有限元法基础讲稿

青岛大学讲稿讲授内容 备注第6讲（第9周）附录1弹性力学的基本方程在有限单元法中经常要用到弹性力学的基本方程，关于它们的详细推导可从弹性力学的有关教材中查到。弹性体在载荷作用下，体内任意一点的应力状态可由6个应力分量b*,by,b，T，T，t来表示。其中b，b，b为正应力；T，T，z*yyzz* 尤yz *yyz应力。应力分量的正负号规定如下：如果某一个面的外法线方向与坐标轴的正方向一致，这个面上的应力分量就以沿坐标轴正，方向为正，与坐标轴反向为负；相反，如果某一个面的外法线方向与坐标轴的负方向一致，这个面上的应力分量就以沿坐标轴负方向为正，与坐标轴同向为负。应力分量及其正方向见图1。OzyOzy图1应力分量应力分量的矩阵表示称为应力列阵或应力向量,L 1〈=b bbTTTT （1）弹性体在载荷作用下，还将产生位移和变形，即弹性体位置的移动和形状的改变。弹性体内任一点的位移可由沿直角坐标轴方向的3个位移分量u，v，w来表示。它的矩阵形式是r=Uvw〕T （2）称作位移列阵或位移向量。弹性体内任意一点的应变，可以由6个应变分量£，£，£，Y，Y，Y*yz*yyzz*

来表示。其中^,^,^为正应变；Y,Y,r为剪应变。应变的正负号与尤yZ xyyzzx应力的正负号相对应，即应变以伸长时为正，缩短为负；剪应变是以两个沿坐标x应变的矩阵形式是轴正方向的线段组成的直角变小为正，反之为负。图2的⑴，（幻分别为£和ry前£zrxyr£zrxyryzx称作应变列阵或应变向量。对于三维问题，弹性力学基本方程可写成如下形式。平衡方程弹性体V域内任一点沿坐标轴x，y，z方向的平衡方程为]8。8t8t x-+ y^+ zx8x8y8z8t8。8t a+——+ y8x8y8z8t8t8。 xz^^^yz-+ z8x8y8z—+fz=0+fx=0+fz=0其中f，f，f为单位体积的体积力在x，y，z方向的分量。xyz平衡方程的矩阵形式为Az+f=0（在V内） （5）其中，A是微分算子，即

00d0ddydzd0dd0dydxdz0d0dddzdydx办A=00工—A/是体积力矢量，f—/ /f~几何方程一应变-位移关系在微小位移和微小变形的情况下，略去位移导数的高次幕，则应变向量和位移向量间的几何关系有du dv dw七~~dxdu dv dw七~~dx，-dyz-瓦_du^dv_ _dv^dw_xy dydx y^xy：^, dzdy zydu dw_——+ dz dxf_Yxz(6)几何方程的矩阵形式为€_Lu(€_Lu(在V内) (7)其中L为微分算子，即0一0ddz(8)0dxdydydx

ddz_dz物理方程一应力-应变关系弹性力学中应力-应变之间的转换关系也称弹性关系(又称为广义虎克定律)。对于各向同性的线弹性材料，应力通过应变的表达式可用矩阵形式表示：z_De (9)其中

D= EdD= Ed)(1+日)(1一2四)日日0001—日1—日1日0001—日1000对1—2日002（1-日）称1—2日02（1-日）1—2日12d)(10)称为弹性矩阵。它完全取决于弹性体材料的弹性模量E和泊桑比表征弹性体的弹性，也可以采用拉梅（Lam’e）常数G和足(11)G=———,人=(11)2(1+日) (1+日)(1-2日)G也称为剪切弹性模量。物理方程中的弹性矩阵D亦可表示为人+2人+2G入入000人+2G入000人+2G000对G00称G0G(12)T称为

zv，w弹性体在边界上单位面积的内力为TT称为

zv，w弹性体在边界上单位面积的内力为TxS=S。+SuT，T，

yz根据平衡应有(13)设边界外法线为N，其方向余弦为定T=Tzznz，则边界上弹性体的内力可由下式确(14)边界条件弹性体v的全部边界为S。一部分边界上已知单位面积外力T，Txy力的边界条件，这部分边界用S表示；另一部分边界上弹性体的位移ua已知，称为几何边界条件或位移边界条件，这部分边界用Su表示。这两部分边界构成弹性体的全部边界，即+n+nt+ntXyyxLz.+nyCy+W[

+nt+nbxzyyzzz(15)TxTyTz式即为力的边界条件，矩阵形式为(16)在Su上有位移边界条件u=u,v=v,w=w （17）用矩阵形式表示为u=u（在S上） （18）以上是三维弹性力学问题中的一组基本方程和边界条件。同样，对于平面问题，轴对称问题等也可以得到类似的方程和边界条件。弹性体的应变能和应变余能单位体积的应变能（应变能密度）为—1^U（£）=一£tDe （19）应变能是个正定函数，只有当弹性体内所有的点都没有应变时（£三0），应变能才为零。单位体积的余能（余能密度）为(20)V（z）=2ztDz(20)余能也是个正定函数。在线性弹性力学中弹性体的应变能等于余能。第2章有限单元法基础理论3.1结构静力学问题的有限元法梁结构问题比桁架复杂一些，也可用矩阵分析法（线性代数方程组）得到问题的精确解。在ANSYS软件中上述两类问题的建模和求解较为简单。定义单元用ET指令，考虑材料各种特性选不同的Link、Beam单元。有限单元法把杆系结构的矩阵分析方法推广应用于连续介质：把连续介质离散化，用有限个单元的组合体代替原来的连续介质，这样一组单元只在有限个节点上相互连接，因而包含有限个自由度，可用矩阵方法进行分析。3.1.1平面问题有限元法对一些特殊情况可把空间问题近似地简化为平面问题，只须考虑平行于某个平面的位移分量、应变分量与应力分量，且这些量只是两个坐标的函数。平面问题分平面应力问题和平面应变问题两类。设有很薄的均匀薄板，只在板边上受有平行于板面并且不沿厚度变化的面力，同时，体力也平行于板面并且不沿厚度变化，记薄板的厚度为，，以薄板的中面为打面，以垂直于中面的任一直线为Z轴.由于板面上不受力，且板很薄，外力不沿厚度变化，可以认为恒有bz=0，T女=匚女=0，T=0不为零的应力分量为b*、by、T^^，这种问题就称为平面应力问题。设有无限长的柱形体，在柱面上受有平行于横截面而且不沿长度变化的面力，同时，体力也平行于横截面且不沿长度变化。以任一横截面为*y面，任一纵线为

Z轴，由于对称性（任一横截面都可以看做对称面），此时w=0，£=y=y=0不为零的应变分量为£、£、Y，这种问题就称为平面应变问题。xyxy二维连续介质，用有限单元法分析的步骤如下：用虚拟的直线把原介质分割成有限个三角形单元，这些直线是单元的边界，几条直线的交点即为节点。假定各单元在节点上互相铰接，节点位移是基本的未知量。选择一个函数，用单元的三个节点的位移惟一地表示单元内部任一点的位移，此函数称为位移函数（位移模式）。通过位移函数，用节点位移惟一地表示单元内任一点的应变；再利用广义虎克定律，用节点位移可惟一地表示单元内任一点的应力。利用能量原理找到与单元内部应力状态等效的节点力；再利用单元应力与节点位移的关系，建立等效节点力与节点位移的关系。这是有限单元法求解应力问题的最重要的一步。将每一单元所承受的荷载，按静力等效原则移置到节点上。在每一节点建立用节点位移表示的静力平衡方程，得到一个线性方程组；解出这个方程组，求出节点位移；然后可求得每个单元的应力。1.单元的位移模式及插值函数由于三角形单元对复杂边界有较强的适应能力，因此很容易将一个二维域离散成有限个三角形单元。在边界上以若干段直线近似原来的曲线边界，随着单元增多，这种拟合将越精确。下面以3节点三角形单元为代表讨论平面问题的有限七,匕七,匕设三角形单元节点编码为ijm，以逆时针方向编码为正向，否则后面求出的面积A为负值。每个节点有2个位移分量如图2-1所示，节点位移为",七，uj七,umvm]T节点的坐标分别为E，yi）＞（x.,y）、（xm，ym）。在有限单元法中单元的位移模式（也称位移函数和插值函数）一般采用多项式作为近似函数，因为多项式运算简便，并且随着项数的增多，可以逼近任何一段光滑的函数曲线。多项式的选取应由低次到高次。3节点三角形单元位移模式选取一次多项式

单元内的位移是坐标x,y的线性函数。片〜但是待定系数，称之为广义坐标。6个广义坐标可由单元的6个节点位移来表示。在式(2-1-1)中代入三角形单元各节点的坐标然后解出P=1(au+au+au)TOC\o"1-5"\h\z2A i i j j m mP=——(bu+bu+bu)2 A i i j j m m(2-1-2)P=——(cu+cu+cu)(2-1-2)2 A i i j j m m1，， , 、(av+av+av)2A ii jj mm——(bv+bv+bv)2Aii jj mm1，， , 、(cv+cv+cv)i式中，A为三角形的面积XiXjXmyiyjym=Xjym-Xmb=y,-ymc=-X.+X上式中(i,j,m)表示下标轮换，如i—j，j—m(i,j,m)>(2-1-3)m—i。将求得的广义坐标代入式(2-1-1)，可将单元位移函数表示成节