Kontinuumsmechanik

aus Wikipedia, der freien Enzyklopädie
Wechseln zu: Navigation, Suche

Die Kontinuumsmechanik ist ein Teilgebiet der Mechanik, das die Bewegung von deformierbaren Körpern als Antwort auf äußere Belastungen studiert. Der Begriff Deformation wird hier so weit gefasst, dass auch das Fließen einer Flüssigkeit oder das Strömen eines Gases darunter fällt. Entsprechend gehören Festkörper-Mechanik, Strömungslehre und Gastheorie zur Kontinuumsmechanik. In der Kontinuumsmechanik wird vom mikroskopischen Aufbau der Materie, also zum Beispiel der Gitterstruktur kristalliner Festkörper und der molekularen Struktur von Flüssigkeiten, abgesehen und der Untersuchungsgegenstand als ein Kontinuum genähert. Die Größen Dichte, Temperatur und die drei Komponenten der Geschwindigkeit liegen an jedem Raumpunkt innerhalb eines Körpers vor, was die Kontinuumsmechanik zu einer Feldtheorie macht. Zu den nicht klassischen Theorien der Kontinuumsmechanik gehören die relativistische Kontinuumsmechanik, das Cosserat-Kontinuum, in dem jeder materielle Punkt zusätzlich drei Rotationsfreiheitsgrade besitzt oder die nicht lokalen Materialien.

Der theoretische Hintergrund der Kontinuumsmechanik liegt in der Physik, die praktische Anwendung erfolgt in verschiedenen Bereichen des Maschinenbaus, des theoretischen Bauingenieurwesens, der Werkstoffkunde, der Medizinische Informatik sowie in der Geophysik und anderen Bereichen der Geowissenschaften.

Das im Bereich wissenschaftlich technischer Aufgabenstellungen der Festkörpermechanik bekannteste und am meisten angewandte numerische Berechnungsverfahren, die Finite-Elemente-Methode, löst die Gleichungen der Kontinuumsmechanik (näherungsweise) mit Methoden der Variationsrechnung. In der Strömungslehre kommt ein gleicher Rang dem Finite-Volumen-Verfahren zu.

Historischer Abriss[Bearbeiten]

Die Kontinuumsmechanik basiert auf der Mechanik, Physik, Differential- und Integralrechnung deren historischer Werdegang dort nachgeschlagen werden kann. An dieser Stelle soll die spezifisch kontinuumsmechanische Entwicklung skizziert werden.

Leonardo da Vinci (1452-1519) trug durch viele Skizzen von Strömungsvorgängen zur Entwicklung der Methodik der Strömungslehre bei.

Galileo Galilei (1564-1642) begründete die Festigkeitslehre und beschäftigte sich mit Hydraulik, Evangelista Torricelli (1608-1647) und Blaise Pascal (1623-1662) beschäftigten sich unter anderem mit der Hydrostatik und Hydrodynamik. Edme Mariotte (1620-1684) lieferte Beiträge zu Problemen der Flüssigkeiten und Gase und stellte dabei erste Konstitutivgesetze auf. Robert Hooke (1635-1703) formulierte 1676 das nach ihm benannte Hooke’sche Gesetz über das elastische Verhalten von Festkörpern. Henri de Pitot (1695-1771) untersuchte den Staudruck in Strömungen. Leonhard Euler (1707-1783) gab wesentliche Impulse zur Mechanik starrer und deformierbarer Körper sowie zur Hydromechanik.

Die in der Kontinuumsmechanik fundamentalen Begriffe des Spannungs- und Verzerrungstensors wurden von Augustin-Louis Cauchy (1789-1857) eingeführt. Weitere Beiträge kamen unter anderem von Simeon Denis Poisson (1781-1840), Claude Louis Marie Henri Navier (1785-1836), George Gabriel Stokes (1819-1903), Gustav Robert Kirchhoff (1824-1887) und Gabrio Piola (1794-1850). Impulse auf dem Gebiet der Grundlagenforschung in der Kontinuumsmechanik gaben Clifford Truesdell (1919-2000) und Walter Noll (* 1925).[1][2]

Aussagen der Kontinuumsmechanik[Bearbeiten]

Die Kontinuumsmechanik enthält zwei unterschiedliche Kategorien von Aussagen:

  1. allgemeine Aussagen, die für alle materiellen Körper gelten, und
  2. individuelle Aussagen, die Materialeigenschaften beschreiben.

Die allgemeinen Aussagen beschreiben

  1. die Naturgesetze, die das physikalische Verhalten der Materie bestimmen, und
  2. die Kinematik, hier die Geometrie der Deformation eines Körpers.

Die individuellen Aussagen über die Materialeigenschaften des Körpers werden in der #Materialtheorie getroffen. Sie schaffen die Verbindung zwischen den Naturgesetzen und den Deformationen von Körpern.

Die mathematische Beschreibung erlaubt die kompakte Formulierung der Naturgesetze in Bilanzgleichungen und der Materialeigenschaften in konstitutiven Gleichungen.

Das System aus

  1. Bilanzgleichungen,
  2. kinematischen Gleichungen und
  3. konstitutiven Gleichungen

ist abgeschlossen und führt zur prinzipiellen Vorhersagbarkeit der Reaktion von Körpern auf gegebene äußere Belastungen.

Tensorrechnung[Bearbeiten]

Lineare Abbildung eines Vektors \vec{v} durch einen Tensor \mathbf{T} .

Wichtigstes mathematisches Hilfsmittel der Kontinuumsmechanik ist die Tensorrechnung, deren Kenntnis nicht allgemein vorausgesetzt werden kann. Hier sollen nur die im vorliegenden Artikel benutzten Rechenregeln kurz vorgestellt werden.

Die in der Kontinuumsmechanik meist benutzten Tensoren sind Tensoren zweiter Stufe, die geometrische Vektoren aus dem dreidimensionalen euklidischen Vektorraum linear aufeinander abbilden. Dabei werden die Vektoren im Allgemeinen gedreht und gestreckt, siehe Abbildung rechts. Für diese Tensoren gilt die komponentenweise Darstellung

\mathbf{T}=\sum_{i,j=1}^3 T^{ij} \vec{g}_i \otimes \vec{G}_j

mit Komponenten T^{ij} des Tensors, der Basis \lbrace \vec{G}_1,\vec{G}_2,\vec{G}_3 \rbrace in der Ausgangskonfiguration, der Basis \lbrace \vec{g}_1, \vec{g}_2, \vec{g}_3 \rbrace in der Momentankonfiguration und dem dyadische Produkt "\otimes". Von verschiedenen Basen in der Ausgangs- und Momentankonfiguration wird bei der Beschreibung mit konvektiven Koordinaten Gebrauch gemacht. Hier genügt es die Basen \lbrace \vec{G}_1,\vec{G}_2,\vec{G}_3 \rbrace und \lbrace \vec{g}_1, \vec{g}_2, \vec{g}_3 \rbrace mit der Standardbasis \lbrace \vec{e}_1, \vec{e}_2, \vec{e}_3 \rbrace zu identifizieren, so dass jeder Tensor mit seiner Matrixrepräsentation gleichgesetzt werden kann:

\mathbf{T}
= \sum_{i,j=1}^3 T_{ij}\vec{e}_i\otimes\vec{e}_j
= \begin{pmatrix}
T_{11} & T_{12} & T_{13} \\
T_{21} & T_{22} & T_{23} \\
T_{31} & T_{32} & T_{33} \end{pmatrix}

Gegeben sei ein weiterer Tensor \mathbf{S} und ein Vektor \vec{v} für die die komponentenweisen Darstellungen

\mathbf{S}=\sum_{i,j=1}^3 S_{ij}\vec{e}_i\otimes\vec{e}_j
\quad\textsf{und}\quad
\vec{v}=\sum_{i=1}^3 v_i\vec{e}_i

vorliegen. Die im Artikel verwendeten Operationen sind wie folgt definiert:

Beschreibung Definition
Transposition \mathbf{T}^\mathrm{T}
:= \sum_{i,j=1}^3 T_{ij}\vec{e}_j\otimes\vec{e}_i
= \begin{pmatrix}
T_{11} & T_{21} & T_{31} \\
T_{12} & T_{22} & T_{32} \\
T_{13} & T_{23} & T_{33} \end{pmatrix}
Addition und Subtraktion \mathbf{S}\pm\mathbf{T}
:=
\sum_{i,j=1}^3 (S_{ij}\pm T_{ij})\vec{e}_i\otimes\vec{e}_j
Multiplikation mit einem Skalar x x\; \mathbf{T}
:=\sum_{i,j=1}^3 x T_{ij}\vec{e}_i\otimes\vec{e}_j
Transformation eines Vektors mit dem Skalarprodukt "\cdot" von Vektoren \mathbf{T} \cdot \vec{v}
:=
\sum_{i,j=1}^3 T_{ij}v_j\vec{e}_i
Tensorprodukt 
\mathbf{S} \cdot \mathbf{T}
:=
\sum_{i,j,k=1}^3 (S_{ik} T_{kj})\vec{e}_i\otimes\vec{e}_j
Invertierung 
\mathbf{T}^{-1}:\quad\mathbf{T}^{-1}\cdot\mathbf{T} = \mathbf{T\cdot T}^{-1} = \mathbf{I}
Frobenius-Skalarprodukt \mathbf{S}:\mathbf{T}
:=
\sum_{i,j=1}^3 S_{ij} T_{ij}

Darin ist \mathbf{I} der Einheitstensor.

Für die Formulierung der Naturgesetze und Materialgleichungen wird die Fréchet-Ableitung benötigt, die die Differentialrechnung auf Vektoren und Tensoren verallgemeinert. Die Fréchet-Ableitung einer Funktion f nach x ist der beschränkte lineare Operator  \mathcal{A}  , der - sofern er existiert - in allen Richtungen h dem Gâteaux-Differential entspricht, also

 \mathcal{A}(h) = \left. \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}s}f(x+sh)\right|_{s=0}
= \lim_{s\rightarrow 0} \frac{f(x+sh) - f(x)}{s}
\quad\forall\;
h

gilt. Darin ist  s\in \mathbb{R},\; f\,,x und  h skalar-, vektor- oder tensorwertig aber  x und  h gleichartig. Dann wird auch

\mathcal{A}=\frac{\mathrm{d} f}{\mathrm{d} x}

geschrieben. Weitere Definitionen und Rechenregeln sind in der Formelsammlung Tensoralgebra und Formelsammlung Tensoranalysis aufgeführt.

Kinematik[Bearbeiten]

Hauptartikel: Kinematik

Hier sollen nur die spezifisch kontinuumsmechanischen Aspekte beschrieben werden, mehr ist im Hauptartikel nachzuschlagen. Die Kinematik gibt in der Kontinuumsmechanik Transformationsgleichungen für Größen in der Ausgangskonfiguration in die entsprechenden Größen in der Momentankonfiguration.

Der materielle Körper[Bearbeiten]

Hauptartikel: Konfiguration (Mechanik)

Der materielle Körper als Träger der physikalischen Prozesse erfüllt gleichmäßig Teile des Raumes unserer Anschauung. In der Kontinuumsmechanik wird der Körper mittels Konfiguration (Mechanik)#Konfigurationen bijektiv in einen euklidischen Vektorraum \mathbb{V}^3 abgebildet, wobei die Eigenschaften des Körpers kontinuierlich über den Raum verschmiert werden. Mit Hilfe dieser Idealisierung wird der Körper als Punkt-Menge beschrieben, in der Gradienten und Integrale gebildet werden können.

Daraus ergeben sich zwei Konsequenzen:

  1. Es gibt eine Größenskala, unterhalb derer die Aussagen der Kontinuumsmechanik ihre Gültigkeit verlieren. Diese Größenskala liegt oberhalb der Abmessungen des Repräsentativen-Volumen-Elementes (RVE), aus identischen Kopien von welchem der materielle Körper aufgebaut gedacht wird. Das RVE eines Kristalls kann beispielsweise eine Elementarzelle sein.
  2. Ein innerer Punkt des Körpers bleibt immer ein innerer Punkt, weswegen die Beschreibung der Ausbreitung von Rissen mit Aussagen der klassischen Kontinuumsmechanik nicht möglich ist. Mit der Reaktion von Körpern auf Risse und der Rissausbreitung beschäftigt sich die Bruchmechanik, die ihrerseits auf das Vorhandensein eines Risses angewiesen ist.

Für einen Körper werden folgende Konfigurationen benutzt:

  1. Die Referenz- oder Bezugskonfiguration \kappa_{R}(P) , die der Identifikation der materiellen Punkte P dient. Die Ausgangskonfiguration \vec{X} = \kappa_{0}(P) des undeformierten Körpers zu einem Zeitpunkt {t}_{0} ist zeitlich fixiert und kann und soll als Referenzkonfiguration dienen. Weil diese Position einmal vom Körper eingenommen wurde, liefert diese Referenzkonfiguration ein Objekt unserer Anschauung.
  2. Die Momentankonfiguration \vec{x} = \kappa_{t}(P) bildet den deformierten Körper zur Zeit t ab.

Die Verknüpfung dieser Konfigurationen

\begin{array}{lll}
\kappa_t \circ \kappa_0^{-1}:&
V\subset\mathbb{V}^3 &\rightarrow v\subset\mathbb{V}^3\\
& \vec{X}&\mapsto \vec{x}\end{array}

heißt Bewegungsfunktion und soll so oft stetig differenzierbar sein, wie es im jeweiligen Kontext notwendig ist. Der Urbildraum V wird mit dem vom Körper in der Referenzkonfiguration eingenommenen Volumen identifiziert und der Bildraum v mit dem vom Körper in der Momentankonfiguration eingenommenen Volumen.

Materielle und räumliche Koordinaten[Bearbeiten]

Die materiellen Koordinaten \vec{X} eines materiellen Punktes P sind die Komponenten seines Ortsvektors in der undeformierten Ausgangslage. Dieser Ortsvektor ist mit der Referenzkonfiguration \kappa_{0}(P) gegeben:

\vec{X}=\kappa_{0}(P )\in V \subset \mathbb{V}^3 .

Die Momentankonfiguration gibt zu jedem Zeitpunkt die räumlichen Koordinaten \vec{x} des materiellen Punktes P im Raum:

\vec{x}=\kappa_{t}(P)
=\kappa_{t}(\kappa_{0}^{-1}( \vec{X}))
=: \vec{\chi}(\vec{X},t) \in v \subset \mathbb{V}^3 .

Die Bewegungsfunktion \vec{\chi}(\vec{X},t) beschreibt bei festgehaltenem \vec{X} die Bahnlinie eines materiellen Punktes durch den Raum.

Wegen der Eineindeutigkeit der Konfigurationen bei der Beschreibung des materiellen Körpers können alle einem materiellen Punkt zugeordneten Größen (z. B. Dichte, Temperatur und Geschwindigkeit) in Abhängigkeit seiner materiellen oder räumlichen Koordinaten beschrieben werden. Wenn nicht anders angegeben, werden Größen in der materiellen Beschreibungsweise mit Großbuchstaben oder dem Index {(\;)}_{0} und solche der räumlichen mit Kleinbuchstaben bezeichnet.

Lagrange’sche Beschreibungsweise[Bearbeiten]

Soll die Bewegung eines materiellen Punktes beobachtet werden und welche physikalischen Größen in ihm vorliegen, liegt es nahe die dem materiellen Punkt zugeordneten Größen in Abhängigkeit der materiellen Koordinaten aufzuschreiben, denn diese sind für jeden materiellen Punkt konstant. So ergibt sich die materielle oder Lagrange’sche Beschreibungsweise (nach Joseph-Louis Lagrange), die in der Festkörpermechanik bevorzugt wird.

Euler’sche Beschreibungsweise[Bearbeiten]

Sollen andererseits die physikalischen Prozesse an einem festen Raumpunkt verfolgt werden, liegt es nahe die physikalischen Größen in Abhängigkeit der räumlichen Koordinaten zu notieren. Das ist die räumliche oder Euler’sche Beschreibungsweise, die in der Strömungslehre benutzt wird.

Differentialoperatoren[Bearbeiten]

In der Kontinuumsmechanik werden für die materielle und die räumliche Betrachtungsweise vor allem zwei Differentialoperatoren, Gradient und Divergenz, gebraucht:

Feldvariable Divergenz \operatorname{DIV} Gradient \operatorname{GRAD}
Skalarfeld q \frac{\partial q}{\partial \vec{X}}
=\sum_{i=1}^3\frac{\partial q}{\partial X_i}\vec{e}_i
Vektorfeld \vec{q}=\sum_{i=1}^3 q_i \vec{e}_i \sum_{i=1}^3\frac{\partial \vec{q}}{\partial X_i} \cdot \vec{e}_i
=\sum_{i=1}^3\frac{\partial q_i}{\partial X_i} \frac{\partial \vec{q}}{\partial \vec{X}}
=\sum_{i,j=1}^3\frac{\partial q_i}{\partial X_j}\vec{e}_i \otimes\vec{e}_j
Tensorfeld \mathbf{q}
=\sum_{i,j=1}^3 q_{ij} \vec{e}_i\otimes \vec{e}_j \sum_{i=1}^3\frac{\partial \mathbf{q}}{\partial X_i} \cdot \vec e_i
=\sum_{i,j=1}^3\frac{\partial q_{ij}}{\partial X_j}\vec{e}_i

Die materiellen Operatoren \operatorname{DIV} und \operatorname{GRAD} beinhalten die materiellen Ableitungen nach den materiellen Koordinaten \vec{X}. Entsprechende Definitionen gelten für die räumlichen Operatoren \operatorname{div} und \operatorname{grad} in der räumlichen Formulierung, die die räumlichen Ableitungen nach den räumlichen Koordinaten \vec{x} einschließen.

Lokale und materielle Zeitableitung[Bearbeiten]

Die Zeitableitung einer einem materiellen Punkt zugeordneten Größe, z. B. der Temperatur T, kann bei festgehaltenem Raumpunkt \vec{x} oder festgehaltenem materiellen Punkt \vec{X} ausgewertet werden. Ersteres ist die lokale Zeitableitung letzteres die materielle oder substantielle Ableitung.

Die partielle Ableitung \frac{\partial}{\partial t}T(\vec{x},t) bei festgehaltenem Raumpunkt \vec{x} ist die lokale Zeitableitung, d. h. die Änderungsrate die an einem festen Raumpunkt vorliegt.

Die materielle Zeitableitung ist in der Lagrange’schen Beschreibung einfach die Ableitung nach der Zeit

\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} T_{0} (\vec{X},t)
=\dot{T}_{0}(\vec{X},t) ,

denn die materiellen Koordinaten \vec{X} hängen nicht von der Zeit ab. Die materielle Zeitableitung ist also die an einem Partikel \vec{X} beobachtbare Änderungsrate einer Feldvariablen. In diesem Beispiel würde ein Thermometer fortlaufend die Temperaturänderungen nur dieses einen Partikels \vec{X} messen.

In der Euler’schen Beschreibung setzt sich die materielle Zeitableitung aus dem lokalen und einem zusätzlichen konvektiven Anteil zusammen:

\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}T(\vec{\chi}(\vec{X},t),t)
=\frac{\partial}{\partial\vec{x}}T(\vec{x},t)
\cdot\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}\vec{\chi}(\vec{X},t)
+ \frac{\partial}{\partial t}T(\vec{x},t)
=\operatorname{grad}\;(T(\vec{x},t)) \cdot\vec{v}(\vec{x},t)
+ \frac{\partial}{\partial t}T(\vec{x},t)

Die materiellen Koordinaten \vec{X}=\vec{\chi}^{-1}(\vec{x},t) gehören zu dem Partikel, das sich zur Zeit t am Ort \vec{x} befindet, \vec{v}(\vec{x},t)=\dot{\vec{\chi}}(\vec{X},t) ist die Geschwindigkeit dieses Partikels zur Zeit t und \operatorname{grad}(T) \cdot\vec{v} stellt den konvektiven Anteil dar.

Der Deformationsgradient[Bearbeiten]

Hauptartikel: Deformationsgradient
Deformationsgradient

Der Deformationsgradient ist die grundlegende Größe zur Beschreibung von Verformungen, die sich aus lokalen Längenänderungen von und Winkeländerungen zwischen materiellen Linienelementen ergeben. Der Deformationsgradient transformiert die Tangentialvektoren an materielle Linien in der Ausgangskonfiguration in die Momentankonfiguration, siehe Bild. Berechnet wird der Deformationsgradient aus der Ableitung der Bewegungsfunktion nach den materiellen Koordinaten

\mathbf{F}(\vec{X},t)
=\operatorname{GRAD}(\vec{\chi}(\vec{X},t))
=\frac{\mathrm{d}\chi_i(\vec{X},t)}{\mathrm{d}X_j}\vec{e}_i\otimes\vec{e}_j
=\frac{\mathrm{d}\vec{x}}{\mathrm{d}\vec{X}}

und kann auch mit der Richtungsableitung

\mathbf{F}(\vec{X},t) \cdot \mathrm{d}\vec{X}
=\left.\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}s}\vec{\chi}{(\vec{X}+s\;\mathrm{d}\vec{X},t)}
\right|_{s=0}=\mathrm{d}\vec{x}

dargestellt werden, was seine Transformationseigenschaften der Linienelemente \mathrm{d}\vec{X} verdeutlicht.

Der Deformationsgradient transformiert auch das Oberflächenelement \vec{N}\mathrm{d}A , der mit dem Flächenstück \mathrm{d} A multiplizierten Normalen \vec{N} des Flächenstücks, und das Volumenelement \mathrm{d} V von der Ausgangskonfiguration in die Momentankonfiguration:

\begin{array}{lcl}
\vec{n}\mathrm{d}a
&=&
\det(\mathbf{F}){\mathbf{F}}^{\mathrm{T}-1} \cdot \vec{N}\mathrm{d}A
\\
\mathrm{d}v&=&\det(\mathbf{F})\mathrm{d}V\end{array} .

Der Operator \det(\;) gibt die Determinante und (\;)^{\mathrm{T}-1} die transponiert Inverse. Mit diesen Elementen können Integrale in der Ausgangs- und der Momentankonfiguration (gleichbedeutend: in der materiellen und räumlichen Formulierung) ineinander umgerechnet werden.

Verzerrungstensoren[Bearbeiten]

Hauptartikel: Verzerrungstensor
Veranschaulichung der Polarzerlegung

Mithilfe des Deformationsgradienten werden die Verzerrungsmaße definiert. Die Polarzerlegung des Deformationsgradienten \mathbf{F}=\mathbf{R \cdot U}=\mathbf{V \cdot R} spaltet die Verformung lokal in eine reine Drehung, vermittelt durch den orthogonalen Rotationstensor \mathbf{R}, und eine reine Streckung, vermittelt durch die symmetrischen positiv definiten rechten bzw. linken Strecktensor \mathbf{U} bzw. \mathbf{V}, siehe Bild. Der räumliche Tensor \mathbf{V} wird groß geschrieben, um eine Verwechselung mit der Geschwindigkeit \vec{v} zu vermeiden, die gelegentlich auch mit fetten Buchstaben geschrieben wird.

Die Strecktensoren dienen der Definition einer Vielzahl von Verzerrungstensoren, z. B. der Biot-Dehnungen

\mathbf{E}_{N}=\mathbf{U}-\mathbf{I},

die gelegentlich Nominaldehnungen genannt werden, der Hencky Dehnungen

\mathbf{E}_{H}=\ln(\mathbf{U}) ,

(berechnet mittels Hauptachsentransformation von \mathbf{U}, Bildung der Logarithmen der Diagonalelemente und Rücktransformation), der Green-Lagrange’schen Dehnungen

\mathbf{E}
=\tfrac{1}{2}(\mathbf{U\cdot U}-\mathbf{I})
=\tfrac{1}{2}({\mathbf{F}}^\mathrm{T} \cdot \mathbf{F}-\mathbf{I})

und Euler-Almansi-Dehnungen

\mathbf{e}
=\tfrac{1}{2}(\mathbf{I}-\mathbf{V}^{-1} \cdot \mathbf{V}^{-1})
=\tfrac{1}{2}(\mathbf{I}-{\mathbf{F}}^{\mathrm{T}-1} \cdot \mathbf{F}^{-1})
.

Wie oben steht \mathbf{I} für den Einheitstensor. Letztere Dehnungstensoren sind aus dem Vergleich zweier materieller Linienelemente \mathrm{d}\vec{X} und \mathrm{d}\vec{Y} im Punkt \vec{X} motiviert:

\begin{array}{cc}
\mathrm{d}\vec{x}\cdot\mathrm{d}\vec{y}
-\mathrm{d}\vec{X}\cdot\mathrm{d}\vec{Y}
&=
\mathbf{F} \cdot \mathrm{d}\vec{X}\cdot\mathbf{F} \cdot \mathrm{d}\vec{Y}
-\mathrm{d}\vec{X}\cdot\mathrm{d}\vec{Y}
=2\mathrm{d}\vec{X}\cdot\mathbf{E} \cdot \mathrm{d}\vec{Y}
\\
&= \mathrm{d}\vec{x}\cdot\mathrm{d}\vec{y}
-\mathbf{F}^{-1} \cdot \mathrm{d}\vec{x}\cdot
\mathbf{F}^{-1} \cdot \mathrm{d}\vec{y}
=2\mathrm{d}\vec{x}\cdot\mathbf{e} \cdot \mathrm{d}\vec{y}\end{array}

Verzerrungsgeschwindigkeiten[Bearbeiten]

Aus der Zeitableitung

\begin{array}{lcl}\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}
( \mathrm{d}\vec{x}\cdot\mathrm{d}\vec{y}
-\mathrm{d}\vec{X}\cdot\mathrm{d}\vec{Y})
=
\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}
(\mathbf{F} \cdot \mathrm{d}\vec{X}\cdot\mathbf{F} \cdot \mathrm{d}\vec{Y})
&=&
\dot{\mathbf{F}} \cdot \mathrm{d}\vec{X}\cdot
\mathbf{F} \cdot \mathrm{d}\vec{Y}
+\mathbf{F} \cdot \mathrm{d}\vec{X}\cdot
\dot{\mathbf{F}} \cdot \mathrm{d}\vec{Y}
=:
2\mathrm{d}\vec{X}\cdot\dot{\mathbf{E}} \cdot \mathrm{d}\vec{Y}
\\
&=&
\dot{\mathbf{F}} \cdot \mathbf{F}^{-1}\mathrm{d}\vec{x}\cdot\mathrm{d}\vec{y}
+\mathrm{d}\vec{x}\cdot\dot{\mathbf{F}} \cdot \mathbf{F}^{-1}
\mathrm{d}\vec{y}
=:
2\mathrm{d}\vec{x}\cdot\mathbf{D} \cdot \mathrm{d}\vec{y}
\end{array}

leiten sich der materielle Verzerrungsgeschwindigkeitstensor

\dot{\mathbf{E}}
=\frac{1}{2}(\dot{\mathbf{F}}^\mathrm{T} \cdot \mathbf{F}
+\mathbf{F}^\mathrm{T} \cdot \dot{\mathbf{F}})

und der räumliche

\mathbf{D}=
\tfrac{1}{2}(\dot{\mathbf{F}} \cdot \mathbf{F}^{-1}
+\mathbf{F}^{\mathrm{T}-1} \cdot \dot{\mathbf{F}}^\mathrm{T})

ab, die genau dann verschwinden, wenn Starrkörperbewegungen vorliegen.

Der räumliche Verzerrungsgeschwindigkeitstensor \mathbf{D} ist der symmetrische Anteil des räumlichen Geschwindigkeitsgradienten  \mathbf{L}:

 \mathbf{L} := \mathrm{grad}(\vec{v}(\vec{x},t))
= \frac{\mathrm{d}\vec{v}}{\mathrm{d}\vec{X}} \cdot 
\frac{\mathrm{d}\vec{X}}{\mathrm{d}\vec{x}}
= \dot{\mathbf{F}} \cdot \mathbf{F}^{-1}
\quad\rightarrow\quad
\mathbf{D} = \frac{1}{2}(\mathbf{L} + \mathbf{L}^\mathrm{T} )

Geometrische Linearisierung[Bearbeiten]

Vergleich verschiedener Dehnungsmasse bei der homogenen Streckung eines geraden Stabes der Länge L auf die Länge u+L

Die Gleichungen der Kontinuumsmechanik für Festkörper erfahren eine erhebliche Vereinfachung, wenn kleine Verschiebungen angenommen werden können. Verschiebungen sind die Differenz der Ortsvektoren \vec{x}=\vec{\chi}(\vec{X},t) eines Partikels \vec{X} in der Momentankonfiguration und seiner Ausgangslage \vec{X}:

\vec{u}=\vec{\chi}(\vec{X},t)-\vec{X}
=: \left( \begin{array}{c}
u(\vec{X},t)\\ v(\vec{X},t) \\ w(\vec{X},t) \end{array}\right)

und der Verschiebungsgradient ist der Tensor

\mathbf{H}=\operatorname{GRAD}\;\vec{u}=\mathbf{F}-\mathbf{I}
= \left(\begin{array}{ccc}
\frac{\partial u}{\partial X} &
\frac{\partial u}{\partial Y} &
\frac{\partial u}{\partial Z}
\\[1ex]
\frac{\partial v}{\partial X} &
\frac{\partial v}{\partial Y} &
\frac{\partial v}{\partial Z}
\\[1ex]
\frac{\partial w}{\partial X} &
\frac{\partial w}{\partial Y} &
\frac{\partial w}{\partial Z}
\end{array}\right)
 .

Wenn L_0 eine charakteristische Abmessung des Körpers ist, dann wird bei kleinen Verschiebungen sowohl \left|\vec{u}\right| \ll L_0 als auch \| \mathbf{H} \| \ll 1 gefordert, so dass alle Terme, die höhere Potenzen von \vec{u} oder \mathbf{H} beinhalten, vernachlässigt werden können. Bei kleinen Verschiebungen ist eine Unterscheidung der Lagrange’schen und Euler’schen Beschreibung nicht mehr nötig:

\vec{x}\approx\vec{X} .

Dies führt zu

\mathbf{F} = \mathbf{I}+\mathbf{H},\quad
\mathbf{F}^{-1} \approx \mathbf{I}-\mathbf{H},\quad
\det(\mathbf{F}) \approx 1+\operatorname{Sp}(\mathbf{H}),\quad
\mathbf{E} \approx -\mathbf{e}
\approx \mathbf{E}_N
\approx \mathbf{E}_H
\approx \boldsymbol{\varepsilon} := \tfrac{1}{2}(\mathbf{H}+\mathbf{H}^\mathrm{T})
.

Das bedeutet, dass alle Verzerrungsmaße bei kleinen Verschiebungen in den linearisierten Verzerrungstensor \boldsymbol{\varepsilon} übergehen. Der linearisierte Verzerrungstensor

\boldsymbol{\varepsilon}
= \tfrac{1}{2}(\mathbf{H}+\mathbf{H}^\mathrm{T})
= \left(\begin{array}{ccc}
\frac{\partial u}{\partial x} &
\frac{1}{2}\left(\frac{\partial u}{\partial y}
+ \frac{\partial v}{\partial x}\right) &
\frac{1}{2}\left(\frac{\partial u}{\partial z}
+ \frac{\partial w}{\partial x}\right)
\\[1ex]
\frac{1}{2}\left(\frac{\partial u}{\partial y}
+ \frac{\partial v}{\partial x}\right) &
\frac{\partial v}{\partial y} &
\frac{1}{2}\left(\frac{\partial v}{\partial z}
+ \frac{\partial w}{\partial y}\right)
\\[1ex]
\frac{1}{2}\left(\frac{\partial u}{\partial z}
+ \frac{\partial w}{\partial x}\right) &
\frac{1}{2}\left(\frac{\partial v}{\partial z}
+ \frac{\partial w}{\partial y}\right) &
\frac{\partial w}{\partial z}
\end{array}\right)

wird auch Ingenieursdehnung genannt, denn bei vielen Anwendungen im technischen Bereich liegen kleine Dehnungen vor oder sie müssen aus sicherheitstechnischen Gründen klein gehalten werden. Diese geometrisch lineare Betrachtung ist für Werte \| \mathbf{H} \| bis 3-8% zulässig, siehe Bild. Liegen keine kleinen Verschiebungen vor, wird von finiten oder großen Verschiebungen gesprochen.

Manchmal wird für die geometrische Linearisierung nur \| \mathbf{H} \| \ll 1 gefordert und \left|\vec{u}\right| \ll L_0 fallen gelassen, so dass große Translationen bei nur kleinen Drehungen und Dehnungen erlaubt sind. Dann muss nach wie vor zwischen der Lagrange’schen und Euler’schen Beschreibung unterschieden werden.

Naturgesetze[Bearbeiten]

Die in der Mechanik für ausgedehnte Körper formulierten Naturgesetze werden in der Kontinuumsmechanik als globale Integralgleichungen ausgedrückt aus denen sich mit geeigneten Stetigkeitsannahmen lokale (Differential-) Gleichungen ableiten lassen, die an jedem materiellen Punkt erfüllt sein müssen. Neben den in der Mechanik bekannten äußeren Einflüssen gibt es im Kontinuum auch innere Quellen und Senken, z. B. ist die Schwerkraft eine innere Quelle für Spannungen. Mittels Äquivalenz-Umformungen der lokalen Gleichungen können anschließend weitere Prinzipien motiviert werden. Die globalen und lokalen Gleichungen können des Weiteren auf die Momentan- bzw. die Ausgangskonfiguration bezogen sein, so dass es für jedes Gesetz vier äquivalente Formulierungen gibt. Die hier verwendeten Formeln und weitere sind in der Formelsammlung Tensoranalysis zusammengefasst.

Die Bilanzgleichungen der Mechanik beschreiben die Wirkung der Außenwelt auf einen Körper und die daraus resultierende Änderung physikalischer Größen. Diese Größen sind die Masse, der Impuls, der Drehimpuls und die Energie. In abgeschlossenen Systemen, wo per Definition eine Wechselwirkung mit der Außenwelt ausgeschlossen wird, werden aus den Bilanzgleichungen Erhaltungssätze. Der zweite Hauptsatz der Thermodynamik wird in Form der Clausius-Duhem-Ungleichung berücksichtigt.

Spannungstensoren[Bearbeiten]

Hauptartikel: Spannungstensor
Schnittspannungen im ebenen Spannungszustand in Abhängigkeit von der Normalen an die Schnittfläche. Rot: Normale in x-Richtung, Blau: Normale in y-Richtung.

Grundlegend für die Formulierung der Bilanzgleichungen ist der Begriff des Spannungstensors, der die Spannungen in Körpern auf Grund äußerer Belastungen darstellt. Das zweite Newton’sche Gesetz beschreibt die Reaktion eines Körpers auf eine äußere Kraft. In der Realität und der Kontinuumsmechanik werden solche Kräfte immer flächig eingeleitet, d. h. auf einem Teil der Oberfläche des Körpers wirken Spannungsvektoren \vec{t} (Vektoren mit der Dimension Kraft pro Fläche) ein die sich in den Körper als Spannungen fortpflanzen. Nun kann der Körper gedanklich zerschnitten werden, so dass sich an den Schnittflächen Schnittspannungen ausbilden, die jedoch von der Orientierung der Schnittflächen, d. h. ihren Normalen, abhängen, siehe Abbildung rechts. Die Transformation der Normalen in Spannungsvektoren vollbringen die Spannungstensoren, was der Inhalt des Cauchy’schen Fundamentaltheorems ist:

\vec{t}=\mathbf{T} \cdot \vec{n}

Der Cauchy’sche Spannungstensor \mathbf{T} transformiert also die Normale an die Schnittfläche \vec{n} in den Spannungsvektor. Bei der Betrachtung desselben Zusammenhangs in der Ausgangskonfiguration muss noch die Veränderung der Flächenelemente berücksichtigt werden:

\begin{array}{rcl}
\vec{t}\,\mathrm{d}a
&=& \mathbf{T} \cdot \vec{n}\,\mathrm{d}a
= \mathbf{T} \cdot \det(\mathbf{F})\mathbf{F}^{\mathrm{T}-1}
 \cdot \vec{N}\,\mathrm{d}A
= \mathbf{P}  \cdot \vec{N}\,\mathrm{d}A
=: \vec{t}_0 \,\mathrm{d}A
\\
\Leftrightarrow
\mathbf{P}&=&\det(\mathbf{F})\mathbf{T \cdot F}^{\mathrm{T}-1}
\end{array}

Der Spannungstensor \mathbf{P} heißt erster Piola-Kirchoff’scher Spannungstensor. Er repräsentiert die Spannungen bezogen auf die Ausgangsfläche. Die transponierte \mathbf{P}^\mathrm{T} wird Nominalspannung genannt. Später wird noch der zweite Piola-Kirchhoff’sche Spannungstensor

\tilde{\mathbf{T}}
=\det(\mathbf{F}) \mathbf{F}^{-1} \cdot \mathbf{T \cdot F}^{\mathrm{T}-1}
=\mathbf{F}^{-1} \cdot \mathbf{P}

benötigt.

Bei kleinen Verzerrungen braucht nicht zwischen diesen Spannungstensoren unterschieden zu werden.

Massenbilanz[Bearbeiten]

Sei \rho (\vec{x},t) die Dichte in der räumlichen und \rho_0(\vec{X},t) die in der materiellen Beschreibung. Unter der Annahme, dass es keine Massenquellen irgendeiner Form gibt, bedeutet die Massenbilanz, dass die Masse m eines Körpers

m=\int_v \rho \,\mathrm{d} v=\int_V \rho_0 \,\mathrm{d} V

zeitlich konstant ist:

Lagrange’sche Beschreibung Euler’sche Beschreibung
globale Form \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}m
=\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} \int_V \rho_0 \,\mathrm{d} V=0 \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}m
=\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} \int_v \rho \,\mathrm{d} v=0
lokale Form {\dot{\rho}}_{0}=0 \frac{\partial}{\partial t}\rho +\operatorname{div}(\rho \vec{v})=0

Die lokalen Formen werden Kontinuitätsgleichung genannt.

Impulsbilanz[Bearbeiten]

Der Impulssatz besagt, dass die Änderung des Impulses gleich der von außen angreifenden Kräfte (volumenverteilt oder oberflächlich) ist:

Lagrange’sche Beschreibung Euler’sche Beschreibung
globale Form \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}
\int_V \rho_0 \ddot{\vec{\chi}}\,\mathrm{d}V
=\int_V \rho_0 \vec{k}_0 \,\mathrm{d}V+\int_A\vec{t}_0\,\mathrm{d}A \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}
\int_v \rho \dot{\vec{v}}\,\mathrm{d}v
=\int_v \rho \vec{k}\,\mathrm{d}v+\int_a \vec{t}\,\mathrm{d}a
lokale Form \rho_0 \ddot{\vec{\chi}}
=\rho_0\vec{k}_0+\operatorname{DIV}\;\mathbf{P} \rho \dot{\vec{v}}=\rho \vec{k}+\operatorname{div}\;\mathbf{T}

mit der Schwerebeschleunigung \vec{k}, den Oberflächenspannungen \vec{t} , der Oberfläche des Körpers A bzw. a zur Zeit t_0 bzw. t. In der lokalen räumlichen Form ist

\dot{\vec{v}}(\vec{x},t)=\dfrac{\partial}{\partial t}\vec{v}(\vec{x},t)+\operatorname{grad}\;(\vec{v}(\vec{x},t)) \cdot \vec{v}(\vec{x},t)

zu beachten.

Drehimpulsbilanz[Bearbeiten]

Der Drehimpulssatz besagt, dass die Änderung des Drehimpulses gleich der von außen angreifenden Drehmomente (volumenverteilt oder oberflächlich) ist:

\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}
\int_v (\vec{x}-\vec{x}_0){\times}\rho \vec{v}\,\mathrm{d}v
=\int_v(\vec{x}-\vec{x}_0) \times \rho \vec{k}\,\mathrm{d}v
+\int_a (\vec{x}-\vec{x}_0 ) \times \vec{t}\,\mathrm{d}a

Das Rechenzeichen \times bildet das Kreuzprodukt und \vec{x}_0 ist ein beliebiger, zeitlich fixierter Ortsvektor.

Die lokalen Formen reduzieren sich auf die Forderung nach der Symmetrie des zweiten Piola-Kirchhoff’schen und des Cauchy’schen Spannungstensors:

Lagrange’sche Beschreibung \tilde{\mathbf{T}}=\tilde{\mathbf{T}}^\mathrm{T}
Euler’sche Beschreibung \mathbf{T}=\mathbf{T}^\mathrm{T}

Energiebilanz[Bearbeiten]

Die thermomechanische Energiebilanz besagt, dass die Änderung der Gesamtenergie eines Körpers gleich der Summe aus Wärmezufuhr und Leistung aller äußeren Kräfte ist. Die Gesamtenergie setzt sich in der Lagrange’schen Beschreibung aus der inneren Energie \int_V \rho_0 u_0\,\mathrm{d}V mit der spezifischen inneren Energie u_0 und der kinetischen Energie \int_V\frac{\rho_0}2\dot{\vec{\chi}}\cdot\dot{\vec{\chi}}\,\mathrm{d}V zusammen:

\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}
\int_V \rho_0 u_0 \,\mathrm{d}V
+\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}
\int_V \frac{\rho_0}2\dot{\vec{\chi}}\cdot\dot{\vec{\chi}}\,\mathrm{d}V
=\int_V \rho_0 \vec{k}_0 \cdot\dot{\vec{\chi}}\,\mathrm{d}V
+\int_A \vec{t}_0 \cdot \dot{\vec{\chi}}\,\mathrm{d}A
+\int_V \rho_0 r_0 \,\mathrm{d}V
-\int_A \vec{N}\cdot \vec{q}_0 \,\mathrm{d}A .

Darin sind r_0 innere Wärmequellen des Körpers, \vec{q}_0 der Wärmestrom pro Fläche und \vec{N} die auf dem Oberflächenelement \mathrm{d} A des Körpers nach außen gerichtete Normale. Das negative Vorzeichen des letztens Terms liefert eine Energiezufuhr, wenn der Wärmestrom in den Körper gerichtet ist.

In der Euler’schen Beschreibung heißt die globale Energiebilanz:

\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} \int_v \rho u\,\mathrm{d}v+\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} \int_v \frac{\rho}2\vec{v} \cdot\vec{v}\,\mathrm{d}v=\int_v \rho \vec{k}\cdot\vec{v}\,\mathrm{d}v+\int_a \vec{t}\cdot\vec{v}\,\mathrm{d}a+\int_v \rho r \,\mathrm{d}v-\int_a \vec{n}\cdot\vec{q}\,\mathrm{d}a .

Die lokalen Formen lauten:

Lagrange’sche Beschreibung 
\dot{u}_0=\frac{1}{\rho_0}\tilde{\mathbf{T}}:\dot{\mathbf{E}}
-\frac{1}{\rho_0}\operatorname{DIV}\;\vec{q}_0+r_0
Euler’sche Beschreibung 
\dot{u}=\frac{1}{\rho}\mathbf{T}:\mathbf{D}
-\frac{1}{\rho}\operatorname{div}\;\vec{q}+r

Prinzip von d’Alembert in der Lagrange’schen Fassung[Bearbeiten]

Hauptartikel: d’Alembertsches Prinzip

Das Prinzip von d’Alembert in der Lagrange’schen Fassung (d.h. in materieller Darstellung) hat eine grundlegende Bedeutung für die Lösung von Anfangsrandwertaufgaben der Kontinuumsmechanik, insbesondere der Verschiebungsmethode in der Finite-Elemente-Methode. Das Prinzip von d’Alembert in der Lagrange’schen Fassung ist eine zur lokalen Impulsbilanz (in materieller Darstellung) äquivalente Aussage über Arbeiten von im System auftretenden Kräften und Spannungen an virtuellen Verschiebungen bzw. virtuellen Verzerrungen.

Unter der Verschiebung \vec{u} eines materiellen Punktes in \vec{X} wird der Differenzvektor von seiner momentanen Lage \vec{x}=\vec{\chi}(\vec{X},t) und seiner Ausgangslage \vec{X} verstanden: \vec{u}=\vec{x}-\vec{X} . Virtuelle Verschiebungen \delta \vec{u} sind von \vec{u} unabhängige, gedachte, weitgehend beliebige, differenzielle Verschiebungen, die mit den geometrischen Bindungen des Körpers verträglich sind. Die virtuellen Verschiebungen müssen verschwinden, wo immer Verschiebungsrandbedingungen des Körpers vorgegeben sind. Sei {A}^{u} der Teil der Oberfläche A des Körpers, auf dem Verschiebungsrandbedingungen erklärt sind. Für ein materielles Vektorfeld der virtuellen Verschiebungen \delta \vec{u}(\vec{X}) ist dann


\delta \vec{u}(\vec{X})=\vec{0}{\quad\forall\;}\vec{X}{\in}{A}^{u}

zu fordern. Auf {A}^{u} können dann keine Oberflächenspannungen vorgegeben werden. Deshalb bezeichnet {A}^{\sigma}=A\setminus A^{u} den Teil der Oberfläche des Körpers, auf dem Oberflächenspannungen wirken (können). Analog zu den auf den Verschiebungen \vec{u} basierenden Verzerrungen entwickeln sich virtuelle Verzerrungen \delta\mathbf{E} aus den virtuellen Verschiebungen \delta\vec{u} , weswegen diese mindestens einmal stetig differenzierbar ein sollen:

\delta\mathbf{E} := \frac{1}{2}(
\mathbf{F}^{\mathrm{T}} \cdot \delta\mathbf{F}
+ \delta \mathbf{F}^{\mathrm{T}} \cdot \mathbf{F})
= \left.\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}s}
\mathbf{E}(\mathbf{F}+s\;\delta\mathbf{F})\right|_{s=0}
.

Darin ist \delta\mathbf{F}:=\operatorname{GRAD}(\delta \vec{u}) der virtuelle Deformationsgradient.

Indem die lokale Impulsbilanz in der Lagrange’schen Formulierung skalar mit den virtuellen Verschiebungen multipliziert und das Ergebnis über das Volumen des Körpers integriert wird, entsteht


\int_{V} \delta \vec{u}\cdot( \rho_0\vec{k}_0
+ \operatorname{DIV}\;\mathbf{P}
- \rho_0 \ddot{\vec{\chi}})\, \mathrm{d}V = 0
\quad\forall\; \delta\vec{u} \in \mathcal{V}
.

Die Menge \mathcal{V} enthält alle zulässigen virtuellen Verschiebungen. Weil diese Gleichung für alle möglichen virtuellen Verschiebungen \delta \vec{u}\in\mathcal{V} gilt, verschwindet das Volumenintegral nur genau dann, wenn der Term in den Klammern überall verschwindet. Dies wird auch die „schwache Formulierung“ der Impulsbilanz genannt. Weitere Umformung der Integralgleichung durch Ausnutzung des Cauchy’schen Fundamentaltheorems, des Divergenzsatzes und der Symmetrie des zweiten Piola-Kirchoff Spannungstensors führt auf das Prinzip von d’Alembert in der Lagrange’schen Fassung

\int_{{A}^{\sigma}}\delta \vec{u}\cdot\vec{t}_{0}\,\text{d}A
+
\int_{V}\delta \vec{u}\cdot \rho_{0}\vec{k}_0\,\text{d}V
=
\int_{V}\tilde{\mathbf{T}}:\delta\mathbf{E}\,\text{d}V
+
\int_{V}\delta \vec{u}\cdot{\rho}_{0}\ddot{\vec{u}}\,\text{d}V
\quad\forall\; \delta\vec{u} \in \mathcal{V}
.

Auf der linken Seite steht die virtuelle Arbeit der äußeren Kräfte (oberflächen- und volumenverteilt) und auf der rechten Seite die virtuelle Deformationsarbeit und die virtuelle Arbeit der Trägheitskräfte.

Clausius Duhem Ungleichung[Bearbeiten]

Die Clausius-Duhem-Ungleichung folgt aus der Anwendung des zweiten Hauptsatzes der Thermodynamik auf Festkörper. Mit der spezifischen Entropie s und dem Entropie-Fluss r lautet die Clausius-Duhem-Ungleichung:

Lagrange’sche Beschreibung Euler’sche Beschreibung
globale Form \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}\int_V s_0 \rho_0\,\mathrm{d}V
+\int_V\frac{1}{T}\vec{q}_0 \cdot\vec{N}\,\mathrm{d}V
-\int_V \frac{1}{T}{r}_0 \rho_0\,\mathrm{d}V\ge 0 \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} \int_v s\rho \,\mathrm{d}V
+\int_v \frac{1}{T}\vec{q} \cdot\vec{n}\,\mathrm{d}v
-\int_v \frac{1}{T}r\rho \,\mathrm{d}v\ge 0
lokale Form -\dot{u}_0 + T_0\dot{s}_0
+\frac{1}{\rho_0}\tilde{\mathbf{T}}:\dot{\mathbf{E}}
-\frac{1}{\rho_0 T_0}\vec{q}_0\cdot\operatorname{GRAD}\;T_0\ge 0 -\dot{u}+T\dot{s}+\frac{1}{\rho}\mathbf{T}:\mathbf{D}
-\frac{1}{\rho T}\vec{q}\cdot\operatorname{grad}\;T\ge 0

Bei der Formulierung von Matrialgleichungen, die die Spannungen in Relation zu den Verzerrungen angeben, muss sichergestellt sein, dass die lokalen Formen der Clausius-Duhem-Ungleichung für beliebige Prozesse erfüllt ist.

Materialtheorie[Bearbeiten]

Die Materialtheorie beschäftigt sich mit dem individuellen Merkmalen von Materialien. Ziel eines Materialmodells ist es die wesentlichen Aspekte des Materialverhaltens zu beschreiben, wobei das was wesentlich ist, vom Beobachter festgelegt wird. Stoff- oder Materialgesetze, wie Materialmodelle manchmal genannt werden, haben nicht die allgemeine Gültigkeit physikalischer Gesetze. Zentral in der Materialmodellierung ist die Abhängigkeit der Spannungen von den Dehnungen (oder umgekehrt) in Form von Gleichungen zu beschreiben, so dass die Deformation von Körpern aus diesem Material berechnet werden kann. Die klassische Kontinuumsmechanik betrachtet einfache Materialien, deren Eigenschaften mit materiellen Zwangsbedingungen, materiellen Symmetrien und konstitutiven Gleichungen wiedergegeben werden.

Einfache Materialien[Bearbeiten]

Die Materialtheorie der klassischen Kontinuumsmechanik setzt Determinismus, Lokalität und Objektivität des Materials voraus. Determinismus bedeutet, dass der aktuelle Zustand eines Körpers in einem seiner materiellen Punkte vollständig und eindeutig durch die vergangene Bewegung des Körpers bestimmt wird. Lokalität schränkt die Einflusssphäre der Außenwelt auf den aktuellen Spannungszustand in einem materiellen Punkt auf seine nahe Umgebung ein, Wirkungen pflanzen sich von einem materiellen Punkt zu seinen nächsten fort. Materielle Objektivität bedeutet, dass die Materialantwort vom Bezugssystem des Beobachters unabhängig ist, siehe Euklidische Transformation. Materialien, die diese drei Voraussetzungen erfüllen, heißen einfach. Bei einfachen Materialien vom Grad eins ergeben sich die Spannungen in einem materiellen Punkt aus den vergangenen Werten und dem aktuellen Wert des Green-Lagrange’schen Verzerrungstensors oder daraus ableitbaren Größen in diesem Punkt. Materialien höheren Grades benutzen auch höhere Ableitungen nach den materiellen Koordinaten als die ersten, die den Deformationsgradienten ausmachen.

Materielle Zwangsbedingungen[Bearbeiten]

Materielle Zwangsbedingungen stellen kinematische Nebenbedingungen dar, die die Deformationsmöglichkeiten eines Materials einschränken. Die bekannteste dieser Bedingungen ist die Inkompressibilität, die dem Material nur volumenerhaltende Verformungen erlauben, wie sie einige Flüssigkeiten oder gummielastische Materialien zeigen. Die kinematische Nebenbedingung lautet hier \det(\mathbf{F})\equiv 1. Die Reaktionsspannungen im Material ergeben sich dann nicht mehr aus den Konstitutivgleichungen sondern aus den Bilanzgleichungen und Randbedingungen. Bei Inkompressibilität z. B. ist die Reaktionsspannung der Druck im Material. Die stärkste Nebenbedingung ist die, die den starren Körper auszeichnet. Hier entfallen alle Konstitutivgleichungen und die Spannungen sind vollständig durch die Naturgesetze und Randbedingungen bestimmt.

Materielle Symmetrien[Bearbeiten]

Materielle Symmetrien beschreiben welche Transformationen des Materials möglich sind, ohne dass sich bei gegebenem Deformationsgradient die Spannungen ändern. Diese Transformationen bilden die Symmetriegruppe des Materials. Sind alle volumenerhaltenden Transformationen erlaubt, liegt eine Flüssigkeit oder ein Gas vor. Bei Feststoffen sind nur Drehungen möglich: Bei isotropen Feststoffen sind alle Drehungen, bei transversal isotropen beliebige Drehungen um eine Achse, bei orthotropen nur 180° Drehungen um drei zueinander orthogonale Achsen und bei vollständig anisotropen sind nur "Drehungen" um 0° erlaubt.

Konstitutive Gleichungen[Bearbeiten]

Die konstitutiven Gleichungen geben eine Relation zwischen den Dehnungen und den Spannungen in Form von Integral-, Differential- oder algebraischen Gleichungen. Diese dürfen den materiellen Zwangsbedingungen nicht widersprechen. Die folgenden Materialmodelle geben Beispiele für konstitutive Gleichungen.

  1. Ideales Gas: Beim idealen Gas ist der Druck p proportional zur Dichte \rho und Temperatur T:
    \mathbf{T}=-p\mathbf{I}=-RT\rho \mathbf{I}
    Die Zahl R ist ein Materialparameter. Dieses Materialmodell führt in Verbindung mit der Kontinuitätsgleichung und der Impulsbilanz auf die Euler-Gleichungen.
  2. Linear viskoses oder newtonsches Fluid:
    \mathbf{T}=-p(\rho )\mathbf{I}+2\mu \mathbf{D}+\lambda \operatorname{Sp}(\mathbf{D})\mathbf{I}
    Die Materialparameter \lambda und \mu sind die ersten und zweiten Lamé Konstanten. Dieses Materialmodell liefert in Verbindung mit der Kontinuitätsgleichung und der Impulsbilanz die Navier-Stokes-Gleichungen.
  3. Hooke’sche Elastizität:
    \mathbf{T}
=2G\left(\boldsymbol{\varepsilon}+\frac{\nu}{1-2\nu}
\operatorname{Sp}(\boldsymbol{\varepsilon} )\mathbf{I}\right) .
    Es ist G der Schubmodul, \nu die Querkontraktionszahl und \operatorname{Sp} die Spur.
  4. Viskoelastizität:
    \mathbf{T}
=2\int_0^t
\gamma(t-\tau )\boldsymbol{\varepsilon}(\tau )'^\mathrm{D}\,\mathrm{d}\tau
+\int_0^t
\kappa (t-\tau )\operatorname{Sp}[ \boldsymbol{\varepsilon}(\tau )\text{'}]
\,\mathrm{d}\tau \mathbf I.
    Es bedeutet (\cdot)' die Ableitung nach dem Zeitparameter \tau , (\cdot)^\mathrm{D} den Deviator und \gamma (t) und \kappa (t) sind Relaxationsfunktionen für den Schub- bzw. den volumetrischen Anteil der Deformation.
  5. Plastizität: Bei der geschwindigkeitsunabhängigen Plastizität wird das Material mit algebraischen und Differentialgleichungen formuliert. Mit Differentialgleichungen wird die Entwicklung der inneren Variablen, z. B. die plastischen Dehnungen (Fließregel), die isotrope und kinematische Verfestigung beschrieben. Die algebraischen Gleichungen legen die additive Aufspaltung der Dehnungen in einen elastischen und einen plastischen Anteil, die Beziehung zwischen den Spannungen und den elastischen Dehnungen und die Fließfläche, die im Spannungsraum den elastischen Bereich vom plastischen Bereich trennt, fest. In der klassischen Plastizität verbleiben die Spannungen beim Fließen auf der Fließfläche.
  6. Viskoplastizität: Bei der geschwindigkeitsabhängigen Plastizität wird das Material auch mit algebraischen und Differentialgleichungen formuliert. Hier können die Spannungen jedoch zeitweilig außerhalb der Fließfläche liegen, kehren aber bei einer Relaxation auf diese zurück.

Die Feststoffmodelle drei bis sechs sind Repräsentanten der vier Gruppen von Modellen der klassischen Materialtheorie, die geschwindigkeitsabhängiges oder unabhängiges Verhalten mit oder ohne (Gleichgewichts-) Hysterese beschreiben.

Beispiel[Bearbeiten]

Drehung mit uniaxialer Verformung. Die Ausgangskonfiguration ist in grau, die Momentankonfiguration in grün dargestellt.

Anhand der Dehnung eines verdrehten Klotzes unter reinem Zug (siehe Bild) sollen die Gleichungen der Kontinuumsmechanik angewendet werden. Er habe in der Ausgangskonfiguration im globalen kartesischen Koordinatensystem die Länge L in x-Richtung, die Breite B in y-Richtung und Höhe H in z-Richtung und sei im Ursprung parallel zu den Koordinatenachsen ausgerichtet. Dieser Klotz werde langgezogen, wobei sich Streckungen \lambda ,\beta ,\eta in materieller X-, Y- bzw. Z-Richtung einstellen, und anschließend um 90° um die z-Achse gedreht.

In der Momentankonfiguration haben die materiellen Punkte \vec{X} dann die räumlichen Koordinaten

\vec{\chi}(\vec{X},t)
=(x,y,z)^\mathrm{T}
=(-\beta Y,\lambda X,\eta Z)^\mathrm{T} .

Die materiellen Linien mit X \in [0,L] und  Y,Z=\mathrm{const.} sind in der Momentankonfiguration also parallel zur y-Achse ausgerichtet.

Der Deformations- und Verschiebungsgradient berechnen sich aus der Ableitung

\mathbf{F}=\sum_{i,j=1}^3
\frac{\mathrm{d}\chi_i}{\mathrm{d} X_j}\vec{e}_i \otimes \vec{e}_j
=\begin{pmatrix}
    0   & -\beta &   0 \\
\lambda &    0   &   0 \\
    0   &    0   & \eta
\end{pmatrix}
\Rightarrow
\mathbf{H}=\begin{pmatrix}
-1& -\beta & 0\\
\lambda & -1& 0\\
0& 0& \eta -1
\end{pmatrix} .

Wegen der Drehung um 90° ergibt sich die polare Zerlegung

\begin{array}{l}
\mathbf{F}
=
\begin{pmatrix}
0& -\beta & 0\\
\lambda & 0& 0\\
0& 0& \eta
\end{pmatrix}=\begin{pmatrix}
0& -1& 0\\
1& 0& 0\\
0& 0& 1
\end{pmatrix}
\begin{pmatrix}
\lambda & 0& 0\\
0& \beta & 0\\
0& 0& \eta
\end{pmatrix}
=
\begin{pmatrix}
\beta & 0& 0\\
0& \lambda & 0\\
0& 0& \eta
\end{pmatrix}
\begin{pmatrix}
0& -1& 0\\
1& 0& 0\\
0& 0& 1
\end{pmatrix}
\\
\Rightarrow \mathbf{R}
=
\begin{pmatrix}
0& -1& 0\\
1& 0& 0\\
0& 0& 1
\end{pmatrix},
\mathbf{U}
=
\begin{pmatrix}
\lambda & 0& 0\\
0& \beta & 0\\
0& 0& \eta
\end{pmatrix},
\mathbf{V}
=
\begin{pmatrix}
\beta & 0& 0\\
0& \lambda & 0\\
0& 0& \eta
\end{pmatrix}
\end{array} .

Daraus bekommt man die Verzerrungstensoren:

\begin{array}{l}
\mathbf{E}=\frac{1}{2}\begin{pmatrix}
\lambda^2-1& 0& 0\\
0& {\beta}^2-1& 0\\
0& 0& {\eta}^2-1\end{pmatrix},
\mathbf{e}=\frac{1}{2}\begin{pmatrix}
1-{\beta}^{-2}& 0& 0\\
0& 1-\lambda^{-2}& 0\\
0& 0& 1-{\eta}^{-2}
\end{pmatrix},
\\
{\mathbf{E}}_{N}=\begin{pmatrix}
\lambda -1& 0& 0\\
0& \beta -1& 0\\
0& 0& \eta -1
\end{pmatrix},\mathbf{E}_H
=\begin{pmatrix}
\ln (\lambda )& 0& 0\\
0& \ln (\beta )& 0\\
0& 0& \ln (\eta )
\end{pmatrix}
\\
\boldsymbol{\varepsilon}=\frac{1}{2}\begin{pmatrix}
-2& \lambda -\beta & 0\\
\lambda -\beta & -2& 0\\
0& 0& 2\eta -2
\end{pmatrix}
\end{array}

woran man sieht, dass bei großen Drehungen die geometrisch linearen Dehnungen \boldsymbol{\varepsilon} nicht benutzbar sind.

Unter Verwendung des Hooke’schen Gesetzes bei großen Deformationen ergeben sich die zweiten Piola Kirchhoff Spannungen im Lagrange’schen Bild:

\tilde{\mathbf{T}}=2G\left[\frac{1}{2}
\begin{pmatrix}
\lambda^2-1& 0& 0\\
0& {\beta}^2-1& 0\\
0& 0& {\eta}^2-1
\end{pmatrix}
+
\frac{\nu (\lambda^2+\beta^2+\eta^2-3)}{2(1-2\nu )}
\begin{pmatrix}
1& 0& 0\\
0& 1& 0\\
0& 0& 1
\end{pmatrix}
\right]

Bei reinem Zug \tilde{\mathbf{T}}=\tilde{\sigma}_{xx} \vec{e}_x\otimes\vec{e}_x erkennt man \beta =\eta und daher

\frac{1}{2}(\beta^2-1)+\frac{\nu (\lambda^2+2\beta^2-3)}{2(1-2\nu )}
=0
\Rightarrow
\frac{\beta^2-1}2=\frac{\eta^2-1}2=-\nu \frac{\lambda^2-1}2
\Rightarrow
\tilde{\sigma}_{xx}=\mathrm{E}\frac{\lambda^2-1}2 ,

worin \mathrm{E}=2G(1+\nu ) der Elastizitätsmodul ist. Der erste Piola-Kirchhoff-Tensor lautet

\mathbf{P}=\mathbf{F}\cdot\tilde{\mathbf{T}}
=\sigma_{0yx}\vec{e}_y \otimes\vec{e}_x mit \sigma_{0yx}
=\mathrm{E}\lambda \frac{\lambda^2-1}2 .

In der hier betrachteten Statik besagt der Impulssatz

\vec{0}=\operatorname{DIV}\;\mathbf{P}
=\frac{\partial}{\partial X} \sigma_{0yx}\vec{e}_y ,

was wegen \lambda=\mathrm{const.} gegeben ist. Der Cauchy’sche Spannungstensor bekommt die Form:

\mathbf{T}
=\frac{\mathbf{F}\cdot\tilde{\mathbf{T}}\cdot\mathbf{F}^\mathrm{T}}{\det(\mathbf{F})}
=\mathrm{E}\frac{\lambda (\lambda^2-1)}{2(1+\nu -\nu \lambda^2)}
\vec{e}_y\otimes\vec{e}_y

Drückt man den Klotz auf null Länge zusammen, so dass \lambda=0 ist, verschwinden diese Spannungen. Dies zeigt, dass das Hooke’sche Gesetz bei derart großen Verformungen nicht anwendbar ist. Das Hooke’sche Gesetz ergibt nur bei moderaten Dehnungen physikalisch plausible Antworten.

Als Referenzkonfiguration \vec{\Theta}=\kappa_R (P) eignet sich der Einheitswürfel

(\Theta_1,\Theta_2,\Theta_3)\in {[ -1,1]}^3\subset\mathbb{V}^3.

So bekommen die materiellen Punkte in der Ausgangskonfiguration \vec{X}=\kappa_0(\kappa_{R}^{-1}(P))=:\vec{\chi}_{0}(\vec{\Theta}) die Koordinaten

X=\tfrac{1}{2} L(\Theta_1+1),\quad Y
=\tfrac{1}{2} B(\Theta_2+1),\quad Z=\tfrac{1}{2} H(\Theta_3+1) .

Der zwischen der Referenz- und der Ausgangskonfiguration operierende "Deformationsgradient" wird auch als Jacobi-Matrix bezeichnet:

\mathbf{J}(\vec{\Theta})
=\sum_{i,j=1}^3\frac{\mathrm{d} \chi_{0i}}{\mathrm{d} \Theta_j}
\vec{e}_i \otimes \vec{e}_j
=\frac{1}{2}\begin{pmatrix}
L& 0& 0\\
0& B& 0\\
0& 0& H
\end{pmatrix} .

Das Volumenintegral einer Feldgröße q lautet dann

\begin{array}{lcl}
\int_{V}\mathrm{q}(\vec{X},t)\mathrm{d}V
&=&
\int_{-1}^1 \int_{-1}^1 \int_{-1}^1
\mathrm{q}(\chi_0 (\vec{\Theta}),t) \det(\mathbf{J}(\vec{\Theta}))\,
\mathrm{d}\Theta_1\,\mathrm{d}\Theta_2\,\mathrm{d} \Theta_3
\\
&=& \frac{LBH}{8} \int_{-1}^1 \int_{-1}^1 \int_{-1}^1
\mathrm{q}(\chi_0 (\vec{\Theta}),t)
\mathrm{d}\Theta_1\,\mathrm{d}\Theta_2\,\mathrm{d}\Theta_3
\end{array}

und kann in dieser Form numerisch mit der Gauß-Quadratur berechnet werden.

Siehe auch[Bearbeiten]

Technische Mechanik
Festigkeitslehre
Rheologie

Fußnoten[Bearbeiten]

  1. H. Altenbach, S 3 ff
  2. F. Durst, S 10 ff

Literatur[Bearbeiten]

  • H. Altenbach: Kontinuumsmechanik. Springer Verlag, 2012, ISBN 978-3-642-24118-5.
  • H. Parisch: Festkörper Kontinuumsmechanik. Teubner, 2003, ISBN 3-519-00434-8.
  • A. Bertram: Axiomatische Einführung in die Kontinuumsmechanik. Wissenschaftsverlag, 1989, ISBN 3-411-14031-3.
  • Ernst Becker & Wolfgang Bürger: Kontinuumsmechanik. Teubner, 1975, 228 S., ISBN 3-519-02319-9.
  • F. Durst: Grundlagen der Strömungsmechanik. Springer Verlag, 2006, ISBN 3-540-31323-0.
  • Ralf Greve: Kontinuumsmechanik. Springer Verlag, 2003, ISBN 3-540-00760-1.
  • P. Haupt: Continuum Mechanics and Theory of Materials. Springer Verlag, 2000, ISBN 3-540-66114-X.
  • Wolfgang H. Müller: Streifzüge durch die Kontinuumstheorie. Springer Verlag, 2011, ISBN 3-642-19869-4
  • Valentin L. Popov: Kontaktmechanik und Reibung. Ein Lehr- und Anwendungsbuch von der Nanotribologie bis zur numerischen Simulation. Springer Verlag, 2009, ISBN 978-3-540-88836-9.
  • Arnold Sommerfeld: Mechanik der deformierbaren Medien. (= Vorlesungen über theoretische Physik, Band 2). Becker & Erler, Leipzig 1945. (6. Auflage, Harri Deutsch, Thun 1992, ISBN 3-87144-375-1.)
  • C. Truesdell, W. Noll: The non-linear field theories of mechanics. Springer Verlag, 1992, ISBN 3-540-55098-4.

Weblinks[Bearbeiten]

 Wiktionary: Kontinuumsmechanik – Bedeutungserklärungen, Wortherkunft, Synonyme, Übersetzungen

Online-Vorlesung zur Kontinuumsphysik von Krishna Garikipati, University of Michigan (englisch)