線性動力學變分原理基礎 Part1

2022-08-31 00:33:16 字數 2117 閱讀 8337

線性動力學變分原理基礎 part1  《計算動力學》 張雄[著] 筆記

線彈性動力學的控制方程(位移法,要得到的是位移分量的表示式$u=u(x,y,z,t),v=v(x,y,z,t),w=w(x,y,z,t)$)

運動方程           

$\sigma _+\bar=\rho \ddot u_i$

應變-位移關係     

$\epsilon_=\frac (u_+u_)$

應力-應變關係   

$\sigma _=d_\epsilon_$

邊界條件           

$\sigma _n_j=\bar$

$u_i=\bar$

初始條件           

$u_i | _=\bar_i^0$

$\dot_i | _=\dot}_i^0$

精確解:在域內任一點任一時刻滿足運動方程,在力邊界上任一點任一時刻滿足力邊界條件,(位移法,位移邊界條件自動滿足)

近似解:加權餘量法

加權餘量法

近似解不能精確滿足運動方程和力邊界條件,存在餘量$r_i(x,y,z,t),\bar(x,y,z,t)$

$r_i=\sigma _+\bar-\rho \ddot u_i \not=0$

$\bar=\sigma _n_j-\bar \not=0$

加權餘量法(wrm)允許運動方程和邊界條件在各點存在餘量,但要求這些餘量在域內和邊界上的加權(對權函式)積分等於零

餘量方程:

$\int_v r_i v_i dv=0$

$\int_ \bar \bar ds=0$

$v_i$和$\bar$分別是定義在域內和邊界上的權函式(test function),權函式是任何相互獨立的完備函式集

餘量方程表示$r_i$與$v_i$正交,$\bar$與$\bar$正交

若餘量方程對任意權函式都成立,即$r_i$與任意$v_i$正交,因為$v_i$是完備函式集,所以$r_i$與任意函式正交,則由変分學基本引理知$r_i$恆等於零,即運動方程在域內任一點任一時刻都滿足,同理,邊界條件在邊界上任一點任一時刻都滿足

(所以wrm在理論上,當試函式取得越多時,解越接近精確解,是收斂的)

由上述討論,我們可以稱餘量方程為運動方程和邊界條件的等效積分形式

到此,要具體實施wrm還不夠,還有乙個操作,把近似解取為一族已知函式(稱為試探函式)的線性組合,這樣就把偏微分方程變成了關於試探函式的係數的代數方程

$u_i=\sum_^n \phi _i a_i$

$a_i$是待定引數,由餘量方程確定,$\phi _i$是已知的試探函式(trial function),試探函式取自線性獨立的完全的函式序列,試探函式的選取還需滿足位移邊界條件

wrm的實施是通過選擇合適的待定引數強迫餘量在某種平均意義下為零

選擇不同的權函式就得到不同的wrm,下面假設力邊界條件是滿足的,只考慮域內餘量

1. 配點法

權函式取dirac函式$w_i= \delta (x-x_i),i=1,2,...,n$

代入餘量方程,根據dirac函式的性質得

$r_i(x_j)=0, i=1,2,3;,j=1,2,...,n$

這種方法相當於簡單地強迫餘量在域內的n個離散點(配點)上為零

2. 子域法

3. 最小二乘法

4. 伽遼金法

伽遼金法的權函式與試探函式相同,即

$w_i=\phi _i$

相應的餘量方程:

$\int_v r_i \phi _j dv=0, i=1,2,3;j=1,2,...n$

在許多情況下,伽遼金法得到的求解方程的係數矩陣是對稱的,所以在用wrm建立有限元格式時主要用伽遼金法

當存在相應泛函時,伽遼金法與變分法往往給出同樣的結果

例子:

控制方程和邊界條件:

$ei\frac}+kw^*+p=0$

$w^*(l/2)=0$

$w^*(-l/2)=0$

無量綱化

$x=\frac,w=\frac,\alpha =\frac$

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