彎曲 （bending ）也稱為屈曲 （flexure ），為材料力學 的名詞．是指一形狀狹長的結構件固體，受到和其長軸垂直的外力時，固體變形的情形。
工字梁 的彎曲若結構件在某一方向長度很長，另外二方向的尺寸是該方向尺寸的1/10或更小，即滿足上述形狀狹長的定義[ 1] 梁 。例如衣櫉中的橫桿會因為衣架 上衣服的總重量而變形，就是梁受力彎曲的例子。另外方面，殼層
若沒有具體說明物體的形狀，「彎曲」可以指任何外形物體的彎曲。在工程應用上，有時會說明彎曲物體的形狀，例如「桿的彎曲」（bending of rods）[ 2] [ 1] 平板彎曲 [ 3] [ 2]
水平梁受力彎曲，梁上半部（B）受到壓應力，梁下半部（A）受到拉伸應力 梁在受到側向力時，其內部會變形，而且會產生應力 。準靜（quasi-static）彎曲是假設彎曲產生的形變 以及應力不隨時間而變化。若考慮一水平梁，兩側固定，中間受到往下的力，梁的上半部會受到壓縮力，而梁的下半部會受到拉伸力。由於其側向力，會產生以下兩種內應力：
和側向力平行的剪應力 ，以及和受力方向垂直的互補剪應力
梁上半部受到的直接壓應力 ，以及梁下半部受到的直接拉伸應力。 後二個力會形成力偶 或是矩 彎矩 [ 1]
彎曲梁的元素：梁中和梁平行的元素會形成同心圓弧，最上方的受壓縮，最下方的受力伸張 梁的彎矩 在細長梁的歐拉-伯努力棟樑方程式 中，重要的假設是「平面截面在受力後仍維持平面」，換句話說，不考慮剪力對截面的影響（無剪切形變）。而且線性的應力應力分佈只適用於最大應力小於材料屈服強度 情形。（條目塑性彎曲 中性軸 抗撓強度
考慮以下條件成立的梁：
梁一開始是細長筆直的，就算有錐度，錐度也很小可以省略。
材料是各向同性（或是正交各向異性 線性彈性 ，在任一截面都同質 （不過沿着軸不一定要同質）。
只考慮小的形變。 此情形下，描述梁形變（
w
{\displaystyle w}
d
2
w
(
x
)
d
x
2
=
M
(
x
)
E
(
x
)
I
(
x
)
{\displaystyle {\cfrac {\mathrm {d} ^{2}w(x)}{\mathrm {d} x^{2}}}={\frac {M(x)}{E(x)I(x)}}}
其形變相對
x
{\displaystyle x}
E
{\displaystyle E}
楊氏模量 ，
I
{\displaystyle I}
截面二次軸矩 ，
M
{\displaystyle M}
若細長梁沿着其軸向也是同質 ，而且其截面不會沿着軸而變化，而且也因為側向負荷
q
(
x
)
{\displaystyle q(x)}
[ 1]
E
I
d
4
w
(
x
)
d
x
4
=
q
(
x
)
{\displaystyle EI~{\cfrac {\mathrm {d} ^{4}w(x)}{\mathrm {d} x^{4}}}=q(x)}
這就是梁彎曲的歐拉-伯努力方程式（歐拉-伯努力棟樑方程式）。
若找到了梁形變位移的解，可以用下式計算彎矩（
M
{\displaystyle M}
Q
{\displaystyle Q}
M
(
x
)
=
−
E
I
d
2
w
d
x
2
;
Q
(
x
)
=
d
M
d
x
.
{\displaystyle M(x)=-EI~{\cfrac {\mathrm {d} ^{2}w}{\mathrm {d} x^{2}}}~;~~Q(x)={\cfrac {\mathrm {d} M}{\mathrm {d} x}}.}
簡單的梁彎曲常用歐拉-伯努力棟樑方程式來分計。可以適用簡單彎曲理論的條件如下[ 4]
梁受到的力是純彎曲 剪力 為零，也沒有軸向負載以及沿着軸旋轉的負載。
材料為各向同性 （或是正交各向異性 同質 。
材料遵守虎克定律 （在線性彈性範圍內，不會有塑性形變）。
梁一開始是筆直的，截面不會隨着軸而變化。
至少一個梁有在彎曲平面上的對稱軸。
梁的組成成份適當，使其最後是因為彎曲而失效，不是因為破裂、皺摺或挫曲 而失效。
梁的截面在彎曲過程中仍維持平面。 梁的形變對稱，並且符合疊加定律 在承受彎曲負荷時，沿着梁的軸上會產生壓縮力及伸張力。這些力會造成梁內部的應力 。最大壓縮應力出現在梁的最上方，最大拉伸應力出現在梁的最下方。在中間的應力會呈線性變化，因此在梁內部，有一些點的彎曲應力為零。這些點的軌跡 的軌跡稱為中性軸（neutral axis）。因為中性軸不受應力，中性軸附近的應力也比較小，若截面中的各個位置都是均質的，在中性軸附近的材料利用率較低，比較不經濟。寬緣樑（如工字梁 ）及桁架 箱梁
在純彎曲下，決定彎曲應力的公式如下[ 5]
σ
x
=
M
z
y
I
z
=
M
z
W
z
{\displaystyle \sigma _{x}={\frac {M_{z}y}{I_{z}}}={\frac {M_{z}}{W_{z}}}}
其中
σ
x
{\displaystyle {\sigma _{x}}}
M
z
{\displaystyle M_{z}}
z 的矩
y
{\displaystyle y}
I
z
{\displaystyle I_{z}}
截面二次軸矩
W
z
{\displaystyle W_{z}}
W
z
=
I
z
/
y
{\displaystyle W_{z}=I_{z}/y}
方程式
σ
=
M
y
I
x
{\displaystyle \sigma ={\tfrac {My}{I_{x}}}}
極限狀態 。
上述推導只用在截面對稱的條件。針對非對稱截面的均質梁，梁的最大彎曲應力如下：
σ
x
(
y
,
z
)
=
M
z
I
y
−
M
y
I
y
z
I
y
I
z
−
I
y
z
2
y
+
M
y
I
z
−
M
z
I
y
z
I
y
I
z
−
I
y
z
2
z
{\displaystyle \sigma _{x}(y,z)={\frac {M_{z}~I_{y}-M_{y}~I_{yz}}{I_{y}~I_{z}-I_{yz}^{2}}}y+{\frac {M_{y}~I_{z}-M_{z}~I_{yz}}{I_{y}~I_{z}-I_{yz}^{2}}}z}
[ 6] 其中
y
,
z
{\displaystyle y,z}
M
y
{\displaystyle M_{y}}
M
z
{\displaystyle M_{z}}
幾何中心 y軸和z軸的彎軸。
I
y
{\displaystyle I_{y}}
I
z
{\displaystyle I_{z}}
截面二次軸矩 ，
I
y
z
{\displaystyle I_{yz}}
M
y
,
M
z
,
I
y
,
I
z
,
I
y
z
{\displaystyle M_{y},M_{z},I_{y},I_{z},I_{yz}}
針對梁的大幅形變，可以用以下延伸版本的公式來計算。其假設如下：
假設截面維持平面，在彎曲前和彎曲後的截面都維持平面
和截面法向量垂直的剪應力和正向應力沒有影響平行截面的正向應力。 若彎曲半徑
ρ
{\displaystyle \rho }
ρ
<
10
h
.
{\displaystyle \rho <10h.}
配合上述假設，大彎曲形變的應力為：
σ
=
F
A
+
M
ρ
A
+
M
I
x
′
y
ρ
ρ
+
y
{\displaystyle \sigma ={\frac {F}{A}}+{\frac {M}{\rho A}}+{\frac {M}{{I_{x}}'}}y{\frac {\rho }{\rho +y}}}
其中
F
{\displaystyle F}
A
{\displaystyle A}
M
{\displaystyle M}
ρ
{\displaystyle \rho }
I
x
′
{\displaystyle {{I_{x}}'}}
x 軸的面積慣量矩，在
y
{\displaystyle y}
平行軸定理 ）
y
{\displaystyle y}
σ
{\displaystyle \sigma }
y 軸上的位置。若彎曲半徑
ρ
{\displaystyle \rho }
y
≪
ρ
{\displaystyle y\ll \rho }
σ
=
F
A
±
M
y
I
{\displaystyle \sigma ={F \over A}\pm {\frac {My}{I}}}
鐵木辛柯梁的變形。其法向量轉動的量
θ
{\displaystyle \theta }
d
w
/
d
x
{\displaystyle dw/dx}
斯蒂芬·鐵摩辛柯 在1921年以歐拉-伯努力彎曲理論為基礎，在方程式中加入了剪力的影響。鐵摩辛柯（Timoshenko）理論的動力假設如下：
梁中性面的法向在彎曲之後仍為直線
梁的厚度不會隨着形變而改變。 不過，中性面的法向在彎曲後不一定會和中性面垂直。
線性彈性、各向同性、均質、等截面積的梁，在上述假設下，準靜彎曲的方程式如下[ 7]
E
I
d
4
w
d
x
4
=
q
(
x
)
−
E
I
k
A
G
d
2
q
d
x
2
{\displaystyle EI~{\cfrac {\mathrm {d} ^{4}w}{\mathrm {d} x^{4}}}=q(x)-{\cfrac {EI}{kAG}}~{\cfrac {\mathrm {d} ^{2}q}{\mathrm {d} x^{2}}}}
其中
I
{\displaystyle I}
截面二次軸矩 、
A
{\displaystyle A}
G
{\displaystyle G}
剪切模量 、是
k
{\displaystyle k}
q
(
x
)
{\displaystyle q(x)}
卜瓦松比
ν
{\displaystyle \nu }
k
=
5
+
5
ν
6
+
5
ν
{\displaystyle k={\cfrac {5+5\nu }{6+5\nu }}}
法向量的轉動
φ
(
x
)
{\displaystyle \varphi (x)}
d
φ
d
x
=
−
d
2
w
d
x
2
−
q
(
x
)
k
A
G
{\displaystyle {\cfrac {\mathrm {d} \varphi }{\mathrm {d} x}}=-{\cfrac {\mathrm {d} ^{2}w}{\mathrm {d} x^{2}}}-{\cfrac {q(x)}{kAG}}}
M
{\displaystyle M}
Q
{\displaystyle Q}
M
(
x
)
=
−
E
I
d
φ
d
x
;
Q
(
x
)
=
k
A
G
(
d
w
d
x
−
φ
)
=
−
E
I
d
2
φ
d
x
2
=
d
M
d
x
{\displaystyle M(x)=-EI~{\cfrac {\mathrm {d} \varphi }{\mathrm {d} x}}~;~~Q(x)=kAG\left({\cfrac {\mathrm {d} w}{\mathrm {d} x}}-\varphi \right)=-EI~{\cfrac {\mathrm {d} ^{2}\varphi }{\mathrm {d} x^{2}}}={\cfrac {\mathrm {d} M}{\mathrm {d} x}}}
梁的動態彎曲（dynamic bending）[ 8] 丹尼爾·白努利 在18世紀中所提出的。白努利的振動梁運動方程式容易高估梁的自然頻率 ，約翰·斯特拉特，第三代瑞立男爵 在1877年多加入了中間平面的旋轉項，有些微改善。1921年斯蒂芬·鐵摩辛柯 在彎曲梁的動態響應中多考慮了剪力的影響，大幅提昇準確度。因此此定理可以用在有高頻振動，不適用動態丹尼爾·白努利方程式場合。歐拉-伯努力以及鐵摩辛柯的彎曲梁動態方程式仍廣泛在工程界使用。
針對細長、各向同性、均質、截面積不變的梁，在受到動態側向負載
q
(
x
,
t
)
{\displaystyle q(x,t)}
[ 7]
E
I
∂
4
w
∂
x
4
+
m
∂
2
w
∂
t
2
=
q
(
x
,
t
)
{\displaystyle EI~{\cfrac {\partial ^{4}w}{\partial x^{4}}}+m~{\cfrac {\partial ^{2}w}{\partial t^{2}}}=q(x,t)}
其中
E
{\displaystyle E}
I
{\displaystyle I}
w
(
x
,
t
)
{\displaystyle w(x,t)}
m
{\displaystyle m}
若梁沒有側向力時，其振動方程式如下
E
I
∂
4
w
∂
x
4
+
m
∂
2
w
∂
t
2
=
0
{\displaystyle EI~{\cfrac {\partial ^{4}w}{\partial x^{4}}}+m~{\cfrac {\partial ^{2}w}{\partial t^{2}}}=0}
梁不受力下的簡諧振動可以表示如下
w
(
x
,
t
)
=
Re
[
w
^
(
x
)
e
−
i
ω
t
]
⟹
∂
2
w
∂
t
2
=
−
ω
2
w
(
x
,
t
)
{\displaystyle w(x,t)={\text{Re}}[{\hat {w}}(x)~e^{-i\omega t}]\quad \implies \quad {\cfrac {\partial ^{2}w}{\partial t^{2}}}=-\omega ^{2}~w(x,t)}
其彎曲方程式為
E
I
d
4
w
^
d
x
4
−
m
ω
2
w
^
=
0
{\displaystyle EI~{\cfrac {\mathrm {d} ^{4}{\hat {w}}}{\mathrm {d} x^{4}}}-m\omega ^{2}{\hat {w}}=0}
上式的通解為
w
^
=
A
1
cosh
(
β
x
)
+
A
2
sinh
(
β
x
)
+
A
3
cos
(
β
x
)
+
A
4
sin
(
β
x
)
{\displaystyle {\hat {w}}=A_{1}\cosh(\beta x)+A_{2}\sinh(\beta x)+A_{3}\cos(\beta x)+A_{4}\sin(\beta x)}
其中
A
1
,
A
2
,
A
3
,
A
4
{\displaystyle A_{1},A_{2},A_{3},A_{4}}
β
:=
(
m
E
I
ω
2
)
1
/
4
{\displaystyle \beta :=\left({\cfrac {m}{EI}}~\omega ^{2}\right)^{1/4}}
懸臂工字梁的振動模態
1次橫向彎曲 1次轉動 1次垂直彎曲
2次橫向彎曲 2次轉動 2次垂直彎曲
瑞立在1877年修正了歐拉-伯努力彎曲理論，多考慮了梁的截面的轉動慣量造成的效應。鐵木辛柯在1922年進一步的修正，多考慮了剪力的影響。鐵木辛柯﹣瑞立理論中允許梁的中表面之法向的剪力形變。
針對細長、各向同性、均質、截面積不變的梁，在受到動態側向負載下，鐵木辛柯﹣瑞立理論的動態彎曲方程式為[ 7] [ 9]
E
I
∂
4
w
∂
x
4
+
m
∂
2
w
∂
t
2
−
(
J
+
E
I
m
k
A
G
)
∂
4
w
∂
x
2
∂
t
2
+
J
m
k
A
G
∂
4
w
∂
t
4
=
q
(
x
,
t
)
+
J
k
A
G
∂
2
q
∂
t
2
−
E
I
k
A
G
∂
2
q
∂
x
2
{\displaystyle {\begin{aligned}&EI~{\frac {\partial ^{4}w}{\partial x^{4}}}+m~{\frac {\partial ^{2}w}{\partial t^{2}}}-\left(J+{\frac {EIm}{kAG}}\right){\frac {\partial ^{4}w}{\partial x^{2}~\partial t^{2}}}+{\frac {Jm}{kAG}}~{\frac {\partial ^{4}w}{\partial t^{4}}}\\[6pt]={}&q(x,t)+{\frac {J}{kAG}}~{\frac {\partial ^{2}q}{\partial t^{2}}}-{\frac {EI}{kAG}}~{\frac {\partial ^{2}q}{\partial x^{2}}}\end{aligned}}}
其中
J
=
m
I
A
{\displaystyle J={\tfrac {mI}{A}}}
極慣性矩 ，
m
=
ρ
A
{\displaystyle m=\rho A}
ρ
{\displaystyle \rho }
A
{\displaystyle A}
G
{\displaystyle G}
k
{\displaystyle k}
ν
{\displaystyle \nu }
k
=
5
+
5
ν
6
+
5
ν
rectangular cross-section
=
6
+
12
ν
+
6
ν
2
7
+
12
ν
+
4
ν
2
circular cross-section
{\displaystyle {\begin{aligned}k&={\frac {5+5\nu }{6+5\nu }}\quad {\text{rectangular cross-section}}\\[6pt]&={\frac {6+12\nu +6\nu ^{2}}{7+12\nu +4\nu ^{2}}}\quad {\text{circular cross-section}}\end{aligned}}}
若梁沒有側向力時，鐵木辛柯﹣瑞立理論的簡諧振動方程式如下
E
I
d
4
w
^
d
x
4
+
m
ω
2
(
J
m
+
E
I
k
A
G
)
d
2
w
^
d
x
2
+
m
ω
2
(
ω
2
J
k
A
G
−
1
)
w
^
=
0
{\displaystyle EI~{\cfrac {\mathrm {d} ^{4}{\hat {w}}}{\mathrm {d} x^{4}}}+m\omega ^{2}\left({\cfrac {J}{m}}+{\cfrac {EI}{kAG}}\right){\cfrac {\mathrm {d} ^{2}{\hat {w}}}{\mathrm {d} x^{2}}}+m\omega ^{2}\left({\cfrac {\omega ^{2}J}{kAG}}-1\right)~{\hat {w}}=0}
此式求解時，考慮
w
{\displaystyle w}
e
k
x
{\displaystyle e^{kx}}
特徵方程式
α
k
4
+
β
k
2
+
γ
=
0
;
α
:=
E
I
,
β
:=
m
ω
2
(
J
m
+
E
I
k
A
G
)
,
γ
:=
m
ω
2
(
ω
2
J
k
A
G
−
1
)
{\displaystyle \alpha ~k^{4}+\beta ~k^{2}+\gamma =0~;~~\alpha :=EI~,~~\beta :=m\omega ^{2}\left({\cfrac {J}{m}}+{\cfrac {EI}{kAG}}\right)~,~~\gamma :=m\omega ^{2}\left({\cfrac {\omega ^{2}J}{kAG}}-1\right)}
此四次方程式 的解為
k
1
=
+
z
+
,
k
2
=
−
z
+
,
k
3
=
+
z
−
,
k
4
=
−
z
−
{\displaystyle k_{1}=+{\sqrt {z_{+}}}~,~~k_{2}=-{\sqrt {z_{+}}}~,~~k_{3}=+{\sqrt {z_{-}}}~,~~k_{4}=-{\sqrt {z_{-}}}}
其中
z
+
:=
−
β
+
β
2
−
4
α
γ
2
α
,
z
−
:=
−
β
−
β
2
−
4
α
γ
2
α
{\displaystyle z_{+}:={\cfrac {-\beta +{\sqrt {\beta ^{2}-4\alpha \gamma }}}{2\alpha }}~,~~z_{-}:={\cfrac {-\beta -{\sqrt {\beta ^{2}-4\alpha \gamma }}}{2\alpha }}}
無外力振動下，鐵木辛柯﹣瑞立梁方程式的通解為
w
^
=
A
1
e
k
1
x
+
A
2
e
−
k
1
x
+
A
3
e
k
3
x
+
A
4
e
−
k
3
x
{\displaystyle {\hat {w}}=A_{1}~e^{k_{1}x}+A_{2}~e^{-k_{1}x}+A_{3}~e^{k_{3}x}+A_{4}~e^{-k_{3}x}}
薄板的變形，其中突顯其位移、中表面（紅色）以及中表面的法向（藍色） 梁的特點是其中一個方向的尺寸遠大於另外二個方向的尺寸。一結構若其中一個方向的尺寸遠小於另外二個方向的尺寸，則稱為平板。有許多理論要描述平板在受力下的形變以及應力分佈（板理論 ），其中有二種理論比較常用，分別是
基爾霍夫–勒夫平板理論（Kirchhoff–Love theory of plates，也稱為經典平板理論）
明德林–賴斯納平板理論（Mindlin–Reissner plate theory，也稱為一階平板理論） 基爾霍夫–勒夫平板理論
和中表面垂直的直線在形變後仍然是直線
和中表面垂直的直線在形變後仍然和中表面直線垂直
在形變前後，平板的厚度不會變化。 上述的假設意味着
u
α
(
x
)
=
−
x
3
∂
w
0
∂
x
α
=
−
x
3
w
,
α
0
;
α
=
1
,
2
u
3
(
x
)
=
w
0
(
x
1
,
x
2
)
{\displaystyle {\begin{aligned}u_{\alpha }(\mathbf {x} )&=-x_{3}~{\frac {\partial w^{0}}{\partial x_{\alpha }}}=-x_{3}~w_{,\alpha }^{0}~;~~\alpha =1,2\\u_{3}(\mathbf {x} )&=w^{0}(x_{1},x_{2})\end{aligned}}}
其中
u
{\displaystyle \mathbf {u} }
w
0
{\displaystyle w^{0}}
應變和位移的關係如下
ε
α
β
=
−
x
3
w
,
α
β
0
ε
α
3
=
0
ε
33
=
0
{\displaystyle {\begin{aligned}\varepsilon _{\alpha \beta }&=-x_{3}~w_{,\alpha \beta }^{0}\\\varepsilon _{\alpha 3}&=0\\\varepsilon _{33}&=0\end{aligned}}}
平衡方程式為
M
α
β
,
α
β
+
q
(
x
)
=
0
;
M
α
β
:=
∫
−
h
h
x
3
σ
α
β
d
x
3
{\displaystyle M_{\alpha \beta ,\alpha \beta }+q(x)=0~;~~M_{\alpha \beta }:=\int _{-h}^{h}x_{3}~\sigma _{\alpha \beta }~dx_{3}}
其中
q
(
x
)
{\displaystyle q(x)}
若以位移來表示，在沒有外力下，各向同性、線彈性平板的平衡方程式為
w
,
1111
0
+
2
w
,
1212
0
+
w
,
2222
0
=
0
{\displaystyle w_{,1111}^{0}+2~w_{,1212}^{0}+w_{,2222}^{0}=0}
若以直接張量表示法，可以表示如下
∇
2
∇
2
w
=
0
{\displaystyle \nabla ^{2}\nabla ^{2}w=0}
明德林–賴斯納平板理論
u
α
(
x
)
=
−
x
3
φ
α
;
α
=
1
,
2
u
3
(
x
)
=
w
0
(
x
1
,
x
2
)
{\displaystyle {\begin{aligned}u_{\alpha }(\mathbf {x} )&=-x_{3}~\varphi _{\alpha }~;~~\alpha =1,2\\u_{3}(\mathbf {x} )&=w^{0}(x_{1},x_{2})\end{aligned}}}
其中
φ
α
{\displaystyle \varphi _{\alpha }}
依照以上假設，應變和位移之間的關係是
ε
α
β
=
−
x
3
φ
α
,
β
ε
α
3
=
1
2
κ
(
w
,
α
0
−
φ
α
)
ε
33
=
0
{\displaystyle {\begin{aligned}\varepsilon _{\alpha \beta }&=-x_{3}~\varphi _{\alpha ,\beta }\\\varepsilon _{\alpha 3}&={\cfrac {1}{2}}~\kappa \left(w_{,\alpha }^{0}-\varphi _{\alpha }\right)\\\varepsilon _{33}&=0\end{aligned}}}
其中
κ
{\displaystyle \kappa }
平衡方程式為
M
α
β
,
β
−
Q
α
=
0
Q
α
,
α
+
q
=
0
{\displaystyle {\begin{aligned}&M_{\alpha \beta ,\beta }-Q_{\alpha }=0\\&Q_{\alpha ,\alpha }+q=0\end{aligned}}}
其中
Q
α
:=
κ
∫
−
h
h
σ
α
3
d
x
3
{\displaystyle Q_{\alpha }:=\kappa ~\int _{-h}^{h}\sigma _{\alpha 3}~dx_{3}}
平板的動態理論會決定在平板上震波的傳播，以及其駐波以及振動模態。基爾霍夫平板動態彎曲的統御方程式如下
M
α
β
,
α
β
−
q
(
x
,
t
)
=
J
1
w
¨
0
−
J
3
w
¨
,
α
α
0
{\displaystyle M_{\alpha \beta ,\alpha \beta }-q(x,t)=J_{1}~{\ddot {w}}^{0}-J_{3}~{\ddot {w}}_{,\alpha \alpha }^{0}}
其中（假設板的密度為
ρ
=
ρ
(
x
)
{\displaystyle \rho =\rho (x)}
J
1
:=
∫
−
h
h
ρ
d
x
3
;
J
3
:=
∫
−
h
h
x
3
2
ρ
d
x
3
{\displaystyle J_{1}:=\int _{-h}^{h}\rho ~dx_{3}~;~~J_{3}:=\int _{-h}^{h}x_{3}^{2}~\rho ~dx_{3}}
以及
w
¨
0
=
∂
2
w
0
∂
t
2
;
w
¨
,
α
β
0
=
∂
2
w
¨
0
∂
x
α
∂
x
β
{\displaystyle {\ddot {w}}^{0}={\frac {\partial ^{2}w^{0}}{\partial t^{2}}}~;~~{\ddot {w}}_{,\alpha \beta }^{0}={\frac {\partial ^{2}{\ddot {w}}^{0}}{\partial x_{\alpha }\,\partial x_{\beta }}}}
以下是一些圓形平板的振動模態。
mode k = 0, p = 1
mode k = 0, p = 2
mode k = 1, p = 2
^ 1.0 1.1 1.2 1.3 Boresi, A. P. and Schmidt, R. J. and Sidebottom, O. M., 1993, Advanced mechanics of materials , John Wiley and Sons, New York.
^ 2.0 2.1 Libai, A. and Simmonds, J. G., 1998, The nonlinear theory of elastic shells , Cambridge University Press.
^ Timoshenko, S. and Woinowsky-Krieger, S., 1959, Theory of plates and shells , McGraw-Hill.
^ Shigley J, "Mechanical Engineering Design", p44, International Edition, pub McGraw Hill, 1986, ISBN 0-07-100292-8
^ Gere, J. M. and Timoshenko, S.P., 1997, Mechanics of Materials , PWS Publishing Company.
^ Cook and Young, 1995, Advanced Mechanics of Materials, Macmillan Publishing Company: New York
^ 7.0 7.1 7.2 Thomson, W. T., 1981, Theory of Vibration with Applications
^ Han, S. M, Benaroya, H. and Wei, T., 1999, "Dynamics of transversely vibrating beams using four engineering theories," Journal of Sound and Vibration , vol. 226, no. 5, pp. 935–988.
^ Rosinger, H. E. and Ritchie, I. G., 1977, On Timoshenko's correction for shear in vibrating isotropic beams, J. Phys. D: Appl. Phys., vol. 10, pp. 1461–1466.
![{\displaystyle w(x,t)={\text{Re}}[{\hat {w}}(x)~e^{-i\omega t}]\quad \implies \quad {\cfrac {\partial ^{2}w}{\partial t^{2}}}=-\omega ^{2}~w(x,t)}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/7b17ad3e37e2553884da6fcb9dffd7487039774e)
![{\displaystyle {\begin{aligned}&EI~{\frac {\partial ^{4}w}{\partial x^{4}}}+m~{\frac {\partial ^{2}w}{\partial t^{2}}}-\left(J+{\frac {EIm}{kAG}}\right){\frac {\partial ^{4}w}{\partial x^{2}~\partial t^{2}}}+{\frac {Jm}{kAG}}~{\frac {\partial ^{4}w}{\partial t^{4}}}\\[6pt]={}&q(x,t)+{\frac {J}{kAG}}~{\frac {\partial ^{2}q}{\partial t^{2}}}-{\frac {EI}{kAG}}~{\frac {\partial ^{2}q}{\partial x^{2}}}\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5b65d649cab51d29f4b0bb8e69a8bbccb9364b44)
![{\displaystyle {\begin{aligned}k&={\frac {5+5\nu }{6+5\nu }}\quad {\text{rectangular cross-section}}\\[6pt]&={\frac {6+12\nu +6\nu ^{2}}{7+12\nu +4\nu ^{2}}}\quad {\text{circular cross-section}}\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a8c11a187caa54d9696a9077b73e9bcd49ea0962)
mode k = 0, p = 1
mode k = 0, p = 2
mode k = 1, p = 2
