压力容器厚壁圆筒的弹塑性应力分析.ppt

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1、5/26/2023,第二章 厚壁圆筒的弹塑性应力分析,5/26/2023,第一节 厚壁圆筒的弹性应力分析如图所示的内半径为，外半径为 的厚壁圆柱形筒体，承受内压为，外压为。,5/26/2023,在P点处用相距d 的两个同心圆柱面，互成d 角的两个相邻纵截面及相距d 的两个水平面截取一个微小扇形六面体，如下图所示。,5/26/2023,1平衡方程,一、厚壁圆筒基本方程,5/26/2023,5/26/2023,因为 值很小,可取，化简并略去高阶微量，得,(2-1),5/26/2023,在-平面内，沿r和z方向取微小长度PA=dr，PC=dz。假设变形后P，A，C分别移动到P，A，C。,.几何方程,

2、5/26/2023,由几何变形关系，可求得线段 的正应变 为线段PC的正应变 为PA和PC间的直角变化，即剪应变为,5/26/2023,在r-的平面内，沿r和方向取微元线段PA=d r，PB=rd，变形后，P，A，B分别移动到P，A，B。由于对称性，P点和B点移到P点和B的位移分量均为，A点移到A点的位移分量为,5/26/2023,5/26/2023,由此，空间轴对称的几何方程为,(2-2),5/26/2023,物理方程或写成,(2-3),(2-4),5/26/2023,对于承受均匀内、外压的厚壁圆筒，若筒体的几何形状、载荷、支承情况沿z轴没有变化，所有垂直于轴线的横截面在变形后仍保持为平面，

3、则，即 只决定于r，只决定于z。,5/26/2023,则平衡方程（不计体力）为,(2-5),5/26/2023,几何方程为,变形协调方程,(2-6),(2-7),5/26/2023,物理方程或写成,(2-8),(2-9),5/26/2023,(2-10),由式（2-8）可得到,将以上两式代入式（2-7），得到以应力分量表示的变形协调方程,5/26/2023,本节采用位移法求解在均匀内、外压作用下的厚壁圆筒。将几何方程式代入物理方程式，得出用位移分量表示的物理方程,（2-11）,二、厚壁圆筒的应力和位移解,5/26/2023,将上式代入平衡方程式，得它的通解为（2-13）式中 为积分常数,（2-

4、12）,5/26/2023,将式（2-13）代入式（2-11），得到式中,（2-14）,（2-15）,5/26/2023,当厚壁圆筒同时承受均匀内压 和均匀外压 时，其边界条件为 将边界条件代入式（2-14），得,（b）,（a）,5/26/2023,将、值代入式（2-14），得 即为著名的拉美（）方程式。,（2-16）,5/26/2023,轴向应力、轴向应变 和径向位移分量u，根据端部支承条件不同，分两种情况讨论：,（1）两端不封闭(开口)的筒体(如炮筒，热套的筒节等）轴向变形无约束，轴向应力为零，即,（2-17）,5/26/2023,由式（2-14）的第三式及式（2-15），并代入、值，得,

5、（c）,5/26/2023,将、值代入式（2-13），得两端开口的厚壁圆筒的位移表达式,（2-18）,5/26/2023,（2）两端封闭的筒体（筒体端部有端盖）轴向应力由轴向平衡条件求得,即,（2-19）,5/26/2023,由式（2-14）的第三式、式（2-15），并代入、值，得,（d）,5/26/2023,将、值代入式（2-13），得两端封闭的厚壁圆筒的位移表达式,（2-20）,5/26/2023,（3）两端封闭同时受轴向刚性约束的筒体（高压管道或厚壁圆筒无限长）,轴向变形受到约束，,5/26/2023,下面列出厚壁圆筒各种受力情况（两端封闭）弹性状态下的应力及位移计算公式（1）厚壁圆筒同

6、时作用内、外压（）时,（2-21）,5/26/2023,引入径比K（外径与内径之比K=Ro/Ri），上式可写为,（2-22）,（2-23）,5/26/2023,（2）厚壁圆筒仅作用内压()时,（2-24）,（2-25）,5/26/2023,（3）厚壁圆筒仅作用外压（）时,（2-26）,（2-27）,5/26/2023,5/26/2023,(1)在厚壁圆筒中，筒体处于三向应力状态，其中环（周）向应力 为拉应力，径向应力 为压应力，且沿壁厚非均匀分布；而轴向应力 介于 和 之间，即，且沿壁厚均匀分布。,5/26/2023,（2）在筒体内壁面处，环（周）向应力、径向应力 的绝对值比外壁面处为大，其中

7、环（周）向应力 具有最大值，且恒大于内压力，其危险点将首先在内壁面上产生。,5/26/2023,(3)环（周）向应力 沿壁厚分布随径比K值的增加趋向更不均匀，不均匀度为内、外壁周向应力之比，即 不均匀度随 成比例，K值愈大，应力分布愈不均匀。,（2-28）,5/26/2023,三、温差应力问题,5/26/2023,取基准温度为0C，若弹性体的微单元体积加热到tC，且允许自由膨胀，则此单元体在各个方向产生的热应变为：式中为弹性体的线膨胀系数，1/C；t为温度差，。,5/26/2023,若弹性体受到约束，则在弹性体内引起热应力，而热膨胀不影响剪应变，不产生剪应力。因此，弹性体中每个单元体的应变为热

8、应变与热应力引起的弹性应变所组成，即,（2-29）,5/26/2023,或,（2-30）,5/26/2023,不计体力分量,温差应力问题的平衡方程，,（2-1a）,5/26/2023,几何方程,（2-2a）,5/26/2023,假设不计边缘影响，在热应力状态下，所有垂直于轴线的断面变形相同，且保持平面，则，且 为常量，径向位移 只决定于r，轴向位移 只决定于z，没有方向的位移。,5/26/2023,平衡方程几何方程,（2-5a）,（2-6a）,5/26/2023,物理方程,式中,（2-31）,5/26/2023,将物理方程代到平衡方程,有上式中第一式可写成,（2-32）,5/26/2023,对

9、上式积分两次，得将上式代入几何方程式，得,（2-33）,（2-34）,5/26/2023,将式（2-33）代入式（2-31），得温差应力表达式,（2-35）,5/26/2023,若厚壁圆筒仅沿筒壁存在温度差，不承受其它载荷，则边界条件为,（2-36）,5/26/2023,将边界条件代入式（2-35），得联立求解上述方程组，得,（2-37）,5/26/2023,由传热学，圆筒体在稳定传热情况下，沿壁厚任意点r处的温度t分布为（2-38）将式（2-38）代入计算式中的积分式,（2-39-a）,5/26/2023,由此,将式（2-39-b）代入式（2-37），得,（2-39-b）,（2-40）,5/

10、26/2023,将式（2-39-a）、（2-40）代入式（2-35），经化简整理得厚壁圆筒温差应力的表达式为,（2-41-a）,5/26/2023,令，则上式变为,（2-41-b）,式（2-41）是厚壁圆筒仅存在径向温差时的应力表达式。,5/26/2023,温差应力沿筒壁厚度的分布如图2-6所示,5/26/2023,厚壁圆筒中，温差应力与温度差t成正比，而与温度本身的绝对值无关，因此在圆筒内壁或外壁进行保温以减小内、外壁的温度差，可以降低厚壁圆筒的温差应力。三向应力沿壁厚均为非均匀分布。其中，轴向应力是环（周）向应力与径向应力之和，即：在内、外壁面处，径向应力为零，轴向应力和环（周）向应力分别

11、相等，且最大应力发生在外壁面处。温差应力是由于各部分变形相互约束而产生的，因此应力达到屈服极限而发生屈服时，温差应力不但不会继续增加，而且在很大程度上会得到缓和，这就是温差应力的自限性，它属于二次应力。,5/26/2023,四、组合圆筒的应力分析多层组合圆筒结构是将厚壁圆筒分为两个或两个以上的单层圆筒，各层之间有一定的公盈尺寸，加热使它们彼此套合在一起，冷却后各层圆筒将产生预压力，从而在各层套筒上产生预应力。这种利用紧配合的方法套在一起制成的厚壁圆筒称为“组合圆筒”。,5/26/2023,现以双层热套组合圆筒为例，如图2-7所示，它是由内、外两层圆筒紧配合组成。套合前，内筒内半径为R1i，外半

12、径为R1o；外筒内半径为R2i，外半径为R2o。设半径过盈量为，且 R1o-R2i。,5/26/2023,在套合压力p1,2作用下，内筒外壁产生一向内压缩的径向位移，外筒内壁产生一向外膨胀的径向位移，从而使内、外筒紧密配合在一起。（2-42）,5/26/2023,假定，所以组合圆筒预应力为平面应力问题。可由拉美公式求出组合圆筒预应力；由变形协调条件，求出内、外筒接触面间的套合压力p1,2与过盈量间的关系。,5/26/2023,（一）、组合圆筒预应力外筒（R2i r R2o）：仅受内压作用，由方程式（2-16）和式（2-18），（2-43-a）（2-44-a）,5/26/2023,在外筒内壁面r

13、=R2i 处（2-43-b）（2-44-b）,5/26/2023,内筒（R1i r R1o）：仅受外压作用，由方程式（2-16）和式（2-18）（2-45-a)（2-46-a),5/26/2023,在内筒外壁面r=R1o处（2-45-b）（2-46-b）,5/26/2023,将，代入式（2-42），且Rc R1o R2i，求得内、外筒接触面间的套合压力 为,（2-47）,5/26/2023,（二）组合圆筒综合应力式中，表示组合圆筒中的综合应力，表示由pi 引起的筒壁应力，为套合预应力。,（2-48）,5/26/2023,以双层热套组合圆筒为例：内筒（R1i r Rc）：承载时的综合应力由式（2

14、-26）与式（2-45-a）叠加为（2-49-a）,5/26/2023,在内筒内壁面r=R1i 处（2-49-b）,5/26/2023,外筒（Rc r R2o）：承载时的综合应力由式（2-24）与式（2-43-a）叠加为（2-50-a）,5/26/2023,在外筒内壁面r=Rc处(2-50-b),5/26/2023,由于叠加了套合应力，使内筒内壁面的环向应力降低，而外筒内壁面的环向应力增加，使整个组合圆筒的环向应力沿壁厚方向趋于均匀分布。,5/26/2023,第二节 厚壁圆筒的弹塑性应力分析当应力分量的组合达到某一值时，则由弹性变形状态进入塑性变形状态，即在厚壁圆筒的截面上将出现塑性变形，并从

15、内壁开始形成塑性区。,5/26/2023,弹性力学中，材料处于弹性范围，物体受载后的应力-应变服从虎克定律，且加载、卸载时应力和应变之间始终保持一一对应的线性关系。而在塑性力学中，当应力超过屈服点而处于塑性状态时，材料的性质表现极为复杂。应力和应变关系呈非线性，且不相对应，即应力不仅取决于最终的应变，而且有赖于加载的途径。,5/26/2023,一、简单应力状态下的弹塑性力学问题（一）简单拉伸实验的塑性现象 实验分析是研究塑性变形基本规律和各种塑性理论的依据。在常温静载下，材料(通常指中低强度钢为代表的金属材料)的拉伸实验曲线。,5/26/2023,5/26/2023,由上述实验看出；在初始屈服

16、点之前，材料处于弹性阶段，应力应变服从虎克定律，,5/26/2023,在初始屈服极限之后，材料进入塑性状态，应力应变呈非线性关系，可用一个函数表示为 其中为加载到E点的总应变，。为卸载时的弹性应变，为不可恢复的塑性应变。,5/26/2023,材料在经历塑性变形后，应力和应变之间不存在单值一一对应关系，应力不仅取决于最终状态的应变，而且有赖于加载路线。,5/26/2023,如果从E点完全卸载后，施以相反的应力，由拉伸应力转为压缩应力，并且压缩应力的屈服限比原始的压缩屈服限有所降低，即，如图2-12所示，这种拉伸时强化影响到压缩时压应力的屈服限降低的现象，称为包辛格（Bauschinger）效应。

17、,5/26/2023,（二）变形体的简化模型,5/26/2023,1理想弹塑性材料模型对于软钢或强化率较低的材料，具有明显的塑性流动，忽略材料的强化性质，可得到如图2-13（a）所示的理想弹塑性模型。其应力和应变的关系为,5/26/2023,2理想刚塑性材料模型若材料屈服前的弹性变形极其微小，视为绝对刚体。可进一步简化为如图2-13（b）所示的理想刚塑性模型。在这种模型中，应力达到屈服限前变形为零，一旦应力等于屈服极限时，则塑性变形可无限制的延长。,5/26/2023,3线性强化弹塑性材料模型对于有显著强化率的材料，应力应变呈近似直线关系，可简化为如图2-13（c）所示的线性强化弹塑性材料模型

18、。其应力和应变的关系为,（2-52）,5/26/2023,4线性强化刚塑性材料模型对于有显著强化率的材料，若材料屈服前的弹性变形很小，可进一步简化为如图2-13（d）所示的线性强化刚塑性材料模型。,5/26/2023,此外，还有幂次强化材料模型，其应力和应变的关系为（2-53）式中 A与n分别为材料的强化系数与强化指数，且，。当n=0时，表示理想刚塑性材料；当n=1时，表示理想线弹性材料，如图2-13（e）所示。,5/26/2023,（一）最大剪应力和八面体剪应力1最大剪应力设已知物体内某点的主应力及主方向，过该点截取一平行六面微单元体，假定微单元体的各面与主平面一致，见图2-14。,二、屈服

19、条件,5/26/2023,微元体的主剪应力作用在过每一个主方向与另外两个主方向成45夹角的斜面上，且与该主方向垂直，分别以表示，见图2-15。,5/26/2023,其中，。当作用在六面微元体上的主应力时，上述三个剪应力中为该六面微元体的最大剪应力，即,（2-54）,5/26/2023,2八面体剪应力物体内任一点的六个应力分量为已知，过该点作一特定平面，使此平面的法线与三个主方向成相等的夹角，这个斜面即为等倾面，见图2-16(a)。在整个坐标系中可以作出八个这种等倾面，形成一个封闭的八面体(图2-17)，等倾面上的剪应力称为八面体剪应力。,5/26/2023,设等倾面ABC平面的法线用表示，与坐

20、标轴（即主方向）的夹角为，与主平面的方向余弦分别为，即，。由等倾面的定义，它的外法线与三个坐标轴的方向余弦相等，得。即，故。,5/26/2023,设ABC平面上的总应力为，可分解为正应力 和剪应力，也可分解为沿主方向的三个应力分量，。从力的分解关系可以看出（a）（b）将S1，S2，S3投影到法线上有（c）,5/26/2023,设ABC面积为F，三角形OCB，OAC，OAB的面积分别为F1、F2、F3，它们之间有如下关系，。由力的平衡关系，可得到,5/26/2023,由此，将这些关系代入(b),(c)代入(a)，得八面体剪应力为（2-55）,5/26/2023,特雷斯卡（Tresca）屈服条件

21、材料处在复杂应力状态时，当六面体上的最大剪应力达到某一极限值时，材料开始进入塑性状态。,5/26/2023,当 时，Tresca屈服条件可表示为 即（2-56）式中 为最大剪应力，为材料的剪切屈服限，为单向拉伸时材料的屈服限。,5/26/2023,在单向拉伸时，屈服条件为（2-57）纯剪切试验时，屈服条件为（2-58）,5/26/2023,米赛斯（Mises)屈服条件 材料处在复杂应力状态时，当八面体剪应力达到一定数值时，材料开始进入塑性状态。,5/26/2023,根据八面体剪应力的计算，当材料处于简单拉伸状态时，材料的正应力与八面体剪应力的关系为 屈服条件为（2-59）,5/26/2023,

22、在复杂应力状态时，把综合各应力分量的当量应力与简单拉伸时的拉伸应力相当，由式（2-59）有 屈服条件可表示为（2-60-a）即（2-60-b）,5/26/2023,Mises屈服条件认为，材料承载时的最大剪应力等于 时，材料开始进入塑性状态，即（2-61）,5/26/2023,三、厚壁圆筒的弹塑性分析厚壁圆筒在承受内压载荷作用下，随着压力的增加，筒壁应力不断增加。当应力分量的组合达到某一值时，由弹性变形状态进入塑性变形状态，即在筒体的截面上将出现塑性变形。首先由筒体内壁面开始，逐渐向外壁表面扩展，直至筒壁全部屈服。,5/26/2023,假设厚壁圆筒为理想弹塑性体，不考虑材料在塑性变形过程中的塑

23、性强化，筒体仅受内压 作用，筒体的内半径为，外半径为。,5/26/2023,（一）弹性极限分析当筒体仅受内压 作用，且压力 较小时，筒体处于弹性状态，其弹性应力分量表达式为 由上式可知，在内压作用下，弹性应力沿壁厚分布，且，。当内压达到筒体的某一极限压力=时，筒体的内壁首先开始屈服。,5/26/2023,假设筒体材料屈服时应力符合Tresca屈服条件 将应力值代入，得 式中 为厚壁圆筒内壁刚进入屈服时所对应的压力，称为弹性极限压力。,（2-62）,5/26/2023,（二）弹塑性应力分析当 时，圆筒内壁屈服区向外扩展，筒体沿壁厚形成两个不同区域，外侧为弹性区，内侧为塑性区。设筒体弹塑性区交界面

24、为一与圆筒同心的圆柱面，界面圆柱的半径为。,5/26/2023,假想从厚壁圆筒上远离边缘处的区域截取一筒节，沿 处将弹性区与塑性区分开，并代之以相应的力，如图所示。设弹塑性区交界面上的压力为，塑性区为一圆柱形筒，内、外半径分别为 和，承受内、外压力分别为 和；弹性区亦为一圆柱形筒，内、外半径分别为 和，承受内压力为。,5/26/2023,1塑性区（）材料处于塑性状态时，筒壁微元体的平衡微分方程仍然成立，由式（2-5）设材料塑性变形时应力符合Tresca屈服条件，代入上式，得 积分上式为（2-63）,5/26/2023,由边界条件（a）由第一个边界条件代入式（2-63），求出A，再代入Tresc

25、a屈服条件和，可得到塑性区各应力分量的表达式（2-64-a）由第二个边界条件代入式（2-64-a）第一式，可得弹-塑性区交界面压力为（2-65）,5/26/2023,筒壁材料塑性变形符合Mises屈服条件，则式（2-64-a）可以写成（2-64-b）,5/26/2023,2弹性区（Rc r R0）弹性区内壁面为弹-塑性区交界面，即弹性区内壁面呈塑性状态。设Kc=R0/Rc，弹性区内壁面处应力表达式（2-66）,5/26/2023,若应力符合Tresca屈服条件将式（2-66）各值代入得（2-67）在弹-塑性区交界面Rc 处连续，即由式（2-65）和式（2-67）求得的Pc 应为同一数值，由此可

26、求出内压力pi 与所对应的塑性区圆柱面半径Rc 间的关系（2-68-a）,5/26/2023,将式（2-67）代入拉美公式，可得弹性区各应力分量表达式（2-69-a）,5/26/2023,若按Mises屈服条件，内压力pi 与所对应的塑性区圆柱面半径Rc 间的关系及弹性区各应力分量表达式为（2-68-b）（2-69-b）,5/26/2023,由图2-19看出，塑性区由于存在塑性变形，应力重新分布，使得筒体内壁表面应力有所下降。,5/26/2023,（三）塑性极限分析 由弹塑性分析可知，当压力p不断增加时，塑性区不断扩大，弹性区不断缩小。当压力增加到某一值时，塑性区扩展到整个筒体，即RC=R0时

27、，筒体全部进入塑性状态。,5/26/2023,按Tresca屈服条件,（2-70-a）,（2-71-a）,5/26/2023,按Mises屈服条件,（2-70-b）,（2-71-b）,5/26/2023,（四）厚壁圆筒的自增强自增强处理是指筒体在使用之前进行加压处理，其压力超过内壁发生屈服的压力（初始屈服压力），使筒体内壁附近沿一定厚度产生塑性变形，形成内层塑性区，而筒体外壁附近仍处于弹性状态，形成外层弹性区。当压力卸除后，筒体内层塑性区将有残余变形存在，而外层弹性区受到内层塑性区残余变形的阻挡而不能完全恢复，结果使内层塑性区受到外层弹性区的压缩而产生残余压应力，而外层弹性区由于收缩受到阻挡而

28、产生残余拉应力。,5/26/2023,1.自增强压力计算厚壁圆筒进行自增强处理时，自增强压力必须大于筒体内壁的初始屈服压力，使筒体内层成为塑性区，外层仍为弹性区。设筒体塑性区与弹性区交界面半径为RC，自增强压力为Pa，通常按Mises屈服条件确定，由式(2-68-b)得自增强压力计算公式（2-72-a）或改写为（2-72-b）,5/26/2023,计算值最常用的方法是，假设若干个RC 值，计算自增强处理时所施加的压力、残余应力（预应力）及工作压力下弹塑性区交界面处的合成应力。求取最小合成应力时的RC 值，从这个RC 值所计算的超应变度，即为最适宜超应变度的计算值。RC 值也可按下列关系近似估算

29、式中Ri,R0 分别为厚壁圆筒的内半径和外半径。,5/26/2023,2.自增强筒壁的应力分析经过自增强处理的厚壁圆筒，工作时的应力表达式可从下面三个方面求取：经自增强处理时由自增强压力Pa 作用下的筒壁应力；卸载后筒壁的残余应力；工作压力作用下筒壁的合成应力。,5/26/2023,（1）在自增强压力pa作用下的筒壁应力塑性区（Ri r RC），按Mises屈服条件，得各应力分量表达式弹性区（RC r R0），按Mises屈服条件，得各应力分量表达式,（2-73）,（2-74）,5/26/2023,2）卸除自增强压力后的筒壁残余应力 当自增强压力卸除后，内层将产生残余压应力，外层产生残余拉应力

30、。残余应力的计算，可按自增强处理时产生的应力与卸除压力时压力变化产生的应力之差来求得，即。,5/26/2023,根据卸载定理，在卸载过程中，应力的改变量按弹性规律确定。以卸载时压力的变化p=p1p2=Pa0=Pa 为假想载荷，按式（2-24）有（2-75-a）将式（2-72）代入，得（2-75-b）,5/26/2023,塑性区的残余应力，由式（2-73）减去式（2-75），得 弹性区的残余应力，由式（2-74）减去式（2-75），得,（2-76）,（2-77）,5/26/2023,若将筒体加载到塑性极限压力时再卸载，则筒体的残余应力由式（2-71）减去式（2-75），并代入式(2-70），得（

31、2-78）由以上分析可知，自增强处理后筒体中的残余应力与厚壁圆筒的几何尺寸K及自增强压力有关，且在筒体内壁附近残余应力为压应力。,5/26/2023,应该注意的是，筒体进行自增强处理时，应保证卸载后不发生反向屈服，即在残余应力状态下，筒体内壁残余应力的组合不超过材料的压缩屈服限，若材料符合Tresca屈服条件，应满足（2-79）则不会发生反向屈服。,5/26/2023,由图2-20及式（2-76）可以看出，在内壁面 处 代入式（2-79），并由式（2-62），得到不发生反向屈服的最大自增强压力（2-80）,5/26/2023,由式 可知，当第一次加载压力（且应满足），则卸载后在筒体内壁不会发生反向屈服。因此，在厚壁圆筒中除了初始加载产生一次塑性变形外，在以后的加、卸载中均为弹性状态，称该结构所处的状态为安定状态。,5/26/2023,（3）工作压力作用下的筒壁合成应力经自增强处理后的厚壁圆筒，在工作压力作用下的合成应力可由自增强处理后筒壁中的残余应力与工作压力下引起的应力叠加求得，即（2-81）式中，工作时筒壁的合成应力；工作压力引起的筒壁应力；自增强处理后筒壁的残余应力。,5/26/2023,合成应力沿筒体壁厚的分布曲线如图所示。由图可见，自增强处理大大提高了筒壁的弹性承载能力，改善了筒壁的应力状态。,5/26/2023,习题2-6,