Appendix
Appendix
Appendix
Create successful ePaper yourself
Turn your PDF publications into a flip-book with our unique Google optimized e-Paper software.
INDHOLDSFORTEGNELSE<br />
Indholdsfortegnelse<br />
DEL I FORSØG ................................................................................... 3<br />
A Elastiske konstanter...........................................................................................5<br />
A.1 Dataopsamling ..............................................................................................5<br />
A.2 Brudstyrkemåling på massivt aluminiumsemne ...........................................5<br />
A.3 Elasticitetsmodul og Poissons forhold for massivt materiale .......................8<br />
A.4 Elasticitetsmodul for porøst materiale ........................................................15<br />
B Forsøg med massiv og porøs konsol ...............................................................21<br />
B.1 Dataopsamling ............................................................................................21<br />
B.2 Databehandling ...........................................................................................23<br />
B.3 Resultater ....................................................................................................26<br />
DEL II ANALYTISKE MODELLER ..........................................................31<br />
C Simpel bjælkemodel........................................................................................33<br />
C.1 Tværsnitsdata ..............................................................................................33<br />
C.2 Virkelige snitkræfter ...................................................................................34<br />
C.3 Virkelige tøjninger ......................................................................................35<br />
C.4 Virtuelle snitkræfter ....................................................................................35<br />
C.5 Virtuelle Kræfters Princip...........................................................................36<br />
C.6 Udbøjning....................................................................................................37<br />
C.7 Kontrol af udbøjning...................................................................................37<br />
C.8 Spændinger..................................................................................................38<br />
D Airys spændingsfunktion ................................................................................41<br />
DEL III NUMERISKE MODELLER ...........................................................43<br />
E Bestemmelse af materialeparametre ved beregninger.....................................45<br />
E.1 Elasticitetsmodul og Poissons forhold ........................................................45<br />
E.2 Forskydningsmodul.....................................................................................48<br />
F Elementmetodeteori .........................................................................................51<br />
F.1 Potentiel energi ...........................................................................................51<br />
F.2 Variation af potentiel energi .......................................................................53<br />
F.3 Konvergens af potentiel energi ...................................................................55<br />
F.4 Konvergens af lastens arbejede...................................................................56<br />
G CST- og LST-elementopbygning....................................................................57<br />
G.1 Opbygning af CST-elementer .....................................................................57<br />
G.2 Opstilling af materialestivhedsmatricen......................................................64<br />
G.3 Opbygning af LST-model ...........................................................................66<br />
G.4 Lastfordeling på knuder ..............................................................................70<br />
G.5 Spændinger i konsol beregnet ud fra CST- og LST-model ........................73<br />
H Eliminering af indre frihedsgrader..................................................................75<br />
1
Indholdsfortegnelse<br />
2<br />
H.1 Potentiel energi ...........................................................................................75<br />
H.2 Adskillelse af indre og ydre frihedsgrader..................................................76<br />
H.3 Variation med hensyn til indre frihedsgrader .............................................77<br />
H.4 Potentiel energi som funktion af ydre frihedsgrader...................................78<br />
H.5 Bestemmelse af indre frihedsgraders flytninger .........................................80<br />
I Topologioptimering .........................................................................................81<br />
I.1 Oprindelig målfunktion...............................................................................81<br />
I.2 Sidebetingelser............................................................................................82<br />
I.3 Endelig målfunktion....................................................................................82<br />
I.4 Optimeringsbetingelse ................................................................................83<br />
I.5 Oprindelig følsomhed .................................................................................83<br />
I.6 Filtreret følsomhed......................................................................................83<br />
I.7 Opdateringsrutine........................................................................................85<br />
J Singularitet af spændinger ...............................................................................87<br />
J.1 Problematik .................................................................................................87<br />
J.2 Afhængigheder............................................................................................88<br />
J.3 Spændingsvariation.....................................................................................88<br />
J.4 Singularitet for konsol.................................................................................89
Del I<br />
Forsøg
A Elastiske konstanter Del I Forsøg<br />
A ELASTISKE KONSTANTER<br />
Her er gennemgået databehandlingen til forsøgene, udført til bestemmelse af elastiske konstanter for<br />
aluminiumsmaterialet. Princippet for dataopsamlingen i forsøgene er beskrevet generelt for alle forsøgene,<br />
mens databehandlingen på de enkelte forsøg er beskrevet for hver af de forskellige forsøg.<br />
A.1 DATAOPSAMLING<br />
Under forsøgene er der løbende opsamlet data om kraft, tøjning og flytning. Dataene bliver lagret i<br />
datafiler til videre bearbejdelse, og der vil i de enkelte forsøgsafsnit blive henvist til mapper på den<br />
vedlagte cd-rom, hvor de respektive data kan findes.<br />
Den påførte kraft i forsøgene registreres som et analogt spændingsfald, konverteres til digitalt signal<br />
og opsamles i Volt, hvor 10 V = 25 kN.<br />
Tøjninger er registreret vha. strain gauges. Disse registrerer en ændring i modstand, som konverteres<br />
til et digitalt signal. Outputtet fra strain gauge målingerne er [μm/m].<br />
Flytninger er målt med flytningsmålere, og outputtet på disse data er [mm]<br />
Alle data er opsamlet med en frekvens på 5 Hz.<br />
A.2 BRUDSTYRKEMÅLING PÅ MASSIVT ALUMINIUMSEMNE<br />
I det følgende er databehandlingen til brudforsøget på aluminium beskrevet. Forsøgsbeskrivelsen af<br />
trækbrudforsøget kan findes i hovedrapport afsnit 1.1. I databehandlingen vil der først blive gennemgået<br />
principperne for databehandlingen og de anvendte formler, dernæst følger optegning af<br />
grafer og beregning af dertilhørende resultater.<br />
Dokumentation på data og databehandling findes på den vedlagte cd-rom i følgende mapper:<br />
• Elastiske konstanter forsøg\Brudforsøg 1-2<br />
• Elastiske konstanter forsøg \Brudforsøg 3<br />
A.2.1 Databehandling<br />
De målte trækkræfter og flytninger på forsøgsemnerne afbildes med flytningen som ordinat, hvorved<br />
materialets arbejdskurve fremkommer. Dog kan arbejdskurven ikke bruges til at fastlægge elasticitetsmodulen,<br />
da dette kræver, at ordinaten angiver den relative flytning i aksialretningen, det vil sige<br />
5
Del I Forsøg A Elastiske konstanter<br />
tøjningen. Til det aktuelle formål er den faktiske flytning som ordinat dog tilstrækkelig til at konstatere,<br />
hvornår materialet overgår til flydning.<br />
Ud fra arbejdskurven aflæses kraften ved begyndende flydning, F y , hvor arbejdskurven overgår fra<br />
lineær til krum. Kraften ved brud, F u , aflæses som maksimalværdien af F på arbejdskurven. De<br />
tilhørende flyde- og brudspændinger beregnes herefter ved (A.1), idet emnerne kun udsættes for<br />
normalkraft.<br />
hvor<br />
6<br />
fy er flydespænding [MPa]<br />
Fy er normalkraft ved flydning [N]<br />
fu er brudspænding [MPa]<br />
Fu er normalkraft ved brud [N]<br />
A er tværsnitsarealet [mm 2 ]<br />
Fy Fu<br />
fy = , fu<br />
= (A.1)<br />
A A<br />
I figur 1, figur 2 og figur 3 er vist de fremkomne arbejdskurver for hver af de tre belastningsramper.<br />
Desuden er angivet de aflæste værdier for flyde- og brudkræfter med tilhørende beregnede spændinger.<br />
Præcisionen af disse aflæsninger er ikke afgørende, idet formålet med trækbrudforsøget som<br />
nævnt kun tjener som kontrol for gyldigheden af andre undersøgelser i projektet. Bemærk, at figur 2<br />
og figur 3 kun er udtryk for materialets arbejdskurve til og med brudpunktet. Herefter fortsætter<br />
kurven, da måleudstyret fortsat er aktivt efter brud, men ud fra et materialeanalytisk synspunkt er<br />
kurven uinteressant efter brudstadiet.<br />
Forsøg 1: Forsøgsemne 1 belastet til flydning.<br />
Under forsøget blev der gennemført en belastningsrampe med en flytning på 0 − 14 mm over 200<br />
sekunder.<br />
F [kN]<br />
12<br />
10<br />
8<br />
6<br />
4<br />
2<br />
0<br />
0 5 10 15<br />
u [mm]<br />
Figur 1: Arbejdskurve for delforsøg 1.<br />
Følgende værdier er aflæst på figur 1:
A Elastiske konstanter Del I Forsøg<br />
Forsøg 2: Forsøgsemne 1 belastet til brud.<br />
F = 8400 N<br />
f<br />
y<br />
y<br />
8400 N<br />
=<br />
49,19mm<br />
= 171MPa<br />
Under forsøget blev der gennemført en belastningsrampe med en flytning på 0 − 20mm over 400<br />
sekunder.<br />
F [kN]<br />
12<br />
10<br />
8<br />
6<br />
4<br />
2<br />
0<br />
0 5 10 15<br />
u [mm]<br />
Figur 2: Arbejdskurve for delforsøg 2.<br />
Følgende værdier er aflæst på figur 2:<br />
Forsøg 3: Forsøgsemne 2 belastet til brud.<br />
F = 10650 N<br />
f<br />
u<br />
u<br />
10650 N<br />
=<br />
49,19mm<br />
= 216MPa<br />
Under forsøget blev der gennemført en belastningsrampe med en flytning på 0 − 25mm over 400<br />
sekunder.<br />
2<br />
2<br />
7
Del I Forsøg A Elastiske konstanter<br />
8<br />
F [kN]<br />
12<br />
10<br />
8<br />
6<br />
4<br />
2<br />
0<br />
0 5 10 15<br />
u [mm]<br />
Figur 3: Arbejdskurve for delforsøg 3.<br />
Følgende værdier er aflæst på figur 3:<br />
F = 8900 N<br />
f<br />
y<br />
y<br />
u<br />
u<br />
8900 N<br />
=<br />
49,19mm<br />
= 181MPa<br />
F = 10700 N<br />
f<br />
10700 N<br />
=<br />
49,19mm<br />
= 217 MPa<br />
A.3 ELASTICITETSMODUL OG POISSONS FORHOLD FOR MASSIVT<br />
MATERIALE<br />
Dette er databehandlingen tilhørende forsøget til bestemmelse af elasticitetsmodul og Poissons forhold<br />
for det massive aluminiumsmateriale. Forsøgsbeskrivelsen til forsøget kan findes i hovedrapport<br />
afsnit 1.2. I databehandlingen vil der først blive gennemgået principperne for databehandlingen<br />
og de anvendte formler, dernæst følger optegning af grafer og beregning af resultater.<br />
Dokumentation på data og databehandling findes på den vedlagte cd-rom i følgende mapper:<br />
• Elastiske konstanter forsøg \Elastiske konstanter massiv forsøg 1<br />
• Elastiske konstanter forsøg \Elastiske konstanter massiv forsøg 2<br />
• Elastiske konstanter forsøg \Elastiske konstanter massiv forsøg 3<br />
2<br />
2
A Elastiske konstanter Del I Forsøg<br />
A.3.1 Databehandling<br />
Ud fra data på kraften findes spændingen i tværsnittet af forsøgsemnet ved (A.1). Da tøjningen i<br />
længderetningen måles, kan arbejdskurven for materialet optegnes. E er afbildet som hældningen på<br />
arbejdskurven, og udregnes for de enkelte målinger som<br />
σ<br />
E = (A.2)<br />
ε<br />
Fra (A.2) optegnes E som funktion af ε længde . Ud fra denne graf sorteres ”dårlige data” fra for at få<br />
en mere præcis værdi for E. De dårlige data omfatter de målte værdier for de små spændinger og<br />
tøjninger i starten og slutningen af belastningsrampen, det vil sige. ved den initielle belastning og<br />
den afsluttende aflastning af emnet. For disse målinger er der fundet store udsving for E.<br />
Poissons forhold ν findes som forholdet mellem tværkontraktionen ε tvær og længdetøjningen ε længde .<br />
Denne udregnes også for de enkelte målinger som<br />
ν<br />
ε<br />
længde<br />
tvær<br />
= (A.3)<br />
ε<br />
længde<br />
Ud fra (A.3) optegnes en graf med ν som funktion af ε længde .<br />
Dernæst udregnes middelværdien for både E og ν som<br />
x<br />
x + x +<br />
n<br />
x<br />
hvor<br />
x er middelværdien<br />
x er de uafhængige observationer<br />
n er antal observationer<br />
[Teknisk Ståbi 2004, p 42]<br />
1 2 ... n<br />
= (A.4)<br />
For at kunne vurdere fejlen på de beregnede middelværdier beregnes spredningen s ved<br />
[Teknisk Ståbi 2004, p 42]<br />
s =<br />
( x − x) + ( x + x) n −1<br />
+ ...( x −x)<br />
2 2 2<br />
1 2<br />
n<br />
For at få den procentvise fejl beregnes variationskoefficienten δ ved<br />
[Teknisk Ståbi 2004, p 42]<br />
(A.5)<br />
s<br />
δ = (A.6)<br />
x<br />
I det følgende er ovenstående databehandling gennemført for de enkelte forsøg. Det skal bemærkes<br />
at de ”dårlige data” er frasorteret i figurerne.<br />
9
Del I Forsøg A Elastiske konstanter<br />
Forsøg 1: Forsøgsemne 3 - belastning på langs af valseretningen<br />
Forsøget er gennemført med en belastningsrampe med kræfter på 0-18 000 N og 18 000-0 N på 200<br />
s.<br />
10<br />
σ [MPa]<br />
80<br />
70<br />
60<br />
50<br />
40<br />
30<br />
20<br />
10<br />
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2<br />
x 10 -3<br />
0<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 4: Arbejdskurve for forsøg 1.<br />
E [MPa]<br />
x 104<br />
7.02<br />
7<br />
6.98<br />
6.96<br />
6.94<br />
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2<br />
x 10 -3<br />
6.92<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 5: E som funktion af ε længde for forsøg 1.
A Elastiske konstanter Del I Forsøg<br />
ν [-]<br />
-0.33<br />
-0.332<br />
-0.334<br />
-0.336<br />
-0.338<br />
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2<br />
x 10 -3<br />
-0.34<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 6: v som funktion af ε længde for forsøg 1.<br />
Forsøg 2: Forsøgsemne 4 - belastning på langs af valseretningen<br />
Forsøget er gennemført med en belastningsrampe med kræfter på 0-6000 N på 100 s.<br />
σ [MPa]<br />
25<br />
20<br />
15<br />
10<br />
5<br />
0 2 4<br />
x 10 -4<br />
0<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 7: Arbejdskurve for forsøg 2.<br />
11
Del I Forsøg A Elastiske konstanter<br />
12<br />
E [MPa]<br />
x 104<br />
6.85<br />
6.84<br />
6.83<br />
6.82<br />
6.81<br />
0 2 4<br />
x 10 -4<br />
6.8<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 8: E som funktion af ε længde for forsøg 2.<br />
ν [-]<br />
-0.336<br />
-0.338<br />
-0.34<br />
-0.342<br />
-0.344<br />
-0.346<br />
0 2 4<br />
x 10 -4<br />
-0.348<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 9: v som funktion af ε længde for forsøg 2.<br />
Forsøg 3: Forsøgsemne 5 - belastning på tværs af valseretningen<br />
Forsøget er gennemført med en belastningsrampe med kræfter på 0-18 000 N og 18 000-0 N på 200<br />
s.
A Elastiske konstanter Del I Forsøg<br />
σ [MPa]<br />
80<br />
70<br />
60<br />
50<br />
40<br />
30<br />
20<br />
10<br />
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2<br />
x 10 -3<br />
0<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 10: Arbejdskurve for forsøg 3.<br />
E [MPa]<br />
x 104<br />
7.26<br />
7.24<br />
7.22<br />
7.2<br />
7.18<br />
7.16<br />
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2<br />
x 10 -3<br />
7.14<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 11: E som funktion af ε længde for forsøg 3.<br />
13
Del I Forsøg A Elastiske konstanter<br />
14<br />
ν [-]<br />
-0.346<br />
-0.348<br />
-0.35<br />
-0.352<br />
-0.354<br />
-0.356<br />
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2<br />
x 10 -3<br />
-0.358<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 12: v som funktion af ε længde for forsøg 3.<br />
For alle de ovenstående figurer er de ”dårlige data” sorteret fra.<br />
Arbejdskurverne på figur 4, figur 7, figur 10 viser at materialet opfører sig lineært elastisk. Det at<br />
arbejdskurverne forbliver rette linier under hele forløbet indikerer, at forsøgsemnerne ikke er blevet<br />
belastet til flydning.<br />
Graferne for E på figur 5, figur 8, figur 11 viser at E varierer en lille smule for de enkelte målinger.<br />
Variationen er dog ikke stor efter de ”dårlige data” er sorteret fra, og det vurderes derfor rimeligt at<br />
regne E for værende en konstant, beregnet som middelværdien af de enkelte målinger. Det kan ses at<br />
målingerne på E har lidt lavere værdier under afbelastning, hvilket skyldes fænomenet hysterese.<br />
Dette fænomen er behandlet under diskussion af forsøgsresultater i hovedrapport afsnit 1.2.4.<br />
Graferne for ν på figur 6, figur 9 og figur 12 viser at også denne værdi varierer en lille smule for de<br />
enkelte målinger. Variationen på denne er minimal efter at de ”dårlige data” er frasorteret, så også<br />
her vurderes det rimelig at regne den for værende en konstant værdi, udregnet som middelværdien af<br />
de enkelte målinger.<br />
Tabel 1 viser middelværdien for E for de enkelte forsøg, samt en spredning og en variationskoefficient.<br />
Spredningen og variationskoefficienten for E viser at usikkerheden ved at regne E som konstant<br />
er minimal.<br />
Tabel 1: Middelværdier for E, samt<br />
spredning og variationskoefficient.<br />
Forsøg E [MPa] s [MPa] δ [-]<br />
1 69 589 226 0.003<br />
2 68 181 63 0.001<br />
3 71 872 276 0.004<br />
Tabel 2 viser middelværdien for υ for de enkelte forsøg, samt en spredning og en variationskoefficient.<br />
Også her viser spredningen og variationskoefficienten, at usikkerheden ved at regne υ som konstant<br />
er minimal.
A Elastiske konstanter Del I Forsøg<br />
Tabel 2: Middelværdier for υ,<br />
samt spredning og variationskoefficient.<br />
Forsøg υ [-] s [-] δ [-]<br />
1 0.336 0.001 0.004<br />
2 0.344 0.002 0.005<br />
3 0.351 0.002 0.005<br />
A.4 ELASTICITETSMODUL FOR PORØST MATERIALE<br />
Dette er databehandlingen tilhørende forsøget til bestemmelse af et ækvivalent elasticitetsmodul for<br />
det porøse aluminiumsmateriale. Forsøgsbeskrivelsen til forsøget kan findes i hovedrapport afsnit<br />
1.3. I databehandlingen vil der først blive gennemgået principperne for databehandlingen og de anvendte<br />
formler, dernæst følger optegning af grafer og beregning af resultater.<br />
Dokumentation på data og databehandling findes på den vedlagte cd-rom i følgende mapper:<br />
• Elastiske konstanter forsøg \Elasticitetsmodul porøs forsøg 1<br />
• Elastiske konstanter forsøg \Elasticitetsmodul porøs forsøg 2<br />
• Elastiske konstanter forsøg \Elasticitetsmodul porøs forsøg 3<br />
A.4.1 Databehandling<br />
For den påførte belastningsrampe udregnes en ækvivalent spænding ved (A.1), hvor tværsnitsarealet<br />
er indsat, som var materialet massivt. Tøjningen kan bestemmes ud fra flytningsmåleren, som måler<br />
et gennemsnit for længdetøjningerne mellem to målepunkter. Tøjningen kan bestemmes som<br />
hvor<br />
ε<br />
ΔL<br />
L−L 0<br />
længde = = (A.7)<br />
L0 L0<br />
L 0 er afstanden mellem de to målepunkter i udeformeret tilstand<br />
L er afstanden mellem de to målepunkter i deformeret tilstand<br />
Da der er målt en sammenhæng mellem belastning og tøjninger, kan en ækvivalent arbejdskurve<br />
optegnes for det porøse materiale. Elasticitetsmodulen for de enkelte målinger udregnes ved (A.2),<br />
og E optegnes som funktion af ε længde . Ud fra denne graf sorteres ”dårlige data” fra for at få en mere<br />
præcis værdi for E. Da de målte værdier ved aflastningen gav højere værdier for E end ved belastning,<br />
er der her valgt at se bort fra disse data. Dette er gjort ud fra betragtningen om, at målingerne<br />
ved aflastning burde have de samme eller lavere værdier for stivheden på grund af hysterese. Der må<br />
altså være fejl på målingerne ved aflastning af forsøgsemnet. Data for små tøjninger er ligeledes<br />
sorteret fra, da målingerne her viser store udsving.<br />
Det ækvivalente elasticitetsmodul findes som middelværdien af de beregnede hældninger på den<br />
ækvivalente arbejdskurve. Middelværdien udregnes som (A.4), spredningen udregnes som (A.5), og<br />
variationskoefficienten udregnes som (A.6).<br />
I det følgende er ovenstående databehandling gennemført for de enkelte forsøg. Det skal bemærkes<br />
at de ”dårlige data” er frasorteret i figurerne.<br />
15
Del I Forsøg A Elastiske konstanter<br />
Forsøg 1: Forsøgsemne 6<br />
Forsøget er gennemført med en belastningsrampe med kræfter på 0-3000 N og 3000-0 N på 200 s.<br />
16<br />
σ [MPa]<br />
12<br />
10<br />
8<br />
6<br />
4<br />
2<br />
0 2 4<br />
x 10 -4<br />
0<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 13: Arbejdskurve for forsøg 1.<br />
E [MPa]<br />
2.95<br />
2.9<br />
2.85<br />
2.8<br />
2.75<br />
x 104<br />
3<br />
Forsøg 2: Forsøgsemne 6<br />
0 2 4<br />
x 10 -4<br />
2.7<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 14: E ækv som funktion af ε længde for forsøg 1.<br />
Forsøget er gennemført med en belastningsrampe med kræfter på 0-6000 N og 6000-0 N på 200 s.
A Elastiske konstanter Del I Forsøg<br />
σ [MPa]<br />
25<br />
20<br />
15<br />
10<br />
5<br />
0 2 4 6 8<br />
x 10 -4<br />
0<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 15: Arbejdskurve for forsøg 2.<br />
E [MPa]<br />
2.95<br />
2.9<br />
2.85<br />
x 104<br />
3<br />
Forsøg 3: Forsøgsemne 6<br />
0 2 4 6 8<br />
x 10 -4<br />
2.8<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 16: E ækv som funktion af ε længde for forsøg 2.<br />
Forsøget er gennemført med en belastningsrampe med kræfter på 0-9000 N og 9000-0 N på 200 s.<br />
17
Del I Forsøg A Elastiske konstanter<br />
18<br />
σ [MPa]<br />
35<br />
30<br />
25<br />
20<br />
15<br />
10<br />
5<br />
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2<br />
x 10 -3<br />
0<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 17: Arbejdskurve for forsøg 3.<br />
E [MPa]<br />
x 104<br />
2.94<br />
2.92<br />
2.9<br />
2.88<br />
2.86<br />
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2<br />
x 10 -3<br />
2.84<br />
ε [-]<br />
længde<br />
Figur 18: E ækv som funktion af ε længde for forsøg 3.<br />
Arbejdskurverne på figur 13, figur 15 og figur 17 viser, at det porøse materiale opfører sig lineært<br />
elastisk. Det at arbejdskurverne forbliver rette linier under hele forløbet indikerer, at forsøgsemnerne<br />
ikke er blevet belastet til flydning.<br />
Graferne for E på figur 14, figur 16 og figur 18 viser at Eækv varierer en lille smule for de enkelte<br />
målinger. Variationen er dog ikke stor efter de ”dårlige data” er sorteret fra, og det vurderes derfor<br />
rimeligt at regne Eækv for værende en konstant, beregnet som middelværdien af de enkelte målinger.<br />
Tabel 3 viser middelværdien for Eækv for de enkelte forsøg, samt en spredning og en variationskoefficient.<br />
Spredningen og variationskoefficienten for Eækv viser at usikkerheden ved at regne Eækv som<br />
konstant er minimal.
A Elastiske konstanter Del I Forsøg<br />
Tabel 3: Middelværdier for E ækv , samt<br />
spredningen s og variationskoefficienten<br />
δ.<br />
Forsøg E [MPa] s [MPa] δ [-]<br />
1 28 978 210 0.007<br />
2 29 014 134 0.005<br />
3 28 844 105 0.004<br />
19
B Forsøg med massiv og porøs konsol Del I Forsøg<br />
B FORSØG MED MASSIV OG PORØS<br />
KONSOL<br />
B.1 DATAOPSAMLING<br />
Under forsøgene er der løbende opsamlet data om kraft, tøjning og flytning. Dataene bliver lagret i<br />
datafiler til videre bearbejdelse. Der videre behandling af dataene er udført i MatLab og er vedlagt<br />
på cd-rom i følgende mapper:<br />
• Forsøg\Massiv<br />
• Forsøg\Porøs<br />
Den påførte kraft registreres som et analogt spændingsfald, og konverteres til digital signal og opsamles<br />
i volt. For at montere konsollen var en forbelastning nødvendig. Denne får dog ingen indflydelse<br />
på resultaterne af kraft, tøjninger og nedbøjninger, da disse alle blev nulstillet efter forbelastningen<br />
var påført.<br />
Tøjninger er registreret vha. strain gauges. Der er i forsøget anvendt tre enkeltgauges med en gaugefaktor<br />
kg=2.15 og fire rosettegauges med en gaugefaktor på kg=2.12. Gauge 1 - 12 anvendes til at<br />
registrere tøjninger til brug til sammenligning med de numeriske og analytiske undersøgelser, og<br />
gauge 18 – 20 anvendes til at kontrol. På figur 19 ses placeringen af flytnings- og tøjningsmålere for<br />
det massive forsøg. For den massive og porøse konsol er der syv understøtningspositioner. For hver<br />
understøtningsposition gennemføres et delforsøg, hvor forsøgsemnet henholdsvis belastes og aflastes,<br />
mens data opsamles. Til sidst kan de endelige resultater findes ved at superponere resultaterne<br />
fra de 7 delforsøg. Dette er tilladt, så længe spændingerne holdes inden for det lineære elastiske<br />
område, og så længe deformationerne er små.<br />
21
Del I Forsøg B Forsøg med massiv og porøs konsol<br />
Forside<br />
Bagside<br />
22<br />
4<br />
13.3° 13.3°<br />
3<br />
1<br />
9<br />
135.0 55.0<br />
2<br />
20.0<br />
18<br />
1<br />
6<br />
5<br />
3<br />
28.1 20.0 20.0<br />
28.1<br />
435.0<br />
4<br />
15.0<br />
1<br />
28.1 28.1<br />
2<br />
55.0<br />
10<br />
11<br />
7<br />
9<br />
8<br />
20.0 20.0<br />
12<br />
13.3° 13.3°<br />
210.0<br />
135.0<br />
20 5 6 7 8<br />
45.0 45.0 45.0 60.0<br />
Figur 19: Placering af flytningsmålere og strain gauges. Tal i cirkler refererer til strain gauges, og tal i firkanter<br />
refererer til flytningsmålere. Mål i mm.<br />
Alle gauges er monteret på halvbroer, som vist på figur 20, men da der kun er brug for en kvartbro,<br />
er der placeret en konstant modstand på den ene af de aktive modstande i Wheatstone broen. Dermed<br />
ε = 0 , og den bliver til en kvartbro.<br />
er 13<br />
Figur 20: Wheatstone bro med to aktive modstande (halvbro).<br />
Outputtet V0 konverteres fra et analog signal til digital signal, og omregnes til en tøjning inden lagring<br />
i data-filen. Sammenhængen mellem tøjning og ændring i spændingsfald for halvbroen er givet<br />
ved<br />
hvor<br />
K g<br />
Δ V0 = ( ε12 − ε13)<br />
Ve<br />
(B.1)<br />
4
B Forsøg med massiv og porøs konsol Del I Forsøg<br />
V Δ er ændringen i spændingsfaldet over 1 – 4 [V]<br />
0<br />
K g er gaugefaktoren for strain gaugen [-]<br />
V e er et konstant spændingsfald fra 2 – 3 [V]<br />
ε12, ε 13 er målte tøjninger [-]<br />
[Hansen 1998]<br />
Idetε 13 = 0, isoleres 12<br />
ε i (B.1) til:<br />
K g Ve<br />
ε 12 =<br />
4 Δ V<br />
(B.2)<br />
Flytninger er registreret ved hjælp af induktive flytningsmålere af fabrikat HF Jensen, og data opsamles<br />
som ændring i spændingsfald og konverteres til en flytning, idet der er en lineær sammenhæng<br />
mellem ændring i spændingsfald og flytning. Flytningsmålerne kan måle i intervallet ± 1 mm<br />
[Hansen 1998, notat 6].<br />
B.2 DATABEHANDLING<br />
I det følgende er håndteringen af dataene beskrevet. I datafilerne er registreret sammenhørende værdier<br />
af tid, kraft, flytninger og tøjninger. Tiden vil ikke blive beskrevet i det følgende, da denne ikke<br />
har nogen relevans. Der er ikke skelnet mellem det massive og det porøse forsøgsemne.<br />
B.2.1 Kraft<br />
Som beskrevet tidligere bliver den påførte kraft lagret i datafilerne som en ændring i spænding i<br />
Volt. Sammenhængen mellem ændring i spændingsfald U<br />
Δ og kraft F er angivet i (B.3).<br />
B.2.2 Flytninger<br />
0<br />
6kN<br />
F =ΔU ⋅ (B.3)<br />
10 V<br />
Flytningerne er registreret i de 8 flytningsmålere for hvert af de 7 delforsøg. Ved at betragte delforsøg<br />
1, hvor understøtningerne står i position 1 for den massive konsol, ses det jf. figur 21, at belastnings-<br />
og aflastningskurven ikke er sammenfaldende som forventet.<br />
23
Del I Forsøg B Forsøg med massiv og porøs konsol<br />
24<br />
Kraft [kN]<br />
5<br />
4<br />
3<br />
2<br />
1<br />
0<br />
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5<br />
Flytning [mm]<br />
Figur 21: Belastnings- og aflastningskurve for flytningsmåler<br />
1 for placering 1.<br />
Dette skyldes fænomenet hysterese, hvor der sker dissipation af tøjningsenergien i form af afgivelse<br />
af varme. Da dette energitab ikke ønskes medtaget, vælges der at se bort fra aflastningskurven for<br />
både det massive og det porøse forsøgsemne, og dermed vil kun belastningskurven indgå i den endelige<br />
beregning af flytningen.<br />
Flytningsmålerne er upræcise, og det er derfor nødvendigt at kalibrere disse for at opnå en så præcis<br />
flytning som muligt. På figur 22 ses kalibreringsgrafen for flytningsmåler 1. Kalibreringen er udført<br />
for hver af de anvendte flytningsmålere ved at benytte et måleapparat med større præcision end flytningsmålerne.<br />
Sammenhørende værdier af de målte værdier og de eksakte værdier er fundet, og ved<br />
hjælp af regression er der bestemt en lineær sammenhæng. Denne er efterfølgende brugt til at korrigere<br />
de målte værdier, og dermed er en bedre nøjagtighed opnået.<br />
Kalibrerede flytninger [mm]<br />
2<br />
1.5<br />
1<br />
0.5<br />
0<br />
0 0.5 1 1.5 2<br />
Målte flytninger [mm]<br />
Figur 22: Lineær kalibreringskurve for flytningsmåler 1 samt<br />
kalibreringspunkter.<br />
Som det ses på figur 19, sidder de 8 flytningsmålere parvis to og to. Ved databehandlingen kunne det<br />
konstateres, at de parvise flytningsmålere ikke har vist den samme flytning efter korrigeringen, hvilket<br />
ses på figur 23, hvor flytningsmåler 1 og 5 er plottet for delforsøg 1 med understøtninger i position<br />
1.
B Forsøg med massiv og porøs konsol Del I Forsøg<br />
Kraft [kN]<br />
5<br />
4<br />
3<br />
2<br />
1<br />
0<br />
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5<br />
Flytning [mm]<br />
Figur 23: Belastningskurve for flytningsmåler 1 og 5 for<br />
delforsøg 1.<br />
Dette kan skyldes, at forsøgsemnet ikke har stået helt lodret, og derfor er det valgt at beregne den<br />
resulterende flytning som et gennemsnit af de parvise flytningsmålere.<br />
På figur 23 ses det, at hverken kurverne for flytningsmåler 1 og 5 ligger på en ret linie som forventet.<br />
Grunden til dette er målingsunøjagtigheder, hvilket medfører, at der ikke er linearitet. For at kunne<br />
superponere alle delforsøg og i øvrigt kompensere for de nævnte måleunøjagtigheder, er der udført<br />
lineær regression på måleresultaterne for flytningerne.<br />
Hermed haves flytningsgrafer for de 4 målepunkter for hvert af de 7 delforsøg.<br />
B.2.3 Tøjninger<br />
For at måle tøjninger blev der monteret 4 rosette gauges hvis placering ses på figur 19, for den massive<br />
konsol. På figur 24 ses det, at der som for tøjningskurverne også optræder hysterese, hvorfor der<br />
igen kun betragtes belastningskurven.<br />
Kraft [kN]<br />
5<br />
4<br />
3<br />
2<br />
1<br />
Belastnings- og aflastningskurve mht. tøjning<br />
0<br />
0 20 40 60 80 100<br />
Tøjning [μm/m]<br />
Figur 24: Tøjningskurve for gauge 1.<br />
Denne ligger heller ikke på en ret linie som forventet, hvorfor der ligeledes foretages en lineær regression,<br />
og dermed haves tøjningsgrafer for alle gauges for hvert af de 7 delforsøg.<br />
25
Del I Forsøg B Forsøg med massiv og porøs konsol<br />
26<br />
B.3 RESULTATER<br />
For at opnå de samlede flytninger og tøjninger for konsollen, benyttes superpositionsprincippet, hvor<br />
resultaterne fra de syv belastningspositioner adderes. I det følgende vil resultaterne for den massive<br />
og dernæst den porøse konsol blive angivet. Der vil for den massive konsol blive angivet flytninger<br />
og tøjningerne for en fladelast på 4.5 MPa. For den porøse konsol vil der blive angivet de fire flytninger<br />
for en fladelast på 1.5 MPa. Ved at vælge fladelasten til ovenstående for henholdsvis den<br />
massive og porøse konsol, er der sikret at denne ikke flyder.<br />
B.3.1 Massiv konsol<br />
For en fladelast på 4.5 MPa bliver de samlede flytninger og tøjninger angivet i det følgende, hvor<br />
flytningerne ses i tabel 4.<br />
Tabel 4:Flytninger for den massive konsol. Placering af flytningsmålere<br />
er angivet på figur 19.<br />
Flytningsmåler 1 og 5 2 og 6 3 og 7 4 og 8<br />
Samlede flytning [mm] 0.2900 0.1633 0.0896 0.0062<br />
Da flytningerne ønskes beskrevet for konsollen, korrigeres de således, at flytningen ved indspændingen<br />
er u 2 = 0. Det antages her, at ændringen i flytning fra fastholdelsen til flytningsmåler 1-5 er<br />
Δu2≈0, og dermed kan flytningerne angivet i tabel 5 med hensyn til x 1 findes.<br />
Tabel 5: Flytninger mht. x1. Koordinatsystem som<br />
figur 25.<br />
x 1 [mm] 0 15 60 105 150<br />
u 2 [mm] 0 0.0000 0.1267 0.2004 0.2838<br />
På figur 25 ses placeringen af de fire rosettegauges samt det globale koordinatsystem. I det følgende<br />
vil tøjningerne for rosette gauges blive transformeret til det globale koordinatsystem, hvorefter<br />
spændingerne vil blive beregnet.<br />
x2<br />
A(13.5, − 17.5) B(70.4, −12.4)<br />
C(26.5, −72.3)<br />
D(79.6, −51.4)<br />
Figur 25: Placering af rosette gauges (A, B, C og D).Koordinater i mm.<br />
Tøjninger målt i rosettegauges for konsollen er angivet i tabel 6, hvor gauge nummer refererer til<br />
figur 19.<br />
Tabel 6: Tøjninger for den massive konsol.<br />
x1
B Forsøg med massiv og porøs konsol Del I Forsøg<br />
Nr. 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10<br />
μm<br />
Tøjning ⎡⎣ ⎤ m ⎦ 129.16 -55.78 -541.77 -141.76 298.05 365.75 136.33 -45.52 -493.7 -135.63<br />
Nr. 11 12 18 19 20<br />
μm<br />
Tøjning ⎡⎣ ⎤ m ⎦ 266.59 342.53 -527.02 -468.55 410.84<br />
Tøjningerne målt i rosettegauges ønskes angivet for ε 11 , ε 22 og ε 12 i det globale koordinatsystem<br />
der ses på figur 25. Til dette benyttes transformationsformlerne angivet ved (B.4).<br />
2 2<br />
εi = ε11 ⋅ cos βi + ε 22 ⋅ sin βi + ε12 sin βi ⋅ cos βi<br />
(B.4)<br />
hvor<br />
i er hhv. gauge 1, 2 og 3 for rosettegaugen<br />
β er vinklen mellem den enkelte strain gauge og det globale koordinatsystem<br />
[Hansen 1998]<br />
Ud fra figur 26 ses geometrien af de fire rosettegauges.<br />
3<br />
1<br />
βC<br />
x2<br />
βB<br />
β A<br />
13.3°<br />
x1<br />
2<br />
Figur 26: Geometri af rosettegauges.<br />
Ved indsættelse af værdier i formel (B.4) fås følgende tøjninger:<br />
B.3.2 Spændinger<br />
Tabel 7: Tøjninger i det globale koordinatsystem.<br />
ε [ ] m ε [ ] m ε [ ] m<br />
11<br />
m 22<br />
m 12<br />
A 3.9027e-4 -1.8337e-4 3.8822e-5<br />
B 4.222e-4 -1.9821e-4 5.2741e-5<br />
C -4.0073e-4 4.3359e-5 2.6012e-4<br />
D -4.3886e-4 2.6247e-5 2.8481e-4<br />
For at beregne spændingerne i konsollen benyttes Hookes lov, der er givet ved følgende:<br />
hvor<br />
[ D ] er materialets stivhedsmatrice<br />
{ σ } er spændingerne for henholdsvis σ 11 , σ 22 og σ 12<br />
{ ε } er tøjningerne for henholdsvis ε 11 , ε 22 og 2ε 12<br />
Materialet stivhed regnes ved<br />
m<br />
{ σ} = [ D]<br />
⋅ { ε}<br />
(B.5)<br />
27
Del I Forsøg B Forsøg med massiv og porøs konsol<br />
⎡1 [ ]<br />
E<br />
D =<br />
⎢<br />
ν 2<br />
1−ν<br />
⎢<br />
⎢⎣ 0<br />
ν<br />
1<br />
0<br />
0 ⎤<br />
0<br />
⎥<br />
⎥<br />
1−ν<br />
⎥ 2 ⎦<br />
hvor<br />
E er elasticitetsmodulen beregnet i afsnit A.3<br />
ν er Poissons forhold beregnet i afsnit A.3<br />
Ved indsættelse af tøjningerne i (B.5) fås følgende spændinger der ses i tabel 8.<br />
28<br />
Tabel 8: Spændinger i den massive konsol for en fladelast<br />
på 4.5 MPa.<br />
Rosettegauge 11 [MPa] ε 22 [MPa] ε 12 [MPa] ε<br />
A 25.54 -3.95 1.00<br />
B 27.64 -4.26 1.36<br />
C -30.06 -7.24 6.69<br />
D -33.49 -9.58 7.32<br />
B.3.3 Effektive spændinger<br />
(B.6)<br />
Der er i dette projekt foruden σ 11,<br />
σ 22 og σ 12 spændinger anvendt effektive Von Mises spændinger.<br />
De effektive spændinger er defineret til følgende<br />
hvor<br />
σ e er de effektive spændinger<br />
sij er spændingsdeviatoren<br />
[Byskov 2002, p107-108]<br />
σ =<br />
s<br />
ss<br />
e<br />
3<br />
2 ij ij<br />
= σ − σ δ<br />
ij ij<br />
1<br />
3 kk ij<br />
Udtrykket i (B.7) kan omskrives til følgende udtryk ved udnyttelse af regneregler for indeksnotation<br />
2 2 2<br />
11 22 12<br />
(B.7)<br />
σ = σ + σ + 3σ − 2σ<br />
σ<br />
(B.8)<br />
e<br />
I udtrykket i (B.8) er alle indgangsværdier af σ angivet i tabel 8. De effektive Von Mises spændinger<br />
anvendes til at kontrollere at der ikke sker flydning idet idet Von Mises flydekriterium er givet ved<br />
hvor<br />
σy er flydespændingen<br />
11 22<br />
σe = σy<br />
(B.9)<br />
Indsættes værdierne fra tabel 8 i formel (B.8) fås følgende værdier for den effektive spænding.
B Forsøg med massiv og porøs konsol Del I Forsøg<br />
B.3.4 Porøs konsol<br />
Tabel 9: Effektive spændinger<br />
for massiv konsol.<br />
Rosettegauge σ [ MPa]<br />
A 29.5<br />
B 32.0<br />
C 25.6<br />
D 27.0<br />
For en fladelast på 2.5 MPa bliver de samlede flytninger som angivet i tabel 10.<br />
Tabel 10: Flytninger for porøs konsol.<br />
Flytningsmåler 1 og 5 2 og 6 3 og 7 4 og 8<br />
Samlede flytning [mm] 0.5033 0.2906 0.1438 0.006<br />
Det er igen interessant at kende flytningerne på den porøse konsol mht. x1-aksen, og de er fundet på<br />
samme måde som for den massive konsol og kan ses i tabel 11.<br />
Tabel 11: Flytninger i x1-retning med koordinatsystem<br />
som i figur 25.<br />
x1 0 15 60 105 150<br />
u2 0 0.0000 0.2127 0.3595 0.4973<br />
e<br />
29
Del II<br />
Analytiske modeller
C Simpel bjælkemodel Del II Analytiske modeller<br />
C SIMPEL BJÆLKEMODEL<br />
I dette bilag er der foretaget en bestemmelse af udbøjningen og spændingen for bjælkemodellen,<br />
som er præsenteret i hovedrapport afsnit 5.1 og vist på figur 27. Bjælken er påvirket af en jævnt<br />
fordelt linielast p.<br />
2 , x w<br />
p<br />
x1<br />
Figur 27: Bjælkemodel med varierende<br />
tværsnit påvirket af en jævnt<br />
fordelt linielast p.<br />
Udbøjningen er beregnet for både en Bernouli-Euler og en Timoshenko-bjælke efter Virtuelle Kræfters<br />
Princip på følgende fremgangsmåde:<br />
• Tværsnitsdata defineres<br />
• Virkelige snitkræfter bestemmes<br />
• Virkelige tøjninger bestemmes vha. konstitutive betingelser<br />
• Virtuel krafttilstand indføres og virtuelle snitkræfter bestemmes<br />
• Virtuelle Kræfters Princip opstilles<br />
• Udbøjningen fås ved at løse arbejdsligningen<br />
Herefter er spændingerne beregnet for en Bernouli-Euler-bjælke ved hjælp af Naviers og Grashofs<br />
formel. Alle beregningerne er vedlagt på cd-rom som bjælke.mws.<br />
C.1 TVÆRSNITSDATA<br />
Højden varierer lineært med bjælkeaksen på følgende måde<br />
L x1<br />
h( x1) = − ,<br />
2 2<br />
0≤<br />
x1 ≤ L<br />
(C.1)<br />
hvor<br />
h er bjælkens tværsnitshøjde [m]<br />
L er bjælkens længde [m]<br />
Inertimomentet om bjælkeaksen for det rektangulære tværsnit med konstant tykkelse og varierende<br />
højde bliver<br />
33
Del II Analytiske modeller C Simpel bjælkemodel<br />
hvor<br />
34<br />
( ) ( ( ) ) 3 1<br />
I x1 = t h x1 , 0≤<br />
x1 ≤ L<br />
12<br />
1 ⎛Lx1⎞ = t<br />
12<br />
⎜ −<br />
2 2<br />
⎟<br />
⎝ ⎠<br />
4<br />
I er inertimomentet om bjælkeaksen for et rektangulært tværsnit [ m ]<br />
t er bjælkens tykkelse [m]<br />
[Teknisk Ståbi 2004, p34]<br />
Det effektive areal for et rektangulært tværsnit er<br />
hvor<br />
5<br />
Ae( x1) = t h( x1)<br />
6<br />
5 ⎛Lx1⎞ = t<br />
6<br />
⎜ −<br />
2 2<br />
⎟<br />
⎝ ⎠<br />
2<br />
Ae er det effektive areal for et rektangulært tværsnit [ m ]<br />
[Byskov 2002, p137]<br />
C.2 VIRKELIGE SNITKRÆFTER<br />
For at bestemme snitkræfterne betragtes et bjælkeudsnit i afstanden ( L x )<br />
3<br />
(C.2)<br />
(C.3)<br />
− 1 fra bjælkespidsen, som<br />
vist på figur 28. Normalkraften er ikke vist, fordi den er lig nul når bjælken kun er påvirket af lodrette<br />
kræfter.<br />
M<br />
x1<br />
V<br />
L<br />
p<br />
L − x1<br />
x1<br />
Figur 28: Bjælkeudsnit med forskydningskraften<br />
V, momentet M,<br />
og den ydre linielast p.<br />
Snitkræfterne bestemmes ud fra henholdsvis lodret ligevægt og momentligevægt<br />
( ) = ( − )<br />
V x p L x<br />
1 1<br />
M x<br />
1<br />
p L<br />
2<br />
x<br />
hvor<br />
V er den indre forskydningskraft [N]<br />
M er det indre moment [Nm]<br />
p er den ydre linielast N ⎡⎣m⎤⎦ ( ) = ( − )<br />
1 1<br />
,0≤<br />
x ≤ L<br />
2 1<br />
(C.4)
C Simpel bjælkemodel Del II Analytiske modeller<br />
C.3 VIRKELIGE TØJNINGER<br />
Materialet antages at være lineært elastisk, hvorfor de konstitutive feltbetingelser kan indføres ved<br />
Hookes lov<br />
( 1) = e ( 1) γ ( 1)<br />
( ) = ( ) κ ( )<br />
V x GA x x<br />
M x EI x x<br />
hvor<br />
G er forskydningsmodulen [Pa]<br />
γ er forskydningstøjningen [-]<br />
E er elastitetsmodulen [Pa]<br />
κ er krumningstøjningen [-]<br />
[Byskov 2002, p136]<br />
1 1 1<br />
,0≤<br />
x ≤ L<br />
1<br />
(C.5)<br />
Der er set bort fra aksialtøjningen, idet bjælken ikke har normalkræfter. Ved omskrivning af (C.5)<br />
fås følgende forskrift for krumningstøjningen for både Timoshenko-bjælken og Bernoulli-Eulerbjælken<br />
M x<br />
κ ( x1<br />
) =<br />
EI x<br />
( 1 )<br />
( 1 )<br />
( − )<br />
6 p L x1<br />
=<br />
⎛Lx1⎞ Et⎜<br />
−<br />
2 2<br />
⎟<br />
⎝ ⎠<br />
48 p<br />
=<br />
L x Et<br />
( − )<br />
For Timoshenko-bjælken fås endvidere den konstante forskydningstøjning<br />
V x<br />
γ ( x1<br />
) =<br />
GA x<br />
C.4 VIRTUELLE SNITKRÆFTER<br />
1<br />
2<br />
( 1 )<br />
e ( 1 )<br />
p( L−x )<br />
6<br />
1<br />
=<br />
⎛Lx1⎞ 5Gt⎜<br />
−<br />
2 2<br />
⎟<br />
⎝ ⎠<br />
12 p<br />
=<br />
5Gt<br />
3<br />
(C.6)<br />
(C.7)<br />
Der indføres en virtuel krafttilstand, hvor bjælken i stedet for sin virkelige belastning påføres en<br />
virtuel opadrettet enkeltkraft, som vist på figur 29. Den virtuelle kraft er placeret i en vilkårlig afstand<br />
a fra understøtningen i intervallet 0 ≤ a< L.<br />
Herved kan udbøjningen i angrebspunktet bestemmes.<br />
35
Del II Analytiske modeller C Simpel bjælkemodel<br />
36<br />
a<br />
L<br />
δ p<br />
Figur 29: Virtuel krafttilstand<br />
med en opadrettet enkeltkraft<br />
δP placeret i en vilkårlig afstand<br />
a fra understøtningen.<br />
De virtuelle snitkræfter af dette system kan bestemmes ved at betragte et bjælkeudsnit i afstanden<br />
L− x fra bjælkespidsen, som vist på figur 30.<br />
( )<br />
1<br />
δ M<br />
x1<br />
δV<br />
a−x1 L − x1<br />
δ P<br />
Figur 30: Bjælkeudsnit med den<br />
virtuelle forskydningskraft δV, det<br />
virtuelle moment δM, og den ydre<br />
virtuelle enkeltkraft δP.<br />
De virtuelle snitkræfter fås ved henholdsvis lodret ligevægt og momentligevægt<br />
( )<br />
δV<br />
x<br />
1<br />
⎧δ<br />
P<br />
= ⎨<br />
⎩ 0<br />
( )<br />
⎧δ P a−x1 δ M ( x1)<br />
= ⎨<br />
⎩ 0<br />
hvor<br />
δV er den indre virtuelle forskydningskraft [N]<br />
δM er det indre virtuelle moment [Nm]<br />
δP er den ydre virtuelle enkeltkraft [N]<br />
C.5 VIRTUELLE KRÆFTERS PRINCIP<br />
0 ≤ x < a<br />
1<br />
a< x ≤ L<br />
1<br />
0 ≤ x < a<br />
1<br />
a≤ x ≤ L<br />
De virtuelle kræfters princip med virkelige tøjninger og de virtuelle snitkræfter formuleres således<br />
L L L<br />
( ) ⋅ δ = κ( ) δ ( ) + γ ( ) δ ( ) + ε( ) δ ( )<br />
wa P x M x dx x V x dx x N x dx<br />
1 1 1 1 1 1 1 1 1<br />
0 0 0<br />
hvor<br />
w er den opadrettede udbøjning [m]<br />
δN er den indre virtuelle normalkraft [Nm]<br />
ε er den virkelige aksialtøjning [-]<br />
1<br />
(C.8)<br />
∫ ∫ ∫ (C.9)
C Simpel bjælkemodel Del II Analytiske modeller<br />
[Byskov 2002, p130]<br />
Da aksialtøjningen er lig nul, bliver det tilhørende virtuelle indre arbejde lig nul. Da de virtuelle<br />
snitkræfter er lig nul til højre for den virtuelle enkeltkraft jf. (C.8), bliver de øvre grænser for integralerne<br />
lig a. Arbejdsligningen (C.9) reduceres derfor til<br />
C.6 UDBØJNING<br />
a a<br />
( ) ⋅ δ = κ( ) δ ( ) + γ ( ) δ ( )<br />
∫ ∫ (C.10)<br />
wa P x M x dx x V x dx<br />
1 1 1 1 1 1<br />
0 0<br />
Ved indsættelse af (C.6) og (C.8) i (C.10), integration og variabel substitution a = x1fås<br />
udbøjningen<br />
w(x1) for Bernoulli-Euler-bjælken, idet sidste led i (C.10) udelades<br />
BE 48 p ⎛ ⎛L−x1⎞⎞ w( x1) = ⎜x1 + ( L−x1) ln , 0 ≤ x1 < L<br />
Et<br />
⎜ ⎟<br />
L<br />
⎟<br />
⎝ ⎝ ⎠⎠<br />
hvor<br />
w BE er den opadrettede udbøjning for Bernoulli-Euler-bjælken [m]<br />
Udbøjningen i bjælkespidsen fås som grænseværdien af (C.11) når x1 L →<br />
( ) = lim ( )<br />
BE BE<br />
x1→L 1<br />
w L w x<br />
48 pL<br />
=<br />
Et<br />
(C.11)<br />
(C.12)<br />
På tilsvarende vis indsættes (C.6)-(C.8) i (C.10) for Timoshenko-bjælken, hvis løsning kan skrives<br />
som summen af udbøjningen hidrørende fra Bernoulli-Euler-bjælken (C.11) og et forskydningsbidrag<br />
TS BE 12 p<br />
1 1 1 ,0 1<br />
( ) ( )<br />
w x = w x + x ≤ x < L<br />
5Gt<br />
<br />
forskydningsbidrag<br />
hvor<br />
w TS er den opadrettede udbøjning for Timoshenko-bjælken [m]<br />
Spidsudbøjningen for Timoshenko-bjælken fås som grænseværdien af (C.13) når x1 L →<br />
( ) = lim ( )<br />
TS TS<br />
x1→L 1<br />
w L w x<br />
48 pL 12 pL<br />
= +<br />
Et 5Gt<br />
12 pL 20G<br />
E<br />
=<br />
5 EGt<br />
C.7 KONTROL AF UDBØJNING<br />
( + )<br />
(C.13)<br />
(C.14)<br />
Ved indsættelse af de virtuelle snitkræfter i virtuelle kræfters pincip fås et flytningsfelt, der opfylder<br />
de kinematiske felt- og randbetingelser. I det følgende afsnit eftervises dette for løsningen af Ber-<br />
37
Del II Analytiske modeller C Simpel bjælkemodel<br />
noulli-Euler-bjælken. De kinematiske randbetingelser kan indses af det statiske system på figur 27,<br />
hvor indspændingen forhindrer udbøjning og vinkeldrejning<br />
38<br />
w<br />
( )<br />
( )<br />
dw x<br />
= ∧ = (C.15)<br />
dx<br />
1<br />
0 0 0<br />
1 x1<br />
= 0<br />
Ved indsættelse af løsningen (C.11) i randbetingelserne (C.15), ses at løsningen giver hverken udbøjning<br />
eller vinkeldrejning i understøtningen<br />
BE<br />
BE 48 p ⎛L⎞ 1<br />
L<br />
w 0 = Lln<br />
= 0 ∧ =<br />
⎝ ⎠<br />
= 0<br />
( )<br />
Bjælkens kinematiske feltbetingelse er<br />
[Byskov 2002, p130]<br />
Ved differentiation af (C.11) to gange fås<br />
⎛L⎞ 48 p ln<br />
dw ( x )<br />
⎜ ⎟<br />
⎜ ⎟<br />
Et ⎝L⎠ dx Et<br />
1 x1<br />
= 0<br />
ok ok<br />
( )<br />
2<br />
d w x1<br />
dx<br />
1<br />
( x )<br />
2 BE<br />
d w x1 L−x1 1<br />
(C.16)<br />
= κ<br />
(C.17)<br />
⎛ ⎛ L ⎞⎞<br />
⎜48 p ln ⎜ ⎟⎟<br />
( ) d 48 p<br />
=<br />
⎜ ⎝ ⎠⎟<br />
dx dx ⎜ E t ⎟= ⎝ ⎠ E t L − x<br />
( )<br />
1 1 1<br />
Ved sammenligning med (C.6), ses at løsningen ligeledes opfylder den kinematiske feltbetingelse.<br />
C.8 SPÆNDINGER<br />
(C.18)<br />
Spændingerne er beregnet for Bernoulli-Euler-bjælken. Normalspændingen findes ved hjælp af Naviers<br />
formel for ren bøjning:<br />
hvor<br />
( 1 )<br />
( )<br />
M x<br />
σ =− ⋅ x<br />
(C.19)<br />
11 2<br />
I x1<br />
σ 11 er normalspændingen i x1-retningen [Pa]<br />
[Byskov 2005, p148]<br />
Ved indsættelse af forskrifterne for inertimomentet (C.2) og bøjningsmomentet (C.4) i (C.19) fås<br />
normalspændingen til<br />
48 p<br />
σ =− ⋅x<br />
( − )<br />
11 2<br />
L x1t Forskydningsspændingen findes ved hjælp af Grashofs formel:<br />
(C.20)
C Simpel bjælkemodel Del II Analytiske modeller<br />
hvor<br />
12<br />
( 1) u ( 2)<br />
I ( x ) t<br />
σ 11 er forskydningsspændingen i x2-retningen [Pa]<br />
V x S x<br />
σ = (C.21)<br />
S u er det statiske moment omkring bjælkeaksen af et delareal af tværsnittet, hvor forskyd-<br />
3<br />
ningsspændingen ønskes bestemt [ m ]<br />
[Byskov 2005, p163]<br />
Det statiske moment af et delareal for et rektangulært tværsnit er givet ved<br />
[Byskov 2005, p163]<br />
1<br />
( ) 2<br />
1 ⎛⎛h x1<br />
⎞ ⎞<br />
2<br />
Su= t⋅⎜⎜ ⎟ −x<br />
⎟ 2<br />
2 ⎜⎝ 2 ⎠ ⎟<br />
⎝ ⎠<br />
Ved indsættelse af (C.2), (C.4) og (C.22) i (C.21) fås forskydningsspændingen til<br />
( − 2 + − 1) ( 2 + − 1)<br />
( L−x ) t<br />
3p 4x L x 4x<br />
L x<br />
σ =<br />
12 2<br />
1<br />
(C.22)<br />
(C.23)<br />
For en plan, ret bjælke kan den effektive spænding findes ved hjælp af normal- og forskydningsspændingen.<br />
σeff =<br />
2 2<br />
σ11 + 3σ12<br />
(C.24)<br />
hvor<br />
σ eff er den effektive spænding [Pa]<br />
Forskriften for de effektive spændinger er udledt i bilag G, blot er σ 22 = 0.<br />
Ved indsættelse af spændingernes forskrifter (C.20) og (C.23) i (C.24) fås<br />
σ<br />
3 p<br />
x<br />
( ) ( ) 2<br />
− 4x + L−x ⋅ 4x<br />
+ L−x ⎛ ⎞<br />
2<br />
2 1 2 1<br />
eff = ⋅ 256 2 + 3⎜<br />
⎟<br />
( L−x1) t L−x1 ⎝ ⎠<br />
(C.25)<br />
39
D Airys spændingsfunktion Del II Analytiske modeller<br />
D AIRYS SPÆNDINGSFUNKTION<br />
Fra hovedrapport afsnit 5.2 haves Airys spændingsfunktion for konsollen på følgende form.<br />
2<br />
1 r ⋅σ ⋅( 1− cos( 2α) + cos( 2θ) −cos( 2θ) ⋅cos(<br />
2α)<br />
)<br />
Φ ( r,<br />
θ ) = −<br />
4 αsin( 2α) + cos( 2α) −1<br />
2<br />
1 r ⋅σ ⋅( − 2αsin ( 2α) + 2θsin ( 2α) −sin ( 2α) ⋅sin<br />
( 2θ)<br />
)<br />
− ⋅<br />
4 αsin( 2α) + cos( 2α) −1<br />
(D.1)<br />
Spændingsfunktionen kan reduceres væsentligt ved at udnytte følgende trigonometriske sammenhænge<br />
Herved reduceres (D.1) til<br />
2 2<br />
sin a = 1−cos a<br />
sin 2a = 2 sin a cos a<br />
2<br />
cos 2a = 2cos a−1<br />
2 2<br />
1− cos 2a = 2sin a<br />
( 2sin ( ) cos( 2 ) ( 1 cos( 2 ) ) )<br />
2 2<br />
1 r ⋅σ ⋅ α + θ ⋅ − α<br />
Φ ( r,<br />
θ ) = −<br />
4 αsin( 2α) + cos( 2α) −1<br />
( ( 2 2 ) sin ( 2 ) 2sin ( ) cos( ) 2sin ( ) cos(<br />
) )<br />
2<br />
1 r ⋅σ ⋅ − α + θ α − α ⋅ α ⋅ θ ⋅ θ<br />
−<br />
4 αsin( 2α) + cos( 2α) −1<br />
( 2sin ( ) cos( 2 ) 2sin ( ) )<br />
2 2 2<br />
1 r ⋅σ ⋅ α + θ ⋅ α<br />
= −<br />
4 αsin( 2α) + cos( 2α) −1<br />
( ( ) 4sin ( ) cos( ) 4sin ( ) cos( ) sin ( ) cos(<br />
) )<br />
2<br />
1 r ⋅σ ⋅ − α + θ ⋅ α ⋅ α − α ⋅ α ⋅ θ ⋅ θ<br />
−<br />
4 αsin( 2α) + cos( 2α)<br />
−1<br />
( 2sin ( ) ( 1 cos( 2 ) ) )<br />
2 2<br />
1 r ⋅σ ⋅ α ⋅ + θ<br />
= −<br />
4 αsin( 2α) + cos( 2α) −1<br />
( ( ) 4sin ( ) cos( ) 4sin ( ) cos( ) sin ( ) cos(<br />
) )<br />
2<br />
1 r ⋅σ ⋅ − α + θ ⋅ α ⋅ α − α ⋅ α ⋅ θ ⋅ θ<br />
−<br />
4 αsin( 2α) + cos( 2α) −1<br />
(D.2)<br />
(D.3)<br />
41
Del II Analytiske modeller D Airys spændingsfunktion<br />
42<br />
( 2sin ( ) 2cos ( ) )<br />
2 2 2<br />
1 r ⋅σ ⋅ α ⋅ θ<br />
= −<br />
2<br />
4α ⋅2sin( α) cos( α) −2sin<br />
( α)<br />
2<br />
1 r ⋅σ ⋅ ( − α + θ) ⋅4sin ( α) ⋅cos( α) −4sin ( α) ⋅cos( α) ⋅sin ( θ) ⋅cos(<br />
θ)<br />
−<br />
2<br />
4 α ⋅2sin( α) cos( α) −2sin<br />
( α)<br />
( )<br />
( 4sin ( ) cos( ) tan ( ) cos ( ) )<br />
2<br />
1 r ⋅σ ⋅<br />
=−<br />
8<br />
α ⋅ α ⋅ α ⋅<br />
2<br />
α ⋅sin ( α) cos( α) −sin<br />
( α)<br />
2<br />
θ<br />
2<br />
1 r ⋅σ ⋅<br />
−<br />
8<br />
( − α + θ) ⋅4sin ( α) ⋅cos( α) −4sin ( α) ⋅cos( α) ⋅sin ( θ) ⋅cos(<br />
θ)<br />
2<br />
α ⋅ sin( α)<br />
cos(<br />
α) − sin ( α)<br />
( )<br />
( )<br />
2 2<br />
1 r ⋅σ ⋅4sin( α) ⋅cos( α) ⋅ tan ( α) ⋅cos ( θ) − α + θ −sin(<br />
θ) cos(<br />
θ)<br />
= −<br />
2<br />
8 α ⋅sin ( α) cos( α) −sin<br />
( α)<br />
=<br />
Der indføres en konstant<br />
( )<br />
2 2<br />
1 r ⋅σ ⋅cos( α) ⋅ α − θ + sin ( θ) cos( θ) −tan ( α) ⋅cos<br />
( θ)<br />
2 α ⋅cos( α) −sin(<br />
α)<br />
1 cos(<br />
α )<br />
C =<br />
2α ⋅cos( α) −sin(<br />
α)<br />
Herved kan spændingsfunktionen endeligt omskrives til en simplere form<br />
2 2<br />
( r, θ) C r σ ( α θ sin( θ) cos( θ) cos ( θ) tan(<br />
α)<br />
)<br />
(D.4)<br />
Φ = ⋅ ⋅ ⋅ − + ⋅ − ⋅ (D.5)
Del III<br />
Numeriske modeller
E Bestemmelse af materialeparametre ved beregninger Del III Numeriske modeller<br />
E BESTEMMELSE AF<br />
MATERIALEPARAMETRE VED<br />
BEREGNINGER<br />
E.1 ELASTICITETSMODUL OG POISSONS FORHOLD<br />
E.1.1 Udskrivning af spændingsrelation<br />
I det følgende betragtes relationen mellem lokale og globale spændinger givet ved (E.1).<br />
[Jensen 2006, note 6]<br />
1 lokal<br />
σij = σ<br />
S<br />
ik nkxjdS V ∫ (E.1)<br />
For at illustrere anvendelsen af (E.1) tages der udgangspunkt i figur 31, som viser de enkelte spændingskomposanter<br />
σ ij på RVE samt enhedsnormalvektorerne n på de to ydre flader givet ved<br />
n<br />
vandret<br />
n<br />
lodret<br />
⎡⎤ 1<br />
= ⎢⎥<br />
⎣⎦ 0<br />
⎡⎤ 0<br />
= ⎢⎥<br />
⎣⎦<br />
1<br />
for den vandrette rand<br />
for den lodrette rand<br />
45
Del III Numeriske modeller E Bestemmelse af materialeparametre ved beregninger<br />
46<br />
a<br />
x2<br />
x1<br />
a<br />
σ 22<br />
σ 21<br />
nlodret<br />
σ12<br />
σ11<br />
nvandret<br />
Figur 31: Spændingskomposanter, tøjningstilstand og normalvektorer på udsnit af<br />
RVE. Stiplet omrids angiver udeformeret tilstand.<br />
I det følgende gennemgås i detaljer, hvordan den globale spændingskomposant σ 11 bestemmes.<br />
Da problemet regnes plant, skal indeksnotationen i (E.1) kun evalueres for to dimensioner. Udtryk-<br />
ket skal gennemløbes for både den vandrette og den lodrette rand. Udskrevet generelt for σ 11 på en<br />
rand bliver (E.1)<br />
1 ⎡ ⎤<br />
lok lok<br />
σ11 = ⎢ σ11 n1 x1 dS + σ12n2x1dS<br />
⎥<br />
V ⎣S S<br />
⎦<br />
∫ ∫ (E.2)<br />
Her er n 1 og 2 n hhv. 1 x - og x2 -komposanten i den enhedsnormalvektor, som tilhører den betragte-<br />
de rand.<br />
For den lodrette rand er komposanterne af enhedsnormalen hhv. n 1 = 1 og n 2 = 0 . Derfor forsvinder<br />
andet led for denne rand. Da x1 -koordinaten er konstant a på den lodrette rand varierer denne således<br />
ikke i summationen. Da problemet modelleres vha. elementmetoden er det en diskret summation<br />
af knudekræfter der udføres i modsætning til en egentlig integration. σ11-bidraget fra den lodrette<br />
rand bliver således<br />
1 a<br />
σ = ∫ σ<br />
lok<br />
11 11 adx2<br />
V 0<br />
Tilsvarende er der kun ét bidrag fra den vandrette rand, idet dennes første komposant i normalenhedsvektoren<br />
er 0, hvorfor kun andet led i (E.2) er forskellig fra nul. I dette tilfælde er stedkoordinaten<br />
x 1 ikke konstant, men varierer fra 0 til a, hvorfor dette bidrag ser således ud
E Bestemmelse af materialeparametre ved beregninger Del III Numeriske modeller<br />
1 a<br />
lok<br />
σ = ∫ σ x dx<br />
11 12 1 1<br />
V 0<br />
For σ 22 gennemføres samme operation, hvorfor de samlede udtryk for σ 11 og σ 22 kommer til at se<br />
ud som følger<br />
a a a a<br />
1 ⎡ ⎤ 1 ⎡ ⎤<br />
lok lok<br />
σ11 = ⎢ 11 x1 dx2 12 x1 dx1 11 a dx2 12 x1 dx1<br />
V ∫σ + ∫σ ⎥ = ⎢<br />
0 0 V ∫σ + ∫σ<br />
⎥<br />
⎣ ⎦ ⎣0 0 ⎦<br />
a a a a<br />
1 ⎡ ⎤ lok 1 ⎡ ⎤<br />
lok<br />
σ22 = ⎢ σ21 x2 dx2 + σ22 x2 dx1 = σ21x2dx2 + σ22adx1<br />
V ∫ ∫ ⎥ ⎢ ⎥<br />
⎣ V ∫ ∫<br />
0 0 ⎦ ⎣0 0 ⎦<br />
E.1.2 Konvergensundersøgelse af spændingsrelation<br />
Figur 32 og figur 33 viser resultatet af en konvergensundersøgelse af værdierne for σ 11 og σ 22 som<br />
funktion af antallet af CST-elementer. Som det ses, opnås tilnærmelsesvis stationære værdier ved<br />
anvendelse af 10.000 elementer.<br />
MPa<br />
29700<br />
29600<br />
29500<br />
29400<br />
29300<br />
29200<br />
29100<br />
29000<br />
28900<br />
0 2000 4000 6000 8000 10000<br />
Antal elementer<br />
Figur 32: Konvergensundersøgelse af σ 11 for stigende antal CST-elementer.<br />
MPa<br />
6500<br />
6450<br />
6400<br />
6350<br />
6300<br />
0 2000 4000 6000 8000 10000<br />
Antal elementer<br />
Figur 33: Konvergensundersøgelse af σ 22 for stigende antal CST-elementer.<br />
47
Del III Numeriske modeller E Bestemmelse af materialeparametre ved beregninger<br />
Det vælges således at regne med følgende værdier for n = 10.000 bliver således<br />
48<br />
σ 11 = 31895MPa<br />
σ =<br />
E.2 FORSKYDNINGSMODUL<br />
22 7471MPa<br />
E.2.1 Transformation af forskydningsspændinger<br />
I dette afsnit omregnes spændingerne i det drejede koordinatsystem til forskydningsspændinger i det<br />
oprindelige koordinatsystem. Figur 34 viser spændingerne udregnet ved elementmetoden<br />
' ' '<br />
( σ11, σ22, σ 12 ) og de spændinger der ønskes fundet vha. transformationsformlerne ( σ11, σ22, σ 12 ).<br />
'<br />
x2<br />
{ }<br />
n<br />
{ }<br />
m<br />
θ<br />
'<br />
σ11<br />
'<br />
σ12<br />
'<br />
x1<br />
'<br />
σ 22<br />
'<br />
σ12<br />
'<br />
σ 22<br />
'<br />
σ12<br />
Figur 34: Udsnit af RVE til bestemmelse af forskydningsspændinger.<br />
Retningsvektorerne { }<br />
n og { }<br />
m kan skrives som<br />
⎡n1⎤ ⎡−sin( θ ) ⎤<br />
{} n = ⎢<br />
n<br />
⎥ = ⎢<br />
2 cos( θ )<br />
⎥<br />
⎣ ⎦ ⎣ ⎦<br />
⎡m1⎤ ⎡cos( θ ) ⎤<br />
{ m}<br />
= ⎢<br />
m<br />
⎥ = ⎢<br />
2 sin( θ )<br />
⎥<br />
⎣ ⎦ ⎣ ⎦<br />
Transformationsformlerne benyttes til at beskrive sammenhængen mellem spændingerne<br />
'<br />
σ12<br />
'<br />
σ11<br />
σ<br />
σ<br />
11<br />
22<br />
σ<br />
σ<br />
12<br />
12<br />
σ<br />
σ<br />
12<br />
12<br />
σ<br />
σ<br />
22<br />
11<br />
(E.3)<br />
'<br />
σ αβ i det<br />
drejede koordinatsystem, og spændingerne σ αβ i det oprindelige koordinatsystem. Transformations-<br />
formlerne er givet ved (E.4) og udskrevet for de enkelte spændingskomposanter.
E Bestemmelse af materialeparametre ved beregninger Del III Numeriske modeller<br />
[Jensen 2006, Note 4]<br />
σ = σ<br />
'<br />
11<br />
σ = σ n + σ n + 2σ<br />
nn<br />
' 2 2<br />
11 11 1 22 2 12 1 2<br />
σ = σ<br />
'<br />
22<br />
nn<br />
αβ α β<br />
mm<br />
αβ α β<br />
σ = σ m + σ m + 2σ<br />
mm<br />
' 2 2<br />
22 11 1 22 2 12 1 2<br />
' '<br />
σ12 = σ21 = σαβ<br />
nm α β<br />
σ = σ nm + σ nm + σ nm + σ nm<br />
'<br />
12 11 1 1 22 2 2 12 1 2 12 2 1<br />
3 ligninger med 3 ubekendte løses, og giver følgende løsninger til spændingerne udtrykt ved de oprindelige<br />
koordinater. Beregninger vedlagt på cd-rom som Transformationsformler.mw<br />
σ =− 2cos( θ)sin( θσ ) + cos ( θσ ) + σ −cos<br />
( θσ )<br />
' 2 ' ' 2 '<br />
11 12 22 11 11<br />
σ = 2cos( θ)sin( θσ ) + cos ( θσ ) + σ −cos<br />
( θσ )<br />
' 2 ' ' 2 '<br />
22 12 11 22 22<br />
σ = cos( θ)sin( θ)( σ − σ ) + 2cos ( θ) σ −σ<br />
' ' 2 ' '<br />
12 22 11 12 12<br />
Det er kun forskydningsspændingen σ12 der anvendes til bestemmelse af forskydningsmodulen.<br />
Derfor er det kun den der behandles i det følgende. σ12 omskrives vha. følgende trigonometriske<br />
funktioner.<br />
sin(2 θ) = 2sin( θ)cos( θ)<br />
1<br />
sin(2 θ) = cos( θ)sin( θ)<br />
2<br />
2<br />
2cos ( θ) (1 cos2( θ))<br />
(E.4)<br />
(E.5)<br />
= + (E.6)<br />
Indføres de trigonometriske funktioner (E.5) og (E.6) i udtrykket for forskydningsspændingen fås<br />
1 ' ' ' '<br />
σ12 = sin(2 θ)( σ22− σ11) + (1 + cos(2 θ)) σ12 −σ12<br />
2<br />
1<br />
= sin(2 θ)( σ − σ ) + σ + cos(2 θ) σ −σ<br />
2<br />
1 ' ' '<br />
= sin(2 θ)( σ22 − σ11) + cos(2 θ) σ12<br />
2<br />
' ' ' ' '<br />
22 11 12 12 12<br />
(E.7)<br />
49
F Elementmetodeteori Del III Numeriske modeller<br />
F ELEMENTMETODETEORI<br />
I dette bilag foretages en gennemgang af teorien bag elementmetoden. Der tages udgangspunkt i<br />
forskriften for potentiel energi, og det vises hvordan der ved brug af variationsprincippet kan opstilles<br />
en matrixligning, som kan anvendes i elementmetoden. Gennemgangen bliver foretaget ud fra en<br />
opstilling af den potentielle energi for konsollen i dette projekt.<br />
F.1 POTENTIEL ENERGI<br />
Den potentielle energi beskriver den samlede energi i et system i form af tøjningsenergi, samt potentiel<br />
energi fra volumenkræfterne og kræfterne langs randen af legemet. Den potentielle energi for<br />
kinematisk linearitet og lineær elasticitet er opstillet generelt i følgende udtryk<br />
∫ ∫ ∫ (F.1)<br />
1 Π P ( ui ) = 2 Dijklεε V<br />
ij kldV − q<br />
V<br />
iuidV − τ<br />
S<br />
iuidS hvor<br />
P Π er den potentielle energi<br />
u er flytningsfeltet for legemet<br />
D er en 4. ordens tensor, der beskriver den konstitutive relation mellem tøjning og spænding<br />
ε er tøjningstensoren<br />
V er volumenet af det udeformerede legeme<br />
q er volumenkræfter<br />
τ er kræfter på randen af volumenet<br />
S er arealet af randen<br />
[Byskov 2002, p90]<br />
Det første led på højresiden af (F.1) beskriver tøjningsenergien, det midterste led den potentielle<br />
energi fra volumenkræfterne, mens det sidste led beskriver den potentielle energi fra kræfterne langs<br />
randen af legemet. P Π er en funktion af ui, da den kan opstilles ud fra at vilkårligt flytningsfelt beskrevet<br />
ved ui.<br />
I dette projekt ses der bort fra volumenkræfter som for eksempel egenlasten, da denne har lille variation<br />
gennem legemet. Dermed kan de i stedet påføres den ydre rand som en fladelast. Dermed bliver<br />
den potentielle energi i dette tilfælde<br />
51
Del III Numeriske modeller F Elementmetodeteori<br />
52<br />
F.1.1 Notation af Dijkl<br />
∫ ∫ (F.2)<br />
Π ( u ) = D εε dV − τudS<br />
P i<br />
1<br />
2<br />
V<br />
ijkl ij kl<br />
S<br />
i i<br />
For at den potentielle energi kan opstilles på matrixform er det nødvendigt, at notationen af den 4.<br />
ordens tensor Dijkl opstilles på matrixform. Dette gøres ved at samle den 2. ordens tensor ε i en vektor.<br />
Dette medfører, at relationen mellem Dijkl og εij kan noteres ved følgende<br />
[Byskov 2002, p93]<br />
Dij kaldes materialets stivhedsmatrice.<br />
D εε → D εε<br />
ijkl ij kl ij i j<br />
F.1.2 Opstilling af flytningsfelt<br />
Den potentielle energi kan opstilles for et vilkårligt valg af flytningsfelt, så længe det overholder de<br />
kinematiske betingelser. For dette projekt omhandlende et plant tilfælde er de kinematiske betingelser,<br />
at der er kontinuitet i flytningerne i x1 og x2-aksens retninger.<br />
Flytningsfeltet i (F.1) kan beskrives ved at indføre elementer med knudepunkter med tilhørende<br />
frihedsgrader som styrer flytningsfeltet. Hermed kan flytningsfeltet beskrives ved en relation mellem<br />
flytningerne i frihedsgraderne og det totale flytningsfelt som opstillet i det følgende<br />
{} u = [ N]{ V}<br />
(F.3)<br />
hvor<br />
u er flytningsfeltet i x1 og x2-aksens retninger<br />
V er flytningerne i frihedsgraderne<br />
N er en flytningsinterpolationsmatrice som knytter relationen mellem frihedsgrader og<br />
flytningsfelt sammen<br />
[Byskov 2002, p371]<br />
Det skal bemærkes, at de indførte frihedsgrader kan betragtes som koefficienter til et funktionsudtryk,<br />
hvis værdier indtil videre kan vælges frit, da (F.1) gælder for et vilkårligt valg af flytningsfelt,<br />
som overholder de kinematiske betingelser.<br />
F.1.3 Opstilling af tøjningsfelt<br />
Tøjningstensoren i (F.1) kan ligeledes beskrives ved de førnævnte frihedsgrader, da tøjningerne i en<br />
skive afhænger lineært af flytningerne. Sammenhængen mellem tøjning og flytning udtrykkes ved<br />
følgende sammenhæng<br />
{} ε = [ B]{ V}<br />
(F.4)<br />
hvor<br />
B er tøjningsinterpolationsmatricen<br />
[Byskov 2002, 372]<br />
F.1.4 Opstilling af last<br />
Kraften på randen af legemet i (F.1) omskrives til ækvivalente punktlaster virkende i frihedsgraderne,<br />
hvilket giver følgende relation
F Elementmetodeteori Del III Numeriske modeller<br />
T<br />
∫ τ iudS i = { V} { f}<br />
(F.5)<br />
S<br />
hvor<br />
f er den ækvivalente kraftvektor virkende i frihedsgraderne<br />
[Byskov 2002, p372]<br />
Bemærk at frihedsgradsvektoren er transponeret således at matrixdimensionerne i matrixproduktet<br />
stadig stemmer overens.<br />
F.1.5 Potentiel energi på matrixform<br />
Ved indsættelse af (F.4) og (F.5) i (F.2) kan den potentielle energi nu opstilles på matrixform ved<br />
følgende<br />
1<br />
2<br />
1<br />
2<br />
1<br />
2<br />
1<br />
2<br />
( )<br />
Π ({ V}) = [ D][ B]{ V} [ B]{ V} dA−{ V} { f}<br />
P<br />
∫<br />
∫<br />
∫<br />
A<br />
( )<br />
T T<br />
T T T<br />
= [ B]{ V} [ D] [ B]{ V} dA−{ V} { f}<br />
A<br />
T T T<br />
= { V} [ B] [ D][ B]{ V} dA−{ V} { f}<br />
A<br />
∫<br />
T T T<br />
= { V} [ B] [ D][ B] dA{ V} −{<br />
V} { f}<br />
A<br />
1 T T<br />
= { V} [ K]{ V} −{<br />
V} { f}<br />
2<br />
hvor<br />
T<br />
[K] er konstruktionens stivhedsmatrice defineret ved [ K] = ∫ [ B] [ D][ B] dA,<br />
idet tykkelsen<br />
A<br />
er indeholdt i [D]<br />
[Byskov 2002, p373]<br />
Ved omskrivningerne i (F.6) er anvendt, at den transponerede af et matrixprodukt er lig de enkelte<br />
matricer transponeret og i omvendt rækkefølge. Ligeledes er det anvendt at materialets stivhedsmatrix<br />
er symmetrisk, da Dijkl = Dklij for lineær elastisk materiale [Byskov 2002, p60]. Dette medfører at<br />
[ ] T<br />
D = [D]. Volumenintegralet er blevet ændret til et fladeintegral, da der i dette projekt behandles<br />
et plant tilfælde. Den potentielle energi er nu en funktion af frihedsgraderne.<br />
F.2 VARIATION AF POTENTIEL ENERGI<br />
Til at bestemme de korrekte koefficienter i flytningsfeltet beskrevet ved frihedsgraderne kan princippet<br />
om stationær potentiel energi benyttes som angivet i (F.7). Princippet går ud på at variere den<br />
potentielle energi ved variation af koefficienterne i det estimerede flytningsfelt således, at den mindste<br />
potentielle energi opnås. Princippet udnytter, at den potentielle energi er stationær, når variationen<br />
er nul. Dette giver det bedste flytningsfelt indenfor den valgte funktionsform. Princippet om<br />
stationær potentiel energi kan defineres ved følgende<br />
∂Π P ( α + εδα)<br />
δΠ P ( α)<br />
= = 0<br />
∂ε ε=<br />
0<br />
hvor<br />
δΠ P er variationen af den potentielle energi<br />
α er et felt, eksempelvis et flytningsfelt<br />
ε er amplituden af en lille afvigelse fra den potentielle energi<br />
δα er formen af en lille variation fra den potentielle energi<br />
(F.6)<br />
(F.7)<br />
53
Del III Numeriske modeller F Elementmetodeteori<br />
[Byskov 2002, p517]<br />
Udtrykket i (F.7) anvendes i det følgende, hvor feltet α substitueres med flytningsfeltet beskrevet<br />
ved {V}. Det skal bemærkes, at der er igennem hele gennemgangen er anvendt stivhedsmatricer og<br />
frihedsgrader på konstruktionsniveau. De anvendte principper gælder ikke på elementniveau, idet<br />
variation af frihedsgrader skal ske globalt for at sikre konstruktionens sammenhæng.<br />
Anvendes (F.6) til at opstille den potentielle energi for flytningen V + ε δV<br />
i stedet for V, fås følgende<br />
54<br />
1 δ ( δ ) ( δ ) ( δ )<br />
Π ({ V} + ε { V}) = { V} + ε{ V} [ K] { V} + ε{ V} − { V} + ε{<br />
V} { f}<br />
P<br />
2<br />
= { V} [ K]{ V} + { V} [ K] ε{ δV} + ε{<br />
δV}<br />
[ K]{ V}<br />
1 T 1 T 1 T<br />
2 2 2<br />
1 2 T T T<br />
+ ε δ δ − −ε<br />
δ<br />
2<br />
{ V} [ K]{ V} { V} { f} { V} { f}<br />
( )<br />
1 T 1 T<br />
T<br />
1 T<br />
ε δ ε δ<br />
2 2 2<br />
= { V} [ K]{ V} + { V} [ K]{ V} + { V} [ K]{ V}<br />
T<br />
{ V} [ K]{ V} { V} { f}<br />
− ε{<br />
δV}<br />
{ f}<br />
1 2 T T<br />
+ ε δ δ −<br />
2<br />
T T<br />
T<br />
( δ ) δ<br />
= { V} [ K]{ V} + ε [ K]{ V} { V} + ε{<br />
V} [ K]{ V}<br />
1 T 1 1 T<br />
2 2 2<br />
1 2 T T T<br />
+ ε δ δ − −ε<br />
δ<br />
2<br />
1 T 1 T 1 T<br />
2 2 2<br />
1 2 T T T<br />
+ ε δ δ − −ε<br />
δ<br />
2<br />
1<br />
2<br />
{ V} [ K]{ V} { V} { f} { V} { f}<br />
= { V} [ K]{ V} + ε{ δV} [ K]{ V} + ε{<br />
δV}<br />
[ K]{ V}<br />
{ V} [ K]{ V} { V} { f} { V} { f}<br />
T T<br />
= { V} [ K]{ V} + ε{<br />
δV}<br />
[ K]{ V}<br />
+<br />
{ δV<br />
1 2 T T T<br />
ε }[ K]{ δV} { V}{ f} { δV}{<br />
f}<br />
2<br />
− −ε (F.8)<br />
I (F.8) er det udnyttet, at ε er en skalar, som således kan flyttes frit rundt i leddet. Der er ligeledes<br />
anvendt, at hvert led i udtrykket for potentiel energi er en skalar, da den potentielle energi er en skalar.<br />
Dermed er et leds transponerede lig ledet inden transponering, hvilket er anvendt til omskrivning<br />
1 T 1 T<br />
af leddet V K δV = ( V K δV<br />
)<br />
{ } [ ] { } { } [ ]{ } T<br />
ε ε .<br />
2 2<br />
Den afledte af den potentielle energi i (F.8) med hensyn til ε bliver således<br />
∂Π P ({ V} + ε{<br />
δV}<br />
) T T T<br />
= { δV} [ K]{ V} + ε{<br />
δV} [ K]{ δV} −{<br />
δV}<br />
{ f}<br />
∂ε<br />
Ved nu at anvende definitionen af princippet om stationær potentiel energi i (F.7), hvor ε i udtrykket<br />
i (F.9) sættes lig nul fås følgende<br />
( )<br />
(F.9)<br />
T T<br />
δΠ P ( V) = { δV} [ K]{ V} − { δV}<br />
{ f}<br />
= 0<br />
T<br />
{ δV}<br />
[ K]{ V} − { f}<br />
= 0<br />
(F.10)<br />
Princippet om stationær potentiel energi skal gælde for alle variationer af {V}, hvilket medfører<br />
følgende matrixligning
F Elementmetodeteori Del III Numeriske modeller<br />
( )<br />
T<br />
{ δV}<br />
[ K]{ V} − { f}<br />
= 0<br />
[ K]{ V} = { f} ∀{ δV}<br />
(F.11)<br />
Hermed er matrixligningen, som anvendes i den anvendte elementmetode opstillet ud fra den potentielle<br />
energi.<br />
F.3 KONVERGENS AF POTENTIEL ENERGI<br />
Det er muligt at vise, at den potentielle energi for et estimeret flytningsfelt altid er større end den<br />
potentielle energi for det eksakte flytningsfelt. Dermed kan der foretages en konvergensanalyse af de<br />
estimerede flytningsfelter svarende til forskelligt antal elementinddelinger af legemet, og den potentielle<br />
energi vil aftage monotont for forøgelse af antal elementinddelinger.<br />
Det vises i det følgende, hvorledes dette udsagn kan bevises. Det er kun gældende for lineært elastisk<br />
materiale. Den eksakte potentielle energi er udledt i (F.6). Den potentielle energi for et estimeret<br />
flytningsfelt kan udtrykkes som følgende<br />
T T<br />
1 ( { V} ) { V} [ K] 2 { V} { V} { f}<br />
Π P<br />
= − (F.12)<br />
hvor<br />
V er flytningerne i frihedsgraderne svarende til det estimerede flytningsfelt<br />
[Byskov 2002, p519]<br />
Det estimerede flytningsfelt kan også udtrykkes som det eksakte flytningsfelt adderet med en lille<br />
afvigelse som angivet i (F.13)<br />
[Byskov 2002, p519]<br />
V= V + ε δV<br />
(F.13)<br />
Ved indsættelse af (F.13) i (F.12) kan den potentielle energi for et estimeret flytningsfelt omskrives<br />
til<br />
P<br />
1<br />
T T<br />
( { V} ) { V εδV} [ K] { V εδV} { V εδV<br />
2<br />
} { f}<br />
1<br />
T T<br />
= 2 { V} [ K]{ V} −{<br />
V} { f}<br />
T T<br />
+ ε { V} [ K]{ δV} −{<br />
δV}<br />
{ f}<br />
Π = + + − +<br />
+<br />
( )<br />
ε<br />
1 2<br />
2<br />
T<br />
{ δV} [ K]{ δV}<br />
(F.14)<br />
Det første led i resultatet fra (F.14) er ved sammenligning med (F.6) den potentielle energi for det<br />
eksakte flytningsfelt. Parentesen i andet led svarer til virtuelle flytningers princip. Dette kan ses ved<br />
at regne tilbage i (F.6) og samtidig anvende definitionerne i (F.5) og (F.4). Dermed kan andet led<br />
skrives som<br />
[Byskov 2002, p515]<br />
T T<br />
{ V} [ K]{ δV} − { δV} { f} = ∫ Dijεδε i jdA− τiδudS i = 0<br />
A ∫ (F.15)<br />
S<br />
Hvis den potentielle energi for den eksakte løsning er minimum, skal udtrykket givet ved den øverste<br />
linie i (F.16) være sandt. Ved indsættelse af værdier for den potentielle energi for de to flytningsfelter<br />
og ved anvendelse af (F.15) fås udsagnet i nederste linie af (F.16). Dette angiver, at tøjningsener-<br />
55
Del III Numeriske modeller F Elementmetodeteori<br />
gien fra et vilkårligt flytningsfelt altid vil være positiv, hvilket er et udsagn, der altid er sandt, da det<br />
ellers vil betyde, at der kan genereres energi af et system ved elastisk deformation.<br />
56<br />
1<br />
2<br />
Π P( { V} ) >ΠP( { V} ) , V ≠V<br />
T T T T<br />
{ V} [ K]{ V} − { V} { f} + ε(<br />
{ V} [ K]{ δV} −{<br />
δV}<br />
{ f}<br />
)<br />
1 2 T<br />
1<br />
T T<br />
+ ε 2 { δV} [ K]{ δV}<br />
> 2{<br />
V} [ K]{ V} −{<br />
V} { f}<br />
[Byskov 2002, p519]<br />
ε<br />
1 2<br />
2<br />
T<br />
{ V} [ K]{ V}<br />
δ δ > 0<br />
F.4 KONVERGENS AF LASTENS ARBEJEDE<br />
(F.16)<br />
I det følgende vises, at lastens arbejde for det eksakte flytningsfelt altid er større end ved det estimerede<br />
flytningsfelt fundet elementberegninger ud fra potentiel energi. Der tages udgangspunkt i (F.16)<br />
, der ved indsættelse af (F.6) giver<br />
{ V} [ K]{ V} − { V} { f} < { V} [ K]{ V} −{<br />
V } { f}<br />
(F.17)<br />
1 T T 1 T T<br />
2 2<br />
(F.17) omskrives ved at anvende princippet om stationær potentiel energi som formuleret i (F.10).<br />
Her udnyttes det, at princippet skal gælde for vilkårlige værdier af δ V og δV , så længe flytningsfeltet<br />
overholder de kinematiske betingelser. Ved at sætte δ V = V og δ V = V<br />
fås ved indsættelse i<br />
(F.10) følgende relation<br />
T T<br />
{ V} [ K]{ V} − { V} { f}<br />
= 0<br />
T T<br />
{ V} [ K]{ V} = { V} { f}<br />
T T<br />
{ V} [ K]{ V} − { V} { f}<br />
= 0<br />
T T<br />
{ V} [ K]{ V} = { V} { f}<br />
Ved indsættelse af relationerne fra (F.18) i (F.17) fås følgende<br />
{ V} { f} − { V} { f} < { V} { f} −{<br />
V} { f}<br />
1 T 1 T<br />
− { V} { f} { V} { f}<br />
1 T T 1 T T<br />
2 2<br />
(F.18)<br />
(F.19)<br />
Uligheden i (F.19) viser, at kræfternes arbejde for det eksakte flytningsfelt er større end for det estimerede<br />
flytningsfelt. Dette er ensbetydende med, at konstruktionen modelleres for stiv ved anvendelse<br />
af elementmetoden for potentiel energi. Det mest eksakte flytningsfelt ved anvendelse af elementmetoden<br />
fås dermed ved anvendelse af den elementfordeling, der giver den største værdi af<br />
kræfternes arbejde.
G CST- og LST-elementopbygning Del III Numeriske modeller<br />
G CST- OG LST-<br />
ELEMENTOPBYGNING<br />
I dette bilag opstilles en CST-model (Constant Strain Triangle) og en LST-model (Linear Strain<br />
Triangle) for projektkonsollen. Formålet ved opstillingen af CST- og LST-modellen er at analysere<br />
antallet af frihedsgrader, der skal udføres for at opnå tilpas nøjagtighed på nedbøjningen samt beregnings-<br />
og opstillingstiden for de to elementtyper. Inddelingen af konsollen i N antal lag svarende til 4<br />
elementer samt det globale koordinatsystem ses på figur 35.<br />
a<br />
N<br />
a<br />
x2<br />
x1<br />
b<br />
N<br />
Figur 35: Systemopdeling af konsol.<br />
G.1 OPBYGNING AF CST-ELEMENTER<br />
Dette afsnit omhandler opbygningen af CST-modellen for projektkonsollen. Der vil, hvor ikke andet<br />
er angivet, blive anvendt [Byskov, 2002]. Der opstilles en lokal stivhedsmatrice for et enkelt delelement,<br />
hvorefter det beskrives, hvordan de lokale stivhedsmatricer placeres i den globale stivhedsmatrice.<br />
Der vil sideløbende være henvisninger til Maple og Matlab, der er anvendt til beregningerne.<br />
Til beregning af elementets stivhedsmatrice benyttes:<br />
hvor<br />
[B] er tøjningsfordelingsmatricen<br />
[D] er materialets stivhedsmatrice<br />
[k] er elementets stivhedsmatrice<br />
[Byskov 2002, p400]<br />
b<br />
T [ ] [ ] [ ][ ]<br />
k = ∫ B D B dA<br />
(G.1)<br />
A<br />
57
Del III Numeriske modeller G CST- og LST-elementopbygning<br />
For at opstille tøjningsfordelingsmatricen betragtes et delelement af konsollen, som ses på figur 36,<br />
hvor antallet af frihedsgrader er vist. For en fuldstændig modellering af konsollen er det nødvendigt<br />
med to forskellige elementer. Et element med vandret underkant og et element med vandret overkant.<br />
Nedenfor er gennemgået opstillingen af stivhedsmatricen for elementet med vandret overkant.<br />
58<br />
x2<br />
v4<br />
v2<br />
v3<br />
v1<br />
1<br />
Figur 36: Lokale frihedsgrader på CST-element.<br />
G.1.1 Flytningsinterpolationsmatrice [N]<br />
CST-elementer har lineære flytningsfelter igennem elementet. Det er en forudsætning, at der ikke<br />
sker overlap mellem delelementet og tilstødende delelementer, hvorfor det entydige flytningsfelt skal<br />
beskrives ved lineære sammenhænge mellem flytningerne i frihedsgraderne. Der vil i det følgende<br />
blive opstillet enhedsflytninger af de enkelte frihedsgrader hver for sig. På figur 37 er enhedsflytningerne<br />
i x1 -retningen vist.<br />
2 3<br />
1<br />
1 v =<br />
1<br />
v 3 = 1<br />
2<br />
Figur 37: Mulige flytninger i x 1-retning.<br />
1<br />
x1<br />
v6<br />
v5<br />
3 3<br />
2<br />
Til at beskrive sammenhængen mellem frihedsgrader og flytninger i elementet anvendes relationen<br />
{} u = [ N]{} v<br />
(G.2)<br />
hvor<br />
{ u } er flytningsvektoren i x1 og x2 retningen<br />
[ N ] er flytningsinterpolationsmatricen<br />
{ v } er frihedsgradsvektoren<br />
[Byskov, 2002, p378]<br />
Formen af [ ]<br />
N ses af (G.3), hvor indgangene kan bestemmes ved at se på flytningstilstandene i figur<br />
37.<br />
1<br />
v = 1<br />
5
G CST- og LST-elementopbygning Del III Numeriske modeller<br />
[ N ]<br />
⎡N N N N N N ⎤<br />
11 12 13 14 15 16<br />
= ⎢<br />
N21 N22N23 N24 N25N ⎥<br />
26<br />
⎣ ⎦<br />
(G.3)<br />
Fremgangsmåden til bestemmelse af [ ]<br />
N er at give en frihedsgrad en enhedsflytning i en af hovedretningerne,<br />
hvor de resterende frihedsgrader fastholdes, hvilket er angivet i figur 37. Det ses, at der<br />
ved de opstillede tilfælde kun er en indgang i N der er forskellig fra nul, da kun en frihedsgrad er<br />
forskellig fra nul og flytningen for hvert tilfælde er nul i x2 retningen. Det er derfor muligt at bestemme<br />
indgangene enkeltvis ved at opstille en forskrift for flytningstilstanden for hvert tilfælde som<br />
så bliver lig den respektive indgang i [N]. Flytningsfeltet for CST-elementet ved enhedsflytning af<br />
frihedsgrad v1 kan beskrives på følgende form.<br />
( , )<br />
N11 x1x2= C⋅ l23<br />
(G.4)<br />
hvor<br />
C er en konstant<br />
l 23 er ligningen for linien mellem knude 2 og 3 sat lig nul<br />
[Byskov, 2002, p394]<br />
Et flytningsfelt af denne form er gældende for alle enhedsflytninger, idet alle kinematiske betingelser<br />
på denne måde sikres. En flytning lig nul langs den udeformerede rand sikres ved l23 og en enhedsflytning<br />
i v1 sikres ved bestemmelse af konstanten C. Lineære flytninger sikres idet x indgår ved 1.<br />
orden.<br />
For en enhedsflytning af u 1 i x1 -retningen, som ses på figur 37, beregnes indgang N 11 . For den<br />
udeformerede rand l 23 , findes forskriften for delelement 1 på figur 36<br />
a<br />
l23 = x2−<br />
= 0<br />
N<br />
hvor<br />
a er højde af hele konsollen<br />
N er antallet af rækker ved inddelingerne af delelementerne<br />
Til bestemmelse af konstanten C benyttes, at enhedsflytningen i x1 -retningen er lig 1 i punktet<br />
( 0,0 ) , hvorfor følgende relation benyttes:<br />
Ved indsættelse af l 23 beregnes:<br />
Herved er indgang N 11 følgende:<br />
( )<br />
N 0,0 = C⋅ l = 1<br />
11 23<br />
N<br />
C =−<br />
a<br />
a<br />
N11 ( x1, x2) =− ⋅ x2+<br />
1<br />
N<br />
Ved at betragte figur 37 findes, at følgende gælder:<br />
59
Del III Numeriske modeller G CST- og LST-elementopbygning<br />
60<br />
N = N , N = N , N = N<br />
11 22 13 24 15 26<br />
Dette er gældende, da den udeformerede rand er den samme for hvert tilfælde. Analogt beregnes de<br />
resterende indgange i [ N ] , hvorved den er følgende:<br />
( )<br />
⎡ N<br />
⎢− ⋅ x2<br />
+ 1<br />
a<br />
[ N ] = ⎢<br />
⎢<br />
⎢ 0<br />
⎣<br />
0<br />
N<br />
− ⋅ x2<br />
+ 1<br />
a<br />
N ⋅<br />
−<br />
ax1 −bx2<br />
a⋅b 0<br />
0<br />
N ⋅( ax1 −bx2) −<br />
a⋅b N ⋅ x1<br />
b<br />
0<br />
⎤<br />
0 ⎥<br />
⎥<br />
N ⋅ x ⎥ 1<br />
⎥<br />
b ⎦<br />
hvor<br />
a er højden af konsollen, se figur 35<br />
b er længden af konsollen, se figur 35<br />
N er antal inddelinger af konsollen i højden eller bredden, se figur 35<br />
G.1.2 Tøjningsfordelingsmatrice [B]<br />
Til beregningen af tøjningsfordelingsmatricen [ ]<br />
B anvendes flytnings-tøjningsrelationen i (G.5),<br />
hvor der er set bort fra ikke-lineære led, da det antages at flytningerne er små<br />
hvor<br />
εαβ er tøjningstensoren<br />
[Byskov 2002, p392]<br />
Tøjningsfordelingsmatricen beregnes ud fra følgende:<br />
[Byskov 2002, p395]<br />
{ ( α ) }<br />
1<br />
ε αβ = ( uα, β + uβ,<br />
α )<br />
(G.5)<br />
2<br />
⎡ε ⎤ ⎡ ε ⎤ ⎡ u ⎤<br />
ε x ≡ ε ≡ ε = u<br />
1 11 1,1<br />
⎢ ⎥ ⎢ ⎥ ⎢ ⎥<br />
⎢ 2⎥ ⎢ 22 ⎥ ⎢ 2,2 ⎥<br />
⎢ε ⎥ ⎢ 3 2ε<br />
⎥ ⎢ 12 u1,2 + u ⎥ 2,1<br />
⎣ ⎦ ⎣ ⎦ ⎣ ⎦<br />
Ud fra ovenstående relationer kan flytningsinterpolationsmatricen indsættes, hvor (G.2) udnyttes<br />
{}<br />
⎡u⎤ ⎡ N ⎤<br />
1 1 j<br />
u = ⎢ vj<br />
u<br />
⎥ = ⎢ ⋅<br />
N<br />
⎥<br />
2 2 j<br />
⎣ ⎦ ⎣ ⎦<br />
Således bliver tøjningsfordelingsmatricen [ ]<br />
B følgende<br />
[Byskov 2002, p395]<br />
⎡ ∂N1<br />
j ⎤<br />
⎢ ⎥<br />
∂x<br />
1<br />
⎡B1j⎤ ⎢ ⎥<br />
⎢ ∂N<br />
⎥<br />
2 j<br />
⎡B( x<br />
⎢<br />
) B<br />
⎥<br />
⎣ α ⎤ ⎦ =<br />
⎢ 2 j ⎥<br />
= ⎢ ⎥<br />
∂x2<br />
⎢<br />
⎢ ⎥<br />
⎣B⎥ 3 j ⎦ ⎢∂N1j∂N ⎥<br />
2 j<br />
⎢ + ⎥<br />
⎢ ∂x∂x⎥ ⎣ 2 1 ⎦<br />
(G.6)<br />
(G.7)<br />
(G.8)<br />
Ved differentiation af [ ]<br />
N , vedlagt på cd-rom som "bestemmelse af k1 og k2 homogen bjaelke.mw”<br />
fås:
G CST- og LST-elementopbygning Del III Numeriske modeller<br />
⎡ N N<br />
⎤<br />
⎢− 0 0 0 0<br />
b b<br />
⎥<br />
⎢ ⎥<br />
N N<br />
⎡B( x ) ⎢<br />
0 0 0 0<br />
⎥<br />
⎣ α ⎤ ⎦ = −<br />
⎢ a a ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ N N N N<br />
0 − −<br />
0 ⎥<br />
⎢⎣ b a b a ⎥⎦<br />
(G.9)<br />
Det bemærkes, at tøjningsfordelingsmatricen ikke afhænger af x1 og x 2 , hvorfor denne metode kaldes<br />
Constant Strain Triangle.<br />
G.1.3 Materialets stivhedsmatrice [D]<br />
For isotrope lineære elastiske materiale, kan materialets stivhedsmatrice [D] benyttes og er udledt i<br />
afsnit G.2 og givet ved følgende<br />
[Byskov, 2002, p192]<br />
⎡1 ν 0 ⎤<br />
⎢<br />
E t ν 1 0<br />
⎥<br />
⋅<br />
= ⋅⎢ ⎥<br />
1−ν<br />
⎢ 1−ν<br />
⎥<br />
⎢0 0 ⎥<br />
⎣ 2 ⎦<br />
[ D]<br />
2<br />
G.1.4 Elementets stivhedsmatrice [k]<br />
(G.10)<br />
Ved indsættelse af de fundne matricer, [B] og [D], i formel (G.1), fås den lokale stivhedsmatrice for<br />
CST-elementet med vandret overside<br />
⎡ bEt bEt Et Et ⎤<br />
⎢ 0 − 0 −<br />
4( ν + 1) a 4( ν + 1) a<br />
4( ν + 1) 4( ν + 1)<br />
⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ bEt Etν bEt Etν<br />
⎥<br />
⎢ 0 − −<br />
0<br />
2 2 2<br />
2<br />
⎥<br />
⎢ 2a( − 1+ ν ) 2( − 1+ ν ) 2a( − 1+<br />
ν ) 2( − 1+<br />
ν )<br />
⎥<br />
⎢ 2 2 2<br />
⎥<br />
⎢ bEt Etν Et ( 2a<br />
+ b −bν)<br />
Et Eta Et ⎥<br />
⎢− − − 2<br />
2 ( ) ( ) ( ) ( ) 2<br />
4 ν + 1 a 2 1 ν 4ab 1 ν 4 − 1+ ν 2b( 1 ν ) 4( ν + 1)<br />
⎥<br />
⎢ − +<br />
− + − +<br />
⎥<br />
k = ⎢ 2 2 2<br />
⎥<br />
⎢ Et bEt Et Et ( −2b− a + a ν ) Etν Eta<br />
− −<br />
⎥<br />
⎢ ( ) 2 ( ) ( )<br />
2 2<br />
4 ν + 1 2a − 1+ ν 4 − 1+ ν 4ab( − 1+ ν ) 2( − 1+<br />
ν ) 4(<br />
ν + 1)<br />
b ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ Etν Eta Etν Eta<br />
⎥<br />
⎢ 0 − −<br />
0 ⎥<br />
2 2 2<br />
2<br />
⎢ 2( − 1+ ν ) 2b( − 1+ ν ) 2( − 1+<br />
ν ) 2b( − 1+<br />
ν )<br />
⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ Et Et Eta Eta<br />
− 0 −<br />
0<br />
⎥<br />
⎢ 4( ν + 1) 4( ν + 1) 4( ν + 1) b 4( ν + 1)<br />
b ⎥<br />
⎣ ⎦<br />
T<br />
Ved udregning af fladeintegralet er det udnyttet, at samtlige indgange i matricen [ B] [ D][ B ] er<br />
konstante, jf. (G.9) og (G.10), og dermed er værdierne af fladeintegralet fundet som indgangsværdien<br />
multipliceret med arealet af trekanten.<br />
G.1.5 Global stivhedsmatrice [K]<br />
Ved inddelingen af konsollen i<br />
2<br />
N antal delelementer, fås tilsvarende<br />
2<br />
N antal lokale stivhedsma-<br />
tricer, der skal indsættes i den globale stivhedsmatrice. Indsætningen er foretaget ved hjælp af Calfem,<br />
fil vedlagt på cd-rom som CSTmassivkonsol.m.<br />
61
Del III Numeriske modeller G CST- og LST-elementopbygning<br />
Ved en manuel indsættelse af de lokale stivhedsmatricer i den globale stivhedsmatrice, skal den<br />
globale stivhedsmatrice være en n x n-matrice svarende til antallet af frihedsgrader. Ud fra det delelement<br />
der betragtes, placeres den lokale stivhedsmatrice i den globale stivhedsmatrice, så der er<br />
overensstemmelse imellem enhedsflytningerne og indgangene, hvor den lokale stivhedsmatrice bliver<br />
indsat.<br />
Ved at opstille den globale stivhedsmatrice betragtes konsollen inddelt i 4 delelementer som vist på<br />
figur 38. Der er på konsollen indtegnet de globale frihedsgrader.<br />
62<br />
V8<br />
V4<br />
V2<br />
V1<br />
V7<br />
2 4<br />
3<br />
V3<br />
1<br />
V10<br />
V9<br />
V6<br />
V5<br />
Figur 38: Konsollens globale frihedsgrader.<br />
Den globale stivhedsmatrice for konsollen er følgende<br />
[ K ]<br />
⎡K1;1 ⋅ ⋅ K1;12<br />
⎤<br />
⎢<br />
⋅ ⋅<br />
⎥<br />
= ⎢ ⎥<br />
⎢ ⋅ ⋅ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢⎣K12;1 K12;12<br />
⎥⎦<br />
Ved at betragte deleelement 2 på figur 38, er dennes globale frihedsgrader som vist på figur 39.<br />
V8<br />
V4<br />
V7<br />
V3<br />
2<br />
V10<br />
Figur 39: Element 2 med globale frihedsgrader.<br />
Ved at beregne den lokale stivhedsmatrice for delelement 2 ud fra ovenstående teori fås følgende:<br />
V9<br />
V12<br />
V11
G CST- og LST-elementopbygning Del III Numeriske modeller<br />
⎣ delelement 2 ⎦<br />
⎡ K K K K K K ⎤<br />
3;3<br />
⎢<br />
⎢<br />
K4;3 ⎢ K7;3 3;4<br />
K4;4 K7;4 3;7<br />
K4;7 K7;7 3;8<br />
K4;8 K7;8 3;9<br />
K4;9 K7;9 3;10<br />
K<br />
⎥<br />
4;10 ⎥<br />
K ⎥ 7;10<br />
⎢ K8;3 ⎢ K9;3 ⎢<br />
⎢K10;3 K8;4 K9;4 K10;4 K8;7 K9;7 K10;7 K8;8 K9;8 K10;8 K8;9 K9;9 K10;9 K8;10<br />
⎥<br />
K ⎥<br />
9;10<br />
⎥<br />
K10;10<br />
⎥<br />
⎡k⎤ = ⎢ ⎥<br />
⎣ ⎦<br />
Den lokale stivhedsmatrices indgange indføres i den globale stivhedshedsmatrice ved addering, da<br />
der er forudsat lineær elasticitet, hvor superpositionsprincippet gælder, hvorfor indgangene fra den<br />
lokale stivhedsmatrice placeres som følger:<br />
[ K ]<br />
⎡⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅⎤<br />
⎢<br />
⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅<br />
⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢⋅ ⋅ + K + K ⋅ ⋅ + K + K + K + K ⋅ ⋅⎥<br />
3;3 3;4 3;7 3;8 3;9 3;10<br />
⎢ ⎥<br />
⎢⋅ ⋅ + K4;3 + K4;4⋅ ⋅ + K4;7 + K4;8+ K4;9+ K4;10⋅<br />
⋅⎥<br />
⎢⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅⎥<br />
=<br />
⎢⋅ ⋅ + K + K ⋅ ⋅ + K + K + K + K ⋅ ⋅⎥<br />
7;3 7;4 7;7 7;8 7;9 7;10<br />
⎢ ⎥<br />
⎢⋅ ⋅ + K8;3 + K8;4⋅ ⋅ + K8;7 + K8;8 + K8;9 + K8;10⋅<br />
⋅⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢<br />
⋅ ⋅ + K9;3 + K9;4⋅ ⋅ + K9;7 + K9;8+ K9;9+ K9;10⋅<br />
⋅<br />
⎥<br />
⎢⋅ ⋅ + K10;3 + K10;4 ⋅ ⋅ + K10;7 + K10;8 + K10;9+ K ⎥<br />
10;10 ⋅ ⋅<br />
⎢ ⎥<br />
⎢⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅⎥<br />
⎢<br />
⎣⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅⎥<br />
⎦<br />
G.1.6 Matriceligningen til bestemmelse af flytningerne<br />
Ved opstilling af elementmetoden er det muligt at bestemme flytningerne ud fra en given belastning,<br />
hvilket er givet ved matriceligningen (G.11), som er udledt i bilag F<br />
hvor<br />
{ f } er lastvektoren der virker på konsollen i knuderne<br />
[ K ] er den global stivhedsmatrice<br />
{ }<br />
V er den globale frihedsgradsvektor<br />
[Byskov 2002, p386]<br />
{ f } = [ K] ⋅ { V}<br />
(G.11)<br />
Lastvektoren for et CST-element opbygges således, at linielasten fra konsollen fordeles gennemsnitlig<br />
ud på hver knude ved konsollens overflade som vist i bilag G.4. Flytningsvektoren bestemmes ud<br />
fra konsollens randbetingelser således, at frihedsgraderne ved indspændingen sættes lig nul. Ved<br />
løsning af ligningssystemet bestemmes flytningerne af samtlige frihedsgrader i systemet, som så kan<br />
anvendes til at finde de tilhørende spændinger og tøjninger.<br />
G.1.7 Indsættelse af randbetingelser<br />
For at tage højde for de kinematiske randbetingelser, svarende til at frihedsgraderne i understøtningerne<br />
har flytninger lig nul, skal [K] {V} og {f} modificeres. Dette kan gøres ved helt at slette de<br />
63
Del III Numeriske modeller G CST- og LST-elementopbygning<br />
rækker og søjler som svarer til en randbetingelse lig nul samtidig med at de slettes i {V} og {f}. Herved<br />
mistes informationen omkring hvilke frihedsgrader der har flytning lig nul. En anden modificering<br />
hvor informationen og flytninger lig nul bevares er i det følgende gennemgået.<br />
Modificeringen bygger på, at en matriceligning skal have alle indgange i {V} som variable og alle<br />
andre indgange som konstanter, før denne kan løses ved traditionelle metoder. Fastholdelsen af visse<br />
frihedsgrader i {V} kan derfor sikres ved at ændre indgange i [K] og {f}. Princippet i modificeringen<br />
er, at hvis frihedsgrad Vi skal være fastholdt, sættes alle værdier i søjle i og række i i [K] lig nul,<br />
bortset fra indgang Kii som sættes lig 1. Samtidig sættes fi lig nul. Princippet er vist i (G.12) for i = 3.<br />
64<br />
⎡K11K12 K13 K14⎤ ⎡V1⎤ ⎡ f ⎤ 1 ⎡K11 K12 0 K14⎤ ⎡V1⎤ ⎡f⎤ 1<br />
⎢<br />
K21 K22 K23K ⎥ ⎢<br />
24 V<br />
⎥ ⎢ ⎥ ⎢<br />
2 f K 2 21 K22 0 K<br />
⎥ ⎢<br />
24 V<br />
⎥ ⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥ 2 f2<br />
⋅ ⎢ ⎥ = ⎢ ⎥→⎢ ⎥⋅ ⎢ ⎥ = ⎢ ⎥<br />
⎢K K K K ⎥ ⎢0⎥ ⎢ f ⎥ ⎢ 0 0 1 0 ⎥ ⎢V⎥ ⎢0⎥ 31 32 33 34 3<br />
3<br />
⎢ ⎥ ⎢ ⎥ ⎢ ⎥ ⎢ ⎥ ⎢ ⎥ ⎢ ⎥<br />
⎣K41 K42 K43K44⎦ ⎣V4⎦ ⎢⎣ f K 4⎥⎦ ⎣ 41 K42 0 K44⎦ ⎣V4⎦ ⎢⎣f4⎥⎦ (G.12)<br />
Det ses i (G.12), at ved modificeringen giver V3 intet bidrag til ligningerne forskellig fra række i.<br />
Samtidig giver ligningen for række i V3 = 0, hvilket er det ønskede. Ved at modificere [K] og { f }<br />
som vist i (G.12), sikres det dermed, at de kinematiske randbetingelser er overholdt, samtidig med at<br />
matriceligningen har alle indgange i {V} som variable og indgange i [K] og { f } som konstanter.<br />
G.2 OPSTILLING AF MATERIALESTIVHEDSMATRICEN<br />
Den konstitutive betingelse i form af Hookes lov skal omskrives fra den oprindelige form med indeksnotation<br />
til matriceform, så den kan anvendes i elementmetoden. Dette projekt omhandler en<br />
konsol alene udsat for membranpåvirkning svarende til plan spændingstilstand. Hermed kan den<br />
konstitutive betingelse for konsollen skrives på formen<br />
hvor<br />
N er kraftvektoren<br />
D er materialestivhedsmatricen<br />
ε er tøjningsvektoren<br />
[Byskov 2002, p190]<br />
{ N} = [ D]{<br />
ε}<br />
N = D ε<br />
i ij j<br />
(G.13)<br />
For at bestemme indgangene i [D] tages der udgangspunkt i plan spændingstilstand for isotropt materiale,<br />
da tykkelsen af konsollen antages lille i forhold til andre dimensioner. I hovedrapport kapitel<br />
11 er der foretaget en nærmere analyse af, hvor god antagelsen om isotrope egenskaber er. Hermed<br />
bliver Hookes lov angivet ved følgende:<br />
E ⎛ ν ⎞<br />
σαβ= ⎜εαβ + εγγδαβ⎟ 1+<br />
ν ⎝ 1−ν<br />
⎠<br />
σ3<br />
j ≡ 0<br />
hvor<br />
σ er spændingerne i planen<br />
ε er tøjningerne i planen<br />
E er elasticitetsmodulen<br />
ν er Poissons forhold<br />
(G.14)
G CST- og LST-elementopbygning Del III Numeriske modeller<br />
δ er Kroneckers delta<br />
[Byskov 2002, p99]<br />
Det ses af (G.14), at samtlige spændinger i x3-retningen er sat lig nul, svarende til plan spændingstilstand.<br />
Det er ved (G.14) nu muligt at udregne spændingerne hver for sig. Da spændingstensoren altid er<br />
symmetrisk, er der kun tre forskellige indgange i σαβ, som bestemmes til følgende<br />
E ⎛ ν<br />
⎞<br />
σ11 = ⎜ε11 + ( ε11 + ε22)<br />
⎟<br />
1+<br />
ν ⎝ 1−ν<br />
⎠<br />
E<br />
σ11 = 2 ( ε11 + νε22)<br />
1−ν<br />
E ⎛ ν<br />
⎞<br />
σ22 = ⎜ε22+ ( ε11 + ε22<br />
) ⎟<br />
1+<br />
ν ⎝ 1−ν<br />
⎠<br />
E<br />
σ22 = 2 ( νε11 + ε22)<br />
1−ν<br />
E<br />
σ12 = ε12<br />
1+<br />
ν<br />
E<br />
σ = (1 − ν) ε<br />
1−ν<br />
12 2<br />
12<br />
Den 2. ordens spændingstensor σαβ opstilles på vektorform. Da σ12 = σ21 defineres denne som<br />
⎡σ ⎤ ⎡σ ⎤<br />
⎡σ σ ⎤ ⎢ ⎥ ⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥ ⎢ ⎥ ⎢ ⎥<br />
⎢⎣ ⎥⎦ ⎢⎣ ⎥⎦<br />
1 11<br />
11<br />
σαβ =<br />
⎣σ21 12<br />
→ σi= σ22⎦<br />
σ2 σ3 ≡ σ22<br />
σ12<br />
(G.15)<br />
(G.16)<br />
For at kunne opstille den tilsvarende 2. ordens tøjningstensor εαβ på vektorform skal det sikres, at<br />
tøjning og spænding stadig er arbejdskonjugerede, således at det virtuelle arbejde stadig er gældende.<br />
Dette betegnes også som generaliserede spændinger og tøjninger. Dette krav kan udtrykkes ved<br />
følgende<br />
ε ⋅ σ = ε ⋅ σ<br />
(G.17)<br />
αβ αβ<br />
Ved at skrive (G.17) ud og anvende den definerede sammenhæng mellem σi og σαβ i (G.16) kan det<br />
ved at sammenligne venstre og højre side i (G.17) indses, at εi skal defineres på følgende måde<br />
i i<br />
⎡ε ⎤ ⎡ ε ⎤<br />
⎡ε ε ⎤ ⎢ ⎥ ⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥ ⎢ ⎥ ⎢ ⎥<br />
⎢⎣ ⎥⎦ ⎢⎣ ⎥⎦<br />
1 11<br />
11<br />
εαβ =<br />
⎣ε21 12<br />
→ εi= ε22⎦<br />
ε2 ε3 ≡ ε22<br />
2ε12<br />
(G.18)<br />
Med definitionerne (G.16) og (G.18) kan de konstitutive betingelser i (G.15) omskrives til følgende<br />
65
Del III Numeriske modeller G CST- og LST-elementopbygning<br />
66<br />
E<br />
σ1= 2 ( ε1 + νε2)<br />
1−ν<br />
E<br />
σ2= 2 ( νε1 + ε2)<br />
1−ν<br />
E 1<br />
σ3 = (1 − ν) ε<br />
2<br />
3<br />
1−ν2 (G.19)<br />
Den konstitutive betingelse, som angivet i (G.13), kan opskrives på matriceform ved at betragte<br />
(G.19). Her skal der multipliceres med tykkelsen af skiven, da det er kraften og ikke spændingen, der<br />
er angivet i (G.13). Dermed bliver [D] følgende<br />
⎡1 Et ⎢<br />
[ D]<br />
= ν 2<br />
1−ν<br />
⎢<br />
⎢<br />
⎣0 ν<br />
1<br />
0<br />
0 ⎤<br />
⎥<br />
0<br />
⎥<br />
1<br />
2 ( 1−ν)<br />
⎥<br />
⎦<br />
hvor<br />
t er tykkelsen af skiven<br />
[Byskov 2002, p192]<br />
G.3 OPBYGNING AF LST-MODEL<br />
(G.20)<br />
Dette afsnit omhandler opbygningen af LST-modellen for projektkonsollen. Forskellen fra CSTmodellen<br />
er, at der for LST-modellen er indført yderligere 6 frihedsgrader som vist for delelementet<br />
på figur 40.<br />
x2<br />
v4<br />
v8<br />
v2<br />
v7<br />
v1<br />
v3<br />
v12<br />
v10<br />
v11<br />
Figur 40: Frihedsgrader for LST-modellen.<br />
Flytningsfeltet skal være entydigt bestemt ud fra flytningerne af frihedsgraderne for at undgå overlapning<br />
af naboelementer. Dette betyder, at elementet får et flytningsfelt beskrevet ved 2. ordens<br />
polynomier af x1 og x2. For en enhedsflytning af frihedsgrad 6, hvor alle andre frihedsgrader sættes<br />
lig nul, vil udbøjningsfiguren på figur 41 være gældende. Det bemærkes, at den stiplede linie mellem<br />
knude 5 og 6 er udeformeret.<br />
v9<br />
v6<br />
v5<br />
x1
G CST- og LST-elementopbygning Del III Numeriske modeller<br />
v4<br />
v8<br />
v2<br />
2<br />
4<br />
1<br />
v3<br />
v7<br />
v1<br />
v12<br />
v10<br />
5<br />
6<br />
v9<br />
v11<br />
Figur 41: Enhedsflytning for frihedsgrad 6.<br />
G.3.1 Flytningsinterpolationsmatrice [N]<br />
Som for CST-modellen skal der ligeledes for LST-modellen bestemmes indgangene i [N] ved enkeltvis<br />
at opstille en forskrift for flytningstilstanden for hvert tilfælde som så bliver lig den respektive<br />
indgang i [N]. Flytningstilstanden er beskrevet på samme form som i (G.21), hvor flytningstilstanden<br />
i figur 41 er opskrevet.<br />
( , )<br />
N26 x1x2= C⋅l12 ⋅ l56<br />
(G.21)<br />
hvor<br />
C er en konstant [-]<br />
l 12 er ligningen for linien mellem knude 1 og 2 sat lig nul<br />
l 56 er ligningen for linien mellem knude 5 og 6 sat lig nul<br />
Ved samme procedure som ved CST-modellen findes for LST-modellen forskriften for de to ude-<br />
N x , x fås<br />
formerede liniestykker, hvorefter konstanten C beregnes. Ved beregning af ( )<br />
b ( )<br />
2<br />
2 ⋅N ⋅x1⋅ x1<br />
− 2⋅N<br />
26 ( 1, 2 ) =<br />
2<br />
N x x<br />
Ved at betragte figur 41 ses at følgende er gældende<br />
b<br />
3<br />
v6<br />
v5<br />
26 1 2<br />
N = N , N = N , N = N , N = N , N = N , N = N<br />
11 22 13 24 15 26 17 28 19 2;10 1;11 2;12<br />
De resterende indgange er lig nul. Ved at beregne indgangene i flytningsinterpolationsmatricen [N]<br />
ud fra samme form som (G.21) fås følgende<br />
67
Del III Numeriske modeller G CST- og LST-elementopbygning<br />
68<br />
2 ⎛ a ⎞⎛ a ⎞<br />
2 ⋅N ⋅⎜x2 − ⎟⎜x2 − ⎟<br />
N<br />
2<br />
11 = N22<br />
=<br />
⎝ N ⎠⎝ N ⎠<br />
2<br />
a<br />
N ⋅(2ax1⋅ N + ab-2 ⋅bx2 ⋅N)(<br />
ax1 - bx2)<br />
N13 = N24=<br />
2 2<br />
( a ⋅b<br />
)<br />
b ( )<br />
2<br />
2 ⋅N ⋅x1⋅ x1<br />
− 2N<br />
15 = 26 =<br />
2<br />
N N<br />
b<br />
4 ⋅N ax1 −bx2 −x2 ⋅ N + a<br />
N17 = N28=−<br />
2<br />
ba<br />
4 ⋅N ⋅x1( −x2 ⋅ N + a)<br />
N19 = N2;10<br />
=<br />
ab<br />
( )( )<br />
( )<br />
2<br />
4 ⋅N⋅x1⋅ ax1 −bx2<br />
1;11 = 2;12 =−<br />
2<br />
N N<br />
G.3.2 Tøjningsfordelingsmatricen [B]<br />
ab<br />
Til beregningen af tøjningsfordelingsmatricen [B] anvendes (G.8). Ved differentiation af flytningsinterpolationsmatricen<br />
fås tøjningsfordelingsmatricen [B], jf. (G.22).<br />
B<br />
T<br />
( 4 − 3 )<br />
⎡ N Nx2a ⎤<br />
⎢ 0 0<br />
2 ⎥<br />
⎢<br />
a<br />
⎥<br />
⎢ N( 4Nx2−3a) ⎥<br />
⎢ 0 0<br />
2<br />
⎥<br />
⎢<br />
a<br />
⎥<br />
⎢N( 4Nax1 − 4Nbx2 + ab) N ( − 4Nax1 + 4bNx2<br />
−ab)<br />
⎥<br />
⎢ 0<br />
2 2 ⎥<br />
⎢<br />
ab a b<br />
⎥<br />
⎢ N ( − 4Nax1 + 4Nbx2 −ab) N ( 4Nax1 − 4bNx2<br />
+ ab)<br />
⎥<br />
⎢ 0<br />
2 2 ⎥<br />
⎢<br />
ab ab<br />
⎥<br />
⎢ N( 4Nx1−b)<br />
⎥<br />
⎢ 0 0<br />
2<br />
⎥<br />
⎢<br />
b<br />
⎥<br />
⎢ N( 4Nx1−b)<br />
⎥<br />
⎢ 0 0<br />
2 ⎥<br />
b<br />
= ⎢ ⎥<br />
⎢ 4N( Nx2−a) 4N( − 2bNx2<br />
+ ab+ Nax1)<br />
⎥<br />
⎢ 0<br />
2 ⎥<br />
⎢<br />
ab a b<br />
⎥<br />
⎢ 4N( − 2Nbx2 + ab + Nax1) 4N(<br />
Nx2 −a)<br />
⎥<br />
⎢ 0<br />
2<br />
⎥<br />
⎢<br />
ab ab<br />
⎥<br />
2<br />
⎢ 4N( − Nx2+ a) 4N<br />
x ⎥<br />
1<br />
⎢ 0<br />
−<br />
⎥<br />
⎢<br />
ab<br />
ab<br />
⎥<br />
2<br />
⎢ 4N<br />
x<br />
4N<br />
1<br />
( − Nx2+ a)<br />
⎥<br />
⎢ 0<br />
−<br />
⎥<br />
⎢<br />
ab ab<br />
⎥<br />
2 2<br />
⎢ 4N ( − 2ax1 + bx2) 4N<br />
x ⎥(G.22)<br />
1<br />
⎢ 0<br />
2<br />
⎥<br />
⎢ ab ab ⎥<br />
2<br />
2<br />
⎢ 4N<br />
x<br />
4N 1<br />
( − 2ax1<br />
+ bx2)<br />
⎥<br />
⎢ 0<br />
2 ⎥<br />
⎣ ab ab ⎦<br />
Som det ses, afhænger tøjningsfordelingsmatricen af x1 og x2 i 1. orden, hvorfor denne metode kaldes<br />
Linear Strain Triangle. Den lokale stivhedsmatrix for LST-elementet bestemmes ved (G.1).
G CST- og LST-elementopbygning Del III Numeriske modeller<br />
T<br />
Da matricen [ B] [ D][ B ] afhænger af x1 og x2 skal fladeintegralet løses ved først at integrere over x2<br />
som det indre integral og dernæst over x1 som det ydre integral. Ved at betragte figur 40 ses det, at<br />
når der integreres over trekanten, skal den nedre grænse for x2 være en funktion af x1. Dermed kan<br />
fladeintegralet (G.1) for LST-modellen opstilles som<br />
[ ]<br />
T<br />
k = [ B] [ D][ B] dA<br />
[ ]<br />
∫<br />
A<br />
b a<br />
N N<br />
∫∫<br />
T<br />
k = [ B] [ D][ B] dx dx<br />
0 xa 1<br />
b<br />
2 1<br />
(G.23)<br />
Udregning af [k] ved (G.23) er foretaget i maple, fil vedlagt på cd-rom som kned.mw. Da [k] er en<br />
12x12 matrice er den i det følgende delt i 4 delmatricer for at lette overskueligheden, jf. (G.24) -<br />
(G.28).<br />
[ k1] [ k2]<br />
[ k ] [ k ]<br />
⎡ ⎤<br />
[ k]<br />
= ⎢ ⎥<br />
⎣ 3 4 ⎦<br />
⎡ 3b b<br />
−1<br />
1 ⎤<br />
⎢ 0 0<br />
4( ν + 1) a 4( ν + 1) a<br />
4( ν + 1) 4( ν + 1)<br />
⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ −3b ν −b −ν<br />
⎥<br />
⎢ 0 0<br />
2 ( ) ( 2) 2 ( ) ( 2)<br />
⎥<br />
⎢ 2 − 1+ ν a 2 − 1+ ν 2 − 1+<br />
ν a 2 − 1+<br />
ν<br />
⎥<br />
⎢ 2 2 2<br />
⎥<br />
⎢ b ν − 32 ( a + b −bν) 3 −a −1<br />
⎥<br />
⎢ ( ) ( 2 )<br />
2 ( ) ( ) 2<br />
4 1 2 1 4 1 4 1 2 ( 1 ) 4( 1)<br />
Et ν + a − + ν b − + ν a − + ν b − + ν ν +<br />
⎥<br />
k1<br />
=<br />
⎢ ⎥<br />
2 2 2<br />
3 ⎢<br />
1 b 3 3( − a + aν−2b ⎥<br />
⎢ − −<br />
) ν<br />
a ⎥<br />
⎢ ( ) 2 ( ) ( )<br />
2 ( ) ( 2<br />
4 ν + 1 2 − 1+ ν a 4 − 1+ ν 4b − 1+ ν a 2 − 1+<br />
ν ) 4( ν + 1)<br />
b⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ −ν −a<br />
ν<br />
−3a<br />
⎥<br />
⎢ 0<br />
0<br />
( 2 ) 2<br />
2 − 1+ ν 2b( − 1+<br />
ν ) 2( 2<br />
− 1+<br />
ν ) 2<br />
⎥<br />
⎢ 2b( − 1+<br />
ν ) ⎥<br />
⎢<br />
1 1 a 3a<br />
⎥<br />
⎢<br />
−<br />
0 0<br />
⎥<br />
⎣⎢ 4( ν + 1) 4( ν + 1) 4( ν + 1) b 4( ν + 1)<br />
b⎥⎦<br />
⎡ −b1 −1<br />
⎤<br />
⎢ 0 0 0<br />
( ν + 1) a ( ν + 1) ( ν + 1)<br />
⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ −2ν<br />
2b2ν ⎥<br />
⎢ 0 0 0<br />
( 2) 2 ( ) ( 2)<br />
⎥<br />
⎢ − 1+ ν − 1 + ν a − 1+<br />
ν<br />
⎥<br />
⎢<br />
b 2ν2a 1<br />
⎥<br />
⎢<br />
− −<br />
0 0<br />
⎥<br />
( ) ( 2 ) 2<br />
Et ⎢ ν + 1 a − 1 + ν<br />
b(<br />
− 1 + ν ) ( ν + 1)<br />
⎥<br />
k2<br />
= ⎢ ⎥<br />
3 ⎢ 1 2b −2ν−a ⎥<br />
⎢ 0 0<br />
( ) 2 ( ) ( 2<br />
ν + 1 1 ν a<br />
1 ν ) ( ν + 1)<br />
b<br />
⎥<br />
⎢<br />
− + − +<br />
⎥<br />
⎢ 2ν 2a−2ν ⎥<br />
⎢ 0 0 0<br />
⎥<br />
( 2) 2 ( ) ( 2<br />
⎢ − 1+ ν b − 1 + ν − 1+<br />
ν ) ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ −1 1 −a<br />
0 0 0<br />
⎥<br />
⎢ ( ν + 1) ( ν + 1) ( ν + 1)<br />
b ⎥<br />
⎣ ⎦<br />
⎡ −b −2ν−b 1<br />
⎤<br />
⎢<br />
0 0<br />
( ) ( 2<br />
ν + 1 a − 1 + ν ) ( ν + 1) a ( ν + 1)<br />
⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ 1 2b −2ν<br />
2b<br />
⎥<br />
⎢ 0 0<br />
( ) 2 ( ) ( 2 ) 2<br />
⎥<br />
⎢ ν + 1 − 1+ ν a − 1 + ν ( − 1+<br />
ν ) a<br />
⎥<br />
⎢<br />
2ν1 ⎥<br />
⎢<br />
−<br />
0 0 0 0<br />
⎥<br />
( 2<br />
Et ⎢ − 1 + ν ) ( ν + 1)<br />
⎥<br />
k3<br />
=<br />
3<br />
⎢<br />
1 2ν<br />
⎥<br />
⎢<br />
−<br />
0 0 0 0 ⎥<br />
( ) ( 2<br />
⎢ ν + 1 − 1 + ν ) ⎥<br />
⎢<br />
2a 2ν2a 1<br />
⎥<br />
⎢<br />
−<br />
0 0<br />
⎥<br />
2 ( ) ( 2 ) 2<br />
⎢ b − 1+ ν − 1 + ν b(<br />
− 1+<br />
ν ) ( ν + 1)<br />
⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ 1 −a −2ν−a ⎥<br />
⎢ 0 0<br />
( ) ( ) ( 2<br />
ν + 1 ν + 1 b − 1 + ν ) ( ν + 1)<br />
b<br />
⎥<br />
⎣ ⎦<br />
(G.24)<br />
(G.25)<br />
(G.26)<br />
(G.27)<br />
69
Del III Numeriske modeller G CST- og LST-elementopbygning<br />
70<br />
2 2 2<br />
( a b bν) 2<br />
b( − 1+ ν ) a ( − 1+ ν) a<br />
2<br />
b(<br />
− 1+<br />
ν ) ( − 1+ ν) 0<br />
( − 1+<br />
ν)<br />
1<br />
( − 1+ ν) 2 2 2<br />
2( − a + aν−2b )<br />
2<br />
b( − 1+<br />
ν ) a<br />
−1 ( − 1+ ν) −2a<br />
( ν + 1) b<br />
1<br />
( − 1+<br />
ν)<br />
0<br />
4a−1 2 2 2<br />
− 22 ( a + b −bν)<br />
1 −2b−1 2<br />
b( − 1+ ν )<br />
−1 ( − 1+ ν) −2a 2<br />
b( − 1+<br />
ν ) a<br />
1<br />
( − 1+ ν) 2 2 ( − a + aν− 2<br />
b )<br />
( ν + 1) a<br />
−1<br />
( − 1+<br />
ν)<br />
4b<br />
(G.28)<br />
( − 1+ ν) ( ν + 1) b ( − 1+ ν) 2<br />
b( − 1+ ν ) a ( − 1+<br />
ν)<br />
2 ( − 1+<br />
ν ) a<br />
0<br />
1<br />
( − 1 + ν) −2b ( ν + 1) a<br />
−1<br />
( − 1+ ν) 2 2 2<br />
− 22 ( a + b −bν)<br />
2<br />
b( − 1 + ν ) a<br />
1<br />
( − 1+<br />
ν)<br />
1<br />
( − 1+ ν) 0<br />
−1<br />
( − 1+ ν) 4b 2 ( − 1+ ν ) a<br />
1<br />
( − 1+<br />
ν)<br />
2 2 2<br />
2( − a + aν−2b )<br />
2<br />
b( − 1+<br />
ν ) a<br />
⎡− 22 + − 1 4 −1<br />
1 ⎤<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
Et<br />
k4<br />
= ⎢ ⎥<br />
3 ⎢<br />
2 2<br />
⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎢ ⎥<br />
⎣⎢ ⎥⎦<br />
Analogt med CST-modellen, afsnit G.1.5, indføres de lokale stivhedsmatricer i den globale stivhedsmatrix,<br />
og matrixligningen løses herefter. Resultatet af elementmetodeanalysen med LSTelementer<br />
ses i hovedrapport afsnit 7.1.3.<br />
G.4 LASTFORDELING PÅ KNUDER<br />
I dette afsnit bestemmes, hvorledes linielasten skal fordeles ud på knuderne i elementmetoden for<br />
CST-og LST-elementer. Problematikken er, at en linielast virker over en hel flade, og ved elementmetoden<br />
er det kun muligt at påføre konstruktionen laster i knudepunkter. Derfor bliver der i dette<br />
afsnit opstillet en fordeling af de punktlaster, der er ækvivalente med den linielast, som konsollen er<br />
belastet med.<br />
Der anvendes virtuelle flytningers princip, hvor det virtuelle arbejde ved punktbelastning skal være<br />
ækvivalent med den påførte linielast. Dette kan udtrykkes ved følgende relation<br />
T<br />
T<br />
∫ { δu} { w} dl = { δv}<br />
{ f}<br />
l<br />
(G.29)<br />
hvor<br />
{δu} er flytningsvektoren for den virtuelle flytningstilstand [mm]<br />
{ }<br />
N<br />
w er lastvektoren for linielasten [ mm ]<br />
{δv} er flytningerne i knudepunkternes frihedsgrader [mm]<br />
{ f } er lastvektoren for lasten i knudepunkternes frihedsgrader [N]<br />
[Williams & Todd 2000, p298]<br />
Det ses, at der i venstresiden af (G.29) skal integreres over liniestykket, da det her er en linielast,<br />
mens der ved det ækvivalente arbejde fordelt på knuderne på højresiden af (G.29) er tale om punktarbejder.<br />
I (G.29) kan den virtuelle flytningsvektor udtrykkes ved sammenhængen beskrevet i (G.2)<br />
{ δu} = [ N]{ δv}<br />
(G.30)<br />
hvor<br />
{ δ u}<br />
er den virtuelle flytningsvektor i x1 og x2 retningen<br />
[ N ] er flytningsinterpolationsmatricen<br />
{ δ v}<br />
er den virtuelle frihedsgradsvektor<br />
[Byskov 2002, p378]<br />
Hermed kan (G.29) ved anvendelse af (G.30) omskrives til følgende
G CST- og LST-elementopbygning Del III Numeriske modeller<br />
∫l<br />
∫l<br />
∫l<br />
T<br />
T<br />
{ δu} { w} dl = { δv}<br />
{ f}<br />
( )<br />
T T<br />
[ N]{ δv} { w} dl = { δv}<br />
{ f}<br />
T<br />
T T<br />
{ δv} [ N] { w} dl = { δv}<br />
{ f}<br />
∫l<br />
T<br />
T T<br />
{ δv} [ N] { w} dl = { δv}<br />
{ f}<br />
(G.31)<br />
Her er anvendt, at den transponerede af et matrixprodukt er lig de enkelte matricer transponeret og i<br />
omvendt rækkefølge. Desuden sættes {δv} udenfor integralet, da det ikke afhænger af længdekoordinaten.<br />
Det ses af (G.31), at da {δv} skal kunne vælges vilkårligt, kan sammenhængen forkortes til<br />
T<br />
[ N] { w} dl { f}<br />
= ∫ (G.32)<br />
l<br />
Dermed kan lastvektoren for lasten i knudepunkterne { f } findes ved (G.32), hvor [N] og { w } er<br />
kendte.<br />
G.4.1 Fordeling af linielast for CST-element<br />
Både ved opbygning af konsollen med CST-elementer og LST-elementer er de eneste elementer, der<br />
bliver belastet, de elementer som har vandret overside svarende til element nr. 2 og 4, jf. figur 42.<br />
x2<br />
x1<br />
2 4<br />
3<br />
1<br />
Figur 42: Konsol inddelt i elementer og påsat linielast.<br />
Idet der ikke er last i x1-aksens retning kan lastvektoren for linielasten hermed opskrives til<br />
hvor<br />
p<br />
⎡0⎤ { w}<br />
= ⎢<br />
p<br />
⎥<br />
⎣ ⎦<br />
N<br />
p er linielasten som defineret i figur 42 [ mm ]<br />
Det ses af værdien af { }<br />
w , at de eneste indgange i [N] der giver værdier, er indgangene N2i, da indgangene<br />
N1i skal multipliceres med 0 fra { }<br />
w . Derudover er det for CST-elementerne kun indgangene<br />
svarende til frihedsgrad 4 og 6, der skal medtages, da der ikke er last ved frihedsgrad 2, jf. figur<br />
36. Indgangene i [N] afhænger både af x1 og x2, og da det er flytninger i oversiden af elementet, der<br />
71
Del III Numeriske modeller G CST- og LST-elementopbygning<br />
skal anvendes, sættes x2 = a . Dermed bliver [N] forkortet til følgende, når der betragtes CST-<br />
N<br />
elementer.<br />
72<br />
[ ]<br />
[ N] = N N<br />
24 26<br />
⎡ ⎛ a ⎞⎤<br />
⎡−N⋅ x1 + b N⋅x1⎤ ⎢N⎜x2= ⎟ =<br />
⎣ ⎝ N⎠ ⎥<br />
⎦ ⎣⎢b b ⎦⎥<br />
Ved indsættelse i (G.32) udregnes de indgange i lastvektoren for et CST-element forskellig fra nul til<br />
f<br />
b<br />
N<br />
⎡−N⋅ x1 + b<br />
= ∫ ⎢⎣ b 0<br />
T<br />
N⋅x1⎤ ⋅ p⋅dx1 b ⎥⎦<br />
{ }<br />
⎡1b⋅p⎤ ⎢2N⎥ { f } = ⎢ ⎥<br />
⎢1b⋅p⎥ ⎢⎣2N⎥⎦ Det ses, at lastfordelingen er ligeligt fordelt mellem knuderne for et CST-element. Lasten på knuderne<br />
er vist til venstre i figur 43.<br />
11 = f21<br />
= f11<br />
= f21<br />
f<br />
v4<br />
v2<br />
1 b⋅p 2 N<br />
v3<br />
v1<br />
1<br />
1 b⋅p 2 N<br />
v6<br />
v5<br />
v4<br />
v2<br />
v1<br />
1 b⋅p 6 N<br />
v3<br />
v8<br />
v7<br />
1<br />
2 b⋅p =<br />
3 N<br />
Figur 43: Lastfordeling på knuderne for et CST-element til venstre og for et LST-element til højre.<br />
G.4.2 Fordeling af linielast for LST-element<br />
v12<br />
v<br />
v<br />
11<br />
10<br />
v9<br />
f<br />
31<br />
1 b⋅p =<br />
6 N<br />
Fremgangsmåden til bestemmelse af lastfordelingen på knuderne for et LST-element er helt analogt<br />
til bestemmelsen for et CST-element. Da det af (G.32) ses, at fordelingen afhænger af [N], der er<br />
forskellig for CST- og LST-elementerne, vil lastfordelingen være anderledes. For et LST-element<br />
bliver indgangene, der skal anvendes i [N] ved betragtning af figur 40 dermed følgende<br />
[ N] = [ N N N ]<br />
24 2−12 26<br />
⎡ ⎛ a ⎞⎤<br />
⎡( −2 x1⋅ N + b) ⋅( −x1⋅ N + b) 4 N⋅x1( −x1⋅ N + b) −N⋅x1⋅( −2 x1⋅ N + b)<br />
⎤<br />
⎢N⎜x2= ⎟ =<br />
2 2 2<br />
⎣ ⎝ N⎠ ⎥<br />
⎦ ⎣⎢ b b b ⎦⎥<br />
Ved indsættelse i (G.32) udregnes lastvektoren for et LST-element til<br />
v6<br />
v5
G CST- og LST-elementopbygning Del III Numeriske modeller<br />
b<br />
N<br />
⎡( −2 x1⋅ N + b) ⋅( −x1⋅ N + b) 4 N⋅x1( −x1⋅ N + b) −N⋅x1⋅( −2 x1⋅ N + b)<br />
⎤<br />
{ f } = ∫ ⎢ ⋅ p⋅dx 2 2 2<br />
⎣ b b b ⎥⎦<br />
0<br />
⎡1b⋅p⎤ ⎢6N⎥ ⎢ ⎥<br />
2 b⋅p { f } = ⎢ ⎥<br />
⎢3N⎥ ⎢ ⎥<br />
⎢1b⋅p⎥ ⎢⎣6N⎥⎦ Det ses, at lastfordelingen ikke længere er ligeligt fordelt mellem knuderne for et LST-element. I<br />
lastfordelingen skal der dog regnes med, at naboelementet ved samling af elementerne vil bidrage til<br />
lasten i hjørneknuderne og ikke i midterknuden, hvilket gør, at midterknuderne kun skal modelleres<br />
med dobbelt så stor punktlast, når elementet betragtes på konstruktionsniveau. Lasten på knuderne<br />
for et LST-element er vist til højre i figur 43.<br />
G.5 SPÆNDINGER I KONSOL BEREGNET UD FRA CST- OG LST-<br />
MODEL<br />
For at kunne beregne spændingerne i konsollen ved både CST- og LST modellen, skal de globale<br />
flytninger { }<br />
V for konsollens globale frihedsgrader beregnes ved at løse ligningssystem givet ved<br />
(G.11), fil vedlagt på cd-rom som CSTmassivkonsol.m og LSTmassivkonsol.m. For at beregne tøjningerne<br />
i hver enkelt delelement skal tøjningsfordelingsmaticerne benyttes.<br />
Ved at multiplicere tøjningsfordelingsmatricen med de globale flytninger der svarer til tøjningsfordelingsmaticens<br />
lokale frihedsgrader, findes tøjningerne til:<br />
[Byskov 2002, p400]<br />
{ ( xα ) } [ B]{ V}<br />
ε = (G.33)<br />
Det bemærkes, at tøjningsfordelingsmatricen for CST-modellen ikke afhænger af x 1 og x 2 . For<br />
LST-modellen er tøjningsfordelingsmatricen afhængig af 1 x og x 2 . For elastiske skiver er de lineære<br />
konstitutive relationer er givet ved Hookes lov. Ved indsættelse af tøjningerne for de enkelte delelementer<br />
beregnes spændingerne ud fra<br />
[Byskov 2002, p191]<br />
1<br />
= (G.34)<br />
t<br />
{ σ( xα ) } [ D] { ε(<br />
xα<br />
) }<br />
Beregningerne for spændingerne er vedlagt på cd-rom som CSTmassivkonsol.m og LSTmassivkonsol.m.<br />
T<br />
1<br />
73
H Eliminering af indre frihedsgrader Del III Numeriske modeller<br />
H ELIMINERING AF INDRE<br />
FRIHEDSGRADER<br />
Formålet med dette bilag er at gennemgå den teori, der ligger bag metoden omkring eliminering af<br />
indre frihedsgrader, som er benyttet i dette projekt til at opstille stivhedsmatricer for superelementer.<br />
Dette bilag er baseret på [Byskov 2002, pp401-406].<br />
H.1 POTENTIEL ENERGI<br />
Den potentielle energi af et system kan skrives som vist i afsnit F.1. For superelementet er den potentielle<br />
energi<br />
hvor<br />
1<br />
T T<br />
( {} ) {} [ ]{ } {} {}<br />
Π P er den potentielle energi<br />
{ v } er flytningerne for superelementets frihedsgrader<br />
[ k ] er superelementets stivhedsmatrice<br />
{ r } er lasten i superelementets frihedsgrader<br />
Π P v = v k v − v r<br />
(H.1)<br />
2<br />
Som det ses af (H.1) afhænger den potentielle energi for superelementet af samtlige frihedsgrader.<br />
Ved at eliminere de indre frihedsgrader kan der opskrives et nyt udtryk for den potentielle energi,<br />
udelukkende udtrykt ved de ydre frihedsgrader.<br />
Antallet af frihedsgrader kaldes i det følgende ndof. Da der er to frihedsgrader i hver knude for CSTelementerne,<br />
jf. afsnit G.1, ses antallet af frihedsgrader i henhold til figur 44, at være:<br />
hvor<br />
ndoftotal er det totale antal frihedsgrader<br />
ndofi er antallet af indre frihedsgrader<br />
ndofe er antallet af ydre frihedsgrader<br />
ndoftotal<br />
= 2⋅ 47= 94<br />
ndofi<br />
= 218 ⋅ = 36<br />
ndof = 2⋅ 29= 58<br />
e<br />
75
Del III Numeriske modeller H Eliminering af indre frihedsgrader<br />
76<br />
56<br />
58<br />
57<br />
59<br />
54<br />
55<br />
36<br />
38<br />
37<br />
39<br />
34<br />
35<br />
11<br />
12<br />
13<br />
14<br />
15<br />
16<br />
52<br />
53<br />
32<br />
33<br />
9<br />
10<br />
17<br />
18<br />
19 20<br />
21 22<br />
60<br />
40<br />
41<br />
61<br />
42<br />
43<br />
62<br />
63<br />
51<br />
30<br />
31<br />
7<br />
8<br />
6<br />
50<br />
5<br />
4<br />
29<br />
3<br />
2<br />
1<br />
23<br />
49<br />
28<br />
27<br />
26<br />
25<br />
24<br />
48<br />
47<br />
46<br />
Figur 44: Superelement B, med parametre<br />
n=2, m=3, jf. hovedrapport afsnit 8.1.<br />
H.2 ADSKILLELSE AF INDRE OG YDRE FRIHEDSGRADER<br />
Der defineres to transformationsmatricer [Ti] og [Te], som skiller henholdsvis de indre og de ydre<br />
frihedsgrader fra samtlige systemets frihedsgrader. Dermed kan flytningerne for de indre og ydre<br />
frihedsgrader defineres som<br />
hvor<br />
{ vi} = [ Ti]{ v}<br />
{ v} = [ T ]{} v<br />
e e<br />
{ v i}<br />
er flytningerne for systemets indre frihedsgrader<br />
[ T i]<br />
er transformationsmatricen for de indre frihedsgrader<br />
{ v e}<br />
er flytningerne for systemets ydre frihedsgrader<br />
[ T e]<br />
er transformationsmatricen for de ydre frihedsgrader<br />
45<br />
44<br />
(H.2)<br />
Som det ses af (H.2) får [Ti] og [Te] henholdsvis dimensionen ndofi× ndoftotal<br />
og ndofe× ndoftotal<br />
.<br />
De er nul-matricer med ét ettal i hver række, placeret efter hvilke frihedsgrader der er henholdsvis<br />
indre og ydre. Dermed kan flytningerne i alle frihedsgraderne for superelementet skrives som<br />
T T<br />
{} v [ T] { v} [ T ] { v}<br />
= + (H.3)<br />
i i e e<br />
Hvis (H.3) benyttes kan den potentielle energi (H.1) skrives som en funktion af de indre og ydre<br />
frihedsgraders flytninger.<br />
{<br />
T T<br />
T<br />
T<br />
} [ ] { [ ] { } [<br />
T<br />
] { }<br />
T<br />
{ [ Ti] { vi} T<br />
T<br />
[ Te] { ve } {} r<br />
1<br />
( { } , { } ) [ ] { } [ ] { }<br />
Π v v = T v + T v k T v + T v<br />
P i e 2 i i e e i i e e<br />
− +<br />
De følgende regneregler for matricer anvendes til omskrivning af (H.4).<br />
(H.4)
H Eliminering af indre frihedsgrader Del III Numeriske modeller<br />
hvor<br />
[A],[B],[C] er vilkårlig matricer<br />
[Lay 1996, p106]<br />
Ved hjælp af (H.5) omskrives (H.4).<br />
Der defineres følgende hjælpestørrelser<br />
Ved hjælp af (H.7) omskrives (H.6) til<br />
( [ A] + [ B] )[ C] = [ A][ C] + [ B][ C]<br />
T<br />
( [ A] + [ B] )<br />
T<br />
= [ A] T<br />
+ [ B]<br />
T<br />
( [ A][ B] )<br />
T T<br />
= [ B] [ A]<br />
{ }<br />
( { v} , { v} ) 1<br />
T<br />
2{<br />
{ v} [ T] T<br />
T<br />
{ v} [ T ] }[ k] [ T] { v} T<br />
[ T ] { v}<br />
T T<br />
− { vi} [ Ti] + { ve} [ Te] }{} r<br />
Π = + +<br />
P i e i i e e i i e e<br />
1<br />
2<br />
T T<br />
( { vi} [ Ti][ k][ Ti] { vi} T<br />
T<br />
{ vi} [ Ti][ k][ Te] { ve}<br />
T T<br />
{ ve} [ Te][ k][ Ti] { vi} T<br />
T<br />
{ ve} [ Te][ k][ Te] { ve})<br />
= +<br />
+ +<br />
T T<br />
{ v} [ T]{} r { v} [ T ]{} r<br />
− −<br />
i i e e<br />
T<br />
[ kii] ≡ [ Ti][ k][ Ti]<br />
T<br />
[ kie] ≡ [ Ti][ k][ Te]<br />
T<br />
[ kei] ≡ [ Te][ k][ Ti]<br />
T<br />
[ kee] ≡ [ Te][ k][ Te]<br />
[ ri] ≡ [ Ti]{} r<br />
[ r] ≡ [ T ]{} r<br />
e e<br />
T<br />
1<br />
T T T<br />
( { v} , { v} ) ( { v} [ k ]{ v} { v} [ k ]{ v} { v} [ k ]{ v} { v} [ k ]{ v})<br />
Π = + + +<br />
P i e 2 i ii i i ie e e ei i e ee e<br />
T T<br />
{ v} {} r { v}{} r<br />
− −<br />
i i e e<br />
H.3 VARIATION MED HENSYN TIL INDRE FRIHEDSGRADER<br />
(H.5)<br />
(H.6)<br />
(H.7)<br />
(H.8)<br />
Den potentielle energi for systemet er dermed i (H.8) opskrevet som funktion af de indre og ydre<br />
frihedsgraders flytninger. Da de indre frihedsgrader ikke deles med andre superelementer, kan disse<br />
frihedsgrader varieres uafhængigt for dette superelement, og derved elimineres.<br />
δΠ = ∀ δ<br />
(H.9)<br />
0<br />
{ } { v }<br />
v<br />
P i<br />
i<br />
Variationen kan som i bilag F beregnes ved først at substituere { v i}<br />
med { vi} { δ vi}<br />
+ ε .<br />
77
Del III Numeriske modeller H Eliminering af indre frihedsgrader<br />
78<br />
T T<br />
1<br />
( { v} ε{ δv} ) ⎡(<br />
{ v} ε{ δv} ) [ k ] ( { v} ε{ δv} ) ( { v} ε{<br />
δv}<br />
) [ k ]{ v}<br />
Π + =<br />
⎣<br />
+ + + +<br />
T T<br />
+ { ve} [ kei] ( { vi} + ε{<br />
δ vi} ) + { ve} [ kee]{ ve}<br />
⎤<br />
⎦<br />
− + −<br />
P i i 2 i i ii i i i i ie e<br />
Der differentieres med hensyn til ε .<br />
T T<br />
( { vi} ε{<br />
δ vi} ) {} ri { ve}{} re<br />
T T T T<br />
{ v} [ k ]{ v} { v} [ k ] ε{ δv} ε{ δv} [ k ]{ v} ε{ δv} [ k ] ε{<br />
δv}<br />
1 = ⎡<br />
2 ⎣<br />
+ + +<br />
+ + + +<br />
i ii i i ii i i ii i i ii i<br />
T<br />
{ vi} [ kie]{ ve} T<br />
ε{ δvi} [ kie]{ ve} T<br />
{ ve} [ kei]{ vi} T<br />
{ ve} [ kei] ε{<br />
δvi}<br />
T<br />
{ v} [ k ]{ v} ⎤<br />
T<br />
{ v} {} r<br />
T<br />
T<br />
ε { δ v} {} r − { v}{ r}<br />
+ − −<br />
⎦<br />
( { v} ε{<br />
δ v}<br />
)<br />
e ee e i i i<br />
i e e<br />
(H.10)<br />
∂Π P i +<br />
∂ε<br />
i 1 T T T<br />
= ⎡{<br />
v 2 i} [ kii]{ δvi} + { δvi} [ kii]{ vi} + 2ε{<br />
δvi} [ kii]{ δv<br />
⎣<br />
i}<br />
(H.11)<br />
T T<br />
+ { δvi} [ kie]{ ve} + { ve} [ kei]{ δvi} ⎤⎦<br />
T<br />
−{<br />
δvi}<br />
{} ri<br />
Da [k] er symmetrisk er [kii], [kie] og [kei] også symmetriske, og [kie] = [kei] jf. (H.7). Da hvert af<br />
ledene i (H.11) er skalarer, er det tilladeligt at transformere disse uden at værdien ændres, hvilket er<br />
gjort i (H.12).<br />
( { v} ε{<br />
δ v}<br />
)<br />
∂Π P i + i 1 ⎡<br />
2<br />
∂ε<br />
Der evalueres for ε = 0 .<br />
T<br />
T<br />
T T<br />
( { δvi} [ kii]{ vi} ) { δvi} [ kii]{ vi} 2ε{<br />
δvi} [ kii]{ δvi}<br />
= + +<br />
⎢⎣<br />
{ } [ ]{ } { } [ ]{ }<br />
T<br />
⎤<br />
( ) { } {}<br />
T T T<br />
i ie e i ei e i i<br />
+ δv k v + δv k v − δv<br />
r<br />
⎥⎦<br />
T T T T<br />
{ δv} [ k ]{ v} ε{<br />
δv} [ k ]{ δv} { δv} [ k ]{ v} { δv}<br />
{} r<br />
= + + −<br />
( { v} ε{<br />
δ v}<br />
)<br />
∂Π +<br />
P i i<br />
∂ε<br />
i ii i i ii i i ie e i i<br />
ε=<br />
0<br />
T T T<br />
{ δv} [ k ]{ v} { δv} [ k ]{ v} { δv}<br />
{} r<br />
= + −<br />
i ii i i ie e i i<br />
Variationen af den potentielle energi kræves, jf. (H.9) lig nul for alle værdier af i v δ .<br />
T T T<br />
{ δvi} [ kii]{ vi} + { δvi} [ kie]{ ve} − { δvi}<br />
{} ri<br />
= 0<br />
[ k ]{ v} + [ k ]{ v} − {} r = {} 0<br />
ii i ie e i<br />
(H.12)<br />
(H.13)<br />
(H.14)<br />
Da den potentielle energi P Π er negativ definit, det vil sige altid negativ, er [kii] også negativ definit<br />
jf. (H.1). Determinanten af [kii] vil dermed altid være negativ, hvorfor [kii] er ikke-singulær og kan<br />
inverteres, hvilket giver: [Lay 1996, p456]<br />
−1<br />
{ vi} [ kii] ( {} ri [ kie]{ ve}<br />
)<br />
= − (H.15)<br />
H.4 POTENTIEL ENERGI SOM FUNKTION AF YDRE FRIHEDSGRADER<br />
Udtrykket (H.15) indsættes i (H.8), hvorved den potentielle energi udtrykkes udelukkende som en<br />
funktion af { v e}<br />
. Symmetrien af skalarer, [kii], [kie] og [kei] udnyttes, og giver
H Eliminering af indre frihedsgrader Del III Numeriske modeller<br />
⎣(<br />
−1 T<br />
) [ ] ( [<br />
−1<br />
] ( {} [ ]{ } ) )<br />
−1 ( [ kii] ( {} ri T<br />
[ kie]{ ve} ) ) [ kie]{ ve} T<br />
−1<br />
{ ve} [ kei] ( [ kii] ( {} ri [ kie]{ ve}<br />
) )<br />
T<br />
{ ve} [ kee]{ ve} ⎤<br />
−1<br />
( [ kii] ( {} ri T<br />
[ kie]{ ve} ) ) {} ri T<br />
{ ve}{} re<br />
1 ( { } ) ⎡ [ ] ( {} [ ]{ } )<br />
Π v = k r − k v k k r − k v<br />
P e 2 ii i ie e ii ii i ie e<br />
+ − + −<br />
+ − − −<br />
⎦<br />
1<br />
T T<br />
−1 −1<br />
( { v} ) ( ( {} r { v} [ k ] )[ k 2<br />
] )[ k ] [ k ] ( {} r [ k ]{ v}<br />
)<br />
( )<br />
(<br />
−1<br />
( ) ) 1<br />
2 { } [ ]{ }<br />
Π = − −<br />
P e i e ie ii ii ii i ie e<br />
Der ganges nu ind i parenteserne.<br />
+ { } [ ] [ ] {} − [ ]{ } +<br />
T<br />
−( ( {} ri T<br />
−1<br />
T<br />
− { ve}[ kie] )[ kii] ){} ri−{<br />
ve} {} re<br />
T T<br />
e ei ii i ie e e ee e<br />
v k k r k v v k v<br />
T −1 −1 T −1 −1<br />
{}[ r k ] [ k ][ k ] {} r − {} r [ k ] [ k ][ k ] [ k ]{ v}<br />
⎛ ⎞<br />
1 i ii ii ii i i ii ii ii ie e<br />
Π P( { ve}<br />
) = ⎜ ⎟<br />
2<br />
⎜ T −1 −1 T<br />
−1 −1<br />
− { ve} [ kie][ kii] [ kii][ kii] {} ri + { ve}[ kie][ kii] [ kii][ kii] [ kie]{ ve}<br />
⎟<br />
⎝ ⎠<br />
+ − +<br />
T −1 { ve} [ kei][ kii] {} ri T −1<br />
{ ve}[ kei][ kii] [ kie]{ ve} 1<br />
T<br />
2 { ve} [ kee]{ ve}<br />
T −1 {}[ r k ] {} r<br />
T<br />
{ v} [ k<br />
−1<br />
][ k ] {} r<br />
T<br />
{ v}{} r<br />
− + −<br />
i ii i e ie ii i e e<br />
1<br />
T −1<br />
T<br />
−1 1<br />
T<br />
−1<br />
Π P( { ve} ) = 2 {}[ ri kii] {} ri − { ve} [ kie] [ kii]<br />
{} ri+ { v 2 e} [ kie][ kii] [ kie]{ ve}<br />
T −1 T −1<br />
1 T<br />
+ { ve} [ kei][ kii] {} ri − { ve}[ kei][ kii] [ kie]{ ve} + 2 { ve} [ kee]{ ve}<br />
T −1 T −1<br />
T<br />
− {}[ r k ] {} r + { v} [ k ][ k ] {} r −{<br />
v}{} r<br />
Det udnyttes, at flere led er ens<br />
i ii i e ie ii i e e<br />
1<br />
T −1 1<br />
T<br />
−1<br />
( { v} ) {}[ r k ] {} r { v} [ k ][ k ] [ k ]{ v}<br />
Π =− −<br />
P e 2 i ii i 2 e ie ii ie e<br />
1<br />
2<br />
T T −1<br />
T<br />
{ v} [ k ]{ v} { v} [ k ][ k ] {} r { v}{} r<br />
+ + −<br />
Led, som ikke indeholder { v e}<br />
er konstante, når { e}<br />
e ee e e ie ii i e e<br />
(H.16)<br />
(H.17)<br />
(H.18)<br />
v varieres, hvorfor de kan udelukkes af udtrykket<br />
for den potentielle energi, (H.18), da det er variationen af den potentielle energi, der undersøges.<br />
1 T −1 T<br />
−1<br />
( { v} ) { v} ( [ k ] [ k ][ k ] [ k 2<br />
] ){ v} { v} [ k ][ k ] {} r { r}<br />
( )<br />
Π = − + − (H.19)<br />
P e e ee ie ii ie e e ie ii i e<br />
Der defineres følgende hjælpestørrelser<br />
−1<br />
[ ] [ ][ ] [ ]<br />
⎡<br />
⎣k ⎤<br />
⎦ ≡ k − k k k<br />
*<br />
ee ee ie ii ie<br />
*<br />
−1<br />
{ re} ≡{ re} −[<br />
kie][ kii] {} ri<br />
Den potentielle energi, (H.19), kan dermed ved hjælp af (H.20) skrives som.<br />
1<br />
T * T *<br />
( { v} ) { v} ⎡k ⎤<br />
2 { v} { v} { r }<br />
(H.20)<br />
Π P e = e ⎣ ee⎦ e − e e<br />
(H.21)<br />
Dette udtryk, (H.21), kan nu sammenlignes med det generelle udtryk for den potentielle energi,<br />
*<br />
(H.1). Som det ses, er udtrykkene på samme form, hvorfor den modificerede stivhedsmatrice ⎡⎣ kee⎤⎦<br />
*<br />
r i (H.21), der kun afhænger af de ydre frihedsgrader, kan anvendes direkte i<br />
og højresidevektor { e }<br />
79
Del III Numeriske modeller H Eliminering af indre frihedsgrader<br />
et elementmetodeprogram. Derved kan flytningerne i superelementets ydre frihedsgrader bestemmes.<br />
Superelementet er vist på figur 45.<br />
80<br />
Figur 45: Superelement uden indre knuder.<br />
H.5 BESTEMMELSE AF INDRE FRIHEDSGRADERS FLYTNINGER<br />
For at bestemme spændingen i de CST-elementer, som superelementet er opbygget af, er det imidlertid<br />
ikke nok at kende flytningerne i superelementets ydre frihedsgrader; også de indre frihedsgraders<br />
flytninger må kendes.<br />
Udtrykket for opdelingen af indre og ydre frihedsgrader, (H.3), kan ved hjælp af (H.15) omskrives til<br />
Der defineres følgende hjælpestørrelser<br />
T −1<br />
T<br />
{} v = [ Ti] [ kii] ( {} ri − [ kie]{ ve} ) + [ Te] { ve}<br />
T −1 T −1<br />
T<br />
{} v = [ Ti] [ kii] {} ri − [ Ti] [ kii] [ kie]{ ve} + [ Te] { ve}<br />
T −1 T T −1<br />
{} v = [ Ti] [ kii] {} ri+ ( [ Te] −[<br />
Ti] [ kii] [ kie] ){ ve}<br />
T T −1<br />
[ ] [ ] [ ] [ ]<br />
⎡<br />
⎣T ⎤<br />
⎦ ≡ T − T k k<br />
*<br />
e e i ii ie<br />
* T −1<br />
{ r } ≡ [ Ti] [ kii] {} ri<br />
Derved kan flytningerne for de indre frihedsgrader ud fra (H.22) og (H.23) findes som<br />
* *<br />
{ v} = ⎡T ⎤ e { ve} + { r }<br />
(H.22)<br />
(H.23)<br />
⎣ ⎦ (H.24)<br />
Da alle frihedsgraders flytninger nu er kendt, kan spændingerne nu beregnes konventionelt, som<br />
gennemgået i bilag F.
I Topologioptimering Del III Numeriske modeller<br />
I TOPOLOGIOPTIMERING<br />
Det er valgt at foretage optimeringen af stivheden af en konstruktion ved hjælp af en optimalbetingelse.<br />
I dette afsnit er der redegjort for baggrunden og implementationen af optimalbetingelsen.<br />
Først beskrives en målfunktion for konstruktionens stivhed og dens sidebetingelser. Dernæst bestemmes<br />
målfunktionens minimum svarende til maksimal stivhed. Afsnittet afsluttes med en redegørelse<br />
af filtret samt opdateringsrutinen.<br />
I.1 OPRINDELIG MÅLFUNKTION<br />
Der tages udgangspunkt i følgende målfunktion, som skal minimeres og beskriver den dobbelte tøjningsenergi<br />
af kontinuet som en funktion af den relative densitet af hvert element<br />
( )<br />
T<br />
T<br />
( { ρ} ) { } ⎡ ( { ρ} ) ⎤{ } { i} ⎡ i( ρi)<br />
⎤{<br />
i}<br />
n<br />
g = V<br />
⎣<br />
K<br />
⎦<br />
V = ∑ v ⎣k ⎦ v<br />
(I.1)<br />
hvor<br />
g er konstruktionens tøjningsenergi [Nm]<br />
{ ρ } er den relative densitetsvektor af dimensionen n × 1 [-]<br />
n er antal elementer [-]<br />
{ V} , { v i}<br />
er den globale og lokale flytningsvektor af dimensionen m × 1 og l × 1 [m]<br />
[ K] , [ k i ] er den globale og lokale stivhedsmatrix af dimensionen m× m og l× l [N/m]<br />
m, l er antal globale og lokale frihedsgrader [-]<br />
[Sigmund 2001]<br />
SIMP-modellen benyttes som estimat for et elements stivhed. Her antages stivheden af et element at<br />
være proportional med stivheden af et element med udfyldt materiale, hvor proportionalitetsfaktoren<br />
er elementets relative densitet opløftet i en potens<br />
p ( ρ ) ρ [ ]<br />
⎡ ⎤ = ≥ =<br />
hvor<br />
[ k i0<br />
] er den lokale stivhedsmatrix, svarende til udfyldt materiale, af dimensionen l× l [N/m]<br />
p er en potens, der afhænger af estimatets form [-]<br />
i=<br />
1<br />
⎣ki i ⎦ i ki0 , p 1, i 1,2,.., n<br />
(I.2)<br />
Potensen kan varieres afhængigt af tilfredsheden med den optimale konstruktion, der fremkommer<br />
ved beregning. Typisk vælges p = 3 . I specialtilfælde med p = 1 eller p = 2 , svarer (I.2) til henholdsvis<br />
Voigts eller det cellulære estimat.<br />
81
Del III Numeriske modeller I Topologioptimering<br />
82<br />
I.2 SIDEBETINGELSER<br />
Ved minimering af målfunktionen, skal konstruktionens sidebetingelser være opfyldt:<br />
• statiske og kinematiske betingelser er opfyldt<br />
• anvendt volumen er lig volumen, som er til rådighed<br />
• partiklernes relative densitet er i det lukkede interval mellem 0 og 1<br />
Sidebetingelserne er beskrevet matematisk ved følgende fire ligninger<br />
hvor<br />
[ K]{ V} { F}<br />
( statiske og kinematiske betingelser)<br />
n<br />
i=<br />
1<br />
( ρi<br />
) − f ⋅ n=<br />
0 ( volumenbetingelse)<br />
i 0, i 1,2,.., n ( nedre grænse for rel. densitet )<br />
1, 1,2,.., ( øvre grænse for rel. densitet)<br />
= (I.3)<br />
∑ (I.4)<br />
ρ ≥ = (I.5)<br />
ρi ≤ i = n<br />
(I.6)<br />
{ F } er den globale lastvektor af dimensionen m × 1 [N]<br />
f er konstruktionens porøsitet [-]<br />
Ved at benytte FEM til bestemmelse af (I.1), er sidebetingelsen (I.3) automatisk opfyldt. De øvrige<br />
sidebetingelser kan opfyldes ved at gange vilkårlige skalarer på (I.4)-(I.6) og i stedet kræve de resulterende<br />
ligninger opfyldt<br />
hvor<br />
n<br />
⎛ ⎞<br />
∑ ( i ) − f ⋅ n = 0, for alleα ( volumenbetingelse)<br />
(I.7)<br />
α⎜ ρ ⎟<br />
⎝ i=<br />
1 ⎠<br />
0, for alle 0, 1,2,.., ( nedregrænsefor rel.densitet)<br />
( 1) 0, for alle 0, 1,2,.., ( øvre grænse for rel. densitet )<br />
βi ρi = βi<br />
≥ i = n<br />
(I.8)<br />
γi ρi − = γi<br />
≥ i = n<br />
(I.9)<br />
α er en vilkårlig skalar [Nm]<br />
{ β } er en vektor af vilkårlige skalarer af dimensionen n × 1 [Nm]<br />
{ γ } er en vektor af vilkårlige skalarer af dimensionen n × 1[Nm]<br />
De vilkårlige skalarer kaldes Lagrange-multiplikatorer, hvor α knytter sig til hele konstruktionen,<br />
mens β og γ knytter sig til de enkelte elementer. Det ses af (I.8) og (I.9), at for elementer med relativ<br />
densitet forskellig fra 0 og 1, skal β og γ være lig nul<br />
⎧βi<br />
= 0<br />
ρi<br />
∈]0;1[ ⇒ ⎨ , i = 1,2,.., n<br />
⎩γ<br />
i = 0<br />
I.3 ENDELIG MÅLFUNKTION<br />
(I.10)<br />
De resulterende ligninger (I.7)-(I.9) adderes til den oprindelige målfunktion (I.1), hvorved den endelige<br />
målfunktion bliver
I Topologioptimering Del III Numeriske modeller<br />
M<br />
n<br />
⎛<br />
⎜∑ i=<br />
1<br />
i<br />
⎞<br />
⎟<br />
( { ρ} ) = ( { ρ} ) + α ( ρ ) − ⋅ ( volumenbetingelse)<br />
g g f n<br />
⎝ ⎠<br />
+<br />
n<br />
∑<br />
i=<br />
1<br />
n<br />
( βρ)<br />
( nedre grænse for relativ densitet)<br />
∑(<br />
γi( ρi<br />
1) ) ( øvre grænse for relativ densitet)<br />
i=<br />
1<br />
i i<br />
+ −<br />
I.4 OPTIMERINGSBETINGELSE<br />
(I.11)<br />
Den maksimale stivhed opnås ved den mindste tøjningsenergi, det vil sige minimum af målfunktionen.<br />
Denne findes ved differentiation af (I.11) med hensyn til den relative densitet af hvert element<br />
∂gM ∂g<br />
= + α + βi + γi<br />
= 0, i = 1, 2,.., n<br />
∂ρ ∂ρ<br />
i i<br />
(I.12)<br />
Det er udnyttet, at de relative densiteter i summationsleddene for elementer forskellige fra det i'te<br />
element er konstante, og derfor udgår ved differentiation. For elementer med relativ densitet forskellig<br />
fra 0 og 1, kan (I.10) udnyttes til at forenkle (I.12) til<br />
∂gM ∂g<br />
= + α = 0, i = 1,2,.., n<br />
∂ρ ∂ρ<br />
i i<br />
Multiplikation af (I.13) med ρi / α giver<br />
ρi<br />
∂g<br />
− ⋅ = ρi<br />
, i = 1,2,.., n<br />
α ∂ρ<br />
i<br />
(I.13)<br />
(I.14)<br />
For elementer med relativ densitet forskellig fra 0 og 1, opnås den maksimale stivhed dermed når<br />
(I.14) er opfyldt, og den relative densitet overholder (I.5) og (I.6), og α overholder (I.7).<br />
I.5 OPRINDELIG FØLSOMHED<br />
∂g<br />
Differentialet benævnes følsomheden af et element. Ved differentiation af (I.1) med hensyn til<br />
∂ρi<br />
den relative densitet for et element og udnyttelse af stivhedsestimatet (I.2) fås<br />
∂ g<br />
= pρv k v<br />
∂ρ<br />
i<br />
T<br />
{ } [ ]{ }<br />
p−1<br />
i i i0i Følsomheden af et element kan således bestemmes uafhængigt af de øvrige elementer.<br />
I.6 FILTRERET FØLSOMHED<br />
(I.15)<br />
For at undgå skaktern-mønsteret på grund af den valgte FEM-model, som forklaret i hovedrapport<br />
afsnit 9.3, indføres et filter. Et elements filtrerede følsomhed bestemmes som et vægtet gennemsnit<br />
af den oprindelige følsomhed af elementet og de nærmeste naboelementer ved følgende forskrift<br />
83
Del III Numeriske modeller I Topologioptimering<br />
84<br />
q ⎛ ∂g<br />
⎞<br />
∑⎜ρj(<br />
R−rj) ⎟<br />
∂g ⎜<br />
j= 1<br />
∂ρ<br />
⎟<br />
⎝ j<br />
=<br />
⎠<br />
∂ρ<br />
i<br />
q<br />
∑(<br />
ρ j( R−rj) )<br />
hvor<br />
R er en given filterradius med centrum i elementets eget tyndepunkt [m]<br />
r er tyngdepunktsafstanden mellem elementet og det j'te element [m]<br />
q er antal elementer indenfor filterradien [-]<br />
[Pedersen et al. 2006]<br />
Parametrene er illustreret på følgende figur 46.<br />
1<br />
j=<br />
1<br />
3<br />
2 4<br />
6<br />
Figur 46: Ved beregning af et elements filtrerede følsomhed,<br />
indgår elementer med tyngdepunkter indenfor<br />
en given filterradius R fra elementets eget tyngdepunkt.<br />
R<br />
r<br />
5<br />
a<br />
(I.16)<br />
Det ses af (I.16), at gennemsnittet er vægtet på en sådan måde, at naboelementer med lille relativ<br />
densitet og med tyngdepunkter i stor afstand fra elementet får mindst betydning. Ved en filterradius<br />
lig sidelængden af elementet, er den filtrerede og oprindelige følsomhed identisk, og filteret er uden<br />
virkning.<br />
Filtrets virkning er illustreret ved følgende eksempel med 6 elementer, der alle har ρ = 1 . Denne<br />
model er understøttet og belastet svarende til figur 46, hvorfor det kan forventes, at elementerne 1 og<br />
2 bidrager væsentligt til den samlede stivhed, mens element 6 har ringe betydning for den samlede<br />
stivhed.<br />
Med en filterradius R = 1.1⋅<br />
a,<br />
svarende til 1.1 gange sidelængde af et element, beregnes følsomheden<br />
for element 3 af dets egen følsomhed samt naboelementerne 1, 4, 5. En sammenligning af den<br />
oprindelige og filtrerede følsomhed er vist på figur 47.
I Topologioptimering Del III Numeriske modeller<br />
Følsomhed [Nm]<br />
x 10<br />
2.5<br />
-14<br />
2<br />
1.5<br />
1<br />
0.5<br />
0<br />
Oprindelig<br />
Filtreret<br />
1 2 3 4 5 6<br />
Elementnr i [-]<br />
Figur 47: Oprindelig og filtreret følsomhed ved 6 elementer ved en filterradius<br />
R = 1.1⋅<br />
a .<br />
Ved en forøget filterradius R= 1.5⋅<br />
a , indgår ydermere naboelementerne 2 og 6 ved beregning af<br />
den filtrerede følsomhed af element 3. Idet element 2 har en relativ høj oprindelig følsomhed, fordi<br />
elementet har stor betydning for konstruktionens stivhed, giver det en markant forøgelse af den filtrerede<br />
følsomhed for element 3, som vist på figur 48.<br />
Følsomhed [Nm]<br />
x 10<br />
2.5<br />
-14<br />
2<br />
1.5<br />
1<br />
0.5<br />
0<br />
Oprindelig<br />
Filtreret<br />
1 2 3 4 5 6<br />
Elementnr i [-]<br />
Figur 48: Oprindelig og filtreret følsomhed ved 6 elementer. ved en filterradius<br />
R = 1.5⋅<br />
a<br />
Den filtrerede følsomhed (I.16) indsættes i optimalbetingelsen (I.14).<br />
I.7 OPDATERINGSRUTINE<br />
Der er udformet en opdateringsrutine for elementer med relativ densitet forskellig fra 0 og 1. For at<br />
hindre en uhensigtsmæssig hurtig ændring af den relative densitet, indføres en nedre og øvre grænse<br />
for ændringen<br />
85
Del III Numeriske modeller I Topologioptimering<br />
86<br />
( 1 d )<br />
⎧ − ρi<br />
ai<br />
= max ⎨<br />
⎩ 0<br />
( 1 d )<br />
⎧<br />
bi<br />
= min ⎨<br />
⎩<br />
+<br />
1<br />
ρi<br />
hvor<br />
a er en nedre grænse for hvert element per iterationskørsel [-]<br />
b er en øvre grænse for hvert element per iterationskørsel [-]<br />
d er en given maksimal skridtlængde per iterationskørsel [-]<br />
[Sigmund 2001]<br />
(I.17)<br />
For at sikre konvergens mod den optimale toplogi, justeres højresiden af (I.14) efter værdien af venstresiden<br />
af (I.14) på følgende måde<br />
η<br />
⎧ ⎛ 1 ∂g<br />
⎞<br />
⎪ a, ρik<br />
, ⋅⎜− ⋅ ⎟ < a<br />
⎪ ⎝ α ∂ρi⎠<br />
⎪<br />
η η<br />
⎪ ⎛ 1 ∂g ⎞ ⎛ 1 ∂g<br />
⎞<br />
ρik , + 1 = ⎨ρik , ⋅⎜− ⋅ ⎟ , a≤ ρik<br />
, ⋅⎜− ⋅ ⎟ ≤b<br />
⎪ ⎝ α ∂ρi ⎠ ⎝ α ∂ρi<br />
⎠<br />
⎪<br />
η<br />
⎪<br />
⎛ 1 ∂g<br />
⎞<br />
b, b<<br />
ρik<br />
, ⋅ − ⋅<br />
⎪ ⎜ ⎟<br />
α ∂ρ<br />
⎩<br />
⎝ i ⎠<br />
hvor<br />
k er antal iterationskørsler<br />
η er en given parameter, der bestemmer opdateringsrutinens effektivitet [-]<br />
[Sigmund 2001]<br />
Der er valgt d = 0.2 og η = 0.5 , som typiske anvendes [Sigmund 2001].<br />
(I.18)<br />
Fordi volumenbetingelsen (I.7) er en monotont aftagende funktion af den relative densitet, kan justeringen<br />
af de enkelte elementers relative densiteter ved hver iterationskørsel foretages i en indre bisektionsløkke,<br />
også kaldet vinkelhalveringsløkke, således:<br />
1. Gæt en værdi af α<br />
2. Udregn venstresiden af (I.14) for hvert element<br />
3. Opdater de relative densiteter ved (I.18)<br />
4. Gentag punkt 1 hvis volumenbetingelsen (I.7) ikke er opfyldt for denne værdi af α<br />
[Sigmund 2001]
J Singularitet af spændinger Del III Numeriske modeller<br />
J SINGULARITET AF SPÆNDINGER<br />
Der er i analyserne af konsollen ved hjælp af elementmetode observeret, at spændingen omkring den<br />
fri rand ved indspændingen stadig øges, for stigende finhed af diskretisering. Det kan vises, at når<br />
finheden af diskretisering går mod uendelig, går også randspændingerne mod uendelig; spændingerne<br />
har en singularitet. I det følgende beskrives, hvorledes denne kan beregnes.<br />
J.1 PROBLEMATIK<br />
Spændingerne ved konsollens indspænding er et specialtilfælde af det på figur 49 viste tilfælde, hvor<br />
to forskellige materialer er sat sammen, og udsat for mekanisk last.<br />
σ ∞<br />
E , ν<br />
E1, ν1 2 2<br />
r<br />
θ<br />
Figur 49: Skitse af problem. σ ∞ er den ydre last, svarende til r =∞.<br />
Spændingernes variation i det på figur 49 viste polære koordinatsystem kan beskrives som<br />
K<br />
σij( r, θ) = ⋅ fij<br />
( θ) + σ ω<br />
ij0<br />
( θ)<br />
⎛r⎞ ⎜ ⎟<br />
⎝L⎠ hvor<br />
σ ij er spændingstensoren<br />
K er spændingsintensitetsfaktoren<br />
r, θ er de polære koordinater, radius og vinkel<br />
L er en karakteristisk længde for den aktuelle geometri<br />
ω er spændingssingularitetsparameteren<br />
f ij er vinkelleddet<br />
σ ij0<br />
er det konstante spændingsled<br />
[Munz & Yang 1992, p857]<br />
σ ∞<br />
(J.1)<br />
87
Del III Numeriske modeller J Singularitet af spændinger<br />
Det er en omfattende opgave at bestemme alle parametrene, og det er ikke beskrevet i det følgende. I<br />
stedet beskrives hvilke afhængigheder der er mellem parametrene, og variationen af spændingerne<br />
ved overgangen mellem de to materialer beskrives.<br />
88<br />
J.2 AFHÆNGIGHEDER<br />
ω afhænger af de elastiske konstanter for de to materialer. Det gør f ij , K og σ ij0<br />
også, og de af-<br />
hænger derudover også af den påtrykte last, σ ∞ , vist på figur 49, og geometrien af systemet. Dermed<br />
vil de eneste variable for et system med kendte materialer, geometri og lastsituation, være koordinaterne<br />
r og θ . ω er større end nul for langt de fleste tilfælde.<br />
Som det ses af (J.1) vil spændingstensoren σ ij dermed gå mod uendelig for radius r gående mod nul.<br />
Forholdet mellem de elastiske konstanter for de to tilstødende materialer har afgørende betydning,<br />
og en effektiv modul for hvert materiale kan defineres som<br />
hvor<br />
*<br />
E er den effektive modul<br />
E er elasticitetsmodulen<br />
ν er Poissons forhold<br />
[Munz & Yang 1992, p858]<br />
J.3 SPÆNDINGSVARIATION<br />
E<br />
*<br />
E<br />
=<br />
ν 1 ν<br />
( + )<br />
Spændingernes afhængighed af forholdet mellem de effektive moduler for de to tilstødende materialer<br />
er vist på figur 50, hvor normalspændingen σ θ normeret med den ydre spænding σ ∞ , vist på<br />
figur 49, er plottet som funktion af radius r normeret med den karakteristiske længe L, for θ = 0 .<br />
Dette er optegnet for forskellige forhold af de effektive parametre, defineret som<br />
hvor<br />
E − E<br />
E E<br />
* *<br />
1 2<br />
* *<br />
1 + 2<br />
() , () er indeks der angiver materiale 1 eller 2, som vist på figur 49<br />
1 2<br />
(J.2)<br />
(J.3)
J Singularitet af spændinger Del III Numeriske modeller<br />
Figur 50: Normeret spænding som funktion af normeret afstand for forskellige<br />
forhold af effektive moduler[Munz & Yang 1992, p861].<br />
J.4 SINGULARITET FOR KONSOL<br />
Indspændingen af konsollen kan, som nævnt ovenfor, betragtes som et specialtilfælde af dette problem,<br />
idet indspændingen kan betragtes som en overgang mellem konsollen, der har de elastiske<br />
koefficienter E og v, og et uendeligt stift materiale. Dermed bliver forholdet defineret ved (J.3) meget<br />
stort, og ifølge figur 50 vil der opstå en væsentlig spændingssingularitet, som det er vist i de<br />
foregående afsnit.<br />
89