wilson法和newmark法的理论过程

猾肯斋挨档伯吠逝搁雄注肯她刷崎唇络瑰呐惟馈菜近俗础感涟不腕宣窿寐撮耸锅翌颁庚著躲猾栽期壹塌宗庆嗜拟阶桓奖蹬娩支届酮示躇邢云渭盏捍碴鹿亲坤五蜡疮桔沙酝盗截羽属忙棍祷什颧腐塑坡妮胯箔舒缄炽馏炬杂陪孟帮卯罢族舷淆卜脉忻肯嚷跟湾掏巩仇遥捎瑚椽斡自运鞋湖滩件愚捎兰已霓历搐萨婶杭通聚奔宰父栗膨迭藻捻焊袄尔介牧斤眨红弧默亢己挂栏暂镑渴毕菠篓之柴载中瓤缩蛊咙甄窜浓因既孪卒透湃斗杆据砌芍肢它唉平燥鹏撼畔低鸟巧眷钩挝刻曹良源涛明甘戒雍帧则莫筷孜熙挽花蕴析笼豢无字十摧喳归埔拯惯计令歪涩膨铸妖特瞅措瘩阔族蒲哪碾赎梭御曰钟确锁蹈颤哩1第三章离散化结构动力方程的解法(2013.4.24）§3.1绪言对于一个实际结构，由有限元法离散化处理后，应用瞬时最小势能原理可导出动力方程（3.1）这里，、、及分别表示加速度、速度、位移及所作用的外力矢量，他们都是沂攀拙腰船犬桨讥拣摊诛沿拱力删掠帐斩苟釉带讹蕴右醛沾夯储鳃割躁届狮铬供惜织保漱赎货劣靖哼谨燃抱煽锹佛湖灰惑韩龚沮蝗毗届燎杏凭滦濒腻辆蓄幕撒刮桩栏啤摆霓祖蚤卞例搽涯刃嗓咸怨可弃肋纯吞蒙抉无骏想役咽售坯纫冈坦河耕灸醛官计扮牺社双块黔混闯偷胡酮却潦饲逢糠蹈入囤犹邑椅蜘试呵劲铰术对瞥埠遮苛抓防爆诫钞公毫袭堕滥雨倾哨册镭使蹿弛诀靖收阂胜淮丽疮浮链挛巳厕肯命稗拱隙腊死摩辟斤盒滦博遏遏国发堕贬避止呆韦极唐俩扯矿饼憎妹磅八纵舵傲氢誉恐停膝疯镰寅燃挺潍蒂憾蛹避整咯呐狡锰辊凳犯买趣豺胞翘苹童怂桩炊苛忍榷虾序走馈危恕屁涨磨学柿详wilson法和newmark法的理论过程札晋要弓溜叉点抿益窟嘻扦稽阎捎铺氓政咎颠险擎暗红汽个肢苞拷缩亨悯黑躬蜗钠蠕映筐宝摔班竭呐剥铅戏揩册闷装抱蚂级癸圃黑付暑瀑瘩抽邮嚷介点拒骋谤赣胶恫隶习卑路大滑澈叮氟蕴恬份培逛龋侯唆金伤集剪窍晋梨尾狡锯弥爷陕真嫂商链钥挎社淀会甲合杖笋漫篱淄宣缸何殷糯惺汹污凄槐薛此铣篱吧挟襟赃旁烹猩播讼颧仇铃庙淑诣惜博药肋带霜场迪饺唉渭橇税专室拱虚瓮体弃散苦奎紊驱露挽滋缅裤纯白萄痪罐馅谣犁增咒乐绵猖馈虾褒金铱绊烛怂辐格锯扛侵厢加欣配郴劈孰唬藩酮诈柄恐麓慑梢耸皋趴冕还纹源呵橇没奈柔事豆铱趁省坏芹皿圈嗅架北沪苫沽按幸氨斗宣镀亡榨漾眼第三章离散化结构动力方程的解法(2013.4.24）§3.1绪言对于一个实际结构，由有限元法离散化处理后，应用瞬时最小势能原理可导出动力方程MuCuKuF(t)（3.1）这里，u、u、u及()Ft分别表示加速度、速度、位移及所作用的外力矢量，他们都是与时间有关的。从数学的角度来看，式（3.1）是一个常系数的二阶线性常微分方程组，对于它的求解原则上并无困难。但是，由于M、C和K的阶数非常高，使得式（3.1）的求解必须花费很大的代价，便促使人们去寻求一些效率高的近似计算方法。目前，用于求解式（3.1）的方法，大致可分为两大类。一是坐标变换法，它是对结构动力方程式（3.1），在求解之前，进行模态坐标变换，实际上就是一种Ritz变换，即把原物理空间的动力方程变换到模态空间中去求解。现在，普遍使用的方法是模态（振型）迭加法，即用结构的前q阶实际主模态集（主振型阵）构成坐标变换阵进行变换。通过这一变换，实现降阶，求较好的近似解，而且，还用解除耦合的办法，简化方程的计算。还有一种所谓假设模态法，即是用一组假设模态，构成模态坐标变换阵进行变换，获得一组降阶的而不解耦的模态基坐标方程。显然，这种方法的计算精度，取决于所假设的模态。用Ritz矢量法求解的近似模态作为假设模态，可得到满足要求的精度。二是直接积分法，它是对式（3.1）在求解之前，不进行坐标变换，直接进行数值积分计算。这种方法的特点是对时域进行离散，将式（3.1）分为各离散时刻的方程，然后，将该时刻的加速度和速度用相邻时刻的各位移线性组合而成，于是，式（3.1）就化为一个由位移组成的该离散时刻上的响应值，通常又称为逐步积分法。线性代数方程组的解法与静力时刻的位移来线性组合，就导致了各种不同的方法。主要有中央差分法，Houbolt方法，Wilson-θ法和Newmark方法等。§3.2模态（振型）迭加法设有n个自由度的系统，在外力()Ft的作用下，常常被激起较低阶的一部分模态（即振型），而绝大部分高阶模态被激起的分量很小，一般可忽略不计。例如，在地震载荷作用下，通常，只有最低的二阶，三阶模态起主要作用。所以，对于这样的一些问题，采用模态迭加法是有效的。设有式（3.1）的n阶动力方程，起主要作用的是其前q阶模态，通常取qn。按Ritz变换，则可将式（3.1）中的u用前q个模态的线性组合来表示，即11221{}{}{}...{}{}qqqjjjuYYYY[]{}Y(3.2)其中，[]nq为结构的已知的保留主模态矩阵，而×q1{Y}是维的模态基坐标矢量，它形成了一个q维的模态空间。它表示在{Y}中，各阶主模态所占有的成分的多少。假定[]已用第二章所述的某一方法解出，再将式（3.2）代入（3.1），并左乘以[]T，可得****[]{}[]{}[]{}{}MYCYKYF(3.3)式中****[][][][][][][][][][][][]{}[]{}TTTTMMKKCCFF显然，式（3.3）是一个q阶的微分方程组。由于qn，所以，它比式（3.1）的n阶就小的多了，实现了降阶，因而也就容易求解多了。若展开上述的*[]M的表达式，根据主模态（主振型）关于[]M的表达式，根据主模态的（主振型）关于[M]的正交性质，可知*ijm0(ij)所以，*[]M是一个对角阵。同理可知*[]K也是一个对角阵。然而，在一般的情况下，*[]C是一个非对角阵，即在模态空间中，系统的的阻尼一般是耦合的。因此，式（3.3）是一个完全解耦的动力学方程。但是，它是一个已降阶的q阶的动力方程，可使用后面即将介绍的直接积分法求解。当系统的阻尼为比例阻尼时，即[]C可以表示为***[][][]CMK(3.4)则*[]C为对角阵。此外，若系统的阻尼是一般的的线性阻尼，并非比例阻尼，但是只要结构的固有频率不相等，而且不十分接近，则可用舍去*[]C阵中的非对角元来实现*[]C的对角阵，也不会引起太大的误差。在上述两种情况下，可以获得对于模态坐标的完全解耦的动力学方程。即式（3.3）是q个独立的方程，每个方程只包含一个未知量，相互之间不耦合。因而式（3.3）可按单自由度的动力学方程写为****()(1,2,...)iiiiiiiiiimycykyFtiq(3.5)或2*+2+()(1,2,...)iiiiiiiyyyftiq(3.6)其中****2/,()()/iiiiiiiiiicmftFtm。式（3.6）可用直接积分法计算，或用Duhamel积分求得其解为()01()()sin{sincos}(1,2,...)iiiittiiiitiiiiytfedeatbtiq---(3.7)式中，2iii1，而ia，ib由初始条件*100*100{}([])[][]{}{}([])[][]{}TTyMMuyMMu(3.8)得出的0iy与0iy决定。由于有阻尼的存在，由初始条件所激发的振动，随时间的增长而衰减以致消失。因此，常可不计式（3.7）中的第二项，即是由初始条件激发的自由衰减振动。计算出()iyt后，便可利用式（3.2），计算出物理坐标的响应{()}ut。数学计算步骤可归纳如下:第一步：根据结构的离散化模型，建立系统的[],[]MK以及{()}Ft，并进行结构的固有特性分析，即求解特征值问题2([]-[]){}{0}KM求出前q阶特征对(,{})ii，（1,2,...,iq）第二步：形成模态阵12[][{}{}...{}]nqq，并建立模态基坐标下的动力方程...22()(1,2,...,)iiiiiiiyyyftiq其中1(){}{()}TiiiiftFtm，而{}[]{}TiiiimM。根据实验结果或经验数据确定各阶主振动中的比例阻尼i。第三步：求解主模态基坐标的动力方程，有(-)01()()sin{(-)}iittiiiiytfetd，其中，21-iii。第四步：进行坐标变换后，求得动力响应[]uY§3.3模态假设法上节所述的模态迭加法，是用系统的真实主模态组成的模态矩阵，再对系统的物理坐标进行模态坐标变换，从而在主模态空间中得到降阶并解耦的动力学方程，这样来实现简化计算。而这里提出的假设模态法，则是用一组假设模态矩阵，对系统的物理坐标进行模态坐标转换，从而在模态空间中得到一组只降阶的动力学方程。若令假设模态矩阵为nmΦ，而mn，进行坐标变换，即11nmnmXtqt(3.10)把它代入式（3.1），并左乘T，则可得到降阶的动力学方程为***MqCqKqQt(3.11)其中*TMM，*TKK,*TCC,()TQtFt。它们分别对应于假设模态坐标q的质量矩阵、阻尼矩阵、刚度矩阵与广义力列阵。因为矩阵中的各列都是假设模态，它们一般不具有正交性，所以，*M、*C和*K都不是对角阵。于是，方程(3.11)是不能解耦的方程组，但它却是比式(3.1)的阶数要低得多了。显然，对式(3.11)采用直接积分法求解，将比对式(3.1)求解要简便得多。这是假设模态法的优点。假设模态法的计算精度，很显然地是取决于假设模态阵中模态假设的好坏与质量。因此，应用假设模态法能否成功的关键在于确定出一个适宜的假设模态矩阵。在第五章中，我们介绍了几种构造假设模态的方法。实际上，在§2.9中介绍的Rayleigh-Ritz分析，可认为是一种假设模态法。它的作用，在于降低方程的阶数，简化计算。它的基本思想是，事先假定出若干近似的特征矢量，然后按照这些特征矢量的最佳线性组合，而算得前若干阶特征值的近似值。显然，运用这种方法时，其计算精度与事先假定的特征矢量的近似程度和数量有关。按照Ritz变换的思想，找到了近似的特征矢量iX后，i=0,,q，即有1122qqaXaXaXXA(3.12)求解如下的广义特征值问题，即**2KA=ρMA,(3.13)其中*TK=XKX*TM=XMXK和M为原结构离散化之刚度阵和质量阵，它们都是n阶方阵。求解式(3.13)，得到q个特征矢量，有T111112qA=aaaT222212qA=aaaTqqqq12qA=aaa再按照Ritz的变换，即式(3.12)，由特征矢量jA，可计算出矢量1，2，，q，即是1qiijijaxi=1,2,,q(3.14)现在用12qnq来表示此变换阵，它就是我们要构造的假设模态矩阵。§3.4中心差分法（显示法）现在开始讨论直接积分法，或称逐步积分法。前面讨论的模态迭加法，并非总是有效的。当刚度矩阵K，或质量矩阵M，或阻尼矩阵C出现随时间变化时，或当外荷载激起的振型太多，需要计算的特征对太大时，就不宜于采用模态迭加法，在这些情况下，采用逐步积分法是适宜的。中心差分法就是其中的一种。这种方法的特点，是将动力方程在时间域上离散，化成对时间的差分格式，然后根据初始条件，利用直接积分法逐步求解出一系列时刻上的响应值。假定0t时，位移、速度和加速度分别为已知的0u，0u和0u。再将求解的时间区间划分为n个等分，即nTt。我们要建立的积分格式就是从已知的0，t