有限元的力学基础.ppt

《有限元的力学基础.ppt》由会员分享，可在线阅读，更多相关《有限元的力学基础.ppt（62页珍藏版）》请在三一办公上搜索。

1、第7章 有限元法的力学 基础简介,弹性力学 区别与联系 材料力学 1、研究的内容：基本上没有什么区别。弹性力学也是研究弹性体在外力作用下的平衡和运动，以及由此产生的应力和变形。2、研究的对象：变形体 但也有区别。材料力学基本上只研究杆、梁、柱、轴等杆状构件，即长度远大于宽度和厚度的构件。弹性力学虽然也研究杆状构件，但还研究材料力学无法研究的板与壳及其它实体结构，即两个尺寸远大于第三个尺寸，或三个尺寸相当的构件。,7.1 材料力学与弹性力学,弹性力学 区别与联系 材料力学 3、研究的方法：有较大的区别。虽然都从静力学、几何学与物理学三方面进行研究，但是在建立这三方面条件时，采用了不同的分析方法。

2、材料力学是对构件的整个截面来建立这些条件的，因而要常常引用一些截面的变形状况或应力情况的假设。这样虽然大大简化了数学推演，但是得出的结果往往是近似的，而不是精确的。弹性力学是对构件的无限小单元体来建立这些条件的，因而无须引用那些假设，分析的方法比较严密，得出的结论也比较精确。所以，可以用弹性力学的解答来估计材料力学解答的精确程度，并确定它们的适用范围。,材料力学 区别与联系 弹性力学,x,q,y,x,s,图 2-1a,x,q,y,x,s,0,图 2-1b,材料力学 区别与联系 弹性力学,材料力学 区别与联系 弹性力学,图 2-3a,图 2-3b,弹性力学 区别与联系 材料力学 总之，弹性力学与

3、材料力学既有联系又有区别。它们都同属于固体力学领域，但弹性力学比材料力学，研究的对象更普遍，分析的方法更严密，研究的结果更精确，因而应用的范围更广泛。但是，弹性力学也有其固有的弱点。由于研究对象的变形状态较复杂，处理的方法又较严谨，因而解算问题时，往往需要冗长的数学运算。但为了简化计算，便于数学处理，它仍然保留了材料力学中关于材料性质的假定：,弹性力学中关于材料性质的假定(1)物体是连续的，亦即物体整个体积内部被组成这种物体的介质填满，不留任何空隙。这样，物体内的一些物理量，如应力、应变、位移等等才可以用座标的连续函数来表示。(2)物体是完全弹性的，亦即当使物体产生变形的外力被除去以后，物体能

4、够完全恢复原形，而不留任何残余变形。这样，当温度不变时，物体在任一瞬时的形状完全决定于它在这一瞬时所受的外力，与它过去的受力情况无关。(3)物体是均匀的，也就是说整个物体是由同一种材料组成的。这样，整个物体的所有各部分才具有相同的物理性质，因而物体的弹性常数(弹性模量和波桑系数)才不随位置座标而变。,弹性力学中关于材料性质的假定(4)物体是各向同性的，也就是说物体内每一点各个不同方向的物理性质和机械性质都是相同的。(5)物体的变形是微小的，亦即当物体受力以后，整个物体所有各点的位移都远小于物体的原有尺寸，因而应变和转角都远小于1，这样，在考虑物体变形以后的平衡状态时，可以用变形前的尺寸来代替变

5、形后的尺寸，而不致有显著的误差；并且，在考虑物体的变形时，应变和转角的平方项或乘积项都可以略去不计，这就使得弹性力学中的微分方程都成为线性方程。,7.2 弹性力学的几个基本概念,(1)描述变形体的基本变量,基本变量、基本方程及边界条件,描述变形体的基本方程,(2)外力的概念,作用于弹性体的外力(或称荷载)可能有两种：表面力：是分布于物体表面的力，如静水压力，一物体与另一物体之间的接触压力等。单位面积上的表面力通常分解为平行于座标轴的三个成分，用记号 来表示。体力：是分布于物体体积内的外力，如重力、磁力、惯性力等。单位体积内的体力亦可分解为三个成分，用记号X、Y、Z表示。弹性体受外力以后，其内部

6、将产生应力。,(3)应力的概念,弹性体内微小的平行六面体PABC，称为微元体,PA=dx,PB=dy,PC=dz,正应力,剪应力,每一个面上的应力分解为一个正应力和两个剪应力，分别与三个坐标轴平行,应力的概念,为了表明这个正应力的作用面和作用方向，加上一个角码，例如，正应力 是作用在垂直于x轴的面上同时也沿着X轴方向作用的。,(a）正应力,加上两个角码，前一个角码表明作用面垂直于哪一个坐标轴，后一个角码表明作用方向沿着哪一个坐标轴。例如，剪应力 是作用在垂直于X轴的面上而沿着y轴方向作用的。,（b）剪应力,应力的概念,应力的正负:如果某一个面上的外法线是沿着坐标轴的正方向，这个面上的应力就以沿

7、坐标轴正方向为正，沿坐标轴负方向为负。相反，如果某一个面上的外法线是沿着坐标轴的负方向，这个面上的应力就以沿坐标轴的负方向为正，沿坐标轴正方向为负。,应力的概念,剪应力互等定律:作用在两个互相垂直的面上并且垂直于该两面交线的剪应力是互等的。(大小相等，正负号也相同)。因此剪应力记号的两个角码可以对调。,由力矩平衡得出,简化得,剪应力互等,应力分量 可以证明：如果 这六个量在P点是已知的，就可以求得经过该点的任何面上的正应力和剪应力，因此，这六个量可以完全确定该点的应力状态，它们就称为在该点的应力分量。一般说来，弹性体内各点的应力状态都不相同，因此，描述弹性体内应力状态的上述六个应力分量并不是常

8、量，而是坐标x、y、z的函数。六个应力分量的总体，可以用一个列矩阵 来表示：,(4)位移、应变、刚体位移,弹性体在受外力以后，还将发生变形。物体的变形状态，一般有两种方式来描述：1、给出各点的位移；2、给出各微元体的变形。弹性体内任一点的位移，用此位移在x、y、z三个坐标轴上的投影u、v、w来表示。以沿坐标轴正方向为正，沿坐标轴负方向为负。这三个投影称为位移分量。一般情况下，弹性体受力以后，各点的位移并不是常值，而是坐标的函数。,应 变微元体的变形可以分为两类：一类是长度的变化，一类是角度的变化。任一线素的长度的变化与原有长度的比值称为线应变(或称正应变)，用符号 来表示。沿坐标轴的线应变，则

9、加上相应的角码，分别用 来表示。当线素伸长时，其线应变为正。反之，线素缩短时，其线应变为负。这与正应力的正负号规定相对应。任意两个原来彼此正交的线素，在变形后其夹角的变化值称为角应变或剪应变，用符号 来表示。两坐标轴之间的角应变，则加上相应的角码，分别用 来表示。规定当夹角变小时为正，变大时为负，与剪应力的正负号规定相对应(正的 引起正的，等等)。,7.3 弹性力学基本方程,(1)平衡方程 考虑微元体各个面上的法向应力和剪应力与其体力平衡，注意应力从一个面到对面是变化的，即有增量，将作用于微元体各个方向的力求和，略去高阶项，可得平衡方程（受力状态的描述）：,（2）几何方程-应变与位移的关系,A

10、点在X方向的位移分量为u；B点在X方向的位移：,微元体由ABCD变形为ABCD求线素AB、AD的正应变，用位移分量来表示：,线素AB的正应变为：,同理，AD的正应变为：,几何方程-应变与位移的关系,X向线素AB的转角，Y向线素AD的转角,求剪应变，也就是线素AB与AD之间的直角的改变,线素AB的转角为：,A点在Y方向的位移分量为v；B点在Y方向的位移分量：,几何方程-应变与位移的关系,X向线素AB的转角，Y向线素AD的转角,求剪应变，也就是线素AB与AD之间的直角的改变,同理，Y向线素AD的转角,由于变形是微小的，所以上式可将比单位值小得多的 略去，得,因此，剪应变为：,几何方程-应变与位移的

11、关系,以上是考察了体素在xoy一个平面内的变形情况，,同样方法来考察体素在xoz和yoz平面内的变形情况，可得：,联立得到几何方程，表明应变分量与位移分量之间的关系。,（3）几何方程的矩阵表示,可以证明，如果弹性体内任一点，已知这三个垂直方向的正应变及其相应的三个剪应变，则该点任意方向的正应变和任意二垂直线间的剪应变均可求出，当然也可求出它的最大和最小正应变。因此，这六个量可以完全确定该点的应变分量，它们就称为该点的应变分量。六个应变分量的总体，可以用一个列矩阵 来表示：,（4）刚体位移,由几何方程(2-3)可见，当弹性体的位移分量完全确定时，应变分量是完全确定的。反过来，当应变分量完全确定时

12、，位移分量却不完全确定；这是因为，具有确定形状的物体，可能发生不同的刚体位移。为了说明这一点，试在(2-3)中令：有：积分后，得式中:是积分常数,积分常数的几何意义,代表弹性体沿x方向的刚体移动。及 分别代表弹性体沿y方向及Z方向的刚体移动。,代表弹性体绕Z轴的刚体转动。同样，及 分别代表弹性体绕x轴及y轴的刚体位移。,为了完全确定弹性体的位移，必须有六个适当的约束条件来确定 这六个刚体位移。,（5）物理方程-应力应变关系,当沿X轴方向的两个对面受有均匀分布的正应力时，在满足先前假定的材料性质条件下，正应力不会引起角度的任何改变，而其在X方向的单位伸长则为 式中E为弹性模量。弹性体在X方向的伸

13、长还伴随有侧向收缩，即在y和Z方向的单位缩短可表示为：式中 为泊松系数。,应力分量与应变分量之间的关系-虎克定律,物理方程-应力应变关系,单位伸长与应力之间的关系完全由两个物理常数E及 所确定。两个常数也可用来确定剪应力与剪应变之间的关系。,设图中的弹性体在各面上都受有均匀分布的正应力，则合成应变的分量前述两式求得。实验证明，只须将三个应力中的每一应力所引起的应变分量叠加，就得到合成应变的分量。,物理方程-应力应变关系,如果弹性体的各面有剪应力作用，如图所示，任何两坐标轴的夹角的改变仅与平行于这两轴的剪应力分量有关，即得到：式中G称为剪切模量，它与弹性模量E，波桑系数 存在如下的关系：因此，由

14、三个正应力分量与三个剪应力分量引起的一般情形的应变，可用叠加法求得；即将六个关系式写在一起，得右式，称为弹性方程或物理方程，这种空间状态的应力应变关系称为广义虎克定律。,物理方程-应力应变关系,将应变分量表示为应力分量的函数，可称为物理方程的第一种形式。若将式改写成应力分量表为应变分量的函数的形式，可得物理方程的第二种形式：,物理方程矩阵的形式表示如下：,可简写为：,D称为弹性矩阵，它完全决定于弹性常数E和,7.4 两种平面问题,弹性力学可分为空间问题和平面问题，严格地说，任何一个弹性体都是空间物体，一般的外力都是空间力系，因而任何实际问题都是空间问题，都必须考虑所有的位移分量、应变分量和应力

15、分量。但是，如果所考虑的弹性体具有特殊的形状，并且承受的是特殊外力，就有可能把空间问题简化为近似的平面问题，只考虑部分的位移分量、应变分量和应力分量即可。（1）平面应力问题（2）平面应变问题,(1)平面应力问题,厚度为t的很薄的均匀木板。只在边缘上受到平行于板面且不沿厚度变化的面力，同时，体力也平行于板面且不沿厚度变化。以薄板的中面为xy面，以垂直于中面的任一直线为Z轴。由于薄板两表面上没有垂直和平行于板面的外力，所以板面上各点均有：另外由于平板很薄，外力又不沿厚度变化，可认为在整个薄板内各点均有：于是，在六个应力分量中，只需要研究剩下的平行于XOY平面的三个应力分量，即，所以称为平面应力问题

16、。,平面应力问题,平面应力问题,一般应力矩阵可以简化为：,平面应力问题,物理方程中后两式可见，这时的剪应变：由物理方程中的第三式可见：一般，并不一定等于零，但可由 及 求得，在分析问题时不必考虑。于是只需要考虑 三个应变分量即可，于是应变矩阵简化为：,平面应力问题,物理方程简化为：,转化成应力分量用应变分量表示的形式：,平面应力问题,将上式用矩阵方程表示：它仍然可以简写为：弹性矩阵D则简化为：,平面应力问题,只有 三个应变分量需要考虑，所以几何方程：可简化为：,（2）平面应变问题,一纵向(即Z向)很长，且沿横截面不变的物体，受有平行于横截面而且不沿长度变化的面力和体力，如图右所示。由于物体的纵

17、向可近似地作为无限长考虑，截面尺寸与外力又不沿长度变化；当以任一横截面为xy面，任一纵线为Z轴时，则所有一切应力分量、应变分量和位移分量都不沿Z方向变化，它们都只是x和y的函数。此外，由于对称(任一横截面都可以看作对称面)，所有各点都只会有x和y方向的位移而不会有Z方向的位移，即 w=0 这种问题称为平面应变问题。,平面应变问题,既然w=0，而且u及v又只是x和y的函数，由几何方程：可见。于是只剩下三个应变分量，平面应变时几何方程仍然简化为：,平面应变问题,因为由物理方程中后两式可见又由物理方程中的第三式可见：在平面应变问题中，虽然，但 一般并不等于零，不过它可以由 及 求得，在分析问题时不必

18、考虑，于是也就只有三个应力分量 需要考虑。即,平面应变问题,物理方程简化为：,平面应变问题,将上式用矩阵方程表示：它仍然可以简写为：弹性矩阵D则为：,7.5 轴对称问题,1）几何形状关于轴线对称；2）作用于其上的载荷关于轴线对称。3）约束条件关于轴线对称。,柱坐标系,（1）轴对称问题特点,因过z轴的任一子午面都是对称面，其上任一点p只在该平面上发生位移，即弹性体内任一点的位移、应力与应变只与坐标r、z有关，与 无关。从而，轴对称问题可转化为二维问题，但因与平面问题有区别，常称为二维半问题。,（2）轴对称问题基本变量,位移分量应力分量应变分量,（3）轴对称问题基本方程,基本方程：几何方程：物理方

19、程：,7.5 虚功原理及虚功方程,图示一平衡的杠杆，对C点写力矩平衡方程：图2-8b表示杠杆绕支点C转动时的刚体位移图：综合可得：即：式是以功的形式表述的。表明：图a的平衡力系在图b的位移上作功时，功的总和必须等于零。这就叫做虚功原理。,（1）虚功原理,进一步分析。当杠杆处于平衡状态时，和 这两个位移是不存在的，但是如果某种原因，例如人为地振一下让它倾斜，一定满足该式的关系。将这个客观存在的关系抽象成一个普遍的原理:对于在力的作用下处于平衡状态的任何物体，不用考虑它是否真正发生了位移，而假想它发生了位移，(由于是假想，故称为虚位移)，那么，物体上所有的力在这个虚位移上的总功必定等于零。这就叫做

20、虚位移原理，也称虚功原理。在图1-8a中的 和 所作的功就不是发生在它本身(状态a)的位移上，(因为它本身是平衡的，不存在位移)，而是在状态(b)的位移上作的功。可见，这个位移对于状态(a)来说就是虚位移，亦即是状态(a)假象的位移。,虚功原理,必须指出，虚功原理的应用范围是有条件的，它所涉及到的两个方面，力和位移并不是随意的。对于力来讲，它必须是在位移过程中处于平衡的力系；对于位移来讲，虽然是虚位移，但并不是可以任意发生的。它必须是和约束条件相符合的微小的刚体位移。还要注意，当位移是在某个约束条件下发生时，则在该约束力方向的位移应为零，因而该约束力所作的虚功也应为零。这时该约束力叫做被动力。

21、(如图中的反力，由于支点C没有位移，故 所作的虚功对于零)。反之，如图中的 和是在位移过程中作功的力，称为主动力。因此，在平衡力系中应当分清楚哪些是主动力，哪些是被动力，而在写虚功方程时，只有主动力作虚功，而被动力是不作虚功的。,虚功原理与虚功方程,虚功原理表述如下：在力的作用下处于平衡状态的体系，当发生与约束条件相符合的任意微小的虚刚体位移时，体系上所有的主动力在虚位移上所作的总功(各力所作的功的代数和)恒对于零。虚功原理用公式表示为：这就是虚功方程，其中P和 相应的代表力和虚位移。,虚功原理-用于弹性体的情况,上面的虚功方程是按刚体的情况得出的，即假设图中的杠杆是绝对刚性，没有任何的变形，

22、因而在方程中没有内功项出现，而只有外功项。将虚功原理用于弹性变形时，总虚功 要包括外力虚功 和内力虚功 两部分，即：；内力功前面有一负号，是由于弹性体在变形过程中，内力是克服变形而产生的，所有内力的方向总是与变形的方向相反，所以内力功取负值。根据虚功原理，总功等于零得：外力虚功=内力虚功 弹性力学中的虚功原理可表达为：在外力作用下处于平衡状态的弹性体，如果发生了虚位移，那么所有的外力在虚位移上的虚功(外力功)等于整个弹性体内应力在虚应变上的虚功(内力功)。,（2）弹性力学虚功方程及最小势能原理,由于虚位移是微小的，可认为在虚位移发生过程中外力保持为常量，则上式的变分符号可提到积分号外。,外力虚

23、功即作用于弹性体上的外力在虚位移上做的功；内力虚功即应力在虚应变上做的的虚功，也称虚应变能。表示如下：,虚应变能,外力虚功,虚位移分量,虚应变分量,最小势能原理,T为外力功，即外力势能；U为弹性体变形势能；W为弹性体的总势能,最小势能原理：表明在满足位移边界条件的所有可能位移中，实际发生的位移使弹性体的势能最小。即对于稳定平衡状态，实际发生的位移使弹性体总势能取极小值。显然，最小势能原理与虚功原理完全等价。,虚功原理的矩阵表示-用于弹性体的情况,i点外力分量j点外力分量外力分量用 表示；引起的应力分量用 表示,虚功原理的矩阵表示-用于弹性体的情况,假设发生了虚位移虚位移分量为用 表示；引起的虚

24、应变分量用 表示,虚功原理的矩阵表示-用于弹性体的情况,在虚位移发生时，外力在虚位移上的虚功是：式中 是 的转置矩阵。同样，在虚位移发生时，在弹性体单位体积内，应力在虚应变上的虚功是：因此，在整个弹性体内，应力在虚应变上的虚功是：根据虚功原理得到：这就是弹性变形体的虚功方程矩阵表示，它通过虚位移和虚应变表明外力与应力之间的关系。这是以后推导有限元方程的基础。,（3）平面应力问题虚功方程,弹性体的虚功方程：简化为：,其中：,（4）平面应变问题,平面应变问题，由于在Z方向没有外力，应力和应变也不沿Z方向变化，所以虚功方程仍然适用，其中的t可以取为任意数值，但F必须是这个t范围内的外力。需要说明一下，工程中有许多问题很接近于平面应变问题，如受内压力的圆管、滚柱轴承中的滚柱等等，但它们的沿Z向长度都不是无限长的。故在靠近两端的部分，其应力应变状态比较复杂，并不符合平面应变问题的条件；因此将这类问题当作平面应变问题来考虑时，对于离开两端有一定距离的地方，得出的结果还是相当满意的；但对靠近两端的部位，却有较大的出入，往往需要加以处理。,有限元法的数学基础,有限元法实质上是变分法的一种发展和具体应用,虚功原理,变分原理,有限元计算格式,用于结构问题，如弹性力学等,具有普遍性，如温度场、流体场等,