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mickele
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@@ Linea 1: / Linea 1: @@
 ====== Taglio ======
 ===== Teoria approssimata del taglio =====
-===== Taglio =====
+===== Taglio retto =====
-Sottoponiamo una sezione ad uno sforzo di taglio $T_{z}$ parallelo all'asse $z$. Dall'analisi dell'equilibrio a rotazione di un concio infinitesimo di trave di lunghezza $\mathrm{d}x$ sappiamo che
+Analizzando l'equilibrio a rotazione di un concio di trave rettilinea di lunghezza $\mathrm{d}x$, troviamo che
 $$\mathrm{d}M_y = T_z \, \mathrm{d}x \Longrightarrow \frac{\mathrm{d}M_y}{\mathrm{d}x} = T_z$$
-da cui deduciamo che la presenza dello sforzo tagliante $T_z$ implica la presenza di un momento variabile sulla trave $M_y$.
+Tale relazione di esprime che la presenza dello sforzo tagliante $T_z$ implica la presenza di un momento $M_y$ variabile (la sua derivata è diversa da 0).
-Continuando a lavorare con lo stesso tratto infinitesimo di trave di lunghezza $\mathrm{d}x$, tagliamo tale tratto con un asse parallelo all'asse $y$ di equazione $z=\overline{z}$ e chiamiamo $b(\overline{z})$ la larghezza trasversale della sezione. Consideriamo solo una delle due porzioni di sezione che chiamiamo $S^{\circ}$. Imponendo l'equilibrio a traslazione lungo l'asse x otteniamo
+Tagliamo lo stesso tratto di trave di lunghezza $\mathrm{d}x$ con un asse parallelo all'asse $y$ di equazione $z=\overline{z}$. Supponiamo chiamiamo $b(\overline{z})$ sia la larghezza trasversale della sezione in corrispondenza di $z=\overline{z}$. La sezione intera $\Sigma$ viene così suddivisa in due sezioni che chiamiamo $\overline{\Sigma}$ e $\Sigma'^{\circ}$. Poiché l'asse $y$ è baricentrico per la sezione intera $\Sigma$, i momenti statici di $\overline{\Sigma}$ e $\Sigma'^{\circ}$ sono uguali ed opposti.
-$$- \iint_{\overline{S}} \sigma_{x} \mathrm{d}A - \int_{0}^{b(y)} {\tau}_{xz} \mathrm{d}s + \iint_\overline{S} \left( \sigma_x + \frac{\partial \sigma_x}{\partial x} \mathrm{d}x \right) \, \mathrm{d}A = 0$$
+Imponendo l'equilibrio a traslazione lungo l'asse x otteniamo
+$$- \iint_{\overline{\Sigma}} \sigma_{x} \mathrm{d}A - \int_{0}^{b(z)} {\tau}_{xz} \mathrm{d}y + \iint_{\overline{\Sigma}} \left( \sigma_x + \frac{\partial \sigma_x}{\partial x} \mathrm{d}x \right) \, \mathrm{d}A = 0$$
 che semplificata diventa
-$$- \int_{0}^{b(y)} {\tau}_{xz} \mathrm{d}s + \iint_\overline{S} \frac{\partial \sigma_x}{\partial x} \mathrm{d}x  \, \mathrm{d}A = 0$$
+$$- \int_{0}^{b(z)} {\tau}_{xz} \mathrm{d}y + \iint_{\overline{\Sigma}} \frac{\partial \sigma_x}{\partial x} \mathrm{d}x  \, \mathrm{d}A = 0$$
-Limitandoci a calcolare il valor medio della $\tau_{xz}$ e applicando il teorema fondamentale del calcolo integrale, otteniamo
+Limitandoci a calcolare il valor medio della $\tau_{xz}$, applicando il teorema fondamentale del calcolo integrale otteniamo
-$$\tau_{m,xz} (\overline{z}) = \frac{1}{b(\overline{z})} \iint_{S^{\circ}} \frac{\partial \sigma_x}{\partial x}  dA$$
+$$\tau_{m,xz} (\overline{z}) = \frac{1}{b(\overline{z})} \iint_{\overline{\Sigma}} \frac{\partial \sigma_x}{\partial x}  dA$$
 La derivata parziale $\frac{\partial \sigma_x}{\partial x}$ è correlata al solo momento flettente $M_y$ tramite la relazione
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 Quindi possiamo esprimere la tensione tangenziale media $\overline{\tau}_{xz}$ con la relazione
-$$\tau_{m,xz} ( \overline{z} )= \frac{T_z}{I_{yy} b(\overline{z})} \iint_{\overline{S}}{z dA} = \frac{T_z {S}^{\circ}_{y}}{I_{yy} b(\overline{z})}$$
+$$\tau_{m,xz} ( \overline{z} )= \frac{T_z}{I_{yy} b(\overline{z})} \iint_{\overline{\Sigma}}{z dA} = \frac{T_z \overline{S}_{y}}{I_{yy} b(\overline{z})}$$
-in cui ${S}^{\circ}_y$ è il momento statico della sola sezione $S^{\circ}$, mentre $I_{yy}$ è il momento di inerzia dell'intera sezione $S$.
+in cui $\overline{S}_{y}$ è il momento statico della sola sezione $\overline{\Sigma}$, mentre $I_{yy}$ è il momento di inerzia dell'intera sezione $\Sigma$.
 La formula appena calcolata viene comunemente attribuita a Jourawsky.
 La presenza di tensioni tangenziali determina l'insorgere di scorrimenti angolari, dati da
-$$\gamma_{m,zx} (z) = \frac{\tau_{m,zx} (z)}{G}$$
+$$\gamma_{m,xz} (z) = \frac{\tau_{m,xz} (z)}{G}$$
 variabili nella sezione.
@@ Linea 43: / Linea 44: @@
 $$T_z \mathrm{d}w =
-\left( \iint \limits_{S} \tau_{zy} \gamma_{zy} dA \right) \mathrm{d}x =
+\left( \iint \limits_{\Sigma} \tau_{xz} \gamma_{xz} dA \right) \mathrm{d}x =
-\frac{1}{G} \left( \iint \limits_{S} {{\tau_{zy}}^2 \mathrm{d}A} \right) \mathrm{d}x =
+\frac{1}{G} \left( \iint \limits_{\Sigma} {{\tau_{xz}}^2 \mathrm{d}A} \right) \mathrm{d}x =
-\frac{T_y^2}{I_{x}^2} \left( \iint \limits_{S} \frac{\overline{S}_x^2}{b(y)^2} \mathrm{d}A \right) \mathrm{d}x =
+\frac{T_z^2}{I_{yy}^2} \left( \iint \limits_{\Sigma} \frac{\overline{S}_{y}^2}{b(z)^2} \mathrm{d}A \right) \mathrm{d}x =
-\frac{T_y^2}{I_{x}^2} \int \limits_{y_{inf}}^{y_{sup}} \frac{\overline{S}_x^2}{b(y)} \mathrm{d}y \mathrm{d}x =
+\frac{T_z^2}{I_{yy}^2} \int \limits_{z_{inf}}^{z_{sup}} \frac{\overline{S}_{y}^2}{b(z)} \mathrm{d}z \mathrm{d}x =
-T_y \overline{\gamma}_{zy} \mathrm{d}x$$
+T_z \gamma_{m,xz} \mathrm{d}x$$
-in cui $y_{inf}$ e $y_{sup}$ sono le ordinate rispettivamente minima e massima della nostra sezione ed in cui si è introdotto una nuova grandezza, lo scorrimento angolare medio $\overline{\gamma}_{zy}$, pari a
+in cui $z_{inf}$ e $z_{sup}$ sono le ordinate rispettivamente minima e massima della nostra sezione ed in cui si è introdotto una nuova grandezza, lo scorrimento angolare medio $\gamma_{m,xz}$, pari a
-$$\overline{\gamma}_{zy} = \frac{T_y}{I_{x}^2} \int \limits_{y_{inf}}^{y_{sup}} \frac{{\overline{S}_x}^2}{b(y)} \mathrm{d}y$$
+$$\gamma_{m,xz} = \frac{T_z}{I_{yy}^2} \int \limits_{z_{inf}}^{z_{sup}} \frac{\overline{S}_{y}^2}{b(z)} \mathrm{d}z$$
 Possiamo ricondurre la notazione dello scorrimento angolare medio $\overline{\gamma}_{zy}$ a quella usata per la deformazione assiale nel caso di sforzo normale mediante
-$$\overline{\gamma}_{zy} = t_y \frac{T_y}{G A}$$
+$$\gamma_{m,xz} = t_z \frac{T_z}{G A}$$
-in cui abbiamo introdotto un nuovo coefficiente, il fattore di taglio $t_y$ definito come
+in cui abbiamo introdotto un nuovo coefficiente, il fattore di taglio $t_z$ definito come
-$$t_{y} = \frac{A}{I_{x}^2} \int \limits_{y_{inf}}^{y_{sup}} \frac{{\overline{S}_x}^2}{b(y)} \mathrm{d}y$$
+$$t_{z} = \frac{A}{I_{yy}^2} \int \limits_{z_{inf}}^{z_{sup}} \frac{{\overline{S}_{y}}^2}{b(z)} \mathrm{d}z$$
 funzione della sola geometria della sezione.
 ===== Taglio deviato in sezioni sottili =====
@@ Linea 73: / Linea 72: @@
 $$\tau_{xs} = \frac{T_z \, \overline{S}_y(s)}{I_{y} \, b(s)} + \frac{T_y \, \overline{S}_z(s)}{I_{z} \, b(s)}$$
-Procedendo in analogia con quanto fatto per il taglio retto, introduciamo i due scorrimenti angolari medi $\overline{\gamma}_{xy}$ e $\overline{\gamma}_{xz}$.
+Procedendo in analogia con quanto fatto per il taglio retto, introduciamo i due scorrimenti angolari medi $\gamma_{m,xy}$ e $\gamma_{m,xz}$.
 Applicando il principio dei lavori virtuali,
@@ Linea 81: / Linea 80: @@
 da cui
-$$\left (T_y \, \overline{\gamma}_{xy} + T_z \, \overline{\gamma}_{xz} \right) \mathrm{d}x = \frac{1}{G} \left( \int_{\Gamma}{\tau_{zs}^2 \, b(s) \; \mathrm{d}s} \right) \mathrm{d}x$$
+$$\left (T_y \, \gamma_{m,xy} + T_z \, \gamma_{m,xz} \right) \mathrm{d}x = \frac{1}{G} \left( \int_{\Gamma}{\tau_{zs}^2 \, b(s) \; \mathrm{d}s} \right) \mathrm{d}x$$
 Sostituendo l'espressione di $\tau_{xs}$ trovata sopra arriviamo a scrivere
-$$T_y \, \overline{\gamma}_{xy} + T_z \, \overline{\gamma}_{xz} = \frac{1}{G}  \int_{\Gamma} \left( \frac{T_z \, \overline{S}_y(s)}{b(s)} + \frac{T_y \, \overline{S}_z(s)}{I_{z} \, b(s)} \right)^2 \, b(s) \; \mathrm{d}s$$
+$$T_y \, \gamma_{m,xy} + T_z \, \gamma_{m,xz} = \frac{1}{G}  \int_{\Gamma} \left( \frac{T_z \, \overline{S}_y(s)}{b(s)} + \frac{T_y \, \overline{S}_z(s)}{I_{z} \, b(s)} \right)^2 \, b(s) \; \mathrm{d}s$$
 Sviluppando i calcoli
-$$T_y \, \overline{\gamma}_{xy} + T_z \, \overline{\gamma}_{xz} =
+$$T_y \, \gamma_{m,xy} + T_z \, \gamma_{m,xz} =
 \frac{T_z^2}{G \, I_{y}^2} \int_{\Gamma} \frac {\overline{S}_{y}(s)^{2}}{b(s)} \, \mathrm{d}s +
 \frac{T_y \, T_z}{G \, I_{y} \, I_{z}} \int_{\Gamma} \frac {\overline{S}_{y}(s) \, \overline{S}_{z}(s)}{b(s)} \, \mathrm{d}s +
@@ Linea 106: / Linea 105: @@
 L'espressione del lavoro virtuale unitario diventa
-$$T_y \, \overline{\gamma}_{xy} + T_z \, \overline{\gamma}_{xz} = \frac{t_y \, T_y^2}{G \, A} + 2 \frac{t_{yz} \, T_y \, T_z}{G \, A} + \frac{t_z \, T_z^2}{G \, A}$$
+$$T_y \, \gamma_{m,xy} + T_z \, \gamma_{m,xz} = \frac{t_y \, T_y^2}{G \, A} + 2 \frac{t_{yz} \, T_y \, T_z}{G \, A} + \frac{t_z \, T_z^2}{G \, A}$$
+Per valutare la relazione esistente tra gli scorrimenti angolari medi ($\gamma_{m,xy}$ e $\gamma_{m,xz}$) e le risultanti di taglio $T_y$ e $T_z$ osserviamo che la linearità del problema elastico implica che tali grandezze siano legate da una legge lineare del tipo
+$$\gamma_{m,xy} = c_{yy} \, T_y + c_{yz} \, T_z$$
-Per valutare la relazione esistente tra gli scorrimenti angolari medi ($\overline{\gamma}_{xy}$ e $\overline{\gamma}_{xz}$) e le risultanti di taglio $T_y$ e $T_z$ osserviamo che la linearità del problema elastico implica che tali grandezze siano legate da una legge lineare del tipo
+$$\gamma_{m,xz} = c_{zy} \, T_y + c_{zz} \, T_z$$
-$$\overline{\gamma}_{xy} = c_{yy} \, T_y + c_{yz} \, T_z$$
+Applicando il Teorema di Reciprocità verifichiamo che i coefficienti
-$$\overline{\gamma}_{xz} = c_{zy} \, T_y + c_{zz} \, T_z$$
+$$c_{yz} = c_{zy} = t_{yz}$$
-Applicando il Teorema di Reciprocità verifichiamo che i coefficienti $c_{xy}$ e $c_{xz}$ sono uguali tra di loro.
+in cui abbiamo introdotto un terzo coefficiente di taglio $t_{yz}$.
 Pertanto, ritornando all'espressione del lavoro virtuale di sopra, possiamo esprimere gli scorrimenti medi nella forma
-$$\overline{\gamma}_{xy} = \frac{t_y T_y}{G A} + \frac{t_{yz} T_z}{G A}$$
+$$\gamma_{m,xy} = \frac{t_y T_y}{G A} + \frac{t_{yz} T_z}{G A}$$
-$$\overline{\gamma}_{xz} = \frac{t_{yz} T_y}{G A} + \frac{t_y T_z}{G A}$$
+$$\gamma_{m,xz} = \frac{t_{yz} T_y}{G A} + \frac{t_z T_z}{G A}$$

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