应力波基础1

第一章 绪 论

物体在爆炸/冲击载荷下的力学响应往往与静载荷下的有显著不同。例如，飞石打击在窗玻璃上时往往首先在玻璃的背面造成碎裂崩落。碎甲弹对坦克装甲的破坏正类似于此。又如，对一金属杆端部施加轴向静载荷时，变形基本上是沿杆均匀分布的，但当施加轴向冲击载荷时(如打钎，打桩„„)，则变形分布极不均匀，残余变形集中于杆瑞。子弹着靶时，变形呈蘑菇状也正类似于此。固体力学的动力学理论的发展正是与解决这类力学问题的需要分不开的。

为什么在爆炸/冲击载荷下会发生诸如此类的特有现象呢？为什么这些现象不能用静力学理论来给以说明呢？固体力学的动力学理论与静力学理论的主要区别是什么呢？

首先，固体力学的静力学理论研究处于静力平衡状态下的固体介质，以忽略介质微元体的惯性作用为前提。这只是在载荷强度随时间不发生显著变化的时候，才是允许和正确。而爆炸/冲击裁荷以载荷作用的短历时为其特征，在以毫秒（ms）、微秒（s）甚至毫微秒纳秒（ns）计的短暂时间尺度上发生了运动参量的显著变化。例如核爆炸中心压力可以在几s内突然升高到107 ～108 大气压（103～104 GPa）量级；炸药在固体表面接触爆炸时的压力也可在几微秒内突然升高到105大气压（10 GPa）量级；子弹以102～103 m/s的速度射击到靶板上时，载荷总历时约几十s，接触面上压力可高达104～105大气压（1～10 GPa）量级。在这样的动载荷条件，介质的微元体处于随时间迅速变化着的动态过程中，这是一个动力学问题。对此必须计及介质微元体的惯性，从而就导致了对应力波传播的研究。

事实上，当外载荷作用于可变形固体的某部份表面上时，一开始只有那些直接受到外载荷作用的表面部份的介质质点离开了初始平衡位置。由于这部分介质质点与相邻介质质点之间发生了相对运动（变形），当然将受到相邻介质质点所给予的作用力（应力），但同时也给相邻介质质点以反作用力，因而使它们也离开了初始平衡位置而运动起来。不过，由于介质质点具有惯性，相邻介质质点的运动将滞后于表面介质质点的运动。依次类推，外载荷在表面上所引起的扰动就这样地在介质中逐渐由近及远传播出去而形成应力波。扰动区域与未扰动区域的界面称为波阵面，而其传播速度称为波速。常见材料的应力波波速约为102～103 m/s量级。必须注意区分波速和质点速度。前者是扰动信号在介质中的传播速度，而后者则是介质质点本身的运动速度。如果两者方向一致，称为纵波；如果两者方向垂直，则称为横波。根据披阵面几何形状的不同，则有平面波，柱面波，球面波等之分。地震波，固体中的声波和超声波，以及固体中的冲击被等都是应力波的常见例子。

一切固体材料都具有惯性和可变形性，当受到随时间变化着的外载荷的作用时，它的运动过程总是一个应力波传播、反射和相互作用的过程。

其次，强冲击载荷所具有的在短暂时间尺度上发生载荷显著变化的特点，必定同时意味着高加载率或高应变率。一般常规静态试验中的应变率为10-5～10-1 s-1量级．而在必须计及应力波传播的冲击试验中的应变率则为102～104 s-1，甚至可高达107s-1，即比静态试验中的高得多个量级。大量实验表明，在不同应变率下，材料的力学性能行为往往是不同的。从材料变形机理来说，除了理想弹性变形可看作瞬态响应外，各种类型的非弹性变形和断裂都是以有限速率发展、进行的非瞬态响应(，因而材料的力学性能本质上是与应变率相关的。通常表现为：随着应变率的提高，材料的屈服极限提高，强度极限提高，延伸率降低，以及屈服滞后和断裂滞后等现象变得明显起来等等。因此，除了上述的介质质点的惯性作用外，物体在爆炸/冲击载荷下力学响应之所以不同于静载荷下的另一个重要原因，是材料本身在高应变率下的动态力学性能与静态力学性能的不同，即由于材料本构关系对应变率的相关性。从热力学的角度来说，静态下的应力-应变关系过程接近于等温过程，相应的应力应变曲线可近似视为等温曲线；而高应变率下的动态应力-应变关系过程则接近于绝热过程，因而是

一个伴有温度变化的热-力学耦合过程，相应的应力应变曲线可近似视为绝热曲线。

这样，如果将一个结构物在爆炸/冲击载荷下的动态响应与静态响应相区别的话，则实际上既包含了介质质点的惯性效应，也包含着材料本构关系的应变率效应。当我们处理爆炸/冲击载荷下的固体动力学问题时，实际上面临着两方面的问题：其一是已知材料的动态力学性能在给定的外载荷条件下研究介质的运动，这属于应力波传播规律的研究（正问题）；其二是借助于应力被传播的分析来研究材料本身在高应变率下的动态力学性能，这属于材料力学性能或本构关系的研究（反问题）。问题的复杂性正在于；一方面应力波理论的建立耍依赖于对材料动态力学性能的了解，是以已知材料动态力学性能为前提的；而另一方面材料在高应变率下动态力学性能的研究又往往需依赖于应力波理论的分析指导。因此应力波的研究和材料动态力学性能的研究之间有着特别密切的关系。

虽然从本质上说材料本构关系总是或多或少地对应变率敏感的，但其敏感程度视不同材料而异，也视不同的应力范围和应变率范围而异。在一定的条件下，有时可近似地假定材料本构关系与应变率无关。在此基础上建立的应力波理论称为应变率无关理论。其中，根据应力应变关系是线弹性的、非线性弹性的、塑性的等，则分别称为线弹性波、非线性弹性波、塑性波理论等。反之，如果考虑到材料本构关系的应变率相关性，相应的应力波理论则称为应变率相关理论。其中，根据本构关系是粘弹性的、粘弹塑性的、弹粘塑性的等，则分别称为粘弹性波、粘弹塑性波、弹粘塑性波理论等。

近五十年来，应力波的研究和应用取得了迅速发展，广泛地应用于地震研究，工程爆破（开矿、修路、筑坝„„），爆炸加工（成型、复合、焊接、硬化„„），爆炸合成（人造金刚石，人造氮化硼„„），超声波和声发射技术，机械设备的冲击强度，工程结构建筑的动态响应，武器效应（弹壳破片的形成、聚能破甲、穿甲、碎甲、核爆炸和化学爆炸的效应及其防护„„），微陨石和雨雪冰沙等对飞行器的高速撞击，地球和月球表面的陨星坑的研究，动态高压下材料力学性能（包括固体状态方程）、电磁性能和相变等的研究，材料在高应变率下的力学性能和本构关系的研究，动态断裂的研究，以及高能量密度粒子束如电子束、x射线、激光等对材料的作用的研究等。

本书从第二章开始将首先讨论一维杆中应力波的初等理论。在建立基本关系式以后。将由浅入深地依次对弹性波（(第三章)、弹塑性加载波和卸载波（第四章）。书中采用Lagrange描述法。

对于初次接触应力波理论的读者来说，这些内容是基础性的。应力波理论主要关心的是介质不断随坐标和时间变化着的非均匀、非定常运动，着重于动载荷对介质的局部效应和早期效应的分析。应力波分折中要注意载荷与介质之间的耦合作用，要注意应力波和材料动态力学性能之间相互依赖的密切关系。这些正是固体力学动力学与静力学理论的主要不同之处。

第二章 一维杆中应力波的初等理论

2.1 物质坐标和空间坐标

连续介质力学中，可以采用两种不同的观点和方法来研究介质的运动，即：物质坐标法（Lagrange法）和空间坐标法（Euler法）。

连续介质力学的基本出发点之一是不从微观上考虑物体的真实物质结构而只在宏现上数学模型化地把物体看作由连续不断的质点所构成的系统，即把物体看作质点的连续集合。质点的存在以其占有空间位置来表现。不同的质点在一定时刻占有不同的空间位置。一个物体中各质点在一定时刻的相互位置的配置称为构形。为了使质点能相互区别，就需要对质点命名，而为了描述质点所占的空间位置．就需要一个参考的空间坐标系。

以我们即将研究的杆的一维运动为例，设质点以X来表示（即其命名），其在空间所占的位置以x来表示。介质的运动表现为质点X在不同的时间t取不同的空间位置x，即x是X和t的函数

xx(X,t) （2-1）

固定X，上式给出质点如何随时间运动，即其空间位置随时间的变化；固定t，则上式给出时刻t时各质点所占的空间位置。一般，在给定时刻下一个质点只能占有一个空间位置，一个空间位置上也只能有一个质点。所以，反过来也可以从某一时刻t时所占的空间位置来确定质点。换言之，只要运动是连续和单值的，式（2-1）就可反演为

XX(x,t) （2-2）

一个简单方便的命名质点的方法是用参考时刻t0时在参考空间坐标系中质点所占位置x0来命名质点，把它记作X 。这时，公式（2-1）和（2-2）给出了质点在参考时刻t0时的位置和在t时刻时的位置两者间的相互转换关系。附带说明两点：可以取t0=0，即选初始时刻作为上述的参考时问，但也可选其他适当的时刻；用来命名质点的t0时刻的参考空间坐标系可以和描述运动所用的空间坐标系一致，但也可以不同。这些都取决于研究问题的方便。

这样，当研究介质运动时，可以采用两种方法：一种是随着介质中固定的质点来观察物质的运动，所研究的是在给定的质点上各物理量随时间的变化，以及这些量由一质点转到其他质点时的变化，也就是把物理量 看作质点X和时间t的函数：F（X ,t）。这种方法称为拉格朗日方法，自变量X称为Lagrange坐标或物质坐标。

另一种是在固定空间点上来观察物质的运动，所研究的是在给定的空间点上以不同时刻到达该点的不同质点的各物理量随时间的变化，以及这些量由一空间点转到其他空间点时的变化，也就是把物理量看作空间点x和时间t的函数；f（x ,t）。这种方法称为欧拉方法，自变量x称为Euler坐标或空间坐标。

注意到式（2-1）和（2-2）也就是t时刻物质坐标和空间坐标之间相互变换的关系式，则以物质坐标描述的物理量的函数F（X ,t）可籍此变成以空间坐标描述的函数f（x ,t）

f(x,t)F[X(x,t),t]

或相反地 F(X,t)f[x(X,t),t]

与之相应地有两种时间微商，即在给定的空间位置x上量对时间t的变化率，记作

f(x,t) ttx （2-3）

称为空间微商（Euler微商）；以及跟随着给定质点X来观察的量对时间t的变化率，记作

dF(X,t)  （2-4） dttX

称为物质微商（Lagrange微商），或随体微商。如果把式中F（X , t） 看作（x，t）的复合函数F [X(x，t)]f [x(X, t), t]，利用复合函数求微商的连锁法则，可得

dfxX,t,tfxX,t,txdttxxttX fx,tfx,tx，txxttX

x这里的是质点X的空间位置x对时间t的物质微商，正是质点的速度v： tX

dxxv dttX （2-5）

因之不言之明地略去下标时可得

d vdttx

当为质点速度v时，它的物质微商正是质点的加速度a （2-6）

dvv atXdt

而由式（2-6）可知： （2-7）

avxv tx （2-8）

右边第一项是质点速度在空间位置x处对时间t的变化率，称为局部加速度，在定常场中此项为零；第二项是质点速度由于空间位置改变而引起的时间变化率称为迁移加速度，在均匀场中此项为零。

在应力波传播的研究中还应注意波速的描述与坐标系的选择密切相关。如果在物质坐标中来观察应力波的传播，设在t时刻波阵面传播到质点X处，以X＝（t）表示波阵面在物质坐标中的传播规律，则

dX(t) C （2-9a） dtW

称为物质波速（Lagrange波速），或内禀波速。如果在空间坐标中来观察应力波的传播，设在t时刻波阵面传播到空间点x处，以x=t表示波阵面在空间坐标中的传播规律，则

dx(t) c （2-9b） dtw

称为空间波速（Euler波速）。这两种波速虽然都是对同一个波的传播速度的描述，由于在不同的坐标系中量度，因而除非波阵面前方介质是静止而无变形的，一般说来，两种波速的值是不等的。

在定义了波速之后，还可以讨论一下在应力波研究中常用的第三种时间微商，即跟随着

d波阵面来观察的任一物理量对时间t的总变化率()W，称为随波微商。类似于空间坐dt

标中的随体微商（式2-6），在空间坐标中的随波微商为

d c dtWtxxt

（2-10a）

而在物质坐标中的随波微商为

d CdttxWXt

（2-10b）

式（2-10a）和（2-10）也是用不同坐标系表述的同一物理现象。当式（2-10 b）中具体指质点的空间位置x（X，t）时，再注意到在一维运动中

x (1) Xt

此处 为工程应变，即可得到平面波传播时空间波速c和物质波速C间的下述关系

cv1C （2-11）

在初始质点速度和初始应变为零的介质中传播的平面波，空间波速和物质波速显然相同。

2.2 物质坐标描述的杆中纵波的控制方程

在物质坐标中来研究一等截面的均匀杆的纵向运动。取变形前（t＝0时）的质点的空间位置作为物质坐标，井选杆轴为X轴 （图2-1）。这时，杆在变形前的原始截面积A0、原始密度ρ0和其他材料性能参数都与坐标无关，截面形状一般也无限制。

作第一个基本假定：杆在变形时横截+面保持为平面，沿截面只有均布的轴向应图 2-1 物质坐标表示的等截面均匀杆的微元段 力。于是各运动参量都只是x和t的函数，

整个问题简化为一维问题。

uu在下面的讨论中，位移u、应变、质点速度v和应力 等均直接表示X方Xt

向的分量，除特殊情况外不再加下标X来标明。这里的应力是工程应力（即名义应力），应u变是工程应变，并且在一维情况下，物质型伸长度并无小变形的限制。 X

基本方程的组成包括运动学条件（连续方程或质量守恒方程），动力学条件（运动方程或动量守恒方程）以及材料本构关系（物性方程）。在目前的具体条件下可按下述方法分别求得：

注意到应变 和质点速度v分别是位移u对X，t的一阶导数，由位移u的单值连续条件就可得到联系 和v的相容性方程，即连续方程：

v （2-12） Xt

考察杆的一长度为dX的微元体（图2-1）。在截面R上作用有总力P（X，t），而在截面S上作用有总力

P(X,t)P(XdX,t)P(X,t)dX X

根据牛顿第二定律，应有

vP0A0dXP(XdX,t)P(X,t)dX tX

再引入工程应力P/A0，即得运动方程：

v （2-13） 0tX

注意，在目前的物质坐标表述中，式（2-12）和（2-13）中的/t已包含着X不变之意，是对时间的随体微商，没有必要再用d/dt表出。

关于材料本构关系，先限于讨论应率率无关理论，则作第二个基本假定：应力 只是应变 的单值函数，即材料本构关系可写成

() （2-14）

由于应力波波速很高，在应力波通过微元体的时间内，微元体还来不及和邻近的微元体及周

围介质交换热量，因此可近似地认为过程是绝热的。这里写出的本构关系实质上是指绝热的应力应变关系。正是由于这样一种考虑，我们就无需列出能量守恒方程而得到关于变量、、v的封闭的控制方程组（2-12）～（2-14）。杆中纵向应力波的传播问题就是从这些基本方程，按给定的初始条件和边界条件来求解三个未知函数(X,t)，(X,t)和v(X,t)。

在以上的讨论中及以后，规定应力和应变均以拉为正，而质点速度以X轴向为正，反之为负。

一般，（）是连续可微函数，且设其一阶导数为非零正数，引入

1ddC2,(0) （2-15） 0dd

就可由式（2-13）和（2-14）消去，得

v （2-16） C2

tX

或由式（2-12）和（2-14）消去，得

v （2-17） 0C2

tX

问题就可化为求解以 和v为未知函数的一阶偏微分方程组（2-12）和（2-16），或化为求解以 和v为未知函数的一阶偏微分方程组（2-13）和（2-17）。

如把和v的表式代入式（2-16）．则问题可完全等价地归结为求解以位移u为未知函数的二阶偏微分方程，即波动方程：

22u2uC0 （2-18） t2X2

在上述得出控制方程的讨论中，由于作了第一个基本假定，实质上是一个近似处理。这一假定忽略了杆中质点横向运动的惯性作用，即忽略了杆的横向收缩或膨胀对动能的贡献。事实上，质点的横向运动将使杆截面上的应力分布不再均匀，原来的横截面平面就变歪曲了，也不再是一维问题了。计及横向惯性效应的精确解的求解要复杂和困难得多。不过，由杆中弹性波的精确解已知，只要波长比杆的横向尺寸大得多时，这一近似假定所引起的误差是允许忽略的（参阅§2-8）。本章中对于杆中应力被传播理论的讨论都是建立在这一假定基础上的，通常称为初等理论或工程理论。

第二个基本假定是一切应变率无关应力波理论的共同基本假定。初看之下，似乎只有在弹性变形范围内才是可用的（一般认为材料弹性常数与应变率无关），或对于那些对应变率不敏感的弹塑性材料才是近似可用的。不过考虑到冲击载荷下的应变率比准静态载荷下的要高出好多量级，则这一假定更确切地可理解为：材料在冲击载荷的某一应变率范围内具有平均意义下的唯一的动态应力应变关系，但它与静态应力应变关系是不同的，在此意义上已笼统地计及了应变率的影响。当然，在应变率无关理论中，这种应变率效应是不在本构方程中显性地出现的。应变率无关应力波理论在工程应用中也就仍不失为一个有用的工具。

2.3 特征线和特征线上相容关系

现在对控制方程（2-18）式作进一步的讨论。

首先注意，由于作了“应力只是应变的单值函数”的假定，则C 2（＝

应变(1d）也只是0du)的函数，因而式（2-18）对于u的二阶偏导数而言是线性的，属于两个自变量X

的二阶拟线性偏微分方程。在特殊情况下，当应力是应变的线性函数时，则C 2将是常数，于是式（2-18）属于线性偏微分方程。

其次应注意，由于我们不考虑非稳定塑性阶段的特殊情况，所以应力总是随应变单调上d升的函数，即0，而密度ρ0又总是正值，故必有C 2＞0。于是由二阶偏微分方程的分d

类可知（参阅有关数学物理方程的教程），式波动方程（2-18）属于双曲线型偏微分方程（波动方程），有两族实特征线，即通过自变量平面（ X，t ）任一点有两条相异的实特征线。

特征线的概念不仅在偏微分方程的分类研究上有重要意义，对我们来说，尤其重要的在于它是解双曲线型偏微分方程的主要解法之一—特征线法的基点，在波传播的研究中占有十分重要的地位。特别在一维波的传播问题上获得了广泛的应用。这时实际上把解两个自变量偏微分方程的问题化成了解特征线上的常微分方程问题。

关于特征线可以用几个不同的而又互相等价的方法来定义。主要有两种：一种称为方向导数法，即如果能把二阶偏微分方程（或等价的一阶偏微分方程组的线性组合）化为只包含沿自变量平面（X，t）上某曲线C的方向导数的形式时，此曲线C即称为特征线。另一种称为不定线法，即如果对自变量平面（ X，t ）上某曲线C，由沿此曲线上给定的初值连同偏微分方程一起不足以确定全部偏导数的话，则此曲线C称为特征线。这两种定义方法分别从不同角度反映了特征线的某种性质。不论采用哪一种方法，所得结果是一样的。下面我们将主要采用方向导数法来对式（2-18）加以具体讨论。

设在自变量平面（X，t）上有某曲线C（X，t），u的一阶偏导数也即v和沿此曲线方向的微分则为：

vv2u2udXdtdt dvXtXtt2

（2-19）

2u2uddXdtdt XtX2tX

（2-20）

式中d X和d t是曲线C（X，t）上的微段d S分别在X，t两轴上的分量，也即d X / d t是曲线C 在（X，t）点的斜率。如果曲线C是式（2-18）的特征线，则式（2-18）左边应能化为只包含沿此曲线的方向微分，这只要把式（2-19）和（2-20）线性组合起来就可做到，于是（2-18）化为

2u2u2udvddt(

dtdX)dt0 （2-21）

式中（2-22）

由第一个等式得：（2-23）

此即是（2-18）式也即（（2-24）

相应的相容关系（与式（2-23物理平面，而（v，何意义上表示（X，tt象）。如图2-2t）平面上的G

）平面上的G域之间，C线与 C线之间，以及不同族特征线的交点Q与Q之间均有对应性。正是这种对应性提供了式（2-18）的特征线解法的基础。

以上我们是用方向导数法来讨论的，但也不难用不定线法来得到同样的结论。注意到式（2-12）和（2-16）组成的一阶偏微分方程组与式（2-18）等价，它们与式（2-19）、（2-20）共同组成的如下的方程组

vXt0

vC20tX vvdXdtdvXtdXdtdXt

vv此方程组可看成解四个偏导数、、、的代数方程组。写成矩阵的形式，有 XXtt

0011v0X2v001C0t＝ dXdvdt00Xd0dXdtt0

（2-25）

如果曲线C是特征线，上述解不定，则应有

12340

式中

001000

01C2000dtdXdt， 101C200dX0dtdvdtd0，2, 0dX

把行列式展开，即可重新得出特征线微分方程（2-23）和特征线上相容条件（2-24）。

如果从以和v为未知函数的一阶偏微分方程组（2-13）和（2-17）出发，类似地可得特征线微分方程（2-23），而特征线上相容条件则相应地为

d0Cdv

（2-26）

它与相容关系（2-24）是等价的。事实上，把式（2-15）代入式（2-24）即可得到式（2-26）。

在下面我们将进一步表明，特征线方程（2-23）在物理意义上表示扰动的传播，也就是说在（X，t）平面上特征线代表扰动（波阵面）的传播轨迹，C1d代表波阵面传播0d

的物质波速，式中正号表示正向波（右行波）而负号表示负向波（左行波）的传播。至于式（2-24）或（2-26）则确定了扰动传播过程中在波阵面上质点速度v和应变 或应力 之间的相容关系，0C称为波阻抗。注意式中正号与右行波对应而负号与左行波对应，这和以后将要谈到的跨过波阵面的相容条件中的符号恰相反[参阅2-7节，式（2-63）]。

2.4 半无限长杆中的弹塑性加载纵波

下面先来讨论半无限长杆中传播的纵向应力波，杆子从X＝0延伸到X＝∞，这时只有

沿正X方向传播的单向波，没有波的反射。这就相当于有限长杆在尚未考虑来自另一端的反射波时的情况。此外，我们只考虑单调加载而无卸载的情况。如果外载荷以应力边界条件给出时，/t0；如以速度边界条件给出时，v/t0。这样的问题最为简单。

2.4.1．线性弹性波

先讨论冲击载荷不大，杆处于弹性变形下的情况。这时，应力和应变之间遵循Hooke定律，本构关系（2-14）简化为

E

（2-27）

式中E为Young模量。于是非线性波动方程（2-18）简化为线性波动方程

22u2uC00 22tX

（2-28）

式中C0是完全由材料常数0和E所决定的常数

（2-29）

由式（2-23）和（2-24平面上斜率为±C0的两族直线：

（2-30a）

或者引入积分常数1，2，R1，R2（2-30b）

R1和R2有时称为Riemann（2-31a）

及边界条件

（2-31b）

下，求解式（2-28），或按特征线法在上述初边条件下求解式（2-30）。应说明的是，这时系分别解两类初边值问题，即Cauchy

问题和Picard问题。 在（X，t）平面上，经任一点有正向和负向两特征线（图2-3），其中OA是经过O（0，0点的正向特征线。先讨论OA下方，即AOX区的情况。沿OX轴的v和按初始条件是已知的，而经AOX区中任一点P的正向特征

线QP和负向特征线RP都与OX轴相交，于是沿这两条特征线的Riemann不变量R1和R2（式2-30）可由初始条件确定

沿QP vC0v(Q)C0(Q)，

沿RP vC0v(R)C0(R)

因而QP和RP之交点P处的v（P）和（P）即可由上两式解得

1v(P){[v(R)v(Q)]C0[(R)(Q)]} 2

1(P){[v(R)v(Q)]C0[(R)(Q)]} 2C0

（2-32）

在目前零初始条件（式2-31）的情况下，由于有v（Q）＝（Q）＝v（R）＝（R）＝0，因此v（P）＝（P）＝0。既然P点是AOX区中的任意点，因此整个的AOX区是v＝＝0的恒值区。实际上，只要是恒值初始条件，即v（Q）＝v（R）＝常数，（Q）＝（R）＝常数，则AOX区总是恒值区，总有：v（P）＝v（Q）＝v（R），（P）＝（Q）＝（R）。

在上述讨论中，OX这样的初值曲线是一条非特征线，并且经曲线上任一点所作的两条特征线都随时间的增加而进入所讨论区域，所有具有这种性质的曲线（不必和X轴平行）通常称为类空曲线。由上述讨论知，在类空曲线的任意线段QR上给定v和，则可在由QR和特征线QP、RP为界的曲线三角形区域QRP中求得单值解，这类初边值问题，常称为初值问题或Cauchy问题。

现在再讨论OA上方，即AO t区的情况。既然经任一点B的负向特征线BD总交于OA，而沿OA已知v＝＝0，因此在此区域中恒有R2＝0，或即恒有

vC0 0C0

（2-33）

正向特征线CB总交于O t轴，而沿O t轴的v按边界条件（2-31b）是已知的，于是R1可由点C（0，）上的v0（）来确定，即沿CB有

R1vC02v2C02v0()

注意到正向特征线CB的数学表达式为

XC0(t)

式中C0 为积分常数，正是此特征线在t轴上的截距，所以AO t区中任一点B（X，t）处的v和可确定为

XvC0v0(t) C0

（2-34）

这说明t时刻加于杆端的扰动v0（）是以速度C0在杆中传播，于t时刻到达X截面。由此可见，特征线在物理意义上表示扰动（波阵面）的传播轨迹。C0称为杆中弹性纵波波速，完全由材料常数ρ0和E所决定（式2-29）。

与类空曲线相对应，像O t轴这样的非特征线，即经曲线上任一点的两条特征线随时间的增加只有一条进入所讨论区域的非特征线，通常称为类时曲线。与上述解AOt区问题相类似，在一特征线上给定v和，而在一条与之相交的类时曲线上给定v或，则可在此两曲线为界的区域中求得单值解。这类问题称为混合问题或Picard问题。

这样，半无限长杆在杆端受轴向冲击载荷的问题就归结为解AOX区中的Cauchy问题和解AOt区中的Picard问题。在Cauchy问题中，其解完全由初始条件确定，这意味着只接受杆中初始扰动的影响，不受边界扰动的影响。而在Picard问题中，解实际上由初始条件和边界条件共同确定，意味着AO t区中任一点B不仅受到由左行波传来的初始扰动的影响，而且受到由右行波传来的边界扰动的影响。在本例的初边条件 （式2-31）的情况下，初始扰动为零。在边界上最早扰动沿特征线OA以波速C0传播尚未到达之前，即直到t＝X／C0之前，截面X将一直保持静止的自然状态。所以AOX区的状态在（v，）平面上映照为原点O（图2-3）。随后，边界扰动v0（）以波速C0依次传到X截面。由于沿左行特征线传播

过来的初始扰动为零，因而边界扰动沿右行特征线传播过程中扰动状态保持不变（式2-34）。这样的波称为简单波。对于传入初始处于静止、未变形状态的杆中的弹性简单波，质点速度v、应变 和应力 之间遵循式（2-33）。此式通常称作简单波关系，正是AO t区中沿任一条左行特征线DB上各点上的状态在（v，）平面上的映象Oa的方程。不难证明，如果杆具有均匀的初始质点速度v0、初始应变0和初始应力 0。，则式（2-33）应改写为

0

vv0C0(0)

0C0

（2-35）

式中负号对应于右行波而正号对应于左行波。上式给出了弹性波传播中质点速度和应变或应力间的重要基本关系，是弹性波讨论中最常用的。ρ0C0常称为杆中弹性纵波的波阻抗或声阻抗，是表征材料在动态载荷下力学特性的一个基本参数。

几种常见材料的杆中弹性纵波波速C0和波阻抗ρ0C0的近似数值如表2-1所示（Kolsky, H., 1953）。

应于一段线Oa，或者说，（X，t）平面上简单波区的每一条非零扰动的特征线对应于（v，）平面上的一个点。从上面的讨论中还可以得出一个重要结论：简单波区总是和恒值区相邻的。

以上虽然是按照给定杆端的质点速度边界条件来讨论的，但如果杆端给定的是应变边界条件

(0,t)0()， t0

或应力边界条件 (0,t)0()， t0

也完全可得到类似的结果。

特征线法还提供了一个简单方便的作图法以确定任一时刻杆中应力（或应变、质点速度）分布情况，或任一截面位置上应力（或应变、质点速度）随时间变化情况。在（X，t）平面上作t＝t1水平线（图2-4），与简单波各特征线交于1，2，3，4，5，6诸点。既然沿特征线的v（或、）等于杆端已知值v0（t）（或 0（t）、0（t）），便可得t＝t1时刻的质点速度分布，以及相应的应变分布和应力分布，称为波形曲线（图2-4中的下图）。类似地，在（X，t）平面上作X＝X1垂直线，与各特征线交于1’，2’，3’，4’，5’，6’诸点，由此便可求得X＝X1截面位置上的质点速度、应变和应力随时间的变化，称为时程曲线（图2-4中的右图）。用一系列不同时刻的波形曲线，或一系列不同截面上的时程曲线，可以形象地刻画出应力波的传播。对于线弹性波，由于波速为恒定，应力波在传播过程中波形是不变的。

时，材料进入塑性变形，在杆中将传播塑性波。

在特征线法解弹塑性波问题时，由于C和特征线上相容关系（式2-24）

1d

是应变的函数，则特征线（式2-33）

0d

dXCdt dvCd

在（X，t）平面和（v，）平面上一般都不再是直线族。但如果引入

dCd

00C0

（2-37）

则特征线上相容关系，不论是式（2-24）的形式或者式（2-26）的形式，可统一表示为

dvd

（2-38）

表现在（v，）平面上是两族与坐标轴成±450的正交直线

vR1



vR2

（2-38’）

显然，在＝（）已知时，C（）和 （）或 （）也均为已知（图2-5）。

对于在式（2-31）所给出的初边值条件下解半无限长杆中弹塑性波传播的问题，仍可重复前述有关弹性波讨论中的步骤，归结为在AOX区解一Cauchy问题和在AO t区解一Picard问题（图2-5）。其中恒值区AOX以及简单波区AO t中的弹性波部分与前述弹性波解（图2-4）完全相同；而与边界条件中|v0()|vY部分对应的塑性波部分，由于所有负向特征线都终将与X轴相交，在零初始扰动的初值条件（式2-31）下，式（2-38）中的Riemann不变量R2恒为零，因此在塑性简单波区处处有

d

vCd

00C00





（会聚波），最终在波阵面上发生质点速度和应力应变的突跃，形成所谓冲击波。这类问题将在下面（2-6节）作进一步的讨论。

c．在特殊情况下，可近似地取切线模量为常数E1（d2/d2＝0），此即所谓线性硬化材料。E1称为线性硬化模量。这时塑性波传播速度为恒值C1E1/0。由于通常E1

图2-5是在假设材料为递减硬化材料的条件下来讨论的。在（X，t）平面上，弹性区中的特征线是斜率相同的平行直线，而塑性简单波区中的正向特征线则是发散的直线族。图中时程曲线的弹性部分（点3’以前）和波形曲线的弹性部分（点3以前）其形状是不变的，

vc

（

在波阵面上，根据介质连续性要求，质点位移u必定连续，但其导数则可能间断。这称种“具有导数间断”的面，在数学上称为奇异面。如果u的一阶导数间断，也即质点速度v(u/t)和应变(u/x)在波阵面上有突跃，则称为一阶奇异面或强间断。例如递增硬化材料中的塑性波由于高幅值扰动的传播速度大于低幅值扰动的传播速度，最终将形成这样的强间断。这类应力波常称为冲击波。如果u及其一阶导数皆连续，但其二阶导数如加速度

a(v/t2u/t2)等间断，则称为二阶奇异面。这类应力波又常称为加速度波。依次类推，还可以有更高阶的奇异面。二阶及更高阶的奇异面均为弱间断。例如逐减硬化材料中的塑性波由于高幅值扰动的传播速度小了低幅值扰动的传播速度而只能形成这样的弱间断。这类应力波的波剖面是连续的，称为连续波。

前面在讨论半无限长杆中的应力波的传播问题时，在图2-4和图2-5中，我们均暂时假定杆端所受的撞击速度是随时间逐渐增加的所谓渐加载荷，也即假定边界条件（2-31b）至多是具有初始弱间断的边界条件，v0（）是 的连续函数。如果将图中的v0（）当≥ 6

时6，v0()保持为恒值，而且令 6→0，其极限情况即对应于突加恒速撞击，这时边界条件中就包含强间断。

应力波是以强间断还是弱间断的方式传播，主要取决于材料应力应变关系和边界条件的不同而定，现分以下几种情况进行讨论（图2-8）：

（a）在线弹性材料的情况下（图2-8a），如果边界条件是弱间断边界条件，则弹性波也是弱间断波；如果边界条件是强间断边界条化，则弹性波也是强间断波，即完全视边界条件而定。事实上，在图2-4中如先设对于 ≥ 6，v0（）为恒值，则X～t图中的66 t区也是恒值区。再今6→0，则原来经过t轴上0～6间各点的正向特征线将全部重叠在OA上，OA两侧都是恒值区，在OA线上发生v、和的突跃，即特征线OA是强间断波阵面的传播轨迹，波速仍为C0。这表明对于线性波，其初始间断是什么性质的将继续作为这么性质的间断传播。这正是线性双曲线型偏微分方程的一个主要特性。

（b）在应力应变关系为线弹性—线性硬化塑性的情况下（图2-8b），如果边界条件是连续加载，则弹性波和塑性波分别都是波剖面保持不变的连续波，但两者间的距离将在传播过程中愈拉愈远。这里已设线性硬化模量El小于杨氏模量E。如果边界条件是突加载荷（强间断），则形成两个强间断波（双波结构），在斜率为C0的特征线上先发生一次弹性突跃，再在斜率为Cl的特征线上发生一次塑性突跃。这两个陡峭的波阵面（冲击波）之间的距离在传播过程中愈拉愈远。

（c）在应力应变关系为线弹性-递减硬化塑性的情况下（图2-8c），对于弱间断边界条件，如在图2-5中已讨论过的，形成弱间断弹塑性波。如果边界条件是突加恒值载荷，这相当于在图2-5中设v0（）当≥ 6时6，v0()为恒值而再令6→0，则原来弹性波区的平行特征线将重叠于OA上形成强间断弹性波；塑性波区的发散的特征线将共交于O点（奇异点），形成所谓中心波。这时，强间断边界条件中的弹性部分保持以强间断波传播，而其塑性部分则从传播一开始就转变为弱间断，以发散的连续波的形式传播。在传播过程中

22

波剖面将变得愈来愈平坦。可见，对于d / d

即高幅值塑性扰动的波速大于低幅值塑性扰动的波速，因而塑性加载波是会聚波，在传播过

-8

程中其波剖面前缘变得愈来愈陡，最终几乎瞬时地（约为10 s量级）发生应力、应变和质点速度的突跃，即形成冲击波（图2-9）。应注意，这是一种与（a）和（b）情况下讨论过的线弹性材料或线性硬化塑性材料在突加载荷边界条件下所产生的强间断波有所不同的另一类强间断波。事实上，（a）和（b）中所讨论的那种强间断波完全是由边界条件出现强间断所引入的，在热力学上并不引起额外的熵增；而现在所说的这种强间断波则是由应力波传播的会聚性质所形成的，不论其边界条件如何。在以后的讨论中（2-7节）将会看到，这是一种在热力学上引起额外突跃熵增的冲击波。

2.7 波阵面上的守恒条件

现在我们来考察一平面波波阵面作为一奇异面在连续介质中传播时，在波阵面上各运动参量所应满足的限制条件，也即在波阵面前后各量间所应满足的相容条件。 设有一平面波波阵面以物质波速D＝dX /dt沿X轴正向传播（右行波），这里X指波阵面在t时刻在物质坐标中的位置。站在波阵面上来观察任一物理量X，t）对时间的总变化率的话，即按随波微商（式2-10）有

d

D

dttX

（2-50）

把在波阵面前方和后方的值记作+和 -，而把两者之差记作[]



（2-51）

显然，在波阵面上连续时[]=0，有间断时则[]≠0，[]即表示间断突跃值。对 -和+分别应用式（2-50），然后相减，得到

dD tXdt

（2-52）

如果本身连续，其一阶导数在波阵面上间断（一阶奇异面），则有



D Xt

（2-53）

这是著名的Maxwell定理。



分别用和代替式（2-52）中的，得

tX

2d2

2D dttttX

2d2

D2 dtXtXX

故若 及其一阶导数皆连续，而其二阶导数在波陈面上间断（二阶奇异面），则有

2222 2DD2

XttX

（2-54）

式（2-52）～（2-54）称为波阵面上的运动学相容条件，分别对应于波阵面上本身、的一阶导数及的二阶导数发生间断时的情况。以此类推，还可以得出更高阶奇异面上的运动学相容条件。对于左行波只需以－D代替D即可。

现把具体化为质点位移u（X，t）。由连续条件要求，波阵面两侧的位移必须相等，即必有[u]＝0。对于冲击波波阵面，由一阶奇异面相容条件（2-53）得

[v]D[]

（2-55）

对于加速度波波阵面，由二阶奇异面相容条件（2-54）得

22u2u2u

2DD2 tXtX

或即有

vv2DDD tXXt（2-56）

式（2-55）和（2-56）分别是冲击波和加速度波的波阵面上运动学相容条件，是质量守恒条件的体现。

现在再从动力学方面来考察波阵面上有关各量间所应满足的相容条件。 对于强间断波阵面，设t时刻位于AB位置（图2-11），经过dt时间后到A’B’位置，传播的距离dX＝Ddt。由ABA’B’间质点的动量守恒条件：





A0dt0A0dXvv



经简化后可得

0Dv

（2-57）

（2-59）

v

对于加速度波波阵面，由其运动学相容条件（2-56）和动力学相容条件（2-58）消去，

t

就得到：

2D0XX 



由此可得加速度波波速D与波阵面上应力梯度突跃和应变梯度突跃X间的关系： X

D



1X

0X

（2-60）

注意，波阵面上运动学相容条件和动力学相容条件的导出与材料物性无关，对任何连续介质中的平面波一概成立。但波速D的具体确定则与材料性能有关。一般说来，[]～[ ]



间的关系与因此一般情况下冲击波波速与加速度波波速不~X间的关系是不同的，X

同。

在应变率无关应力波理论中，

单值连续函数 ＝（），因此有

dXdX 

于是式（2-60）就化为式（2-15）定的结论。这时，式（2-59） 则意味着冲击波波速由～

曲线上联结冲击波初态点和终态点的弦线的斜率（割线

斜率）所确定。仿照流体动力学中有关冲击波的讨论（可参见Courant, R. and Friedrichs, 1948），此弦线称为Rayleigh弦线或激波弦。

例如对于线弹性-递增硬化塑性材料，塑性冲击波波速由联结动态屈服点A（冲击波初态）和终态点B的激波弦AB的斜率所确定（图2-12）。只要此弦线的斜率小于弹性模量，则塑性冲击波速D总小于弹性波速C0（双波结构）。反之，一旦D≥C0，将形成单一的弹塑性冲击波。在应力与应变之间满足线性关系的特殊情况下，[]d

常数，冲击波速与连续波波速一致。

[]d

现在我们再来讨论一下冲击波波阵面上的能量守恒

条件。考虑图2-11中ABA’B’间在dt内的能量守恒，若e为单位质量中的内能，则

221

vvA0dtee0A0dXvv0A0dX

2

经简化后可得

v0De10Dv2

2

（2-61）

这就是冲击波波阵面上的能量守恒条件。

如果引入单位体积的内能E ＝0 e并把式（2-55）和（2-57）代入上式，注意到

v10Dv2v10Dvvvv1vv

222

1

vvvvvv

2

11vvv22D

，

2

则经演算后可得能量守恒条件的另一形式















EE

1

2



（2-62）

对于图2-12所示的线弹性—递增硬化塑性材料，在突加载荷下具有双被结构：强间断弹性前驱波和后随的塑性冲击波。设杆原来处于静止的自然状态，则弹性前驱波波阵面前方的初态对应于图中的O点，波阵面后方的终态对应于动态屈服限A点，于是有

1

Y,y,EYy

2

这意味着弹性前驱波波阵面上内能突跃[E ]以应力应变曲线弹性段OA下方的三角形的面积OAC来表示，恰等于单位体积弹性变形功。塑性冲击波波阵面前方的初态对应于A点，而

波阵面后方的终态对应于由突加载荷边界条件所确定的状态例如B点，则能量守恒条件（2-62）意味着塑性冲击波波阵面上的内能突跃[E ]以激波弦AB下方的梯形面积ABECD来表示，它比由A点变形到B点时的单位体积弹塑性变形功的面积



B

A

d多出了一块月牙形

面积AFB（图上有阴影线的部分）。这部分能量△Q为

BB1

QBABAdEBd

AA2

对应于因形成冲击波而多耗散的热能。这是由于冲击波被阵面上的很大的速度梯度，使得本来在应变率无关理论中己近似忽略了的固体内粘滞性质又变得显著起来，产生了相应的不可逆的能量耗散。因此，在冲击波被阵面上的突跃过程虽然是绝热的，却不是等熵的，而是一个因冲击波的形成而有额外的熵增的过程，常称作冲击绝热过程。当然应指出，塑性变形本



身是不可逆的，在与B点对应的变形功



B

d之中，本来只有与三角形BDE面积相当的

部分才是可逆的弹性变形功，其余的塑性变形功部分主要也转化为热能耗散了，因此塑性波本来就不是等熵的。但对于塑性冲击波来说，则还将有和△Q对应的额外的熵增。由于耗散的能量总是正的，必有

△Q≥0

对于线性硬化材料（

d2

2

d

形成冲击波时不会引起额外的熵增。

冲击波波阵面上的质量守恒条件（2-55），动量守恒条件（2-57）和能量守恒条件（2-62）统称冲击突跃条件或Rankine-Hugoniot关系，这里给出的是应用于弹塑性杆中的Lagrange形式。

0），△Q＝0，内能的增加就等于变形功，因而在这一类材料中

在给定初态下，冲击突跃条件和材料本构方程共四个方程给出了联系五个未知量、

、v、e和D之间任一量与其他量的关系，称为冲击绝热线或Hugoniot线。注意，它

们只是对于一定的初态点、通过冲击突跃过程所可能达到的平衡终态点的轨迹，而并不描述材料在冲击突跃过程中所经历的状态点。例如冲击绝热～曲线并非材料在准静态绝热条件下的本构～曲线。应该指出，应变率无关应力波理论中关于材料具有唯一的动态应力应变关系的基本假定，在目前讨论冲击波的情况下，还常常包含着忽略上述这两者间的差别。正是由于这一近似，使得我们可以在不考虑能量守恒方程的条件下，从质量守恒方程（2-55）、动量守恒方程（2-57）和材料动态应力应变关系（2-14）三个方程出发，就足以在给定的初边条件下确定冲击波后方的终态值、、v、和波速D了。在更严格的情况下，应该用固体状态方程来代替式（2-14），并计及能量守恒条件。

如果令冲击波波阵面上的突跃值由有限值趋于无限小，则三个守恒条件（2-55）、（2-57）和（2-62）化为弱间断波阵面相应的守恒条件：

dvCd，

d0Cdv

ded/

0

（2-63）

前两式中负号对应于右行被，正号对应于左行波，恰好与沿右行和左行特征线上的相容关系（2-24）和（2-26）相差一个符号。这是因为这里所讨论的是波阵面前方和后方状态参量之间的关系，也即跨过波阵面时状态参量所应满足的关系，而特征线上相容条件则是沿着特征线前进时状态参量之间所应满足的关系。扰动沿着右行特征线传播时将跨过一系列左行特征线，也就是要跨过一系列左行波的波阵面，因此两者的相容关系恰好反号。

研究应力波的传播，可以从建立问题的控制方程着手，如我们在2-1节～2-5节中所作那样；也可以从分析和建立波阵面上应满足的守恒条件着手，如在这一节中所作的那样。这两种途径是互通的，在以后的讨论中都将经常用到。

2.8 横向惯性引起的弥散效应

以上所讨论的杆中一维应力纵波理论都是以杆的平截面在变形后仍保持为平截面，并在平截面上只作用着均布的轴向应力x这一基本假定为前提的。这时实际上忽略了杆中质点横向运动的惯性作用，即忽略了杆的横向收缩或膨胀对动能的贡献，因而是一种近似理论，通常称为初等理论或工程理论。

下面我们在弹性波范围内来考察一下横向惯性的影响，以搞清初等理论的局限性，明确在什么条件下这一近似理论可用。

我们知道，杆在轴向应力X（X，t）的作用下除有轴向应变

u(X,t)

XXX

XE

外，还由于Poisson效应必定同时有横向变形

uu

YYX(X,t)， ZZX(X,t)

YZ

式中uX、uY、uZ为位移在X轴、Y轴、Z轴方向的分量，v为泊松比。既然己假定X、从而X只是X和t的函数而与Y、Z无关，因此对上式积分后可得横向位移为：

u(X,t)

uYYXYX

X

u(X,t)

uZZXZX

X

（2-64）

这里取横截面中心为Y轴和Z轴坐标原点。由此可得横向运动的质点速度vY、vZ和质点加速度aY、aZ分别为：

uvvYYYXYX

ttXuvvZZZXZX

ttXvY2X2vXaX

aYYYY

ttXXt2

(2-65)

22可见，以不同的波速（相速（2-68c）

的近似。

播过程中散开来了，即发生所谓波的弥散现象。但应注意，这种由横向惯性效应所引起的弥散，不同于过去所述由应力应变关系的非线性所引起的非线性本构弥散，也不同于由材料粘性效应所引起的本构粘性弥散，这里主要是由杆的几何形状所引起的，因而有时称为几何弥散。在有关杆中应力波的实验中，例如第三章中将谈到的Hopkinson

压杆试验中，实测到的波形常常或多或少地呈现这种几何弥散现象，包括如图2-13所示的 局部的波形振荡（图2-13）。特别是包含高频分量的强间断波在杆中传播时实际上难以保持其陡峭的前沿，波阵面前沿的升时会逐渐增大．杆中传播的所谓冲击波，实际上只是指其波形具有相对地较陡的前沿而已。

由圆杆中弹性波传播的二维（轴对称）数值分析可进一步阐明，一维杆中的横向惯性效应具体表现在以下几个主要方面：

（1）杆横截面上应力分布的不均匀性

杆中应力波的初等理论是以应力在杆截面上均匀分布、从而满足一维应力的假定为前提的。横向惯性效应则引起杆截面上的不均匀的二维应力分布。以直径D=2R=37mm钢杆为例

33

（取弹性模量E＝200 GPa，密度0＝7.8x10 kg/m，泊松比），设杆端X＝0处作用一梯形脉冲，幅值为 0=800 MPa，总加载历时120 s，包括上升沿和下降沿时间各为10 s。二维计算给出的离加载端X1=0.5D处截面上的无量纲轴向应力分布如图2-14a所示。可见轴向应力沿半径由中心向外表面逐渐减小，杆中心处应力最大（接近一维应变状态）、0.5R处次之、外表面R处最小（接近一维应力状态）。但随着应力脉冲向前传播，经历一定传播距离后，横截面上的应力分布将逐渐均匀化，虽然仍表现出显著的波形振荡，如图2-14b所示。

1.25  37mm

1.00 r=0.5R

r=R

0.75

0.50

0.25

0.00 [1**********]0

t / s

（a）距离杆端0.5D的横截面上，不同半径r=0、0.5R、R处的应力波形

1.25  37mm r=0 1.00 r=0.5R r=R 0.75 0.50 0.25 0.00

[1**********]0

t / s

（b）距离杆端2D的横截面上，不同半径r=0、0.5R、R处的应力波形

 /0

图 2-14 直径37mm钢杆在不同横截面上轴向应力随半径的分布

（2）波形振荡

从式（2-68c）知，谐波的相速度依赖于弹性杆直径与波长之比。随着杆径的增大或波长的减小，图2-13所示的波形振荡等弥散现象将会越加明显。在相同的梯形脉冲加载条件下，即仍设梯形脉冲幅值为 0，总的加载历时120 s，且升时和降时均为10 s，对于杆径为5 mm，

 / 

14.5 mm，37 mm和74 mm四种情况下的二维计算结果分别如图2-15之a，b，c和d所示。图中各六条曲线分别指X=0（杆端）处、及离杆端100 mm、200 mm、300 mm、400 mm和500 mm处的应力脉冲波形。从图中可以看到，对于给定杆径，波形振荡随传播距离增大；另一方面，随着杆径增大，波形振荡显著增大。对于升时10 s的梯形波，直径5mm杆中的波形振荡基本可以忽略，但直径74mm的杆中波形振荡已经非常严重。由此可以理解，对于§3.8节将要讨论的分离式Hopkinson压杆，随着压杆直径增大会有严重波形振荡，这将对数据处理和实验结果的精度造成不利影响。

1000

80010001-X= 0 cm 2- X=10cm 3- X=20cm 4- X=30cm 5- X=40cm 6- X=50cm

[1**********]

6



1- X=0 cm 2- X=10cm 3- X=20cm 4- X=30cm 5- X=40cm 6- X=50cm

40020000

50

100

150

200

250

t / s

（a）直径5mm杆中应力脉冲波形

MPa

1

2 3

4

6004002000 0

50

56

100 150 200 250

t / s

（b）直径14.5mm杆中应力脉冲波形

1000

1- X=0 cm 2- X=10cm 3- X=20cm 4- X=30cm 5- X=40cm 6- X=50cm

/ MPa

[1**********]00-2001

2

3 4 5 6

0 50 100 150 200 250

t / s

（c）直径37mm杆中应力脉冲波形

1000 800

123

4

5

1- X=0 cm 2- X=10cm 3- X=20cm

5- X=40cm 6- X=50cm

MPa

600 400 200 0 -200

50

6100 150 200 250 300

t / s

（d）直径74mm杆中应力脉冲波形

图 2-15 不同直径的钢杆离杆端不同距离处的应力波形之比较

（3）应力脉冲前沿升时的增大

由图2-15还可以看到，由于横向惯性效应，应力脉冲的波阵面前沿实际上随传播距离的增加而逐渐由陡变缓，即应力脉冲前沿的升时ts（指应力脉冲的起始点到应力最大值所经历的时间）随传播距离而逐渐增大；并且杆径越大，其升时变化越显著。图2-16给出不同直径的杆中，应力脉冲升时ts随传播距离X而增大的变化曲线。容易理解，随杆径愈来愈大，既然横向惯性效应愈来愈显著，则升时随传播距离的增大也愈加显著；尤其在传播的早期，升时变化尤其显著，之后才逐渐趋于稳定值。

7060

 74 mm

 100 mm

tS / s

5040

 37 mm

3020100

50

 14.5 mm 5 mm

100150200

X /cm

图 2-16 不同直径的钢杆中应力脉冲升时t S随传播距离X变化之比较

（4）应力脉冲峰值随传播距离的衰减

横向惯性引起的杆中应力波形的几何弥散，还有一个重要表现，即杆中应力脉冲幅值随传播距离而减小。鉴于梯形脉冲在杆中传播时会出现横向惯性引发的波形振荡，不利于对波

幅衰减进行分析，以下面设有三角脉冲作用于杆端X＝0处，幅值仍为0=800 MPa，但其上升沿和下降沿历时各为150s。杆径37 mm的二维计算结果如图2-17所示，可见应力脉冲幅值随传播距离而减小。图2-18给出杆径分别为37 mm，74 mm和100 mm三种情况下，应力峰值衰减如何随传播距离X而变化的对比。由此可见，杆径越大，衰减越严重。这与杆径越大，其他横向惯性效应越显著是一致的。

综上所述总之，只要杆的横向尺寸远小于波长，杆的横向动能便远小于纵向动能，则杆中一维应力波的初等理论就能给出足够好的近似结果。否则必须计及横向惯性所引起的波的几何弥散。更深入的研究表明，在a/l ≤0.7的范围内，Rayleigh修正（式2-68）能给出足够好的近似，但对于波长更短的波，就必须讨论更复杂的Pochhammer－Chree精确解了

800 600 2- X=50cm

1234 400

5- X=200cm

200

0 100 200 300 400 500 600 t / s

图 2-17 直径37 mm钢杆中三角形应力脉冲的幅值随传播距离之衰减

MPa

800

790

 / MPa

 37 mm

780

 74 mm

770

760

50

100

150

200

250

 100 mm

300

图 2-18 不同直径的钢杆中应力脉冲幅值衰减随传播距离变化之比较

x / cm

第一章 绪 论

物体在爆炸/冲击载荷下的力学响应往往与静载荷下的有显著不同。例如，飞石打击在窗玻璃上时往往首先在玻璃的背面造成碎裂崩落。碎甲弹对坦克装甲的破坏正类似于此。又如，对一金属杆端部施加轴向静载荷时，变形基本上是沿杆均匀分布的，但当施加轴向冲击载荷时(如打钎，打桩„„)，则变形分布极不均匀，残余变形集中于杆瑞。子弹着靶时，变形呈蘑菇状也正类似于此。固体力学的动力学理论的发展正是与解决这类力学问题的需要分不开的。

为什么在爆炸/冲击载荷下会发生诸如此类的特有现象呢？为什么这些现象不能用静力学理论来给以说明呢？固体力学的动力学理论与静力学理论的主要区别是什么呢？

首先，固体力学的静力学理论研究处于静力平衡状态下的固体介质，以忽略介质微元体的惯性作用为前提。这只是在载荷强度随时间不发生显著变化的时候，才是允许和正确。而爆炸/冲击裁荷以载荷作用的短历时为其特征，在以毫秒（ms）、微秒（s）甚至毫微秒纳秒（ns）计的短暂时间尺度上发生了运动参量的显著变化。例如核爆炸中心压力可以在几s内突然升高到107 ～108 大气压（103～104 GPa）量级；炸药在固体表面接触爆炸时的压力也可在几微秒内突然升高到105大气压（10 GPa）量级；子弹以102～103 m/s的速度射击到靶板上时，载荷总历时约几十s，接触面上压力可高达104～105大气压（1～10 GPa）量级。在这样的动载荷条件，介质的微元体处于随时间迅速变化着的动态过程中，这是一个动力学问题。对此必须计及介质微元体的惯性，从而就导致了对应力波传播的研究。

事实上，当外载荷作用于可变形固体的某部份表面上时，一开始只有那些直接受到外载荷作用的表面部份的介质质点离开了初始平衡位置。由于这部分介质质点与相邻介质质点之间发生了相对运动（变形），当然将受到相邻介质质点所给予的作用力（应力），但同时也给相邻介质质点以反作用力，因而使它们也离开了初始平衡位置而运动起来。不过，由于介质质点具有惯性，相邻介质质点的运动将滞后于表面介质质点的运动。依次类推，外载荷在表面上所引起的扰动就这样地在介质中逐渐由近及远传播出去而形成应力波。扰动区域与未扰动区域的界面称为波阵面，而其传播速度称为波速。常见材料的应力波波速约为102～103 m/s量级。必须注意区分波速和质点速度。前者是扰动信号在介质中的传播速度，而后者则是介质质点本身的运动速度。如果两者方向一致，称为纵波；如果两者方向垂直，则称为横波。根据披阵面几何形状的不同，则有平面波，柱面波，球面波等之分。地震波，固体中的声波和超声波，以及固体中的冲击被等都是应力波的常见例子。

一切固体材料都具有惯性和可变形性，当受到随时间变化着的外载荷的作用时，它的运动过程总是一个应力波传播、反射和相互作用的过程。

其次，强冲击载荷所具有的在短暂时间尺度上发生载荷显著变化的特点，必定同时意味着高加载率或高应变率。一般常规静态试验中的应变率为10-5～10-1 s-1量级．而在必须计及应力波传播的冲击试验中的应变率则为102～104 s-1，甚至可高达107s-1，即比静态试验中的高得多个量级。大量实验表明，在不同应变率下，材料的力学性能行为往往是不同的。从材料变形机理来说，除了理想弹性变形可看作瞬态响应外，各种类型的非弹性变形和断裂都是以有限速率发展、进行的非瞬态响应(，因而材料的力学性能本质上是与应变率相关的。通常表现为：随着应变率的提高，材料的屈服极限提高，强度极限提高，延伸率降低，以及屈服滞后和断裂滞后等现象变得明显起来等等。因此，除了上述的介质质点的惯性作用外，物体在爆炸/冲击载荷下力学响应之所以不同于静载荷下的另一个重要原因，是材料本身在高应变率下的动态力学性能与静态力学性能的不同，即由于材料本构关系对应变率的相关性。从热力学的角度来说，静态下的应力-应变关系过程接近于等温过程，相应的应力应变曲线可近似视为等温曲线；而高应变率下的动态应力-应变关系过程则接近于绝热过程，因而是

一个伴有温度变化的热-力学耦合过程，相应的应力应变曲线可近似视为绝热曲线。

这样，如果将一个结构物在爆炸/冲击载荷下的动态响应与静态响应相区别的话，则实际上既包含了介质质点的惯性效应，也包含着材料本构关系的应变率效应。当我们处理爆炸/冲击载荷下的固体动力学问题时，实际上面临着两方面的问题：其一是已知材料的动态力学性能在给定的外载荷条件下研究介质的运动，这属于应力波传播规律的研究（正问题）；其二是借助于应力被传播的分析来研究材料本身在高应变率下的动态力学性能，这属于材料力学性能或本构关系的研究（反问题）。问题的复杂性正在于；一方面应力波理论的建立耍依赖于对材料动态力学性能的了解，是以已知材料动态力学性能为前提的；而另一方面材料在高应变率下动态力学性能的研究又往往需依赖于应力波理论的分析指导。因此应力波的研究和材料动态力学性能的研究之间有着特别密切的关系。

虽然从本质上说材料本构关系总是或多或少地对应变率敏感的，但其敏感程度视不同材料而异，也视不同的应力范围和应变率范围而异。在一定的条件下，有时可近似地假定材料本构关系与应变率无关。在此基础上建立的应力波理论称为应变率无关理论。其中，根据应力应变关系是线弹性的、非线性弹性的、塑性的等，则分别称为线弹性波、非线性弹性波、塑性波理论等。反之，如果考虑到材料本构关系的应变率相关性，相应的应力波理论则称为应变率相关理论。其中，根据本构关系是粘弹性的、粘弹塑性的、弹粘塑性的等，则分别称为粘弹性波、粘弹塑性波、弹粘塑性波理论等。

近五十年来，应力波的研究和应用取得了迅速发展，广泛地应用于地震研究，工程爆破（开矿、修路、筑坝„„），爆炸加工（成型、复合、焊接、硬化„„），爆炸合成（人造金刚石，人造氮化硼„„），超声波和声发射技术，机械设备的冲击强度，工程结构建筑的动态响应，武器效应（弹壳破片的形成、聚能破甲、穿甲、碎甲、核爆炸和化学爆炸的效应及其防护„„），微陨石和雨雪冰沙等对飞行器的高速撞击，地球和月球表面的陨星坑的研究，动态高压下材料力学性能（包括固体状态方程）、电磁性能和相变等的研究，材料在高应变率下的力学性能和本构关系的研究，动态断裂的研究，以及高能量密度粒子束如电子束、x射线、激光等对材料的作用的研究等。

本书从第二章开始将首先讨论一维杆中应力波的初等理论。在建立基本关系式以后。将由浅入深地依次对弹性波（(第三章)、弹塑性加载波和卸载波（第四章）。书中采用Lagrange描述法。

对于初次接触应力波理论的读者来说，这些内容是基础性的。应力波理论主要关心的是介质不断随坐标和时间变化着的非均匀、非定常运动，着重于动载荷对介质的局部效应和早期效应的分析。应力波分折中要注意载荷与介质之间的耦合作用，要注意应力波和材料动态力学性能之间相互依赖的密切关系。这些正是固体力学动力学与静力学理论的主要不同之处。

第二章 一维杆中应力波的初等理论

2.1 物质坐标和空间坐标

连续介质力学中，可以采用两种不同的观点和方法来研究介质的运动，即：物质坐标法（Lagrange法）和空间坐标法（Euler法）。

连续介质力学的基本出发点之一是不从微观上考虑物体的真实物质结构而只在宏现上数学模型化地把物体看作由连续不断的质点所构成的系统，即把物体看作质点的连续集合。质点的存在以其占有空间位置来表现。不同的质点在一定时刻占有不同的空间位置。一个物体中各质点在一定时刻的相互位置的配置称为构形。为了使质点能相互区别，就需要对质点命名，而为了描述质点所占的空间位置．就需要一个参考的空间坐标系。

以我们即将研究的杆的一维运动为例，设质点以X来表示（即其命名），其在空间所占的位置以x来表示。介质的运动表现为质点X在不同的时间t取不同的空间位置x，即x是X和t的函数

xx(X,t) （2-1）

固定X，上式给出质点如何随时间运动，即其空间位置随时间的变化；固定t，则上式给出时刻t时各质点所占的空间位置。一般，在给定时刻下一个质点只能占有一个空间位置，一个空间位置上也只能有一个质点。所以，反过来也可以从某一时刻t时所占的空间位置来确定质点。换言之，只要运动是连续和单值的，式（2-1）就可反演为

XX(x,t) （2-2）

一个简单方便的命名质点的方法是用参考时刻t0时在参考空间坐标系中质点所占位置x0来命名质点，把它记作X 。这时，公式（2-1）和（2-2）给出了质点在参考时刻t0时的位置和在t时刻时的位置两者间的相互转换关系。附带说明两点：可以取t0=0，即选初始时刻作为上述的参考时问，但也可选其他适当的时刻；用来命名质点的t0时刻的参考空间坐标系可以和描述运动所用的空间坐标系一致，但也可以不同。这些都取决于研究问题的方便。

这样，当研究介质运动时，可以采用两种方法：一种是随着介质中固定的质点来观察物质的运动，所研究的是在给定的质点上各物理量随时间的变化，以及这些量由一质点转到其他质点时的变化，也就是把物理量 看作质点X和时间t的函数：F（X ,t）。这种方法称为拉格朗日方法，自变量X称为Lagrange坐标或物质坐标。

另一种是在固定空间点上来观察物质的运动，所研究的是在给定的空间点上以不同时刻到达该点的不同质点的各物理量随时间的变化，以及这些量由一空间点转到其他空间点时的变化，也就是把物理量看作空间点x和时间t的函数；f（x ,t）。这种方法称为欧拉方法，自变量x称为Euler坐标或空间坐标。

注意到式（2-1）和（2-2）也就是t时刻物质坐标和空间坐标之间相互变换的关系式，则以物质坐标描述的物理量的函数F（X ,t）可籍此变成以空间坐标描述的函数f（x ,t）

f(x,t)F[X(x,t),t]

或相反地 F(X,t)f[x(X,t),t]

与之相应地有两种时间微商，即在给定的空间位置x上量对时间t的变化率，记作

f(x,t) ttx （2-3）

称为空间微商（Euler微商）；以及跟随着给定质点X来观察的量对时间t的变化率，记作

dF(X,t)  （2-4） dttX

称为物质微商（Lagrange微商），或随体微商。如果把式中F（X , t） 看作（x，t）的复合函数F [X(x，t)]f [x(X, t), t]，利用复合函数求微商的连锁法则，可得

dfxX,t,tfxX,t,txdttxxttX fx,tfx,tx，txxttX

x这里的是质点X的空间位置x对时间t的物质微商，正是质点的速度v： tX

dxxv dttX （2-5）

因之不言之明地略去下标时可得

d vdttx

当为质点速度v时，它的物质微商正是质点的加速度a （2-6）

dvv atXdt

而由式（2-6）可知： （2-7）

avxv tx （2-8）

右边第一项是质点速度在空间位置x处对时间t的变化率，称为局部加速度，在定常场中此项为零；第二项是质点速度由于空间位置改变而引起的时间变化率称为迁移加速度，在均匀场中此项为零。

在应力波传播的研究中还应注意波速的描述与坐标系的选择密切相关。如果在物质坐标中来观察应力波的传播，设在t时刻波阵面传播到质点X处，以X＝（t）表示波阵面在物质坐标中的传播规律，则

dX(t) C （2-9a） dtW

称为物质波速（Lagrange波速），或内禀波速。如果在空间坐标中来观察应力波的传播，设在t时刻波阵面传播到空间点x处，以x=t表示波阵面在空间坐标中的传播规律，则

dx(t) c （2-9b） dtw

称为空间波速（Euler波速）。这两种波速虽然都是对同一个波的传播速度的描述，由于在不同的坐标系中量度，因而除非波阵面前方介质是静止而无变形的，一般说来，两种波速的值是不等的。

在定义了波速之后，还可以讨论一下在应力波研究中常用的第三种时间微商，即跟随着

d波阵面来观察的任一物理量对时间t的总变化率()W，称为随波微商。类似于空间坐dt

标中的随体微商（式2-6），在空间坐标中的随波微商为

d c dtWtxxt

（2-10a）

而在物质坐标中的随波微商为

d CdttxWXt

（2-10b）

式（2-10a）和（2-10）也是用不同坐标系表述的同一物理现象。当式（2-10 b）中具体指质点的空间位置x（X，t）时，再注意到在一维运动中

x (1) Xt

此处 为工程应变，即可得到平面波传播时空间波速c和物质波速C间的下述关系

cv1C （2-11）

在初始质点速度和初始应变为零的介质中传播的平面波，空间波速和物质波速显然相同。

2.2 物质坐标描述的杆中纵波的控制方程

在物质坐标中来研究一等截面的均匀杆的纵向运动。取变形前（t＝0时）的质点的空间位置作为物质坐标，井选杆轴为X轴 （图2-1）。这时，杆在变形前的原始截面积A0、原始密度ρ0和其他材料性能参数都与坐标无关，截面形状一般也无限制。

作第一个基本假定：杆在变形时横截+面保持为平面，沿截面只有均布的轴向应图 2-1 物质坐标表示的等截面均匀杆的微元段 力。于是各运动参量都只是x和t的函数，

整个问题简化为一维问题。

uu在下面的讨论中，位移u、应变、质点速度v和应力 等均直接表示X方Xt

向的分量，除特殊情况外不再加下标X来标明。这里的应力是工程应力（即名义应力），应u变是工程应变，并且在一维情况下，物质型伸长度并无小变形的限制。 X

基本方程的组成包括运动学条件（连续方程或质量守恒方程），动力学条件（运动方程或动量守恒方程）以及材料本构关系（物性方程）。在目前的具体条件下可按下述方法分别求得：

注意到应变 和质点速度v分别是位移u对X，t的一阶导数，由位移u的单值连续条件就可得到联系 和v的相容性方程，即连续方程：

v （2-12） Xt

考察杆的一长度为dX的微元体（图2-1）。在截面R上作用有总力P（X，t），而在截面S上作用有总力

P(X,t)P(XdX,t)P(X,t)dX X

根据牛顿第二定律，应有

vP0A0dXP(XdX,t)P(X,t)dX tX

再引入工程应力P/A0，即得运动方程：

v （2-13） 0tX

注意，在目前的物质坐标表述中，式（2-12）和（2-13）中的/t已包含着X不变之意，是对时间的随体微商，没有必要再用d/dt表出。

关于材料本构关系，先限于讨论应率率无关理论，则作第二个基本假定：应力 只是应变 的单值函数，即材料本构关系可写成

() （2-14）

由于应力波波速很高，在应力波通过微元体的时间内，微元体还来不及和邻近的微元体及周

围介质交换热量，因此可近似地认为过程是绝热的。这里写出的本构关系实质上是指绝热的应力应变关系。正是由于这样一种考虑，我们就无需列出能量守恒方程而得到关于变量、、v的封闭的控制方程组（2-12）～（2-14）。杆中纵向应力波的传播问题就是从这些基本方程，按给定的初始条件和边界条件来求解三个未知函数(X,t)，(X,t)和v(X,t)。

在以上的讨论中及以后，规定应力和应变均以拉为正，而质点速度以X轴向为正，反之为负。

一般，（）是连续可微函数，且设其一阶导数为非零正数，引入

1ddC2,(0) （2-15） 0dd

就可由式（2-13）和（2-14）消去，得

v （2-16） C2

tX

或由式（2-12）和（2-14）消去，得

v （2-17） 0C2

tX

问题就可化为求解以 和v为未知函数的一阶偏微分方程组（2-12）和（2-16），或化为求解以 和v为未知函数的一阶偏微分方程组（2-13）和（2-17）。

如把和v的表式代入式（2-16）．则问题可完全等价地归结为求解以位移u为未知函数的二阶偏微分方程，即波动方程：

22u2uC0 （2-18） t2X2

在上述得出控制方程的讨论中，由于作了第一个基本假定，实质上是一个近似处理。这一假定忽略了杆中质点横向运动的惯性作用，即忽略了杆的横向收缩或膨胀对动能的贡献。事实上，质点的横向运动将使杆截面上的应力分布不再均匀，原来的横截面平面就变歪曲了，也不再是一维问题了。计及横向惯性效应的精确解的求解要复杂和困难得多。不过，由杆中弹性波的精确解已知，只要波长比杆的横向尺寸大得多时，这一近似假定所引起的误差是允许忽略的（参阅§2-8）。本章中对于杆中应力被传播理论的讨论都是建立在这一假定基础上的，通常称为初等理论或工程理论。

第二个基本假定是一切应变率无关应力波理论的共同基本假定。初看之下，似乎只有在弹性变形范围内才是可用的（一般认为材料弹性常数与应变率无关），或对于那些对应变率不敏感的弹塑性材料才是近似可用的。不过考虑到冲击载荷下的应变率比准静态载荷下的要高出好多量级，则这一假定更确切地可理解为：材料在冲击载荷的某一应变率范围内具有平均意义下的唯一的动态应力应变关系，但它与静态应力应变关系是不同的，在此意义上已笼统地计及了应变率的影响。当然，在应变率无关理论中，这种应变率效应是不在本构方程中显性地出现的。应变率无关应力波理论在工程应用中也就仍不失为一个有用的工具。

2.3 特征线和特征线上相容关系

现在对控制方程（2-18）式作进一步的讨论。

首先注意，由于作了“应力只是应变的单值函数”的假定，则C 2（＝

应变(1d）也只是0du)的函数，因而式（2-18）对于u的二阶偏导数而言是线性的，属于两个自变量X

的二阶拟线性偏微分方程。在特殊情况下，当应力是应变的线性函数时，则C 2将是常数，于是式（2-18）属于线性偏微分方程。

其次应注意，由于我们不考虑非稳定塑性阶段的特殊情况，所以应力总是随应变单调上d升的函数，即0，而密度ρ0又总是正值，故必有C 2＞0。于是由二阶偏微分方程的分d

类可知（参阅有关数学物理方程的教程），式波动方程（2-18）属于双曲线型偏微分方程（波动方程），有两族实特征线，即通过自变量平面（ X，t ）任一点有两条相异的实特征线。

特征线的概念不仅在偏微分方程的分类研究上有重要意义，对我们来说，尤其重要的在于它是解双曲线型偏微分方程的主要解法之一—特征线法的基点，在波传播的研究中占有十分重要的地位。特别在一维波的传播问题上获得了广泛的应用。这时实际上把解两个自变量偏微分方程的问题化成了解特征线上的常微分方程问题。

关于特征线可以用几个不同的而又互相等价的方法来定义。主要有两种：一种称为方向导数法，即如果能把二阶偏微分方程（或等价的一阶偏微分方程组的线性组合）化为只包含沿自变量平面（X，t）上某曲线C的方向导数的形式时，此曲线C即称为特征线。另一种称为不定线法，即如果对自变量平面（ X，t ）上某曲线C，由沿此曲线上给定的初值连同偏微分方程一起不足以确定全部偏导数的话，则此曲线C称为特征线。这两种定义方法分别从不同角度反映了特征线的某种性质。不论采用哪一种方法，所得结果是一样的。下面我们将主要采用方向导数法来对式（2-18）加以具体讨论。

设在自变量平面（X，t）上有某曲线C（X，t），u的一阶偏导数也即v和沿此曲线方向的微分则为：

vv2u2udXdtdt dvXtXtt2

（2-19）

2u2uddXdtdt XtX2tX

（2-20）

式中d X和d t是曲线C（X，t）上的微段d S分别在X，t两轴上的分量，也即d X / d t是曲线C 在（X，t）点的斜率。如果曲线C是式（2-18）的特征线，则式（2-18）左边应能化为只包含沿此曲线的方向微分，这只要把式（2-19）和（2-20）线性组合起来就可做到，于是（2-18）化为

2u2u2udvddt(

dtdX)dt0 （2-21）

式中（2-22）

由第一个等式得：（2-23）

此即是（2-18）式也即（（2-24）

相应的相容关系（与式（2-23物理平面，而（v，何意义上表示（X，tt象）。如图2-2t）平面上的G

）平面上的G域之间，C线与 C线之间，以及不同族特征线的交点Q与Q之间均有对应性。正是这种对应性提供了式（2-18）的特征线解法的基础。

以上我们是用方向导数法来讨论的，但也不难用不定线法来得到同样的结论。注意到式（2-12）和（2-16）组成的一阶偏微分方程组与式（2-18）等价，它们与式（2-19）、（2-20）共同组成的如下的方程组

vXt0

vC20tX vvdXdtdvXtdXdtdXt

vv此方程组可看成解四个偏导数、、、的代数方程组。写成矩阵的形式，有 XXtt

0011v0X2v001C0t＝ dXdvdt00Xd0dXdtt0

（2-25）

如果曲线C是特征线，上述解不定，则应有

12340

式中

001000

01C2000dtdXdt， 101C200dX0dtdvdtd0，2, 0dX

把行列式展开，即可重新得出特征线微分方程（2-23）和特征线上相容条件（2-24）。

如果从以和v为未知函数的一阶偏微分方程组（2-13）和（2-17）出发，类似地可得特征线微分方程（2-23），而特征线上相容条件则相应地为

d0Cdv

（2-26）

它与相容关系（2-24）是等价的。事实上，把式（2-15）代入式（2-24）即可得到式（2-26）。

在下面我们将进一步表明，特征线方程（2-23）在物理意义上表示扰动的传播，也就是说在（X，t）平面上特征线代表扰动（波阵面）的传播轨迹，C1d代表波阵面传播0d

的物质波速，式中正号表示正向波（右行波）而负号表示负向波（左行波）的传播。至于式（2-24）或（2-26）则确定了扰动传播过程中在波阵面上质点速度v和应变 或应力 之间的相容关系，0C称为波阻抗。注意式中正号与右行波对应而负号与左行波对应，这和以后将要谈到的跨过波阵面的相容条件中的符号恰相反[参阅2-7节，式（2-63）]。

2.4 半无限长杆中的弹塑性加载纵波

下面先来讨论半无限长杆中传播的纵向应力波，杆子从X＝0延伸到X＝∞，这时只有

沿正X方向传播的单向波，没有波的反射。这就相当于有限长杆在尚未考虑来自另一端的反射波时的情况。此外，我们只考虑单调加载而无卸载的情况。如果外载荷以应力边界条件给出时，/t0；如以速度边界条件给出时，v/t0。这样的问题最为简单。

2.4.1．线性弹性波

先讨论冲击载荷不大，杆处于弹性变形下的情况。这时，应力和应变之间遵循Hooke定律，本构关系（2-14）简化为

E

（2-27）

式中E为Young模量。于是非线性波动方程（2-18）简化为线性波动方程

22u2uC00 22tX

（2-28）

式中C0是完全由材料常数0和E所决定的常数

（2-29）

由式（2-23）和（2-24平面上斜率为±C0的两族直线：

（2-30a）

或者引入积分常数1，2，R1，R2（2-30b）

R1和R2有时称为Riemann（2-31a）

及边界条件

（2-31b）

下，求解式（2-28），或按特征线法在上述初边条件下求解式（2-30）。应说明的是，这时系分别解两类初边值问题，即Cauchy

问题和Picard问题。 在（X，t）平面上，经任一点有正向和负向两特征线（图2-3），其中OA是经过O（0，0点的正向特征线。先讨论OA下方，即AOX区的情况。沿OX轴的v和按初始条件是已知的，而经AOX区中任一点P的正向特征

线QP和负向特征线RP都与OX轴相交，于是沿这两条特征线的Riemann不变量R1和R2（式2-30）可由初始条件确定

沿QP vC0v(Q)C0(Q)，

沿RP vC0v(R)C0(R)

因而QP和RP之交点P处的v（P）和（P）即可由上两式解得

1v(P){[v(R)v(Q)]C0[(R)(Q)]} 2

1(P){[v(R)v(Q)]C0[(R)(Q)]} 2C0

（2-32）

在目前零初始条件（式2-31）的情况下，由于有v（Q）＝（Q）＝v（R）＝（R）＝0，因此v（P）＝（P）＝0。既然P点是AOX区中的任意点，因此整个的AOX区是v＝＝0的恒值区。实际上，只要是恒值初始条件，即v（Q）＝v（R）＝常数，（Q）＝（R）＝常数，则AOX区总是恒值区，总有：v（P）＝v（Q）＝v（R），（P）＝（Q）＝（R）。

在上述讨论中，OX这样的初值曲线是一条非特征线，并且经曲线上任一点所作的两条特征线都随时间的增加而进入所讨论区域，所有具有这种性质的曲线（不必和X轴平行）通常称为类空曲线。由上述讨论知，在类空曲线的任意线段QR上给定v和，则可在由QR和特征线QP、RP为界的曲线三角形区域QRP中求得单值解，这类初边值问题，常称为初值问题或Cauchy问题。

现在再讨论OA上方，即AO t区的情况。既然经任一点B的负向特征线BD总交于OA，而沿OA已知v＝＝0，因此在此区域中恒有R2＝0，或即恒有

vC0 0C0

（2-33）

正向特征线CB总交于O t轴，而沿O t轴的v按边界条件（2-31b）是已知的，于是R1可由点C（0，）上的v0（）来确定，即沿CB有

R1vC02v2C02v0()

注意到正向特征线CB的数学表达式为

XC0(t)

式中C0 为积分常数，正是此特征线在t轴上的截距，所以AO t区中任一点B（X，t）处的v和可确定为

XvC0v0(t) C0

（2-34）

这说明t时刻加于杆端的扰动v0（）是以速度C0在杆中传播，于t时刻到达X截面。由此可见，特征线在物理意义上表示扰动（波阵面）的传播轨迹。C0称为杆中弹性纵波波速，完全由材料常数ρ0和E所决定（式2-29）。

与类空曲线相对应，像O t轴这样的非特征线，即经曲线上任一点的两条特征线随时间的增加只有一条进入所讨论区域的非特征线，通常称为类时曲线。与上述解AOt区问题相类似，在一特征线上给定v和，而在一条与之相交的类时曲线上给定v或，则可在此两曲线为界的区域中求得单值解。这类问题称为混合问题或Picard问题。

这样，半无限长杆在杆端受轴向冲击载荷的问题就归结为解AOX区中的Cauchy问题和解AOt区中的Picard问题。在Cauchy问题中，其解完全由初始条件确定，这意味着只接受杆中初始扰动的影响，不受边界扰动的影响。而在Picard问题中，解实际上由初始条件和边界条件共同确定，意味着AO t区中任一点B不仅受到由左行波传来的初始扰动的影响，而且受到由右行波传来的边界扰动的影响。在本例的初边条件 （式2-31）的情况下，初始扰动为零。在边界上最早扰动沿特征线OA以波速C0传播尚未到达之前，即直到t＝X／C0之前，截面X将一直保持静止的自然状态。所以AOX区的状态在（v，）平面上映照为原点O（图2-3）。随后，边界扰动v0（）以波速C0依次传到X截面。由于沿左行特征线传播

过来的初始扰动为零，因而边界扰动沿右行特征线传播过程中扰动状态保持不变（式2-34）。这样的波称为简单波。对于传入初始处于静止、未变形状态的杆中的弹性简单波，质点速度v、应变 和应力 之间遵循式（2-33）。此式通常称作简单波关系，正是AO t区中沿任一条左行特征线DB上各点上的状态在（v，）平面上的映象Oa的方程。不难证明，如果杆具有均匀的初始质点速度v0、初始应变0和初始应力 0。，则式（2-33）应改写为

0

vv0C0(0)

0C0

（2-35）

式中负号对应于右行波而正号对应于左行波。上式给出了弹性波传播中质点速度和应变或应力间的重要基本关系，是弹性波讨论中最常用的。ρ0C0常称为杆中弹性纵波的波阻抗或声阻抗，是表征材料在动态载荷下力学特性的一个基本参数。

几种常见材料的杆中弹性纵波波速C0和波阻抗ρ0C0的近似数值如表2-1所示（Kolsky, H., 1953）。

应于一段线Oa，或者说，（X，t）平面上简单波区的每一条非零扰动的特征线对应于（v，）平面上的一个点。从上面的讨论中还可以得出一个重要结论：简单波区总是和恒值区相邻的。

以上虽然是按照给定杆端的质点速度边界条件来讨论的，但如果杆端给定的是应变边界条件

(0,t)0()， t0

或应力边界条件 (0,t)0()， t0

也完全可得到类似的结果。

特征线法还提供了一个简单方便的作图法以确定任一时刻杆中应力（或应变、质点速度）分布情况，或任一截面位置上应力（或应变、质点速度）随时间变化情况。在（X，t）平面上作t＝t1水平线（图2-4），与简单波各特征线交于1，2，3，4，5，6诸点。既然沿特征线的v（或、）等于杆端已知值v0（t）（或 0（t）、0（t）），便可得t＝t1时刻的质点速度分布，以及相应的应变分布和应力分布，称为波形曲线（图2-4中的下图）。类似地，在（X，t）平面上作X＝X1垂直线，与各特征线交于1’，2’，3’，4’，5’，6’诸点，由此便可求得X＝X1截面位置上的质点速度、应变和应力随时间的变化，称为时程曲线（图2-4中的右图）。用一系列不同时刻的波形曲线，或一系列不同截面上的时程曲线，可以形象地刻画出应力波的传播。对于线弹性波，由于波速为恒定，应力波在传播过程中波形是不变的。

时，材料进入塑性变形，在杆中将传播塑性波。

在特征线法解弹塑性波问题时，由于C和特征线上相容关系（式2-24）

1d

是应变的函数，则特征线（式2-33）

0d

dXCdt dvCd

在（X，t）平面和（v，）平面上一般都不再是直线族。但如果引入

dCd

00C0

（2-37）

则特征线上相容关系，不论是式（2-24）的形式或者式（2-26）的形式，可统一表示为

dvd

（2-38）

表现在（v，）平面上是两族与坐标轴成±450的正交直线

vR1



vR2

（2-38’）

显然，在＝（）已知时，C（）和 （）或 （）也均为已知（图2-5）。

对于在式（2-31）所给出的初边值条件下解半无限长杆中弹塑性波传播的问题，仍可重复前述有关弹性波讨论中的步骤，归结为在AOX区解一Cauchy问题和在AO t区解一Picard问题（图2-5）。其中恒值区AOX以及简单波区AO t中的弹性波部分与前述弹性波解（图2-4）完全相同；而与边界条件中|v0()|vY部分对应的塑性波部分，由于所有负向特征线都终将与X轴相交，在零初始扰动的初值条件（式2-31）下，式（2-38）中的Riemann不变量R2恒为零，因此在塑性简单波区处处有

d

vCd

00C00





（会聚波），最终在波阵面上发生质点速度和应力应变的突跃，形成所谓冲击波。这类问题将在下面（2-6节）作进一步的讨论。

c．在特殊情况下，可近似地取切线模量为常数E1（d2/d2＝0），此即所谓线性硬化材料。E1称为线性硬化模量。这时塑性波传播速度为恒值C1E1/0。由于通常E1

图2-5是在假设材料为递减硬化材料的条件下来讨论的。在（X，t）平面上，弹性区中的特征线是斜率相同的平行直线，而塑性简单波区中的正向特征线则是发散的直线族。图中时程曲线的弹性部分（点3’以前）和波形曲线的弹性部分（点3以前）其形状是不变的，

vc

（

在波阵面上，根据介质连续性要求，质点位移u必定连续，但其导数则可能间断。这称种“具有导数间断”的面，在数学上称为奇异面。如果u的一阶导数间断，也即质点速度v(u/t)和应变(u/x)在波阵面上有突跃，则称为一阶奇异面或强间断。例如递增硬化材料中的塑性波由于高幅值扰动的传播速度大于低幅值扰动的传播速度，最终将形成这样的强间断。这类应力波常称为冲击波。如果u及其一阶导数皆连续，但其二阶导数如加速度

a(v/t2u/t2)等间断，则称为二阶奇异面。这类应力波又常称为加速度波。依次类推，还可以有更高阶的奇异面。二阶及更高阶的奇异面均为弱间断。例如逐减硬化材料中的塑性波由于高幅值扰动的传播速度小了低幅值扰动的传播速度而只能形成这样的弱间断。这类应力波的波剖面是连续的，称为连续波。

前面在讨论半无限长杆中的应力波的传播问题时，在图2-4和图2-5中，我们均暂时假定杆端所受的撞击速度是随时间逐渐增加的所谓渐加载荷，也即假定边界条件（2-31b）至多是具有初始弱间断的边界条件，v0（）是 的连续函数。如果将图中的v0（）当≥ 6

时6，v0()保持为恒值，而且令 6→0，其极限情况即对应于突加恒速撞击，这时边界条件中就包含强间断。

应力波是以强间断还是弱间断的方式传播，主要取决于材料应力应变关系和边界条件的不同而定，现分以下几种情况进行讨论（图2-8）：

（a）在线弹性材料的情况下（图2-8a），如果边界条件是弱间断边界条件，则弹性波也是弱间断波；如果边界条件是强间断边界条化，则弹性波也是强间断波，即完全视边界条件而定。事实上，在图2-4中如先设对于 ≥ 6，v0（）为恒值，则X～t图中的66 t区也是恒值区。再今6→0，则原来经过t轴上0～6间各点的正向特征线将全部重叠在OA上，OA两侧都是恒值区，在OA线上发生v、和的突跃，即特征线OA是强间断波阵面的传播轨迹，波速仍为C0。这表明对于线性波，其初始间断是什么性质的将继续作为这么性质的间断传播。这正是线性双曲线型偏微分方程的一个主要特性。

（b）在应力应变关系为线弹性—线性硬化塑性的情况下（图2-8b），如果边界条件是连续加载，则弹性波和塑性波分别都是波剖面保持不变的连续波，但两者间的距离将在传播过程中愈拉愈远。这里已设线性硬化模量El小于杨氏模量E。如果边界条件是突加载荷（强间断），则形成两个强间断波（双波结构），在斜率为C0的特征线上先发生一次弹性突跃，再在斜率为Cl的特征线上发生一次塑性突跃。这两个陡峭的波阵面（冲击波）之间的距离在传播过程中愈拉愈远。

（c）在应力应变关系为线弹性-递减硬化塑性的情况下（图2-8c），对于弱间断边界条件，如在图2-5中已讨论过的，形成弱间断弹塑性波。如果边界条件是突加恒值载荷，这相当于在图2-5中设v0（）当≥ 6时6，v0()为恒值而再令6→0，则原来弹性波区的平行特征线将重叠于OA上形成强间断弹性波；塑性波区的发散的特征线将共交于O点（奇异点），形成所谓中心波。这时，强间断边界条件中的弹性部分保持以强间断波传播，而其塑性部分则从传播一开始就转变为弱间断，以发散的连续波的形式传播。在传播过程中

22

波剖面将变得愈来愈平坦。可见，对于d / d

即高幅值塑性扰动的波速大于低幅值塑性扰动的波速，因而塑性加载波是会聚波，在传播过

-8

程中其波剖面前缘变得愈来愈陡，最终几乎瞬时地（约为10 s量级）发生应力、应变和质点速度的突跃，即形成冲击波（图2-9）。应注意，这是一种与（a）和（b）情况下讨论过的线弹性材料或线性硬化塑性材料在突加载荷边界条件下所产生的强间断波有所不同的另一类强间断波。事实上，（a）和（b）中所讨论的那种强间断波完全是由边界条件出现强间断所引入的，在热力学上并不引起额外的熵增；而现在所说的这种强间断波则是由应力波传播的会聚性质所形成的，不论其边界条件如何。在以后的讨论中（2-7节）将会看到，这是一种在热力学上引起额外突跃熵增的冲击波。

2.7 波阵面上的守恒条件

现在我们来考察一平面波波阵面作为一奇异面在连续介质中传播时，在波阵面上各运动参量所应满足的限制条件，也即在波阵面前后各量间所应满足的相容条件。 设有一平面波波阵面以物质波速D＝dX /dt沿X轴正向传播（右行波），这里X指波阵面在t时刻在物质坐标中的位置。站在波阵面上来观察任一物理量X，t）对时间的总变化率的话，即按随波微商（式2-10）有

d

D

dttX

（2-50）

把在波阵面前方和后方的值记作+和 -，而把两者之差记作[]



（2-51）

显然，在波阵面上连续时[]=0，有间断时则[]≠0，[]即表示间断突跃值。对 -和+分别应用式（2-50），然后相减，得到

dD tXdt

（2-52）

如果本身连续，其一阶导数在波阵面上间断（一阶奇异面），则有



D Xt

（2-53）

这是著名的Maxwell定理。



分别用和代替式（2-52）中的，得

tX

2d2

2D dttttX

2d2

D2 dtXtXX

故若 及其一阶导数皆连续，而其二阶导数在波陈面上间断（二阶奇异面），则有

2222 2DD2

XttX

（2-54）

式（2-52）～（2-54）称为波阵面上的运动学相容条件，分别对应于波阵面上本身、的一阶导数及的二阶导数发生间断时的情况。以此类推，还可以得出更高阶奇异面上的运动学相容条件。对于左行波只需以－D代替D即可。

现把具体化为质点位移u（X，t）。由连续条件要求，波阵面两侧的位移必须相等，即必有[u]＝0。对于冲击波波阵面，由一阶奇异面相容条件（2-53）得

[v]D[]

（2-55）

对于加速度波波阵面，由二阶奇异面相容条件（2-54）得

22u2u2u

2DD2 tXtX

或即有

vv2DDD tXXt（2-56）

式（2-55）和（2-56）分别是冲击波和加速度波的波阵面上运动学相容条件，是质量守恒条件的体现。

现在再从动力学方面来考察波阵面上有关各量间所应满足的相容条件。 对于强间断波阵面，设t时刻位于AB位置（图2-11），经过dt时间后到A’B’位置，传播的距离dX＝Ddt。由ABA’B’间质点的动量守恒条件：





A0dt0A0dXvv



经简化后可得

0Dv

（2-57）

（2-59）

v

对于加速度波波阵面，由其运动学相容条件（2-56）和动力学相容条件（2-58）消去，

t

就得到：

2D0XX 



由此可得加速度波波速D与波阵面上应力梯度突跃和应变梯度突跃X间的关系： X

D



1X

0X

（2-60）

注意，波阵面上运动学相容条件和动力学相容条件的导出与材料物性无关，对任何连续介质中的平面波一概成立。但波速D的具体确定则与材料性能有关。一般说来，[]～[ ]



间的关系与因此一般情况下冲击波波速与加速度波波速不~X间的关系是不同的，X

同。

在应变率无关应力波理论中，

单值连续函数 ＝（），因此有

dXdX 

于是式（2-60）就化为式（2-15）定的结论。这时，式（2-59） 则意味着冲击波波速由～

曲线上联结冲击波初态点和终态点的弦线的斜率（割线

斜率）所确定。仿照流体动力学中有关冲击波的讨论（可参见Courant, R. and Friedrichs, 1948），此弦线称为Rayleigh弦线或激波弦。

例如对于线弹性-递增硬化塑性材料，塑性冲击波波速由联结动态屈服点A（冲击波初态）和终态点B的激波弦AB的斜率所确定（图2-12）。只要此弦线的斜率小于弹性模量，则塑性冲击波速D总小于弹性波速C0（双波结构）。反之，一旦D≥C0，将形成单一的弹塑性冲击波。在应力与应变之间满足线性关系的特殊情况下，[]d

常数，冲击波速与连续波波速一致。

[]d

现在我们再来讨论一下冲击波波阵面上的能量守恒

条件。考虑图2-11中ABA’B’间在dt内的能量守恒，若e为单位质量中的内能，则

221

vvA0dtee0A0dXvv0A0dX

2

经简化后可得

v0De10Dv2

2

（2-61）

这就是冲击波波阵面上的能量守恒条件。

如果引入单位体积的内能E ＝0 e并把式（2-55）和（2-57）代入上式，注意到

v10Dv2v10Dvvvv1vv

222

1

vvvvvv

2

11vvv22D

，

2

则经演算后可得能量守恒条件的另一形式















EE

1

2



（2-62）

对于图2-12所示的线弹性—递增硬化塑性材料，在突加载荷下具有双被结构：强间断弹性前驱波和后随的塑性冲击波。设杆原来处于静止的自然状态，则弹性前驱波波阵面前方的初态对应于图中的O点，波阵面后方的终态对应于动态屈服限A点，于是有

1

Y,y,EYy

2

这意味着弹性前驱波波阵面上内能突跃[E ]以应力应变曲线弹性段OA下方的三角形的面积OAC来表示，恰等于单位体积弹性变形功。塑性冲击波波阵面前方的初态对应于A点，而

波阵面后方的终态对应于由突加载荷边界条件所确定的状态例如B点，则能量守恒条件（2-62）意味着塑性冲击波波阵面上的内能突跃[E ]以激波弦AB下方的梯形面积ABECD来表示，它比由A点变形到B点时的单位体积弹塑性变形功的面积



B

A

d多出了一块月牙形

面积AFB（图上有阴影线的部分）。这部分能量△Q为

BB1

QBABAdEBd

AA2

对应于因形成冲击波而多耗散的热能。这是由于冲击波被阵面上的很大的速度梯度，使得本来在应变率无关理论中己近似忽略了的固体内粘滞性质又变得显著起来，产生了相应的不可逆的能量耗散。因此，在冲击波被阵面上的突跃过程虽然是绝热的，却不是等熵的，而是一个因冲击波的形成而有额外的熵增的过程，常称作冲击绝热过程。当然应指出，塑性变形本



身是不可逆的，在与B点对应的变形功



B

d之中，本来只有与三角形BDE面积相当的

部分才是可逆的弹性变形功，其余的塑性变形功部分主要也转化为热能耗散了，因此塑性波本来就不是等熵的。但对于塑性冲击波来说，则还将有和△Q对应的额外的熵增。由于耗散的能量总是正的，必有

△Q≥0

对于线性硬化材料（

d2

2

d

形成冲击波时不会引起额外的熵增。

冲击波波阵面上的质量守恒条件（2-55），动量守恒条件（2-57）和能量守恒条件（2-62）统称冲击突跃条件或Rankine-Hugoniot关系，这里给出的是应用于弹塑性杆中的Lagrange形式。

0），△Q＝0，内能的增加就等于变形功，因而在这一类材料中

在给定初态下，冲击突跃条件和材料本构方程共四个方程给出了联系五个未知量、

、v、e和D之间任一量与其他量的关系，称为冲击绝热线或Hugoniot线。注意，它

们只是对于一定的初态点、通过冲击突跃过程所可能达到的平衡终态点的轨迹，而并不描述材料在冲击突跃过程中所经历的状态点。例如冲击绝热～曲线并非材料在准静态绝热条件下的本构～曲线。应该指出，应变率无关应力波理论中关于材料具有唯一的动态应力应变关系的基本假定，在目前讨论冲击波的情况下，还常常包含着忽略上述这两者间的差别。正是由于这一近似，使得我们可以在不考虑能量守恒方程的条件下，从质量守恒方程（2-55）、动量守恒方程（2-57）和材料动态应力应变关系（2-14）三个方程出发，就足以在给定的初边条件下确定冲击波后方的终态值、、v、和波速D了。在更严格的情况下，应该用固体状态方程来代替式（2-14），并计及能量守恒条件。

如果令冲击波波阵面上的突跃值由有限值趋于无限小，则三个守恒条件（2-55）、（2-57）和（2-62）化为弱间断波阵面相应的守恒条件：

dvCd，

d0Cdv

ded/

0

（2-63）

前两式中负号对应于右行被，正号对应于左行波，恰好与沿右行和左行特征线上的相容关系（2-24）和（2-26）相差一个符号。这是因为这里所讨论的是波阵面前方和后方状态参量之间的关系，也即跨过波阵面时状态参量所应满足的关系，而特征线上相容条件则是沿着特征线前进时状态参量之间所应满足的关系。扰动沿着右行特征线传播时将跨过一系列左行特征线，也就是要跨过一系列左行波的波阵面，因此两者的相容关系恰好反号。

研究应力波的传播，可以从建立问题的控制方程着手，如我们在2-1节～2-5节中所作那样；也可以从分析和建立波阵面上应满足的守恒条件着手，如在这一节中所作的那样。这两种途径是互通的，在以后的讨论中都将经常用到。

2.8 横向惯性引起的弥散效应

以上所讨论的杆中一维应力纵波理论都是以杆的平截面在变形后仍保持为平截面，并在平截面上只作用着均布的轴向应力x这一基本假定为前提的。这时实际上忽略了杆中质点横向运动的惯性作用，即忽略了杆的横向收缩或膨胀对动能的贡献，因而是一种近似理论，通常称为初等理论或工程理论。

下面我们在弹性波范围内来考察一下横向惯性的影响，以搞清初等理论的局限性，明确在什么条件下这一近似理论可用。

我们知道，杆在轴向应力X（X，t）的作用下除有轴向应变

u(X,t)

XXX

XE

外，还由于Poisson效应必定同时有横向变形

uu

YYX(X,t)， ZZX(X,t)

YZ

式中uX、uY、uZ为位移在X轴、Y轴、Z轴方向的分量，v为泊松比。既然己假定X、从而X只是X和t的函数而与Y、Z无关，因此对上式积分后可得横向位移为：

u(X,t)

uYYXYX

X

u(X,t)

uZZXZX

X

（2-64）

这里取横截面中心为Y轴和Z轴坐标原点。由此可得横向运动的质点速度vY、vZ和质点加速度aY、aZ分别为：

uvvYYYXYX

ttXuvvZZZXZX

ttXvY2X2vXaX

aYYYY

ttXXt2

(2-65)

22可见，以不同的波速（相速（2-68c）

的近似。

播过程中散开来了，即发生所谓波的弥散现象。但应注意，这种由横向惯性效应所引起的弥散，不同于过去所述由应力应变关系的非线性所引起的非线性本构弥散，也不同于由材料粘性效应所引起的本构粘性弥散，这里主要是由杆的几何形状所引起的，因而有时称为几何弥散。在有关杆中应力波的实验中，例如第三章中将谈到的Hopkinson

压杆试验中，实测到的波形常常或多或少地呈现这种几何弥散现象，包括如图2-13所示的 局部的波形振荡（图2-13）。特别是包含高频分量的强间断波在杆中传播时实际上难以保持其陡峭的前沿，波阵面前沿的升时会逐渐增大．杆中传播的所谓冲击波，实际上只是指其波形具有相对地较陡的前沿而已。

由圆杆中弹性波传播的二维（轴对称）数值分析可进一步阐明，一维杆中的横向惯性效应具体表现在以下几个主要方面：

（1）杆横截面上应力分布的不均匀性

杆中应力波的初等理论是以应力在杆截面上均匀分布、从而满足一维应力的假定为前提的。横向惯性效应则引起杆截面上的不均匀的二维应力分布。以直径D=2R=37mm钢杆为例

33

（取弹性模量E＝200 GPa，密度0＝7.8x10 kg/m，泊松比），设杆端X＝0处作用一梯形脉冲，幅值为 0=800 MPa，总加载历时120 s，包括上升沿和下降沿时间各为10 s。二维计算给出的离加载端X1=0.5D处截面上的无量纲轴向应力分布如图2-14a所示。可见轴向应力沿半径由中心向外表面逐渐减小，杆中心处应力最大（接近一维应变状态）、0.5R处次之、外表面R处最小（接近一维应力状态）。但随着应力脉冲向前传播，经历一定传播距离后，横截面上的应力分布将逐渐均匀化，虽然仍表现出显著的波形振荡，如图2-14b所示。

1.25  37mm

1.00 r=0.5R

r=R

0.75

0.50

0.25

0.00 [1**********]0

t / s

（a）距离杆端0.5D的横截面上，不同半径r=0、0.5R、R处的应力波形

1.25  37mm r=0 1.00 r=0.5R r=R 0.75 0.50 0.25 0.00

[1**********]0

t / s

（b）距离杆端2D的横截面上，不同半径r=0、0.5R、R处的应力波形

 /0

图 2-14 直径37mm钢杆在不同横截面上轴向应力随半径的分布

（2）波形振荡

从式（2-68c）知，谐波的相速度依赖于弹性杆直径与波长之比。随着杆径的增大或波长的减小，图2-13所示的波形振荡等弥散现象将会越加明显。在相同的梯形脉冲加载条件下，即仍设梯形脉冲幅值为 0，总的加载历时120 s，且升时和降时均为10 s，对于杆径为5 mm，

 / 

14.5 mm，37 mm和74 mm四种情况下的二维计算结果分别如图2-15之a，b，c和d所示。图中各六条曲线分别指X=0（杆端）处、及离杆端100 mm、200 mm、300 mm、400 mm和500 mm处的应力脉冲波形。从图中可以看到，对于给定杆径，波形振荡随传播距离增大；另一方面，随着杆径增大，波形振荡显著增大。对于升时10 s的梯形波，直径5mm杆中的波形振荡基本可以忽略，但直径74mm的杆中波形振荡已经非常严重。由此可以理解，对于§3.8节将要讨论的分离式Hopkinson压杆，随着压杆直径增大会有严重波形振荡，这将对数据处理和实验结果的精度造成不利影响。

1000

80010001-X= 0 cm 2- X=10cm 3- X=20cm 4- X=30cm 5- X=40cm 6- X=50cm

[1**********]

6



1- X=0 cm 2- X=10cm 3- X=20cm 4- X=30cm 5- X=40cm 6- X=50cm

40020000

50

100

150

200

250

t / s

（a）直径5mm杆中应力脉冲波形

MPa

1

2 3

4

6004002000 0

50

56

100 150 200 250

t / s

（b）直径14.5mm杆中应力脉冲波形

1000

1- X=0 cm 2- X=10cm 3- X=20cm 4- X=30cm 5- X=40cm 6- X=50cm

/ MPa

[1**********]00-2001

2

3 4 5 6

0 50 100 150 200 250

t / s

（c）直径37mm杆中应力脉冲波形

1000 800

123

4

5

1- X=0 cm 2- X=10cm 3- X=20cm

5- X=40cm 6- X=50cm

MPa

600 400 200 0 -200

50

6100 150 200 250 300

t / s

（d）直径74mm杆中应力脉冲波形

图 2-15 不同直径的钢杆离杆端不同距离处的应力波形之比较

（3）应力脉冲前沿升时的增大

由图2-15还可以看到，由于横向惯性效应，应力脉冲的波阵面前沿实际上随传播距离的增加而逐渐由陡变缓，即应力脉冲前沿的升时ts（指应力脉冲的起始点到应力最大值所经历的时间）随传播距离而逐渐增大；并且杆径越大，其升时变化越显著。图2-16给出不同直径的杆中，应力脉冲升时ts随传播距离X而增大的变化曲线。容易理解，随杆径愈来愈大，既然横向惯性效应愈来愈显著，则升时随传播距离的增大也愈加显著；尤其在传播的早期，升时变化尤其显著，之后才逐渐趋于稳定值。

7060

 74 mm

 100 mm

tS / s

5040

 37 mm

3020100

50

 14.5 mm 5 mm

100150200

X /cm

图 2-16 不同直径的钢杆中应力脉冲升时t S随传播距离X变化之比较

（4）应力脉冲峰值随传播距离的衰减

横向惯性引起的杆中应力波形的几何弥散，还有一个重要表现，即杆中应力脉冲幅值随传播距离而减小。鉴于梯形脉冲在杆中传播时会出现横向惯性引发的波形振荡，不利于对波

幅衰减进行分析，以下面设有三角脉冲作用于杆端X＝0处，幅值仍为0=800 MPa，但其上升沿和下降沿历时各为150s。杆径37 mm的二维计算结果如图2-17所示，可见应力脉冲幅值随传播距离而减小。图2-18给出杆径分别为37 mm，74 mm和100 mm三种情况下，应力峰值衰减如何随传播距离X而变化的对比。由此可见，杆径越大，衰减越严重。这与杆径越大，其他横向惯性效应越显著是一致的。

综上所述总之，只要杆的横向尺寸远小于波长，杆的横向动能便远小于纵向动能，则杆中一维应力波的初等理论就能给出足够好的近似结果。否则必须计及横向惯性所引起的波的几何弥散。更深入的研究表明，在a/l ≤0.7的范围内，Rayleigh修正（式2-68）能给出足够好的近似，但对于波长更短的波，就必须讨论更复杂的Pochhammer－Chree精确解了

800 600 2- X=50cm

1234 400

5- X=200cm

200

0 100 200 300 400 500 600 t / s

图 2-17 直径37 mm钢杆中三角形应力脉冲的幅值随传播距离之衰减

MPa

800

790

 / MPa

 37 mm

780

 74 mm

770

760

50

100

150

200

250

 100 mm

300

图 2-18 不同直径的钢杆中应力脉冲幅值衰减随传播距离变化之比较

x / cm