有限元法基础-2理论基础

第二章有限元法的理论基础2.1微分方程的等效积分形式2.2等效积分的“弱”形式2.3加权余量法2.4变分原理2.5Ritz法2.6弹性力学的变分原理2.1微分方程的等效积分形式已知算子方程方程的解在域W中的每一点都满足算子方程和边界条件有限元法基础0AufBuWW在内2.1微分方程的等效积分形式算子设X和Y是同一数域P上的两个赋范线性空间，D是X的一个子集，若存在某种对应法则T，使对任意,有唯一确定的与之对应，则T称为X中D到Y的算子，或映射。D称为T的定义域，y或T(x)称为象，象的集合称为T的值域。算子方程设算子T的定义域为D，，值域为T(D),,等式称为算子方程。有限元法基础xD()y=TxTxY()fTDuDTuf2.1微分方程的等效积分形式将算子方程及边界条件在各自的定义域中积分，有有限元法基础()0vAufdWWv对任意函数有()d0vBuWv对任意函数有2.1微分方程的等效积分形式进一步改写为可以证明在积分方程对任意的v都成立的话，则积分项在域内每一点都满足算子方程和边界条件。称为算子方程的等效形式特点和是单值函数并且在定义域上可积u的选择取决于算子A和B有限元法基础()()d0vAufdvBuWWWvv2.1微分方程的等效积分形式例：二维稳态热传导方程等效积分方程有限元法基础T00S0SqAufkkTQxxyyTTBuTkqn在上在上12()0qTSSvkkTQdxxyyTwkqwTTdnWW2.2等效积分的“弱”形式对积分方程分部积分得到另一种形式C、D、E、F是微分算子，它们的导数阶数都比A低。积分方程特点对u的连续性要求降低了；对和的要求提高了。这种通过适当提高对任意函数的连续性要求，以降低对微分方程场函数的连续性要求所建立的积分形式－－称为微分方程的等效积分“弱”形式有限元法基础()()()()0CvDudEvFudWWWvv2.2等效积分的“弱”形式例：二维稳态热传导假设实现满足边界条件，等效积分形式成为分部积分有限元法基础T0STT在上10qSTvkkTQdwkqxxyynWW()()()()()()xyTvTTvkdxdykdxdyvkndxxxxxTvTTvkdxdykdxdyvkndyyyyyWWW2.2等效积分的“弱”形式得到令有限元法基础10qxySvTvTTTTkvQdxdyvknndwkqdxxyyxynWW1qSwv0qTSSTkvTdvQdvqdkvdnWWWW0Sqv若使在上，积分方程更简捷2.3加权余量法由于实际问题的复杂性精确解难于找到，往往求近似解假设未知场函数u可用近似解表示为待定参数，为已知的试函数。代入算子方程有和是方程的残余量。取n个独立的函数作为v,得到n个方程，即有限元法基础1niiiuuNaNaiaiN();()AfRBRNaNaRR;(1,,)jjvwvwjn()()0(1,,)jjwAfdwBdjnWWWWNaNa0(1,,)jjwRdwRdjnWWWW2.3加权余量法基于等效积分“弱”形式的近似方法定义：采用使余量的加权积分为零来求解微分方程近似解的方法成为加权余量法（WeightedResidualMethod）根据权函数的选取方法，可得到各种形式的加权余量的求解方法，最常见的是伽辽金（Galerkin）法伽辽金法的特点是权函数与试函数取相同的函数形式有限元法基础()()()()0(1,,)jjCwDudEwFudjnWWW2.3加权余量法取，在边界上可得积分形式的余量方程组注意到，可将上式改写为积分“弱”形式的方程组有限元法基础jjwNjjjwwN11()()0(1,,)nnjiijiiiiNANafdNBNadjnWWWW()()()()0CuDudEuFudWWW1122nnuNaNaNa()()0uAufduBudWWWW2.4变分原理线性自伴随算子算子方程在内，若算子有如下性质，和为任意常数则A为线性算子。定义内积对上式进行分部积分直至u的导数消失，即称为A的伴随算子，若称算子为自伴随算子。有限元法基础AufW()AuvAuAv(,)uvvAudWW*..(,)vAuduAvdbtuvWWWW*A*AA2.4变分原理例：证明是自伴随算子。构造内积，并分部积分由上式可见A＝A*.有限元法基础22dAdx222211112221112222()()()()()xxxxxxxxxxxxxxdudvduduvAudxvdxdxvdxdxdxdxdvdvduudxuvdxdxdx2.4变分原理微分方程为利用线性自伴随算子的性质伽辽金法的积分方程为有限元法基础0AufBuWW在内1111()..(,)2222111()..(,)..(,)222uAuduAuuAuduAuuAudbtuuuAuuAudbtuuuAudbtuuWWWWW()()0uAufduBudWWWW2.4变分原理综合上面的式子，有其中上式称为原问题的变分原理特点泛函中u的最高阶次为二次，故成为二次泛函；如果函数u及其变分满足一定的条件，能够得到全变分形式，从而得到泛函的变分。有限元法基础()0u1()..()2uuAuufdbtuWWu2.4变分原理例：二维热传导问题伽辽金法的积分方程为经分部积分，并注意到在ST上，有由此导出有限元法基础2222()()0qSTTTTkkQdTkqdxynWW0T()0qSTTTTkkTQdTqdxxyyWW()0T2211()22qSTTTkkTQdTqdxyWW2.5Ritz法对于线性自伴随算子，存在等效的变分原理，有近似解法－－Ritz法设近似解为Ni为取自完全系列的已知函数，ai为待定参数。代入泛函中，得到由待定参数表示的泛函，关于泛函变分，有由变分的任意性的方程组有限元法基础1niiiuuNaNa12120nnaaaaaa0(1,,)iina2.5Ritz法对于二次泛函得到的是线性方程组可以证明K是对称矩阵关于Ritz法的收敛性当试函数Ni(i=1,…,n)取自完备函数系列，且满足算子方程要求的连续性，当泛函单调收敛于，泛函具有极值。有限元法基础KaP0aijjiKKn()u()u2.5Ritz法Ritz法应用中的难点求解域比较复杂时，选取满足边界的试函数往往产生难以克服的困难；为了提高计算精度，需增加待定参数，这增加了求解的复杂性；有限元法同样建立在变分原理的基础上的，可以有效地避免上述困难有限元法基础2.6弹性力学的变分原理弹性力学中的变分原理包括虚功原理、余虚功原理、最小势能原理、最小余能原理、Hellinger-Reissner（两场广义变分原理）、广义变分原理（胡-鹫原理）等。在一定条件下它们之间是可以相互等价的，如在真实解的情况下，最小势能原理＋最小余能原理＝0；在满足勒让德变换的条件下，广义变分原理与Hellinger-Reissner等价；在材料有势，外力有势时虚功原理与最小势能原理等价等等。有限元法基础2.6弹性力学的变分原理弹性力学的基本假设1）连续性假设物体抽象成连续密实的空间几何体，位移、应变、应力、能量等物理量作为空间点位置的函数定义在这个几何体上。物体在整个变形过程中始终保持连续。2）弹性假设弹性体的变形与载荷在整个加载和卸载过程中存在一一对应的单值函数关系，且载荷卸去后变形完全消失，服从虎克定律。有限元法基础2.6弹性力学的变分原理3）均匀性假设物体在个点处的弹性性质都相同。4）自然状态假设假设物体不受外力作用和温度的影响，物体便没有应力和变形，即不考虑由于制造工艺引起的残余应力和装配应力。有限元法基础2.6.1弹性力学基本方程平衡方程几何方程本构方程对各向同性弹性材料Lamé系数(下标i,j=1,2,3)有限元法基础,0ijjiFW在内1(),,2uuijijjiW在内CijijklklW在内()ijklijklikjliljkC(1)(12)2(1)EE2.6.1弹性力学基本方程位移边界条件力的边界条件有限元法基础SiiTT在上uuSSSSW＝＝Siiuuu在上2.6.1弹性力学基本方程矩阵记法平衡方程几何方程本构方程位移边界条件力的边界条件应变能密度余能密度有限元法基础TDF0ε=Du,or-1σ=Cεε=SσC=Su=uT=νσ=T12TεCε12TσSσ2.6.1弹性力学基本方程符号定义为有限元法基础{,,};{,,,,,};{,,,,,}TTTxyzyzxzxyxyzyzxzxyuvwuε100011100011000(1)1200(1)(12)2(1)12.02(1)122(1)ESymC000000000xyzzyzxyxD000000000Txyzzyzxyxnnnnnnnnnν{,,}TxyzFFFF2.6.1弹性力学基本方程退化为平面问题平面应力时的材料常数矩阵平面应变时的材料常数矩阵有限元法基础{,};{,,,};{,,}TTTxyzxyxyzxyuvuε21010(1)1.2EsymC00xyyxD00Txyyxnnnnν{,}TxyFFF101(1)10(1)(12)12.2(1)ESymC2.6.2虚功原理考虑一处于平衡的物体，即在域内满足平衡方程，在边界上满足力的边界条件。以虚位移作为权函数得到等效积分方程第一项分部积分得有限元法基础,()()0iijjiiijjiSuFdunTdWW,,,,1()2iijjijijiijjijjiijiijjijijiijjududunduudunddundWWWWWWWWWWW2.6.2虚功原理注意到在Su上，得到物理意义平衡力系在虚位移和虚应变上做功的总和为零。反之，如果力系在虚位移上所作之功的和为零，则物体一定处于平衡。虚功原理表述了力系平衡的必要而充分的条件。特点推导中未