowanie się teorią naprę ż eń momentowych jest fizycznie lub zwłaszcza technicznie uzasadnione. Równolegle bowiem z intensywnym rozwojem tej teorii, której wyniki w wielu przypadkach przerastają techniczne moż liwośi c ich doś wiadczalnej weryfikacji, budzą się wą tpliwoś ic dotyczą ce praktycznej uż ytecznośi ctego rodzaju badań. W przypadku sil o okreś lonej strukturze wewnę trznej oraz ciał sprę ż yśe cimikropo- larnych uż yteczność takich teorii nie ulega wą tpliwoś ci. Dowodzą tego liczne prace z zakresu teorii ciał z mikrostrukturą, że wymienimy tu dla przykładu pracę KALISKIEGO [9], szereg prac WOŹ NIAKA dotyczą cych oś rodków włóknistych, prace GUTKOWSKIEGO i FRĄ CKIEWICZA Z zakresu teorii dź wigarów siatkowych i wiele innych. Niemniej, nawet w przypadku rozważ ania oś rodków cią głych w zwykłym znaczeniu tego słowa, natrafiamy
4 394 M. SOKOŁOWSKI na zagadnienia, w których zwykł e zał oż enia o symetrii tensora naprę ż eń sił owych nie dają się utrzymać. Z klasycznej teorii sprę ż ystośi cznamy rozwią zanie dotyczą ce obcią ż eni a nieograniczonej płaszczyzny (Xj, x 2 ) momentem skupionym o wektorze prostopadł ym do tej pł aszczyzny. Jest oczywiste, że rozważ enie warunku równowagi infinitezymalnego elementu dx x dx 2 ciała zawierają cego punkt przył oż enia momentu jest nie do pogodzenia z warunkiem symetrii naprę ż eń a 12 =o 21i gdyż w przeciwnym przypadku moment ten nie mógłby być niczym zrównoważ ony. Jeszcze bardziej przekonywają cego dowodu dostarcza rozwią zanie zadania przedstawionego przez BOGY i STERNBERGA [5], Dotyczy ono dwuwymiarowego zagadnienia klina, prostoką tnego obcią ż onego na jednej krawę dzi sił ami stycznymi rozł oż onymi w sposób cią gły (rys. 3). Autorzy wymienionej pracy pokazują, że rozwią zanie tego zadania w ra- Rys. 3 mach klasycznej teorii sprę ż ystośi cprowadzi w ogólnym przypadku do pola obrotów i naprę ż eń zawierają cych osobliwoś ci w wierzchołku klina. Osobliwoś ci te trudno uzasadnić fizycznie. Z drugiej strony jednak, rozważ ając infinitezymalny element prostoką tny ABCD o bokach dx t i dx 2, widzimy, że ś cisłe spełnienie warunków brzegowych na krawę dziach AB i AD musi być sprzeczne z zał oż eniem o równoś ci naprę ż eń a i2 0 2 \. Dopiero wprowadzenie do rozważ ań naprę ż eń momentowych usuwa te osobliwoś ci i prowadzi do całkowicie regularnych rozwią zań. Przykł ady te wskazują, że nawet przypadki tradycyjnych w zasadzie zadań teorii sprę - ż ystośi cprowadzić mogą do rozwią zań, w których dopiero wprowadzenie naprę ż eń morn entowych pozwala uniknąć sprzecznoś ci z rzeczywistym charakterem zjawiska fizycznego 2. Dobór modelu ciała Praca COSSERATÓW [6] stała się punktem wyjś cia do powstania szeregu teorii dotyczą cych mechaniki i fizyki oś rodków wyż szego rzę du, dla których wyraż enie na energię sprę ż yst ą zawiera czł ony zależ ne nie tylko od pierwszego gradientu przemieszczenia u, lecz także od wyż szych pochodnych w f. Problem doboru odpowiedniego modelu ciała, który prowadził by do wyników optymalnie zbliż onych do rzeczywistoś ci nie jest prosty; przeciw wprowadzeniu bardziej złoż onych modeli przemawia wzglą d na moż liwą prostotę obliczeń. Uwzglę dnienie bardziej złoż onych praw fizycznych dla modeli ciał tego rodzaju stawia
5 O MODELU CIAŁA PRZENOSZĄ CEGO NAPRĘ Ż ENI A MOMENTOWE 395 także pod znakiem zapytania moż liwość doś wiadczalnej weryfikacji otrzymanych wyników. Model rozważ ony np. przez MINDLINA [7] wprowadza 903 niezależ ne od siebie współ czynniki sprę ż ystośi cdla ciał a o pewnych wł asnoś ciach sieci krystalicznej. Niewą tpliwie najprostszym modelem ciał a zdolnego do przenoszenia naprę ż eń momentowych jest model ciała drugiego rzę du omówiony przez MINDLINA [8] i KOITERA [2], nazywany także modelem ciał a o zwią zanych obrotach. Każ dy punkt materialny oś rodka wyposaż ony jest jedynie w trzy niezależ ne stopnie swobody, trzy przemieszczenia M( w odróż nieniu od oś rodka omawianego obszernie w pracach NOWACKIEGO (np. [10]), w którym punkty materialne mają po sześć stopni swobody: trzy przemieszczenia i trzy niezależ ne obroty. Energię sprę ż yst ą dla oś rodka o zwią zanych obrotach, a wię c obrotach okreś lonych wzorami (2.1) Wi= y%,«,, P (gdzie s ipq jest symbolem permutacyjnym), piszemy w postaci (2.2) W(sij,Hij) =^Aij H Eijt> kl +B ljkl e i jk k i+c im % i 0 kt. Tutaj A, B, C są tensorami modułów sprę ż ystoś, cie^ = u ( ij) jest zwykłym, symetrycznym tensorem odkształcenia, zaś «y = coij nazywamy tensorem odkształ cenia gię t- no- skrę tnego. W oś rodku brak naprę ż eń wstę pnych. Naprę ż eni a wyraża się przez odkształ cenia za pomocą wzorów (2.3) SW. dw a^ = ^ ' Wtf- Ału- A^O ^. przy czym a tj jest tensorem naprę ż eni a sił owego, a fi tj tensorem naprę ż eni a momentowego, niesymetrycznym i zawierają cym niewyznaczalną czę ść kulistą fi = y^z Tensory te zwią zane są z wektorami okreś lonymi wzorem (1.1) zależ noś ciami p t a^rij, qi = - Pitą. Rozważ enie warunków równowagi elementu oś rodka poddanego dział aniu sił masowych X i momentów masowych Y prowadzi do równań (2.4) OJUJ+QXI = 0, ftji,j+e ijk <Tj k + e Yt = O. Z drugiej grupy równań (2.4) wynika, że tensor a jk nie musi być w ogólnoś ci symetryczny, gdyż na ogói/ J.J^J+QY; ^ 0. Warunki brzegowe dla powyż szego ukł adu równań stwierdzają, że wektory naprę ż eń siłowych i momentowych winny być na powierzchni ciał a równe przyłoż onym obcią ż -e niom p i q, Podobnie w przypadku warunków brzegowych wyraż onych w przemieszczeniach należy przyją ć, że wszystkie skł adowe uogólnionych przemieszczeń u oraz <a są dane na całej powierzchni S ciała. Jednak już ze wzoru (2.1) widać, że nie moż na na powierzchni S
6 396 M. SOKOŁ OWSKI dać niezależ nie wszystkich sześ ciu skł adowych w ; i co,-, gdyż skł adowa wektora 10 normalna do 5 wyraża się przez skł adowe w ; styczne do S. Podobnie i skł adowa normalna obcią ż eni a momentowego q wyraża się przez skł adowe styczne obcią ż eni a sił owego p W zwią zku z tym liczba niezależ nych warunków brzegowych wynosi tu pię ć, w odróż nieniu od przypadku modelu ciał a o niezwią zanych obrotach [10], gdzie warunków brzegowych jest sześ ć. Tę niedogodność zapisu usuwa KOITER wprowadzając zredukowane sił y powierzchniowe 1 " (2.5.1) pi- Pi~- e 2m9'i»j oraz zredukowane momenty powierzchniowe (2.5.2) qi=>qt- W u n przy oznaczeniu q qjitj dla skł adowej wektora q normalnej do powierzchni ciał a. Wektor q leż y, jak widać, zawsze w pł aszczyź ni e stycznej do powierzchni i w ten sposób otrzymujemy bezpoś rednio ukł ad pię ciu niezależ nych warunków brzegowych. Energia sprę ż yst a o postaci (2.2) odnosi się do ogólnego przypadku ciał a o minimalnych wł asnoś ciach symetrii sprę ż ystej. Liczba niezależ nych skł adowych tensorów A, B, C wynosi tu jeszcze 105. Dopiero zał oż eni e peł nej symetrii sprę ż yste j (izotropii) oraz centrosymetrii (w ciele poddanym równomiernemu odkształ ceniu y = const nie pojawiają się naprę ż eni a momentowe) prowadzi do zasadniczego uproszczenia wyraż enia (2.2), [9], (2.6) Tutaj G i v są klasycznymi stał ymi sprę ż ystoś i c(moduł odkształ cenia postaciowego i liczba Poissona), uli?] nowymi, dodatkowymi stał ymi charakterystycznymi dla rozważ anego modelu. Nawiasem wspomnieć moż na, że bezwymiarowa stał a r\ nie pojawia się w rozwią zaniach szeregu konkretnych zagadnień teorii sprę ż ystoś, ci a w szczególnoś ci w zagadnieniach dwuwymiarowych. Tak więc ze wzoru (2.6) widać, że omawiany model ciał a wymaga wprowadzenia a więc i eksperymentalnego wyznaczenia dodatkowych dwóch wzglę dnie nawet tylko jednej stał ej sprę ż yste j 7. Z punktu widzenia koniecznoś ci doś wiadczalnego okreś lenia tych stał ych jest to niewą tpliwą zaletą modelu; z punktu widzenia ogólnoś ci otrzymanych wyników oraz moż liwośi cich dopasowania do rzeczywistych wł asnoś i c materiał ów nieprostych, stanowi to poważ ne ograniczenie. Tutaj pokaż emy jednak, że przyję cie nawet tak prostego modelu prowadzi do istotnych zmian w pewnych rozwią zaniach podstawowych teorii sprę ż ystoś. ci Prosta analiza wzoru (2.6) prowadzi do znanego wniosku, że dodatkowa stał a spręż ystośi c/ ma wymiar dł ugoś ci : (2.7) [yxy] Dim[sye y ] = Dim[/ 2 ]= m 2.
7 O MODELU CIAŁA PRZENOSZĄ CEGO NAPRĘ Ż ENI A MOMENTOWE 397 Podkreś lić tu należ y, że istotą omawianego tu modelu, co stwierdził KUNIN [11], jest wł aś nie istnienie tej dodatkowej stał ej sprę ż yste j /, a nie asymetria tensora naprę ż enia. Już w pracy KOITERA [2] eliminuje się niesymetryczną czę ść tensora naprę ż eni a ff y wyraż ając ją za pomocą drugiej grupy równań równowagi (2.4) przez oraz wstawiają c to wyraż enie do pierwszej grupy równań. Prowadzi to do trzech równań równowagi a UOj- - i = 0, gdzie rriij / ty l/ 3/ ^*<5y oznacza dewiatorową czę ść tensora / ty. Równania te, wraz ze zredukowanymi warunkami brzegowymi vi ~ i gdzie m ntynirij nie zawierają wię c, jak widać, antysymetrycznej czę ś i ctensora Oy nie tracą c przy tym nic na ogólnoś ci. ROGULA [12] uogólniają c rozważ ania KUNINA dowodzi (i to w przypadku skoń czonych odkształceń ), że moż na jeszcze inaczej przeprowadzić symetryzację zagadnienia eliminują c z rozważ ań nie tylko antysymetryczną czę ść ery, ale i naprę ż eni a momentowe fitj w całoś ci. Posłuż ył się w tym celu poję ciem zredukowanego tensora naprę ż eń tfy, róż nego od c ( y), ale także symetrycznego. Nie zmienia to jednak oczywiś cie faktu, że w rozwią zaniach pozostają dodatkowe stał e sprę ż ystośi clir] wpływają ce na istotną modyfikację szeregu podstawowych rozwią zań teorii sprę ż ystoś. ci Klasyczny problem dwuwymiarowej teorii sprę ż ystośi cdotyczy rozcią gania nieograniczonej tarczy sprę ż yste j zawierają cej otwór kołowy (zagadnienie KIRSCHA, por. np. [4]). Na brzegu otworu wystę puje (rys. 4) w przypadku jednoosiowego rozcią gania obcią ż -e niem p koncentracja naprę ż eń scharakteryzowana stosunkiem k maksymalnego naprę - Rys. 4
8 p s _ a la KQ\CIJI) 398 M. SOKOŁOWSKI ż eni ą a oa do naprę ż eni a p. Stosunek ten dla otworu koł owego o dowolnym promieniu a wynosi k 3 i nie zależy od a. Niezależ ność k od a jest prostą konsekwencją faktu, że w ramach klasycznej teorii sprę ż ystośi crozwią zanie dowolnego problemu statycznego może mieć postać, k k ffyo*) =f(p;d;e,v), gdzie p oznaczają parametry obcią ż enia, d parametry charakteryzują ce wymiary ciał a, E,v stałe sprę ż ystoś. ciw omawianym przypadku jedynym parametrem obcią ż eni a jest naprę ż eni e p, jedynym parametrem geometrycznym promień a otworu. Współ - czynnik koncentracji k może wię c mieć jedynie postać k k J 00 i musi być bezwymiarowy. Ponieważ jednak moduł E ma wymiar Nmr 2, a v jest bezwymiarowe, zatem a (o wymiarze m) nie może pojawić się w powyż szym wzorze, gdyż ż adna kombinacja a, Ems może być bezwymiarowa. Współczynnik k mógłby być jedynie funkcją liczby Poissona v. Moż na natomiast przypuszczać, że w pewnych przynajmniej przypadkach rozmiar otworu nie jest oboję tny dla współczynnika koncentracji. Na przykł ad w materiałach o strukturze gruboziarnistej efekt mał ych otworów może być odpowiednio mniejszy. Model ciał a scharakteryzowany dodatkową stał ą sprę ż ystośi c/ o wymiarze [1] = m daje taką moż liwoś, ćgdyż współ czynnik koncentracji mógł by być funkcją dodatkowego parametru bezwymiarowego Ija. Rozwią zanie MINDLINA [8] ma istotnie postać gdzie F jest funkcją v oraz stosunku a/ /, ^ =3- P 1+ JF ' K o, K t są zmodyfikowanymi funkcjami Bessela. Dla małych wartoś ci a/ l współczynnik koncentracji obniża się wydatnie, co widać z wykresu na rys. 4. W tym sensie stwierdzić moż na, że model ciała z dodatkową stałą / stwarza moż liwość uczynienia kroku w kierunku uwzglę dnienia wpł ywu rozmiarów otworu na koncentrację naprę ż eni a w materiałach rzeczywistych. Rozwią zania niesymetrycznej teorii sprę ż ystośi cdotyczą ce nieskoń czonych koncentracji naprę ż eń prowadzą także do wyników róż nych od klasycznych. Naprę ż eni a w półpłaszczyź nie sprę ż yste j x t > 0 obcią ż one j w począ tku ukł adu współ rzę dnych siłą skupioną P normalną do brzegu wyraż aj ą się znanym wzorem [4] (T 2P xl
9 O MODELU CIAŁA PRZENOSZĄ CEGO NAPRĘ Ż ENI A MOMENTOWE 399 Rozwią zanie MUKI i STERNBERGA [3] ma postać nieporównanie bardziej skomplikowaną, jednak w otoczeniu punktu przyłoż enia siły daje się ono wyrazić wzorem asymptotycznym 2P n (3- Z porównania obu wzorów widać, że współ czynniki intensywnoś ci nieskoń czonej koncentracji naprę ż eń są róż ne oraz, co wię cej rozwią zanie niesymetrycznej teorii sprę - ż ystośi cnie przechodzi w rozwią zanie klasyczne przy / -> 0. Ta ostatnia uwaga dotyczy jedynie wzoru na współczynnik intensywnoś ci naprę ż eń, a nie pełnego rozwią zania zagadnienia brzegowego. Fakt ten, bę dą cy czę sto podstawą krytyki modelu ciał a nieprostego, jest jednak znów prostą konsekwencją faktu, że stał a / o wymiarze dł ugoś ci nie może pojawić się, w braku innych parametrów geometrycznych, w bezwymiarowym współczynniku intensywnoś ci. Współ czynnik ten może być jedynie funkcją liczby Poissona. Zagadnienie skrę cania prę ta pryzmatycznego przy uwzglę dnieniu wpł ywu naprę ż eń momentowych był o rozważ one w pracy [13]. Wzór na sztywność skrę cania prę ta pryzmatycznego o przekroju F (przy zał oż eniu, że dodatkowa stał a r\ = 0) ma postać C c r d(<p+i 2 A<p) d(tp+i 2 A<p).,.,,..],, Js=G \\ I* By ~ y dx +x 2 +y 2 +6P]dxdy, gdzie cp = cp{x, y) jest funkcją spaczenia speł niają cą równanie dx 2 T dy 2 oraz odpowiedni ukł ad warunków brzegowych. Przy / -> 0 wzory powyż sze przechodzą w znane wzory klasyczne teorii skrę cania Saint- Venanta. Uwzglę dnienie naprę ż eń momentowych prowadzi do zwię kszenia sztywnoś ci skrę cania prę tów sprę ż ystych. Widać to wyraź nie ze wzoru na sztywność J skrę cania prę ta o przekroju kołowym i ś rednicy d, wyprowadzonego przez KOITERA [2], wzglę dnie T U ~~32 Tutaj J o oznacza sztywność wyznaczoną zgodnie z teorią Saint- Venanta. Dla prę tów o bardzo małej ś rednicy porównywalnej z /, wzrost sztywnoś ci staje się znaczny. Wynik ten, pod wzglę dem jakoś ciowym, jest w zasadzie zgodny ze znanym stwierdzeniem o podwyż szonej wytrzymałoś ci cienkich drutów ze wzglę du na zwię kszony wpływ energii powierzchniowej. Uwzglę dnienie dodatkowej stałej sprę ż ystoś c i w zagadnieniach propagacji fal sprę - ż ystych prowadzi do zjawiska dyspersji. Na przykł ad RYMAUZ rozważ ył w pracy [14] problem propagacji fal powierzchniowych z uwzglę dnieniem naprę ż eń momentowych.
10 400 M. SOKOŁOWSKI Prę dkość propagacji v fal Rayleigha wyznacza się, jak wiadomo, z równania algebraicznego [15] gdzie rj = w/ cj- jest stosunkiem tej prę dkoś i c do prę dkoś i cpropagacji fal poprzecznych, a y = c T / c L = 1/ Yn T ~~ stosunkiem prę dkoś i cpropagacji fal poprzecznych do podłuż nych. Widać stą d, że v zależy wyłą cznie od charakterystyki sprę ż yste j ciał a, a nie zależy od parametrów (długoś ci) fali. W przypadku rozważ onym w pracy [14] odpowiednie równanie charakterystyczne ma postać gdzie i 2nl\ l, a X jest dł ugoś cią fali. Prę dkość propagacji fal powierzchniowych jest dla / > 0 wię ksza od prę dkoś i cfal Rayleigha i wzrasta przy maleją cej długoś ci fali. Drgania są wię c dyspersyjne, czego moż na oczekiwać w przypadku oś rodka o strukturze komórkowej lub ziarnistej (dyspersja na granicach ziaren). 3. Wnioski Przytoczone przykłady wskazują, że zastosowanie najprostszego modelu ciała sprę ż -y stego zdolnego do przenoszenia naprę ż eń momentowych modyfikuje szereg rozwią zań teorii sprę ż ystośi cwprowadzają c do nich zmiany o charakterze jakoś ciowym. Kierunek tych zmian pozwala przypuszczać, że zbliż amy się w ten sposób do fizycznie umotywowanych rozwią zań dla ciał rzeczywistych. Brak co prawda dowodów na to, na ile omawiany model pozwala zbliż yć się do rzeczywistoś ci. Jednak prostota opisu matematycznego stwarza tu moż liwośi cwzglę dnie łatwej doś wiadczalnej weryfikacji wyników analizy teoretycznej. Z tego też wzglę du wydaje się, że nie zaniedbują c rozwijania teorii opartych na modelach bardziej zł oż onych, nie należy zapominać o moż liwoś ciac h tkwią cych w omówionym tu modelu oś rodka drugiego rzę du o zwią zanych obrotach. Literatura cytowana w tekś cie 1. C. B. BANKS, M. SOKOŁOWSKI, On Certain Two- DimensionalApplications of Couple- StressTheory, Int. J. Solids Structures, 4 (1968) W. T. KOITER, Couple Stresses in the Theory of Elasticity, I- II, Proc. Kon. Ned. Akad. Wet., Seria B, 67, R. MUKI, E. STERNBERG, The Influence of Couple- StresseSon Singular Stress Concentrations in Elastic Solids, Z.A.M.P., 16 (1965), S. TIMOSHENKO, J. N. GOODIER, Teoria Sprę ż ystoś ci, Arkady, Warszawa D. B. BOGY, E. STERNBERG, The Effect of Couple- Stresseson the Corner Singularity due to an Asymmetric Shear Loading, Int. J. Solids Structures, 4 (1968),
11 O MODELU CIAŁA PRZENOSZĄ CEGO NAPRĘ Ż ENI A MOMENTOWE E. COSSERAT, F. COSSERAT, Theorie des corps deformables, Hermann, Paryż R. D. MINDLIN, Microstmcture in Linear Elasticity, Arch. Rat. Mech. Anal., 16 (1964), R. D. MINDLIN, Influence of Couple Stresses on Stress Concentrations, Experimental Mechanics, 1 (1963) 9. S. KALISKI, O pewnym modelu oś rodkacią gł ego z istotnie niesymetrycznym tensorem napię ć mechanicznych, Biul. WAT, 11, 4 (1962). 10. W. NOWACKI, Teoria mikropolarne] sprę ż ystoś ci,wyd. Politechniki Poznań skiej, Poznań H. A. Kyi- uih, Modejib ynpyzou cpedu c npocmpahcmeehuou ducnepcueu, IIpHKJl, Mat. Mex., 30 (1966), D. ROGULA, Moment Stresses and the Symmetry of Stress Tensor in Bodies with no Local Structure Bull. Acad. Polon. Sci., Serie Sci, Tech., 18 (1970), M. SOKOLOWSKI, Couple- Stressesim Problems of Torsion of Prismatic Bars, Bull. Acad. Polon. Sci., Serie Sci. Tech., 13 (1965), C. RYMARZ, Fale powierzchniowe w oś rodkuz naprę ż eniamimomentowymi. Mech. Teoret. Stos. 5, (1967), W. M. EWING, W. S. JARDETZKY, F. PRESS, Elastic Waves in Layered Media, McGraw- Hill, New York- Toronto- London P e 3 io M c O HEKOTOPOH MOflEJIH TEJIA C MOMEHTHblMH HAnPJDKEHIWMH B CTaTse paccmotpenw iiekotopbie Bonpocti, CBfmHHBie c npiinomehhhmh Teopmi MOMCHTHBIX nanphh«hhh K MOflejIflM Cpefl BTOpOrO IIOpHflKa CO CBH3aHHŁIMH BpameHHHMH. Ha OCHOBe pflfla H3BeCTHbIX pemehhh H3 flahhow o6jiacth oraiemaetca, ^JTO paccmatphbaeman MOflejib, HCCMOTPH na ee npocioty, nphboflht K cymectbehhmm KaMecTBeHHbiM H3MeHeHHJiM BO MHornx safla^ax TeopHH ynpyrocth H BO3iwo>KHocTh 6nHH<e noflohth B TeopeTuqecKOM ahanh3e K onhcamoo HBjieHHM, nponcxoflamhx B CTBHTeJlbHOCTH B Summary ON A MODEL OF BODY TRANSMITTING COUPLE- STRESSES The subject of the paper are certain properties of the model of a body with constrained rotations applied in the couple- stres theory. On the basis of a number of solutions known from the literature the conclusion can be drawn that the model- in spite of its simplicity- introduces substantial modifications to many fundamental problems of the theory of elasticity and brings the corresponding solutions closer to the physical; reality of phenomena occuring in real bodies. INSTYTUT PODSTAWOWYCH PROBLEMÓW TECHNIKI PAN Praca została złoż onaw Redakcji dnia 25 listopada 1970 r.
WYZNACZANIE NAPRĘ ŻŃ ENA PODSTAWIE POMIARÓW TYLKO JEDNEJ SKŁ ADOWEJ ODKSZTAŁ CENIA
MECHANIKA. TEORETYCZNA I STOSOWANA 1, 2 (1964) WYZNACZANIE NAPRĘ ŻŃ ENA PODSTAWIE POMIARÓW TYLKO JEDNEJ SKŁ ADOWEJ ODKSZTAŁ CENIA WOJCIECH SZCZEPIKJSKI (WARSZAWA) Dla peł nego wyznaczenia na drodze doś
PRAWA ZACHOWANIA. Podstawowe terminy. Cia a tworz ce uk ad mechaniczny oddzia ywuj mi dzy sob i z cia ami nie nale cymi do uk adu za pomoc
PRAWA ZACHOWANIA Podstawowe terminy Cia a tworz ce uk ad mechaniczny oddzia ywuj mi dzy sob i z cia ami nie nale cymi do uk adu za pomoc a) si wewn trznych - si dzia aj cych na dane cia o ze strony innych
Wykład 3. Ruch w obecno ś ci wię zów
Wykład 3 Ruch w obecno ś ci wię zów Wię zy Układ nieswobodnych punktów materialnych Układ punktów materialnych, których ruch podlega ograniczeniom wyraŝ onym przez pewne zadane warunki dodatkowe. Wię zy
STAN 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
PŁYTY PROSTOKĄ TNE O JEDNOKIERUNKOWO ZMIENNEJ SZTYWNOŚ CI
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 3, 10 (1972) PŁYTY PROSTOKĄ TNE O JEDNOKIERUNKOWO ZMIENNEJ SZTYWNOŚ CI KAROL H. BOJDA (GLIWICE) W pracy wykorzystano wł asnoś ci operacji T a [1] do rozwią zania równania
Defi 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
Scenariusz lekcji. Wojciech Dindorf Elżbieta Krawczyk
Scenariusz lekcji Czy światło ma naturę falową Wojciech Dindorf Elżbieta Krawczyk? Doświadczenie Younga. Cele lekcji nasze oczekiwania: Chcemy, aby uczeń: postrzegał doś wiadczenie jako ostateczne rozstrzygnię
DYNAMIKA SZTYWNEJ PŁYTY SPOCZYWAJĄ CEJ NA SPRĘ Ż YSTO- PLĄ STYCZNY M PODŁOŻU ZE ZMIENNĄ GRANICĄ PLASTYCZNOŚ CI CZĘ ŚĆ II. SPRĘ Ż YSTE ODCIĄ Ż ENI E
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 1, 10 (1972) DYNAMIKA SZTYWNEJ PŁYTY SPOCZYWAJĄ CEJ NA SPRĘ Ż YSTO- PLĄ STYCZNY M PODŁOŻU ZE ZMIENNĄ GRANICĄ PLASTYCZNOŚ CI CZĘ ŚĆ II. SPRĘ Ż YSTE ODCIĄ Ż ENI E. JERZY
Ruch w potencjale U(r)=-α/r. Zagadnienie Keplera Przybli Ŝ enie małych drgań. Wykład 7 i 8
Wykład 7 i 8 Zagadnienie Keplera Przybli Ŝ enie małych drgań Ruch w potencjale U(r)=-α/r RozwaŜ my ruch punktu materialnego w polu centralnym, o potencjale odwrotnie proporcjonalnym do odległo ś ci r od
2.Prawo zachowania masy
2.Prawo zachowania masy Zdefiniujmy najpierw pewne podstawowe pojęcia: Układ - obszar przestrzeni o określonych granicach Ośrodek ciągły - obszar przestrzeni którego rozmiary charakterystyczne są wystarczająco
Wyznaczanie współczynnika sprężystości sprężyn i ich układów
Ćwiczenie 63 Wyznaczanie współczynnika sprężystości sprężyn i ich układów 63.1. Zasada ćwiczenia W ćwiczeniu określa się współczynnik sprężystości pojedynczych sprężyn i ich układów, mierząc wydłużenie
1. 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
ODPOWIEDZI I SCHEMAT PUNKTOWANIA ZESTAW NR 2 POZIOM ROZSZERZONY. S x 3x y. 1.5 Podanie odpowiedzi: Poszukiwane liczby to : 2, 6, 5.
Nr zadania Nr czynno ci... ODPOWIEDZI I SCHEMAT PUNKTOWANIA ZESTAW NR POZIOM ROZSZERZONY Etapy rozwi zania zadania Wprowadzenie oznacze : x, x, y poszukiwane liczby i zapisanie równania: x y lub: zapisanie
ANALIZA WYTRZYMAŁOŚ CIOWA PIONOWEJ PRZEPŁYWOWEJ WYTWORNICY PARY ELEKTROWNI JĄ DROWYCH MICHAŁ N I E Z G O D Z I Ń S K I, WACŁAW ZWOLIŃ SKI (ŁÓDŹ)
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 2, 19 ANALIZA WYTRZYMAŁOŚ CIOWA PIONOWEJ PRZEPŁYWOWEJ WYTWORNICY PARY ELEKTROWNI JĄ DROWYCH MICHAŁ N I E Z G O D Z I Ń S K I, WACŁAW ZWOLIŃ SKI (ŁÓDŹ) 1. Wprowadzenie
MATEMATYKA POZIOM ROZSZERZONY PRZYK ADOWY ZESTAW ZADA NR 2. Miejsce na naklejk z kodem szko y CKE MARZEC ROK Czas pracy 150 minut
Miejsce na naklejk z kodem szko y CKE MATEMATYKA POZIOM ROZSZERZONY MARZEC ROK 2008 PRZYK ADOWY ZESTAW ZADA NR 2 Czas pracy 150 minut Instrukcja dla zdaj cego 1. Sprawd, czy arkusz egzaminacyjny zawiera
Podstawowe 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
ZADANIA OTWARTE KRÓTKIEJ ODPOWIEDZI
Zadanie 51. ( pkt) Rozwi równanie 3 x 1. 1 x Zadanie 5. ( pkt) x 3y 5 Rozwi uk ad równa. x y 3 Zadanie 53. ( pkt) Rozwi nierówno x 6x 7 0. ZADANIA OTWARTE KRÓTKIEJ ODPOWIEDZI Zadanie 54. ( pkt) 3 Rozwi
O PEWNYM UOGÓLNIENIU METODY ORTOGONALIZACYJNEJ. 1, Uwagi wstę pne
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 1, 3 (1965) O PEWNYM UOGÓLNIENIU METODY ORTOGONALIZACYJNEJ SYLWESTER KALISKI (WARSZAWA) 1, Uwagi wstę pne W problemach teorii drgań zasadniczą rolę odgrywają metody przybliż
KONCENTRACJA NAPRĘ Ż EŃ W TARCZY NIEOGRANICZONEJ Z OTWOREM KOŁOWYM PRZY OBCIĄ Ż ENI U WEWNĘ TRZNYM KAZIMIERZ RYKALUK (WROCŁAW) 1.
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 1, 10 (1972) KONCENTRACJA NAPRĘ Ż EŃ W TARCZY NIEOGRANICZONEJ Z OTWOREM KOŁOWYM PRZY OBCIĄ Ż ENI U WEWNĘ TRZNYM KAZIMIERZ RYKALUK (WROCŁAW) 1. Wstę p Rozpatrzmy sprę ż
- Wydział Fizyki Zestaw nr 2. Krzywe stożkowe
1 Algebra Liniowa z Geometria - Wydział Fizyki Zestaw nr 2 Krzywe stożkowe 1 Znaleźć współrze dne środka i promień okre gu x 2 8x + y 2 + 6y + 20 = 0 2 Znaleźć zbiór punktów płaszczyzny R 2, których odległość
OPTYMALIZACJA POŁOŻ ENIA PODPÓR BELKI SZTYWNO- PLASTYCZNEJ OBCIĄ Ż ONEJ IMPULSEM PRĘ DKOŚ CI. 1, Wstę p
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 4, lfi (978) OPTYMALIZACJA POŁOŻ ENIA PODPÓR BELKI SZTYWNO- PLASTYCZNEJ OBCIĄ Ż ONEJ IMPULSEM PRĘ DKOŚ CI JAAN LELLEP (WARSZAWA), Wstę p Optymalizacji poł oż enia podpory
ODPOWIEDNIOŚĆ MIĘ DZY RÓWNANIAMI TERMODYFUZJI I TEORII MIESZANIN
MECHANIKA TEORETYCZNA i STOSOWANA 4, 24, (1986) ODPOWIEDNIOŚĆ MIĘ DZY RÓWNANIAMI TERMODYFUZJI I TEORII MIESZANIN JAN KUBIK Wyż szaszkoł a Inż ynierskaw Opolu * Wiele form transportu masy i ciepła w ciałach
ANALIZA ROZKŁADU NAPRĘ Ż EŃ W SPOINIE KLEJOWEJ POŁĄ CZENIA ZAKŁADKOWEGO W ZAKRESIE ODKSZTAŁCEŃ PLASTYCZNYCH
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 3, 26 (1988) ANALIZA ROZKŁADU NAPRĘ Ż EŃ W SPOINIE KLEJOWEJ POŁĄ CZENIA ZAKŁADKOWEGO W ZAKRESIE ODKSZTAŁCEŃ PLASTYCZNYCH JAN GODZIMIRSKI Wojskowa Akademia Techniczna,
- Wydział Fizyki Zestaw nr 2. Krzywe stożkowe
1 Algebra Liniowa z Geometria - Wydział Fizyki Zestaw nr 2 Krzywe stożkowe 1 Znaleźć współrze dne środka i promień okre gu x 2 8x + y 2 + 6y + 20 = 0 2 Znaleźć zbiór punktów płaszczyzny R 2, których odległość
MAREK Ś LIWOWSKI I KAROL TURSKI (WARSZAWA)
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 3, 12 (1974) WPŁYW CYKLICZNEJ PLASTYCZNEJ DEFORMACJI NA POWIERZCHNIĘ PLASTYCZNOŚ CI* MAREK Ś LIWOWSKI I KAROL TURSKI (WARSZAWA) W pracach eksperymentalnych, poś wię conych
POWŁOKI PROSTOKREŚ LNE OPARTE NA OKRĘ GU PRACUJĄ CE W STANIE ZGIĘ CIOWYM STANISŁAW BIELAK, ANDRZEJ DUDA. 1. Wstę p
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 4, 18 (1980) POWŁOKI PROSTOKREŚ LNE OPARTE NA OKRĘ GU PRACUJĄ CE W STANIE ZGIĘ CIOWYM STANISŁAW BIELAK, ANDRZEJ DUDA (OPOLE) 1. Wstę p W pracy przedstawiono rozwią zanie
1. Rozwiązać układ równań { x 2 = 2y 1
Dzień Dziecka z Matematyką Tomasz Szymczyk Piotrków Trybunalski, 4 czerwca 013 r. Układy równań szkice rozwiązań 1. Rozwiązać układ równań { x = y 1 y = x 1. Wyznaczając z pierwszego równania zmienną y,
Arkusz maturalny treningowy nr 7. W zadaniach 1. do 20. wybierz i zaznacz na karcie odpowiedzi poprawną odpowiedź.
Czas pracy: 170 minut Liczba punktów do uzyskania: 50 Arkusz maturalny treningowy nr 7 W zadaniach 1. do 20. wybierz i zaznacz na karcie odpowiedzi poprawną odpowiedź. Zadanie 1. (0-1) Wyrażenie (-8x 3
TEORETYCZNA ANALIZA PROCESU WYCISKANIA RURY JERZY BIAŁKIEWICZ (KRAKÓW) 1. Wstę p
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 2, 13 (1975) TEORETYCZNA ANALIZA PROCESU WYCISKANIA RURY JERZY BIAŁKIEWICZ (KRAKÓW) 1. Wstę p Teoria płynię cia oś rodka sztywno- idealnie plastycznego w warunkach osiowo-
Mechanika teoretyczna
Wypadkowa -metoda analityczna Mechanika teoretyczna Wykład nr 2 Wypadkowa dowolnego układu sił. Równowaga. Rodzaje sił i obciążeń. Rodzaje ustrojów prętowych. Składowe poszczególnych sił układu: Składowe
2.1. Ruch, gradient pr dko ci, tensor pr dko ci odkszta cenia, Ruchem cia a B nazywamy dostatecznie g adko zale ne od czasu t jego odkszta cenie
Rozdzia 2 Ruch i kinematyka 2.. Ruch, gradient pr dko ci, tensor pr dko ci odkszta cenia, wirowo Ruchem cia a B nazywamy dostatecznie g adko zale ne od czasu t jego odkszta cenie t, tzn. B X! t (X) =x
I Pracownia fizyczna ćwiczenie nr 16 (elektrycznoś ć)
BADANIE PĘTLI HISTEREZY DIELEKTRYCZNEJ SIARCZANU TRÓJGLICYNY Zagadnienia: 1. Pole elektryczne wewnątrz dielektryków. 2. Własnoś ci ferroelektryków. 3. Układ Sowyera-Towera. Literatura: 1. Sz. Szczeniowski,
EGZAMIN MATURALNY Z MATEMATYKI
ARKUSZ ZAWIERA INFORMACJE PRAWNIE CHRONIONE DO MOMENTU ROZPOCZ CIA EGZAMINU! Miejsce na naklejk MMA-P1_1P-082 EGZAMIN MATURALNY Z MATEMATYKI POZIOM PODSTAWOWY MAJ ROK 2008 Czas pracy 120 minut Instrukcja
EGZAMIN MATURALNY Z MATEMATYKI
ARKUSZ ZAWIERA INFORMACJE PRAWNIE CHRONIONE DO MOMENTU ROZPOCZ CIA EGZAMINU! Miejsce na naklejk MMA-P1_1P-082 EGZAMIN MATURALNY Z MATEMATYKI POZIOM PODSTAWOWY MAJ ROK 2008 Czas pracy 120 minut Instrukcja
Matematyka z plusemdla szkoły ponadgimnazjalnej WYMAGANIA EDUKACYJNE Z MATEMATYKI W KLASIE TRZECIEJ LICEUM. KATEGORIA B Uczeń rozumie:
WYMAGANIA EDUKACYJNE Z MATEMATYKI W KLASIE TRZECIEJ LICEUM POZIOMY WYMAGAŃ EDUKACYJNYCH: K - konieczny ocena dopuszczająca P - podstawowy ocena dostateczna (dst.) R - rozszerzający ocena dobra (db.) D
6. 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
Geometria analityczna
Geometria analityczna Paweł Mleczko Teoria Informacja (o prostej). postać ogólna prostej: Ax + By + C = 0, A + B 0, postać kanoniczna (kierunkowa) prostej: y = ax + b. Współczynnik a nazywamy współczynnikiem
DANE DOTYCZĄCE DZIAŁALNOŚ CI OGÓŁEM DOMÓW MAKLERSKICH, ASSET MANAGEMENT I BIUR MAKLERSKICH BANKÓW W 2002 ROKU I W PIERWSZYM PÓŁROCZU 2003
INFORMACJA D OT Y CZ Ą CA D Z IAŁ AL NOŚ CI D OMÓ W MAK L E RS K ICH I B ANK Ó W P ROW AD Z Ą CY CH D Z IAŁ AL NOŚ CI MAK L E RS K Ą NA KONIEC 2002 ROKU ORAZ NA KONIEC I PÓŁROCZA 2003 R. WARSZAWA, 18 listopada
STATECZNOŚĆ EULEROWSKA PRĘ TÓW PRZEKŁADKOWYCH Z RDZEN IEM O ZMIENNEJ CHARAKTERYSTYCE. 1. Wstę p
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 1/2, 20 (1982) STATECZNOŚĆ EULEROWSKA PRĘ TÓW PRZEKŁADKOWYCH Z RDZEN IEM O ZMIENNEJ CHARAKTERYSTYCE PIOTR A. WRZECIONIARZ (WROCŁAW) 1. Wstę p Pojawienie się tworzyw o
Równa 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
PŁYNIĘ CIE KOŁNIERZA PRZY KSZTAŁTOWANIU WYTŁOCZKI Z NIEJEDNORODNEJ BLACHY ANIZOTROPOWEJ. 1. Wstę p
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 1,19 (1981) PŁYNIĘ CIE KOŁNIERZA PRZY KSZTAŁTOWANIU WYTŁOCZKI Z NIEJEDNORODNEJ BLACHY ANIZOTROPOWEJ TADEUSZ SOŁKOWSKI (KRAKÓW) 1. Wstę p Istnieje grupa specjalnych sposobów
SPRAWDZIANY Z MATEMATYKI
SPRAWDZIANY Z MATEMATYKI dla klasy III gimnazjum dostosowane do programu Matematyka z Plusem opracowała mgr Marzena Mazur LICZBY I WYRAŻENIA ALGEBRAICZNE Grupa I Zad.1. Zapisz w jak najprostszej postaci
STATECZNOŚĆ DYNAMICZNA Ś MIGŁOWCA Z WIRNIKIEM PRZEGUBOWYM
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 1/2, 24, (1986) WIESŁAW ŁUCJANEK JANUSZ NARKIEWICZ Politechnika Warszawska KRZYSZTOF SIBILSKI WAT STATECZNOŚĆ DYNAMICZNA Ś MIGŁOWCA Z WIRNIKIEM PRZEGUBOWYM W pracy został
Podpory sprężyste (podatne), mogą ulegać skróceniu lub wydłużeniu pod wpływem działających sił. Przemieszczenia występujące w tych podporach są
PODPORY SPRĘŻYSTE Podpory sprężyste (podatne), mogą ulegać skróceniu lub wydłużeniu pod wpływem działających sił. Przemieszczenia występujące w tych podporach są wprost proporcjonalne do reakcji w nich
Elementy rachunku różniczkowego i całkowego
Elementy rachunku różniczkowego i całkowego W paragrafie tym podane zostaną elementarne wiadomości na temat rachunku różniczkowego i całkowego oraz przykłady jego zastosowania w fizyce. Małymi literami
ANALIZA PASMA PŁYTOWEGO JAKO CIAŁA Z WIĘ ZAMI. Wstę p
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 2, 17 (1979) ANALIZA PASMA PŁYTOWEGO JAKO CIAŁA Z WIĘ ZAMI MARIA MARKS (WARSZAWA) Wstę p Ogólne sformuł owanie mechaniki oś rodka cią gł ego z wię zami został o przedstawione
Wzór Żurawskiego. Belka o przekroju kołowym. Składowe naprężenia stycznego można wyrazić następująco (np. [1,2]): T r 2 y ν ) (1) (2)
Przykłady rozkładu naprężenia stycznego w przekrojach belki zginanej nierównomiernie (materiał uzupełniający do wykładu z wytrzymałości materiałów I, opr. Z. Więckowski, 11.2018) Wzór Żurawskiego τ xy
Egzamin maturalny z matematyki Poziom podstawowy ZADANIA ZAMKNI TE. W zadaniach od 1. do 25. wybierz i zaznacz na karcie odpowiedzi poprawn odpowied.
Egzamin maturalny z matematyki ZADANIA ZAMKNI TE W zadaniach od 1. do 5. wybierz i zaznacz na karcie odpowiedzi poprawn odpowied. Zadanie 1. (1 pkt) Cen nart obni ono o 0%, a po miesi cu now cen obni ono
O ZASTOSOWANIU ZASAD TERMODYNAMIKI DO OPISU MATERIAŁÓW ODKSZTAŁCONYCH J. KESTIN (PROVIDENCE) MAN [1]). 1. Uwaga wstę pna
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 2, 5 (1966) O ZASTOSOWANIU ZASAD TERMODYNAMIKI DO OPISU MATERIAŁÓW ODKSZTAŁCONYCH J. KESTIN (PROVIDENCE) «Fizyka bez wzglę du na to, czy bę dziemy ją nazywali termodynamiką,
Badanie silnika asynchronicznego jednofazowego
Badanie silnika asynchronicznego jednofazowego Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest poznanie budowy i zasady funkcjonowania silnika jednofazowego. W ramach ćwiczenia badane są zmiany wartości prądu rozruchowego
1. BILANSOWANIE WIELKOŚCI FIZYCZNYCH
1. BILANSOWANIE WIELKOŚCI FIZYCZNYCH Ośrodki materialne charakteryzują dwa rodzaje różniących się zasadniczo od siebie wielkości fizycznych: globalne (ekstensywne) przypisane obszarowi przestrzeni fizycznej,
MATEMATYKA 4 INSTYTUT MEDICUS FUNKCJA KWADRATOWA. Kurs przygotowawczy na studia medyczne. Rok szkolny 2010/2011. tel. 0501 38 39 55 www.medicus.edu.
INSTYTUT MEDICUS Kurs przygotowawczy na studia medyczne Rok szkolny 00/0 tel. 050 38 39 55 www.medicus.edu.pl MATEMATYKA 4 FUNKCJA KWADRATOWA Funkcją kwadratową lub trójmianem kwadratowym nazywamy funkcję
PRZYK ADOWY ARKUSZ EGZAMINACYJNY Z MATEMATYKI
PRZYK ADOWY ARKUSZ EGZAMINACYJNY Z MATEMATYKI Zestaw P POZIOM PODSTAWOWY Czas pracy 170 minut Instrukcja dla pisz cego 1. Sprawd, czy arkusz zawiera 17 stron.. W zadaniach od 1. do 0. s podane 4 odpowiedzi:
ARKUSZ PRÓBNEJ MATURY Z OPERONEM MATEMATYKA
Miejsce na identyfikację szkoły ARKUSZ PRÓBNEJ MATURY Z OPERONEM MATEMATYKA POZIOM PODSTAWOWY LISTOPAD 014 Czas pracy: 170 minut Instrukcja dla zdającego 1. Sprawdź, czy arkusz egzaminacyjny zawiera 1
2. 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
UKŁAD O DWÓCH STOPNIACH SWOBODY JAKO DYNAMICZNY IZOLATOR" DRGAŃ BOGUSŁAW RADZISZEWSKI, ANDRZEJ RÓŻ YCKI (WARSZAWA)
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA I, 6(1968) UKŁAD O DWÓCH STOPNIACH SWOBODY JAKO DYNAMICZNY IZOLATOR" DRGAŃ BOGUSŁAW RADZISZEWSKI, ANDRZEJ RÓŻ YCKI (WARSZAWA) 1. Zagadnienie drgań układu o dwu stopniach
1. A. B. C. D. 2. A. B. C. D. 3. A. B. C. D. 4. A. B. C. D.
1. Z równi pochyłej startują dwa pełne, jednorodne walce. Jeden walec to pałeczka szklana uż ywana do elektrostatyki, drugi, to fragment kolumny greckiej o ś rednicy 0,5 m. Zakładając idealne warunki (brak
7. REZONANS W OBWODACH ELEKTRYCZNYCH
OBWODY SYGNAŁY 7. EZONANS W OBWODAH EEKTYZNYH 7.. ZJAWSKO EZONANS Obwody elektryczne, w których występuje zjawisko rezonansu nazywane są obwodami rezonansowymi lub drgającymi. ozpatrując bezźródłowy obwód
X=cf...fxflpiyddcpi, " i
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 3, 13 (1975) IZOTROPIA JAKO PRZYPADEK GRANICZNY WIELOSKŁADNIKOWEGO OŚ RODKA ORTOTROPOWEGO ALICJA GOLĘ BIEWSKA- LASOTA, ANDRZEJ P. WILCZYŃ SKI (WARSZAWA) 1. Wstę p Oś rodki
Siły wewnętrzne - związki różniczkowe
Siły wewnętrzne - związki różniczkowe Weźmy dowolny fragment belki obciążony wzdłuż osi obciążeniem n(x) oraz poprzecznie obciążeniem q(x). Na powyższym rysunku zwroty obciążeń są zgodne z dodatnimi zwrotami
PRZYK ADOWY ARKUSZ EGZAMINACYJNY Z MATEMATYKI
PRZYK ADOWY ARKUSZ EGZAMINACYJNY Z MATEMATYKI Zestaw P POZIOM PODSTAWOWY Czas pracy 170 minut Instrukcja dla pisz cego 1. Sprawd, czy arkusz zawiera 17 stron.. W zadaniach od 1. do 0. s podane 4 odpowiedzi:
O PROPAGACJI FAL NAPRĘ Ż ENI A W SPRĘ Ż YSTO- PLASTYCZNM PRZEWODNIKU PODDANYM DZIAŁANIU RUCHOMEJ SIŁY MASOWEJ W OBECNOŚ CI POLA MAGNETYCZNEGO
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 3/ 4,20(1982) O PROPAGACJI FAL NAPRĘ Ż ENI A W SPRĘ Ż YSTO- PLASTYCZNM Y PRZEWODNIKU PODDANYM DZIAŁANIU RUCHOMEJ SIŁY MASOWEJ W OBECNOŚ CI POLA MAGNETYCZNEGO KRZYSZTOF
MECHANIKA 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
Definicje i przykłady
Rozdział 1 Definicje i przykłady 1.1 Definicja równania różniczkowego 1.1 DEFINICJA. Równaniem różniczkowym zwyczajnym rzędu n nazywamy równanie F (t, x, ẋ, ẍ,..., x (n) ) = 0. (1.1) W równaniu tym t jest
Wprowadzenie 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)
8. WIADOMOŚCI WSTĘPNE
Część 2 8. MECHNIK ELEMENTÓW PRĘTOWYCH WIDOMOŚCI WSTĘPNE 1 8. WIDOMOŚCI WSTĘPNE 8.1. KLSYFIKCJ ZSDNICZYCH ELEMENTÓW KONSTRUKCJI Podstawą klasyfikacji zasadniczych elementów konstrukcji jest kształt geometryczny
JEDNOWYMIAROWY CIĄ GŁY MODEL STATECZNOŚ CI SPRĘ Ż YSTE J SIATKOWYCH DŻ WIGARÓW POWIERZCHNIOWYCH. 1. Wstę p
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 1, 23 (1985) JEDNOWYMIAROWY CIĄ GŁY MODEL STATECZNOŚ CI SPRĘ Ż YSTE J SIATKOWYCH DŻ WIGARÓW POWIERZCHNIOWYCH ROMAN NAGÓRSKI Politechnika Warszawska 1. Wstę p Przedmiotem
Automatyka. Etymologicznie automatyka pochodzi od grec.
Automatyka Etymologicznie automatyka pochodzi od grec. : samoczynny. Automatyka to: dyscyplina naukowa zajmująca się podstawami teoretycznymi, dział techniki zajmujący się praktyczną realizacją urządzeń
Warszawska Giełda Towarowa S.A.
KONTRAKT FUTURES Poprzez kontrakt futures rozumiemy umowę zawartą pomiędzy dwoma stronami transakcji. Jedna z nich zobowiązuje się do kupna, a przeciwna do sprzedaży, w ściśle określonym terminie w przyszłości
EGZAMIN MATURALNY Z MATEMATYKI CZERWIEC 2012 POZIOM PODSTAWOWY. Czas pracy: 170 minut. Liczba punktów do uzyskania: 50 WPISUJE ZDAJĄCY
Centralna Komisja Egzaminacyjna Arkusz zawiera informacje prawnie chronione do momentu rozpoczęcia egzaminu. Układ graficzny CKE 010 KOD WPISUJE ZDAJĄCY PESEL Miejsce na naklejkę z kodem dysleksja EGZAMIN
K P K P R K P R D K P R D W
KLASA III TECHNIKUM POZIOM PODSTAWOWY I ROZSZERZONY PROPOZYCJA POZIOMÓW WYMAGAŃ Wyróżnione zostały następujące wymagania programowe: konieczne (K), podstawowe (P), rozszerzające (R), dopełniające (D) i
ZMODYFIKOWANA METODA PROPORCJONALNEGO NAPROWADZANIA POCISKÓW W POZIOMEJ PŁASZCZYŹ NIE ZBLIŻ ENIA
MECHANIKA TEORETYCZNA 1 STOSOWANA 3-4, 23 (1985) ZMODYFIKOWANA METODA PROPORCJONALNEGO NAPROWADZANIA POCISKÓW W POZIOMEJ PŁASZCZYŹ NIE ZBLIŻ ENIA MIROSŁAW GLAPSKI (WARSZAWA) Wojskowa Akademia Techniczna
8. Zginanie ukośne. 8.1 Podstawowe wiadomości
8. 1 8. ginanie ukośne 8.1 Podstawowe wiadomości ginanie ukośne zachodzi w przypadku, gdy płaszczyzna działania obciążenia przechodzi przez środek ciężkości przekroju pręta jednak nie pokrywa się z żadną
FUNKCJE PRZEMIESZCZEŃ DLA OŚ RODKA POPRZECZNIE IZOTROPOWEGO BOGDAN R O G O W S K I (ŁÓDŹ) Wstę p
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 1, 13 (1975) FUNKCJE PRZEMIESZCZEŃ DLA OŚ RODKA POPRZECZNIE IZOTROPOWEGO BOGDAN R O G O W S K I (ŁÓDŹ) Wstę p LECHNICKI [1] podał funkcję naprę ż eń dla ciał o izotropii
VII.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
EGZAMIN MATURALNY Z MATEMATYKI
Arkusz zawiera informacje prawnie chronione do momentu rozpoczęcia egzaminu. MMA 016 KOD UZUPEŁNIA ZDAJĄCY PESEL miejsce na naklejkę dysleksja EGZAMIN MATURALNY Z MATEMATYKI POZIOM ROZSZERZONY DATA: 9
Procedura uzyskiwania awansu zawodowego na stopień nauczyciela mianowanego przez nauczycieli szkół i placówek
Data publikacji : 10.01.2011 Procedura uzyskiwania awansu zawodowego na stopień nauczyciela mianowanego przez nauczycieli szkół i placówek Procedura uzyskiwania awansu zawodowego na stopień nauczyciela
MATERIAŁY DIAGNOSTYCZNE Z MATEMATYKI
MATERIAŁY DIAGNOSTYCZNE Z MATEMATYKI LUTY 01 POZIOM PODSTAWOWY Czas pracy 170 minut Instrukcja dla zdającego 1. Sprawdź, czy arkusz zawiera strony (zadania 1 ).. Arkusz zawiera 4 zadania zamknięte i 9
Podstawowe działania w rachunku macierzowym
Podstawowe działania w rachunku macierzowym Marcin Detka Katedra Informatyki Stosowanej Kielce, Wrzesień 2004 1 MACIERZE 1 1 Macierze Macierz prostokątną A o wymiarach m n (m wierszy w n kolumnach) definiujemy:
O WARUNKU PLASTYCZNOŚ CI HUBERA- MISESA ZBIGNIEW OLESIAK (WARSZAWA)
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 4, 13 (1975) O WARUNKU PLASTYCZNOŚ CI HUBERA- MISESA ZBIGNIEW OLESIAK (WARSZAWA) Warunek, czyli kryterium plastycznoś ci, należy do podstawowych poję ć teorii plastycznoś
LABORATORIUM TECHNOLOGII NAPRAW WERYFIKACJA TULEJI CYLINDROWYCH SILNIKA SPALINOWEGO
LABORATORIUM TECHNOLOGII NAPRAW WERYFIKACJA TULEJI CYLINDROWYCH SILNIKA SPALINOWEGO 2 1. Cel ćwiczenia : Dokonać pomiaru zuŝycia tulei cylindrowej (cylindra) W wyniku opanowania treści ćwiczenia student
40. Międzynarodowa Olimpiada Fizyczna Meksyk, 12-19 lipca 2009 r. ZADANIE TEORETYCZNE 2 CHŁODZENIE LASEROWE I MELASA OPTYCZNA
ZADANIE TEORETYCZNE 2 CHŁODZENIE LASEROWE I MELASA OPTYCZNA Celem tego zadania jest podanie prostej teorii, która tłumaczy tak zwane chłodzenie laserowe i zjawisko melasy optycznej. Chodzi tu o chłodzenia
i- i.a... (i) 1. Wstę p
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA 2, 23 (1985) ANALIZA DRGAŃ PARAMETRYCZNYCH UKŁADÓW CIĄ GŁYCH PODDANYCH STAŁEMU OBCIĄ Ż ENI U POPRZECZNEMU Z ZASTOSOWANIEM METODY ASYMPTOTYCZNEJ I METODY ELEMENTÓW SKOŃ
Mechanika ogólna / Tadeusz Niezgodziński. - Wyd. 1, dodr. 5. Warszawa, Spis treści
Mechanika ogólna / Tadeusz Niezgodziński. - Wyd. 1, dodr. 5. Warszawa, 2010 Spis treści Część I. STATYKA 1. Prawa Newtona. Zasady statyki i reakcje więzów 11 1.1. Prawa Newtona 11 1.2. Jednostki masy i
Ogólna charakterystyka kontraktów terminowych
Jesteś tu: Bossa.pl Kurs giełdowy - Część 10 Ogólna charakterystyka kontraktów terminowych Kontrakt terminowy jest umową pomiędzy dwiema stronami, z których jedna zobowiązuje się do nabycia a druga do
TARCZE PROSTOKĄTNE Charakterystyczne wielkości i równania
TARCZE PROSTOKĄTNE Charakterystyczne wielkości i równania Mechanika materiałów i konstrukcji budowlanych, studia II stopnia rok akademicki 2012/2013 Instytut L-5, Wydział Inżynierii Lądowej, Politechnika
WSTĘP DO TEORII PLASTYCZNOŚCI
13. WSTĘP DO TORII PLASTYCZNOŚCI 1 13. 13. WSTĘP DO TORII PLASTYCZNOŚCI 13.1. TORIA PLASTYCZNOŚCI Teoria plastyczności zajmuje się analizą stanów naprężeń ciał, w których w wyniku działania obciążeń powstają
RUCH 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
Drgania poprzeczne belki numeryczna analiza modalna za pomocą Metody Elementów Skończonych dr inż. Piotr Lichota mgr inż.
Drgania poprzeczne belki numeryczna analiza modalna za pomocą Metody Elementów Skończonych dr inż. Piotr Lichota mgr inż. Joanna Szulczyk Politechnika Warszawska Instytut Techniki Lotniczej i Mechaniki
EGZAMIN MATURALNY Z MATEMATYKI
ARKUSZ ZAWIERA INFORMACJE PRAWNIE CHRONIONE DO MOMENTU ROZPOCZ CIA EGZAMINU! Miejsce na naklejk MMA-P1_1P-092 EGZAMIN MATURALNY Z MATEMATYKI POZIOM PODSTAWOWY MAJ ROK 2009 Czas pracy 120 minut Instrukcja
Program zajęć pozalekcyjnych z matematyki poziom rozszerzony- realizowanych w ramach projektu Przez naukę i praktykę na Politechnikę
Program zajęć pozalekcyjnych z matematyki poziom rozszerzony- realizowanych w ramach projektu Przez naukę i praktykę na Politechnikę 1. Omówienie programu. Zaznajomienie uczniów ze źródłami finansowania
Rys Mo liwe postacie funkcji w metodzie regula falsi
5.3. Regula falsi i metoda siecznych 73 Rys. 5.1. Mo liwe postacie funkcji w metodzie regula falsi Rys. 5.2. Przypadek f (x), f (x) > w metodzie regula falsi 74 V. Równania nieliniowe i uk³ady równañ liniowych
Temat: Funkcje. Własności ogólne. A n n a R a j f u r a, M a t e m a t y k a s e m e s t r 1, W S Z i M w S o c h a c z e w i e 1
Temat: Funkcje. Własności ogólne A n n a R a j f u r a, M a t e m a t y k a s e m e s t r 1, W S Z i M w S o c h a c z e w i e 1 Kody kolorów: pojęcie zwraca uwagę * materiał nieobowiązkowy A n n a R a
Projekt MES. Wykonali: Lidia Orkowska Mateusz Wróbel Adam Wysocki WBMIZ, MIBM, IMe
Projekt MES Wykonali: Lidia Orkowska Mateusz Wróbel Adam Wysocki WBMIZ, MIBM, IMe 1. Ugięcie wieszaka pod wpływem przyłożonego obciążenia 1.1. Wstęp Analizie poddane zostało ugięcie wieszaka na ubrania
Spis treści Rozdział I. Membrany izotropowe Rozdział II. Swobodne skręcanie izotropowych prętów pryzmatycznych oraz analogia membranowa
Spis treści Rozdział I. Membrany izotropowe 1. Wyprowadzenie równania na ugięcie membrany... 13 2. Sformułowanie zagadnień brzegowych we współrzędnych kartezjańskich i biegunowych... 15 3. Wybrane zagadnienia
REDUKCJA STOPNI SWOBODY UKŁADÓW DYSKRETNYCH JANUSZ BARAN, KRZYSZTOF MARCHELEK
MECHANIKA TEORETYCZNA STOSOWANA, 9 (97) REDUKCJA STOPNI SWOBODY UKŁADÓW DYSKRETNYCH JANUSZ BARAN, KRZYSZTOF MARCHELEK (SZCZECIN) Przy modelowaniu maszyn za pomocą ukł adów dyskretnych bardzo waż ną rolę
WYBRANE ZAGADNIENIA TEORII PŁYT REISSNERA I TEORII PŁYT TRÓJWARSTWOWYCH RYSZARD GANOWICZ (POZNAŃ) 1. Wstę p
MECHANIKA TEORETYCZNA I STOSOWANA. 3, 4 (1966) WYBRANE ZAGADNIENIA TEORII PŁYT REISSNERA I TEORII PŁYT TRÓJWARSTWOWYCH RYSZARD GANOWICZ (POZNAŃ) 1. Wstę p Problem pł yt grubych, postawiony w klasycznej
Mechanika i wytrzymałość materiałów BILET No 1
Mechanika i wytrzymałość materiałów BILET No 1 1. Prawa ruchu Newtona. 2. Projektowanie prętów skręcanych ze względu na wytrzymałość oraz kąt skręcania. 3. Belka AB o cięŝarze G oparta jak pokazano na
Przygotowały: Magdalena Golińska Ewa Karaś
Przygotowały: Magdalena Golińska Ewa Karaś Druk: Drukarnia VIVA Copyright by Infornext.pl ISBN: 978-83-61722-03-8 Wydane przez Infornext Sp. z o.o. ul. Okopowa 58/72 01 042 Warszawa www.wieszjak.pl Od
EGZAMIN MATURALNY Z MATEMATYKI
pobrano z www.sqlmedia.pl ARKUSZ ZAWIERA INFORMACJE PRAWNIE CHRONIONE DO MOMENTU ROZPOCZ CIA EGZAMINU! Miejsce na naklejk MMA-P1_1P-092 EGZAMIN MATURALNY Z MATEMATYKI POZIOM PODSTAWOWY MAJ ROK 2009 Czas