При одноосном растяжении вдоль оси i— 1 имеем: Я1 = Я, Я2~ =Я3==/~1/2, 01 = сг, 02=0з=О. Поэтому уравнения деформации, со­ответствующие высокоэластическим потенциалам (4.32) и (4.52), с учетом уравнения (4.37) и условия несжимаемости Я1Я2Я3 = 1 за­пишутся так:

a=G(X2—Х-i), (4.53)

а = Л(Х —Х-V2). (4.54)

Здесь и в дальнейшем для удобства обработки экспериментальных данных вводится обобщенная деформация D(K)t являющаяся раз­личной функцией для различных видов напряженного состояния. В уравнении (4.53) D (%)=%?—Я-1, в уравнении (4.54) D (Я) =

= Я—Я V2. Таким образом, если теория правильна, то в обобщенных

координатах 0, D (Я) экспериментальные данные должны ложиться на прямую, исходящую из начала координат. Заметим, что при бесконечно малой деформаций образца £>(Я) переходит в обычную деформацию растяжения е=Я—1 линейной теории упругости.

На рис. 4.18 приведены экспериментальные данные по одноосно­му растяжению в обобщенных координатах, где обобщенная дефор­мация D (Я) =Я2—Я-1 дается в соответствии с уравнением (4.53) и, D(K)=X-X - Ч2 — в соответствии с уравнением (4.54). Материаль­ные постоянные определены из тех же экспериментальных данных по наклону прямых в координатах 0, £>(Я). Оказалось, что в первом случае прямая наблюдается только вблизи начала координат и G = 0,63 МН/м2, тогда как постоянная Л = 1,3 МН/м2 для всего ин­тервала деформаций. Как видно из рис. 4.18, в координатах клас­сической теории прямой во всем интервале деформации не полу­чается (за исключением начального участка кривой), что свиде­тельствует о худшей применимости классического уравнения (4.32) ля простого растяжения эластомера. Для Я, близких к единице, ормулы (4.53) и (4.54) переходят в линейные выражения вида =Eoo(k—1), где равновесный модуль Ем соответственно равен 3 G