capitulo-6---fundamentos-da-mecanica-dos-solidos

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132 
 
 
 
Capítulo 6: 
Fundamentos da Mecânica dos Sólidos 
 
 Se todos os pontos que constituem um corpo se movem juntamente, sem uma variação na sua 
forma, então, diz-se que houve um movimento de corpo rígido. Por outro lado, se a forma do corpo 
muda, diz-se que houve deformação de corpo sólido. Este capítulo tem por objetivo fornecer insumos 
sobre a teoria da elasticidade sob o ponto de vista da álgebra de tensores, em particular, estudar a lei 
de Hooke em meios lineares, homogêneos e isotrópicos. Um breve resumo sobre esses conceitos 
fundamentais será apresentado. Inicialmente, considera-se o caso de corpo sólido em estado de 
equilíbrio estático, onde os conceitos de stress e strain são discutidos. A seguir, é estabelecida a 
relação constitutiva entre essas duas grandezas conhecida como lei de Hooke generalizada. 
 
6.1- INTRODUÇÃO À MECÂNICA DOS SÓLIDOS 
 
 A mecânica dos sólidos é um ramo da ciência que se preocupa com o comportamento de um 
meio material sólido sob ações externas como, por exemplo, forças externas, variações de 
temperatura, etc. Na verdade, trata-se de uma parte de um estudo mais amplo denominado de 
mecânica do continuum, conforme esquematizado na Fig. 6.1. 
Quanto às forças atuando em sólidos, essas podem ser forças de volume, como a força 
gravitacional que produz uma força estática no volume, e as forças de superfície, que são forças de 
contato direto entre os corpos, considerando-se situações microscópicas. 
A mecânica dos sólidos utiliza extensivamente os tensores para descrever grandezas como 
stress e strain, bem como a relação entre os mesmos. Uma breve revisão da álgebra de tensores está 
apresentada no Apêndice B. 
Um material tem uma forma de repouso, e, se afasta deste estado devido ao stress. A 
133 
 
quantidade de variação a partir da forma de repouso é denominada deformação, e, a razão entre a 
deformação e o tamanho original é chamada strain. 
 
 
 
Mecânica do 
continuum 
 
Mecânica dos sólidos 
Elasticidade 
Plasticidade 
Reologia 
Mecânica dos fluidos 
Fluidos não-
newtonianos 
Fluidos newtonianos 
 
Figura 6.1 – Sub-áreas da mecânica do continuum. 
 
 Se o stress aplicado for suficiente baixo, quase todo o material sólido se comporta de forma 
que o strain seja diretamente proporcional ao stress. Esta região de deformação é conhecida como 
região linearmente elástica. 
A região de plasticidade, ou seja, quando o material não mais retorna ao seu estado de 
origem, devido à aplicação de um stress excessivamente alto (ocorre deformação permanente), não 
será tratada neste trabalho. Tampouco, considera-se o amortecimento (viscoelasticidade), devido à 
geração de calor no material quando o stress é aplicado [1]. 
 
6.2- O TENSOR STRESS OU DE TENSÃO MECÂNICA 
 
 Um sólido está em equilíbrio estático quando a força e momento resultantes em cada eixo são 
iguais a zero. Isto pode ser expresso por equações de equilíbrio. Neste texto serão proporcionadas as 
equações de equilíbrio calculando-se as força e momento resultantes em cada eixo [2]. 
Considere-se um corpo sólido em equilíbrio estático, sobre o qual atuam forças de superfície, 
conforme mostrado na Fig.6.2. Supõe-se que o campo de stress é contínuo e diferenciável no interior 
do corpo. Na Fig.6.3 extrai-se um paralelepípedo infinitesimal de dentro do corpo sólido e analisam-
se as forças que atuam sobre o mesmo. O ponto P denota o centro de gravidade deste elemento de 
volume. No limite, todas as faces do paralelepípedo passarão pelo ponto P. Deve ser lembrado que 
na notação Tij, o índice i refere-se à direção da força, enquanto o índice j refere-se à direção (do vetor 
normal) da face onde o stress é aplicado. 
134 
 
 
Figura 6.2 – Corpo sólido em equilíbrio estático. 
 
Figura 6.3 – Paralelepípedo infinitesimal em estado de equilíbrio estático. 
135 
 
 Na Tabela 6.1 apresentam-se todas as componentes do tensor stress que atuam sobre as faces 
x, y e z constantes. 
 
Tabela 6.1 – Componentes de stress nas faces x=constante, y=constante e z=constante. 
Txx(x,y,z) Txy(x,y,z) Txz(x,y,z) 
Tyx(x,y,z) Tyy(x,y,z) Tyz(x,y,z) 
Tzx(x,y,z) Tzy(x,y,z) Tzz(x,y,z) 
 
 Por outro lado, nas faces x+dx=constante, y+dy=constante e z+dz=constante, tem-se as 
seguintes componentes: 
 
...),,(),,(),,( +
∂
∂+=+ dx
x
zyxTzyxTzydxxT xxxxxx (6.1 a) 
...
),,(
),,(),,( +
∂
∂
+=+ dx
x
zyxT
zyxTzydxxT yxyxyx (6.1 b) 
...),,(),,(),,( +
∂
∂
+=+ dx
x
zyxT
zyxTzydxxT zxzxzx (6.1 c) 
...
),,(
),,(),,( +
∂
∂
+=+ dy
y
zyxT
zyxTzdyyxT xyxyxy (6.1 d) 
...
),,(
),,(),,( +
∂
∂
+=+ dy
y
zyxT
zyxTzdyyxT yyyyyy (6.1 e) 
...
),,(
),,(),,( +
∂
∂
+=+ dy
y
zyxT
zyxTzdyyxT zyzyzy (6.1 f) 
...),,(),,(),,( +
∂
∂
+=+ dz
z
zyxT
zyxTdzzyxT xzxzxz (6.1 g) 
...
),,(
),,(),,( +
∂
∂
+=+ dz
z
zyxT
zyxTdzzyxT yzyzyz (6.1 h) 
...),,(),,(),,( +
∂
∂+=+ dz
z
zyxTzyxTdzzyxT zzzzzz (6.1 i) 
 
 Aplicando-se  = 0xF ao elemento de volume da Fig.6.3, resulta 
 
0=+−−−






∂
∂++





∂
∂
++





∂
∂+
dxdydzfdxdyTdxdzTdydzT
dydzdz
z
TTdxdzdy
y
T
Tdydzdx
x
TT
xxzxyxx
xz
xz
xy
xy
xx
xx (6.2) 
136 
 
onde fx é a componente de força por unidade de volume na direção x. Procedendo-se às 
simplificações algébricas em (6.2) e dividindo-se por dxdydz, obtém-se 
 
 0=+
∂
∂+
∂
∂
+
∂
∂
x
xzxyxx f
z
T
y
T
x
T (6.3 a) 
 
Analogamente, para  = 0yF e  = 0zF , se obtém 
 
 0=+
∂
∂
+
∂
∂
+
∂
∂
y
yzyyyx f
z
T
y
T
x
T
 (6.3 b) 
0=+
∂
∂+
∂
∂
+
∂
∂
z
zzzyzx f
z
T
y
T
x
T (6.3 c) 
 
as quais constituem as equações de equilíbrio para um corpo sólido. 
 Por sua vez, a condição de equilíbrio de momento em relação a um eixo paralelo ao eixo z, e, 
que, passa pelo centro de gravidade do paralelepípedo, conforme esquematizado na Fig.6.4, conduz à 
 
 
Figura 6.4 – Equilíbrio de momento em relação ao eixo z do elemento de volume. 
 
0
2222
=−





∂
∂
+−+





∂
∂
+ dydxdzTdydxdzdy
y
T
TdxdydzTdxdydzdx
x
T
T xy
xy
xyyx
yx
yx (6.4) 
 
Multiplicando-se (6.4) por 2 e dividindo-a por dxdydz, obtém-se 
 
0=−





∂
∂
+−+





∂
∂
+ xy
xy
xyyx
yx
yx Tdyy
T
TTdx
x
T
T (6.5) 
 
Procedendo-se às simplificações algébricas e desprezando-se os infinitésimos de segunda ordem em 
137 
 
(6.5), resulta 
 
 yxxy TT = (6.6 a) 
 
Analogamente, para as condições de equilíbrio de momento ao redor de eixos paralelos à x e y, e que 
passam pelo centro de gravidade do paralelepípedo da Fig.6.3, tem-se que: 
 
zyyz TT = (6.6 b) 
xzzx TT = (6.6 c) 
 
 As equações (6.6 a-c) estabelecem as leis de reciprocidade das tensões de cisalhamento: em 
duas faces ortogonais entre si, as tensões de cisalhamento perpendiculares à aresta comum às faces 
são iguais, e, estão dirigidas à aresta ou partem da aresta. Ver a Fig.6.5. 
 
 
Figura 6.5 – Reciprocidade das tensões de cisalhamento. 
 
 Conclui-se, então, que existem apenas 6, e não 9, componentes independentes de stress: Txx , 
Tyy, Tzz, Tzx e Txy. Em notação tensorial, convencionando-se que 1→x , 2→y e 3→z , tem-se que o 
tensor stress pode ser escrito na forma matricial 
 
 










=
332313
232212
131211
TTT
TTT
TTT
Tij (6.7) 
 
enquanto que as equações de equilíbrio em (6.3 a-c) são descritas pela forma compacta: 
 
 0=+
∂
∂
i
j
ij f
x
T
 (6.8) 
 
para i=1,2 e 3, e, para j=1,2 e 3. 
138 
 
________________________________________________________________________________ 
Exercício 6.1: Considere um sólido que está submetido às seguintes componentes de stress: 
 
3
2
2
2
111 12 xxxT = , 
2
2
3
122 9 xxT −= , 
3
3
2
233 4 xxT = , 
3
212 4xT = , 
3
3
2
2113 12 xxxT −= e 32
3
123 16 xxxT = . Calcular as 
 
forças por unidade de volume a fim de se atingir o equilíbrio estático. 
 
Resposta:221 12xf −= , 2
3
12 2 xxf = e 3
3
13 16 xxf −= 
 
 
6.3 – O TENSOR STRAIN OU DEFORMAÇÃO MECÂNICA RELATIVA 
 
 Deslocamentos de pontos em meios contínuos podem resultar de translação, rotação ou 
deformação de corpo sólido. A deformação de um sólido pode ser causada por dilatação (variação no 
volume) ou distorção (variação na forma). A dinâmica do corpo rígido trata com translações e 
rotações [1]. Pequenas deformações são estudadas pela teoria da elasticidade. Grandes deformações 
são tratadas em plasticidade ou mecânica de fluidos. 
 A variação na posição de um ponto dentro do corpo sólido é determinada pelo campo de 
deslocamento u , que especifica como um ponto P (ou Q) vai ao ponto p (ou q) sob deformação, 
como esquematizado na Fig.6.6. 
 
Figura 6.6 – Deformação de corpo sólido. 
 
 Na Fig.6.7 ressalta-se que a solução do problema pode envolver o movimento do corpo 
rígido, ou seja, translação sem alteração das posições relativas dos pontos, e, deformação elástica, na 
139 
 
qual as posições relativas dos pontos do corpo sofrem alterações. Como será visto adiante, esta 
última se divide em rotação de corpo rígido e distorção angular. 
 
 
Figura 6.7 – Movimento e deformação do corpo sólido. 
 
 Na Fig. 6.7, o estado inicial é descrito pelos pontos A=(x,y,z) e B=(x+dx, y+dy, z+dz), com a 
métrica: 
 
 2222 dzdydxdr ++= (6.9) 
 
Ocorrendo a deformação do corpo, o novo estado corresponde à ),,( zyxA = e 
),,( zdzydyxdxB +++= , cuja métrica é 
 
 2222 zdydxdrd ++= (6.10) 
 
Os deslocamentos segundo as direções x, y e z, são 
 
 xxux −= (6.11 a) 
 yyuy −= (6.11 b) 
 zzuz −= (6.11 c) 
 
Assim, os incrementos nas direções x, y e z, são 
 
 dxduxd x += (6.12 a) 
 dyduyd y += (6.12 b) 
 dzduzd z += (6.12 c) 
140 
 
 
tal que, (6.9), (6.10) e (6.12) conduzem à 
 
 22222222 )()()( dzdydxdzdudydudxdudrrd zyx −−−+++++=− (6.13) 
 
Procedendo-se as manipulações algébricas em (6.13), resulta: 
 
 22222 )(2 zyxzyx dudududzdudydudxdudrrd +++++=− (6.14) 
 
 Do cálculo diferencial, sabe-se que diferenciais totais são dados por 
 
 dz
z
udy
y
udx
x
udu xxxx ∂
∂+
∂
∂+
∂
∂= (6.15 a) 
dz
z
u
dy
y
u
dx
x
u
du yyyy ∂
∂
+
∂
∂
+
∂
∂
= (6.15 b) 
dz
z
udy
y
udx
x
udu zzzz ∂
∂+
∂
∂+
∂
∂= (6.15 c) 
 
e assim substituindo-se (6.15 a-c) em (6.14) 
 
 
2
222
2
222
2
222
22
2
12
2
12
2
12
dz
z
u
z
u
z
u
z
u
dy
y
u
y
u
y
u
y
u
dx
x
u
x
u
x
u
x
udrrd
zyxz
zyxy
zyxx






















∂
∂
+





∂
∂
+





∂
∂
+
∂
∂
+






















∂
∂
+





∂
∂
+





∂
∂
+
∂
∂
+






















∂
∂
+





∂
∂
+





∂
∂
+
∂
∂
=−
 
dydz
z
u
y
u
z
u
y
u
z
u
y
u
y
u
z
u
dxdz
z
u
x
u
z
u
x
u
z
u
x
u
x
u
z
u
dxdy
y
u
x
u
y
u
x
u
y
u
x
u
x
u
y
u
zzyyxxzy
zzyyxxzx
zzyyxxyx






∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
+
∂
∂
+






∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
+
∂
∂
+






∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
+
∂
∂
+
2
2
2
 (6.16) 
 
Uma forma mais compacta de se escrever (6.16) é 
 
dydzdxdzdxdydzSdySdxSdrrd yzxzxyzzyyxx γγγ 222222
22222 +++++=− (6.17) 
 
sendo 
141 
 














∂
∂+





∂
∂
+





∂
∂+
∂
∂=
222
2
1
x
u
x
u
x
u
x
uS zyxxxx (6.18 a) 














∂
∂+





∂
∂
+





∂
∂+
∂
∂
=
222
2
1
y
u
y
u
y
u
y
u
S zyxyyy (6.18 b) 














∂
∂+





∂
∂
+





∂
∂+
∂
∂=
222
2
1
z
u
z
u
z
u
z
uS zyxzzz (6.18 c) 
y
u
x
u
y
u
x
u
y
u
x
u
x
u
y
u zzyyxxyx
xy ∂
∂
∂
∂+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂+
∂
∂
+
∂
∂=γ (6.18 d) 
z
u
x
u
z
u
x
u
z
u
x
u
x
u
z
u zzyyxxzx
xz ∂
∂
∂
∂+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂+
∂
∂+
∂
∂=γ (6.18 e) 
z
u
y
u
z
u
y
u
z
u
y
u
y
u
z
u zzyyxxzy
yz ∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
+
∂
∂
=γ (6.18 f) 
 
Desprezando-se os termos quadráticos e os produtos de ordem superior, as equações (6.18 a-
f) são aproximados para: 
 
x
uS xxx ∂
∂= (6.19 a) 
y
u
S yyy ∂
∂
= (6.19 b) 
z
uS zzz ∂
∂= (6.19 c) 
x
u
y
u yx
xy ∂
∂
+
∂
∂=γ (6.19 d) 
x
u
z
u zx
xz ∂
∂+
∂
∂=γ (6.19 e) 
y
u
z
u zy
yz ∂
∂+
∂
∂
=γ (6.19 f) 
 
as deformações infinitesimais de Cauchy. 
 
6.4 – INTERPRETAÇÃO DAS COMPONENTES DE STRAIN 
 
À luz da Fig.6.8, as componentes principais Sxx, Syy e Szz são de interpretação imediata: 
 
142 
 
 xSx
x
uu xxxx Δ=Δ∂
∂=Δ (6.20 a) 
ySy
y
u
u yy
y
y Δ=Δ∂
∂
=Δ (6.20 b) 
zSz
z
uu zzzz Δ=Δ∂
∂=Δ (6.20 c) 
 
ou seja, são strains de elongação (expansão ou compressão). 
 
 
Figura 6.8 – Deformações devido a um esforço de elongação (expansão/contração). 
 
 Por outro lado, componentes mistas como, por exemplo, xyγ merecem um pouco mais de 
atenção quanto à interpretação. A fim de se interpretar a componente xyγ , considere-se o diagrama 
da Fig.6.9, no qual o corpo retangular (infinitesimal) original com vértices ABCD é deformado para o 
paralelogramo A’B’C’D’. A diferença de posição entre os vértices A e A’ implica em que aconteceu 
um movimento de translação no plano x-y. Normalmente, este caso não será de interesse neste 
capítulo. Note-se que o retângulo original não sofre uma simples translação, ou uma simples rotação 
ou uma simples distorção angular, mas uma combinação de todos estes efeitos. Ao final do processo, 
o corpo não é mais retangular. 
 Como a deformação de corpo sólido é microscópica, pode-se escrever, em primeira 
aproximação, que 
 xy
y
x
y
x
x
x
y
y
y
S
x
u
x
u
x
u
udx
x
uudx
udx
x
u
u
tg =
∂
∂
≅
∂
∂+
∂
∂
=
−





∂
∂++
−





∂
∂
+
=≅
1
11 φφ (6.21) 
 
uma vez que 1/ <<∂∂ xuy . Portanto, a deformação Sxy em (6.21) está associada a uma distorção 
143 
 
 
 
 
Figura 6.9 – Variações angulares φ1, φ2 e φ .a) Deformação unidimensional. b) Deformação por 
elongação. c) Deformação geral, incluindo-se cisalhamento. 
 
angular (shear strain), φ1, do eixo x. De forma similar, determina-se 
 
yx
x
y
x
y
y
y
x
x
x
S
y
u
y
u
y
u
udy
y
u
udy
udy
y
u
u
tg =
∂
∂
≅
∂
∂
+
∂
∂
=
−





∂
∂
++
−





∂
∂
+
=≅
1
22 φφ (6.22) 
 
uma deformação que está associada a uma distorção angular (shear strain), φ2, do eixo y. 
 Sabe-se, da mecânica dos sólidos, que deslocamentos de cisalhamento (shear) são positivos 
quando o ângulo BAC é maior que o ângulo B’A’C’. No caso da Fig.6.9, tem-se Sxy>0 e Syx>0. 
Assim, o strain total é: 
 
 φπφφγ −=+=
∂
∂
+
∂
∂=
221y
u
x
u yx
xy (6.23) 
 
e então, xyγ é a variação angular total, no plano x-y, em relação à posição angular inicial φ=π/2, 
conforme esquematizado no detalhe da Fig.6.9 c). 
 Note-se que Sij ≠ Sji (como Syx e Sxy na Fig. 6.4), ou seja, o shear strain não é simétrico, 
contudo (conforme será visto adiante), o strain total, ijγ , é simétrico [ jiij γγ = , ou seja, pode-se 
144 
 
permutar os índices x e y em (6.23)]. O strain total ijγ também é chamado de engineering shear 
strain, uma vez que é comumente usado em livros textos de engenharia. Assim, é importante 
diferenciar o shear strain (Sij ou Sji) do engineering shear strain ijγ , de modo a se evitar erros nas 
manipulações matemáticas (ler o Adendo no final do capítulo). Na Fig.6.10 a) e b), respectivamente, 
ilustra-se a diferença entre as interpretações. 
 
 
 (a) (b) 
Figura 6.10 – Deformações angulares. a) Shear strain. a) Engineering shear strain. 
 
 Conclusões análogas podem ser obtidas a respeito das componentes xzγe yzγ , como ilustrado 
na Fig.6.11. 
 
(a) (b) (c) 
Figura 6.11 – Diferentes deformações angulares ou de cisalhamento. 
 
Como foi visto o strain total, xyγ , por exemplo, é igual à soma de dois strains, Sxy e Syx, os 
quais não são simétricos, a menos que a rotação do corpo seja tal que se crie dois ângulos iguais, 
21 φφ = . Contudo, dado um tensor de segunda ordem, Sij (uma matriz de 3x3), sabe-se que o mesmo 
pode ser decomposto em duas partes, uma simétria e outra anti-simétrica: 
 
)(
2
1)(
2
1
jiijjiijij SSSSS −++= (6.24) 
145 
 
o que equivale a somar zero à Sij. Esta é uma propriedade obedecida por qualquer matriz quadrada. A 
soma na primeira parcela de (6.24): 
 
 )(
2
1
jiijij SS +=ε (6.25) 
 
obviamente é simétrica, uma vez que a comutação de índices i e j não altera o resultado (esta 
componente é chamada de symmetric shear strain). Com isto, jiij εε = . Por outro lado, a segunda 
parcela de (6.24): 
 
 )(
2
1
jiijij SSR −= (6.26) 
 
é anti-simétrico, ou seja, Rij=−Rji, sendo esta a componente de rotação da variação do corpo. Na 
Fig.6.12 ilustra-se as diferenças entre as componentes simétrica e anti-simétrica de strain. 
 
(a) 
 
(b) 
Figura 6.12 – a) Shear strain jiij εε = . b) Rotação Rij=−Rji. 
 
 Portanto, em geral, o shear strain (6.24) é dado por 
 
 ij
ij
ijijij RRS +=+= 2
γ
ε (6.27) 
 
e assim, somente no caso particular onde Rij=0 ocorre Sij=εij=γij/2, uma situação na qual a 
deformação é dita ser irrotacional. No caso do corpo sólido estudado neste capítulo, somente esta 
situação será de interesse. Com isto, neste texto, o tensor Sij é simétrico, pois εij é simétrico. 
 Fica claro pela Fig. 6.12 a), que na ausência de rotação, Sxy = Syx, e, 21 φφ = . Portanto, 
xyxy S22 1 == φγ . Com isso, em notação tensorial, e, na ausência de rotação: 
146 
 
 







∂
∂
+
∂
∂
==
i
j
j
i
ijij x
u
x
uS
2
1
2
1 γ (6.28) 
 
para i,j =1, 2 e 3. Em resumo, as componentes do tensor strain são: 
 
 










=
333231
232221
131211
SSS
SSS
SSS
Sij (6.29) 
 
onde, na ausência de rotação, ocorre a relação de reciprocidade 
 
 jiij SS = (6.30) 
 
Sugere-se ao leitor, comparar a conformidade entre a expressão (6.29) com as definições (6.19 a-f). 
 
6.5 – RELAÇÃO CONSTITUIVA – LEI DE HOOKE PARA MEIOS ISOTRÓPICOS 
 
 Admitindo-se que o corpo sólido está sujeito a pequenas deformações, e, considerando a 
vizinhança infinitesimal de um ponto, supõe-se que o estado de tensão depende apenas das 
componentes do tensor das deformações. Atendendo-se a esta hipótese, admite-se a seguinte relação 
entre stress e strain: 
 
)( klijij SfT = (6.31) 
 
significando que fij é função de Skl. Desenvolvendo-se (6.31) em série de Taylor (desde que fij seja 
uma função contínua e de derivadas contínuas) em torno do estado Skl=0, tem-se 
 
 ...)0( +
∂
∂
+= kl
kl
ij
ijij SS
f
fT (6.32) 
 
onde os índices k e l na segunda parcela encontram-se repetidos, indicando somatório de 1 a 3. 
 O termo fij(0) corresponde ao estado de tensão quando as deformações Skl são nulas sendo, 
portanto, nulo. Uma vez que se admitem apenas pequenas deformações, os termos de ordem superior 
a primeira podem ser desprezados, resultando 
 
147 
 
 kl
kl
ij
ij SS
f
T
∂
∂
= (6.33) 
 
 Define-se o tensor de quarta ordem, denominado de tensor das constantes elásticas ou de 
rigidez do material, como 
 
 
kl
ij
ijkl S
f
c
∂
∂
= (6.34) 
 
Por fim, (6.33) e (6.34) conduzem à forma generalizada da lei de Hooke, que estabelece a relação 
constitutiva entre stress e strain na região de linearidade elástica: 
 
 klijklij ScT = (6.35) 
 
para i,j,k,l = 1,2 e 3. O tensor de quarta ordem, cijkl deve corresponder a 34 elementos, ou seja, a 81 
elementos. 
Como os tensores Tij e Skl são ambos simétricos, o tensor cijkl deve obedecer às seguintes 
restrições: 
 
a) Como Tij=Tji, então, kljikljiklijklij ScTScT === , e assim, 
 
 jiklijkl cc = (6.36 a) 
 
b) Como Skl=Slk, então, lkijlkklijklij ScScT == , e assim, 
 
 ijlkijkl cc = (6.36 b) 
 
Devido às restrições (6.36 a-b), o tensor cijkl dado em (6.35) sofre uma redução no número de 
componentes, de 81, para apenas 36. Por sua vez, como será visto adiante, a natureza do meio 
material pode estabelecer dependências lineares entre os elementos remanescentes, reduzindo-se 
ainda mais o número de elementos independentes. 
 Com isso, por exemplo, considere-se a componente T11 que, segundo (6.35), é igual a: 
148 
 
 
121112131113231123331133221122111111
331133231123131113321132221122121112311131211121111111
331122111111
1111
222 ScScScScScSc
ScScScScScScScScSc
ScScSc
ScT
kkkkkk
klkl
+++++=
++++++++=
++=
=
 (6.37) 
 
 Expandindo-se Tij em (6.35) para as demais componentes, tal qual foi feito em (6.37), obtém-
se que os elementos independentes serão: 
 
 








































=




















12
13
23
33
22
11
121212131223123312221211
131213131323133313221311
231223132323233323222311
331233133323333333223311
221222132223223322222211
111211131123113311221111
12
13
23
33
22
11
2
2
2
.
S
S
S
S
S
S
cccccc
cccccc
cccccc
cccccc
cccccc
cccccc
T
T
T
T
T
T
 (6.38) 
 
onde se deve dar atenção ao fator 2 multiplicando S23, S13 e S12. 
 Usando-se a notação de índice reduzido (ou de Voigt), a qual estabelece a seguinte 
correspondência da Tabela 6.2 [3]: 
 
Tabela 6.2 – Notação de índices reduzidos 
ij 11 22 33 23 13 12 
m 1 2 3 4 5 6 
 
pode-se escrever (6.38) substituindo-se os pares de índices ij por m: 
 








































=




















6
5
4
3
2
1
666564636261
565554535251
464544434241
363534333231
262524232221
161514131211
6
5
4
3
2
1
.
S
S
S
S
S
S
cccccc
cccccc
cccccc
cccccc
cccccc
cccccc
T
T
T
T
T
T
 (6.39) 
 
sendo T1= T11, T 2= T 22, T 3= T 33, T 4=T 23, T 5=T 13, T 6=T 12. Também, S1= S 11, S 2= S 22, S 3= S 33, 
S4=2.S 23= γ23, S 5=2.S 13= γ13, S 6=2.S 12= γ12. Deve ficar atento ao fator 2 nas definições de S4, S5 e S6. 
149 
 
 A região superior esquerda da matriz em (6.39) representa o acoplamento entre stress e strain 
longitudinais, e ocorre para todos os materiais. Nesta região, os termos na diagonal acoplam stress e 
strain na mesma direção; os termos fora da diagonal acoplam stress e strain em direções ortogonais 
(por exemplo, stress na direção x com strain na direção y). A região inferior direita representa o 
acoplamento entre stress de cisalhamento e strain de cisalhamento. Os elementos da diagonal nesta 
região sempre estão presentes, porém, os elementos fora da diagonal podem ou não aparecer, 
dependendo da propriedade do meio. As regiões, inferior esquerda e superior direita, representam 
acoplamento entre stress de cisalhamento com strain longitudinal, e, entre stress longitudinal com 
strain de cisalhamento. Eles podem ou não estar presentes dependendo da propriedade do material. 
 Para os materiais isotrópicos, as propriedades mecânicas do meio não dependem de uma 
direção particular. Assim, a passagem da lei de Hooke generalizada, de um sistema x,y,z: 
 
 xyxzyzzzyyxxxx cccScScScT γγγ 161514131211 +++++= (6.40) 
 
para algum novo sistema x’y’z’, conserva as mesmas constantes cij, tal que 
 
 ''16''15''14''13''12''11'' yxzxzyzzyyxxxx cccScScScT γγγ +++++= (6.41) 
 
sendo que o mesmo se aplica para as demais componentes Tyy, Tzz, Tyz, Txz e Txy. 
 Por conta da isotropia, é possível mostrar que os 36 elementos em (6.39) se reduzem à apenas 
2 independentes entre si. Isto será demonstrado a seguir, impondo-se certaseqüência de rotação de 
eixos x, y e z, e, respeitando-se, a cada rotação, que as relações tensão-deformação para a nova 
orientação de eixos tenha a mesma forma que aquela nos eixos originais. 
 
a) Rotação de 1800 em torno do eixo z 
 
 Os eixos originais e rodados estão representados na Fig.6.13, juntamente com os cossenos 
diretores da rotação. Usando-se a regra de rotação de eixos para o tensor Tkl [4]: 
 
 klnlmkmn TaaT = (6.42) 
 
e substituindo-se os cossenos diretores amk e anl, se obtém 
 
150 
 
 
(a) 
 
 
 Cossenos diretores 
x y z 
x’ -1 0 0 
y’ 0 -1 0 
z’ 0 0 1 
 
(b) 
Figura 6.13 – a) Rotação de 1800 em torno do eixo z. b) Cossenos diretores. 
 
 xxxxxxxxxxxx TTTaaT =−−== ).1).(1('''' (6.43 a) 
 yyyyyyyyyyyy TTTaaT =−−== ).1).(1('''' (6.43 b) 
 zzzzzzzzzzzz TTTaaT =++== ).1).(1('''' (6.43 c) 
 yzxxyzzzyyzy TTTaaT −=+−== ).1).(1('''' (6.43 d) 
 xzxzxzzzxxzx TTTaaT −=+−== ).1).(1('''' (6.43 e) 
xyxyxyyyxxyx TTTaaT =−−== ).1).(1('''' (6.43 f) 
 
De forma similar, usando-se a regra de rotação para eixos em termos de Skl =γkl/2, 
 
 klnlmkmn SaaS = (6.44) 
 
obtém-se: 
 
 xxxxxxxxxxxx SSSaaS =−−== ).1).(1('''' (6.45 a) 
 yyyyyyyyyyyy SSSaaS =−−== ).1).(1('''' (6.45 b) 
 zzzzzzzzzzzz SSSaaS =++== ).1).(1('''' (6.45 c) 
 yzyzyzzzyyzy aa γγγγ −=+−== ).1).(1('''' (6.45 d) 
 xzxzxzzzxxzx aa γγγγ −=+−== ).1).(1('''' (6.45 e) 
xyxyxyyyxxyx aa γγγγ =−−== ).1).(1('''' (6.45 f) 
 
Substituindo-se (6.43 a) e (6.44 a-f) na lei de Hooke aplicada ao sistema x’y’z’, (6.41), vem: 
 
xyxzyzzzyyxxxx cccScScScT γγγ 161514131211 +−−++= (6.46) 
151 
 
e, comparando-se (6.46) com (6.40), conclui-se que 
 
 002 14141414 ==−= cccc (6.47 a) 
 002 15151515 ==−= cccc (6.47 b) 
 
Procedendo da mesma forma para as outras componentes Ty’y’, Tz’z’, Ty’z’, Tx’z’ e Tx’y’, conclui-
se que 
 
06564636261565352514643424135362524 ================= ccccccccccccccccc
 (6.48) 
e assim a matriz cij em (6.39) torna-se: 
 
 




















=
66636216
5554
4544
36333231
26232221
16131211
00
0000
0000
00
00
00
cccc
cc
cc
cccc
cccc
cccc
cij (6.49) 
 
b) Rotação de 1800 em torno do eixo x 
 
 Os eixos originais e rodados estão representados na Fig.6.12, juntamente com os cossenos 
diretores da rotação. 
 Usando-se a regra de rotação de eixos (6.42) para o tensor Tkl, e substituindo-se os cossenos 
diretores, se obtém 
 
 xxxxxxxxxx TTaaT == '''' (6.50 a) 
 yyyyyyyyyy TTaaT == '''' (6.50 b) 
 zzzzzzzzzz TTaaT == '''' (6.50 c) 
 yzyzzzyyzy TTaaT −== '''' (6.50 d) 
 xzxzzzxxzx TTaaT == '''' (6.50 e) 
xyxyyyxxyx TTaaT −== '''' (6.50 f) 
 
De forma similar, usando-se a regra de rotação para eixos (6.44) em termos de Skl =γkl/2, se 
obtém: 
152 
 
 
(a) 
 
 
 
 Cossenos diretores 
x y z 
x’ 1 0 0 
y’ 0 -1 0 
z’ 0 0 -1 
 
(b) 
Figura 6.14 – a) Rotação de 1800 em torno do eixo x. b) Cossenos diretores. 
 
 xxxxxxxxxx SSaaS == '''' (6.51 a) 
 yyyyyyyyyy SSaaS == '''' (6.51 b) 
 zzzzzzzzzz SSaaS == '''' (6.51 c) 
 yzyzzzyyzy aa γγγ −== '''' (6.51 d) 
 xzxzzzxxzx aa γγγ == '''' (6.51 e) 
xyxyyyxxyx aa γγγ −== '''' (6.51 f) 
 
 A partir do item a), no qual se obteve a matriz (6.49), pode-se concluir que 
 
 ''16''15''14''13''12''11'' yxzxzyzzyyxxxx cccScScScT γγγ +−−++= (6.52) 
 
na qual, substituindo-se (6.50 a), ou seja, Txx=Tx’x’, os resultados (6.47 a-b), c14=c15=0, e os valores 
obtidos em (6.51 a-f), obtém-se 
 
 xyxzyzzzyyxxxx cScScScT γγγ 16131211 00 −−−++= (6.53) 
 
a qual, comparando com (6.46), conclui-se que 
 
 1616 cc −=  02 16 =c  016 =c (6.54) 
 
De forma análoga para as demais componentes Ty’y’, Tz’z’, Ty’z’, Tx’z’ e Tx’y’, conclui-se que 
 
06362613626 ===== ccccc (6.55) 
 
e assim, (6.49) torna-se 
153 
 




















=
66
5554
4544
333231
232221
131211
00000
0000
0000
000
000
000
c
cc
cc
ccc
ccc
ccc
cij (6.56) 
 
c) Rotação de 900 em torno do eixo x 
 
 Os eixos originais e rodados estão representados na Fig.6.15, juntamente com os cossenos 
diretores da rotação. 
 
(a) 
 
 
 Cossenos diretores 
x y z 
x’ 1 0 0 
y’ 0 0 1 
z’ 0 -1 0 
 
(b) 
Figura 6.15 – a) Rotação de 900 em torno do eixo x. b) Cossenos diretores. 
 
 Procedendo-se a uma análise similar às realizadas nos itens a) e b) mostra-se que 
 
xxxx TT ='' (6.57 a) 
 zzyy TT ='' (6.57 b) 
 yyzz TT ='' (6.57 c) 
 xzzy TT ='' (6.57 d) 
 zxzx TT −='' (6.57 e) 
yxyx TT −='' (6.57 f) 
 
e também, 
 
 xxxx SS ='' (6.58 a) 
 zzyy SS ='' (6.58 b) 
154 
 
 yyzz SS ='' (6.58 c) 
 xzzy γγ ='' (6.58 d) 
 zxzx γγ −='' (6.58 e) 
yxyx γγ −='' (6.58 f) 
 
 No item b) concluiu-se que 0161514 === ccc , e assim, 
 
 ''13''12''11'' zzyyxxxx ScScScT ++= (6.59) 
 
na qual, substituindo-se (6.57 a) e (6.58 a-f) se obtém 
 
 zzyyxxxx ScScScT 121311 ++= (6.60) 
 
a qual, comparada com (6.46) conclui-se que 
 
 1312 cc = (6.61) 
 
Analogamente, para as demais componentes Ty’y’, Tz’z’, Ty’z’, Tx’z’ e Tx’y’, conclui-se que 
 
 2131 cc = (6.62 a) 
 3322 cc = (6.62 b) 
3223 cc = (6.62 c) 
6644 cc = (6.62 d) 
 
tal que (6.56) se torna 
 
 




















=
44
55
44
332321
232221
121211
00000
00000
00000
000
000
000
c
c
c
ccc
ccc
ccc
cij (6.63) 
 
d) Rotação de 900 em torno do eixo z 
 
 Os eixos originais e rodados estão representados na Fig.6.16, juntamente com os cossenos 
diretores da rotação. 
155 
 
 
(a) 
 
 
 Cossenos diretores 
x y z 
x’ 1 0 0 
y’ 0 0 1 
z’ 0 -1 0 
 
(b) 
Figura 6.16 – a) Rotação de 900 em torno do eixo z. b) Cossenos diretores. 
 
 Procedendo a uma análise semelhante à realizada nos itens a), b) e c), conclui-se que 
 
 2312 cc = (6.64 a) 
 3231 cc = (6.64 b) 
2211 cc = (6.64 c) 
5544 cc = (6.64 d) 
 
e daí (6.63) se torna: 
 
 




















=
44
44
44
112312
121112
121211
00000
00000
00000
000
000
000
c
c
c
ccc
ccc
ccc
cij (6.65) 
 
e) Rotação de 450 em torno do eixo z 
 
 Os eixos originais e rodados estão representados na Fig.6.17, juntamente com os cossenos 
diretores da rotação. Usando-se a regra de rotação de eixos (6.42), obtém-se 
 
 
zzzxzxzyyxzxzxxxzx
yzzxyxyyyxyxyxxxyxxzzxxxxyyxxxxxxxxx
zllxzxyllxyxxllxxx
kllxkxxx
TaaTaaTaa
TaaTaaTaaTaaTaaTaa
TaaTaaTaa
TaaT
''''''
''''''''''''
''''''
''''
+++
++++++=
++=
=
 
156 
 
xyyyxx
zzxyzx
yzyyyxxzxyxx
TTT
TTT
TTTTTT
++=
+++
+++++=
2
1
2
1
00
2
10
2
10
0
2
1
2
1
2
1
2
1
2
10
2
1
2
1
2
1
2
1
2
1
(6.66) 
 
(a) 
 
 
 Cossenos diretores 
x y z 
x’ 1/ 2 1/ 2 0 
y’ -1/ 2 1/ 2 0 
z’ 0 0 1 
 
(b) 
Figura 6.17 – a) Rotação de 450 em torno do eixo z. b) Cossenos diretores. 
 
 De forma semelhante, mostra-se que 
 
 xyyyxxyy TTTT −+= 2
1
2
1
'' (6.67) 
 
Por outro lado, usando-se a transformação de eixos para strain, (6.44), mostra-se que 
 
xyyyxxxx SSSS ++= 2
1
2
1
'' (6.68) 
e 
 xyyyxxyy SSSS −+= 2
1
2
1
'' (6.69) 
 
 Aplicando-se a lei de Hooke (6.39), para cij obedecendo a (6.65), resulta: 
 
 ''12''12''11'' zzyyxxxx ScScScT ++= (6.70 a) 
 ''12''11''12'' zzyyxxyy ScScScT ++= (6.70 b) 
 
e assim por diante. Subtraindo-se (6.70 b) de (6.70 a), tem-se 
 
 )).(( ''''1211'''' yyxxyyxx SSccTT −−=− (6.71) 
157 
 
 Substituindo-se (6.66), (6.67), (6.68) e (6.69) em (6.71), obtém-se 
 
xyxy
xyyyxxxyyyxxxyyyxxxyyyxx
SccT
SSSSSSccTTTTTT
).(
2
1
2
1
2
1
2
1).(
2
1
2
1
21
2
1
1211
1211
−=



 +−−++−=+−−++
 (6.72) 
 
Por outro lado, aplicando-se a lei de Hooke (6.35) no sistema (x,y,z), e usando-se a matriz 
(6.65), bem como a informação xyxy S2=γ , vem 
 
xyxyxy SccT 4444 2== γ (6.73) 
 
Então, comparando-se (6.72) e (6.73), obtém-se 
 
xyxy SccSc ).(2 121144 −= (6.74) 
 
donde se conclui, finalmente, que 
 
 
2
1211
44
ccc −= (6.75) 
 
 Portanto, os únicos coeficientes independentes do tensor das constantes elásticas do meio 
isotrópico são c11 e c12. Desta forma, usando-se as constantes de Lamé 12c=λ e 44c=μ , (6.65) e 
(6.75) conduzem a [3]: 
 




















+
+
+
=
μ
μ
μ
μλλλ
λμλλ
λλμλ
00000
00000
00000
0002
0002
0002
ijc (6.76) 
_________________________________________________________________________________ 
Exercício 6.2: Define-se o delta de Kronecker o tensor 



≠
=
=
ji
ji
ij para0
para1
δ . Usando o delta de 
Kronecker, transcrever a equação tensorial ijijkkij SST μδλ 2+= , para i,j=1,2 e 3, na sua forma 
matricial.  
158 
 
6.6 - LEI DE NEWTON GENERALIZADA 
 
Como se sabe, 11T corresponde à componente de stress na face cuja normal é 1x̂ , devido à 
componente força aplicada segundo a direção xl. Esta componente é responsável por uma elongação 
do corpo na direção x1. Um raciocínio semelhante se aplica às demais componentes do tensor stress. 
Na Fig.6.15 ilustram-se as componentes de stress atuando sobre a face cuja normal é 1x̂ . Pela figura, 
observa-se que T21 e T31 correspondem às componentes de cisalhamento. 
O balanço de forças na direção x1 estabelece que 
 
( )32111 xxABCDTF ΔΔ=Δ − ( )3211 xxEFGHT ΔΔ 
(6.77) 
 
Porém, aplicando-se a série de Taylor em torno de x1=0, obtém-se 
 
Figura 6.18 – Componentes de stress na face perpendicular a x1. 
 
( ) ( ) ...
2
10 212
1
11
2
1
1
11
1111111 +Δ∂
∂+Δ
∂
∂+==Δ= x
x
Tx
x
TxTxxT (6.78) 
 
Por inspeção da Fig.6.18, conclui-se que 
( )111111 xxTABCDT Δ== 
(6.79 a) 
)0( 11111 == xTEFGHT 
(6.79 b) 
 
as quais, substituídas em (6.77), e com o auxílio de (6.78) (usando-se apenas as duas primeiras 
parcelas), conduzem a 
159 
 
1FΔ =
1
11
x
T
∂
∂
321 xxx ΔΔΔ (6.80) 
 
Procedendo-se de forma similar com relação às tensões nas fases cujas normas são 2x̂ e 3x̂ , 
determinando-se a parcela de força segundo a direção 1x̂ , tem-se que a resultante da força segundo 
1x será 






∂
∂+
∂
∂+
∂
∂=Δ
3
13
2
12
1
11
1 x
T
x
T
x
TF
total
  
V
xxx
Δ
ΔΔΔ 321 (6.81) 
 
Se VΔ for um elemento diferencial de volume, a massa será obtida através de m = ρ. VΔ , 
onde ρ é a densidade de massa [kg/m3]. Assim, (6.81) torna-se 
 






∂
∂+
∂
∂+
∂
∂=Δ
3
13
2
12
1
11
1 x
T
x
T
x
TF
total
VΔ = ρ VΔ 2
1
2
t
u
∂
∂ (6.82) 
 
a qual constitui a Lei de Newton na forma pontual, aplicada na direção x1. 
Generalizando para uma direção "i" arbitrária, (6.82) torna-se 
 
2
2
3
3
2
2
1
1
t
u
x
T
x
T
x
T iiii
∂
∂=
∂
∂+
∂
∂+
∂
∂ ρ (6.83) 
 
ou então, 
 

= ∂
∂=
∂
∂3
1
2
2
j
i
j
ij
t
u
x
T
ρ (6.84) 
 
 
6.7 - ONDAS ELÁSTICAS LONGITUDINAL E TRANSVERSAL 
 
Ao contrário das ondas eletromagnéticas, que são eminentemente transversais, as ondas 
elásticas podem apresentar polarização transversal ou longitudinal. Na onda elástica longitudinal as 
partículas oscilam (vibrações microscópicas) na mesma direção de propagação da onda, conforme 
esquematizado na Fig.6.19, para 4 diferentes instantes de tempo. 
Nesta seção, a análise será limitada ao caso da onda plana em meio isotrópico ilimitado. 
Assim, considere-se uma onda elástica propagando-se na direção x1 e polarizada nesta mesma 
direção, tal que o vetor deslocamento de partículas seja: 
160 
 
]exp[ 111  −= xKtjUu ω

1x̂ (6.85) 
 
onde U1 é a amplitude, ω é a freqüência angular da onda elástica e K1 é a constante de fase da onda. 
As componentes de strain são calculadas, a partir de (6.28) e (6.85), como 
 
 
Figura 6.19 – Propagação de onda acústica longitudinal. 
 
1111111
1
1
11 ˆ)](exp[ ujKxxKtjUjKx
uS −=−−=
∂
∂
= ω (6.86) 
e 
01223133322 ===== SSSSS (6.87) 
 
 Dado (6.85), a lei de Newton (6.84) conduz a (para i=1): 
 
2
1
2
3
13
2
12
1
11
t
u
x
T
x
T
x
T
∂
∂=
∂
∂+
∂
∂+
∂
∂ ρ (6.88) 
 
 Por outro lado, da Lei de Hooke (6.35) para materiais isotrópicos [ver (6.65) e (6.75)] gera: 
 
111112161315231433132212111111 222 ScScScScScScScT =+++++= (6.89) 
161 
 
e onde 3322 ,TT não interessam no momento. Além disso, tem-se que 0231312 === TTT . Com isso, 
(6.88) resume-se a: 
 
 2
1
2
1
11
t
u
x
T
∂
∂=
∂
∂ ρ (6.90) 
 
 Substituindo-se (6.85) e (6.89) na expressão (6.90), obtém-se 
 
[ ])](exp[ 1111
1
11
1
11
11
1
11 xKtjUjK
x
c
x
Sc
x
T
−−
∂
∂=
∂
∂
=
∂
∂ ω 1
2
2
1
2
1
2
111 ut
uuKc ρωρ =
∂
∂
== 
 (6.91) 
e, portanto, 
 
( ) 0121121 =− ucK ρω (6.92) 
 
Para que esta equação possua solução não-trivial ( )01 ≠u , o termo entre parênteses deve ser nulo. A 
partir da teoria de ondas planas, e, usando-se as constantes de Lamé ( 22c=λ e 44c=μ ), observa-se 
que (6.92) conduz a 
 
ρ
μλ
ρ
ω 211
1
+===
c
K
vL (6.93) 
 
correspondente à velocidade de fase da onda longitudinal. 
No caso de onda elástica transversal, as partículas oscilam na direção perpendicular à 
direção de propagação da onda elástica, conforme esquematizado na Fig.6.20 para 4 instantes de 
tempo. Deve ser lembrado que em meios fluidos só existe a possibilidade de propagação de ondas 
longitudinais, uma vez que não suportam forças de cisalhamento. 
Seguindo um procedimento similar ao do exemplo acima, para a onda longitudinal, 
considere-se a onda transversal: 
 
2122 ˆ)](exp[. xxKtjUu −= ω
 (6.94) 
 
para a qual, pode-se mostrar que a velocidade de fase da onda transversal será: 
 
ρ
μ
ρρ
ω =−===
2
121144
2
ccc
K
vT (6.95) 
 
162 
 
 
Figura 6.20 – Propagação de onda acústica transversal. 
 
Comparando-se as expressões das velocidades dadas em (6.93) e (6.95), conclui-se que as 
velocidades transversais tem magnitudes menores que as longitudinais, para ondas se propagando 
num mesmo meio. Estas velocidades só dependem do meio (ilimitado), não importando se a onda é 
plana, esférica, etc. 
 
6.8 – EQUAÇÕES DE ONDAS PARA MEIOS ISOTRÓPICOS 
 
 Na seção anterior, citou-se o caso de ondas planas em meio isotrópico. Contudo, é 
interessante se determinar uma equação de onda geral, a qual possa ser aplicada a ondas de qualquer 
natureza. Usando a lei de Hooke (6.35), com a definição de strain (6.28), tem-se que 
 






∂
∂
+
∂
∂
=
k
l
l
k
ijklij x
u
x
u
cT
2
1 (6.96) 
 
a) Para i=1, e, l =1, 2 e 3: 
 
 





∂
∂+
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂=
k
k
jk
k
k
jk
k
k
jkj x
u
x
uc
x
u
x
uc
x
u
x
ucT 3
3
31
2
2
21
1
1
111 2
1
2
1
2
1 (6.97) 
 
163 
 
Para k=1, 2 e 3: 






∂
∂+
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+






∂
∂+
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+






∂
∂+
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂=
3
3
3
3
331
3
2
2
3
321
3
1
1
3
311
2
3
3
2
231
2
2
2
2
221
2
1
1
2
211
1
3
3
1
131
1
2
2
1
121
1
1
1
1
1111
2
1
2
1
2
1
2
1
2
1
2
1
2
1
2
1
2
1
x
u
x
uc
x
u
x
uc
x
u
x
uc
x
u
x
uc
x
u
x
uc
x
u
x
uc
x
u
x
uc
x
u
x
uc
x
u
x
ucT
jjj
jjj
jjjj
 (6.98) 
 
Como ijlkijkl TT = , então 
 
 





∂
∂+
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+
∂
∂+
∂
∂+
∂
∂=
1
2
2
1
121
1
3
3
1
131
2
3
3
2
231
3
3
331
2
2
221
1
1
1111 2
1
2
1
x
u
x
uc
x
u
x
uc
x
u
x
uc
x
uc
xuc
x
ucT jjjjjjj 
 (6.99) 
Substituindo-se os coeficientes cijkl dados em (6.76), obtém-se 
 
3
3
2
2
1
1
11 )2( x
u
x
u
x
uT
∂
∂+
∂
∂+
∂
∂+= λλμλ (6.100 a) 






∂
∂+
∂
∂=
1
2
2
1
12 x
u
x
uT μ (6.100 b) 






∂
∂+
∂
∂=
1
3
3
1
13 x
u
x
uT μ (6.100 c) 
 
b) Para i=2, mostra-se que 
 






∂
∂+
∂
∂=
1
2
2
1
21 x
u
x
uT μ (6.101 a) 
 
3
3
2
2
1
1
22 )2( x
u
x
u
x
uT
∂
∂+
∂
∂++
∂
∂= λμλλ (6.101 b) 
 





∂
∂+
∂
∂=
2
3
3
2
23 x
u
x
uT μ (6.101 c) 
 
c) Para i=3, mostra-se que 
 
 





∂
∂+
∂
∂=
1
3
3
1
31 x
u
x
uT μ (6.102 a) 
164 
 






∂
∂+
∂
∂=
3
2
2
3
32 x
u
x
uT μ (6.102 b) 
 
3
3
2
2
1
1
33 )2( x
u
x
u
x
uT
∂
∂++
∂
∂+
∂
∂= μλλλ (6.102 c) 
 
 Recorrendo-se a lei de Newton (6.84) na forma tensorial 
 
 2
2
t
u
x
T i
j
ij
∂
∂=
∂
∂
ρ (6.103) 
 
a qual, para i=1, 2 e 3, conduz à: 
 
 2
1
2
3
13
2
12
1
11
t
u
x
T
x
T
x
T
∂
∂=
∂
∂+
∂
∂+
∂
∂ ρ (6.104 a) 
 2
2
2
3
23
2
22
1
21
t
u
x
T
x
T
x
T
∂
∂=
∂
∂+
∂
∂+
∂
∂ ρ (6.104 b) 
 2
3
2
3
33
2
32
1
31
t
u
x
T
x
T
x
T
∂
∂=
∂
∂+
∂
∂+
∂
∂ ρ (6.104 b) 
 
 Substituindo-se (6.100 a-c) em (6.104 a): 
 
2
1
2
1
3
33
1
31
2
2
2
1
23
3
12
2
11
1
1
)2(
t
u
x
u
xx
u
xx
u
x
x
u
xx
u
xx
u
xx
u
x
∂
∂=





∂
∂
∂
∂+





∂
∂
∂
∂+





∂
∂
∂
∂+






∂
∂
∂
∂+





∂
∂
∂
∂+





∂
∂
∂
∂+





∂
∂
∂
∂+
ρμμμ
μλλμλ
 (6.105) 
 
a partir da qual, tem-se 
 
2
1
2
1
3
33
1
31
2
22
1
2
3
3
12
2
11
3
2
2
1
1
1
22)2(
t
u
x
u
xx
u
xx
u
xx
u
x
x
u
xx
u
xx
u
x
u
x
u
x
∂
∂=





∂
∂
∂
∂+





∂
∂
∂
∂+





∂
∂
∂
∂+





∂
∂
∂
∂+






∂
∂
∂
∂−





∂
∂
∂
∂−





∂
∂+
∂
∂+
∂
∂
∂
∂+
ρμμμμ
μμμλ
 (6.106) 
 
a qual, após simplificações: 
165 
 
2
1
2
1
3
3
1
31
2
2
1
21
3
2
2
1
1
1
)2(
t
u
x
u
x
u
xx
u
x
u
xx
u
x
u
x
u
x ∂
∂=





∂
∂−
∂
∂
∂
∂+





∂
∂−
∂
∂
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+
∂
∂
∂
∂+ ρμμμλ (6.107 a) 
 
Substituindo-se (6.101 a-c) em (6.104 b), obtém-se 
 
2
2
2
2
3
3
2
32
1
1
2
11
3
2
2
1
1
2
)2(
t
u
x
u
x
u
xx
u
x
u
xx
u
x
u
x
u
x ∂
∂=





∂
∂−
∂
∂
∂
∂+





∂
∂−
∂
∂
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+
∂
∂
∂
∂+ ρμμμλ (6.107 b) 
 
Substituindo-se (6.102 a-c) em (6.104 c), obtém-se 
 
2
2
2
3
2
2
3
23
1
1
3
11
3
2
2
1
1
3
)2(
t
u
x
u
x
u
xx
u
x
u
xx
u
x
u
x
u
x ∂
∂=





∂
∂−
∂
∂
∂
∂+





∂
∂−
∂
∂
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+
∂
∂
∂
∂+ ρμμμλ (6.107 b) 
 
De forma resumida, o sistema (6.107 a-c) pode ser escrito como 
 
2
1
2
321
3
2
2
1
1
1
)2(
t
u
x
B
x
C
x
u
x
u
x
u
x ∂
∂=
∂
∂+
∂
∂−





∂
∂+
∂
∂+
∂
∂
∂
∂+ ρμμμλ (6.108 a) 
2
2
2
311
3
2
2
1
1
2
)2(
t
u
x
A
x
C
x
u
x
u
x
u
x ∂
∂=
∂
∂−
∂
∂+





∂
∂+
∂
∂+
∂
∂
∂
∂+ ρμμμλ (6.108 b) 
2
3
2
211
3
2
2
1
1
3
)2(
t
u
x
A
x
B
x
u
x
u
x
u
x ∂
∂=
∂
∂+
∂
∂−





∂
∂+
∂
∂+
∂
∂
∂
∂+ ρμμμλ (6.108 c) 
sendo 






∂
∂
−
∂
∂
=
3
2
2
3
x
u
x
u
A (6.109 a) 






∂
∂−
∂
∂=
1
3
3
1
x
u
x
uB (6.109 b) 






∂
∂−
∂
∂=
2
1
1
2
x
u
x
uC (6.109 c) 
 
 Observa-se que (ver o Apêndice A): 
 
166 
 
 
3
3
2
2
1
1
x
u
x
u
x
uu
∂
∂+
∂
∂+
∂
∂=∇  (6.110) 
e então, 
 





∂
∂+
∂
∂+
∂
∂
∂
∂+=∇∇+
3
3
2
2
1
1
1
1 )2(ˆ)()2( x
u
x
u
x
u
x
xu μλμλ  (6.111 a) 
 





∂
∂+
∂
∂+
∂
∂
∂
∂+=∇∇+
3
3
2
2
1
1
2
2 )2(ˆ)()2( x
u
x
u
x
u
x
xu μλμλ  (6.111 b) 
 





∂
∂+
∂
∂+
∂
∂
∂
∂+=∇∇+
3
3
2
2
1
1
3
3 )2(ˆ)()2( x
u
x
u
x
u
x
xu μλμλ  (6.111 c) 
 
as quais correspondem às primeiras parcelas de (6.108 a-c). Também, lembrando-se que 
 
CxBxAx
x
u
x
ux
x
u
x
ux
x
u
x
ux
uuu
xxx
xxx
u
321
2
1
1
2
3
1
3
3
1
2
3
2
2
3
1
321
321
321
ˆˆˆ
ˆˆˆ
///
ˆˆˆ
++=






∂
∂−
∂
∂+





∂
∂−
∂
∂+





∂
∂−
∂
∂=
∂∂∂∂∂∂=×∇ 
 (6.112) 
então, 






∂
∂−
∂
∂+





∂
∂−
∂
∂+





∂
∂−
∂
∂=
∂∂∂∂∂∂=×∇×∇
21
3
13
2
32
1
321
321
ˆˆˆ
///
ˆˆˆ
)(
x
A
x
Bx
x
C
x
Ax
x
B
x
Ax
CBA
xxx
xxx
u
 (6.113) 
 
A partir do resultado (6.11 a-c), o sistema (6.108 a-c) pode ser escrito como 
 
2
1
2
32
1̂)()2( t
u
x
B
x
Cxu
∂
∂=





∂
∂−
∂
∂−∇∇+ ρμμλ  (6.114 a) 
 2
2
2
13
2ˆ)()2( t
u
x
C
x
Axu
∂
∂=





∂
∂−
∂
∂−∇∇+ ρμμλ  (6.114 b) 
 2
3
2
21
3ˆ)()2( t
u
x
A
x
Bxu
∂
∂=





∂
∂−
∂
∂−∇∇+ ρμμλ  (6.114 c) 
167 
 
Como o produto da massa específica pela aceleração de partículas é dado por: 
 
32
3
2
22
2
2
12
1
2
2
2
ˆˆˆ x
t
ux
t
ux
t
u
t
u
∂
∂+
∂
∂+
∂
∂=
∂
∂ ρρρρ

 (6.115) 
 
então, usando-se (6.113), o sistema (6.114 a-c) pode ser condensado em 
 
2
2
)()()2(
t
uuu
∂
∂=×∇×∇−∇∇+
 ρμμλ (6.116) 
 
Como se sabe, num meio isotrópico, as velocidades de propagação das ondas longitudinal e 
transversal são dadas por (6.93) e (6.95), respectivamente. Além disso, usando-se a identidade 
matemática uuu  2)( ∇−∇∇=×∇×∇ (ver o Apêndice A), a expressão (6.116) torna-se 
 
2
2
222 ])([)(
t
uuuvuv TL ∂
∂=∇−∇∇−∇∇
 ρρρ (6.117) 
 
ou então 
 
2
2
2222 )()(
t
uuvvuv TLT ∂
∂=∇∇−+∇
 (6.118) 
 
a chamada equação de movimento de Navier. 
 Por outro lado, retornando-se a (6.110), define-se a expansão volumétrica relativa como 
 
 Δ≡∇ u (6.119) 
 
também denominado de dilatação do material. Define-se também, a rotação infinitesimal de um 
corpo sólido como 
 








∂
∂−
∂
∂
=
j
i
i
j
ij x
u
x
u
w
2
1 (6.120) 
 
[relacionar esta definição de rotação com (6.26) em conjunto com (6.21) e (6.22)] ou então 
 
 uw  ×∇=
2
1 (6.121) 
 
o qual resulta em (6.112) (recomenda-se ao leitor verificar que (6.120) conduz a (6.121), por 
inspeção). 
168 
 
 Assim, multiplicando-se (6.116) escalarmente por ∇ , vem 
 
 )()()2(2
2
w
t
u 
 ×∇∇−Δ∇∇+=
∂
∇∂ μμλρ (6.122) 
 
Porém, de (6.121), e, a partir da identidade matemática 0)()2/1( ≡×∇∇=∇ uw  , conclui-se que 
(6.122) torna-se simplesmente 
 
 Δ∇+=
∂
Δ∂ 2
2
2
).2( μλρ
t
 (6.123) 
 
a equação de onda longitudinal [em termos da dilatação (6.119)]. 
 Por outro lado, pré-multiplicando-se (6.116) vetorialmente por ∇ [e usando (6.119) e 
(6.121)], vem 
 
 )(2)()2(2
2
w
t
u  ×∇×∇−Δ∇×∇+=
∂
×∇∂ μμλρ (6.124) 
 
Porém, da identidade matemática 0≡Δ∇×∇ e, também www  2)( ∇−∇∇=×∇×∇ , observa-se 
que (6.124) torna-se 
 
 ww
t
u 

2
2
2
2)(2 ∇+∇∇−=
∂
×∇∂ μμρ (6.125) 
 
Lembrando-se de (6.121) e da identidade 0)()2/1( ≡×∇∇=∇ uw  , reescreve-se (6.125) 
simplesmente como 
 
 w
t
w  2
2
2
∇=
∂
∂ μρ (6.126) 
 
a equação de onda transversal [em termos da rotação infinitesimal (6.121)]. 
 
6.9 – REFERÊNCIAS BIBLIOGRÁFICAS 
 
[1] Richards, Jr., R., Principles of Solid Mechanics, CRC Press, 2001, 446 p. 
169 
 
[2] Popov, Egor P., Introduction to Mechanics of Solids, Prentice Hall College Div; 1st Edition 
edition (June 1968), 1125 p. 
[3] Kino , Gordon S., Acoustic Waves: Devices, Imaging, and Analog Signal Processing Prentice-
Hall Signal Processing Series, 1987, 688 p. 
[4] Nye, J. F., Physical Properties of Crystals – Their Representation by Tensors and Matrices, 
Oxford at the Clarendon Press, 1957, 322p.ADENDO: 
 
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