基于Newmark隐式时间积分方案的裂纹动态扩展的数值计算方法
Numerical Calculation Method for Crack Dynamic Propagation Based on Newmark Implicit Time Integration Scheme
通讯作者: 李铮,男,博士;E-mail:2756232300@qq.com.
责任编辑: 陈晓燕
收稿日期: 2020-01-14
基金资助: |
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Received: 2020-01-14
作者简介 About authors
郭德平(1983-),男,高级工程师,主要从事隧道工程和岩土工程等方面的科研工作
扩展有限单元法(XFEM)是基于单位分解的思想,在常规有限元的位移模式中加入能够反映裂纹面不连续性的跳跃函数和裂纹尖端的渐近位移场函数,避免了常规有限单元法计算断裂问题时需要对裂纹尖端重新划分网格的不便以及繁重的计算量,并且裂纹的扩展独立于网格.标准有限元在处理时间积分时,在裂纹不断扩展的过程中整体刚度矩阵的自由度也会不断地增大,从而导致迭代计算无法进行.本文基于扩展有限单元法模拟动态裂纹扩展的方法,提出了新的Newmark隐式时间积分方案.此方法将所有节点都富集Heaviside函数和裂纹尖端的渐近位移场函数,即每个节点都有12个自由度,从而使得总体刚度矩阵式保持一致,避免迭代计算无法进行.同时,提出了一种稀疏矩阵技术来解决矩阵所占内存大和计算时间长的问题.
关键词:
Extended finite element method (XFEM) is based on the idea of unit decomposition. The jump function that can reflect the discontinuity of the crack surface and the progressive displacement field function of the crack tip is added to the conventional finite element displacement mode, which avoids the inconvenience of remeshing the crack tip and the heavy calculation. Then the conventional finite element method calculates the fracture problem, and the crack propagation is independent of the mesh. When the standard finite element deals with time integration, the degree of freedom of the overall stiffness matrix will continue to increase in the process of crack propagation, which makes iterative calculation impossible. This paper proposes a novel Newmark implicit time integration scheme based on the XFEM to simulate dynamic crack growth. This method enriches all the nodes with the Heaviside function and the asymptotic displacement field function at the crack tip, that is, each node has 12 degrees of freedom, so that the overall stiffness matrix is consistent without making iterative calculation impossible. At the same time, a sparse matrix technology is proposed to solve the problems of large memory and long calculation time occupied by the matrix.
Keywords:
本文引用格式
郭德平, 李铮, 彭森林, 曾志凯, 吴岱峰.
GUO Deping, LI Zheng, PENG Senlin, ZENG Zhikai, WU Daifeng.
随着21世纪我国基础设施大规模建设的进行,西部大开发战略的实施以及世界经济危机以来国家对基础设施建设的投资,我国的铁路、公路、大中型水电站建设以及南水北调、西气东输等工程将有大量的长大隧道需要建设.因此,隧道掘进机(TBM)在我国的应用前景非常广阔,我国对掘进机及其技术的需求猛增.
扩展有限单元法(XFEM)[6,7,8,9]是近十五年发展起来的一种在常规有限元框架内求解不连续问题,特别是裂纹扩展问题的数值方法.其原理是在裂纹影响区域的单元结点上用裂尖渐近位移场函数及跳跃函数加强传统有限元的基,以考虑由于裂纹存在引起的位移不连续性,继承了标准有限元的所有优点,但其所使用的网格与结构内部的几何和物理界面无关,从而避免了常规有限元方法中的网格重构,不需要裂纹面与有限元网格一致,不需要在裂缝周围布置高密度网格,大大简化了裂纹扩展的分析过程.能够很容易刻画出裂纹面上位移的强不连续性质和裂纹尖端的应力奇异性,并且无需重新划分网格.2001年,Stolarska等[10]将水平集函数引入XFEM来描述裂纹的位置和裂纹扩展之后的更新位置.裂纹的几何位置能够很容易用两个零水平集函数来表达,这两个零水平集函数在裂纹尖端处彼此正交.同时,随着裂纹的扩展,裂纹面和裂纹尖端处需要富集的节点能够实时更新.
Zhou等[11]在推导扩展有限元算法的基础上,分析了应力强度因子的J积分计算方法及积分区域的选取.基于扩展有限元法对I型裂纹进行了计算,有限元网格独立于裂纹面,无需在裂纹尖端加密网格.Chen等[12]引入裂纹交叉汇合加强函数以分析多裂纹交叉汇合过程,并且在裂纹附近区域使用广义形函数,并引入线增函数消除混合单元,可有效提高裂纹附近的精度.黄宏伟等[13]在这些研究的基础上,采用扩展有限元研究了衬砌在主要影响因素作用下的裂缝分布规律、裂缝扩展过程、裂缝外观表现形式及发生机制.阮滨等[14]基于扩展有限元法对均质土坝坝顶的初始裂纹扩展路径进行了模拟,研究结果表明扩展有限元法对网格划分的要求比较高,网格须均匀,网格的疏密程度对计算的结果影响不大.Menouillard等[15]提出利用无网格近似方法的XFEM富集方案,该方法采用显式时间积分方案来分析动力过程.Wen等[16]基于改进的扩展有限单元法研究了裂纹动态扩展问题的计算精度和算法稳定性问题.
但是标准有限元在处理时间积分时,在裂纹不断扩展的过程中整体刚度矩阵的自由度也会不断的增大,从而导致迭代计算无法进行.本文基于扩展有限单元法模拟动态裂纹扩展的方法,提出了新的时间积分方案.将所有节点都富集Heaviside函数和裂纹尖端的渐近位移场函数,即每个节点都有12个自由度,从而使得总体刚度矩阵式保持一致,避免迭代计算式无法进行的情况.提出了一种稀疏矩阵技术来解决矩阵所占内存大和计算时间长的问题.
1 动力扩展有限元的控制方程
1.1 控制方程的强形式
如图1所示,在绝对坐标系xOy中,区域Ω的边界为Γ,
图1
图1
在动荷载作用下含有裂纹的二维区域示意图
Fig.1
Diagram of two-dimensional domain containing a crack subjected to dynamic loads
动力平衡方程的强形式为
式中:σ为柯西应力张量;μ为材料的阻力系数;ρ为材料的密度;U为位移场,
该二维区域的应力边界条件和位移边界条件为
式中:nt为边界Γt的单位外法向量;nc为边界Γc的单位外法向量;nu为边界Γu的单位外法向量.
在小应变和小位移的条件下,几何方程可以表达为
式中:ε为应变张量;▽s为梯度算子的对称部分.
根据广义胡克定律,σ与应变张量的之间的关系可以表达为
式中:C为Hooke张量.
1.2 控制方程的等效弱形式
根据虚位移原理,引入虚位移δU,式(1)可以改写为
再根据分部积分,式(7)可以化简为
由变分原理将式(8)的第一项进行变换为
因此,该二维区域的能量系统的泛函数可以用下式表达
对式(10)进行变分,并结合式(8)可以得到:
因此有,
1.3 区域的空间离散
图2
图2
用于追踪裂纹的两个零水平集函数原理图
Fig.2
Schematic diagram of two zero-level set functions used to track cracks
Stolarska等[10]给出了水平集法的更新算法,水平集函数
式中:
对于水平集函数
式中:
如图3所示,区域Ω被离散化成
图3
根据文献[6,18]的研究,单元位移场可以表达为
式中:Ue(x)为单元位移场矩阵;N为常规有限元的形函数矩阵;
对于四边形单元,上述3种自由度位移值矩阵
式中:
根据Wu等[19]的研究,线弹性材料中的I型、II 型及 III 型裂纹尖端渐近位移场均可由几个特定的基函数组成的函数形式来表达,为了能体现出裂纹尖端渐近位移场的奇异性,将该组基函数引入裂纹尖端的位移场计算,如下:
式中:(r,θ)是以裂纹尖端为原点建立的极坐标系的坐标值;
图4
裂纹尖端富集后的形函数Nφ(x)可以表达为
式中:
φj为尖端位移场.将式(15)代入式(5),可以得到单元的应变张量εe(x)如下:
式中:微分算子
再将式(15)、(23)代入式(10)中可以得到:
式中:Πe为单元泛函数;Ωe为单元区域;
将式(24)代入式(11)并化简,可以得到:
式中:
考虑到3种类型的自由度位移值Ua、Ub及Uc式彼此相互独立的,结合变分原理,将式(25)代入式(12),可以得到:
根据式(26),扩展有限单元法的运动学方程为
式中:Mt为质量矩阵;Ct为阻力矩阵;Kt为刚度矩阵;Pt为等效节点载荷向量;Ut、
1.4 时间积分方案
在扩展有限单元法的计算中,时间积分会遇到困难.时间积分基于迭代的算法,而在裂纹不断扩展的过程中整体刚度矩阵的自由度也会不断的增大,从而导致迭代计算无法进行.在每次迭代中,时间积分会涉及当前步的位移场Ut和下一步的位移场Ut+Δt,具体表达式为
本文提出的时间积分方案是将所有节点都富集Heaviside函数和裂纹尖端的渐近位移场函数,即每个节点都有12个自由度,从而使得总体刚度矩阵式保持一致,而避免迭代计算式无法进行.但是,将所有节点都富集Heaviside函数和裂纹尖端的渐近位移场函数的代价是刚度矩阵的阶数增多,从而使得参与运算的矩阵所占内存和计算时间急剧增加.为此,本文提出了一种稀疏矩阵技术来解决矩阵所占内存大和计算时间长的问题.
对于两个常规有限元的自由度,若该节点的某个方向被约束(约束状态),那么所对应的自由度值被定义为0,若该节点的某个方向没有被约束(激活状态),那么所对应的自由度值作为未知数参与计算.对于两个Heaviside函数富集的自由度,若该节点不属于集合J时(约束状态),这两个自由度位移值被定义为0,若该节点属于集合J时(激活状态),这两个自由度位移值作为未知数参与计算.对于另外8个裂纹尖端渐近位移场函数富集的自由度,若该节点不属于集合K时(约束状态),这8个自由度位移值被定义为0,若该节点属于集合K时(激活状态),这8个自由度位移值作为未知数参与计算.
根据上述定义,可以得到一个将每个节点有两个自由度的体系(简称二维体系)映射到每个节点有12个自由度的体系(简称十二维体系)中的转换矩阵,该转换矩阵的构造方法如下:
式中:变量n和m根据模型的节点个数来定.二维体系中的第i个自由度映射于12维体系中的第j个自由度,当该自由度是激活状态时,该矩阵中所有元素为1,当该自由度是约束状态时,该矩阵中所有元素为0.
那么,12维体系中的质量矩阵
式中:
那么,扩展有限单元法在12维体系中的运动方程为
对于时间积分,本文采用Newmark隐式时间积分方案如下:
式中:ξ和η分别为Newmark隐式时间积分方案中的参数.
在Newmark隐式时间积分方案中,
联合式(36)~(38),可以得到12维体系的位移场的求解方程式:
式中:\begin{matrix} & {{{\overset{\scriptscriptstyle\frown}{K}}}^{\text{t}+\Delta \text{t}}}={{{\tilde{K}}}^{\text{t}+\Delta \text{t}}}+\frac{1}{\eta \text{ }\!\!\Delta\!\!\text{ }{{t}^{2}}}{{{\tilde{M}}}^{\text{t}+\Delta \text{t}}}+\frac{\xi }{\eta \text{ }\!\!\Delta\!\!\text{ }t}{{{\tilde{C}}}^{\text{t}+\Delta \text{t}}}, \\ & {{{\overset{\scriptscriptstyle\frown}{P}}}^{\text{t}+\Delta \text{t}}}={{{\tilde{P}}}^{\text{t}+\Delta \text{t}}}+{{{\tilde{M}}}^{\text{t}+\Delta \text{t}}}\left[ \frac{1}{\eta \text{ }\!\!\Delta\!\!\text{ }{{t}^{2}}}{{{\tilde{U}}}^{t}}+\frac{1}{\eta \text{ }\!\!\Delta\!\!\text{ }t}{{{\tilde{\dot{U}}}}^{t}}+\left( \frac{1}{2\eta }-1 \right){{{\tilde{\ddot{U}}}}^{t}} \right]+ \\ & {{{\tilde{C}}}^{\text{t}+\Delta \text{t}}}\left[ \frac{\xi }{\eta \text{ }\!\!\Delta\!\!\text{ }t}{{{\tilde{U}}}^{t}}+\left( \frac{\xi }{\eta }-1 \right){{{\tilde{\dot{U}}}}^{t}}+\left( \frac{\xi }{2\eta }-1 \right){{{\tilde{\ddot{U}}}}^{t}} \right]. \\ \end{matrix}
该方程的初始条件是:
在12维体系中,
根据Newmark时间积分方法,式(39)求解稳定的条件是ξ和η应满足[20]:
2 实例与分析
2.1 实例1
如图5所示,平面板的长L=10 m,高H=10 m.预制裂纹在板的左侧中部,其长度l0=5 m,距离上边界高度h=2 m.板的下边界竖向被约束,左下角被水平方向约束.板的材料属性为:弹性模量E=210 GPa,泊松比ν=0.3,密度ρ=8000 kg/m3,阻尼系数μ=0.05.上边界受到动荷载σ(t)的作用,作用力的函数表达式为
式中:等效载荷
图5
图5
实例1的几何布置和荷载条件(m)
Fig.5
Geometric layout and load conditions of example 1 (m)
应力波达到裂纹尖端所用的时间τc=
式中:
图6
图7
图7
不同时间步KI的震荡历时曲线图
Fig.7
Time history of oscillation of KI at different time steps
图8
2.2 实例2
如图9所示,简支梁的长L=2 m,高H=0.5 m.预制裂纹在简支梁的下边界中部,长度l0=0.05 m.板的下边界竖向被约束,左下角被水平方向约束,板的材料属性为:弹性模量E=210 GPa,泊松比ν=0.3,密度ρ=8000 kg/m3,阻尼系数μ=0.05,材料的断裂韧度KIC=5×105Pa·
式中:
图9
图9
实例2的几何布置和荷载条件(m)
Fig.9
Geometric layout and load conditions of example 2 (m)
在本实例中,研究了25×100,50×200和70×280共3种不同的网格密度(行数×列数).不同网格密度下裂纹动态应力强度因子的历时曲线如图10所示,网格密度为25×100和50×200的裂纹动态应力强度因子的相关系数为 0.9993,网格密度为50×200和70×280的裂纹动态应力强度因子的相关系数为 0.9994,网格密度为25×100和70×280的裂纹动态应力强度因子的相关系数为 0.9985.当t<0.5 ms时,裂纹尖端的应力强度因子几乎为0;当t≥0.5 ms时,裂纹尖端的应力强度因子随着时间的增加而逐渐增大,并呈现很小的震荡特性.变形后的简支梁如图11所示,裂纹基本沿着直线向上扩展.该简支梁变形后的应力分布如图12所示,裂纹尖端应力集中突出,水平方向应力值达2.09×103 MPa.
图10
图11
图11
变形后的简支梁(网格密度为50×200)
Fig.11
Deformed mesh for mesh density (at a mesh density of 50×200)
图12
图12
t=2 ms时刻的σx云图(网格密度为50×200)
Fig.12
Contour of σx at t=2 ms (at a mesh density of 50×200)
3 结语
标准有限元在处理时间积分时,在裂纹不断扩展的过程中整体刚度矩阵的自由度也会不断增大,从而导致迭代计算无法进行.本文提出的基于扩展有限单元法模拟动态裂纹扩展的方法提出了新的时间积分方案,将所有节点都富集Heaviside函数和裂纹尖端的渐近位移场函数,即每个节点都有12个自由度,从而使得总体刚度矩阵式保持一致,避免迭代计算式无法进行.并且提出了一种稀疏矩阵技术来解决矩阵所占内存大和计算时间长的问题.数值计算的结果表明,利用空间变换理论计算动力问题时,施加的荷载以膨胀波的形式传递,裂纹尖端的应力强度因子比荷载施加的时间稍有延迟,数值解的结果能够与解析的结果很好地吻合.线性荷载的数值结果比瞬时脉冲荷载的数值结果的震荡性更小,应力分布更加平稳光滑.不同网格密度条件下的数值计算结果相差不大,说明该方法计算裂纹扩展对网格的依赖性较小.
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