弹性力学弹性力学的变分原理.docx
《弹性力学弹性力学的变分原理.docx》由会员分享，可在线阅读，更多相关《弹性力学弹性力学的变分原理.docx（42页珍藏版）》请在冰点文库上搜索。
弹性力学弹性力学的变分原理
第十一章弹性力学的变分原理
知识点
静力可能的应力弹性体的功能关系功的互等定理弹性体的总势能虚应力应变余能函数应力变分方程最小余能原理的近似解法扭转问题最小余能近似解有限元原理与变分原理有限元原理的基本概念有限元整体分析
几何可能的位移
虚位移
虚功原理
最小势能原理
瑞利-里茨（Rayleigh-Ritz）法
伽辽金（『anQpKUH）法
最小余能原理平面问题最小余能近似解基于最小势能原理的近似计算方法基于最小余能原理的近似计算方法有限元单元分析
一、内容介绍
由于偏微分方程边值问题的求解在数学上的困难，因此对于弹性力学问题，只能采用半逆解方法得到个别问题解答。
一般问题的求解是十分困难的，甚至是不可能的。
因此，开发弹性力学的数值或者近似解法就具有极为重要的作用。
变分原理就是一种最有成效的近似解法，就其本质而言，是把弹性力学的基本方程的定解问题，转换为求解泛函的极值或者驻值问题，这样就将基本方程由偏微分方程的边值问题转换为线性代数方程组。
变分原理不仅是弹性力学近似解法的基础，而且也是数值计算方法，例如有限元方法等的理论基础。
本章将系统地介绍最小势能原理和最小余能原理，并且应用变分原理求解弹性力学问题。
最后，将介绍有限元方法的基本概念。
本章内容要求学习变分法数学基础知识，如果你没有学过上述课程，请学习附录3或者查阅参考资料。
、重点
1几何可能的位移和静力可能的应力；2、弹性体的虚功原理；3、最小势能原理及其应用；4、最小余能原理及其应用；5、有限元原理的基本概念。
§11.1弹性变形体的功能原理
学习思路：
本节讨论弹性体的功能原理。
能量原理为弹性力学开拓了新的求解思路，使
得基本方程由数学上求解困难的偏微分方程边值问题转化为代数方程组。
而功能
关系是能量原理的基础。
首先建立静力可能的应力「：
，和几何可能的位移’概念；静力可能的应力
和几何可能的位移；可以是同一弹性体中的两种不同的受力状态和变形状态，二者彼此独立而且无任何关系。
建立弹性体的功能关系。
功能关系可以描述为：
对于弹性体，外力在任意一组几何可能的位移上所做的功，等于任意一组静力可能的应力在与上述几何可能的位移对应的应变分量上所做的功。
学习要点：
1、静力可能的应力；2、几何可能的位移；3、弹性体的功能关系；
4、真实应力和位移分量表达的功能关系。
1、静力可能的应力
假设弹性变形体的体积为V，包围此体积的表面积为S。
表面积为S可以分为两部分所组成：
一部分是表面积的位移给定，称为Su；另外一部分是表面积的面力给定，称为S0如图所示
显然S=Su+Sc
假设有一组应力分量G在弹性体内部满足平衡微分方程
Q川伦=°
在面力已知的边界S二，满足面力边界条件
坊二S
这一组应力分量称为静力可能的应力。
静力可能的应力未必是真实的应力，因为真实的应力还必须满足应力表达的变形协调方程，但是真实的应力分量必然是静力可能的应力。
为了区别于真实的应力分量，我们用表示静力可能的应力分量。
2、几何可能的位移
假设有一组位移分量Ui和与其对应的应变分量；ij，它们在弹性体内部满足几何方程
在位移已知的边界Su上，满足位移边界条件
这一组位移称为几何可能的位移。
几何可能的位移未必是真实的位移，因为真实的位移还必须在弹性体内部满足位移表示的平衡微分方程；在面力已知的边
界S匚上，必须满足以位移表示的面力边界条件。
但是，真实的位移必然是几何可能的。
为了区别于真实的位移，用；表示几何可能的位移。
几何可能的位移产生的应变分量记作二
3、弹性体的功能关系
对于上述的静力可能的应力■＞，、几何可能的位移；以及其对应的应变分量％，设Fbi和Fs分别表示物体单位体积的体力和单位面积的面力（面力也包括在位移边界S的约束反力）。
则不难证明，有以下恒等式
证明：
由于匚和二满足几何方程，而且应力），是对称的，所以
将上式代入等式的右边，并且利用高斯积分公式，可得
由于），满足面力边界条件，上式的第一个积分为
由于），满足平衡微分方程，所以第二个积分为
JJJ吗H西二-JJJ恥W
yv
将上述结果回代，可以证明公式JH耳諾非+ff瞪述砒二］］归冷d卩为恒等
F5F
式0
4、真实应力和位移分量表达的功能关系
公式揭示了弹性体的功能关系。
¥S7
功能关系可以描述为：
对于弹性体，外力在任意一组几何可能位移上所做的功，等于任意一组静力可能应力在上述几何可能位移对应的应变分量上所做的功。
这里需要强调指出的是：
对于功能关系的证明，没有涉及材料的性质，因此适用于任何材料。
当然，证明时使用了小变形假设，因此必须是满足小变形条件。
其次，功能关系中，静力可能的应力）,、几何可能的位移以及其对应的应变分量J，可以是同一弹性体中的两种不同的受力状态和变形状态，二者彼此独立而且无任何关系。
假如静力可能的应力和几何可能的应变分量"满足材料本构方程时，则对应的静力可能的应力，•和几何可能的位移厂以及其对应的应变分量二均成为真实的应力，位移和应变分量。
对于真实的应力，位移和应变分量，功能关系为
JfJ心「"二-皿恥:
M
显然这是应变能表达式。
不过在应变能公式中，假设外力，即体力和面力是由零缓慢地增加到最后的数值的，因此应变能关系式中有1/2。
而在功能关系公
式的推导中，并没有这一加载限制。
功能关系是弹性力学中的一个普遍的能量关系，这一原理将用于推导其它的弹性力学变分原理。
§11.2变形体的虚功原理
学习思路：
本节讨论的重点是弹性体的虚功原理。
首先定义虚位移概念，通过将几何可能的位移定义为真实位移与虚位移的和，可以确定虚位移是位移边界条件所容许的位移微小改变量。
对于虚位移所产
生的虚应变，记作、：
；ij。
根据弹性体的功能关系，可以得到虚功方程表达式W=U。
虚功方程的意义为：
如果弹性体是处于静力平衡状态的，外力在虚位移上所做的虚功，等于真实应力分量在对应的虚应变上所做的虚功，即虚应变能。
这就
是虚功原理。
虚功原理等价于平衡微分方程和面力边界条件，它满足了静力平衡的要求。
学习要点：
1、虚位移与虚应变；2、虚功原理；3、虚功原理的意义。
1、虚位移与虚应变
功是指力与力作用点处沿力方向位移的乘积。
显然，功包括力和位移两个基本量。
如果力或者应力在其自身引起的真实位移或者应变上作功，这种功称为实功；如果力或者应力在其他某种原因引起的微小位移或者应变上作功，这种功称为虚功。
设几何可能的位移为
这里Ui为真实位移，称为虚位移。
虚位移是位移边界条件所容许的位移的微小改变量。
由于几何可能的位移在边界Su上，应该满足位移边界条件，因此，边界Su,有
6ui=0
将几何可能位移公式代入几何方程
代=+（唸+肚；J二扣,jJ■*■扣%j+§%J
显然，上式右边的第一项是真实应变，而第二项是虚位移所产生的虚应变，记作；j。
因此，上式可以写作
几何可能的位移对应的应变可以用真实应变与虚位移所产生的虚应变之和表示。
2、虚功原理
如果用虚位移表达的几何可能位移'11丄、和真实应力作为静力可
能应力代入功能关系表达式JJJ恥W叩恥隅訂JJn詞少
，注意到
V$卩
真实应力和位移是满足功能关系的，因此可以得到用虚位移Ui和虚应变；ij表
达的虚功方程
jjjXq坷少町j兀q塢3訂中輕"
上式中应力分量为实际应力。
注意到在位移边界Su上，虚位移是恒等于零的,所以在上述面积分中仅需要在面力边界S：
土完成。
就力学意义而言，虚功原理表达式的等号的左边为外力在虚位移中所做的功，称为外力虚功:
W;右边为应力分量在虚位移对应的虚应变上产生的应变能,称为虚应变能:
U。
即
根据上述分析，可以得出结论：
如果弹性体是处于静力平衡状态的，对于满足变形连续条件的虚位移及其虚应变而言，外力在虚位移上所做的虚功，等于真实应力分量在对应的虚应变上所做的虚功，即虚应变能。
这就是虚功原理。
3、虚功原理的意义
jfj+時=JjJ乐矶dV
对于虚功方程「'，其右边的积分
可以写作
吩叽+吟丿炉斗飙啟〉声+訓5（叫）評F
¥£¥
=JJH（池）声=jjj（澎地）,声-JJX肌dr=JJ叩2诃-jjj%/堆av
上式在推导中应用了在位移边界Su上，0的边界条件。
现在将上式回代到虚功方程，整理可得
力厂十J|（兀一込dS=0
因为虚位移、7i是任意的，因此上式的成立，要求在弹性体内
在位移已知边界Su上，有
©二M
显然，虚功原理等价于平衡微分方程和面力边界条件，它满足了静力平衡的要求。
应该指出：
虚功原理的推导并没有涉及任何材料性质，因此适用于任何材料。
当然，由于使用了小变形假设，即线性的几何方程，因此虚功原理必须是在小变形条件下适用于任何材料。
除此以外应力和应变分量之间不需要满足任何关系。
§11.3功的互等定理
学习思路:
本节讨论功的互等定理。
定理的证明比较简单，将功能方程应用于同一弹性体的两种不同的受力和变形状态，则可以得到功的互等定理。
它是弹性体功能原理的另一种应用形式。
功的互等定理可以描述为：
作用在弹性体上的第一种状态的外力，包括体力和面力，在第二种状态外力对应的位移上所做的功为例，等于第二种状态的外力在第一种状态对应的位移上所做的功。
功的互等定理是一个十分重要的力学概念。
它的应用可以帮助我们推导和理解有关的有关的力学公式和概念，同时也可以直接用于求解某些弹性力学问题。
学习要点：
1、功的互等定理
1、功的互等定理
如果将功能方程工附「「二L一II"「匚应用于同一弹性体
VSV
的两种不同的受力和变形状态，贝冋以得到功的互等定理。
假设第一种状态的体力为在面力边界S；：
上的面力为■，在位移已知的边界Su的位移为“，弹性体内部的应力，应变和位移分别为。
；
第二种状态的体力，面力，应力，应变和位移分别为，「八，旷办咗,时。
由于两种状态的应力和应变分量都是真实解，所以它们当然也就是静力可能的和几何可能的。
现在把第一种状态的应力作为静力可能的应力，而把第二种状态的位移和应变作为几何可能的位移和应变。
将上述两种状态的应力和位移分别代入功能方程，有
JJJ時和帆掳血二山”锐"
V¥
同理，把第二种状态的应力取为静力可能的应力，而把第一种状态的位移和应变作为几何可能的位移和应变分别代入功能方程，有
JJJ吊期7+口巧諾心JJJ或邙了
对于上述公式的右边，由于
JJJ处斥加二JjJb；可W|]j（兄*£：
+2应用）莎¥y八*
所以
d^+JJF^dS-
5
上式称为功的互等定理。
功的互等定理可以叙述为：
作用在弹性体上的第一种状态的外力，包括体力和面力，在第二种状态对应的位移上所做的功等于第二种状态的外力在第一种状态对应的位移上所做的功。
功的互等定理是一个十分重要的力学概念。
主要用于推导有关的力学公式，也可以直接用于求解力学问题。
§11.4位移变分方程--最小势能原理
学习要点：
本节讨论最小势能原理。
首先根据虚功原理推导应变能的一阶变分表达式，然后根据任意几何可能位移场与真实位移场的总势能的关系，得到真实位移场的总势能取最小值的结论。
最小势能原理用数学方程描述：
总势能的一阶变分为零，而且二阶变分大于零。
最小势能原理等价于以位移表示的平衡微分方程和以位移表示的面力边界条件，所以，对于一些按实际情况简化后的弹性力学问题，可以通过最小势能
原理推导出其对应的平衡微分方程和面力边界条件。
本节通过例题对此作了说明。
推导中设应变能密度函数是应变分量的函数，因此最小势能原理是位移解法在变分原理中的应用。
进入本节内容学习之前，应该首先学习有关泛函和变分的基础知识。
学习思路：
1、总势能；2、总势能的变分；3、最小势能原理；4、最小势能原理推导弯曲问题的平衡微分方程和面力边界条件；5、最小势能原理推导扭转问题的平衡微分方程和面力边界条件。
1、总势能
下面根据虚功方程推导仅应用于弹性体的最小势能原理。
设应变能密度函数是应变分量的函数，则应变能密度函数的一阶变分为
%
au0
上式推导中，应用了格林公式二一,，将上式代入虚功方程，则
°%
JJj+恥掩dAjJJ冋dF二叩JW二SU
VVV
上式表示外力虚功等于弹性体应变能的一阶变分。
定义外力势能为
=-fj恥声
注意到虚位移与真实的应力无关，因此在虚位移过程中外力保持不变，即变分与外力无关。
而且积分和变分两种运算次序可以交换的，所以外力势能的一阶变分可以写作
斷二-[JJF^.S吗AV-[J耳0码dS
回代可得^1-'117°
其中Et称为总势能，它是应变分量的泛函。
由于应变分量通过几何方程可以用位移分量表示，所以总势能又是位移分量的泛函。
&訂卩加5恥d—A皿
公式表明，在所有几何可能的位移中，真实位移将使弹性体总势能的一阶变分为零，因此真实位移使总势能取驻值。
2、总势能的变分
以下证明：
对于弹性体的稳定平衡状态，总势能将取最小值。
将几何可能位移对应的应变代入总势能表达式，可以得到几何可能位移对应的总势能
耳（冷）=JJJ%（%+凡仏+Su^av-JJ码仇+
将上式减去真实应变分量的总势能，可得
珥®）-兀（用）叮卩网為+堀）-5（唧］疗-JJJ见呢少-JJF^dS
将按泰勒级数展开，并略去二阶以上的小量，有
orr［Q2r7
入傀）+刃。
傀）+g旳。
（气）
%（令+蜩）討佔）+材唸七农幅瓯二％冋）+卩（％）4土警◎砥=
回代可得
叭）弋刚讪网紛+紳@）］押-@焉诃讪阴吐甌+瑁
由于总势能的一阶变分为零，因此
瓦（毎）-瓦（X）二靜瓦
3、最小势能原理
总势能的二阶变分为
沪九二JIR昵J”弓nrf?
遥碣＜1卩
y2」沪堀喝
由于
382Ud2（y.
护%二—拆屁担-（）&..=&T-$£■-.=2Ua（&.）
°3导孤"厲3务血"u017
由于应变能密度函数为正定函数，即只有在所有的应变分量全部为零时其才可能为零，否则总是大于零的，因此
S2Ua=2UC（＜&.）＞0
所以
以上证明了在所有的可能位移场中，真实位移场的总势能取最小值。
所以这一原理称为最小势能原理。
数学描述即总势能的一阶变分为零，而且二阶变分是正定的（大于零）。
必须强调指出的是，真实位移与其他的可能位移之间的差别在于是否满足静力平衡条件，所以说最小势能原理是用变分形式表达的平衡条件。
通过总势能的一阶变分为零，可以推导出平衡微分方程和面力边界条件，这和虚功原理是相同的，即最小势能原理也等价于平衡微分方程和面力边界条件。
虚功原理和最小势能原理之间的差别在于：
虚功原理不涉及本构关系，适用于任何材料，只要满足小变形条件；最小势能原理除了小变形条件之外，还需要满足应变能密度函数表达的本构关系，因此仅限于线性和非线性弹性体。
最后，将最小势能原理完整的叙述为：
在所有几何可能位移中，真实位移使得总势能取最小值。
该方法是以位移函数作为基本未知量求解弹性力学问题的。
当然，选择的位移函数必须是在位移已知的边界上满足位移边界条件，对于面力
边界是不需要考虑的，因为面力边界条件是会自动满足的。
4、最小势能原理推导弯曲问题的平衡微分方程和面力边界条件
例2：
图示直梁，分布载荷q（x）作用在轴线所在的铅垂平面内。
用最小势能原理推导问题的平衡微分方程和面力边界条件。
解：
该梁为超静定结构。
在梁的端面，施加适当的约束使梁不能产生刚体位移，施加适当的剪力和弯矩，使梁保持平衡。
设w（x）表示梁的挠度，［表示梁轴线变形后的曲率半径，则梁的应变能为
由于L「，并且注意到对于小变形问题,
所以上式可以写作
本问题的面力边界为梁的上下表面，作用分布载荷q（x），则外力功为
梁的总势能为
心3（兽）也寸耐寸［乎磐j］舐
对上式作一阶变分并且令其为零，有
輒二一|£7$（—dx-=0
2°旅Q
诃兽（畔）吋診兽畑）卜等（瘵］+荻嚅）t+皓
w）dx
整理可得
迢二［町霧（畔）］廿脚壬㈤兽
dxdxox（b
）］：
；+卩為（町貯）-g册舐=°
因此
d2-
葫血歹mm
烁=0，
鈿沁二0,
x=i
酊牛二0
dx円
上述关系式的第1式即问题的平衡方程，第
以上根据最小势能原理推导出梁的弯曲问题对应的平衡微分方程和面力边界条件。
2,3和4式为梁边界条件。
5、最小势能原理推导扭转问题的平衡微分方程和面力边界条件。
例3：
应用最小势能原理推导柱体扭转问题的基本方程和边界条件。
解：
对于柱体扭转的位移解法，位移分量用扭转翘曲函数表示为
u--w二诃
与上述位移分量对应的应力分量为
一心
由于其他的应力分量全部为零，所以柱体的应变能为
u二总丿可Jd记）®二討利］［普f+（罟+兀门®
+x）2]4cdy
由于柱体的侧表面不受外力的作用，不存在外力功的问题。
在端面上，作用有扭矩T,产生扭矩的是x和y方向的面力Fsx和Fsy,而z方向的面力Fsz为零根据柱体扭转的位移表达式，本问题的虚位移为
、u=0,、v=0,w=
因此，柱体所有表面的外力虚功均为零。
根据最小势能原理
所以
=S（U+jy）=一Gb%二o
2
爲=0
爲二2口［（学—力占（号？
）+（学+乂）呎学）］dx如
¥oxdxdyoy
=2fJ-卩）序0］+h〔（~^地如=0
¥oxdydy叩
利用高斯积分公式，上式简化为
|（1+忧_0+xm）-[[V如=0
JcSbcoy
由于Y-是任意的，所以上式成立的条件为
72（2>=0,（在端面S内部〉
耕-yl+xm=Oj（在横截面边界C上〉氐3y
显然，这和第九章中导出的扭转函数所要满足的平衡微分方程和面力边界条件是相同的。
§11.5最小势能原理的应用
学习要点：
最小势能原理是弹性力学问题近似解法的基础。
这一原理要应用于实际问
题，必须有对应的求解方法。
首先建立以级数形式表达的位移试函数，选择的位移试函数必须满足位移边
界条件，它是几何可能的。
根据位移试函数可以确定应变分量以及总势能Et的表达式。
注意到总势能Et原为位移的泛函，写作成为待定系数Am,Bm和Cm的二次函数。
这样就把求解泛函的驻值问题，转化成为求解函数的极值问题。
根据上述原则推导的近似解法称为瑞利-里茨法。
如果选择的位移试函数不仅满足位移边界条件，而且满足面力边界条件，则
求解公式将进一步简化。
称为伽辽金法
最后举例说明瑞利-里茨法和伽辽金法的应用。
学习思路：
1、位移试函数；2、瑞利-里茨法；3、伽辽金法；4、简支梁弯曲问题；5、矩形板；6扭转问题。
1、位移试函数
最小势能原理的主要用途并非推导平衡微分方程和面力边界条件，它是弹性
力学问题近似解法的基础。
如果要使得某个原理要应用于实际问题，必须有对应的求解方法。
本节介绍基于最小势能原理的两种近似解法：
瑞利-里茨
（Rayleigh-Ritz）法和伽辽金（ranep法uh
根据最小势能原理，如果能够列出所有的几何可能位移，那么使总势能ni
取最小值的那一组位移就是真实位移。
问题是列出所有几何可能的位移是非常困难的，甚至是不可能的。
因此，对于实际问题的计算，只能凭借经验和直觉缩小寻找范围，在这个范围内的一族几何可能的位移中，找到一组位移使得总势能Et最小。
虽然这一组位移一般的说并不是真实的，但是可以肯定，它是在这个缩小的给定范围内部，与真实位移最为接近的一组位移，由此解答可以作为近似解。
从上述思想出发，在一般情况下，可以将位移分量选择为如下的形式
奴龙J忆）=冷（工』工）+工厶屛枫（X』忆），
V（龙」疋）=*（兀儿迂）+y3J囂龙丿工），
m
W（忑儿Z）二W口（兀儿E）+工（嘉儿刀，
其中，Am，Bm和Cm均为任意的常数；UO，V0和W0以及Um，Vm和Wm都是
坐标的已知函数，并且在位移边界Su上，有
知二£v0=V,%=诩和=0,=Oj=0
这样构造的位移试函数，不论系数Am，Bm和Cm取何值，总是满足位移边界条件的。
而且对于连续函数，必然满足几何方程。
因此满足几何可能位移的条件。
2、瑞利-里茨法
现在的问题是将要如何选择待定系数Am，Bm和Cm,使得总势能口1在位移表达式表示的这一族位移中取最小值。
为此，将位移表达式代入几何方程求得应变分量，然后代入总势能n1的表
达式，注意到应变能密度函数是应变分量的齐二次函数，因此总势能n1表达式
的第一个积分成为待定系数Am，Bm和Cm的齐二次函数，而第二和第三个积分为Am，Bm和Cm的一次函数。
于是，总势能Et原本是自变函数的泛函，现在成为待定系数Am，Bm和Cm的二次函数。
这样就把求解泛函的极值问题，转化成为求解函数的极值问题。
总势能Et
取极值的条件为
dEt“dEt9Et
=0,1二0，t二0
9A退监
总势能
Et取极值的条件又可以写作
久吐0恥少=o
制j加—JJJ恥少二o
VV5
c
命山Sd—J[i民％d—JJ聊MS二0
0TJ"旷
上述公式是一组以Am,Bm和Cm（m=1,2,3…）为未知数的线性非齐次代数方程组，求解方程可得待定系数，回代就可以得到近似位移解答。
这一方法称为瑞利一里茨法。
3、伽辽金法
下面讨论伽辽金（ranep）k法。
h注意到应变能的一阶变分可以写作
史二JJJ陽&声二jJJCr/（U!
j；+殴Jd卩
VV
=JJJ丐他川心JU（耶吩声—Iff5打九e=JJ知J盹船-皿竹,孕『
将上式回代最小势能原理，整理可得
JJJ5打+凡）叫胪+jj（忑-b内一疋吗d$二0F%
如果选择的位移试函数不仅在位移边界上满足位移边界条件，而且在面力边界上满足面力边界条件，即位移试函数满足全部的边界条件，则上式可以进一步简化为
[ff（叽+只用"二0
上式展开可以写作
B
3crdr^dr宀davdrv
—+——+蜕）九+（—一+」
f8xdy8zaVdx妙3z
++旦+瓦）sw]dr=0
dxdydz
将位移函数表达式代入几何方程求得应变分量，再根据物理方程求出应力分量代入上式，并且注意到
九二为比巩，矶二ZX隔，恥二工叫化
MMSV
+忌九氓+（牛*詈+字+©）%眼
将上述结果代入虚功方程，可得
+（字+字+孕+恳）叫心］d^oEK（fe
由于:
Am,'Bm和「Cm彼此独立而且是完全任意的，所以上式成立的条件为
0燈号+答5心
3cfi
十亠+土叽）心X
由于应力分量为Am，的线性非
升级会员 