Full Text

Введение Одним из основных элементов конструкций авиационно-космических систем различного назначения является тонкостенная оболочка, подвергающаяся, как правило, интенсивному силовому и тепловому динамическому воздействию со стороны окружающей среды, собственных энергетических установок и оборудования. Разработка перспективной аэрокосмической техники требует качественного анализа особенностей динамических процессов, протекающих в тонкостенных элементах конструкций при высокочастотных вибрациях и распространении волн. В ряде случаев традиционно используемые модели элементов такого типа, адекватно описывающие низкочастотные процессы и притом обладающие компактной формулировкой, становятся непригодными. Такие ситуации возникают, например, при описании высокочастотных вибраций, а также при моделировании распространения и интерференции волн. По мере ускорения процессов и повышения диапазона частот сначала классические теории, основанные на гипотезах Кирхгоффа-Лява и их уточнения, принимающие во внимание инерцию вращения нормального элемента, а затем и теории класса Тимошенко-Райсснера-Миндлина, учитывающие сдвиг в трансверсальной плоскости, становятся непригодными. Дальнейшее уточнение модели, как правило, диктует отказ от метода гипотез и перехода к редукции трехмерной задачи механики деформируемого твердого тела. Исчерпывающее описание как высокочастотных колебаний, так и процессов распространения волн в тонкостенных системах на базе «двумерных» моделей на текущий момент не достигнуто [1, 2]. Обзоры основных работ, посвященных так называемым «неклассическим» моделям оболочек и их приложению к задачам о колебаниях и опубликованных до 1970-х гг., содержатся в работах [3] и [4]. В течение последних 15-20 лет интерес к подобным теориям оболочек возобновился. В работах [5, 6] продемонстрировано существенное влияние трансверсальных нормальных напряжений на динамику слоистых оболочек; статья [7] содержит достаточно подробный аналитический обзор моделей высшего порядка тонкостенных слоистых структур, разработанных до 2002 г, и их практических реализаций на базе метода конечных элементов. Результаты работ [5-7] подтвердили выводы Койтера [8] о необходимости совместного учета трансверсальной сдвиговой и нормальной податливости при уточнении классических моделей оболочек, что представляется возможным в рамках теорий высших порядков. В работе [9] исследовано явление так называемого «толщинного» запирания в теориях оболочек низших порядков, возникающего при предположении об отсутствии деформации изменения толщины оболочки, и показана возможность его исключения при учете высших степеней свободы. В статье [10] обоснована необходимость применения теорий с порядком аппроксимации до четвертого в случае высокочастотных колебаний пластины вне зависимости от толщины. В работе [11], в свою очередь, на основе теорий высших порядков показано, что при высокочастотной вибрации пластины существуют решения типа пограничного слоя, локализующегося вблизи лицевых поверхностей. Эффективность моделей, основанных на разложении по системам специальных функций, продемонстрирована в статье [12] на примере круговой пластины. «Трехмерные» модели на базе степенных разложений были использованы для решения задачи о колебаниях конических оболочек [13]. Другим примером необходимого применения теорий высшего порядка является описание статического деформирования [14], колебаний и потери устойчивости функционально-градиентных пластин [15, 16] и оболочек [17, 18], применяемых в системах тепловой защиты летательных аппаратов при комбинированном воздействии. В [19-22] теории высших порядков использованы при решении обратных задач нестационарной динамики вязкоупругих композиционных тонкостенных элементов. Помимо исследования высокочастотных колебаний, теории оболочек, учитывающие высшие степени свободы, требуются при решении таких задач, как изучение краевых и кромочных волн; классическая теория пластин способна описать только первую (фундаментальную) краевую волну, тогда как для учета высших волн необходима трехмерная постановка задачи [23]. Следовательно, усовершенствование моделей деформирования оболочек, учитывающих высшие степени свободы и взаимодействие тангенциальных и трансверсальных движений, является актуальным. Проблема приведения трехмерной задачи к двумерной оболочки не имеет единственного решения [24] и базируется на различных математических методах [25]. «… Вопросы построения приближенных теорий колебаний стержней, пластин и оболочек… представляют собой часть общей проблемы построения моделей механики сплошных сред, получившей развитие в работах Л.И. Седова» [4, с. 6]. Обзору ранних решений проблемы приведения посвящены работы [4, 24]. Обычно выделяют методы асимптотического интегрирования уравнений теории упругости [26, 27], прямого построения теории материальных поверхностей [28, 29], метод пространственной редукции трехмерной задачи [14-22, 30-43] на базе разложений по степенным [14-18, 30] либо специальным функциям [5-7, 9, 10, 19-22, 33-43], непрерывным либо кусочно-гладким (в случае слоистых оболочек) [5-7], в комбинации с методом Галеркина ([31, 32, 36-38, 42] и др.) или вариационным подходом [например, 24, 33-35, 39-41 и др.]. В данной работе описано совместное приложение метода И.Н. Векуа [31] пространственной редукции трехмерной задачи теории упругости, редукционного подхода А.А. Амосова, использованного ранее в работах [37-43], и формализма аналитической механики континуальных систем [44]. Вариационный формализм построения трехмерной, т.е. способной описывать напряженно-деформированное состояние в областях неприводимости, теории А.А. Амосова оболочек N-го порядка был предложен в работах [45-49]. Модель оболочки формулируется в терминах двумерного многообразия как континуальная система, заданная конфигурационным пространством с N векторными переменными поля первого рода и определенной на нем поверхностной плотностью функционала Лагранжа. Уравнения движения оболочки строятся на базе формализма [45-48] как обобщенные уравнения Лагранжа второго рода относительно обобщенных усилий [45-48] или переменных поля первого рода [49]. Определяющие уравнения модели N-го порядка анизотропной упругой оболочки приведены в работе [46]. В цитируемых выше статьях [45-49] проблема удовлетворения краевых условий на лицевых поверхностях оболочки рассматривалась на базе «упрощенной», согласно терминологии И.Н. Векуа [31], или «элементарной» теории оболочек N-го порядка [37]. Вариационный метод редукции уравнений трехмерной задачи [44] обеспечивает удовлетворение краевых условий на лицевых поверхностях «в среднем» [37, 45]. В рамках проекционного метода [31] приведения трехмерной задачи теории упругости к двумерной задаче теории оболочек предложены различные приемы, обеспечивающие удовлетворение краевых условий на лицевых поверхностях: метод корректирующего решения [37] или «расширенная» формулировка теории оболочек [37], «метод нормированных моментов» И.Н. Векуа [31], использующего в качестве дополнительных неизвестных остаточные члены рядов компонентов вектора перемещения. Вариационный формализм аналитической механики континуальных систем [44], в свою очередь, позволяет рассматривать краевые условия, перенесенные на базисную поверхность оболочки с ее лицевых поверхностей в процессе редукции модели, в качестве уравнений дополнительных связей, накладываемых на переменные поля первого рода [44], голономных в случае кинематических краевых условий и неголономных в случае силовых краевых условий на лицевых поверхностях. Полученная таким образом вариационная задача с ограничениями в форме равенств решается методом множителей Лагранжа, причем уравнения движения, записанные относительно новых обобщенных сил, включающих слагаемые со множителями, идентичны по форме уравнениям элементарной теории N-го порядка. Разрешение уравнений связей относительно множителей Лагранжа позволяет получить новые определяющие уравнения, учитывающие влияние краевых условий на лицевых поверхностях. Можно показать, что изгибная жесткость пластины в рамках теорий низшего порядка совпадает с цилиндрической жесткостью классической теории без принятия гипотезы о трансверсальной изотропии материала [50, 51] либо применения методов штрафа [9] или преобразования определяющих уравнений [52]. Таким образом, устраняется погрешность вариационного подхода, согласно [29], где указано, что «…трехмерная энергия учитывает энергию тех движений частиц оболочки, трехмерного тела, которые никак не сказываются на движении собственно двумерной оболочки» (29, с. 15), или эффект «толщинного» запирания [9]. Свойства модели, описываемой уравнениями теории N-го порядка [45, 46], исследованы в работах [41, 43, 47, 48, 54-57]. В работах [41] и [43] получены оценки сходимости приближенных решений различных задач статики на базе трехмерной модели N-го порядка к известным точным решениям. Работы [47, 48, 54-57], в свою очередь, посвящены решению различных модельных задач динамики. Так как «…наиболее простым методом исследования уравнений динамической теории стержней, пластин и оболочек является метод дисперсионных уравнений» ([4], с. 25), в работах [47, 54, 55] на базе теории пластин N-го порядка были построены дисперсионные уравнения задачи о распространении нормальных волн в плоском упругом слое. Исследована сходимость спектра при нулевом значении волнового числа (т. е. частот запирания распространяющихся нормальных мод). В статье [56] на основе решения спектральной задачи теории N-го порядка вычислены приближенные формы распространяющихся мод нормальных волн, соответствующие частотам запирания, и их погрешности относительно точных решений [58] по норме евклидова пространства. Кроме того, получены значения фазовых частот в точках равенства соответствующих фазовых скоростей и скорости дилатационной волны с1 [56], а также погрешности приближенных форм нормальных мод, соответствующих данным точкам, относительно точного решения (мод Гудьера-Бишопа) в среднем квадратичном. В работе [56] исследованы погрешности мод Ламе. При исследовании свойств теорий пластин низших порядков особый интерес представляет их способность правильно описывать вторую нормальную продольную моду, распространяющуюся в плоском упругом слое и отличающуюся существованием диапазона волновых чисел с положительной фазовой и отрицательной групповой скоростью [58]. Физическая возможность возбуждения «обратных» волн, доказанная экспериментально в работе [59], делает данную задачу весьма интересной как с точки зрения практических приложений, в частности, в акустике машин [60], так и в качестве тестовой для анализа различных приближенных моделей. В работах [47, 49] на базе элементарных теорий 1-5-го порядков, не учитывающих краевые условия на лицевых поверхностях в форме связей и использующих в качестве базисной системы полиномы Лежандра, построен начальный участок второй дисперсионной ветви, соответствующий «обратной» волне. Показано, что адекватное значение групповой скорости достигается на основе теорий не ниже 4-го порядка. В работе [57] исследовано описание формы второй распространяющейся моды продольных волн в области существования эффекта «обратной волны». Эволюция формы волны описана элементарной теорией пластин 5-го порядка. Ниже приводится анализ второй распространяющейся моды, построенной на основе решения спектральной задачи в рамках элементарной и расширенной теории 2-5-го порядков. Получены зависимости компонентов вектора перемещения от безразмерной нормальной координаты в диапазоне малых волновых чисел, определяющие эволюцию формы «обратной» нормальной волны. Исследована сходимость решения по мере повышения порядка применяемой теории пластин. Полученные результаты являются основой моделирования распространения волн в тонких телах на базе моделей, являющихся частными случаями теории оболочек N-го порядка. 1. Формулировка элементарной теории оболочек N-го порядка Параметризация геометрии оболочки и ее базисной поверхности Пусть оболочка занимает область , ; - лицевые, - боковые поверхности оболочки. Параметризация оболочки в рамках теорий, описываемых в терминах двумерного многообразия, заключается: 1) в параметризации базисной поверхности , являющейся геометрической моделью оболочки и определяющей формулировку двумерной начально-краевой задачи; 2) в параметризации области , являющейся ключевым пунктом решения «проблемы приведения» [24] трехмерной задачи к двумерному эквиваленту. Параметризация S0. Введем криволинейные координаты , : , (1) где - декартовы координаты точки . Здесь и далее по повторяющемуся индексу подразумевается суммирование; латинские индексы пробегают значения 1, 2, 3; греческие - значения 1, 2. Базис и метрика касательного расслоения , единичная нормаль и тензор кривизны определяются обычным образом [31]: Определим также среднюю и гауссову кривизны . Параметризация V. Введем нормальную координату , так, что (2) где - толщина оболочки. При - срединная поверхность. Базис пространственной системы координат определен так [31]: Условия однозначности параметризации приведены в [47]. Там же введена система координат , голономным базисом которой являются векторы : (3) С учетом (3) дисторсия и плотность потенциала записываются в виде [46, 47] (4) (5) (6) где - ковариантная производная на двумерном многообразии ; - симметричный тензор напряжения; - компоненты вектора перемещения в базисе , , не зависящем от координаты . Формулировка модели N-го порядка анизотропной оболочки В соответствии с подходом [45-49] модель оболочки N-го порядка - континуальная система на , заданная конфигурационным пространством (7) где - время, - переменные поля I рода [44], (8) (9) где - безразмерная нормальная координата [45, 46]; , - биортогональный базис в гильбертовом пространстве , : (10) Здесь и далее подразумевается суммирование по повторяющимся латинским индексам, заключенным в скобки. С учетом (4), (5), (8)-(10) записываются поверхностная и контурная плотности функционала Лагранжа [45, 46]: (11) (12) Обобщенные силы являются коэффициентами биортогонального разложения по системе компонентов тензора напряжения, заданного в форме (6). Коэффициенты биортогонального разложения компонентов главного вектора внешних сил на контуре , так же как и вектора приведенных внешних сил на поверхности , введены в работах [45, 46]; - компоненты главного вектора сил на лицевых поверхностях . Линейные операторы определяются следующими соотношениями [45]: (13) Постановка начально-краевой задачи теории элементарной теории N-го порядка В соответствии с вариационным формализмом [45-48] из (11) следуют уравнения движения и естественные краевые условия в следующем виде: (14) (15) Уравнениям движения (14) соответствуют начальные условия (16) где , - коэффициенты разложения компонентов векторов начального смещения и скорости оболочки как трехмерного тела по системе при . Определяющие уравнения теории N-го порядка [45, 46] могут быть записаны относительно переменных поля , и их ковариантных производных: (17) Коэффициенты жесткости, входящие в (17), определены в [45, 46] так: Здесь - физические константы теории N-го порядка, определенные в [45]. Постоянные , образуются при переходе от основного базиса пространственной системы координат к сопутствующему базису , ; , - безразмерные средняя и гауссова кривизны поверхности ; - отношение отклонения базисной поверхности от срединной к толщине оболочки h. Уравнения (14), (17) с краевыми (15) и начальными условиями (16) формируют начально-краевую задачу трехмерной теории оболочек N-го порядка [45-48]. Уравнения динамики (14) есть обобщенные уравнения Лагранжа II рода континуальной системы, определенной на двумерном многообразии [45, 46]. 2. Формулировка расширенной теории оболочек N-го порядка Силовые краевые условия на имеют общий вид , - вектор единичной внешней нормали лицевой поверхности , компоненты которого определяются следующим образом: Главный вектор внешних сил на записывается так: , при этом силовые краевые условия на лицевых поверхностях приводятся к виду , , . (18) При учете определяющих уравнений для (17), полученных в [45, 46] для случая анизотропной упругой среды, краевые условия (18) переходят в уравнения связей для переменных поля I рода , определенные на : (19) Учет краевых условий (18) на лицевых поверхностях в форме связей (19) преобразует экстремальную задачу для функционала (11), (12) в экстремальную задачу с ограничениями, решаемую методом множителей Лагранжа [44]. Начально-краевая задачи теории оболочек N-го порядка, следующая из (11), (12) и (19), имеет вид (20) (21) (22) (23) (24) Здесь введены соответствующие лицевым поверхностям оболочки и векторы множителей Лагранжа , а также следующие обозначения обобщенных физических постоянных: (25) 3. Уравнения движения плоского изотропного упругого слоя В случае плоского однородного изотропного упругого слоя с учетом (26) уравнения связей преобразуются к виду (27) (28) Для базиса, образованного полиномами Лежандра, запишется так: (29) В силу уравнения связей разрешимы относительно множителей : (30) Определяющие уравнения будут иметь следующий вид: (31) Подстановка в определяющие уравнения и разрешение их относительно приводит к уравнениям, связывающим обобщенные усилия и : (32) (33) (34) (35) . Начально-краевая задача расширенной теории пластин N-го порядка примет вид (36) (37) (38) 4. Спектральная задача для плоского упругого слоя Рассмотрим задачу о распространении второй моды продольной волны в плоском упругом слое плотностью , с параметрами Ламе , μ, толщиной и со срединной плоскостью . Нормальная волна распространяется в направлении оси прямоугольной декартовой системы координат . На поверхностях слоя поставлены однородные краевые условия Аналогично [53-57] введем безразмерные переменные (39) где , - скорости распространения волн дилатации и сдвига; - коэффициент Пуассона. Однородные уравнения движения в безразмерных переменных, соответствующие расширенной теории N-го порядка [45-48], следуют из (14)-(17) и приводятся к матричной форме записи (40) Операторы (25) и соответствуют базису, образованному полиномами Лежандра , в соответствии с [37-43, 45-49]: (41) Матрицы линейных операторов , имеют размерность . Вектор перемещения, соответствующий нормальной волне, может быть представлен в виде [53-57] (42) где - амплитуда; - безразмерная фазовая частота; - безразмерное волновое число. С учетом (42) уравнения движения расширенной теории N-го порядка (…) приводятся к линейному уравнению: (43) (44) (45) (46) (47) (48) (49) Здесь - единичная; - нулевая матрицы размерности . Операторы соответствуют плоскому напряженному состоянию, операторы учитывают влияние связей. Из уравнений движения (43) следует спектральная задача [53-57] (50) Собственные значения оператора (43) определяют на плоскости дисперсионные кривые; соответствуют распространяющимся модам [58]. Собственные векторы , задают формы мод: (51) Система уравнений (43) распадается на независимые подсистемы для симметричных и антисимметричных относительно плоскости волн, при этом продольным волнам соответствуют индексы 5. Анализ описания формы второй распространяющейся продольной моды нормальных волн теориями различного порядка Рассмотрим далее вторую распространяющуюся моду продольных нормальных волн: , , [48, 49, 57]. На рис. 1 приведены дисперсионные кривые для фазовой частоты и групповой скорости , соответствующие второй распространяющейся моде, построенные на основе результатов [48, 49] и точного решения задачи Рэлея-Лэмба [58]. а б Рис. 1. Фазовая частота ω (а) и групповая скорость cg (б) второй распространяющейся моды продольной волны в упругом изотропном слое. Теории 1, 2… 5-го порядков [48, 49] Достаточной для практических приложений [59, 60] точности вычисления групповой скорости удается достичь при . При зависимость групповой скорости в области «обратной волны» качественно отличается от точного решения [58]. Рассмотрим далее эволюцию формы второй распространяющейся моды при . Согласно (51) соотношения (52) описывают зависимость продольного перемещения от нормальной координаты и волнового числа ; аналогичное соотношение описывает поперечное перемещение : (53) где выбор индексов соответствует базису, образованному полиномами Лежандра при симметрии перемещения в продольной волне: ; . 6. Кинематика второй распространяющейся моды На рис. 2 приведена зависимость , , , . Рис. 2. Эволюция формы второй распространяющейся моды продольной нормальной волны в слое в области эффекта «обратной волны». Продольное перемещение (52). Теория 5-го порядка На рис. 3 показаны зависимости безразмерного перемещения , определяемого следующим соотношением [57]: (54) от нормальной координаты при характерных значениях волнового числа κ, соответствующих и , . Кривые на рис. 3 соответствуют точному решению, полученному в [58]. Как при минимальной отрицательной скорости , так и при в сечении слоя существуют подобласти с противоположными знаками амплитуд продольного перемещения: Распределения по толщине слоя безразмерного продольного перемещения в точке дисперсионной кривой, соответствующей , описываемые теориями порядка , практически совпадают [57]. Зависимости соответствующие , качественно отличаются, представляя собой параболическую аппроксимацию перемещения. Аналогичный вывод следует из анализа зависимости при Следует отметить, что в точке границы подобласти вычисленные на базе теорий 2…6 порядков, практически совпадают, несмотря на качественное различие кривых. В точке границы подобласти , определяемые теориями 2, 3-го и высших порядков, различаются. а б Рис. 3. Распределение по толщине слоя безразмерного продольного перемещения: (а) cg = min; (б) cg = 0. Теории 2, 3, 4, 5-го порядков На рис. 4 показана эволюция формы поперечного перемещения во второй распространяющейся моде, при , , . Рис. 4. Эволюция формы второй распространяющейся моды продольной нормальной волны в слое в области эффекта «обратной волны». Поперечное перемещение (53). Теория 5-го порядка На рис. 5 приведены зависимости безразмерного перемещения , определяемого (54), от координаты при значениях волнового числа : и :. Аналогично предыдущему случаю. а б Рис. 5. Распределение по толщине слоя безразмерного поперечного перемещения: (а) cg = min; (б) cg = 0. Теории 2, 3, 4, 5-го порядков Распределение поперечного безразмерного перемещения по толщине слоя, вычисленное на базе теории второго порядка (см. рис. 5), соответствует линейной аппроксимации и качественно отличается от зависимости , полученной на основе теорий 3, 4, 5-го и высших порядков. При этом в точке кривые для всех порядков теории N ≥ 3 совпадают, в точке различие между кривыми, соответствующими 3, 4, 5-му порядкам, становится заметным. По мере повышения порядка кривизна кривых в областях увеличивается. При кривые совпадают. На рис. 6, 7 приведены распределения по толщине слоя продольного (а) и поперечного (б) перемещений при дальнейшем увеличении значения волнового числа. Рис. 6 соответствует , рис. 7 - значению . Как следует из рис. 1, при таких величинах волнового числа знаки фазовой и групповой скоростей совпадают. Анализируя приведенные на рис. 6, 7 результаты, можно утверждать, что на ближайшем к области проявления эффекта «обратной волны» отрезке точность теории 4-5-го порядков достаточна для описания поперечного перемещения . Для достаточной точности аппроксимации продольного перемещения предпочтительна теория 5-го порядка. При погрешность теории 5-го порядка становится заметной. а б Рис. 6. Распределение по толщине слоя компонентов безразмерного перемещения при значении волнового числа . Теории 2, 3, 4, 5, 6, 7-го порядков а б Рис. 7. Распределение по толщине слоя компонентов безразмерного перемещения при значении волнового числа . Теории 2, 3, 4, 5, 6, 7-го порядков Заключение Получена формулировка расширенной теории N-го порядка нетонких анизотропных оболочек, учитывающая силовые краевые условия на лицевых поверхностях, перенесенных на базовую поверхность оболочки, в форме неголономных уравнений связей. Для плоского упругого слоя получена формулировка уравнений движения в переменных поля первого рода и сформулирована соответствующая спектральная задача. Проведенный анализ аппроксимации формы второй распространяющейся моды нормальных волн в упругом слое на базе теории изотропных пластин N-го порядка И.Н. Векуа - А.А. Амосова [31-33, 37-43] в варианте [45-49], при использовании в качестве базисных функций полиномов Лежандра, соответствующих традиционной формулировке «трехмерных» теорий оболочек [19-22, 31-36], позволяет сделать следующие основные выводы. 1. Для обнаружения эффекта «обратной волны» в плоском упругом слое, т.е. для получения в результате решения соответствующей спектральной задачи на некотором отрезке отрицательных значений групповых скоростей второй распространяющейся продольной моды, минимально необходимой является теория 2-го порядка [48]. В то же время теория 2-го порядка приводит к существенному занижению , а также получению завышенного значения . Продольное перемещение при этом описывается параболической, поперечное - линейной аппроксимацией. Теория 2-го порядка не может быть использована при решении задач, связанных с учетом явления «обратной волны». 2. Теория 3-го порядка за счет дополнительной степени свободы в трансверсальном направлении, обеспечивающей кубическую аппроксимацию поперечного перемещения и, следовательно, лучшее приближение в области «толщинного резонанса» [53] при малых значениях волнового числа, позволяет получить практически точное значение границы области проявления «эффекта обратной волны», однако приводит к завышению и смещению точки минимума групповой скорости в сторону больших волновых чисел. Продольное перемещение в рамках теории 3-го порядка описывается параболической аппроксимацией и близко к аппроксимации на базе теории 2-го порядка. Поперечное перемещение в области малых волновых чисел описывается теорией 3-го порядка с достаточной точностью. 3. Теории 4-го и 5-го порядка обеспечивают не только близкую к точной форму второй дисперсионной ветви [48], но и при малых значениях волнового числа хорошую аппроксимацию формы продольного перемещения, практически неотличимую от аппроксимаций высших порядков при и . Следовательно, теория 4-го порядка может считаться достаточно точной приближенной моделью для описания поля перемещений в области проявления эффекта «обратной волны». Теория 5-го порядка при волновых числах, не превышающих , не предоставляет заметных преимуществ по сравнению с теорией 4-го порядка. 4. При увеличении волнового числа до значений , т. е. при описании «прямой» волны в области, непосредственно прилежащей к диапазону волновых чисел, где проявляется эффект «обратной» волны, точность теорий 4-5-го порядков представляется также достаточной для решения практических задач. При дальнейшем увеличении волнового числа теория 5-го порядка не может описать распределение перемещений, соответствующих второй распространяющейся моде, с достаточной точностью: при требуется применение теорий 6-7-го порядков для достижения хорошей аппроксимации продольного перемещения . На основе перечисленных выводов представляется возможным заключить, что для описания явления «обратной волны» в упругом слое теориями пластин типа И.Н. Векуа - А.А. Амосова, основанных на ортогональных разложениях неизвестных по базису, образованному полиномами Лежандра, минимально необходимыми порядками теории являются 4-5-й порядки, обеспечивающие точность построения как дисперсионной ветви, так и распределения перемещений по толщине слоя при распространении второй продольной моды прогрессивных волн.

About the authors

O V Egorova

Moscow Aviation Institute (National Research University)

S I Zhavoronok

Institute of Applied Mechanics of Russian Academy of Sciences

A S Kurbatov

Federal State Unitary Enterprise Research Centre named after M.V. Keldysh

References

Statistics

Views

Abstract - 175

PDF (Russian) - 67