Текст
                    Йау W. Clough Joseph Penzien
Dynamics
of Structures
McGRAW-HILL BOOK COMPANY New-York

Р. Клаф Дж.Пензиен Динамика сооружений Перевод с английского Л. Ш. Килимника, А. В.Швецовой Москва Стройиздат 1979
УДК 624.042.8 Научный редактор Г. А. Казина Клаф Р., Пензиен Дж. Динамика сооружений: Пер. с англ. •— М.: Строй- издат, 1979. — 320 с. — Перевод изд.: Dynamics of Structures/Ray W. Clough, Joseph Penzien. — New York, 1975. Книга посвящена вопросам динамики сооружений и связанным с ними проблемам расчета зданий и сооружений на сейсмические воздействия. Рас- сматриваются свободные и вынужденные колебания систем с одной и мно- гими степенями свободы при разных видах динамических и сейсмических нагрузок. Приводятся результаты исследований по анализу сейсмостойкости сооружений. Даны решения задач по динамическому расчету конструкций и сооружений. Большое внимание уделено вопросам численного анализа уравнений колебаний. Предназначена для проектировщиков и научных работников, занимаю- щихся вопросами расчета зданий и сооружений при динамических и сейсми- ческих нагрузках. Она может быть также полезна студентам вузов при изу- чении курсов динамики сооружений и сейсмостойкого строительства. Табл. 3, ил. 150. Р. КЛАФ, ДЖ. ПЕНЗИЕН ДИНАМИКА СООРУЖЕНИИ Редакция переводных изданий Зав. редакцией М. В. Перевалюк Редактор М. Н. Кузнецова Мл. редактор Л. Н. Буравлева Внешнее оформление художника И. А. Ширяева Технический редактор В. Д. Павлова Корректор Г. Г. Морозовская ИБ № 1961 Сдано в набор 26.12.78 Подписано к печати 17.07.79 Формат 60X90V16. Бумага тип. № 1. Гарнитура «Литературная». Печать высокая. Печ. л. 20,0 Уч.-изд. л. 19,74 Тираж 5000 экз. Изд. № AVIIT-7297 Зак. № 794 Цена 1 р. 70 к. Стройиздат, 103006, Москва, Каляевская, 23а Московская типография № 4 Союзполиграфпрома Государственного комитета СССР по делам издательств, полиграфии и книжной торговли, Москва 129041, Б. Переяславская ул., 46 К 047(00-79 ' БЗ-15-8-79. 2105000000 © 1975 by Me Graw-Hill, Inc. © Перевод на русский язык, Стройиздат, 1979
ПРЕДИСЛОВИЕ К РУССКОМУ ИЗДАНИЮ Авторы этой книги, проф. Р. В. Клаф и проф. Дж. Пензиен, известные специалисты США по инженерной сейсмологии и сейсмостойкости сооруже- ний. Особенно широкую популярность завоевали их исследования в области развития и применения к задачам сейсмостойкости методов математической статистики, метода конечных элементов и др. Данная публикация является частичным переводом на русский язык одной из последних работ проф. Р. В. Клафа и проф. Дж. Пензиена по динамике и сейсмостойкости соору- жений, написанной по материалам курса лекций в Калифорнийском уни- верситете в Беркли, где оба автора в разное время были директорами Центра исследований по сейсмостойкости сооружений. В английском оригинале книги примерно в равной степени рассматри- ваются два подхода к оценке динамических реакций упругих и неупругих систем: первый — на основе детерминистских принципов, второй—стохасти- ческий. В данном переводе приведены материалы книги по первой проблеме. В США книга представляет собой первую часть курса для студентов и ас- пирантов, изучающих сейсмостойкость сооружений, ее основной объем (15 первых глав) посвящен тем вопросам динамики сооружений, которые находят наиболее частое применение при решении задач сейсмостойкости и являются базой развития ее основных расчетных положений. В то же время примерно четвертая часть книги (ее последние две главы) посвящена непосредственно вопросам сейсмостойкости, представленным с тесной увязке с первыми 15 главами книги. Книга написана с учетом современных достижений динамики и сейсмостойкости сооружений. В ней рассмотрены не только колебания упру- гих систем, но в равной мере отражены и колебания неупругих систем, осо- бенно важные для анализа сейсмостойкости сооружений. Исследования в на- правлении изучения последних в настоящее время интенсивно развиваются как в нашей стране, так и за рубежом. Ряд разделов книги представляет интерес для инженеров-проектировщи- ков, работа которых связана с динамикой и сейсмостойкостью сооружений, а также для аспирантов и преподавателей высших учебных заведений. Четкость изложения, хорошо подобранные иллюстрации и примеры рас- четов делают книгу хорошим учебным пособием для студентов вузов и доступ- ной для самостоятельного изучения предмета. Эта книга входит в серию публикаций ведущих зарубежных авторов, ко- торая создается в настоящее время Стройиздатом, по волросам инженерной сейсмологии и сейсмостойкости сооружений и, несомненно, окажется полез- ной для советских читателей. Профессор С. В. Поляков
ПРЕДИСЛОВИЕ Эта книга представляет собой курс по динамике сооружений, разработка которого велась в течение 25 лет в Калифорнийском университете, Беркли. Безусловно, со временем материал подвергался существенной переработке. Три различных раздела были подготовлены в разное время, а отдельные ча- сти представленного материала использовались в качестве курсов лекций в учебных заведениях других, стран,’ например в, Тронхейме (Норвегия) и То- кио (Япония). Первоначальное изложение этого материала, которое выполнено проф. Р. Клафом, во многом определялось лекциями проф. Р. Л. Бисплинхоффа в Массачусетском технологическом институте и его вкладом в курс динамики самолета. Последующая переработка текста применительно к задачам ди- намики строительных конструкций проводилась под влиянием пионерной работы К. Хохенемзера и В. Прагера. Проф. Дж. Пензиен также отмечает неоценимую пользу, полученную им от лекций проф. С. X. Кренделла по случайным колебаниям в Массачусетском технологическом институте. В процессе постоянной переработки материала Р. Клаф и Дж. Пензиен внесли свой вклад в развитие проблемы. В соответст- вующие разделы курса лекций включены публикации многих авторов. Вклад большинства из них в развитие динамики сооружений настолько общепризнан, что не требует дополнительной оценки. Поэтому в книге дается небольшое число ссылок, и авторы приносят свои извинения специалистам, чьи работы не упомянуты. Хотя содержание книги подвергалось непрерывной переработке в пери- од ее подготовки, общая структура оставалась неизменной. Логический пере- ход от конструкций с одной степенью свободы к обобщенным системам с од- ной степенью и к анализу сложения форм колебаний для конструкций со мно- гими дискретными степенями свободы позволяет инженеру-строителю, зна- комому с вопросами статики сооружений, понять специфику задач, связанных с динамическим характером нагружения сооружений. Кроме того, признано целесообразным основное внимание уделять вопросам анализа переходного процесса реакции, не ограничиваясь анализом частот и форм собственных колебаний. Необходимой основой для изучения динамики сооружений являют- ся прочные знания теории статического расчета, включая матричные методы, и авторы полагают, что читатели данной книги имеют соответствующую под- готовку. Пожалуй, наиболее существенные и важные изменения в процессе напи- сания этой книги связаны с широким использованием быстродействующих ЭЦВМ при анализе работы конструкций. До широкого применения ЭВМ в стро- ительной практике основные разработки в области динамики сооружений были ориентированы на эффективные методы расчета с помощью логарифмической линейки и настольных вычислительных машин. Эти методы все еще занимают значительное место в этой книге, так как авторы убеждены в их полезности при изучении рассматриваемой проблемы. Если хорошо понятны тонкости методов обычного счета, то нетрудно составить и использовать соответствую- щую программу для ЭВМ, однако без знания всех деталей расчета невозмож- но эффективное применение программ расчета на ЭВМ как универсального «черного ящика». Тем не менее хорошо известно, что любой динамический ана- лиз в практике расчетов требует большого объема вычислений, который может быть выполнен с удовлетворительными затратами времени только с помощью ЭВМ. Поэтому в данной книге рассматриваются такие методы решения задач, которые можно эффективно использовать как с помощью быстродействую- щих ЭВМ, так и обычным способом. Цель книги заключается в объяснении существа методов, а методика составления программ и вопросы эффективного использования ЭВМ не рассматриваются. 6
Изложены также вопросы расчета зданий и сооружений на сейсмические воздействия и иллюстрируется применение теоретических подходов при ре- шении практических задач сейсмостойкого строительства. Содержание книги составляет основу цикла лекций на старшем курсе Ка- лифорнийского университета. Кроме того, книга может быть использована как справочное пособие по проектированию конструкций при динамических и сейсмических нагрузках. Хотя большая часть изложенного материала от- носится к области гражданского строительства, те же основные методы ди- намики сооружений применимы в космической технике, кораблестроении, автоматике и в любой другой области, где элементы конструкций испытывают динамические нагрузки. В работу включено большое число примеров, так как авторы убедились в том, что с их помощью материал усваивается наиболее эффективно. Таким образом, монография охватывает гораздо больший круг проблем, чем можно изложить в одногодичном цикле лекций по динамике сооружений. Рэй В. Клаф Джозеф Пензиен
ОБОЗНАЧЕНИЯ а — расстояние оо, &п — коэффициенты Фурье А — площадь А, А — постоянные b — постоянная Ьо, Ьп — коэффициенты Фурье В — постоянная с — коэффициент затухания с* — обобщенный коэффициент затухания сс — коэффициент критического затухания сп — коэффициенты Фурье Cij — коэффициенты влияния затухания сп — обобщенные коэффициенты затухания для главных форм коле- баний D — коэффициент динамический, жесткость пластины D — динамическая матрица, равная k-1 m £>i, D2 — постоянные е — осевое перемещение Е — модуль Юнга Е — динамическая матрица, равная D-1 Е/ — жесткость при изгибе f — круговая частота собственных колебаний fij — коэффициенты влияния податливости //> /д> fs — соответственно инерционные, диссипативные и упругие силы g — ускорение силы тяжести gi — обобщенные координаты перемещений, волновые функции на- пряжений G — модуль сдвига Glt Ga, G3 — постоянные h — толщина плиты, высота этажа h(t) — импульсная переходная функция Я(Ш), Я(<со) — комплексная частотная характеристика I — целое число I — импульс, момент инерции I — единичная матрица / — целое число k, kt — жесткости пружин k*, k* — обобщенные жесткости пружин k(t) — эффективная жесткость k — динамическая жесткость kG — жесткость, определяемая геометрией системы kij — коэффициенты влияния параметров жесткости ktf — коэффициенты влияния связанных параметров жесткости kg. — коэффициенты влияния жесткостей, определяемых геометрией системы Кп — обобщенная жесткость по n-й форме колебаний L — длина 5в — коэффициент сейсмического воздействия т — масса, целое число т, — масса ttitj — коэффициенты влияния масс 5
т — равномерно распределенная Madca (йа единицу Длины) т1 — момент инерции поворота масс Мп — обобщенная масса по n-й форме колебаний т* — обобщенная масса М — момент ЭД, ЭД/ — момент сопротивления сеченйя п — целое число, постоянная М — осевая нагрузка, число временных интервалов, число степеней свободы N„ — критическая продольная сила N — осевая нагрузка, переменная во времени р, рп — нагрузка р — погонная нагрузка р* — обобщенная нагрузка Peff — эффективная нагрузка Pn(t) — функция возмущения по n-й форме колебаний — обобщенная координата i Qi — i-тая обобщенная функция возмущения г — радиус инерции R(t) — относительный параметр реакции « — постоянная Sx(co), Sxy(<£>) — функции спектральной плотности Sa — спектр реакции ускорения S</ — спектр реакции перемещения So — спектр реакции псевдоскорости SI — интенсивность спектра реакции t, ti — время — продолжительность импульса til — коэффициенты влияния передаточной функции Т — период колебаний, кинетическая энергия Тп — период колебаний по л-й форме Тр — период нагружения и — перемещение в направлении х U — энергия деформации v — перемещение в направлении у v* — общее перемещение vg, Vgo — перемещение грунта ost — статическое перемещение V, Vf, Vn — потенциальная энергия ЧУ — сдвигающая сила в сечении w — перемещение в направлении г W — работа, вес Wnc — работа неконсервативных сил W N — работа осевой нагрузки N х — координата x(t) — случайный процесс у — координата y(t) — случайный процесс Yn — обобщенное перемещение по n-й главной форме колебаний г — координата Z, Zn, Zo — обобщенные координаты Р — отношение частот у — нагрузка на единицу площади о — логарифмический декремент, вариация, остаточный Д — приращение Ast — статическое перемещение е — деформация 9
£ — функция времени, коэффициент затухания гистерезисного ти- па Хс — коэффициент осевой нагрузки X, — множитель Лагранжа I Хп — n-е собственное значение 0 — фазовый угол, наклон, поворот ц — коэффициент податливости V — коэффициент Пуассона £, 5п — параметр затухания в долях от критического р — амплитуда вектора, плотность * о — напряжение т — время <рц — модальное перемещение <рп — форма колебаний n-го тона Ф — матрица форм колебаний ф, фп — функция обобщенных перемещений — вектор обобщенных перемещений w, соп — круговая частота незатухающих собственных колебаний ШД>ШОП—круговая частота собственных колебаний с учетом затухания 5 ю — круговая частота внешнего гармонического воздействия
ВВЕДЕНИЕ В.1. ОБЩИЕ СВЕДЕНИЯ О ДИНАМИКЕ СООРУЖЕНИЙ В.1.1. ОСНОВНАЯ ЦЕЛЬ ДИНАМИЧЕСКОГО АНАЛИЗА СООРУЖЕНИЙ Основная цель этой книги — изложить методы анализа напря- жений и прогибов, возникающих в конструкциях любого сооруже- ния, при действии произвольных динамических нагрузок. В опре- деленном смысле эта задача может рассматриваться как развитие стандартных методов расчета, которые, как правило, относятся к статическому нагружению, применительно к динамическим на- грузкам. Однако при анализе упругих систем удобно отдельно рас- сматривать статические и динамические компоненты приложенной нагрузки для раздельного определения реакции от каждого вида нагрузки, а затем объединять обе компоненты реакции для оценки общей реакции. Следуя этому подходу, статический и динамиче- ский методы расчета можно рассматривать принципиально различ- ными по своей природе. В рамках такого подхода понятие дина- мический можно определить как изменяющийся во времени. Тогда динамическая нагрузка представляет собой любую нагрузку, ве- личина которой, направление и место приложения изменяются во времени. Аналогично реакция системы при динамической нагрузке (результирующие прогибы и напряжения) также изменяется во времени и является динамической. Два принципиально различных подхода используются для вы- числения реакции систем при динамических нагрузках: детерми- нированный и недетерминированный. Выбор применяемого метода для каждого конкретного случая зависит от способа определения нагрузки. Когда изменение нагрузки во времени хорошо известно, даже если она является сильно осциллирующей и нерегулярной по своей природе, то ее называют хорошо определенной (детермини- рованной) динамической. Анализ реакции любой системы при хо- рошо определенной динамической нагрузке рассматривается как детерминированный. С другой стороны, когда изменение нагрузки во времени известно не полностью, но может быть определено в ве- роятностном смысле, то такую нагрузку называют случайной ди- намической. Недетерминированный анализ реакции сооружений является соответственно анализом при случайных динамических нагрузках. Как правило, реакция сооружений при любой динамической на- грузке выражается в виде перемещений конструкции. Поэтому детерминированный анализ позволяет определить изменение пере- мещений во времени, которые соответствуют заданному процессу изменения нагрузки. Другие параметры детерминированной реак- ции сооружений, такие, как напряжения, деформации, внутренние усилия ит. п., определяют на втором этапе расчета исходя из pa- il
нее вычисленных распределений перемещений. Недетерминирован- ный расчет приводит к вероятностному описанию перемещений при нагрузке, определенной статистически. В этом случае изменение перемещений во времени не вычисляется, и другие параметры реак- ции (напряжения, внутренние усилия и т. п.) должны определяться из непосредственного недетерминированного расчета, а не по ре- зультатам определения перемещений. В.1.2. ВИДЫ ХОРОШО ОПРЕДЕЛЕННЫХ НАГРУЗОК Любая строительная конструкция в процессе эксплуатации мо- жет подвергаться тем или иным динамическим нагрузкам. Для расчета удобно разделить хорошо определенные (детерминирован- Процесс нагружения Характерный пример Рис. В.1. Характеристики и источники типичных динамических загрузок: а — простая гармоническая; б —сложная; в — импульсивная; а — длительная; 1 — вибра- ционное оборудование в здании; 2 — нагрузка от вращения винтов корабля; 3 — нагрузка на здание от взрыва бомбы; 4 — сейсмическое воздействие на водонапорную башню ные) нагрузки на периодические и непериодические. Некоторые характерные виды хорошо определенных нагрузок и источники их возникновения показаны на рис. В.1. 12
Периодические нагрузки (рис. ВЛ, а и б) являются повторны- ми нагрузками, длякоторых существует один и тот же пери- од времени повторения при большом числе циклов. Наиболее простая периодическая\нагрузка — синусоидальное воздействие (см. рис. В.1, а), которое называется простой гармоникой. Такие нагрузки характерны для вибрационных машин с неуравновешен- ными массами. Другие виды периодических нагрузок обычно более сложные, например, гидродинамическое давление от винтов кораб- ля или инерционные нагрузки от оборудования с возвратно-по- ступательным движением. Однако с помощью анализа Фурье любая периодическая нагрузка может быть представлена в виде суммы про- стых гармонических составляющих. Тогда анализ реакции при лю- бой периодической нагрузке в принципе сводится к одним и тем же общим методам. Непериодические нагрузки могут быть либо кратковременными импульсивными, либо продолжительными нагрузками общего ти- па. Взрыв — характерный источник импульсивной нагрузки. Для таких кратковременных нагрузок можно использовать специальные методы упрощенного расчета. С другой стороны, любая продолжи- тельная нагрузка, как, например, нагрузка от землетрясений, может рассматриваться только с помощью методов общего динами- ческого анализа. В.1.3. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЗАДАЧ ДИНАМИКИ СООРУЖЕНИЙ Динамический расчет сооружений отличается от статического двумя важными моментами. Во-первых, нагрузка и реакция изме- няются во времени. В связи с этим динамическая задача не имеет Рис. В.2. Основ- ное различие между статиче- скими (а) и ди- намическими (б) нагрузками б) Инерционные силы единственного решения, как статическая. Поэтому необходимо вы- брать последовательность решений, соответствующих всем моментам времени, которые представляют интерес при определении реакции сооружения. Таким образом, динамический расчет значительно более сложен и трудоемок, чем статический. Другое, более существенное различие между статическими и ди- намическими задачами иллюстрируется на рис. В.2. Если шарнир- но опертая балка нагружена статической силой р (см. рис. В.2, а), то ее внутренние моменты и перерезывающие силы, а также форма изгиба определяются только заданной силой и могут быть вычисле- ны исходя из принципов равновесия усилий. Если же нагрузка р (I) 13
динамическая (см. рис. В.2, б), то перемещения балки определяются ускорениями, которые вызывают силы инерции. Таким образом, внутренние моменты и перерезывающие силы в балке на рис. В.2, б должны уравновешивать не только внешнюю приложенную на- грузку, но и силы инерции, возникающие при ускорении балки. Силы инерции, которые оказывают сопротивление ускорениям системы, — очень важная отличительная характеристика задач ди- намики сооружений. Как правило, если инерционные нагрузки составляют существенную часть общих нагрузок, которые уравно- вешиваются внутренними силами упругости сооружения, то дина- мический характер задачи должен учитываться при ее решении. Если же движения системы настолько медленные, что силы инерции пре- небрежимо малы, то можно применить метод статического расчета для любого момента времени, даже если нагрузка и реакция соору- жения изменяются во времени. В.1.4. МЕТОДЫ ДИСКРЕТИЗАЦИИ В. 1.4.1. Метод сосредоточенных масс. Расчет динамической си- стемы (см. рис. В.2, б) существенно усложняется в связи с тем, что силы инерции зависят от перемещений конструкции, которые в свою очередь определяются значениями инерционных нагрузок. Этот p(t) Рис. В.З. Про- стая балка, представленная в виде модели с сосредоточен- ными массами замкнутый цикл причины и следствия может быть непосредственно решен только рассмотрением задачи в форме дифференциальных уравнений. Более того, поскольку масса балки непрерывно распре- делена по ее длине, для нахождения сил инерции должны опре- деляться значения перемещений и ускорений для каждой точки оси балки. В связи с тем что координата вдоль пролета и время должны рассматриваться как независимые переменные, задача в этом слу- чае формулируется в виде дифференциальных уравнений с част- ными производными. Если масса балки сосредоточена в нескольких дискретных точ- ках (рис. В.З), то задача расчета существенно упрощается, так как силы инерции могут определяться только для точек сосредоточения масс. В этом случае перемещения и ускорения системы можно рас- сматривать также лишь для этих дискретных точек. Число компонент перемещений, которые необходимо учитывать для описания всех инерционных сил сооружения, называется чис- лом динамических степеней свободы. Например, система на рис. В.З, защемленная таким образом, что все три массы могут перемещать- 14
ся только в вертикальном направлении, — это система с тремя сте- пенями свободы. Если данные массы не сосредоточены, а имеют ко- нечную инерцию при повороте, следует рассмотреть также переме- щения при повороте треххгочек, и балка становится системой с ше- стью степенями свободы. Если при этом учесть осевые деформации балки, параллельные ее осйХто балку следует рассматривать как систему с девятью степенями свободы. В общем случае когда соору- жение может деформироваться в трехмерном пространстве, каждая масса будет иметь шесть степеней свободы, а сооружение в целом— восемнадцать. Если массы сосредоточены в точках так, что момента- ми инерции поворота можно пренебречь, то трехмерная система будет иметь девять степеней свободы. Из изложенного видно, что система с распределенной массой (см. рис. В.2, б) имеет бесконеч- ное число степеней свободы. В. 1.4.2. Обобщенные перемещения. Приведенная ранее модель с сосредоточенными массами представляет собой простой метод ог- раничения числа степеней свободы, который должен быть рассмо- трен при решении задач динамики сооружений. Модель с сосредо- точенными массами наиболее целесообразна при анализе систем, у которых значительная часть полной массы действительно сосре- доточена в нескольких дискретных точках. Тогда можно предполо- жить, что масса сооружения также включена в эти дискретные мас- сы, а само сооружение рассматривается невесомым. Когда масса системы равномерно распределена, более пред- почтителен альтернативный подход к ограничению числа степеней свободы. Этот метод основан на допущении, что форма изгиба со- оружения может быть выражена в виде суммы простых форм переме- щений. Тогда эти формы становятся координатами перемещений сооружения. В качестве простого примера использования этого под- хода представим прогиб шарнирно опертой балки тригонометриче- скими функциями.При этом прогиб выражается суммой независимых синусоид, как показано на рис. В.4, или в математической форме 00 , XI . ПЯХ , V (х) = 7, ьп 5Ш •' (вл) П=1 Любая форма изгиба, обусловленная заданными граничными условиями, может быть представлена бесконечным рядом таких си- нусоид. Амплитуды этих синусоид можно принять в качестве коор- динат системы, и бесконечное число степеней свободы реальной бал- ки представляется бесконечным числом членов ряда. Преимущество этого подхода заключается в том, что можно хорошо аппроксимиро- вать форму изгиба реальной балки путем ограничения членов ряда гармоник. Так, система с тремя степенями свободы будет описывать- ся только тремя членами ряда. Этот подход может быть в дальнейшем обобщен, если принять, что синусоидальные формы перемещений есть результат произвольно- го выбора для данного примера. В общем случае любые формы фп(х), 1S
удовлетворяющие геометрическим граничным условиям, могут быть приняты, если они обеспечивают совместность перемещений. Тогда общее выражение для перемещений любой одномерной системы можно записать в виде v (x) = ^Zn^n(x). (В. 2) п Для любой заданной системы функций перемещений фп (х) об- щая форма колебаний сооружения зависит от амплитуд Zn, которые могут рассматриваться как обобщенные координаты. Число пред- Рис. В.4. Про- гиб шарнирно опертой балки, представленной в виде ряда си- нусоид полагаемых форм характеризует число степеней свободы, учиты- ваемых для данной модели. Как правило, для заданного числа сте- пеней свободы большая степень точности может быть достигнута при динамическом расчете путем использования метода форм де- формаций, чем при применении метода сосредоточенных масс. Од- нако следует помнить, что при использовании обобщенных коор- динат с введением каждой дополнительной степени свободы увеличи- вается объем вычислений. В. 1.4.3. Метод конечного элемента. В настоящее время получил распространение третий метод выражения перемещений любого со- оружения через конечное число координат перемещений, который объединяет особенности как метода сосредоточенных масс, так и ме- тода обобщенных координат. Этот метод, разработанный на базе
метода конечного Элемента (МКЭ), позволяет построить удобную и обоснованную модель системы и особенно эффективен при расче- тах с помощью ЭВМ. Модель в виде конечных элементов применима к сооружениям любого типа: рамным конструкциям, которые включают в себя со- пряжения одномерных элементов (балок, колонн и т. п.); к си- стемам типа плит и оболочек, которые состоят из двухмерных ком- понент, и к трехмерным телам общего типа. Для простоты рассмо- трим только одномерную модель конечного элемента. Однако этот подход может быть развит для анализа двух- и трехмерных систем. Первый этап представления любого сооружения, например бал- ки на рис. В.5, в виде системы конечных элементов заключается в разделении сооружения на соответствующее число элементов. Их размер может быть произвольным. Элементы могут иметь оди- наковые размеры или различные. Концы элементов, которыми они соединяются между собой, называются узловыми точками. Пере- мещения этих узловых точек принимаются в качестве обобщенных координат сооружения. Прогиб сооружения в целом выразим через обобщенные коорди- наты с помощью соответствующего набора функций перемещений, используя выражения типа (В.2), причем функции перемещений называются интерполяционными, поскольку они определяют форму деформаций между указанными узловыми перемещениями. На рис. В.5 в качестве примера показаны интерполяционные функции, связанные с двумя степенями свободы точки 3, которая получает поперечные перемещения в плоскости рисунка. В принципе эти интерполяционные функции могут быть заданы любой непрерывной кривой, которая удовлетворяет геометрии перемещений, вызываемых узловыми перемещениями. Для одномерных элементов удобно при- нять формы колебаний в виде балочных функций, которые вызывают- ся узловыми перемещениями в однородной балке (они являются ку- бическими полиномами Эрмита и показаны на рис. В.5). Поскольку функции перемещений, используемые в этом методе, удовлетворяют требованиям, которые установлены ранее, то оче- видно, что координаты в методе МКЭ представляют собой специаль- ную систему обобщенных координат. Преимущества такого подхода заключаются в следующем: 17
1. Любое желаемое число обобщенных координат может быть использовано путем разделения сооружения на соответствующее число конечных элементов. 2. Поскольку функции перемещений для конечных элементов могут быть одинаковыми, процесс вычислений существенно упроща- ется, 3. Используемые при данном подходе уравнения мало связаны между собой, так как каждое узловое перемещение влияет только на соседний элемент, вследствие чего вычислительный процесс еще более упрощается. В целом метод МКЭ представляет собой наиболее эффективный метод выражения перемещений любой строительной конструкции с помощью дискретной системы координат. В.1.5. ВЫВОД УРАВНЕНИЙ ДВИЖЕНИЯ Как уже отмечалось, основная задача детерминированного ана- лиза динамики сооружений — определение характера изменения во времени перемещений заданной системы под действием заданной переменной нагрузки. В большинстве случаев приближенный ана- лиз с учетом ограниченного числа степеней свободы дает приемле- мую точность, и поэтому задача сводится к анализу временных функ- ций изменения выбранных компонентов перемещений. Математиче- ские выражения, определяющие динамические перемещения, назы- ваются уравнениями движения сооружения. В результате решения этих уравнений движения можно определить искомые функции изменения перемещений во времени. Вывод уравнений движения динамической системы представля- ет собой, по-видимому, самый важный (и иногда самый трудный) этап всего анализа. В настоящей работе будут использованы три различных метода вывода уравнений, причем каждый из методов обладает преимуществами при решении задач определенного клас- са. Основные принципы каждого из указанных методов рассматри- ваются в следующих параграфах. В. 1.5.1. Метод равновесия с использованием принципа Далам- бера. Уравнения движения любой динамической системы представ- ляют собой выражения второго закона Ньютона, который устанав- ливает, что скорость изменения импульса любой массы равна дей- ствующей на нее силе. В математической форме это положение за- писывается в виде следующего дифференциального уравнения: d / dv \ = —т-[т — . (В.З) dt \ at / где р (1) — вектор приложенной силы; v (t) — вектор координат массы т. Для большинства задач динамики сооружений массу можно рас- сматривать не изменяющейся во времени. Тогда уравнение (В.З) 18
получает вид \Р (t) = m — =т v (f), (В.За) где точки обозначают дифференцирование по времени. Уравнение (В.За) выражает условие равенства силы произве- дению массы на ускорение р (<) — т v (() =0. (В.36) В этом уравнении второе слагаемое mv(t) называется силой инер- ции, которая оказывает сопротивление ускорению массы. Принцип Даламбера (масса вызывает силу инерции, пропорцио- нальную ее ускорению и противоположно ему направленную) ши- роко используется в задачах динамики сооружений, поскольку поз- воляет вывести уравнения движения на основании условий динами- ческого равновесия. Сила р (/) может включать в себя разные виды сил, приложенных к массе: упругое сопротивление, направленное противоположно перемещениям; силы затухания, сопротивляющие- ся скоростям перемещений, и независимо заданные внешние на- грузки. Таким образом, если ввести силу инерции, препятствующую ускорениям системы, то уравнение движения выражает условие равновесия всех сил, приложенных к массе. Для большинства про- стых задач указанный метод вывода уравнений движения самый про- стой и удобный. В.1.5.2. Принцип возможных перемещений. Когда конструктив- ная схема сооружения достаточно сложная и содержит ряд взаимо- связанных точек сосредоточения масс или тел конечных размеров, непосредственный вывод условий равновесия всех действующих на систему сил затрудняется. Переменные силы часто допускают выра- жение через перемещения по степеням свободы, но записать условия их равновесия очень сложно. В этих случаях для вывода уравнений движения вместо условий равновесия можно использовать принцип возможных (виртуальных) перемещений. Принцип возможных перемещений формулируется следующим образом. Если система, находящаяся в состоянии равновесия под действием нескольких сил, получает возможное перемещение, т. е. любое перемещение, удовлетворяющее граничным условиям, то полная работа всех сил на этом перемещении равна нулю. Очевидно, что, согласно данному принципу, равенство нулю работы сил на возможном перемещении системы эквивалентно условию равнове- сия. Поэтому уравнения реакции динамической системы могут быть получены: 1) определением всех сил, приложенных к массам систе- мы, включая силы инерции, которые определяются в соответствии с принципом Даламбера; 2) введением возможных (виртуальных) перемещений, соответствующих каждой степени свободы, и прирав- ниванием нулю работы всех сил. Существенное преимущество этого подхода состоит в том, что слагаемые работ сил на возможных пере- 19
мещениях — скалярные величины и могут складываться алгебраи- чески, между тем силы, действующие на сооружения, есть векторы и могут складываться только по правилам векторного анализа. В.1.5.3. Принцип Гамильтона. Существует еще один метод, ко- торый не требует вывода векторных уравнений равновесия. Он за- ключается в использовании скалярных величин энергии в вариацион- ной постановке. Наиболее распространенный вариационный ме- тод— принцип Гамильтона, который можно выразить следующим образом: ^2 ^2 (• 6(Г—И) dt+ (' б«7псЛ = 0, (В.4) f, G где Т — общая кинетическая энергия системы; V — потенциальная энергия системы, включающая как энергию деформации, так и потенциал любых кон- сервативных внешних сил; Wnc — работа, произведенная неконсервативными силами, действующими на систему, включая затухание и другие произволь- ные внешние нагрузки; б — вариация для определенного временного интер- вала. Принцип Гамильтона устанавливает,, что вариация кинетиче- ской и потенциальной энергии плюс вариация работы неконсерва- тивных сил в течение любого интервала времени от tr до должна равняться нулю. Применение этого принципа позволяет непосред- ственно получить уравнения движения для любой заданной систе- мы. Этот метод отличается от принципа возможных перемещений тем, что в его формулировку не включаются инерционные и упругие силы. Вместо них учитываются значения соответственно кинетиче- ской и потенциальной энергии. Таким образом, этот метод обладает тем преимуществом, что он рассматривает только чисто скалярные величины энергий, в то время как в методе возможных перемещений все силы и перемещения являются по своему характеру векторами даже в том случае, когда работа характеризуется скалярными ве- личинами. Принцип Гамильтона может применяться также при решении задач статики сооружений. В этом случае значение кинетической энергии Т не учитывается, а подынтегральные выражения в остав- шихся членах уравнения (В.4) инвариантны во времени. Таким об- разом, уравнение принимает форму б(Г~1Г„е) = 0, (В.5) т. е. форму хорошо известного принципа минимума потенциальной энергии, широко применяемого в статическом анализе. * * * Таким образом, уравнения движения динамической системы мо- гут быть сформулированы с помощью любого из трех методов. Са- мым простым является метод динамического равновесия всех сил в системе, включая инерционные силы, определяемые по принципу 20
Даламбера. Однако для более сложных систем, особенно с распре- деленными массами и упругими силами, непосредственная запись условий равновесия векторных величин может оказаться затрудни- тельной, и более удобно определять скалярные величины работы или энергии. Более рациональный метод основан на принципе возмож- ных (виртуальных) перемещений, согласно которому силы, дейст- вующие на систему, вычисляются непосредственно, а уравнения движения выводятся из выражений работы этих сил на возможных перемещениях. С другой стороны, в выражениях для энергии по принципу Гамильтона непосредственно не используются инерцион- ные и консервативные силы в системе, вместо них учитываются ва- риации кинетической и потенциальной энергии системы. Все три метода абсолютно равноценны и приводят к одним и тем же уравнениям движения. Обычно выбор метода для любого конкрет- ного случая зависит от типа рассматриваемой динамической систе- мы и определяется самим исследователем.
ЧАСТЬ I СИСТЕМЫ С ОДНОЙ СТЕПЕНЬЮ СВОБОДЫ ГЛАВА 1 ВЫВОД УРАВНЕНИЙ ДВИЖЕНИЯ 1.1. КОМПОНЕНТЫ ОСНОВНОЙ ДИНАМИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ Основные физические параметры любой линейно-упругой кон- структивной системы, подверженной динамическим нагрузкам, — ее масса, упругие свойства (гибкость или жесткость), механизм рас- хода энергии или затухание и внешний источник возбуждения или воздействия. Простейшей моделью системы с одной степенью сво- боды служит модель, каждый параметр которой считается точенным (рис. 1.1, а). сосредо- 4 1.1. Мо- системы сте- Рис. дель с одной пенью свободы а — основные эле- менты; б — урав- новешенные силы Вся масса пг этой системы сосредоточена в жестком блоке. Ролики ограничивают этот блок так, что он может двигаться лишь поступательно, таким образом единственная координата перемеще- ния v полностью определяет положение массы. Упругое сопротив- ление перемещению обеспечивается невесомой пружиной с жест- костью k, а механизм потери энергии представлен демпфером с. Внешнее воздействие, вызывающее динамическую реакцию данной системы, принято в виде переменной во времени нагрузки р (t). 1.2. ФОРМЫ ЗАПИСИ УРАВНЕНИЙ 1.2.1. Метод равновесия. Уравнение движения системы, пока- занной на рис. 1.1, а, может быть получено любым из трех методов, рассмотренных во введении. Однако для этого простейшего случая уравнение легче всего вывести, используя непосредственное выра- жение равновесия всех сил, действующих на массу. Как видно из рис. 1.1, б, силы, действующие в направлении перемещения вдоль степени свободы, включают приложенную нагрузку р (() и три силы, вызываемые движением: инерционную flt диссипативную fD и силу упругой пружины fs. Таким образом, уравнение движения выра- жает равновесие этих сил: fi + fi)+fs=P(t). (1.1) Каждая из сил в левой части уравнения выражается функцией перемещения v или его производных. Положительное направление 22
этих сил выбрано противоположным направлению перемещения, так как они сопротивляются приложенным внешним нагрузкам. Рассмотрим сначала упругую силу. Она характеризуется про- изведением жесткости пружины на перемещение fs--=kv. (1.2а) Аналогичным образом по принципу Даламбера сила инерции — произведение массы на ускорение // = mv . (1.26) И, наконец, при вязком затухании сила затухания равна произве- дению постоянной затухания с на скорость системы fD=cv. (1.2в) После подстановки выражений (1.2, а, б, в) в уравнение (1.1) по- лучаем уравнение движения рассматриваемой системы с одной сте- пенью свободы: m'v-\-cv-rkv—p (t). (1 .3) 1.2.2. Принцип возможных перемещений. Рассмотрим примене- ние принципа возможных перемещений для получения этого уравне- ния движения. Силы, действующие на массу, показаны на рис. 1.1,6. Если масса получает виртуальное (возможное) перемещение 6„ (единственное перемещение, совместимое с наложенными на систе- му связями), то каждая из этих сил будет производить работу. Тог- да общую работу можно выразить уравнением — fj&v—fDdv—fs 8 t> + p (/) 6v = 0, (1.4) в котором отрицательные знаки определяются тем, что силы дейст- вуют в направлении, противоположном возможному перемещению. Подставляя уравнения (1.2, а, б, в) в (1.4) после вынесения 6о за скобки, получаем: [— mv~ cv— /г г' + р (1)]_би = 0. (1.5) Так как бо не равно нулю, то из выражения (1.5) можно получить (1.3). 1.2.3. Применение принципа Гамильтона. В заключение полу- чим уравнение движения данной системы с помощью принципа Гамильтона [уравнение В.4, с. 20)]. Согласно определению, кине- тическая энергия системы равна: а потенциальная энергия, представляющая только энергию дефор- мации U пружины, V = = (1.66) 23
Неконсбрвативными силами в системе, показанной на рис. 1.1, б, являются сила затухания /д и приложенная нагрузка р (/). Ва- риация работы этих сил записывается в форме I б!^пс = р(/)6а—cvftv, (1.6в) что эквивалентно уравнению работы этих сил на возможных пере- мещениях, записанному в форме (1.5). После подстановки выражений (1.6, а, б, в) в уравнение (В.4), записи его в форме вариаций и выполнения преобразований полу- чаем: G . J [mv6v—cv6v—k v б v-\-p (/) 6ч] = 0. (1.7) G Теперь первый член уравнения (1.7) можно проинтегрировать по частям, откуда ^2 . , , ^2 ^2 § т vbvdt = mvbv —§mv6vdt, (1.8) G G G где 6v=d(6v)/dt. В связи с тем что в соответствии с принципом Гамильтона вариа- ция 8v равна нулю при пределах интегрирования и (2, первый член правой части уравнения (1.8) также равен нулю. Поэтому если урав- нение (1.8) подставить в уравнение (1.7), получим: J [ — mv—с V—kv-f-p (/)] 6ud/ = 0. (1.9) Так как вариация 8v произвольная, то уравнение (1.9) удовлет- воряется в общем случае лишь при условии, что выражение в скоб- ках равно нулю. Тогда его можно будет представить в виде урав- нения (1.3). Этот пример показывает, как одно и то же уравнение движения можно получить каждым из трех основных методов. Очевидно, при анализе этой простой системы следует предпочесть метод равновесия сил. 1.3. ВЛИЯНИЕ ВЕРТИКАЛЬНЫХ НАГРУЗОК Рассмотрим теперь систему, показанную на рис. 1.2, а, кото- рая представляет собой систему на рис. 1.1, а, повернутую на 90° так, что сила тяжести действует в направлении перемещения. Си- стема сил, действующих на массу, показана на рис. 1.2, б. Ис- пользуя выражения (1.2, а, б, в), получим уравнение равновесия сил mv-\- cv-\-kv = p , (1.10) где W — вес жесткого блока. ।
Однако если общее перемещение v выражается как сумма стати- ческого перемещения Aef, вызванного весом W, и дополнитель- ного динамического перемещения v (см. рис. 1.2), v = Ast4-v, (1.11) то сила упругости пружины равна: fs = kv — k + (1.12) Подставляя уравнение (1.12) в (1.10): mv +cv + A>Asj4-Av = p (0 + (1-13) Рис. 1.2. 'Влия- ние сил тяжести на равновесие системы с одной степенью свобо- ды 'p(t) (1-14) и, учитывая, что kkst = W, получаем: mv-i-cv j-kv=p (t). После дифференцирования уравнения (1.11) с учетом того, что Asf не изменяется во времени, получаем v — v и т. д., так что урав- нение (1.14) можно записать в виде m v 4-cv + fe v = p (/). (1-15) Сравнение уравнений (1.15) и (1.3) показывает, что на уравнение движения, полученное из условия статического равновесия дина- мической системы, не влияют силы тяжести. Поэтому в дальней- шем перемещения будут определяться раздельно из условия стати- ческого равновесия, а определяемые из динамического анализа пе- ремещения будут рассматриваться как динамическая реакция. Сле- довательно, общие прогибы, напряжения и т. д. можно получить сложением соответствующих статических величин с результатами динамического анализа. 1.4. ВЛИЯНИЕ КИНЕМАТИЧЕСКИХ ВОЗМУЩЕНИЙ ОСНОВАНИЯ Динамические напряжения и прогибы в конструкции могут быть вызваны не только изменяющейся во времени внешней нагрузкой (см. рис. 1.1 и 1.2), но и перемещениями основания. Наглядным примером такого движения являются колебания оснований зда- ний, вызванные землетрясением, или частей оборудования от виб- 25
рации здания, в котором оно установлено. Упрощенная модель ко- лебаний здания при сейсмическом воздействии показана на рис. 1.3, причем горизонтальное движение грунта при землетрясении харак- теризуется перемещением vg относительно произвольной точки от- счета. Предполагается, что горизонтальный ригель рамы абсолютно жесткий и на его уровне сосредоточена вся масса конструкции. Вер- тикальные колонны считаются невесомыми и несжимаемыми в про- дольном направлении, а сопротивление перемещению ригеля, ока- зываемое каждой колонной, характеризуется упругостью модели- а) Рис. 1.3. Влия- I. , ' —1 ние возбужде- Щ1----------^-1 ния основания 1 1 1 на равновесие *31 h системы с одной 2 степенью свобо- ды а — движение сис- темы; б — урав- новешенные силы рующей ее пружины k!2. Таким образом, масса имеет одну степень свободы v, которая определяется изгибом колонн, а демпфер с вызы- вает сопротивление, пропорциональное скорости перемещения. Как показано на рис. 1.3, б, уравнение равновесия системы имеет вид f/ + f£> + fs = O. (1-16) где сила затухания и сила упругости выражаются аналогично соотношениям (1.2, а, в). Сила инерции в этом случае принимается равной: fI = mv , (1.17) где — суммарное отклонение массы от оси отсчета. Подставляя силы инерции, затухания и упругости в уравнение (1.16), получим: m v * 4-с o + to=0. (1-18) До решения этого уравнения все его члены необходимо выра- зить в функции одной переменной с учетом того, что общее переме- щение массы является суммой перемещения основания и прогибов, т. е. г/=У-{-У£. (1.19) Выражая силу инерции через две компоненты ускорения, получен- ные дифференцированием уравнения (1.19), после подстановки ре- 28
зультата в уравнение (1.18) получаем: mv-^m Vg-j-c v-pkv = O (1.20) или ввиду того что ускорение грунта характеризует особое динами- ческое воздействие на конструкцию, уравнение колебаний удобно записать в виде т v-\-c d + kv= — mvg (t) = peff (/). (1-21) В этом уравнении peif (t) — эффективная нагрузка на раму, вызывающая ее колебания; другими словами, конструкция реаги- рует на ускорение грунта vg (t) точно так же, как она реагировала бы на внешнюю нагрузку р (/), равную произведению массы на ус- корение грунта. Отрицательный знак в соотношении (1.21) означает, что эффек- тивная нагрузка направлена противоположно ускорению грунта. На практике знак выражения не имеет большого значения, посколь- ку обычно принимают, что входное воздействие на фундамент дей- ствует в произвольном направлении. 1.5. ОБОБЩЕННЫЕ СИСТЕМЫ С ОДНОЙ СТЕПЕНЬЮ СВОБОДЫ. СИСТЕМЫ ЖЕСТКИХ ТЕЛ Все рассмотренные до сих пор задачи очень простые, потому что каждый из физических параметров системы (масса, затухание и уп- ругость) представлен в виде одного дискретного элемента. Однако расчет конструкций реальных сооружений требует применения бо- лее сложных моделей даже в том случае, когда конструкции можно рассматривать как системы с одной степенью свободы. Для удоб- ства изложения в данной книге выделены два класса обобщенных систем с одной степенью свободы: системы жестких тел, в которых упругие деформации ограничиваются в пределах пружин между телами, и системы, имеющие распределенные параметры упругости, деформации которых распределены по всей конструкции или в пре- делах некоторых ее элементов. В обоих случаях конструкция ра- ботает как система с одной степенью свободы, поскольку допуска- ются перемещения только по одной форме. Для класса систем в виде жестких тел, рассматриваемых в этой главе, ограничение одной фор- мой перемещений часто определяется геометрией сопрягаемых тел, т. е. перемещения жестких тел ограничиваются связями и шарни- рами так, что возможно перемещение только в одном направлении. Для систем с распределенными параметрами упругости, которые будут рассмотрены в разд. 1.7, принятие одной формы колебаний как для системы с одной степенью свободы является допущением. На самом деле такие системы обладают бесконечным числом степе- ней свободы. При выводе уравнений движения системы жестких тел силы уп- ругости, возникающие при перемещениях системы (с одной степе- 27
нью свободы), можно легко выразить через амплитуду перемещений, так как каждый упругий элемент является дискретной пружиной с заданной величиной деформации. Аналогично силы затухания можно выразить в функции заданных скоростей точек крепления дискретных демпферов. Массу жестких тел не следует принимать сосредоточенной, а распределенные силы инерции определяются за- данными ускорениями. Однако при динамическом анализе более це- лесообразно рассматривать силы инерции жестких тел при условии, что массы и моменты инерции вращения сосредоточены в центре масс. Равнодействующая сила инерции, полученная таким образом, эквивалентна распределенным силам инерции вследствие принятой предпосылки о характере работы системы (таким же образом целе- сообразно с помощью равнодействующих характеризовать любые распределенные нагрузки, действующие на жесткие тела). Выра- жения для массы и момента инерции поворота однородного стержня и пластин различной формы приведены на рис. 1.4. Пример 1.1. Система состоит из двух жестких стержней, соединенных шарнирно в точке В, неподвижно опирающихся в точке А и шарнирно в точ- ке С (рис. 1.5). Динамическое воздействие определяется поперечной нагруз- кой р (х, f), которая изменяется вдоль оси стержня АВ по линейному закону. Кроме того, на всю систему действует постоянная осевая сила Л/. Движение системы ограничивается дискретными пружинами и демпферами, расположен- ными по длине стержней, как показано на рисунке. Масса равномерно рас- пределена вдоль стержня А В, а невесомый стержень ВС несет сосредоточенную массу т2. Поскольку принято, что два стержня абсолютно жесткие, то система име- ет только одну степень свободы и ее динамическая реакция может быть выра- жена с помощью уравнения движения. Это уравнение можно вывести из усло- вия равновесия (для читателя это полезное упражнение), но ввиду сложности системы удобнее использовать формулировку для работы и энергии. Восполь- зуемся принципом возможных перемещений, хотя можно было бы исполь- зовать и принцип Гамильтона. При перемещении рассматриваемой системы с одной степенью свободы (рис. 1.6) за основной параметр можно принять движение шарнира Z (/)> а все остальные перемещения выразить через него. Например, DD' = Z/4, ££'= 3Z/4, FF’ = 2Z/3. Силы, действующие на систему (за исключением осевой нагрузки /V, которая будет рассмотрена позднее), также показаны на рисунке. Каждая сила сопротивления может быть выражена через перемещение Z или его про- изводные по времени следующим образом: (з1=й1(££') = й1з/42(^; fS2 = fe2 (GG')=*2i/3Z(0; / d \ fDi =С1 ( j, BD' (O’> \ dt ) fD2 = c2Z (t); f a— m11/2Z (t) = m L^/iZ (t) = 2am Z (/); 1 m L L2 .. —.. ^n=I0~Z(t) = ----------~ Z (/) — */3а2 mZ (fy, ill id 1 £ f/2 = m22/3Z(/). 28
Рис. 1.4. Масса и момент инерции жесткого тела (т — погонная масса, у — мас- са на единицу площади) , а — однородный стержень; б, в — соответственно однородные прямоугольная и треуголь- ная плиты; г — плита в виде эллипса Рис. 1.5 Пример системы с одной степенью свобо- ды в виде со- пряжения жест- ких тел 1 — шарнир; 2 — невесомый жест- кий стержень Рис. 1.6. Пере- мещения систе- мы с одной сте- пенью свободы и нагрузки Равнодействующая всех внешних приложенных сил равна: p1 = 8'pat,(t). В этих уравнениях m (или р) обозначает массу (или силу) на единицу длины, через которую определяются соответствующие параметры, a — переменная составляющая динамической нагрузки. Уравнение движения системы можно получить, приравнивая нулю пол- ную работу этих сил при произвольном возможном перемещении 6Z. Возмож- ное перемещение, благодаря которому перемещаются компоненты сил, про- порционально Z, как это показано на рис. 1.6. Таким образом, полную работу на возможных перемещениях можно выразить в виде „ „ z (О SZ Z (/) 6Z 6U7 = з/4 г (0 3/46Z-fe2 — -С1 — - . „ _ .. 6Z — 6Z — c2Z (/) 6Z—2am Z (t)--(t) —— — 2 4a 2Z (Л _ -m2—2/36Z+8paU02/3fiZ, (a) 4 29
откуда после упрощения | + ~V~ + 4/9m2 Z (/) + f-^-+JI (/) + (9/16Й! + 4"')1 <0 ~ \ / \ io / \ У/ — 16/3pag(Z) 6Z = 0. (б) Так как возможное перемещение 6Z произвольно, то выражение в квад- ратных скобках равно нулю. Наконец, получаем уравнение движения е/3 ma-f-4/, m2) Z (0 + (“УГ+С2)1 (‘> + (’/1в kl + ^/9) Z (() =1в/^ Ю' (в) Его можно представить в упрощенном виде m*Z(/) + c*2(/) + &*Z(/) = P* (/), если ввести новые обозначения для величин: т*=4/з та+*19 т2; ** = 0/1в61 + г/вЙ2; с* = V 1в c1~Fc2> Р* (t) = ls/apat,(t), (1.22) которые называются соответственно обобщенными массой, затуханием, жест- костью и нагрузкой для этой системы. Они определены через обобщенную ко- ординату Z (f), которая характеризует перемещения системы. Рассмотрим теперь осевую силу N на рис. 1.5. Как показано на рис. 1.7, работа этой силы на возможном перемещении 6Z равна Абе. Перемещение бе состоит из двух частей бех и беа, связанных с поворотом двух стержней. При рассмотрении влияния только стержня Я В из подобия треугольников, пред- ставленных на рисунке (при допущении небольших прогибов), получаем бе, = (Z/4a) 6Z. Аналогично беа = (Z/3a) 6Z. Рис. 1.7. Компо- ненты переме- щения в направ- лении осевой нагрузки Рис. 1.8. Пла- стина, представ- ленная в виде системы с одной степенью свобо- ды при дейст- вии динамиче- ских нагрузок (V — равномер- но распределен- ная масса) 30
Таким образом, суммарное перемещение равно: 7 7 5^4-6^=------6Z 13 12 а и работа осевой силы на возможном перемещении 6^ = 12 а (г) Подставляя уравнение (а) в уравнение (а) и выполняя упрощения, аналогич- ные использованным при выводе уравнения (в), получим уравнение, из кото- рого видно, что осевая сила влияет только на обобщенную жесткость. При учете влияния осевой силы приведенная обобщенная жесткость k* системы принимает вид _ 7 N N k* = k*~—------=«/1efei + 1/e^-7/12—• (д) 12 а а При полученном выражении обобщенной жесткости уравнение движения всей системы на рис. 1.8 с учетом осевой силы определяется уравнением, аналогичным (1.22). Интересно отметить, что условие нулевой обобщенной жесткости харак- теризует состояние безразличного равновесия или условие потери устойчи- вости системы. Таким образом, значение осевой силы Усг, которое вызывает потерю устойчивости этой конструкции, можно найти, приравнивая k* в урав- нении (д) нулю: 0=’/ie —2- • а Таким образом, ^Сг--=(2728Й1 + 4/21^)а- (е) В общем случае сжимающие осевые нагрузки стремятся уменьшить жест- кость строительной конструкции, в то время как растягивающие осевые на- грузки приводят к увеличению жесткости. Такие нагрузки могут оказывать значительное влияние на реакцию конструкции при динамической нагрузке. Поэтому изменение жесткости следует всегда определять для оценки ее зна- чимости при рассмотрении конкретной задачи. В излагаемом и последующем материале понятие осевая нагрузка относится к силе, которая действует па- раллельно начальной неискривленной оси элемента. Считается, что такая сила не изменяет своего направления при движении конструкции. Пример 1.2. В качестве второго примера вывода уравнений движения для сопряжения жестких тел рассмотрим систему, показанную на рис. 1.8. При небольшой амплитуде движение этой системы может характеризоваться вертикальным перемещением точки приложения нагрузки Z (/), и все силы сопротивления системы выражаются через это перемещение: fs = ftyZ(0; ftl =tabi/zZ(ty, b a* + b* 1 .. fl2=yab—- z(t); ^i=yab—— — Z(i). U Уравнение колебаний для этой простой системы можно получить непо- средственно из условия равновесия моментов относительно шарнира а Ъ fsb + hi ~7Г~^^12 "Т_+®1/ = Р (0 °- 31
После деления на а и подстановки выражений для сил получаем: Г 1 / fe2 \ 1 Ь2 3 Ь2 Иг Н'Т'+ТТ 2(/) + й—Z(O = P(O. L12 \ а2 ) 4 4а2 а2 И, наконец, m*Z(f) + FZ (/)=/>* (t), * Vab / > । b2 \ где m* = —— ( 1-f-—— ; 3 \ a2 ) b* k*=k . p*(t) = p(t). a2 1.6. ОБОБЩЕННЫЕ СИСТЕМЫ С ОДНОЙ СТЕПЕНЬЮ СВОБОДЫ. СИСТЕМЫ С РАСПРЕДЕЛЕННОЙ УПРУГОСТЬЮ Рис. 1.9. Достаточно сложное сооружение, рас- сматриваемое как систе- ма с одной степенью сво- боды На рис. 1.5 показан пример действительной системы с одной степенью свободы, несмотря на сложную форму соотношений между отдельными ее компонентами, так как опирание двух жестких стерж- ней допускает только одну схему деформирования. Если бы стержни моглй деформироваться при изгибе, то система имела бы бесконечное число степеней свободы. Однако и в этом случае можно применить простой анализ системы с одной степенью свободы, если предположить, что возникает только одна схема прогибов, включаю- щая деформации стержней при изгибе. В качестве примера анализа методом ап- проксимации поведения системы с одной степенью свободы для конструкции, фак- тически имеющей бесконечное число сте- пеней свободы, рассмотрим вывод уравне- ний движения для консольной башни, по- казанной на рис. 1.9. Основными харак- теристиками этой башни являются ее из- гибная жесткость EI (х) и погонная масса m (х). Принято, что она подвергается сей- смическому воздействию vg (t) и восприни- мает постоянную вертикальную нагрузку W, приложенную сверху. Для аппроксимации движения башни системой с одной степенью свободы необ- ходимо предположить, что ее изгиб про- исходит только по одной форме. Функцию прогиба примем ф (х), а амплитуду коле- баний в виде обобщенной координаты Z (Q. Таким образом, v(x, 1) = ф(х) Z (0- (1.23) Обычно за обобщенную координату принимаются перемещения характерной 32
точки системы, например перемещения верха башни. Тогда функ- ция для формы изгиба принимается в виде безразмерного отношения перемещения любой точки к перемещению характерной точки. ° (х< О = (1-24) Л {1} Уравнения движения обобщенной системы можно получить толь- ко с помощью выражения для работы или энергии. Воспользуемся принципом Гамильтона (хотя в равной степени применим принцип возможных перемещений). Кинетическая энергия башни равна: L 7’=-^-J/и (х) [pz (х, /)]а rfx, (1.25) о а потенциальная энергия изгибных деформаций L Vf = -~-EI(x)[v"(x,t)]2dx, (1.26) о где v" =d2vjdx2. Для определения потенциальной энергии осевой силы (которая постоянна по направлению и величине во время динамической реакции и поэтому является консервативной силой) необходимо вычислить вертикальную составляющую движения верхней точки башни е (/). По аналогии с выводом уравнения (г) в примере 1.1 можно показать, что [v'(x> t)]2dx- (1’27) ' о Таким образом, потенциальная энергия осевой нагрузки равна: L t)]2dx, (1.28) * tj о где минус характеризует уменьшение потенциала силы N при уве- личении перемещения е (f). Следует отметить, что если осевая на- грузка N изменяется вдоль башни (например, нагрузка от собствен- ного веса конструкции), то выражение (1.28) следует видоизменить, включив величину осевой нагрузки под знак интеграла. В системе, представленной на рис. 1.9, нет непосредственно при- ложенной динамической нагрузки и в расчете не учитывается за- тухание, что исключает наличие неконсервативных сил. Следова- тельно, принцип Гамильтона можно записать в виде f 6 (T—V)dt = Q 2 Зак. 794 33
или после подстановки выражений (1.25)—(1.28) и определения ва- риаций L v* (х, /) Sv* dx—J El (x) о L v" (x, t) Sv" dx-\-N f v' (x, t) Sv'dx] = 0. 0 (1.29) Теперь с учетом зависимостей: v* = v-\-vg', v" = 'tyl’Z', v'=ty'Z', v = ipZ; Sv* = Sv. Sv' — ySZ', Sv' = ip'6Z; 6o = ip6Z (1.30) и после их подстановки в уравнение (1.29) получаем: . . L . . L L ZSZ J m (x) ip2 dx-^SZvg (/) ( m (x) tpdx—ZSZ J Е/ (x) (ip")2 dx-|- o oo L + NZSZ [ (ф')Мх о d/ = 0. (1-31) После интегрирования первых двух членов по частям уравнение принимает форму t, [mIZ+k’Z— k*0Z—p*n (01 6Zd( = 0, (1.32) L где tn* =J m (x) ip2 dx—обобщенная масса; о L El (x) (ip")’dx—обобщенная жесткость; о L kg = N J (ip')s dx—обобщенная геометрическая жесткость; (1.33) о L Ре»(0 = —vg [m (x) ipdx—обобщенная эффективная нагрузка, о Так как вариация 6Z произвольная, член уравнения (1.32) в квадратных скобках должен равняться нулю. Следовательно, уравнения движения можно записать в форме /п’г(0+Г^(0=р;п(0. (1-34) где k* — суммарная обобщенная жесткость. k"=k*—kg. (1.35) Для этой системы критическую нагрузку, вызывающую потерю устойчивости, можно вычислить тем же методом, что ив примере 1.1Л 43
Й^йфавйййая нулю (Суммарную обобщенную жесткость. Таким об- разом, _ L L EI (х) (f’jMx-Wcrf (ip')2dx = 0; о о L J EI (х) (4>")а dx ------------• (1-36) J W)2dx о Пример 1.3. Рассмотрим числовой пример записи уравнений движения для системы с одной степенью свободы с распределенной изгибной жесткостью применительно к башне (рис. 1.9), которая имеет равномерно распределен- ные изгибную жесткость и массу по всей длине. Форма ее прогиба при сво- бодных колебаниях принимается в виде лх ф(х) = 1 —cos—• (а) L Используя уравнение (1.33), выразим обобщенную массу и жесткость башни: L С I лх \2 — I 11 — cos—— dx = 0,228/nL; J k 2£ J о (б) т* о ;2 лх \2 — cos —— я1 EI ~32~Ез k* = j EI ($")2dx = EI J о 0 Если принять, что на башню воздействуют колебания основания, то обобщенная нагрузка из уравнения (1.33) (пренебрегаем знаком минус) будет равна: (в) L L Peit (0 = vg (!) J mtydx= mvg {t) J о о Следовательно, если осевая нагрузка не учитывается, то уравнение ко- лебаний этой системы согласно (1.3.4) имеет вид — .. п*Е1 — .. 0,228m£Z (!) + — — Z (/) = 0,364m£vg (t) С учетом осевой силы N обобщенная геометрическая жесткость башни в соответствии с (1.33) равна: L L ЛХ \ - cos—- I dx — 0,364 mL vs (/). (г) ZJ-r / (Д) Ад 2 Nil2 |л- ТГ- (е) о о Объединение этого выражения с зависимостью (в) дает суммарную обоб- щенную жесткость 7*=^k*—k* - П* EI Nlt2 ° 32L3 8L (ж) 2* 35
Тогда критическая нагрузка, вызывающая потерю устойчивости башни, определяется из уравнения (ж) приравниванием суммарной жесткости нулю: л4Е/ 8L_____ла EI 32L3 ла 4 L2 ‘ В результате получена истинная нагрузка, вызывающая потерю устой- чивости консольной колонны при сосредоточенной нагрузке, так как приня- тая функция формы изгиба (а) соответствует истинной форме изгиба при по- тере устойчивости. При подстановке выражения (з) в (е) геометрическую жест- кость удобно выразить как л* El N k<3== 32Л3 Ncr ’ (И) Если преобразовать уравнение (д), то уравнение колебаний с учетом осе- вой нагрузки будет иметь вид - п* EI f N \ _ 0,228m LZ(O+——7 1-——)Z(0 = O,364 mLog(0. o2il_4 \ cr J (K) Безусловно, любая другая форма изгиба, соответствующая геометриче- ским граничным условиям конструкции, может быть принята в качестве^ (х). Например, если принять, что форма изгиба имеет параболическую форму ф(х) = ха/1а, (л) то обобщенная упругая жесткость а обобщенная геометрическая жесткость В этом случае критическая нагрузка, полученная при k* — kg, 4EI 3L 3EI сг~ 4 _ 12 что на 21% больше, чем действительная величина критической нагрузки в со- ответствии с выражением (з). По существу принятие любой другой формы изгиба, отличной от истин- ной формы при потере устойчивости, удовлетворяет условию наложения на систему дополнительных связей, при которых обеспечивается ее равновесие. Эти внешние связи характеризуют ужесточение системы. Поэтому критиче- ская нагрузка, вычисленная методом Релея с использованием формы изгиба, отличной от истинной, должна быть всегда больше, чем действительная кри- тическая нагрузка. На самом деле, очевидно, параболическая форма изгиба не является удачным приближением для данной конструкции, даже если она удовлетворяет геометрическим граничным условиям, так как постоянство кривизны при этой форме исходит из предпосылки, что изгибающий момент является постоянным по всей ее длине. В рассматриваемой системе изгибаю- щий момент на верху колонны равен нулю, и принятие формы изгиба с нуле- вой кривизной в уровне верха башни дало бы гораздо лучшие результаты. Зв
l.t ВЫРАЖЕНИЯ Для ОБОБЩЕННЫХ ПАРАМЕТРОВ СИСТЕМ Как видно из приведенных примеров, уравнения колебаний для любой системы с одной степенью свободы, какой бы сложной она ни была, всегда можно привести к форме m*Z (t) + c*Z (t) + r Z (/) = p* (f), где Z (t) — единственная обобщенная координата, характеризующая дви* жение системы, а символы со звездочками обозначают обобщенные физические параметры, соответствующие этой координате. Вообще значения этих обобщенных параметров можно опреде- лить путем использования принципа Гамильтона или принципа вир- туальных (возможных) перемещений. Однако выражения для этих величин легко получить в стандартной форме, удобной для практи- ческого применения. Рассмотрим произвольную одномерную систему, которая ко- леблется только по форме, показанной на рис. 1.10, а. Тогда пере- мещения можно выразить через обобщенную координату Z (t) v(x, = (x)Z(i). Обобщенные параметры, связанные с этой формой прогиба, мож- но выразить следующим образом. Для распределения массы, пока- занной на рис. 1,10, б, обобщенная масса определяется зависимостью L = J (1.37) в которой массы жестких тел представлены суммами, гдеф* — угол поворота в точке г. Обобщенное затухание, определяемое затуханием колебаний в основании и в демпферах, показанных на рис. 1,10, в, равно: l с* = [ с (х) [ч|> (х)]а Zci . о [(1.38) Обобщенная жесткость, характеризующая упругость основа- ния, изгибную жесткость элементов системы и жесткость пружин (см. рис. 1.10, г), равна: L L к* = | к (х) [ф (х)Р dx+ J EI (х) [-ф" (х)р dxJ- Sfe, Ь о (1.39) Выражение для геометрической жесткости системы при действии осевой силы (не изменяющейся во времени), показанной на рис. 1.10, д, имеет вид L k^N (x)]adx. о (1.40) 37
Для более общего случая, когда точка приложения осевой на- грузки перемещается вдоль оси балки, получим L £•=]>(*) [ф'(x)pdx. (1.40а) о Рис. 1.10. Характеристика обобщенной системы с одной степенью свободы а — принятая форма колебаний; б — параметры масс; в — параметры затухания; г — уп- ругие характеристики; д — осевая нагрузка; е — приложенная нагрузка Наконец, обобщенная сила при поперечной нагрузке, изменяю- щейся во времени (см. рис. 1.10, е), равна: L р* if) = Jp (*. 0 Ф (*) <ix+Sp< фг- (1-41) о 38
Очень важно обращать особое внимание на векторную форму записи сил и перемещений в уравнении (1.41). В уравнение следует включать только составляющие перемещений вдоль направления приложенных нагрузок, а их знаки принимать в соответствии со знаками нагрузок. Другими словами, уравнение (1.41) по существу выражает работу нагрузок при единичном перемещении по обоб- щенной координате Z(Q. Суммарная обобщенная жесткость равна: k* = k* — kfi, как отмечалось ранее [см. выражение (1.35)]. Аналогичные понятия обобщенных координат в равной мере применимы при приведении двумерных систем к системам с одной Рис. 1.11. Дву- мерная плита, рассматривае- мая как система с одной сте- пенью свободы степенью свободы. Рассмотрим в качестве примера прямоугольную плиту перекрытия (рис. 1.11). Если предположить, что прогибы этой плиты имеют указанную на рисунке форму, а амплитуда ее перемещений в центре принимается в качестве обобщенной коорди- наты, то прогибы плиты можно выразить в виде w(x, у, = у) Z(f). (1-42) Для шарнирно-опертой плиты функция формы изгиба, естествен- но, может быть принята в виде гр (х, у) = sin-sin . (1-43) Однако можно воспользоваться любой другой функцией, удов- летворяющей граничным условиям на опорах. Обобщенные характеристики системы можно теперь опреде- лить с помощью выражений, эквивалентных соотношениям для одно- мерного элемента, с интегрированием их по всей поверхности плиты. Например, обобщенная масса будет равна: m*=,f m(x;y) Гф(х, yyy'dA^-'Zmi^, Q.44) А u .-Wtii Соответствующие выражения для обобщенной жесткости и обоб- щенной силы имеют вид: k* = D д2 lb . <Э2 ib \2 / д2 tb Э2 ib ---— 4-----— —2 (1 —v) —1-------— — [дх2 ду2 J \ дх2 ду2 f Р(х, t/) ip (х, у) dA^Pi^i, Л <Э2 гр \ дхду J dA; (1-45) (1-46) А 39
где D — Eh3f\2 (1 — v2) — цилиндрическая жесткость плиты; р (х, у) — равномерно распределенная нагрузка на плиту; v — коэффициент Пуассона; h — толщина плиты. Очевидно, что те же самые методы можно легко применить к трех- мерным системам (таким, как массивы грунта или бетона), прини- мая соответствующие трехмерные функции перемещений. Однако трудность выбора подходящей формы изгиба увеличивается с по- вышением размерности системы и, естественно, уменьшается надеж- ность результатов. ГЛАВА 2 РЕАКЦИЯ СИСТЕМ ПРИ СВОБОДНЫХ КОЛЕБАНИЯХ 2.1. РЕШЕНИЕ УРАВНЕНИЯ КОЛЕБАНИЙ В гл. 1 было показано, что уравнения движения любой системы с одной степенью свободы могут быть приведены к виду т* Z (Z) +с* t (t) +1* Z (t) = p* (0. Эта форма полностью эквивалентна уравнению колебаний систе- мы с массой, пружиной и затуханием, показанной на рис. 1.1, ко- торое преобразуется к виду mv (/) -феи (Z) -\-kv (i) = p (/) • (2.1) В дальнейшем удобно использовать уравнение (2.1) и наглядно представить реакцию этой простой системы. Однако следует пом- нить, что эти результаты в полной мере применимы к реакции мо- дели сложной системы, которая рассматривается как система с од- ной обобщенной степенью свободы. Для решения уравнения (2.1) сначала рассмотрим однородное уравнение, правая часть которого равна нулю: mv(t)-{-cv (0+/щ(/)=0. (2.2) Колебания системы при нулевой внешней нагрузке называют свободными колебаниями, или собственными. Дальше мы переходим к анализу реакции системы при свободных колебаниях. Решение уравнения (2.2) имеет вид v(t) = Gesi. (2.3) Подстановка этого выражения в уравнение (2.2) дает (ms2-\-cs-\-k)Gest = 0. (2.4) После деления на mGesi и введения обозначения ь со2 =— (2.5) т 40
уравнение (2,4) принимает вид: sa+— s4-to2 = 0. (2.6) tn Значение s, которое может быть получено из этого уравнения, зависит от с. Таким образом, форма колебаний, описываемых урав- нением (2,3), будет зависеть от затухания в системе. 2.2. СВОБОДНЫЕ КОЛЕБАНИЯ БЕЗ УЧЕТА ЗАТУХАНИЯ Если система недемпфированная, т. е. если с = 0, то в урав- нении (2,6) s=±ico. (2.7) Таким образом, реакция системы, характеризуемая уравнением (2.3), может быть представлена в виде выражения u(/) = G1e'“f+G2e“to‘, (2.8) В котором два слагаемых соответствуют двум корням s, а постоян- ные интегрирования Gx и G2 характеризуют пока еще произволь- ные амплитуды колебаний. Уравнение (2.8) можно представить в более удобной форме, используя уравнения Эйлера: е± iat __cos _|_ i s;n (2.9) В результате получаем о (/) =Л sin coZ-J-jB cos со/, (2.Ю) 'где константы А и В определяются начальными условиями, т. е. перемещением t> (0) и скоростью v (0) в момент времени t = 0, которые вызывают свободные колебания системы. Очевидно, что v (0) — В, av (0) —Aos. Таким образом, уравнение ((2,10) принимает вид я (/) = .Р sin со/4^'(0) cos со/. (2.11) О) Это решение характеризует простое гармоническое движение и графически изображено на рис. 2.1. Величина со является круго- вой частотой или угловой скоростью движения. Она измеряется в радианах на единицу времени. Циклическая частота колебаний f выражается соотношением (2-12) 2л. а обратная ей величина Т — период колебаний Движение, выраженное уравнением (2,11), можно также запи- сать в виде t>(/) = pcos (со/—0). (2.14) 41
Как следует из диаграммы Арганда или векторного представле- ния на рис. 2.2, реакция определяется действительной частью двух вращающихся векторов или их горизонтальной проекцией. Таким образом, амплитуда колебаний характеризуется равнодействующей двух векторов Рис. 2.2. Сво- бодные колеба- ния, представ- ленные в виде вектора враще- ния а фазовый угол—величиной О (0) <ov (0) (2.15) Рис. 2.1. Сво- бодные колеба- ния без учета затухания O = tg-’ (2.16) Как следует из рис. 2.2, фазовый угол 0 характеризует угловое расстояние, на которое движение равнодействующей отстает от чле- на при косинусе в выражении реакции системы. 2.3. СВОБОДНЫЕ КОЛЕБАНИЯ С УЧЕТОМ ЗАТУХАНИЯ Если в системе присутствует затухание, то решение уравнения (2.6), определяющего реакцию системы, имеет вид с S 2m (2-17) 42
Эта формула характеризует три вида движения в зависимости от знака выражения под квадратным корнем, т. е. если эта величина положительна, отрицательна или равна нулю. Сначала удобно рас- смотреть предельный случай, когда выражение под квадратным кор- нем равно нулю. Этот случай определяет условие критического за- тухания. 2.3.1. Критическое затухание. Если выражение под квадратным корнем в формуле (2.17) становится равным нулю, то очевидно, что с/2т = со; таким образом, величина критического затухания сс равна: сс = 2тш. (2.18) В этом случае величина s в выражении (2.17) (2.19) 2т а реакция в соответствии с уравнением (2.3) равна: а(0 = (С1+<?20е-<в/» (2-20) где второй член умножается на t, так как в решении уравнения присутствует только одно значение $ (2.19). Подстановка начальных условий в уравнение (2.20) приводит к окончательной форме уравнения реакции для случая критиче- ского затухания о(0 = [а(0)(1 + со04-«(0)/] е-в/, (2.21) которая графически изображена на рис. 2.3. Рис. 2.3. Сво- бодные колеба- ния системы с критическим за- туханием Из рис. 2.3 видно, что реакция при свободных колебаниях систе- мы с критическим затуханием не содержит колебаний относительно положения нулевого перемещения. Напротив, перемещение стре- мится к нулю в соответствии с членом уравнения (2.21), характе- ризующим затухание колебаний по экспоненте. Ценность формулировки состояния системы с критическим за- туханием заключается в том, что оно определяет минимальную ве- личину затухания, при котором не происходит колебаний в стадии свободных колебаний реакции системы. 2.3.2. Недодемпфированные системы (с затуханием ниже кри- тического). Если затухание меньше критического, то из уравнения (2.18) видно, что с< 2та, и, таким образом, подкоренное выражение в формуле (2.17) должно быть отрицательным. Для определения 43
реакции при свободных колебаниях в этом случае удобно выразить затухание как отношение с к величине критического затухания гс, таким образом 5=_£_=_£_, (2.22) сс 2та> в котором £ называется параметром затухания. Подставляя выра- жение (2.22) в (2.17), получаем s = — £w±K(l®)a — ®2 или, изменяя знак подкоренного выражения и вводя новое обозначение и о, имеем: Рис. 2.4. Зависимость между отношением час- тот собственных колеба- ний с учетом и без учета затухания и параметром затухания s=—£н± (2.23) где = со у 1—V. (2.24) Величина сод называется частотой демпфированных колебаний, или частотой колебаний с учетом затухания. Для пара- метров затухания, характерных для обыч- ных строительных конструкций (|< 20%), частота сод, как следует из (2.24), очень незначительно отличается от частоты не- демпфированных колебаний. Чтобы опре- делить влияние затухания на частоту, сле- дует помнить, что график зависимости от- ношения частоты колебаний с учетом затухания к частоте незату- хающих колебаний от параметра затухания | представляет собой окружность, радиус которой равен единице, как это по- казано на рис. 2.4. Путем подстановки выражения (2.23) в (2.3) можно определить реакцию недодемпфированной системы при свободных колебаниях v(0 = Gje-£“f+Z“o/ +С2е-^-'“0< = е-^' (GieiaDt +G2e~laDt'). В этом уравнении член в круглых скобках характеризует про- стое гармоническое движение [сравните с выражением (2.8)1; таким образом, это уравнение можно записать в более удобной форме v(t) = e (A sin Ид /+ В cosaDt). (2.25) И, наконец, при введении начальных условий о (0) и v (0) мож- но определить постоянные в (2.25). Тогда v(t) = e-^at Шд ^L0).+M.Q).^sin(OD/+ -|- V (0) COS Ид t (2.26) 44
Это выражение реакции системы можно записать в форме вра- вдающегося вектора \ (/) =рг~cos ftOp/—0), (2.27) где р„|[,но)+....<о»1г+[;(Ъи,г« I L J J е== le-i ^(°)+о(0)?<о ®Dv(0) ‘ (2.28) На рис. 2.5 показана реакция недодемпфирбванной системы при начальном перемещении v (0) и нулевой скорости [и (0) = 0], другими словами, если масса отпущена из стационарного смещен- ного положения. Интересно отметить, что недодемпфированная систе- ма колеблется с частотой сод относительного состояния равновесия. Выражение (2.27), представленное в виде вектора вращения, экви- валентно графику на рис. 2.2 за исключением того, что длина век- тора уменьшается по экспоненте по мере затухания реакции. Природа параметров затухания обычных строительных систем очень сложна, и они трудно определимы. Однако принято выражать затухание реальных систем в виде эквивалентных коэффициентов вязкого затухания которые характеризуют скорость затухания амплитуд свободных колебаний. Поэтому установим более точную зависимость между коэффициентом вязкого затухания | и реакцией при свободных колебаниях, показанных на рис. 2.5. Рассмотрим два любых последовательных положительных мак- симума на рис. 2.5 vn и vn+1. Из выражения (2.27) отношение этих двух последовательных значений равно: —^2— = exp (2л^ —ф (2.29) »n+i \ “£>/ Логарифмируя обе части (2.29), получаем логарифмический де- кремент 6; б -- 1п-12_=2л|— (2.30) ^п+х w£> 45
Рис. 2.6. Поправочный коэффициент на затухание, который следует вво- дить при расчете по уравнению (2.34) или с учетом выражения (2.24) Рис. 2.7. Зависимость параметра за- тухания £ от числа циклов п, необхо- димых для уменьшения амплитуды колебаний на 50% й = ,2л1 —. (2.31) При небольшом затухании формулу (2.31) можно приближенно заменить (2.32) В этом случае зависимость (2.29) можно выразить в виде ряда ? =е2л5=1-|- 2л£+ (2.33) «п+1 21 Для небольших значений | достаточную точность можно получить сохранением только первых двух членов ряда. Тогда Для иллюстрации точности выражения (2.34) отношение точ- ного значения В, определенного по формуле (2.30), к приближенному значению в соответствии с (2.34) изображено в функции приближен- ной величины на рис. 2.6. Этот график дает возможность исправить коэффициент затухания, полученный приближенным методом. Для слабо демпфированных систем при вычислении параметра затухания большую точность можно получить, рассматривая пики реакции, находящиеся на расстоянии нескольких периодов друг от друга, например; m периодов. Тогда 1п^2-=2тлВ—, (2.35) Vn+m которое может быть выражено для очень малого затухания прибли- женным соотношением (2.36' 2mnvn+m 46
\ При экспериментальной оценке параметров затуханий по Сво- бодным колебаниям демпфированных систем более удобно пользо- ваться методом, который заключается в определении числа циклов, в течение которых амплитуда колебаний уменьшается в два раза. Зависимость для использования в этом Случае показана на рис. 2.7. Удобно для приближенных оценок пользоваться следующим эмпи- рическим правилом: уменьшение амплитуды колебаний на 50% за один цикл происходит при затухании 10% от критического. 2.3.3. Передемпфированные си- стемы (с затуханием больше кри- тического). Хотя в обычных усло- виях строительные системы, имею- щие затухание больше критиче- ского, не встречаются, для полно- ты исследования полезно рассмот- реть анализ реакции передемпфи- рованной системы. В этом случае £>1, и выражение (2.17) можно представить в виде s= —<0 1 =—£со±<в, (2.37) где й) = й>]/^3 — 1 . W=rng WSSSSMPSSS&SJrJSSSSSSSSSJ Рис. 2.8. Вибрационные испытания одноэтажного здания (р — нагруз- ка от домкрата; к — общая жест- кость) Подстановка выражения (2.37) в (2.3) позволяет после преоб- разований получить V (/) = е ~ (Лзйсо/-f- BchcoZ). (2.38) Здесь константы А и В можно вычислить с учетом начальных условий. Из формулы (2.38) видно, что движение передемпфирован- ной системы не является колебательным. Оно аналогично реакции системы с критическим затуханием (см. рис. 2.2), но возврат в ней- тральное положение замедляется с ростом параметра затухания. Пример 2.1. Расчетная схема одноэтажного здания представляет собой жесткий ригель на невесомых колоннах (рис. 2.8). Для определения динами- ческих характеристик этой конструкции было проведено экспериментальное исследование свободных колебаний с помощью отклонения верха модели го- ризонтальным домкратом с внезапным освобождением. Во время нагружения домкратом зафиксировано, что перемещение ри- геля на 0,2 дюйма (0,51 см) достигается при нагрузке 20 килофунтов (9,06 тс). После мгновенного снятия нагрузки при этом первоначальном смещении мак- симальное перемещение в обратном направлении составляет только 0,16 дюй- ма (примерно 0,41 см), а период этого цикла перемещения Т = 1,4 с. Из этих данных нужно определить следующие динамические характери- стики системы: 1. Нагрузку от приведенного веса ригеля 47
отсюда ™ I 1.4 V, №= —— kg = \ 2л J 20 0,0496-^-^-336 = 1920 килэфуНтов; 9,06 0,0496 -980 = 870 тс. 0,51 2. Частоту колебаний /=т=тг=0’714 Гц; со = 2л/=4,48 рад/с. 3. Характеристики затухания: Логарифмический декремент In 6 In 0,2 оЛГ^0,223 ^- = 0,223. 0,41 Параметр затухания g » д/2л = 3,55 %. Коэффициент затухания с=£сс=£2/пш = 2-1920 0,0355 —— 4,48 = 1,584 кйЛофунТов/ (дюйм • с); 386 2-870 0,0355 $ 4,48 = 0,282 тс/(см-с)- Частота колебаний с учетом затухания сод = и У1^"= со (0,999/ / 2« со. 4. Амплитуду после шести циклов (4/5)’0,2 = 0,0524 дюйма; (4/5)’0,51 = 0,133 см. / t>i \6 V# = --------- »0 = \ »0 / ГЛАВА 3 РЕАКЦИЯ ПРИ ГАРМОНИЧЕСКИХ НАГРУЗКАХ 3.1. НЕДЕМПФИРОВАННАЯ СИСТЕМА У EW ' ' *" --'--------------- 3.1.1. Решение однородного уравнения. Теперь предположим, что на систему (см. рис. 1,1, а) действует гармонически изменяющая- ся нагрузка р (t) с амплитудой р0 и круговой частотой со. В этом случае дифференциальное уравнение движения принимает вид т'°(0+с »(0+Ао(/)=Роз1пш/. (3.1) 48
Прежде чем приступить к рассмотрению общего случая с зату- ханием, целесообразно подробно Остановиться на реакции недемп- фированной системы при гармоническом нагружении, для которой уравнение колебаний имеет следующий вид: m'v (O + Av (0=Posta <о/. (3.2) Решением однородного уравнения является реакция сооружения при свободных колебаниях [см, (2.10)1 oe(<)=Xsincof-(-Bcosarf, (3.3) 3.1.2. Частное решение. Общее решение включает также част- ное решение неоднородного уравнения, т. е. реакцию системы, яв- ляющуюся результатом действия динамической нагрузки. Можно принять, что реакция при гармонической нагрузке гармоническая и имеет фазу, одинаковую с нагрузкой. Таким образом, t/p (/) =G sin со t, где G — амплитуда, подлежащая определению. Подстановка выражения (3.4) в уравнение (3.2) дает —та2 G sin со /+k G sin со t=p0 sin со t. (3.4) (3.6) (3.7) (3.8) (3.5) Делением на sin at (который, как правило, не равен нулю) и На k/m = со2 и после некоторых преобразований можно получить г ( , “2 \ Ро Следовательно, амплитуда реакции равна: г Ро 1 0=Т TZ?’ где р — отношение частоты приложенной нагрузки к частоте собственных (свободных) колебаний системы со Р=- со 3.1.3. Общее решение. Общее решение уравнения при гармониче- ском воздействии на недемпфированную систему получается путем объединения решения однородного уравнения и частного решения неоднородного уравнения при G, равной величине, определяемой уравнением (3.7). Таким образом, v (0 = Рс W + W = A sin со /-|-В cos со/—}— . Ро 1 . — + TTV””'- В этом уравнении значения А и В все еще зависят от начальных условий. Для системы, колебания которой начинаются из состоя- (3.9) 49
НИЯ покоя, т. е. При нулевых начальных условиях v (0) = v (0) = 0, легко показать, что постоянные принимают следующие значения: (З.Ю) Рис. 3.L Отно- сительный пара- метр реакции при гармониче- ской нагрузке и нулевых началь- ных условиях а — установив- шийся режим; б— переходной ре- жим; в — общий параметр реакции Тогда реакция, определяемая уравнением (3.9), принимает форму о(0=-у- t (since/-— p sin co/), (З.Н) где pjk = vst — статическое перемещение, т. е. перемещение, вызываемое статическим приложением нагрузки р0; 1/(1 —Р1) — коэффициент усиления, характеризующий эффект динамиче- ского усиления гармонического воздействия (MF); sin a>t — составляющая реакции, имеющая частоту приложенной нагрузки, т. е. установившаяся реакция, непосредственно определяемая нагрузкой; Р sin и/ — составляющая реакции, имеющая частоту собственных колебаний, т. е. результат свободных колебаний, вызванных начальными условиями. Ввиду того что в практических случаях затухание приводит к последовательному уменьшению последнего члена уравнения, его называют переходной реакцией. Безусловно, для гипотетической недемпфированной системы эта компонента реакции не может ис- чезнуть и будет существовать бесконечно долгое время. 50
3.1.4. Относительный параметр реакции. Удобной величиной, отражающей влияние динамического характера нагружения, явля- ется относительный параметр реакции R (/), представляющий собой отношение динамической реакции к «перемещению от статического приложения той же нагрузки: Vst Po/k Из выражения (3.11) видно, что относительный параметр реак- ции при гармоническом нагружении недемпфированной системы, имеющей начальное состояние покоя, равен: = (sin ш/ —₽ sin со/). 1 —P (3.12) (3.13) Интересно более подробно рассмотреть этот параметр реакции с помощью графиков. На рис. 3.1, а представлена составляющая па- раметра реакции в установившемся режиме. На рис. 3.1, б показан так называемый переходной процесс — свободные колебания, вы- званные начальными условиями. В данном примере принято, что р = 2/3, т. е. частота приложенной нагрузки составляет 2/3 ча- стоты свободных колебаний. Общий относительный параметр реак- ции R (0 в виде суммы двух этих компонент приведен на рис. 3.1, в. Следует обратить внимание на два момента: тенденцию этих двух составляющих войти в фазу, а затем выйти из нее, что приводит к появлению в реакции эффекта биения, и нулевой угол наклона ре- акции при t = 0, показывающий, что скорость члена переходной реакции достаточна для погашения скорости установившегося про- цесса и таким образом удовлетворяются заданные начальные ус- ловия. 3.2. ДЕМПФИРОВАННАЯ СИСТЕМА Возвращаясь к уравнению движения с учетом затухания (3.1), после деления на т и с учетом dm = 2|со получаем: v (0-J- 2gco v (i) -J-со8 v (0 = — sin со/. (3.14) m Решением однородного уравнения являются свободные колеба- ния демпфированной системы [см. (2.25)]. Предполагается, что си- стема имеет затухание ниже критического, как это бывает во всех реальных сооружениях: vc (0 = е—(A sin aD t-\-B cos aD t). (3.15) Частное решение при гармоническом нагружении определяется выражением пр (0=G1sinco/+G2cosco/, (3.16) 51
в которое введено второе слагаемое, так как реакция демпфирован- ной системы обычно не находится в одной фазе с функцией нагрузки. Подставляя уравнение (3.16) в уравнение (3.14) и отделяя коэф- фициенты при sin at от коэффициентов при cos <о(, получаем: — — —Рп — [—Gx со2—Ga со (2£<в)+Gj и2] sin = —sinat, (3.17а) т [—GgCo’ + Gj со (2gco)4-G2 со2] cos at — 0. (3.176) Эти два соотношения должны удовлетворяться раздельно, по- тому что синусы и косинусы равны нулю в разные моменты времени. После деления обоих соотношений на со2, их преобразования и со- кращения тригонометрических выражений получаем: G1(l-^)-G2(2gp) = -^; G2(l-₽2) + G1(2^) = 0. (3.18) К Совместное решение этих уравнений приводит к выражениям для коэффициентов: G =Р$. . 1 k (1-₽2)2+(2^)2 ’ с _ Ро -2SP (3-19) 8 k (I-P2)2+(W После их подстановки в частное решение уравнения (3.16) и сум- мирования с общим решением однородного уравнения получаем общее решение в виде и (0 = е~(4 sin tВ cos aD t) + On 1 _ — + T d -HT+ (2№)- 1(1 ,in "'1- <3'M> Первый член уравнения (3.20) характеризует переходной про- цесс при внешнем нагружении. Постоянные А и В могут быть вы- числены для любых заданных начальных условий. Первый член приближается к нулю и обычно не представляет большого интереса. Поэтому его определение здесь не приводится. Второй член урав- нения (3.20) характеризует установившийся процесс реакции при действии нагрузки, которая не совпадает по фазе с реакцией. Пе- ремещение при установившемся процессе может быть изображено в виде двух векторов на диаграмме Ар ганда (рис. 3.2). Результи- рующий вектор р представляет собой амплитуду реакции установив- шегося процесса Р=-^[(1-р2)2 + (2m“I/2. (3.21) л а фазовый угол 0 — угол, на который реакция отстает от прило- женной нагрузки 0 = tg-1 . (3.22) 52
При этом подразумевается, что фазовый угол ограничен пределами О < 0 < 180°. Таким образом, установившаяся реакция может быть представлена в виде v (0 = psin (a>t~0). (3.23) Отношение суммарной амплитуды реакции к статическому пе- ремещению, вызванному силой р0, называется динамическим, ко- эффициентом, или коэффициентом динамичности, D: -~7- = [(1-Р2)2 + (WrI/2. (3.24) Ро/К Рис. 3.2. Пере- мещения систе- мы в установив- шемся режиме. Интересно рассмотреть равновесие сил, приложенных к массе, при установившемся процессе ее колебаний. Компоненты сил удобно выразить через динамический коэффициент и изобразить их на диаграмме Арганда (рис. 3.3). Отметим, что сила упругости направлена противоположно вектору результирующих перемеще- ний (см. рис. 3.2). Аналогично силы затухания и инерции направле- ны противоположно векторам соответственно скорости и ускорения. И, наконец, результирующая этих сил в точности уравновешивается приложенной нагрузкой р0, как следует из условия динамическо- го равновесия. Из уравнения (3.24) следует, что динамический коэффициент D изменяется в зависимости от отношения частот р и параметра зату- хания £. Графически эти зависимости показаны на рис. 3.4. Фа- зовый угол 0, как следует из уравнения (3.22), также зависит от этих величин, и его изменение показано на рис. 3.5. Пример 3.1. Переносная вибрационная машина позволяет эффективно определить динамические характеристики сооружения в натурных условиях. Включая вибромашину при двух различных частотах и измеряя результи- рующие амплитуды и фазовые углы для динамической реакции, можно опре- 53
Рис. 3.3. Равновесие сил в установив- шемся режиме делить массу, затухание и жесткость системы с одной степенью свободы. При подобных исследованиях одно этажного здания частоты виброма- шины составляли = 16 рад/с и <в2 = 25 рад/с и амплитуда инерци- онной силы 500 фунтов (226,5 кгс). Амплитуды реакции и фазовые углы, измеренные для этих двух случаев, составляли: коэффициента в зависимости от зату- хания и частоты возбуждения Рис. 3.5. Изменение фазового узла в зависимости от затухания и частоты возбуждения Р1 = 7,2-10-3 дюйм (18,3-Ю-з см); 0x=15e; cos0x = O,966; sin0t = O,259; р2= 14,5-Ю-з дюйм (36,83-10-3 см); 02 = 55°; cos02 = O,574; sin 0а = О,819. Для определения динамических характеристик по этим данным удобнее представить выражение (3.21) в виде Ро 1 (________1________11 /2 pg cos 0 k l-Р2 I 1-H2g₽/(1 —Ра)]а J = k 1-₽3 ’ (а) где тригонометрическая функция определяется выражением (3.22). После алгебраических преобразований получаем: k (1 -₽2) = А-ш2/п = -£^-^ Р 54
Использование результатов эксперимента приводит к матричному урав^ нению 1 — 1621ГГ .1 — 252 J [т 500 фунт 226,5 ~ 0,966 - 18,3-Ю-з 0,574 _ 36,83-10-з _ кгс, решение которого дает: k = 100x103 фунт/дюйм [17,86-103 кгс/см]; т= 128,5 фунт-с2/дюйм [22,92 кгс-с2/см[; W =mg = 49,6-Ю3 фунт [22,5-10s кгс]. Отсюда частота собственных колебаний (о= 1/ -^-=27,9 рад/с. Для определения коэффициента затухания два выражения для cos 0 могут быть получены из выражений (а) и (3.22). Приравнивая их, получим зна- чение коэффициента затухания Ро sin 0 2₽йр Ро sin 0 ссир Таким образом, по результатам первого испытания с = ?сс = 500-0,259 16-7,2-Ю-з = 1125 фунт-с/дюйм; 226,5-0,259 16-18,3-10-? = 200,4 кгс-с/см- Аналогичный результат в пределах точности логарифмической линейки может быть получен при втором испытании. Таким образом, параметр зату- хания в процентах от критического равен: g =—С— 2k/a> 1125-27,9 ,е„п/ 200-10-3 ~ 200,4-27,9 ,, 2-17,86-10-3” ’ 3.3. РЕЗОНАНСНЫЙ РЕЖИМ Из рис. 3.4 видно, что максимум установившегося процесса для слабо демпфированных систем возможен при отношении частот, близком к единице. Условие, когда отношение частот равно едини- це, т. е. когда частота приложенной нагрузки равна частоте собст- 55
Венных колебаний, называется резонансом. Из уравнения (3.13) также видно, что установившаяся реакция системы без затухания при ре- зонансе стремится к бесконечности. Более общий результат может быть получен из уравнения (3.24), которое показывает, что при ре- зонансе (Р = 1) динамический коэффициент обратно пропорциона- лен параметру затухания Dp=i = l/2g. (3.25) Однако, будучи близким к максимуму, он не характеризует мак- симум реакции системы с затуханием. Отношение частот для макси- мума реакции может быть найдено дифференцированием уравнения (3.24) по Р и приравниванием производной нулю. Для_обычных со- оружений, имеющих параметры затухания £ < MV2, отношение частот Рпик, при котором наблюдается максимум реакции, равно Рпик = К1^ . (3.26а) и соответствующий коэффициент динамичности Диаке = г_____ 2g /1-g2 (3.266) Для обычных параметров затухания различие между выраже- нием (3.266) и более простым (3.25) пренебрежимо мало. Для более полного понимания природы реакции систем при резонансе в случае гармонического нагружения необходимо рас- смотреть общее уравнение реакции (3.20), которое включает сла- гаемое, характеризующее как переходной режим, так и стационар- ный режим. В резонансном режиме (0 — 1) это уравнение прини- мает вид v — (A sin con t-\-В cos aD t) — ~ с0$®-. (3.27) A Предполагая нулевые начальные условия [и (0) = v (0) = 0], по- лучаем: А = Ро и _ Ро 1 . k 2(0д k 2 У1—g2 Таким образом, /л 1 Ро ”w-5s Т / g \ _[ --------------sin а / j-cos con t —cos со/ . (3.29) Для параметров затухания,обычных для строительных конструк- ций, член при синусе в этом уравнении будет оказывать небольшое Влияние на амплитуду реакции. Кроме того, частота системы с уче- том затухания практически равна частоте недемпфированной систе- 56
мы. В этом случае относитель- ный параметр реакции прибли- женно равен: = (e-^-lJcos®/. Polk 2£ (3.30) При нулевом затухании урав- нение (3.29) становится неопре- деленным, однако после приме- нения правила Лопиталя пара- метр реакции недемпфирован- ной системы равен: Р (I) — 1/2 (sin®/—со/cos и/). (3.31) Зависимости (3.30) и (3.31), показанные на рис. 3.6, иллю- стрируют возрастание реакции при резонансном возбуждении систем с затуханием и без зату- хания. Для обоих случаев резо- нансные параметры постепенно возрастают. Для недемпфиро- ванной системы резонанс про- должает увеличиваться на ве- Рис. 3.6. Реакция при резонансной на' грузке р=/ и нулевых начальных ус- ловиях в системах: а — без затухания; б — с затуханием личину л для каждого цикла колебаний. Это может привести к расстройству системы, если ча- стота возбуждения не изменится. С другой стороны, влияние зату- хания на пределы ограничения амплитуды резонансных колебаний иллюстрируется нижним рисунком. Число циклов, за которое ам- плитуда демпфированной системы практически достигает максималь- Рис. 3.7. Ско- рость возраста- ния резонансной кривой [огиба- ющей парамет- ра реакции при нуле- вых начальных условиях Прядолжшпельжшпь нагружения, cut 57
ной величйны, зависит от параметра затухания. Кривые, характе- ризующие возрастание огибающей амплитуд (пунктирные линии на рис. 3.6), показаны для нескольких значений параметра затухания на рис. 3.7 в функции числа резонансных циклов. Отметим, что для достижения практически максимальной резонансной амплитуды требуется всего несколько циклов возбуждения. 3.4. АКСЕЛЕРОМЕТРЫ И ПРИБОРЫ ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ ПЕРЕМЕЩЕНИИ Рассмотрим основные принципы, на которых построен важный класс динамических измерительных приборов. К ним относятся сей- смические приборы,' которые имеют сильно демпфированный осцил- Рис. 3.8. Схема типового сейс- мометра Рис. 3.9. Реак- ция сейсмомет- ра при гармони- ческом переме- щении основа- ния лятор (рис. 3.8). Приборы устанавливаются в зданиях на конструк- ции, колебания которой измеряются. Реакция системы выражается величинами колебаний массы относительно конструкции здания. Уравнение колебаний такой системы имеет вид (1.21) mv-\-cv-{-kv= —mvg (/) = pett (/). Если прибор установлен на основании, которое совершает гармони- ческие колебания с амплитудой ускорений vs (/) = vg0 sin at, то эффективная нагрузка равна: рец (0 = — mve0 sin at. Установив- 58
шаяся динамическая реакция системы характеризуется амплитудой в соответствии с (3.21). p = J^2_d> (3.32) ;К где D определяется соотношением (3.24) и графически представлено на рис.3.4. I Анализ рисунка показывает, что при параметре затухания g = 0,7 величина D практически постоянная для интервала частот 0 < Р < < 0,6. Из (3.32) следует, что реакция, фиксируемая этим прибором, будет прямо пропорциональна амплитуде ускорения основания при частотах до 0,6 частоты собственных колебаний прибора.Таким обра- зом, прибор рассмотренного типа при надлежащем демпфировании будет эффективно работать как акселерометр при сравнительно । низких частотах. Область его применения может быть расширена ’ путем увеличения частоты собственных колебаний по отношению к частоте воздействия, т. е. повышения жесткости пружины. Это основной принцип работы акселерометров при сейсмических воз- действиях. Рассмотрим реакцию того же прибора при гармоническом пере- мещении основания vg = vg0 sin at. В этом случае ускорение равно: vB = — (о2 t^o sin at, а эффективная нагрузка peff(O = пга2 X X ogo sin at. Тогда в соответствии с (3.21) амплитуда реакции равна: _ /ПСО2 Vgo Р— & — Vgo Р2 (3.33) ’ График функции реакции Р2£> показан на рис. 3.9, из которого следует, что величина 02D практически постоянна при 0 > 1 и па- раметре затухания £ = 0,5. Таким образом, реакция соответствую- щим образом демпфированного прибора практически пропорцио- нальна амплитуде перемещений основания при высокочастотных воздействиях, т. е. он будет работать как измеритель перемещений. Область его применения в этих целях может быть расширена умень- шением частоты собственных колебаний или, другими словами, уменьшением жесткости пружины либо увеличением массы. 3.5. ВИБРОИЗОЛЯЦИЯ Хотя вопросы виброизоляции достаточно обширны, чтобы быть рассмотренными подробно в данной работе, важно отметить, что основной ее принцип тесно связан с принципом работы сейсмиче- ских приборов. Два различных типа задач могут возникнуть в свя- зи с задачами виброизоляции: 1) рабочее оборудование может со- здавать вибрационные нагрузки, которые вызывают ощутимые ко- лебания несущей конструкции, и 2) чувствительные приборы могут быть установлены на колеблющемся сооружении. 59
Первый случай показан на рис. 3.10. Вибрационная машина создает переменную вертикальную нагрузку р0 sin at в связи с не- уравновешенностью ее вращающихся частей. Если вибромашина установлена на сооружении, рассматриваемом как система с одной степенью свободы с пружиной и демпфером, то ее перемещение в стационарном режиме равно: v (t)=-^~ D s\n(at—0), (3.34) k где D определяется соотношением (3.24). Таким образом, сила противодействия, развиваемая пружиной ос- нования, равна: fs = kv(t)=p0Dsin (at—0). При этом скорость перемещения относительно основания v (t) = — Da cos (a t—Q), k а диссипативная сила Id = cv (t) = cos (co 0) = 2£f5po D cos (co t — 0). k Поскольку эта сила направлена под углом 90° к упругой силе пру- жины, амплитуда силы f в основании /макс = (fj,MaKc+fb,макс)’/2= РоО U+ W11'2. Отношение максимальной силы к амплитуде приложенной нагрузки, которое известно как передаточное число TR поддерживающей си- стемы, равно: ГТ? = = £>у 14- (2gp)a. (3.35) Ро h Рис. 3.10. Одномассовая система виб- роизоляции при внешнем нагружении Зависимость передаточного числа от отношения частот и параметра затухания показана на рис. 3.11. Хотя данный график напоминает график на рис. 3.4, все кривые проходят через точку с абсциссой 0 = У 2. Это отличие от рис. 3.4 объяс- няется влиянием силы затуха- ния. В соответствии с этой ха- рактеристикой затухание сни- жает эффективность системы виб- роизоляции при частотах выше критического значения 0, 60
Йторой случай системы виброизбляцйй проиллюстрирован нй рис. 3.12. Изолируемая масса т поддерживается системой из пру- жины и демпфера на фундаментной плите, которая подвержена вер- тикальным колебаниям. Перемещение массы относительно основа- ния равно [см. (3.33)1: и (/)=Vg0P2D sin (со t— 0). (3.36) Когда движение основания вектор но суммируется с v (/), общее перемещение массы равно: vt щ = VgoVl + (25P)3 D s in (at - 0), (3.37) где фазовый угол не представляет практического интереса. Рис. 3.11. Пере- даточное число (приложена на- грузка или пе- ремещение) Таким образом, если передаточное число для этого случая оп- ределить как отношение амплитуды колебаний массы к амплитуде колебаний основания, то его выражение совпадает с выражением (3.35), Оно может быть также выражено в виде ______ TR= -^- = DVl+(2gP)3, fgo (3.38) и с помощью кривых на рис. 3.11 можно оценить эффективность си- стем виброизоляции для обоих рассмотренных случаев. Для расчета системы виброизоляции более удобно выразить ее параметры через показатель эффективности (чем через передаточное число), который определяется как 1—TR. Если, как видно из рис. 3.11, виброизоляция систе- мы эффективна только при ча- стотах Р > У"2 и затухание не- желательно в этом диапазоне, то очевидно, что повышение виб- роизоляции системы происходит при очень малом затухании. Та- ким образом, допустимо прини- мать в расчетах передаточное tr/tl-tfaSinait Рис. 3.12. Одномассовая система виб- роизоляции при возбуждении основа- ния К 61
число при нулевом затуханий: tr=f=t 1 —TR Р2—2 Р2-1 (3.39) где подразумевается, что р ]/2? Наконец, можно заметить, что ₽2 = й2/ю2 = со2 (m/k) — со2 (W/kg) = со2 (&st/g), где g — ускорение силы тяжести; AS( = W/k — статический прогиб, вызы- ваемый весом виброизолированной системы. Таким образом, эффективность применения системы виброизо- ляции может быть выражена в функции частоты сейсмического воз- действия со и статического перемещения As/. Решая уравнение (3.39), получаем отношение_частот р2 = [2 — (1 — TR)]/[ 1 — (1 — — TR)] и с учетом f = 2 л со и статического прогиба Asi _ „ 2—(1—-TR) f = 3,13 V-------1(3.40) V As( l-(I-TR) ’ tjsfi f — частота в герцах; Asj — статический прогиб в дюймах. Графическое изображение уравнения (3.40) показано на рис. 3.13. Зная частоту предполагаемого возмущения, по этому графику мож- но непосредственно найти значение прогиба Ast, определяющего тре- буемый уровень виброизоляции системы, предполагая, что вибро- изоляторы имеют малое затухание. Из этого же графика следует, что виброизоляция нецелесообразна, если жесткость системы очень велика. Пример 3.2. В балках железобетонных мостов в результате ползучести железобетона часто развиваются большие прогибы, и, если мост имеет много равных пролетов, эти прогибы могут привести к возникновению гармониче- ских колебаний при прохождении транспорта по проезжей части моста с постоянной скоростью. Рессоры к амортизаторы автомобиля можно рас- сматривать как систему виброизоляции, которая ограничивает вертикаль- ные перемещения, передаваемые пассажирам. На рис. 3.14 показана весьма идеализированная модель такой системы. Автомобиль имеет вес 4000 фунтов (1,812 тс), и жесткость его рессор по ре- зультатам эксперимента характеризуется прогибом 0,08 дюйма (0,203 см) при дополнительной нагрузке 100 фунтов (45,3 кгс). Профиль моста представлен синусоидой с длиной волны 40 футов (12,19 м) (длина пролетного строения мо- ста) и амплитудой 1,2 дюйма (3,05 см). Для этих исходных данных требуется определить параметры стационарных вертикальных колебаний внутри авто- мобиля, когда он движется со скоростью 45 миль в час (72,4 км/ч) при затуха- нии, равном 40% критической величины. Передаточное число для этого случая определяется выражением (3.38), и амплитуда вертикальных колебаний равна: ^макс vg° 1/2 (l-P2)2+(2g₽)2 Когда автомобиль движется со скоростью 45 миль в час (72,4 км/ч)=» = 66 футов в секунду (20,1 м/с), период возмущения , 40 фут р 66 фут/с = 0,606 с, 62
Рис. 3.13. Расчетная диаграмма системы виброизоляции Рис. 3.14. Мо- дель движения автомобиля по неровной проез- жей части моста (72,4 км/ч) W -4 DOOtpywn Скорость 45 миля/ч Поверхность моста L *40 фут я период собственных колебаний автомобиля „ 2л „ 7’=----= 2л = 0,572 с. Следовательно, 0= Т/ТР = 0,572/0,606 = 0,944 и при £•= 0,4 амплитуда реакции t ( 1,2-1,642=1,97 дюйм; 1'«акс=| 3,05-1,642 = 5,01 см. Следует также отметить, что при нулевом затухании (g = 0) амплитуда была бы t _ 1_____ °макс j_________ра 1,2 -ц- = Ю.9 дюйм; 3.05 „ — =27.7СМ. Эта величина превышает возможности деформирования рессор и не имеет практического смысла, но наглядно иллюстрирует способность амортизато- ров удара ограничивать колебания от неровностей поверхности дороги- »3
Пример 3.3. Известно, что машина с возвратно-поступательным движе- нием весом 20 000 фунтов (9,06 тс) развивает вертикальные гармонические нагрузки с амплитудой 500 фунтов (0,227 тс) при рабочем режиме колебаний с частотой 40 Гц. Для ограничения вибрации здания, в котором должна быть поставлена машина, ее опирают на прямоугольную плиту с жесткими пружи- нами по четырем углам. Проектировщику нужно знать, какую жесткость пружин следует назначить, чтобы полная гармоническая нагрузка, переда- ваемая зданию, была меньше 80 фунтов (36,3 кгс). Передаточное число в этом случае равно: 80/500 = 0,16 и в соответствии с (3.39) i = l₽a-l 1 = 6,25, 1 к откуда со2 Г Р2 = 7,25= -ТТ-. «g Суммарная жесткость пружин <оа W Г 451-103 фунт/дюйм; 7,25g = I 80>4 тс/см. Таким образом, жесткость каждой пружины ( 451/4=113 килофунт/дюйм; ( 80,4/4 = 20,1 тс/см. Следует отметить, что статический прогиб пружин от веса машины со- ставляет: _ г 20/451=0,0444 дюйма; sf~l 9,06/80,4 = 0,113 см. 3.6. ОПРЕДЕЛЕНИЕ ЗАТУХАНИЯ В СИСТЕМАХ С ОДНОЙ СТЕПЕНЬЮ СВОБОДЫ При рассмотрении реакции систем с одной степенью свободы предполагалось, что их динамические характеристики (масса, жест- кость и затухание) известны. В большинстве случаев массу и жест- кость конструкции можно определить достаточно просто из общих соображений или с помощью обобщенных выражений типа (1.37) и (1.39). С другой стороны, механизмы рассеяния энергии в реаль- ных сооружениях хорошо известны лишь в отдельных случаях. Поэтому невозможно определить параметр затухания с помощью достаточно общих выражений. По этой причине затухание большин- ства строительных конструкций должно определяться на основании экспериментальных данных. Ниже приводятся краткие сведения о принципиальных методах оценки затухания по данным экспери- мента. 3.6.1. Затухание свободных колебаний. По-видимому, самый про- стой и широко применяемый экспериментальный метод, как отме- чалось в гл. 2, — измерение затухания свободных колебаний. Когда система каким-то образом приведена в состояние свободных колеба- ний, параметр затухания может быть найден по отношению двух 64
(3.41) амплитуд перемещений в интервале т циклов. Если vn — амплитуда колебаний в любой момент времени и vn+m амплитуда через т циклов, то параметр затухания равен: р______&пг 2лт(й)/<ор) » 2лт ’ где 6т = In (fn/^n+m) — логарифмический декремент; щ и — соот- ветственно частоты собственных колебаний без учета и с учетом затухания. В большинстве практических случаев параметр затухания мень- ше 0,2, и поэтому приближенное соотношение (3.41), в котором не учитывается изменение частоты от сил затухания, является доста- точно точным (ошибка при измерении | составляет менее 2%). Большое достоинство такого метода состоит в том, что потребность в оборудовании и измерительных приборах минимальна. Колебания могут возбуждаться любым удобным способом, и необходимо изме- рять только амплитуды относительных перемещений. 3.6.2. Резонансный метод. Другой принципиальный метод оценки затухания основан на рассмотрении стационарного гармониче- ского режима колебаний и поэтому требует использования гармо- нического возбуждения сооружения с заданными частотами и ам- плитудами. С помощью такого оборудования можно построить для конструкции амплитудно-частотную характеристику путем приложе- ния гармонической силы р0 sin со/ с близкими интервалами частот, которая охватывает резонансную частоту и графически представ- ляет амплитуды результирующих перемещений в функции частот. Характерная амплитудно-частотная характеристика системы со средним затуханием показана на рис. 3.14. Динамический коэффициент для любой заданной частоты пред- ставляет собой отношение амплитуды реакции при этой частоте к статической реакции (при нулевой частоте). Ранее было показано [см. зависимость (3.25)], что параметр затухания связан с динами- ческим коэффициентом в стадии резонанса. Если обозначить стати- ческую реакцию и амплитуду резонансных колебаний через р0 и pp=i, то параметр затухания ?=— р0 ё 2 Pp=i ’ Однако на практике трудно точно определить частоту в резонансном режиме. Более удобно найти в резонансном режиме максимальную амплитуду Рмакс, которая возникает при несколько меньшей часто- те. В этом случае в соответствии с (3.26, б) параметр затухания равен: 1 ро со ~ 1 ро 2 Рмакс ®О 2 рМакс Ошибка, получаемая в результате использования более простого выражения для большинства обычных сооружений, несущественна в связи с малым различием частот с учетом и без учета затухания. (3.42) (3.43) 3 Зак. 794 65
Этот метод определения затухания требует применения простых измерительных приборов, способных фиксировать амплитуды отно- сительных перемещений. Однако вычисление статических перемеще- ний может представлять достаточно сложную задачу, поскольку для многих случаев нагружения систем нельзя получить нулевую частоту. 3.6.3. Метод половинной энергии (метод ширины полосы частот). Из общего выражения для реакции системы при гармоническом воздействии [см. (3.21)] видно, что форма амплитудно-частотной характеристики определяется затуханием в системе. Поэтому можно вычислить параметр затухания исходя из особенностей этой характеристики. Одним из наиболее удобных методов являет- ся метод полосы частот или метод половинной энергии, согласно ко- торому параметр затухания определяется по частотам, при которых реакция уменьшается до (1/^2) Р₽=ь т. е. при частотах, для которых энергия входа равна половине энергии при резонансе. Значения этих частот можно определить, полагая, что амплитуда реакции в уравнении (3.21) равна 1/J/2 амплитуды в резонансном режиме согласно уравнению (3.42), т. е. 1___Ро, 1/2 21 ____1 1 /2 (1-₽V+(W. После сокращения на р0 и возведения обеих частей равенства в квадрат получим: 1 1 8£2 ~ (1-Р2)2+(2£Р)2 ’ Решение этого уравнения приводит к следующему уравнению: Р2=1 —2£2 ± 2^УГ+р, из которого (пренебрегая S2 в выражении под радикалом) получаем две частоты, определяющие ширину полосы частот: 02~1^2g-2£2; ₽i~ 1 —&а; P2^i + 2g-2V; ₽2«1+£-£2, откуда параметр затухания определяется полуразностью этих ча- стот: 1/2 (₽,-₽!). (3.44) Этот метод определения параметра затухания также показан на рис. 3.15 для характерной амплитудно-частотной зависимости^ Горизонтальная линия отсекает на кривой значение, равное 1/У2 максимальных амплитуд реакции. Разность между частотами, в ко- торых эта линия пересекает амплитудно-частотную характеристику, равна удвоенному параметру затухания. Таким образом, данный метод не требует определения статической реакции. Однако он пред- 96
полагает точное графическое построение амплитудно-частотной ха- рактеристики при резонансе и в пределах полосы частот, когда энер- гия равна половине энергии максимального входа. Пример 3.4. Результаты вибрационных испытаний системы с одной степенью свободы представлены в виде графика (рис. 3.16). Там же показаны исходные данные, необходимые для вычисления параметра затухания. По- следовательность этапов анализа сводится к следующему: 1) определяем максимум ампли- туды Ма, равной 5,67 • 10-2 дюй- мов (0,144 см); 2) проводим линию при Л1с/"|/2, т. е. при 4,01 10~2 дюймов (0,102 см); 3) определяем две частоты, при которых эта линия пересекает амп- литудно-частотную характеристику: Л = 19,55; = 20,42 Гц; 4) вычисляем параметр зату- хания g = (ДР)/2 = (/2-Л)/(Л + /2) = 2,18 %. 3.6.4. Потеря энергии за цикл колебаний (вибрационные испы- тания при резонансе). Если су- ществует возможность замерить соотношение в виде сдвига фаз между входным воздействием и перемещениями системы, то зату- хание может быть вычислено по результатам вибрационных Рис. 3.15. Амплитудно-частотная ха- рактеристика системы со средним за- туханием Частота возбуждения Г, Гц Рис. 3.16. Экспериментальная амплитудно-частотная характеристика для опре- деления коэффициента затухания 3* 67
испытаний только в резонансном режиме и нет необходимости строить амплитудно-частотную характеристику. Этот метод вклю- чает установление резонанса путем регулирования частоты вход- ного воздействия до тех пор, пока реакция не будет иметь сдвиг по фазе на 90° с внешней нагрузкой. Затем внешняя нагрузка точно уравновешивается силой затухания так, что если соотношение между внешней нагрузкой и результирующими перемещениями изо- бражено в виде одного цикла нагружения (рис. 3.17), то результат может рассматриваться как диаграмма силы затухания-перемеще- ния. Если сооружение имеет линейное вязкое затухание, то эта кри- вая будет эллипсом 1, который показан на рис. 3.17. Тогда коэффи- циент затухания может быть непосредственно вычислен как отно- шение максимальной силы затухания к максимальной скорости ’Ъ.макс Ро С= —-----=------ , (3.45) имакс ШР где максимальная скорость представлена в виде произведения частоты на амплитуду перемещения. Когда затухание не линейно-вязкое, форма диаграммы сила- перемещение не эллиптическая. Например, может быть получена кривая 2, показанная на рис. 3.17. В этом случае можно определить коэффициент эквивалентного вязкого затухания, при котором потеря энергии за цикл колебаний будет такой же, как для наблюдаемой диаграммы сила-перемещение. Другими словами, эквивалентное вязкое затухание соответствует эллиптической диаграмме сила-перемещение, равной по площади действительной диаграмме с одинаковым максимальным перемеще- нием. В этом смысле пунктирная кривая на рис. 3.17 эквивалентна сплошной линии. Тогда амплитуда эквивалентной приложенной нагрузки равна: где wD — площадь, ограниченная диаграммой сила-перемещение, т. е, потеря энергии за цикл колебаний. Подставляя это отношение в равенство (3.45), получаем выраже ние для коэффициента эквивалентного вязкого затухания в функ- ции WD, wD ceq — - • пор2 (3.46) В большинстве случаев более удобно определить затухание в виде параметра критического затухания. С этой целью необходимо опре- делить коэффициент критического затухания для системы, который 68
может быть выражен через массу и частоту [см. равенство (2.18)] или, что то же самое, через частоту и жесткость cc = 2k/a>. (3-47) Последнее выражение более удобно в связи с тем, что жесткость сооружения может быть измерена при тех же испытаниях, что и по- теря энергии за цикл колебаний, если рассматривать систему при Рис. 3.17. Дей- ствительная и эквивалентная энергия, погло- щаемая за цикл колебаний Рис. 3.18. Упру- гая жесткость и энергия дефор- маций ~Р очень медленных колебаниях, т. е. практически в статических ус- ловиях. Диаграмма статическая сила-перемещение, полученная таким образом, будет иметь вид прямой (рис. 3.18) для линейно- упругой системы. Жесткость системы характеризуется углом накло- на прямой. Жесткость может быть также выражена с помощью пло- щади под диаграммой сила-перемещение 2зд3 Ра (3.48) 69
Таким образом, параметр затухания может быть получен в ре- зультате подстановки (3.46) в (3.48): g_c _ Wd Сс 4no>s (3.49) Параметр затухания, определенный соотношением (3.49), не зависит от частоты: он непосредственно определяется отношением диссипируемой энергии за цикл колебаний к энергии деформаций, накопленных при максимальном перемещении. Однако для любой системы с вязким затуханием потеря энергии и параметр затухания будут пропорциональны частоте гармонического воздействия. И, наоборот, когда параметр затухания определен по результатам ре- зонансных испытаний, соответствующий коэффициент вязкого за- тухания, получаемый подстановкой (3.46) в (3.49), обратно пропор- ционален частоте ceq = l—±- (3.50) юра Это соотношение также характеризует зависимость вязкого зату- хания от частоты. 3.6.5. Гистерезисное затухание. Хотя модель вязкого затухания приводит к удобной форме уравнений колебания сооружений, ре- зультаты экспериментальных исследований редко соответствуют та- кой модели рассеивания энергии. Во многих практических случаях метод эквивалентного вязкого затухания, выражаемого через по- терю энергии за цикл колебаний, приводит к разумной аппроксима- ции экспериментальных данных. Однако существенная зависимость вязкого трения от частоты колебаний не подтверждается большим числом опытов, которые указывают, что силы затухания почти не зависят от частоты воздействия. Математическая модель, которая отражает указанное свойство независимости от частоты, связана с концепцией гистерезисного затухания, которое может быть определено как сила затухания, совпадающая по фазе со скоростью и пропорциональная перемеще- ниям. Это соотношение сила-перемещение может быть представлено в форме fD = ^[vl—, (3.51) I» I где £ — коэффициент гистерезисного затухания, равный силам затухания в долях от сил упругости. Диаграмма сила-перемещение для системы с гистерезисным за- туханием за один цикл гармонических колебаний показана на рис. 3.19. Можно заметить, что сила затухания аналогична линейным упругим силам при возрастающих перемещениях, но с уменьшением перемещений сила затухания меняет знак. Потеря гистерезисной энергии за один цикл колебаний определяется выражением awD=2$fep2. (3.52) 70
Если указанную потерю энергии представить эквивалентным вяз- ким затуханием, то его параметр определяется выражением (3.49). Другими словами, выражение (3.49) может быть использовано для характеристики параметра затухания независимо от действитель- ной природы потери внутренней энергии. Если же коэффициент Рис. 3.19. Зави- симость гистере- зисной силы, за- тухания от пе- ремещения гистерезисного затухания определяется на основании эксперимента, то он может быть выражен через параметр затухания подстановкой (3.52) и (3.48) в (3.49): £ = (3.53) Таким образом, коэффициент гистерезисного затухания не зависит от частоты возбуждения, при которой проводилось испытание, в про- тивоположность зависимости от частоты коэффициента вязкого за- тухания. ГЛАВА 4 РЕАКЦИЯ ПРИ ПЕРИОДИЧЕСКИХ НАГРУЗКАХ 4.1. ПРЕДСТАВЛЕНИЕ НАГРУЗКИ В ВИДЕ РЯДОВ ФУРЬЕ В главе 3 были получены уравнения реакции системы с одной степенью свободы при любой гармонической внешней нагрузке. В настоящей главе будет показано, как эти же выражения могут быть применены для оценки реакции системы с одной степенью свободы при любой периодической нагрузке. При рассмотрении периодиче- ской нагрузки ее необходимо представить в виде рядов Фурье. Реакция для каждого члена ряда представляет собой реакцию при гармонической нагрузке. Общая реакция сооружения определяется суперпозицией параметров реакции для отдельных членов разложе- ния нагрузки. 71
Рассмотрим произвольную периодическую нагрузку (рис. 4.1), которая может быть представлена рядом Фурье: ОО 0° р(О=До+ >, ancos —— t+ &nsin —— t, (4.1) „ = 1 ‘ P n=i lP Рис. 4.1. Произ- вольное перио- дическое нагру- жение в котором Тр — период функции нагрузки, а коэффициенты ряда определяются следующими выражениями: 1 Г Р (0 dt-, 2 С 2лп ,, „ ап = —\ P(i)cos——t; (4.2) 1р & Р . _ 2 ТР ... 2лм , Ьп — ур— J Р(0 sin ~тр— I- 1 Р 0 ‘ Р 4.2. РЕАКЦИЯ СИСТЕМЫ ПРИ НАГРУЗКЕ, ПРЕДСТАВЛЯЕМОЙ РЯДАМИ ФУРЬЕ Когда произвольная периодическая нагрузка представлена в ви- де ряда Фурье (4.1), она содержит постоянную нагрузку (среднюю нагрузку, характеризуемую коэффициентом а0) и ряд гармонических нагрузок с частотами соп и амплитудами ап и Ьп. Установившаяся реакция недемпфированной системы с одной степенью свободы при каждом члене гармонической нагрузки в форме синуса определяется выражением (3.11). Откуда, опуская слагаемое, соответствующее переходному режиму, получаем: члены при синусе где соп пТ _ ПС01 Рп —1 а- со Тр со 72
Аналогично установившаяся реакция для слагаемых при косинусе Лп 1 — on(/) = — r^gj-cosno)!/. К 1 нл (4.36) Наконец, установившаяся реакция при постоянной компоненте на грузки представляет собой статический прогиб а) Рис. 4.2. Пример анализа реакции при периодическом нагружении Общая реакция недемпфированной системы может быть теперь пред- ставлена как сумма реакций при членах разложения ряда 1 1 v(o=y «о+2 (ап cos ncoj t-фЬп sin na>i t) (4.3) п= 1 где коэффициенты амплитуды нагрузки определяются выражениями ряда Фурье (4.2). Для учета затухания при определении реакции системы с одной степенью свободы в случае периодической нагрузки необходимо подставить выражения для гармонической реакции демпфирован- ной системы (3.20) вместо соответствующих выражений для реакции системы без затухания. В этом случае полная реакция в установив- шемся режиме равна: (1_ pa)2_j_(2gp7l)2 О“п,25₽п+6п (! Xsin /го)!/+ [an (1 — ₽*)—cos t} (4.4) Пример 4.1. В качестве примера анализа реакции системы при перио- дической нагрузке рассмотрим систему и схему нагружения на рис. 4.2. Нагрузка представлена в виде положительных частей простой синусоиды. 73
Коэффициенты равны: ряда Фурье для этой нагрузки в соответствии с (4.2) • 2л/ sin ——— dt — ТР Ро . л Тр/2 2 (* 2л/ 2лл/ ап = — р0 sin —— cos ——dt = 1 р J ‘ р 1 р о О при п нечетных; = | Ро 2 --------— при п четных; л 1 —л2 н тр/2 , 2 Г 2л/ 2лл/ , bn = -^~ posin——sin——<//=> 7Р J ‘р ЛР ( р0/2 при п— 1; \ 0 при л > 1. Подставляя эти выражения в (4.1), получим следующее представление периодической нагрузки: Pq I JX —— —• р(/) =-- 14--Г—sincoj/—2/3<os2ffli/ — л \ 2 — a/15 COS 4(01 /—2/з5 COS 6 (01 /— . . . (а) — 2л где (01==—— • 1Р Если предположить, что система на рис. 4.2 недемпфирована, а период повторения нагрузки принять равным 4/3 периода собственных колебаний системы, Тр 4 (Qi ___________3 Т ~ 3 ’ со - “ 4 ’ 2<01 со = ₽2 = 3/2. (б) то установившаяся реакция системы определяется выражением (4.3). Подстав- ляя численные значения коэффициентов нагрузки и отношений частот из (а) и (б), окончательно получим: Рп / 8л — 8 — 1 _ \ v(/)= -— 1+—sin Mi/+-—cos 2(0i/+—-cos 4(0i/+... • (в) ЙЛ \ I 10 OU / Если колебания систем затухающие, то анализ должен выполняться аналогично с использованием (4.4) вместо (4.3). 74
4.3. ЭКСПОНЕНЦИАЛЬНАЯ (КОМПЛЕКСНАЯ) ФОРМА РЕШЕНИЯ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ В ВИДЕ РЯДОВ ФУРЬЕ Выражения для рядов Фурье (4.1) и (4.2) могут быть также за- писаны в экспоненциальной форме, если для тригонометрических функций подставить соответствующее экспоненциальное выражение в соответствии с равенством Эйлера: откуда где sin х = — i/2 i (е‘х —е ,х); cos х = 1/2 (eZx+ е~1Х), (4.5) Рис. 4.3. Пред- ставление экс- поненциальной нагрузки в виде векторов P(t)= ^~спехр (in^t), п= —00 (4.6) ехр (— т<ох/) dt. (4.7) Следует отметить, что в уравнении (4.6) каждому положитель- ному значению п, например п = + tn, соответствует п = —tn. Два члена exp (ima1t) и ехр (— могут быть представлены как еди- ничные векторы, поворачивающиеся соответственно против часовой и по часовой стрелке с угловой скоростью (рис. 4.3). Мнимые компоненты этой пары векторов всегда взаимно уравновешены. Сле- дует отметить, что, согласно (4.7), с+гп является комплексно сопря- женным числом с_т. Таким образом, все мнимые части из уравнения исключаются, как и следует из того, что р (t) — действительная функция нагрузки. Имея выражения произвольной периодической нагрузки в экс- поненциальной форме рядов Фурье (4.6) и (4.7), следует записать 75
уравнение реакции системы при гармонической нагрузке также в экспоненциальной форме. Ограничимся рассмотрением установивше- гося режима и предположим, что периодическая нагрузка продол- жается достаточно долго, чтобы переходной режим закончился. Вводя комплексную величину единичной функции нагрузки exp(iwZ) из уравнения (3.1), получаем: ту (/)+«,(/)-(-to (/) = схр (4.8) стационарное решение которого v (t) = H (со) exp (iat). (4.9) Если уравнение (4.9) подставить в (4.8), то функция Н (со), кото- рая определяется как комплексная передаточная функция, а также как частотная или амплитудно-фазовая характеристика систе- мы, принимает вид н& = —-2 ~~Г-- । к (4• 1°) —со2 т-\- кис 4-fe После подстановки выражений для отношения частот и параметра затухания g получаем: Н (<0) = Ь(-&г+Ж+1) ‘ (4'П) Следовательно, комплексная передаточная функция при воздейст- вии с частотой ап = па1 равна: где Р1=й1/со. Из выражения (4.10) видно, что Н (п®1) является комплексно сопряженной с Н(—naj). Следовательно,’ можно выразить уста- новившуюся реакцию системы с одной степенью свободы при си- ловом воздействии, которое выражается в виде члена ряда Фу- рье. В соответствии с принципом суперпозиции полная установив- шаяся реакция системы при любой периодической функции нагру- жения может быть представлена в виде оо г>(/) = 2 Н (nwj сп exp (in о»! О. (4.13) П — — ОО Преимущество в простоте записи экспоненциальной формы анализа периодической реакции становится очевидным, если сравнить (4.13) с соответствующим выражением (4.4) в тригонометрических рядах. 76
ГЛАВА 5 РЕАКЦИЯ ПРИ ИМПУЛЬСИВНЫХ НАГРУЗКАХ 5.1. ПРИРОДА ИМПУЛЬСИВНЫХ НАГРУЗОК Рассмотрим другой специальный класс динамических нагрузок для систем с одной степенью свободы — импульсивные нагрузки. Такие нагрузки характеризуются главным импульсом, как показа- но на рис. 5.1, и, как правило, сравнительно непродолжительны. Импульсивные или ударные на- грузки часто имеют большое зна- чение при расчете определенных видов конструкций, например транспортных средств типа гру- зовых и легковых автомобилей или автокранов. При определе- нии максимальной реакции кон- струкций при импульсивных’на- грузках затухание сказывается значительно меньше, чем при периодических и гармонических нагрузках. Максимум реакции при импульсивном нагружении достигается за очень короткий Рис. 5.1. Произвольное импульсивное нагружение промежуток времени, прежде чем силы затухания смогут погло- тить значительную долю энергии, передаваемой сооружению. По этой причине в этом разделе рассматривается только реакция не- демпфированных систем при импульсивных воздействиях. 5.2. СИНУСОИДАЛЬНЫЙ ИМПУЛЬС Для импульсивных нагрузок, которые могут быть выражены прос- тыми аналитическими функциями, получаются решения уравнений колебаний в замкнутом виде. В качестве примера такой нагрузки рассмотрим синусоидальный импульс (рис. 5.2). Реакция системы разделяется на две фазы: соответственно для интервала времени приложения нагрузки и следующей за ней фазы свободных колеба- ний. Фаза 1. В этой фазе сооружение, находящееся в состоянии покоя, подвергается гармонической нагрузке. Реакция системы без затухания с учетом как переходного, так и стационарного режи- мов колебаний определяется выражением (3.11): для 0 t < tv (since/--рsinew). (5-1) Фаза II. Свободные колебания, которые происходят в этой фазе, зависят от перемещения и (4) и скорости о (4) в конце фазы I 77
(5.2) и могут быть получены [см. уравнение (2.11)] для 7= /—/1^0 у (tL) v(l) =-----sin co t-'f-v (/j) cos co t, co где введена новая переменная времени 1= t—tx. Величина динамической реакции при приложении такой импуль- сивной нагрузки зависит от отношения длительности нагружения к периоду собственных колебаний системы. Параметр реакции R (t) = = v (t)l(p0/k) при tJT = 3/4 показан на рис. 5.3. На этом же гра- Рис. 5.2. Полусинусоидальный им- пульс Рис. 5.3. Относительный параметр ре- акции при синусоидальном импульсе .1 фике для сравнения приведена кривая р (t)/k, которая имеет макси- мум, равный единице в принятом масштабе. В целом наибольший интерес для инженера-строителя представ- ляет максимальная реакция системы при импульсивной нагрузке, чем весь процесс деформирования. Время достижения максимальной реакции может быть определено путем дифференцирования выраже- ния (5.1) во времени и приравнивания производной нулю: dv п Ра 1 (- ~ д —— = 0 =--------— (со cos со/ —со cos со/), at р 1—р2 откуда cos со / = cos со/, и, следовательно, со/ = 2ли ± со/; /1 = 0, ±1,2,3,... (5-3) Это выражение, безусловно, справедливо, только пока со/ мень- ше или равно л, что соответствует возникновению максимума реакции в период действия импульсивной нагрузки. Для наиболее интерес- ного случая нагружения, когда частота нагрузки приближается к частоте собственных колебаний (со-хо), время достижения макси- 78
малкнЬи реакции определяется подстановкой п = i и принятием отрицательного знака в выражении (5.3): — 2л "'=i7S5)' <s-‘> Тогда амплитуда максимальной реакции определяется подстановкой (5.4) в уравнение (5.1). Результат справедлив только при at 1, соответствует случаю [J < 1, т. е. со <; со. При Р > 1 (со > со) максимум реакции приходится на фазу сво- бодных колебаний (фаза II). Начальное перемещение и скорость для этой фазы определяются подстановкой со4 = л в уравнение (5.1): ра 1 / „ я \ »01)--7- , + (— ‘-cos +I <5-5) k 1—Р2 \ ' р / Амплитуда свободных колебаний, согласно (2.15), равна: у(й) со р = Г 11/2 ро/k ( + [f(/i)]2 = 2+2 cos — 1— Р V Р / Следовательно, динамический коэффициент при этом равен: при Р > 1 , t > /1 с’макс 2р л D =--------=------- cos —— . Pa/k 1- Р2 2Р (5-6) Пример 5.1. В качестве примера расчета максимальной реакции при продол- жительном синусоидальном импульсе, когда максимум реакции достигается в период действия нагрузки, рассмотрим случай Р = 2/3 (со = 2/3 со или = = 3/4 Т). При этом в соответствии с (5.4) — 12л ш/ =------- 4 5 Л и после подстановки этой величины в выражение (5.1) динамический коэф- фициент равен: В= , * — (sin */8 л—2/3 sin в/6 л) = 1,77. 1— */» Специальный пример короткого импульса, при котором максимальная реак- ция приходится на фазу свободных колебаний, соответствует случаю р = 4/3 (со = 4/3 со или Zj = 3/§ Т). При этом динамический коэффициент, согласно выражению (5.6), равен: л п- 2(4/з) 1-1в/» = 1,31. F Максимальная реакция при резонансной импульсивной нагрузке (Р=1) может быть найдена аналогичными методами из условия резонанса (3.31). При этом максимум реакции приходится на конец импульса (со/ = л) и динами- ческий коэффициент равен: D = л/2 = 1,57. 7
5.3. ПРЯМОУГОЛЬНЫЙ ИМПУЛЬС постоянной в период фазы i/W Второй случай определения реакции при импульсивных воз- действиях относится к прямоугольному импульсу, показанному на 5 рис. 5.4. Реакция системы опять разделяется на фазу нагружения и следующую за ней фазу свободных колебаний. Фаза 1. Внезапно приложенная нагрузка, которая остается называется ступенчатой нагрузкой. Частное решение уравнения при ступенчатой нагрузке соответст- вует статическому прогибу = (5.7а) К С учетом этого выражения об- щее решение содержит постоянные, t которые определяются начальными условиями, и равно: для 0 t 4 Ро Рис. 5.4. Прямоугольный импульс и (/)==“ (1—cos со/). (5.76) t Фаза II. Свободные колебания в период фазы II снова опреде- ляются уравнением (5.2) для 1 = t— V (/-1) - v(t) =----—sin co/+t> (ti) cosco t. (5.8) 0) Очевидно, что для прямоугольного импульса максимальная реак- ция обычно всегда приходится на конец фазы I и динамический коэф- фициент в этом случае/) = 2. При более кратковременных нагрузках максимум реакции может приходиться на фазу II свободных коле- баний, а амплитуда реакции определяется выражением (2.15) + [о(УР- (5-9) При v (t) — p0to/k sin at и co = 2л/Т получаем: Г/ 2л „ 2л \ „ 2л 11/2 с'макс = Ро/й I 1— 2 cos —/х+ cos2 — /П + sin2 —4 = Г I 2л 111/2 = Polk 211— cos— 4) , откуда Ума ко Jl/i ti 1 D__M8KC. = 2sin^_ 1^ g Ро/й т Т 2 1 ’ Таким образом, динамический коэффициент изменяется по закону синуса при отношениях IJT меньше j. n-v 1/ [ р-^макс |/ —— 80
5.4. ТРЕУГОЛЬНЫЙ ИМПУЛЬС Последняя схема импульсивной нагрузки, которая будет рас- смотрена, представляет собой треугольный импульс с уменьшаю- щейся амплитудой, показанной на рис. 5.5. Фаза I. Нагрузка в этой фазе принимается равной р0 (1 — t/tt), и легко показать, что частное решение уравнения равно: (5.11) К \ *1 / При нулевых начальных условиях после определения произволь- ных постоянных общее решение имеет вид / sin t \ о (/) = -—(----—cosfirf— — + 1 . Л \ ©4 4 / (5.12) Фаза II. Определяя”значе- ние уравнения (5.12) и его первой производной в конце фазы I (t — = 4), получаем: ,,, Ро /'sin со4 (4) = — —— — cos со<: k \ а>4 • . Ро со / cos ati v(4) =—г— --------------:—Ч k \ а>4 r 1 \ Ч- sin co/j —------- , а>4 / p(t) Рис. 5.5. Треугольный импульс которые могут быть подставлены в уравнение (5.2) для определения параметров свободных колебаний в фазе II. Максимальные величины функций реакции определены, как и в других случаях, из условия, что скорость колебаний равна нулю. Для нагрузок очень короткой продолжительности (tJT <. 0,4) мак- симальная реакция приходится на фазу II свободных колебаний. В противном случае максимум имеет место во время приложения на- грузки (фаза I). Динамический коэффициент D = vMlLKC/(p0/k) определен для раз- личной продолжительности нагружения: 4/т 0,2 0,4 0,5 0,75 1 1,5 2 D 0,66 1,05 1,2 1,42 1,55 1,69 1,76 5.5. СПЕКТРЫ РЕАКЦИИ ПРИ ИМПУЛЬСИВНЫХ ВОЗДЕЙСТВИЯХ В ранее полученных выражениях максимум реакции, получае- мый в недемпфированной системе с одной степенью свободы при оп- ределенной форме импульсивной нагрузки, зависит только от отно- 81
шения продолжителыюсти'импульса к периоду собственных колеба- ний конструкции t-JT. Таким образом, удобно изобразить динами- ческий коэффициент в виде функции tJT для различных видов им- пульсивных нагрузок. Например, данные, характеризующие зави- симости от tj/T, изображены в виде кривых на рис. 5.6. Аналогичные графики, соответствующие другим видам импульсивной нагрузки, также представлены на этом рисунке. Их называют спектрами пе- ремещений реакции или просто спектрами реакции при импульсив- ных нагрузках. Обычно такие графики можно использовать для предсказания с необходимой инженерной точностью максимальной реакции простых конструкций при импульсивных нагрузках опре- деленного вида. Эти спектры реакции служат также для определения реакции кон- струкции на импульс ускорения, приложенный к ее основанию. Если приложенное ускорение в основании принять vg (£), то оно вызывает эффективную импульсивную нагрузку реп (0 — —tnvg (i) [см. уравнение (1.21)]. При максимальной амплитуде ускорений в основании og0 максимальная эффективная импульсивная нагрузка будет p0,eff = —rnvgQ. Таким образом, динамический коэффициент принимает вид . р___I °макс I I т vgl) Ik I * (5.14) Рис. 5.6. Спектры перемещений реакции при трех видах импулыов (спектры импульсивных нагрузок) а — прямоугольный; б — полусинусоидальный; в — треугольный; &— динамический коэф- фициент; t\/T — относительная продгыжительность импульса 82
в котором обычно представляет интерес только абсолютная величина реакции. Его также можно выразить в виде макс D = (5.15) где г„акс — максимальное полное ускорение массы, Это объясняется тем, что в недемпфированной системе произве- дение массы на полное ускорение по величине должно равняться усилию в упругой пружине ^умакс. Соответственно графики спект- Рис. 5.7. Сооружение в виде системы с одной степенью свободы при взрывной нагрузке fs—Rv— упругая восстанавливающая сила; k — общая горизонтальная жесткость (k = = 1783,5 тс/см); W — общий вес (117=271,8 тс); p(t) — нагрузка от взрыва (1000 килофунтов= =453 тс) ров реакции на рис. 5.6 можно использовать для определения макси- мального ускорения реакции массы tn при импульсе ускорения в основании, а также максимального перемещения реакции при внешних импульсивных нагрузках. Используемые для этой цели графики обычно называются спектрами импульсивных воздействий. Пример 5.2. В качестве примера использования спектров импульсивных воздействий для оценки максимальной реакции системы с одной степенью свободы при импульсивной нагрузке рассмотрим систему на рис. 5.7, кото- рая представляет собой одноэтажное здание, подверженное взрывной нагруз- ке. Для заданного веса и жесткости колонн период собственных колебаний здания равен: 1 / 600 n nvQ 2п V 10 000-386“ ’ с’ 2л 1/--------------= 0,079, г 1783,5-980 Таким образом, отношение продолжительности импульса к периоду соб- ственных колебаний 11 Т 0,05 0,079 = 0,63, 83
и в соответствии с рис. 5.6 динамический коэффициент D = 1,33, откуда мак- симальное перемещение 1000 1,33 = 0,133 дюйма; р0 _ 10 000 ^макс-О - 1,33 77--=0,338 см, 1783,5 Если продолжительность импульса взрывного воздействия была бы в 10 раз меньше = 0,005 с), то динамический коэффициент при таком пока- зателе продолжительности импульса (LjT = 0,063) равен лишь D = 0,44 и, следовательно, силы упругости будут равны: fs = 199,3 тс (440 килофун- тов). Таким образом, для импульса очень небольшой продолжительности значительная часть приложенной нагрузки воспринимается силами инерции, а вызываемые напряжения намного меньше напряжений при более продол- жительных воздействиях. 5.6. ПРИБЛИЖЕННЫЙ МЕТОД АНАЛИЗА РЕАКЦИИ ПРИ ИМПУЛЬСИВНЫХ НАГРУЗКАХ По результатам анализа спектров реакции на рис. 5.6 и аналогич- ных спектров при других видах нагрузки можно сделать два общих вывода о реакции сооружений при импульсивных воздействиях: 1. При продолжительных воздействиях, например при tJT > > 1, динамический коэффициент в основном зависит от скорости возрастания нагрузки до ее максимальной величины. При внезап- ном приложении нагрузки достаточной продолжительности коэф- фициент динамичности равен 2, а при постепенном увеличении на- грузки D = 1. 2. Нагрузки небольшой продолжительности, например при tJT<Z 1 < , вызывают перемещения с амплитудой амакс, которая в основ- ном зависит от величины приложенного импульса I = [ р (t)dt и о на которую не очень сильно влияет форма импульса. Тем не менее коэффициент динамичности D существенно зависит от формы нагру- жения, так как он пропорционален отношению площади импульса к максимальной амплитуде нагрузки, о чем свидетельствует сопос- тавление кривых на рис. 5.6 в области коротких периодов. Таким образом, Цмакс является более важной характеристикой реакции сооружения. Удобный приближенный метод оценки максимальной реакции при импульсивной нагрузке небольшой продолжительности, кото- рый характеризует в математической форме сущность второго вы- вода, может быть сформулирован следующим образом. Момент им- пульса для массы т записывается в виде tt mAo=j [р (/)—kv(f)]dl, (5.16) 0 где До — изменение скорости, вызываемое нагрузкой. 84
Согласно этому выражению для малых величин 4 перемещение, развиваемое в течение действия нагрузки, v (4) представляет собой величину порядка (4)2, в то время как изменение скорости Ду —ве- личина порядка 4. Поскольку импульсивная нагрузка — также ве- личина порядка 4, силы упругости kv (/) быстро уменьшаются по мере приближения tx к нулю и становятся пренебрежимо малыми для нагрузок небольшой продолжительности. Г ' ...млофунт т \w-2000 P(t) Рис. 5.8. Приближенный анализ реакции при импульсивном воздействии 61,1 килофунт/дюйм=91 тс/см; 1Г=906 тс; р0=22,6 тс С учетом изложенного можно использовать следующее прибли- женное^соотношение: 4 тДо Л? J p(t)dt (5.17) о ИЛИ До = — f р (t) dt. (5.18) m J о После окончания времени действия нагрузки реакция сооружения характеризуется его свободными колебаниями - V (£Л v (/) =----sin со/ + v (4) cos со/, СО где 7 = /—Д. Но поскольку перемещение v (4) пренебрежимо мало и скорость v (4) = Ду, можно получить следующее приближенное выраже- ние: /*' \ и (fj ~ —— I С р (t) dt I sin co7. (5.19) mw I J / \o / Пример 5.3. В качестве примера использования этой приближенной фор- мулы рассмотрим реакцию системы, показанную на рис. 5.8 при действии им- пульсивной нагрузки. В этом случае со =~\/kglW = 3,14 рад/с и f р (/) dt= о = 10 килофунтов • с (4,53 тс. с). 85
Параметр реакции приближенно равен: 10-386 а (0 = „—Т~ sin at, '' 2000-3,14 где g= 9,81 м/с2 (386 дюйм/с2)— ускорение силы тяжести. Максимум реак- ции при sin со/= 1 равен: пмакс 0,614 дюйма [1,56 см]. Максимальная упругая сила, развиваемая в пружине и представляющая наибольший интерес для инженера-строителя, ( 51,1-0,614 = 31,4 килофунта; ^макс = ^макс= | 9, j. j ,56= 14>2 тс. Поскольку период свободных колебаний системы Т = 2 л/со = 2 с, при кратковременной нагрузке (tjT = 0,15) приближенный расчет дает доста- точно надежный результат. Действительно, максимум реакции, определен- ный непосредственным интегрированием уравнения колебаний, составляет 1,53 см (0,604 дюйма), и, таким образом, погрешность приближенного ре- зультата меньше 2%. ГЛАВА 6 РЕАКЦИЯ ПРИ ДИНАМИЧЕСКОЙ НАГРУЗКЕ ОБЩЕГО ВИДА 6.1. ИНТЕГРАЛ ДЮАМЕЛЯ ДЛЯ СИСТЕМЫ БЕЗ ЗАТУХАНИЯ Методика, описанная в гл. 5 для приближенного вычисления реакции сооружений при импульсивной кратковременной нагрузке, может быть использована при выводе формулы для оценки реакции при динамической нагрузке общего вида. Рассмотрим произвольную нагрузку, показанную на рис. 6.1, с показателем интенсивности р (т). Нагрузка за бесконечно малый интервал времени равна р (т)х X dr, и уравнение (5.19) может быть использовано для определения реакции сооружения при этом импульсе. Следует отметить, что хотя метод приближенный, для импульсов конечной продолжитель- ности он становится точным, если время действия нагрузки стремит- ся к нулю. Таким образом, реакция системы при действии нагрузки р (т) за бесконечно малый ин- p(t) тервал времени dr в точности равна при t > г . р (г) dr dv (t) =------ sin w (t—t) . tna> (6.1) В этом выражении член dv (t) представляет собой диф- ференциал реакции при диф- ференциале импульса для все- го периода времени t > т; Рис. 6.1. Вычисление интеграла Дюа- меля для системы без затухания величина v не изменяется за интервал времени dt. 86
Можно принять, что весь процесс нагружения состоит из последо- вательного ряда таких кратковременных импульсов л каждый . импульс вызывает дифференциальную реакцию в виде выражения (6.1). Полная реакция у пр уго-л инейной системы может быть получе- на суммированием всех дифференциальных реакций в течение вре- мени действия нагрузки, что приводит к интегрированию выраже- ния (6.1): t 1 1 С о(/) =-- I р (т) sin <о (t—т) dx. (6.2) та J о Уравнение (6.2) широко известно как интеграл Дюамеля для недемпфированной системы. Его можно использовать для вычисле- ния реакции системы с одной степенью свободы без учета затухания при любом виде динамической нагрузки р (f). Для произвольных f нагрузок интеграл следует определять численными методами. Урав- нение (6.2) может быть также представлено в виде t р (т) h(t—x)dx, (6.3) о 1 где введено новое обозначение hit—т)5 —— sin а (/ — т) dx. (6.4) , та Выражение (6.3) называется интегралом свертки. Вычисление реакции сооружения при произвольной нагрузке с использованием этого интеграла известно как временной анализ реакции. Функция » h (t — т) обычно определяется как реакция на единичный импульс (в данном случае для недемпфированной системы), поскольку она характеризует реакцию системы при импульсе с единичной ампли- тудой, приложенном в момент времени t — т. В выражении (6.3) предполагалось, что нагружение начинается с момента времени t = 0 и система находится в состоянии покоя. Для других начальных условий v (0) #= 0 и v (0) #= 0 в уравнение реакции необходимо добавить член, характеризующий свободные колебания. Тогда общее решение имеет вид t v (/) = °—- sin и/ -|-t> (0) coso)/ -4-—— f p (т) sin ш (t—x) dx. (6.5) w ma J о 6.2. ЧИСЛЕННОЕ ОПРЕДЕЛЕНИЕ ИНТЕГРАЛА ДЮАМЕЛЯ ДЛЯ СИСТЕМЫ БЕЗ ЗАТУХАНИЯ Если функция приложенной нагрузки интегрируема, то реакция ; сооружения может быть определена формальным интегрированием уравнения (6.2) или (6.5). Для большинства практических случаев нагрузка определяется непосредственно по результатам экспери- 87
мента н реакцию следует вычислять численными методами. В этом случае полезно использовать тригонометрическое соотношение sin (со/—cor) = sinco/ coscot—cosco/sinсот и представить уравнение (6.2) в виде (при нулевых начальных уело виях) t t v (/) — sin со/--I р (т) cos сотс/т— cos со/- I р (т) sin сотс/т та J та J о о Рис. 6.2. Представление численного процесса суммирования для определе- ния интеграла Дюамеля или v (/) = А (/) sin со/ —В (/) cos со/, (6.6) где t А (/) =-----| р (т) cos сотс/т, mco J о / В (/) = ——- Ср (т) sinсотс/т. (6.7) ma J о Таким образом, численное определение интеграла Дюаме- ля сводится к нахождению ин- тегралов А (0 и В (0. В каче- стве примера рассмотрим пер- вый из них. Интегрируемая функция графически изображена на рис. 6.2. Для удобства про- цесса вычисления значения функции определены с равными интер- валами времени Дт и им даны соответствующие индексы. Теперь величина интеграла может быть определена приближенно простым суммированием этих ординат, умноженных на соответствующие ве- совые коэффициенты. В математической форме получаем: f "а А (/) = —— f у (т) dr яг — V (/) , та J а ' та t Xiv’ о 5 (6-8) где у (т) = р (t)cos ©т и (1/£)2^ характеризует численный процесс суммирования, форма которого определяется порядком принятой схемы интегрирования. Для трех методов приближенного вычисления эти суммы имеют следующий вид. Простое суммирование (£ = 1) А ’^(0=Уо + У1-ЬУа+ • • • у (6.9а) 1. 88
Правило трапеций (С = 2) л 2 W —Уо 4“2t/i4- 2c/2-f-... +2г/дг_ [ +«/дг. (6.96) 2 Правило Симпсона (С = 3) А 2 (0 = //o + 4i/14-2t/2+ ... +4</w_ j (6.9в) 3 где N = //Ат для правила Симпсона — четное число. Использование любого процесса суммирования (6.9) для инте- грала (6.8) приводит к приближенному значению интеграла для при- нятого значения времени t. Однако, как правило, необходимо знать не только перемещение в определенный момент времени, но и для всего процесса реакции системы. Другими словами, реакцию необ- ходимо последовательно вычислять в моменты времени /х, t2, ... с интервалом Ат (или 2Ат по правилу Симпсона). Для получения полного процесса реакции более удобно представить суммы (6.9) в форме приращений: простое суммирование (£ = 1) 2 (0 = 2 'Дт) с°зсо(£—Дт); (6.10а) 1 I правило трапеций (£ = 2) А А 2 (0= 2 Дт) + [/7(^—Ат) cosco(/—Дт)-|-р(/) cos со/]; (6.106) 2 2 правило Симпсона (£ = 3) А А 2 (0 — 2 U ~ 2Лт) + [р V ~ 2Дт) cos СО (/ - 2Дт) + 3 3 + 4р (/—Дт) cosco (/—Дт) + р (/) cos со/], (6.10в) А где S (/ — Дт) — результат суммирования для предшествующего интер- £ вала времени / — Дт. _ Определение интеграла В (I) выполняется аналогично: л 1 5(/)=~т2(0> (6Л1) ъ С в где 2 (0 находится как для выражения (6.10) с заменой косинусов на сину- £ сы. 89
Подставляя (6.8) и (6.11) в уравнение (6.6), получаем общую реак- цию системы без учета затухания V (f) = Ат тел ’ А В (О sin <л1—^(/)cosco/) -С С (6.12) £ £ Пример 6.1. В качестве примера численного определения интеграла Дюа- меля рассмотрим динамическую реакцию водонапорной башни при нагрузке от взрыва. Модель конструкции и схема нагрузки показаны на рис. 6.3. Для этой системы частота и период собственных колебаний равны: w = Vfeg/tr = 1/(2700-32,3)/96,6 = 30 рад/с. 1/40,2-9,81/43,7 = 30 рад/с. 7’ = 2л/со = 0,209 с. W-96,6 килофунт p(lf 2700 килофунт/ерут fs Рис. 6.3. Водонапорная башня при нагрузке от взрыва 1^-43,7 тс; й=40,2 тс/см Приращение времени в процессе численного интегрирования принималось Дт = 0,005 с, что соответствует приращению фазового угла при свободных ко- лебаниях <вДт = 0,15 рад (по-видимому, использование большего шага при- ращений привело бы к тем же самым результатам). В данном анализе недемп- фированной системы использовалось суммирование по правилу Симпсона, поэтому в уравнениях (6.10) — (6.12) принято £ = 3. Результаты ручного счета для десяти шагов интегрирования реакции системы без затухания в удобной табличной форме даны на с. 92 (см. табл. 6.1). Операции, выполняемые в каждом столбце, обозначены символами в его заголовке. ДД и ДВ представляют собой суммы трех слагаемых в столбцах 7 или 12, как показано фигурными скобками. Столбец 17 состоит из величин уравнения (6.12) в квадратных скобках, а перемещения в столбце 18 получены умножением столбца 17 на G = Силы в последнем столбце равны: fs=kv (0. Следует отметить, что расчеты выполнены с помощью логариф- мической линейки, и поэтому их результаты при определении разностей больших чисел весьма приближенны .Поскольку нагрузка от взрыва опреде- ляется в конце десяти интервалов времени, величины А и В остаются по- стоянными. Если эти постоянные значения интегралов обозначить А* и В*, то свободные колебания при нагрузке от взрыва определяются выражени- 90
ем v (/) = A* sin со I— В* cos со/, а амплитуда колебаний омакс — 1(Я*)2 + + (В*)2]1/2. Интеграл Дюамеля можно легко вычислить при помощи формального ин- тегрирования для указанной схемы нагружения, но преимущество численного метода заключается в том, что его можно применять при произвольном про- цессе нагружения, даже когда нагрузки определены экспериментально и не могут быть представлены в аналитической форме. 6.3. РЕАКЦИЯ СИСТЕМ С УЧЕТОМ ЗАТУХАНИЯ Форма интеграла Дюамеля, выражающая реакцию системы с учетом затухания, при динамическом нагружении общего типа аб- солютно эквивалентна анализу системы без учета колебания, за исключением того, что свободные колебания, вызванные импульсом дифференциала нагрузки р испытывают затухание по экспо- ненте. Таким образом, полагая v (0) = 0 и v (0) = [р (т) dx]/m, из уравнения (2.26) получаем: du(/) = e~^ ('~т) р (т) dx tnaD sincon(Z—т) , t > т, (6.13) где затухание по экспоненте начинается с момента приложения нагрузки, т. е. с t = т. Суммируя члены в виде дифференциалов реакций в период всего времени приложения нагрузки, получаем выражение t v(t) = —-— f р (т) е sin со (/ — т) dr, (6.14) mcoD J D которое является эквивалентом уравнения (6.2) для реакции демп- фированной системы. Сравнение выражения (6.14) с интегралом свертки (6.3) показы- вает, что реакция демпфированной системы на единичный импульс равна: h (t—x) = —-— sin coD (/—т). (6.15) nU£lD Для численного определения реакции демпфированной системы уравнение (6.14) может быть записано в виде, аналогичном (6.6): v (/) = А (/) sin <oD t—В (/) cos <oD t, (6.16) где 1 ' С е^х А (/) =---- I р (т) ——- cos (Од rdi; «Ыд J e^ai t t 1 С е^ах В (/) =---- I р (т) —-— sin con rdr. (6.17) тсод J u 91
=30 рад/с, Таблица 6.1. Численный анализ интеграла Дюамеля для недемпфированной системы на рис. 6.3. Дт = 0,005 с, соДт =0,15 рад = 8,59°; G = Дт =1,852-10-6; £=2700 килофунтов/фут=40,2тс/см т, с р~(т), килофунты sin шт 8 V) О о Определение А Определение В X о X < 15)—(16) о(т)=ОХ(17), футы fs (т)—fex(18). килофунты 1 (f')X(S) 1 произведение (5)Х<6) '5 14 (2)Х(3) произведение (Ю)Х(П) '3 14 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 0,000 0 0 1,000 0 1 0 0 0 1 0 • 0 0 0 0 0 0 0,005 . 19,32 0,150 0,989 19,09 4 76,4 113,3 2,9 4 11,6 23,0 0,010 38,64 0,295 0,955 36,9 1 36,9] 113,3 11,4 1 11,4] 23,0 33,4 22,0 11,4 0,0002 0,57 0,015 57,96 0,435 0,901 52,1 4 208,4 309,1 25,2 4 100,81 155,8 0,020 77,28 0,564 0,826 63,8 1 63,87 422,4 43,6 1 43,6] 178,8 238,2 147,8 90,4 0,0017 4,52 0,025 96,60 0,677 0.736 71,1 4 284,4 | 396,2 67,5 4 270,0 ! 374,1 0,030 77,28 0,783 0,622 48,0 1 48,0] 818,6 60,5 1 60,5 552,9 641,0 344,2 296,8 0,0055 14,84 0,035 57,96 0,870 0,493 28,55 4 114,2 176,2 50,5 4 202,0] 298,5 0,040 38,64 0,932 0,363 14,03 1 14,0) 994,8 36,0 1 36,о) 851,4 928 309,6 618 0,0114 30,9 0,045 19,32 0,976 0,220 4,25 Р 17,0 31,0 18,9 4 75,6 111,6 0,050 0 0,997 0,0715 0 1 0 1025,8 0 1 0 963,0 1022 69 953 0,0176 47,6 Таблица 6.2. Численный анализ интеграла Дюамеля с учетом затухания Исходные данные—рис. 6.3 и табл. 6.1; затухание—5% критического; множители—ехр (—2 £®Дт)=ехр (0,015) = 0,985 и 4 ехр ( — £®Дт) = 4 ехр (—0,0075) =3,97 и р (Т), килофунт sin шт COS (ОТ Определение А Определение В X q> £ (15) — (16) v (t)~GX(17), футы fs (T)=feХ( 18)кило- фунты 1 (f)X(3) произведение (5)+(А) (6)Х(5) или (7) (е)х(з) произведение 03 + о (11)Х(Ю) или (12) 03 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 0,000 0 0 1,000 0 0,985 0 0 0 0 0,985 0 0 0 0 0 0 0 0 0,005 19,32 0,150 0,989 19,1 3,97 75,7 2,9 3,97 11,5 0,010 38,64 0,295 0,955 36,9 0,985 149,5 147,3 112,6 11,4 0,985 34,3 33,8 22,9 33,2 21,9 11,5 0,0002 0,56 0,015 57,96 0,435 0,901 52,1 3,97 207 25,2 3,97 100 0,020 77,28 0,564 0,826 63,8 0,985 482 475 418 43,6 0,985 221,0 218 177,4 236 147 89 0,0016 4,45 0,025 96,60 0,677 0,736 71,1 3,97 282 67,5 3,97 268 0,030 77,28 0,783 0,622 48,0 0,985 853 840 805 60,5 0,985 606 596 546 630 340 290 0,0054 14,50 0,035 57,96 0,870 0,493 28,6 3,97 113,2 . . . 50,5 3,97 200 0,040 38,64 0,932 0,363 14,0 0,985 981 966 967 36,0 0,985 868 854 832 900 302 598 0,0111 29,9 0,045 19,32 0,976 0,220 4,25 3,97 16,9 18,9 3,97 75 0,050 0 0,997 0,0715 0 0,985 983 0 0,985 929 981 66 915 0,0169 45 7
Эти интегралы можно определить методами численного суммиро- вания приращений, эквивалентными ранее рассмотренным, но с уче- том экспоненциального затухания процесса. Первый интеграл ра- вен: А (/) Дт 1 Xi (6.18) где суммирование для разных процессов производится указанными ранее методами: простое суммирование (£—1): А 2 (0 = S —Ат) 4-р (<—Ат) coswD (/—Дт) ехр (— £соДт); (6.19а) А 1 L 1 правило трапеций (£ = 2): АГА 2 (0 = 2<Z—Ат)4-р(/—AT)coswD(/—Дт) exp(—£соДт)-|- 2 2 4-Д (0 cos <0д I; правило Симпсона (С = 3): А ГА 2(0 = 2Дт) 4- р (/—2Дт) cos (Од (/ — 2Лт) ехр (—£со2Дт) 4- з (6.196) 3 4- 4р (t—Дт) cos <£>£,(/ — Дт) ехр (— |соДт) 4- р (t) cos &D t. (g. j gB) Интеграл В (t) определяется аналогичными выражениями и включает функции синусов'. Точность решения, достигаемая любым из указанных методов, безусловно, зависит от величины шага Дт. Как правило, для функ- ции нагрузки и тригонометрических функций его следует выбирать достаточно малым. Обычно условие Дт 7710 приводит к резуль- татам с удовлетворительной точностью. Точность и объем вычисле- ний возрастают с увеличением порядка процесса суммирования. Как правило, повышенная точность вычислений с использованием правила Симпсона делает его предпочтительным, несмотря на увели- чение сложности расчетов. Пример 6.2. Чтобы продемонстрировать, как удобным методом включить затухание в численное определение интеграла Дюамеля, повторим определе- ние реакции системы на рис. 6.3, принимая параметр затухания 5% крити- ческого. Интегралы снова определяются суммированием по правилу Симпсо- на, и, таким образом, используются соотношение (6.19 в) и его эквивалент с синусоидальными членами. Для указанной системы со слабым затуханием частота собственных колебаний принята такой же, как для недемпфирован- ной системы. Результаты подсчета на логарифмической линейке первых десяти шагов ин- тегрирования показаны в табл. 6.2. Коэффициенты затухания по экспоненте, которые характеризуют затухание в системе, для удобства вычислений объе- динены с множителями по правилу Симпсона. Коэффициент ехр ( — £ш2Дт) умножается на определенное ранее значение интеграла А (или В), сумми- рованного с первой частью нового приращения. Поэтому эти два члена сум- 94
мируются в столбце 7 (или 12) перед умножением на параметр затухания. Затем для определения нового значения А (/) суммируется столбец 8 (/ — — 2 Дт) плюс столбец 8 (/ — Дт) плюс столбец 5 (0. Аналогично В (/) = стол- бец 13 (/ — 2 А т) столбец 13 (/ — Дт) + столбец 5 (/). Поскольку остальные вычисления полностью совпадают с расчетом недемп- фированной системы, учет затухания приводит лишь к небольшому увеличе- нию объема вычислений. Графики изменения упругих восстанавливающих сил для демпфирован- ной и недемпфированной систем, определенных с помощью ЭВМ для 46 шагов интегрирования, показаны на рис. 6.4. Рис. 6.4. Реакция водонапорной башни при нагрузке от взрыва Их анализ показывает, что затухание оказывает небольшое влияние на первом этапе реакции, но вызывает заметное снижение максимума реакции и амплитуд следующих за ним циклов. 6.4. ЧАСТОТНЫЙ АНАЛИЗ РЕАКЦИИ СИСТЕМ Хотя рассмотренный ранее временной анализ считается доста- точно общим и может быть использован для определения реакции любой системы с одной степенью свободы при произвольном входном воздействии, в некоторых случаях более удобно выполнять частот- ный анализ реакции. Принцип частотного анализа аналогичен мето- ду исследования реакции систем при периодической нагрузке, рас- смотренному в гл. 4. Оба этих метода включают представление при- ложенной нагрузки в виде составляющих гармоник, определение реакции системы при каждой составляющей нагрузки и их после- дующее объединение для получения полной реакции системы. Од- нако для применения методики расчета при периодических произ- 05
вольных нагрузках необходимо расширить представление о рядах Фурье для случая непериодических функций. При этом подходе удобнее использовать компактную экспоненциальную форму рядов Фурье [см. выражения (4.6) и (4.7)]. Рассмотрим в качестве примера произвольную непериодическую нагрузку, показанную на рис. 6.5. Если эта функция может быть представлена в виде ряда Фурье, то коэффициенты сп, получаемые интегрированием выражения (4.7) для интервала 0</<7’р, будут определять периодическую функцию, показанную на рисунке как пунктирной, так и сплошной линией. Однако известно, что услов- но повторные нагрузки могут быть ограничены расширением до бес- конечности периода действия нагрузки. Поэтому необходимо преоб- разовать выражение для ряда Фурье так, чтобы оно относилось к бесконечному интервалу времени. Для этого удобнее сначала пере- писать выражения (4.6) и (4.7) в немного измененном виде, исполь- зуя следующие обозначения: 1 (01 Дш — - - ——= —-----= -- ; Л(0,=ЯД(0 = (£>„', ТР 2л 2л; 1 — Дю ~ , СП = С (Шл) = ”7 С (Шл) • 1 р С учетом новых обозначений выражения (4.6) и (4.7) для ряда Фурье примут вид: — со ДСО — — Р (i) = — У с (<on) ехр (iwn 0; —оо (6.20) ( = Гр/2 с (соп) = Трсп= У р(/)ехр(—Hont)dt. (6.21) t = -Tp/2 Удобство такого представления заключается в том, что пределы интегрирования произвольны настолько, что они могут охватить один цикл приложения нагрузки. Если теперь увеличить период на- грузки до бесконечности (Тр -» оо), то приращение частот ста- новится бесконечно малым (Аю -> da) и дискретные частоты ап становятся непрерывной функцией и. В пределе выражение (6.20) для расширенного ряда Фурье переходит в следующий интеграл Фурье-. со р (/) = —!— | с (со) ехр (ituf) dw, (6.22) 2л _ J (|)=5 - ОО где функция амплитуд определяется соотношением с(со) = р (/) ехр (—io)/) dt. (6.23) 96
Два интервала (6.22) и (6.23) известны как парные преобразования Фурье, поскольку с помощью эквивалентных преобразований вре- менная функция может быть получена из функции частоты и наобо- рот. Необходимым условием существования преобразования’Фурье является сходимость интеграла J | р (f) | dt. — 00 По аналогии с выражением (6.20) для ряда Фурье интеграл Фурье (6.22) может рассматриваться как представление произ- вольной нагрузки в виде бесконечной суммы гармоник, где (1/2 л) х X с (со) определяет амплитуду на единицу и для составляющей на- грузки с частотой и. Умножая это выражение на комплексную пере- даточную функцию Н (и), можно получить амплитуду на единицу со реакции системы при компоненте с частотой со. Отсюда полная ре- акция системы получается суммированием этих реакций на от- дельные компоненты по всему диапазону частот. Выражение этого принципа в математической форме приводит к основному уравне- нию частотного анализа реакции систем -т—- f Н (со) с (co) ехр dco. 2л _ J = — 00 (6.24) Для использования частотного анализа необходимо с помощью (6.23) определить гармонические составляющие заданной нагрузки и использовать комплексную передаточную функцию для системы с одной степенью свободы [см. выражение (4.11)1. Пример 6.3. В качестве примера частотного анализа реакции системы рас- смотрим прямоугольный импульс на рис. 5.4: р (/) = р0 для 0 < t < ti, р (/) = 0 для других значений. Преобразование Фурье для этой нагрузки (см. (6.23)1 имеет вид с (<в) = —^2" [ехр ( — /со/) —1]. — ICO (а) Подставляя это выражение и соотношение (4.11) для комплексной пере- даточной функции в (6.24), получаем реакцию в интегральной форме icoD Г /» g—— t) /» 2лА: [ J ' ₽(₽—Yi)'(₽—Ya) J ₽(₽—Yi) Ya) L —- oo — oo где V1 = »+VW2; y2=g/-VizTa- (в) 4 Зак. 794 87
Интегралы в выражении (в) можно легко определить интегрированием в комплексной плоскости 0, что приводит к t<0 (t cos con t +-sin con t у о < t < /j. _£o_ x k v (t) = E ) £ ---- cos h I + Vw2 / .--- sincoD (/—Zj) + V1-Z2 J I — sin (Or, t 1/1—S2 cos (0o (t—1±) | , i > t±. (r) Эти результаты эквивалентны результатам временного анализа [см. вы- ражения (5.76) и (5.8)], за исключением того, что в настоящем анализе учтено затухание. 6.5. ЧИСЛЕННЫЕ МЕТОДЫ ЧАСТОТНОГО АНАЛИЗА Формальное применение методики частотного анализа, как пока- зано в предыдущем примере, ограничено случаями, когда возможно преобразование Фурье для функций приложенной нагрузки. Но даже в этих случаях определение сходящихся интегралов представ- ~ляется собой трудоемкий процесс. Для практического использова- ния метода необходимо сформулировать принципы численного ре- шения. Численное представление удобно разделить на два этапа: вывод уравнений для дискретного преобразования Фурье, которые соответствовали бы выражениям (6.22) и (6.23), и разработку эф- фективных численных методов этих преобразований. ’ Рассмотрим каждый из этих этапов. 6.5.1. Дискретные преобразования Фурье. На первом этапе вы- вода уравнений предполагается, что нагрузка прикладывается пе- риодически с периодом Тр. Это вносит приближение в описание про- извольной нагрузки, но оно необходимо для замены неопределен- ного интеграла (6.23) конечной суммой. Выбор периода нагрузки также позволяет определить наименьшую частоту, которую необ- ходимо рассматривать в анализе: - — 2л <о1 = Дсо = —- • 1 р Затем период нагрузки разделяют на N равных интервалов времени At и нагрузку определяют для дискретных моментов времени tm = = mAt. С учетом этих соотношений экспоненциальный член в (6.20) записывают в виде - _ / пт \ ехр (icon (т) = ехр (слДсотД/) = ехр 2лс-1 98
й выражение (6.20) принимает дискретную форму — N— 1 t Дсо ж?! _ / пт \ Р Нт) = — 7, с (®п) ехр 2л/ — , 2л \ N / п — о 4 ' (6.25) в которой наибольшая частота произвольно устанавливается прй (N — 1) Ай. Соответствующее дискретное выражение для амплитуды функ- ции с (<оп) может быть получено подстановкой суммы конечного чис- ла членов ряда в интеграл (6.21), откуда (6.26) N— 1 с(ып) = Ы р (/т) ехр т = 0 Рис. 6.5. Произвольная нагрузка, представляемая рядами Фурье Выражения (6.25) и (6.26) являются парой дискретного преобра- зования Фурье, которые соответствуют непрерывным преобразова- ниям (6.22) и (6.23). При применении дискретных преобразований не- обходимо помнить, что они основаны на допущении о периодичности нагрузки. Для уменьшения ошибок при анализе непериодических нагрузок период нагрузки может быть расширен включением в Тр продолжительного интервала нулевого нагружения. Получаемый в результате процесс нагружения может иметь вид, как показано на рис. 6.5. 6.5.2. Быстрое преобразование Фурье. Вычисление сумм, вхо- дящих в два уравнения дискретного преобразования Фурье, значи- тельно упрощается в связи с тем, что экспоненциальные функции гармонические, а число их порядка №. В экспонентах используются только дискретные величины пг и п, и небольшие преимущества мо- гут быть использованы путем удвоения величин при записи сумм дискретного преобразования Фурье. Необходимо рассмотреть осо- бенности составления программ для ЭВМ при оптимизации полного анализа с использованием дискретных преобразований Фурье. Хотя такой анализ выходит за рамки настоящего краткого описания, его полезно сделать для объяснения принципа, лежащего в основе быст- рого преобразования Фурье. Этот сравнительно новый вычислитель- ный метод настолько эффективный и производительный, что он сде- 4* 99
Лал частотный анализ с вычислительной точки зрения конкуренто- способным с традиционным методом временного анализа и таким об- разом существенно расширил область динамики сооружений. Для целей настоящего анализа любое из пары дискретных преобразова- ний Фурье может быть представлено в виде N-1 Вт= % AnWnNm, (6-27) л==0 где WN = e21li/N. (6.28) Вычисление суммы будет наиболее эффективным, если число прира- щений времени N, на которые делится период нагрузки Тр, имеет | порядок М2, т. е. N = М2. В этом случае целые числа тип могут быть представлены в двоичной системе: m = m0 + 2mi+4ma4-... +2М-1тл1_1; 1 d м-1 (6-29) 1 п — /to 4~ 2/114" • * * + Лду___।, J где коэффициенты т,} и nj равны 0 или 1. С учетом этих двоичных обозначений зависимость (6.27) записы- вается в виде 1 ВИ)= 2 2 2 ••• 2 х по = 0 п, = 0 п, = 0 Пд(_1 = 0 X А (п) ^(у1»+2'п1 + 4т, + ...+)(п. + 2п,+ ...)> (6.30) Преимущество двоичной системы будет проиллюстрировано при рассмотрении очень простого случая, когда период нагрузки делит- j ся на восемь равных интервалов времени, т. е. N = 8, М — 3. При этом соотношение (6.30) становится равным: В(т) = 2 2 2 №<8m»+2m‘+4m’)(n’+2n‘+4n‘) • (6.31) ло = 0 п,==0 п2 = о Можно также записать экспоненциальный член в виде ! ^тп ти/8 (wit na4-2ma na4-ma па) дег4па т0 ^2nt (2та4-т0) ^n0(4/na4~ 2mi +mo) j 8 8 8 8 8 ‘ Первый член правой части равен единице, так как (целое) = еХр [2Ш-(g/g) (целое)] = 1. Следовательно, при суммировании необходимо рассмотреть толь- ко три оставшихся члена. Они могут быть рассмотрены последова- тельно введением новых символов для обозначения последователь- ных этапов процесса суммирования. Тогда первый этап будет обо- значен t Л(то> «1> «о)= 2 А(пя, «1, n0)^8,mi>- (6.32а) п,»0 too
Аналогично второй этап 1 А2 (т0, п0)= У, (/й0) rtj, п0) IF|n> (2'"1+'”0'. (6.326) п, = 0 И, наконец, третий этап (последний, так как М = 3) 1 i В (т0, mlt m2) = 2 (то> mi< п0) W£° (-,mi + 2'ni + n’o) . (6.32в) [ п» = 0 । Этот процесс особенно эффективен, поскольку результаты первого этапа сразу используются на следующем этапе вычисления (что сводит к минимуму объем оперативной памяти), а также экс- поненты принимают значение единицы в первом слагаемом каждой суммы. Дальнейшие преимущества следует рассматривать как ре- зультат гармонического характера экспоненты, т. е. Wg, = — W»', • Wl = — = — Fe и т. д. Уменьшение объема вычислений, определяемых этой формой записи, становится очень большим, когда интервал времени делится на большое число приращений. Например, при N = 1024 алгоритм быстрого преобразования Фурье требует । только полпроцента объема вычислений, необходимых для непо- г средственного определения выражения (6.27). ГЛАВА 7 АНАЛИЗ НЕЛИНЕЙНОЙ РЕАКЦИИ СООРУЖЕНИЙ Е 7.1. МЕТОДИКА АНАЛИЗА При анализе упругих систем в случае произвольных динамичес- ких нагрузок использование интеграла Дюамеля или частотного анализа, рассмотренных в гл. 6, в большинстве случаев обеспечива- * ет возможность определения реакции сооружений. Однако эти ме- тоды применимы только при анализе упругих систем, динамические характеристики которых остаются постоянными в течение всего процесса реакции, поскольку в основу обоих методов положен прин- цип суперпозиции отдельных составляющих. Но существует боль- шой класс задач динамики сооружений, в которых системы нельзя рассматривать как упругие. Например, реакция зданий при земле- f трясении может быть достаточно интенсивной, что приводит к серь- езным повреждениям конструкций. Поэтому необходимо разрабо- тать другие методы расчета, применимые для неупругих систем. Вероятно, самая эффективная методика неупругого анализа — шаговое интегрирование уравнений колебаний. При таком подходе , реакция сооружений вычисляется для ряда последовательных ин- тервалов времени А/, которые выбираются исходя из удобства вы- числительного процесса. Условия динамического равновесия уста- навливаются в начале и в конце каждого интервала времени, а дви- 101
жение системы в течение этого промежутка времени определяется приближенно с учетом предполагаемого характера реакции системы (при этом влиянием нарушения условий динамического равновесия внутри интервалов времени, как правило, пренебрегают). Неупругий характер работы конструкций учитывается опреде- лением новых динамических характеристик, соответствующих изме- ненному деформированному состоянию, в начале каждого интервала времени. Полная реакция системы определяется в процессе интегри- рования уравнений с принятием значений скорости и перемещения в конце определенного интервала времени в качестве начальных ус- ловий для следующего интервала. Таким образом, процесс вычисле- ний является шаговым и может продолжаться от начального момен- та приложения нагрузки до любого момента времени с аппроксима- цией неупругой работы конструкций рядом последовательно изме- няющихся упругих систем. 7.2. УРАВНЕНИЕ РАВНОВЕСИЯ В ПРИРАЩЕНИЯХ Система с одной степенью свободы, рассматриваемая в данном разделе, показана на рис. 7.1, а. Параметры системы т, к, с и р (t) могут рассматриваться не как локальные характеристики отдель- ных устройств, показанных на рисунке, а в качестве обобщенных параметров (см. разд. 1.5). Силы, действующие на массу системы, по- казаны на рис. 7.1, б, обобщенные нелинейные характеристики сил в пружине и сил затухания — соответственно на рис. 7.1, в и 7.1, г, а произвольная динамическая нагрузка — на рис. 7.1, д. Для любого момента времени t из равновесия сил, действующих на массу т, получаем: • fi (О + /о (О+As (О =Р (0, (7.1а) а через короткий промежуток времени соответственно fi 4" АО ~\~fi)(t+АО 4-As (<4-А0 — Р U4-А0> (7-16) Подставляя равенство (7.1а) в (7.16), получаем уравнение колебаний для момента времени в форме приращений A//(O+A/Z)(O+A(S(O = AP(O- (7.2) Приращения сил в этом уравнении могут быть выражены сле- дующим образом: А// (0 = fi (t+W—fi (t)=m£v (t); ' &fDU) = fDtt+M)—fD(t)=c(t)bv(f); (7 3) Afs (0=fstt+AO -fs (0=k (t) (t); Ap(0=p(14-A0—P(0> при выводе которых предполагалось, что масса системы остается постоянной, а с (Z) и к (0 характеризуют параметры затухания и же- сткости, соответствующие скорости и перемещению в течение интер- 102
вала времени, как показано на рис. 7.1, в и 7.1, г. Практически ука- занные углы наклона секущих могут быть определены с помощью процесса итерации, так как скорость и перемещение в конце каждо- го приращения времени зависят от величин этих углов. Поэтому вместо них часто используются углы наклона касательных, кото- рые определяются для начала каждого интервала: с (/) k (/) ; (7.4) После подстановки выражений для сил (7.3) в условие (7.2) по- лучаем окончательную форму записи уравнений равновесия в при- ращениях для момента времени t: mAv (t) +с (t) &v (t) -\-k (I) At) = (0 • (7.5) Характеристики материалов, рассматриваемые в настоящем ана- лизе, могут включать в себя нелинейности произвольного вида. Например, сила упругости пружины fs не обязательно должна зависеть только от перемещений, как для нелинейно-упругого мате- al 5) Рис. 7.1. Определение нелиней- ной динамической системы а — основная система с одной сте- ченью свободы; б — уравновешенные .илы; в — нелинейное затухание; г — нелинейная жесткость; д — при- ложенная нагрузка 103
риала. Нелинейный гистерезисный характер работы материала кон- струкций может определяться как всей историей деформирования, так и текущим распределением перемещений. Единственное требо- вание заключается в необходимости задания жесткостных характе- ристик, хорошо определяющих историю нагружения и текущее со- стояние. Более того, упрощающая предпосылка о постоянстве мас- сы произвольна, так как масса также может рассматриваться как переменная во времени величина. 7.3. ШАГОВОЕ ИНТЕГРИРОВАНИЕ Для численного интегрирования уравнений (7.5) разработано много методов. Используемая нами методика по существу очень про- ста и приводит к хорошим результатам при сравнительно неболь- шом объеме вычислений. В качестве основной предпосылки прини- мается предположение о том, что в пределах каждого интервала вре- мени ускорение изменяется линейно, а характеристики системы ос- таются постоянными. Движение массы и уравнения движения за этот интервал времени показаны Рис. 7.2. Движение системы в интер- вале приращения времени (на основе метода линейного ускорения') а — ускорение (линейное); б — скорость (квадратная зависимость); в — перемеще- ние (кубическая зависимость) на рис. 7.2. При этом изменение ускорений принято линейным, а скорости и перемещения — соответственно по закону квад- ратной и кубической парабол. Вычисление этих параметров для конца интервала времени т = Д/ приводит к следующим прираще- ниям скорости и перемещения: Av(0 = i>’(0AH-A’i'(0-y-; (7.6а) м2 Ди (/)=»(/) Д/ + v (0 —— + .. Д/з +Да(0—• (7.66) О Теперь удобно принять при- ращение перемещения в каче- стве основной переменной. Ре- шая (7.6а) относительно прира- щения ускорения и подставляя его (7.66), получаем: ••6 6 . Ди = ДГ40 (Z)—ТГ v ® ~ 30 л/* д/ (7.7а) 3 . Д/ .. Др (0 = ~ До (0—3v (о — — v (0. (7.76) i 1Q4
После подстановки (7.7) в (7.5) получаем следующее выражение уравнения колебаний: г 6 6 . .. 1 т ТГ Дв ту v (0—3t> (0 +с (0 х [ Др Дг J г 3 . Д/ .. Да (/)-За (/)-—£>(/) +й(0Да(0 = Др(/) Д/ 2 X и, перенося в правую часть все члены, определяемые начальными условиями, Д«(0=Др(0. (7.8) 6 3 где = + (7.9а) Др (/) = Др (/)+т Г-^- а(0+За(/)1+с(0 Гза(О+~у- а(/)1 . (7.96) Отметим, что уравнение (7.8) эквивалентно условиям статичес- кого равновесия в приращениях и может быть решено для прираще- ния перемещения при делении приращения нагрузки на жесткость. Динамический характер работы учитывается добавлением членов инерционных и диссипативных нагрузок в эффективную нагрузку, а также параметров жесткости. После решения уравнения (7.8) относительно приращения перемещения его величина подставляется в (7.76) для определения приращения скорости. Начальные условия для следующего шага интегрирования определяются прибавлением этих значений приращений к скорости и перемещению в начале рас- сматриваемого шага интегрирования. Указанный численный процесс включает два существенных при- ближения, что ускорение изменяется линейно и что затухание и жесткость остаются постоянными в течение шага интегрирования. В принципе ни одна из этих предпосылок не является справедливой, хотя возникающие при этом ошибки малы, если шаг интегрирования принят достаточно малым. Поэтому погрешности, заложенные в ус- ловиях равновесия приращений параметров, могут накапливаться от шага к шагу. Такого накопления ошибок можно избежать, рас- сматривая полное уравнение равновесия на каждом этапе анализа. Этого можно достигнуть, если выразить ускорения в начале интер- вала времени через полную внешнюю нагрузку за вычетом значений полных сил упругости и затухания. 7.4. ОБЩАЯ ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНОСТЬ МЕТОДИКИ ВЫЧИСЛЕНИЙ Для любого заданного приращения времени процесс состоит из следующих операций: 1. Начальная скорость v (t) и начальное перемещение v (/) из- вестны либо из величин в конце предыдущего приращения времени, либо из начальных условий задачи. 105
2. С учетом этих величин для принятого интервала времени оп- ределяются неупругие характеристики системы — затухание с (0 и жесткость к (0, а также текущие значения силы затухания fa (0 и силы упругости fc (0- [см., например, рис. 7.1 в и 7.1, г.1 3. Определяется начальное ускорение v(t)= [р (0]. (7.10) Это выражение получено в результате приведения уравнения рав- новесия к моменту времени t. 4. В соответствии с (7.9) определяются приращение эффектив- ной нагрузки Др (0 и эффективная жесткость к (0. 5. С помощью (7.8) определяется приращение смещения, а с его использованием по (7.76) — приращение скорости. 6. Наконец, скорость и перемещение в конце приращения вре- мени равны: сЙ/+Д0 = с/(04-Др’(/); ) v (/+A/) = v (/) -J-Ди (/). J После окончания операции 6 вычисления для данного интервала времени заканчиваются и можно приступить к циклу вычислений для следующего интервала. Очевидно, что процесс может последо- вательно выполняться для любого желаемого числа интервалов времени. Таким образом, определяется полная реакция допГлюбой системы с одной степенью свободы при заданных нелинейных харак- теристиках. Упругие системы также можно рассчитывать по этой методике, принимая характеристики затухания и жесткости посто- янными. Поэтому процесс счета становится несколько проще. Точность рассмотренного шагового метода, как и любого про- цесса численного интегрирования, зависит от длины интервала вре- мени Д/. При выборе этого интервала необходимо учитывать три фактора: скорость изменения внешней нагрузки р (0, сложность характеристик нелинейных затухания и жесткости и период Т собственных колебаний системы. Шаг интегрирования должен быть достаточно малым, чтобы обеспечить надежное определение всех указанных величин, последняя из которых связана со свободными колебаниями сооружения. Как правило, изменчивость характерис- тик конструкций не является определяющим фактором. Если про- исходит внезапное существенное изменение характеристик конструк- ций, например текучесть в упругопластической пружине, для точ- ного учета этого явления может быть введен специальный, более ко- роткий шаг интегрирования. Динамические особенности приложен- ных нагрузок также могут быть без особых затруднений учтены при выборе интервала времени. Таким образом, если функция нагружения достаточно проста, выбор шага интегрирования определяется в основном периодом соб- ственных колебаний сооружения. Метод линейного ускорения толь- 106
ко условно устойчивый и приводит к расходимости результатов, если шаг интегрирования превышает половину периода свободных колебаний. Шаг интегрирования для обеспечения устойчивости процесса вычислений и необходимой точности его результатов дол- жен выбираться значительно меньше этой величины. Как правило, условие Af/T является эмпирическим правилом для получения надежных результатов. Если возникают сомнения в адекватности Жесткость в упруго- пл ости- ческой с гл и ди и Рис. 7.3. Упруго-пластическая рама при динамическом нагружении k — общая жесткость (й=5 килофунтов/ дюйм [0,892 тс/см]) полученного решения, необходимо провести анализ влияния интер- вала интегрирования. Если в процессе этого анализа выявлено, что реакция системы изменяется незначительно, можно считать, что ошибка в процессе численного интегрирования несущественна. Пример 7.1. Для иллюстрации ручного счета при использовании шаго- вого метода линейного ускорения определим реакцию упруго-пластической рамы как системы с одной степенью свободы при заданной нагрузке (рис. 7.3). Для настоящего анализа примем шаг интегрирования 0,1 с, который превышает величину, необходимую для достижения большой точности ре- зультатов, но вполне приемлем в рамках рассматриваемой задачи. В настоящем примере коэффициент затухания принят постоянным, поэто- му нелинейность системы определяется только изменением жесткости в соот- ветствии с принятой упруго-пластической зависимостью. Тогда эффективная жесткость может быть представлена в виде [см. уравнения (7.9а)] 6 3 = —— т+—— c = &6+k(t) , 0,12 0,1 где k (0 равен 5 килофунт/дюйм [0,892 тс/см] или нулю соответственно для упругой и пластической стадии. 107
Приращение эффективной нагрузки определяется выражением (7.96) ~ / 6m \ . / 0,1 \ .. Др(0=Др(0+ -т— + Зс о+ 13m4-——- с о = Др (г) + 6,6 »+ \ v} 1 у \ £ / + 0,31о. Счет с применением логарифмической линейки удобно выполнять, поль- зуясь формой записи в виде табл. 7.1. Для рассматриваемой упругопластической системы реакция резко изме- няется в начале и конце стадии текучести, и для получения наилучшей точно- сти необходимо делить интервал времени, включающий точки перехода, на Рис. 7.4. Срав- нение упруго- пластической и упругой реак- ции рамы (см. рис. 7.3) р —г---статическое к перемещение; ve— предел упругости; vi — неупругое перемещение; а — стадия текучести; б — упруго-пла- стическая реак- ция; в — упру- гая реакция два подынтервала. Тогда характеристики системы принимаются постоянными для каждого подынтервала и результаты вычислений будут вполне точными. Однако для установления длин подынтервалов требуется проведение итера- тивного процесса. В настоящем примере такое уточнение не выполняется. На- чальная жесткость предполагается постоянной в течение всего шага интегри- рования, и при переходе от одной стадии деформирования к другой возможно появление существенных ошибок. Динамическая реакция упругопластической системы, определенная в табл. 7.1, изображена на рис. 7.4, причем состояние текучести показано пунк- тиром. Для сравнения на рисунке изображена также реакция упругой систе- мы, полученная шаговым методом при постоянных значениях^ =71 и fs = = 5 v. Влияние пластического характера деформирования ясно видно из сравнения графиков. Остаточное перемещение (относительно которого будут происходить в последующем свободные колебания неупругой системы) со- ставляет около 1,49 дюйма [3,78 см]. Следует также обратить внимание на характер нагрузки, которая пред- ставлена в виде статического перемещения p/к, т. е. прогиба, который будет развиваться в упругой системе при силах инерции и затухания, равных ну- лю. 108
Таблица 7.1. Анализ нелинейной реакции шаговым методом линейного ускорения о> 2,11 I 4,24 1 1,68 —1,45 © со —3,85 —3,55 —1,38 0,21 оо‘г ^^4 О СО Iff) 1Ча ОО ГН ОО —ч А—Н со 00 © о Рч © Д 90‘0 ОО О сч сч о А4М 1 А—4 АтМ о о" 33 90 00 о сч 5S ю СП со © § рА— А А А А А А А А я е © со О) м* © . о О со ю © «^4 сч W4H н 1 4“^ 00 ОО со f-A сч со © сч 4"М © 00 со © о со сч <0 А А А А А А А А А »V 06 АН СЧ сч сч сч © © СО © сч М«4 сч сч I •н 7 © СО со СП 00 сч © гч © т+< А—44 со ^4 со ю (H) + (5l) = »V Ю о ь- © ^м сч ю м* © ©" ©" © о" © ©" ©" 1 о (61 )+99 =J "Ч* {ч. [S. f-ч. 8 99 991 ^ч. £ (ч. ^ч. ч СО © © © * « о О О © © ю © © со ^4 СО [ч. -А о о О т-н СЧ О о © сч ^4 (i i )+(о i )4~(б)v 04 о о м4 о? to со о" о" СО © Tf4 со ^м со со сч 1 сч © сч О 00 о 4-М S 22 со 8 8 А А А А А А а 16'0 о со 05 МА< (ч. СЧ Tf СО [ | 1 1 1 сч ГО СЧ со со to <ю О о СП о о © 00 сч СО о а 9’9 О о со . со СО со _ ю со"- © rjt сч сч со СО ! 1 I 1 о «5 1 1 1 s §• dy о © со ту сч 1 СЧ 1 1 'у 4—< о ° 5 “ С ч з §, со ГЧа 4-М сч ^м ^^4 (ч 00 © Я 4& (2)Х01= Л во о сч сч м< СО -23, со -39, сч 1 to Н, пере, их де 01 ЬЙ со СЧ ——А Th [ч. 00 V и со и о (9) —(S)-(3)= Ч О о 4,2. 4,2 1—0,6 со сч 1 со —3,9 —2,1 to 4-1,1 •неупру пластик СЧ А^ сч СО £ 1 я ’ф сч СО со J4A © ^Ча о ° S В. а г‘о=а'1 <О о о* •—1 4-м 4—М ©" о" ©" < * .£ ₽С 4-м « а 1 2 ь | 1 1 1 я ° © © сч о «к со о © ♦J? 9 = ?1 U5 о о* сч со со со СО сч ? 1 1 о о 1 » * © СО оо 00 со —й о о g я СО О © to сч 00 сч ° ° Ии э/ицотй ‘а ’Ф о сТ © оо со со о" со" to 7 L 1 1 1 1 II ° а . Ч я Q со СП о О [ч. ю о СО <М 5 и о © о ^аА оо |ч_ © ^* 0 нивсяВ/а со О 'ф сч о © со © Tf © • « о о о •—« сч сч" сч" сч" сч -ч J в нхнЛфоиия ‘d о © 00 о- © со сч 4-Н р о © о II II « ? '? о «м сч 00 Tt4 © СО ь- 00 о о 1 ° * ©" © © © © Q с? * 109
ГЛАВА 8 АНАЛИЗ ПАРАМЕТРОВ КОЛЕБАНИЙ МЕТОДОМ РЕЛЕЯ 8.1. СУЩНОСТЬ МЕТОДА Из рассмотренных вопросов анализа реакции систем при динами- ческих нагрузках видно, что частота или период свободных колеба- ний системы с одной степенью свободы определяют характер ее ди- намической реакции. По этой причине целесообразно разработать простой метод определения частоты собственных колебаний для си- стемы с одной степенью свободы. По-видимому, самым эффективным является метод Релея, рассматриваемый в данной главе. По определению (2.5) частота собственных колебаний системы с одной степенью свободы без учета затухания равна: /k — • (8.1) т Это выражение непосредственно применимо к одномассовой сис- теме с жесткостью пружины k и массой т. Оно может быть также ис- пользовано для любого сооружения, которое рассматривается как система с одной степенью свободы введением формы деформирова- ния ф. В этом случае параметры в (8.1) представляют собой обоб- Рис. 8.1. Свободные колебания систе- мы с одной степенью свободы без уче- та затухания а — система с одной степенью свободы; б — перемещение; в — скорость щенную жесткость k* и обоб- щенную массу т*, определяемые выражениями (1.37) и (1.39). Хотя принцип обобщенных координат может быть исполь- зован для приближенного опре- деления частоты собственных колебаний любого сооружения, целесообразно выполнить ча- стотный анализ с другой точки зрения, впервые рассмотренной Релеем. В основе метода Релея лежит принцип сохранения энер- гии — энергия свободно колеб- лющейся системы остается по- стоянной, если в ней не разви- ваются диссипативные силы. Рассмотрим свободные [колеба- ния недемпфированной системы, показанной на рис. 8.1, а. При соответствующем выборе начала отсчета времени пере- мещение массы (рис. 8.1, б) по
выражается и —о0 sin со/ (8.2а) и скорость (рис. 8.1, в) i = fo <0 cos со/. (8.26) Потенциальная энергия системы полностью определяется энер- гией упругих деформаций пружины lZ = 1/2fea2 = 1/2tog sin2 со/, (8.3а) а кинетическая энергия массы Т — */2 mv2 = г/2 mv% со2 cos2 со/. (8.36) Принимая время t = 774 = л/2 со [см. рис. 8.1 или выражения (8.3)], получаем, что кинетическая энергия равна нулю, а потен- циальная энергия достигает максимальной величины ^макс = V2 (8.4а) Аналогично для t = Т/2 = л/со потенциальная энергия равна нулю, а кинетическая энергия достигает максимума Т'макс = V2 тУо со3- (8.46) Следовательно, если полная энергия колебательной системы ос- тается постоянной (что справедливо для свободных колебаний без затухания), то максимальное значение кинетической энергии должно быть равно максимальному значению потенциальной энергии ^макс = Т’макс т- е- откуда со2 = klm. Это выражение, бесспорно, совпадает с ранее по- лученной частотой собственных колебаний, однако теперь оно выве- дено с применением метода Релея из условия равенства потенциаль- ной и кинетической энергии. 8.2. ПРИБЛИЖЕННЫЙ АНАЛИЗ ПРОИЗВОЛЬНОЙ СИСТЕМЫ Применение метода Релея для анализа рассмотренного осцил- лятора не дает никаких преимуществ. Его основное назначение — приближенный анализ частоты свободных колебаний систем со многими степенями свободы. Рассмотрим, например, неоднородную шарнирно опертую балку, показанную на рис. 8.2. В действитель- ности эта балка имеет бесконеч- ное число степеней свободы и, следовательно, может иметь бес- конечное число форм собствен- ных колебаний. Для использо- вания метода Релея необходимо принять форму колебаний бал- Рис. 8.2. Колебания балки с неод- нородными характеристиками ки, которая соответствует ее ос- новному тону. Как показано в 111
гл. 1, эта^форма может быть принята в виде (1.29) и с учетом гар- монического изменения обобщенной координаты при свободных ко- лебаниях и (х, /) = ф (х) Zo sin со/, (8.5) где ф (*) — форма колебаний, которая представляет собой отношение переме- щения любой точки х к условному перемещению или обобщенной координате Z (О- Уравнение (8.5) выражает предположение^что форма колеблю- щейся балки не изменяется во времени, а изменяется только ампли- туда^колебаний, причем по гармоническому закону (при свободных колебаниях). Предположение о наличии формы колебаний ф (х) сводит задачу о колебаниях балки к рассмотрению системы с одной степенью свободы. Частота свободных колебаний определяется из условия равенства максимальной энергии деформаций максимуму кинети- ческой энергии. Потенциальная энергия изгибаемой системы равна: L 1 С / Й2 V \2 V = — \ ЕЦх) — dx. (8.6) 2 J \ дхг } о Подставляя принятую форму колебаний (8.5) и рассматривая Максимум амплитуды перемещений, получим: L ^мако — V» j £7 (х) [ф'(x)]adx. (8.7) о Кинетическая энергия неоднородной балки равна: L 7'=-^-J т(х) (i>)a dx. (8.8) о Если продифференцировать (8.5) по времени, то при максималь- ной амплитуде скорости L 7’макс = 1/а2§ша)'от(х) [ф(х)]2dx, (8.9) о откуда из равенства выражений (8.7) и (8,9) получаем: L J El (х) [ф" (х)]а dx со9 = --------------. (8.10) ]’т(х)[ф(х)]*<<ж о Здесь следует заметить, что числитель выражения (8.10) пред- ставляет собой обобщенную жесткость балки k* при предполагае- мой форме деформирования [см, (1.39), а знаменатель — обобщен- 112
ную массу tn* [см. (1.37)]. Таким образом, метод Релея непосредст- венно приводит к обобщенной форме выражения (8.1), как и следо- вало ожидать, поскольку он использует тот же принцип обобщенной координаты для сведения системы к системе с одной степенью свобо- ды. 8.3. ВЫБОР ФОРМЫ КОЛЕБАНИЙ Точность анализа частоты собственных колебаний с помощью ме- тода Релея полностью зависит от функции ф (х), которая, по допу- щению, характеризует форму собственных колебаний. В принципе для этого может быть принята любая форма, удовлетворяющая ус- ловиям опирания балки, т. е. учитывающая определенные краевые условия. Однако любая другая, кроме истинной, форма колебаний требует введения дополнительных внешних ограничений для удов- летворения условий равновесия системы. Эти лишние опоры ужес- точают систему, увеличивая энергию ее деформаций и, таким обра- зом, приводят к увеличению определяемой частоты колебаний. Сле- довательно, можно считать, что истинная форма колебаний дает минимальное значение частоты, определяемое методом Релея, и при поиске лучшего результата самая низкая частота, согласно этому методу, всегда обеспечивается лучшим приближением. Пример 8.1. Для иллюстрации этого положения предположим, что балка на рис. 8.2 имеет равномерно распределенные массу т и жесткость. В качест- ве первого приближения примем форму колебаний в виде параболы Ф (х) = (x/L) (x/L— 1). Тогда ф" (х) — 2/L2, потенциальная энергия Умакс = %22о £Z о и кинетическая энергия и, следовательно, __________________________ Умане____________120Е/ “ (1/ша) Тмакс mL* Если форму колебаний принять в виде синусоиды ф (х) = sin (nx/L), в ре- зультате аналогичных расчетов получим: EIn*/2L^ EI (О2 = -—------= л» -=-----. mL/2 ml* Вторая частота существенно меньше первой (почти на 20%). Таким об- разом, она характеризует лучшее приближение. На самом деле этот резуль- тат является точным, так как полуволна синусоиды представляет собой ис- тинную форму колебаний шарнирно-опертой балки. Первое приближение нельзя признать достаточно хорошим. Принятая параболическая форма коле- 113
банйй предусматривает равномерную эпюру моментов по всей длидгс балки, что не соответствует условиям ее опирания. Она является возможней формой, по- скольку удовлетворяет условию нулевых прогибов на опоря5(, но представ- ляет собой нерациональную предпосылку. Теперь возникает вопрос, как выбрать рационально форму из- гиба для получения хороших результатов при использовании метода Релея (или эквивалентного метода обрбщенных координат, описанного ранее). При выборе формы колебаний нужно руководст- воваться тем, что перемещения при свободных колебаниях являются результатом приложения сил инерции и. что силы инерции (т. е. произведение массы на ускорение) пропорциональны распределен- ной массе и амплитуде перемещений. Таким образом, правильная форма колебанийфс (х) — это форма изгиба от нагрузки рс (х), про- порциональной т (х) фс (х). Конечно, невозможно предугадать точ- ную форму фс_(х), но форма прогиба, вычисленная при нагрузке р (х) = т (х)-ф (х) [как показано на рис. 8.3, где ф (х) есть любая разумная аппроксимация истинной формы], обеспечит при решений достаточно высокую точность. Вообще оценка формы колебаний по методу обобщенных коорди- нат исходя из принятой таким образом формы требует большего объ- ема вычислений, чем это нужно в приближенном анализе. Метод Ре- лея при гораздо меньшем объеме вычислений дает достаточно хоро- шую точность. Одна общая предпосылка заключается в том, что инерционная нагрузка р (х) (см. рис. 8.3) —- это просто вес балки, т. е. р (х) = т (x)g, где т (х) — распределенная масса, a g — ускорение силы тяжести. Тогда частота вычисляется исходя из фор- мы прогиба vd (х) под действием собственного веса. В этом случае очень легко вычислить максимальную энергию деформации на ос- новании того, что накопленная энергия должна равняться работе, которую произвела приложенная нагрузка при деформировании си- стемы L L VMaKc = _^"J P(x)vd(x)dx = 1/2g,Z0 j* /п(х)ф(х)йх. (8.11) о о Кинетическая энергия по-прежнему выражается уравнением (8.7), где ф (х) = vd (x)/Z0 — параметр формы при действии собст- венного веса конструкции. Таким образом, частота, определенная приравниванием выражений энергии деформаций и кинетической энергии, равна: L L J т (х) ф (х) dx J т (х) vd (х) dx ( т (х) [ф (х)]2 dx j1 т (х) [vd (х)]2 dx О 0. 114
Выражение (8.12) применяется при приближенном анализе час- тоты колебаний систем произвольного вида. Следует отметить, что в выражении используется амплитуда Zo, если форма колебаний оп- ределяется безразмерным коэффициентом ф (х). В случае использо- вания фактических прогибов от собственного веса конструкции эта величина не учитывается. Нагрузка р (х), используемая при определении прогиба от соб- ственного веса конструкции vd (х) в выражении (8.12), на самом деле есть нагрузка от силы тяжести только в тех случаях, когда основ- ное движение системы происходит в вертикальном направлении. Для конструкции в виде вертикальной консоли (рис.-8.4, а), где основ- ное колебание происходит в горизонтальном направлении, нагрузка должна прикладываться горизонтально, как это показано на ри- сунке. Поэтому принимается, что для системы силы тяжести дей- ствуют в горизонтальном направлении. Для аппроксимации частоты симметричных колебаний рамы (рис. 8.4, б) можно получить рациональную форму прогиба путем приложения вертикальной нагрузки. Однако основные колебания конструкции будут происходить в горизонтальном^направлении. Для получения формы ф (х) при определении’частоты горизонталь- ных колебаний силы тяжести следует прикладывать горизонтально. Кроме того, при основном тоне колебаний] двухпролетнбй балки (рис. 8.4, в) два пролета будут деформироваться в противопо- ложных направлениях. Таким образом, для получения формы прогиба в этом случае силы тя- жести следует прикладывать в противоположных направле- ниях. Более высокая частота колебаний может быть получена при форме прогиба ..под дейст- вием нагрузок, направленных вниз для обоих пролетов. р(х)*т(х)(нх) Рис. 8.3. Форма изгиба от предпола- гаемых инерционных нагрузок а — приближенная инерционная нагрузка [где ф(х) — предполагаемая форма]; б — вычисленная форма изгиба ptipmMg - тттт>.,--------- Hx)^m(x)g . Рис. 8.4. Предполагаемые формы деформирования при постоянных нагрузках 115
Не следует тратить слишком много времени на определение формы прогиба с высокой степенью точности. Основное достоинство метода Релея заключается в простой и надежной оценке частоты соб- ственных колебаний. Принятие почти любой целесообразной формы колебаний приводит к разумным результатам. Пример 8.2. Применение метода Релея для вычисления частоты колеба- ний реальной системы будет показано при расчете однородной консольной балки, к которой приложен груз в середине пролета (см. рис. 8.5). Для дан- ного расчета принята такая форма колебаний, которая вызывается нагрузкой, приложенной к концу консоли. Результирующая форма прогиба Рис. 8.5. Определение частоты собствен- ных колебаний балки методом. Релея: р£з Зх3Д—хз Максимум потенциальной энергии балки в этом случае можно определить следующим выражением: 3EI 1/Гмакс==1/2р^о= х/а , а — однородная балка с жесткостью EI и мас- сой 1 м т; б — предполагаемая форма изгиба где Zo — прогиб конца консоли под нагрузкой. Максимум кинетической энергии балки можно определить в виде двух сла- гаемых: для балки и массы приложенной к ней нагрузки. Балка L _ L р со2 Г - m С „ . 33 m L Т'макс- V- mV dX^ Т “ N W] "140---------------------------------Г “ Z° • " <7 & t) 1T V 0 0 Масса Tw = Лш8 макс 2g W 25 W откуда общая кинетическая энергия / 33 25 W \ m L „ Умакс— I + 0K(. —. ) o w Z*, \ 140 256 mLg /2 и, приравнивая выражения максимальных кинетической и потенциальной энергий, получаем выражение для частоты 3 EI ——— - , 33 25 ’ W mi* 140 + 256 mLg 116
8.4. УСОВЕРШЕНСТВОВАННЫЙ МЕТОД РЕЛЕЯ Идея применения в методе Релея формы прогиба от сил инерции, как рассмотрено выше, использовалась систематически для улуч- шения методики расчета. Этот стандартный прием включает произ- вольный выбор формы изгиба, которая удовлетворяет геометричес- ким граничным условиям системы. В рамках настоящего анализа эта первоначальная форма обозначается с верхним нулевым индек- сом ci*0’ (х, t) = ф(0) (х) Z(oo) sin a>t. (8.13) Максимальные величины потенциальной и кинетической энер- гии при этой форме деформирования: L L. 1 е /d2t)<0> \2 zf,0’2 с Умакс-V £/(х) —— dx=^~. \еЦх)№"»)Чх. (8.14) Z J \ OX ] Z J о 0 L L 7Mai:c = f m (x) (v(°))2dx =-^-T— CO2 Crn(x) (ip<°>)2 dx. (8.15) Z J z J о 0 Метод R00. Стандартное выражение для частоты по методу Ре- лея, который назван методом R0Q, равно: L f EI (х) (4>"С 0 >)2 dx co2 = J°z------------(8.16) Jm (х) (\|/(,))2dx О Однако лучшее приближение для частоты может быть получено при вычислении потенциальной работы сил инерции, связанных с принятой формой прогибов. Распределенные силы инерции при мак- симальной амплитуде перемещений равны: р(о) (х) =и2 т (х) t)<0) = Z(00) со2 т (х) -ф<°>. (8.17) Прогиб, вызываемый этой нагрузкой, записывается в виде а(1) 7<1) _ t>d) =ш2 —— ==шЗ i|)(i) —— s со2 1)Z^1 \ (8.18) где со2 — неизвестная частота, которую можно рассматривать как коэффици- ент пропорциональности в выражениях (8.17) и (8.18)). В связи с тем что величина коэффициента неизвестна, он не вклю- чается в выражения. Потенциальная энергия деформаций при этой нагрузке равна: L / L 1 С Z °> Z п С ^макс^-!- I Р<0) и(1) dx — —— ---со4 I т (х) ф(0) ф(1> dx. (8.19) J * J О о 117
Метод /?01. Равенство этого выражения для потенциальной энер- гии выражению кинетической энергии при первоначально принятой форме [выражение (8.15)] позволяет получить соотношение для улучшенной частоты по методу Релея, который назван здесь мето- дом 7?01; L 7(0) W ОРО2 dx - <8'2°) ° j" tn (х) ф<°) > dx о Это выражение часто рекомендуется использовать до расчета по формуле (8.16), поскольку оно исключает операцию дифференци- рования, необходимую для стандартной формулы. Как правило, кривизны ф" (х), связанные с предполагаемой формой изгиба, при- водят к менее точным результатам, чем функция прогиба ф (х), по- этому расчет по формуле (8.20), не содержащей производных, дает лучшую точность. Однако еще лучшее приближение может быть получено при оп- ределении кинетической энергии не по начальной форме о(0\ а по вычисленной форме о(1), хотя при этом объем вычислений несколько возрастает. L I. ГМакс = 4-Jrn(x) j m (х) (ф<1>)2 dx. (8.21) о о Метод Rn. Равенство этого выражения выражению (8.19) для потенциальной энергии приводит к дальнейшему улучшению резуль- тата (этот метод назван здесь методом 7?п). L ( J т (х) тр<° 1 ф<!) dx со2 = --------------- (8.22) 7( 1) р , . ' Z0 jm(x)(i|3<1))2dx о Дальнейшее улучшение может быть достигнуто на следующем этапе вычислительного процесса при использовании инерционных нагрузок, вызываемых ф(1\ для определения новой формыф<2>. Как будет показано, он быстро сходится к точной форме колебаний, если проведен для достаточного числа циклов, и поэтому приводит к точ- ному значению частоты. Однако при практическом использовании метода Релея нет необходимости улучшать результат, полученный с помощью (8.22). Амплитуды обобщенных координат Zj)0) и Zg1’ в выражениях (8.20) и (8.22) произвольны и могут быть приняты рав- ными единице, если функции формы ф(0) и ф(1) выбраны соответст- вующим образом. Тем не менее целесообразно оставить обобщенные координаты в этих выражениях, чтобы подчеркнуть, что относи- тельные амплитуды и(0> и v№ являются коэффициентами при опре- делении частоты. 118
Пример 8.3. Два улучшенных варианта метода Релея будут рассмотрены И сопоставлены со стандартным методом при вычислении частоты колебаний трехэтажной рамы (рис. 8.6). Массы рамы приняты сосредоточенными в уров- нях ригелей, а колонны предполагаются невесомыми. Кроме того, ригели яв- ляются бесконечно жесткими, поэтому колонны каждого этажа деформируют- ся как простые пружины с коэффициентами жесткости, указанными на ри- сунке. кило<рунт дюйм 8} Р-- ПлЦкило/рунт] Р -2,5шг Р--^,5ш2 zz/zz////////// OJ2 &V = -=— ° 600 2,5о)г &vb' ПО О 0,5шг ^7800 ..W ^2,5. V' "3600 ^ = -г^Паз2 3600 :‘71(о, 733)шг ь 3600 w =Z<11 (0,00)а) 2 Рис. 8.6. Определение частот собственных колебаний рамы методом Релея а — значения массы и жесткости; б — начальная принятая форма; в — прогибы при пер- „ о воначальных инерционных силах ьмггии/ Стандартный метод ROo- Для подтверждения эффективности улучшенных методов для начальной формы колебаний рамы принято заведомо плохое приближение. Эта форма представляет собой равные смещения всех трех эта- жей (рис. 8.6, б), откуда где рр) =пр) = р<°) = 1 = ZR фр) i & и U 1 I 7 Фр)=г(0(,) = 1. Для этой формы максимум кинетической энергии равен: ^а’кс = х/2 Ъпц (v < °))2 = i/2 со2 Z(0)1 Ът, (фр ))2 = i/2 ш2• 4,5. 119
Максимальная потенциальная энергия зависит от относительных переме* щений этажей и равна: У&’кс = Х/а ^ki (Av<^ = 1/2Z(0)’ Zki (Дф$°>)г = 1/2.1800. Отсюда после приравнивания потенциальной и кинетической энергий получаем частоту 1800 со2— ——=400; <о = 20рад/с. 4,5 Улучшенный метод ROi. Предположение о том, что работа сооружения харак- теризуется абсолютной жесткостью колонн выше первого этажа для данной рамы, естественно, не оправдано. И поэтому получены явно завышенные зна- чения частоты колебаний. Используя инерционные силы при этих первона- чальных прогибах для вычисления улучшенной формы, в соответствии с мето- дом /?О1 получим значительно лучший результат. Инерционные силы при первоначальной форме и вызываемые прогибы по- казаны на рис. 8.6, в. Эти прогибы можно легко вычислить, поскольку дефор- мация каждого этажа Ди; определяется поперечной силой, поделенной на жест- кость этажа. Максимальная потенциальная энергия при этой новой форме 1>ф равна: Ч’а’ко = М” у Zfo1} Ф?’ Ф?’ =у Z(»-2,9. Приравнивая ее к ранее найденной кинетической энергии, получаем частоту колебаний 1 4,5 1 4,5 со2 = .-----—---------------се 248, со = 15,73 пад/с. Z&1’ 2,9 22,5/3600 2,9 Р ' Очевидно, что эта частота намного меньше и характеризует существенное улучшение результата, полученного стандартным методом /?00. Улучшенный метод Иц. Более точные результаты могут быть получены при использовании для вычисления потенциальной и кинетической энергии формы фф. Тогда максимальная кинетическая энергия ^кс= Т (W (ф?))2 = ^(^-?2,]24 £ Z \ OUvu / и частота колебаний „ 1 2,9 3600 2,9 со2 =з --------------= 218, <о=14,76 рад/с. Zp 2,124 22,5 2,124 ’ ’ р А/ Это значение является очень близким к точной частоте первой формы ко- лебаний сооружения u»i = 14,5 рад/с, о которой говорится в гл. 10. Интересно отметить, что метод Ли в данном случае дает тот же самый ре- зультат, что и выражение (8.12), в котором прогибы определены при горизон- тальных нагрузках, соответствующих ускорению силы тяжести. Это объяс- няется тем, что инерционные силы, связанные с равными перемещениями эта- жей, эквивалентны горизонтальным нагрузкам при ускорении силы тяжести. Однако если бы в качестве первоначальной формы было принято более разумное приближение (а не равные прогибы этажей), то улучшенный метод 3?и дал бы более точный результат, чем выражение (8.12).
ЧАСТЬ II СИСТЕМЫ СО МНОГИМИ СТЕПЕНЯМИ СВОБОДЫ ГЛАВА 9 ВЫВОД УРАВНЕНИЙ ДВИЖЕНИЯ СИСТЕМЫ СО МНОГИМИ СТЕПЕНЯМИ СВОБОДЫ 9.1. ВЫБОР ЧИСЛА СТЕПЕНЕЙ СВОБОДЫ В части I было показано, что любое сооружение можно предста- вить системой с одной степенью свободы, динамическая реакция которой затем определяется решением одного дифференциального уравнения движения. Если физические характеристики системы та- ковы, что ее можно описать с помощью только одной компоненты движения, а другие колебания невозможны, тогда она действитель- но является системой с одной степенью свободы и решение уравне- ния точно характеризует поведение объекта при динамическом воз- действии. Если же сооружение на самом деле имеет более чем одну форму перемещений и оно сведено в математической постановке к системе с одной степенью свободы заданием формы деформирования, решение такого уравнения движения будет только аппроксимацией истинного процесса реакции сооружения при динамическом воздей- ствии. Достоверность результатов, полученных при представлении си- стемы в виде одномассового осциллятора, зависит от многих факто- ров и прежде всего от пространственного распределения и измене- ния во времени нагрузки, жесткостных и инерционных характерис- тик системы. Если физические свойства системы позволяют ей ко- лебаться по предполагаемой форме и если схема нагрузки такова, что вызывает преимущественные колебания по этой форме, такое решение задачи для системы с одной степенью свободы дает доста- точно хорошее приближение. С другой стороны, истинный характер работы сооружения может быть совсем иным, чем определяемый рас- четным путем. Один из основных недостатков приближенных моде- лей в виде систем с одной степенью свободы — трудность оценки на- дежности полученных с их помощью результатов. В общем случае динамическая реакция сооружения не может быть адекватно описана одномассовой моделью. Обычно реакция характеризуется изменением во времени формы и амплитуды коле- баний. Такой процесс может быть описан только с помощью системы с более чем одной степенью свободы. Как отмечалось во введении, степени свободы в системе с дискретными параметрами могут быть приняты как амплитуды перемещений определенных точек системы. В качестве их можно также принять обобщенные координаты, представляющие собой амплитуды выбранной системы параметров 121
I mfr) 1 етм перемещений. В данной главе принят первый подход. Он вклю- чает в себя как метод конечных элементов, так и модели с сосре- доточенными массами. Метод обобщенных координат будет рассмотрен в конце ч. II (разд. 15.2). Ри.с. 9.1. Дискретизация обобщенной модели сооружения типа балки В связи с этим уравнения ко- лебаний достаточно общей систе- мы со многими степенями свобо- ды удобно рассмотреть на при- мере^простой балки (рис. 9.1). Рассматриваемый метод применим в равной мере к любому соору- жению, но наглядность физических параметров, включая опреде- ление всех нагрузок на систему, упрощается при рассмотрении та- кой модели. Предполагается, что колебания этой системы определяются пере- мещениями системы дискретных точек балки (0, (0, . . ., vt (t), ..., vN (0, R-принципе такие точки могут быть для сооружения выбраны произвольно. На практике они связаны с определенными параметрами физических величин, которые должны быть подобра- ны по своему значению и распределены так, чтобы достаточно хоро- шо определять форму колебаний. Число степеней свободы (компо- нентов перемещений), необходимых для расчета, задается проекти- ровщиком. Большее число степеней свободы дает лучшую аппрокси- мацию истинного характера динамической реакции. Однако во мно- гих случаях отличные результаты могут быть получены при рассмот- рении двух или трех степеней свободы. Для балки (рис. 9.1) с каж- дой узловой точкой может быть связана только одна компонента перемещений. Следует отметить, что, как правило, каждой точке может быть предписано несколько составляющих движения. На- пример, поворот dvldx и продольные перемещения можно рассмат- ривать в качестве дополнительных степеней свободы каждой узло- вой точки. 9.2. УСЛОВИЯ ДИНАМИЧЕСКОГО РАВНОВЕСИЯ Уравнения движения системы на рис. 9.1 могут быть записаны из условия равновесия сил, связанных с каждой формой ее колебаний. В общем случае силы четырех типов могут быть приложены к каж- дой точке: внешняя нагрузка рг (0 и силы, появляющиеся в резуль- тате движения: сила инерции fa, сила затухания fDt и сила упруго- сти fst- Для каждой из степеней свободы уравнения динамического равновесия записываются в виде: hi + ^si ~Pi (0; hr2 f D2 + fs2 (0’> ^/з + /пз + ^53 = Рз (0; . (9.1) 122
или в векторно-матричной форме: f/ + b+fs=P(t). (9-2) которая представляет собой эквивалент уравнения (1.1) для систе- мы со многими степенями свободы. Каждую из сил сопротивления более удобно выразить через со- ответствующую систему коэффициентов. Рассмотрим в качестве при- мера силу упругости, развиваемую в точке 1. В общем случае она зависит от компонент перемещений всех других точек системы fsi = ui"l" ^12 уз + • • • + ^1№дг. (9.3а) Аналогично этому сила упругости для степени свободы v2 fs2 ~ ^21и1 + ^22 ^г + ^23 Из+ • • • + vN, (9.36) и в общем случае fSi -^kuVi. + k i2 v2 + kis v3 + ... + klN vN. (9. Зв) В этих выражениях предполагалось, что сооружение работает упруго и поэтому справедлив принцип суперпозиции. Коэффици- енты kij называют коэффициентами влияния жесткостей и опре- деляют следующим образом: kij — сила, соответствующая координате i, при единичном перемещении ко- ординаты /. (9.4) В матричной форме полная система соотношений упругих сил записывается в виде или в символической форме fs = kv. (9.6) Здесь матрица коэффициентов к называется матрицей жесткостей сооружения (для выбранной системы координат перемещений) и v-вектором перемещений, характеризующим форму деформаций со- оружения. Если предполагается, что затухание зависит от скорости, т. е. принимается вязкое затухание, то силы затухания, соответствую- щие выбранным степеням свободы, могут быть записаны с помощью коэффициентов влияния затухания. По аналогии с (9.5) полная сис- 123
Cij — коэффициенты влияния затухания. Определение этих коэффициентов соответствует определению (9.4); cij — сила, соответствующая координате i при единичной скорости колеба. ний координаты /. (9.8) В символической форме система (9.7) имеет вид fD = cv, (9.9) где матрица коэффициентов с — матрица затуханиясооружения (для выб- ранных степеней свободы) и v — вектор скорости. Инерционные силы также можно представить системой коэф- фициентов влияния, называемых коэффициентами масс. Они ха- рактеризуют соотношение между ускорениями и результирующими где Vi — ускорение i-той компоненты перемещений; mij — коэффициенты влияния масс, определяемые следующим образом: mij— сила, соответствующая координате i при единичном ускорении коорди- наты /. (9.11J Система (9.10) в символической форме принимает вид f;=mv, (9.12) где матрица коэффициентов ш — матрица масс сооружения и v — вектор ускорений, определенных для выбранной системы координат. Подставляя условия (9.6), (9.9) и (9.12) в уравнение (9.2), полу- чаем полное условие динамического равновесия системы, учитываю- щее все степени свободы mv’+cv+kv = p (/). (9.13) Для системы со многими степенями свободы это уравнение эк- вивалентно (9.2). Каждый член в уравнении для системы с одной степенью свободы представлен в (9.13) матрицей, порядок которой 124
Соответствует Числу степеней свободы, используемых для описания перемещений сооружения. Таким образом, уравнение (9.13) пред- ставляет собой N уравнений движения, которые определяют реак- цию системы со многими степенями свободы. 9.3. ВЛИЯНИЕ ОСЕВЫХ НАГРУЗОК При рассмотрении системы с одной степенью свободы отмеча- лось, что осевые нагрузки или любая другая сила, которая может вызвать потерю продольной устойчивости сооружения, оказывает большое влияние на жесткость системы. Такое же явление наблю- дается в системах со многими степенями свободы. Составляющая си- лы, направленная параллельно первоначальной оси элемента, вы- зывает дополнительные составляющие сил, которые действуют в на- правлении узловых перемещений. Обозначим их /с. Если эти силы учесть в уравнении динамического равновесия, то (9.2) принимает вид b + b+*s-fG=P(0. (9-14) где знак «минус» характеризует то влияние, которое силы f0 оказывают на прогибы системы (они вызывают увеличение прогибов, а не противодействуют им). Указанные силы от осевых нагрузок зависят от перемещенй сооружения и могут быть выражены с помощью так называемых коэффициентов влияния жесткостей, определяемых геометрией сис- темы: foi fo2 f Gl ^Gll ^G12 ^G13 ••• ••• &GIN V1 ^G21 ^G2 2 ^G23 ^G2l ^G2N VH Vi ^Gil kGi2 kGi3 • • kGli • • kGiN (9.15) где коэффициенты влияния kGlj определяются следующим образом: kGij — сила, соответствующая координате i при единичном перемещении ко- ординаты /, проявляющаяся в связи с составляющими осевых усилий (9.16). В символической форме (9.15) принимает вид f0=kGv, (9.17) где kG — матрица жесткости, определяемая геометрическими параметрами системы. Если это выражение ввести в уравнение динамического равнове- сия, то (9.13) преобразуется к виду mv-)-cv+kv— kG v = p (/). (9.18) 125
Объединяя обе компоненты сил упругости, получим: mv4-cv4-kv = p (/), (9.19) где k = k— kG (9.20) называется приведенной матрицей жесткости системы, которая ха- рактеризует как силы упругости, так и геометрические параметры. Динамические характеристики системы полностью определяются четырьмя матрицами коэффициентов уравнения (9.18), между тем динамическая нагрузка полностью определяется вектором сил. Ме- тоды получения указанных матриц физических характеристик и век- тора сил, определяемого внешними приложенными силами, подроб- но рассматриваются в следующей главе. Вектор эффективных на- грузок при кинематическом возбуждении опор сооружения будет рассмотрен в гл. 16 при анализе сейсмической реакции сооружений. ГЛАВА 10 ОПРЕДЕЛЕНИЕ МАТРИЦ ДИНАМИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ 10.1. ХАРАКТЕРИСТИКИ УПРУГОСТИ 10.1.1. Податливость. Перед рассмотрением матрицы упругих жесткостей в форме (9.5) полезно найти обратное соотношение, ха- рактеризующее податливость конструкций. Определение коэффициента влияния податливости fij следую- щее: ftj — прогиб по координате i при единичной нагрузке, приложенной в на- правлении координаты /. (10.1). Для простой балки, показанной на рис. 10.1, выясним физичес- кий смысл некоторых коэффициентов податливости, связанных со степенями свободы при перемещениях в вертикальном направле- нии. Можно также рассмотреть степени свободы относительно гори- Рис. 10.1. Определение коэффициентов матрицы податливости зонтальных перемещений и по- ворота. В обоих случаях необ- ходимо для определения коэф- фициентов податливости ввести соответствующие единичные го- ризонтальные силы и изгиба- ющие моменты. При рассмотре- нии данной задачи удобно ог- раничиться вертикальными пе- ремещениями. Определение коэффициентов податливости (единичного пере- 126
мещения) для любой заданной системы является стандартной задачей статического расчета, и любой метод может быть использован для нахождения перемещений от приложенных единичных сил. После того как все коэффициенты определены, их используют для вычисле- ния вектора перемещений, являющихся результатом любой комби- нации приложенных сил. Например, перемещение точки 1 при лю- бом сочетании внешних нагрузок имеет вид Vl = Л.1 Р1 + Л.2Р2 +/хз Рз + • • ~\~I\nPn- (10.2) Поскольку аналогичные выражения можно записать для любой компоненты перемещения, полная система записывается в виде Al fit fl3 ---- fli flN fti fa Io fti 1гы fit Jit fi3 fii fiN Pi (10.3) или в символической форме v = fp, (10.4) где матрица коэффициентов f называется матрицей податливости сооруже- ния. В уравнении (10.4) прогибы выражены через вектор внешних сил р, который считается положительным, если имеет то же направле- ние, что и перемещения. Прогибы можно также записать через упругие силы fs, которые препятствуют прогибам и остаются положительными, если направ- лены противоположно положительным перемещениям. Очевидно, что из условий статического равновесия fs = Р и соотношение (10.4) принимает вид V=ffs. (10.5) 10.1.2. Жесткость. Физическии смысл коэффициентов жесткости определенных в (9.4), проиллюстрирован на рис. 10.2. Они харак теризуют усилия в конструк- ции, которые возникают при единичном перемещении вдоль одной из степеней свободы, между тем другие перемеще- ния узловых точек стеснены. Следует отметить, что коэф- фициенты жесткости на рис. 10.2 численно равны прило- женным силам, необходимым для достижения принятого де- формированного состояния. Они положительны, если знак Рис. 10.2. Определение коэффициентов матрицы жесткости 127
приложенных сил совпадает с положительным направлением пе- ремещений, и отрицательны в обратном случае. 10.1.3. Основные принципы расчета конструкций. Энергию де- формаций, накопленную любой конструкцией, удобно выразить либо через матрицу податливости, либо через матрицу жесткости. Энергия деформаций U равна работе, производимой при деформиро- вании системы N U = l/2 2 Pivi = 1/z9T V, (Ю.6) /=1 где рг — транспонированная матрица р. Подставляя в это выражение (10.4), получим: {J = i/2prfp. (Ю.7) С другой стороны, транспонируя (10.6) и подставляя результат в (9.6), можно получить второе выражение для энергии деформа- ций (следует помнить, что р = fs): Z7 = 1/2vrkv. (Ю.8) Наконец, так как энергия деформаций, накопленная сооружени- ем, в состоянии устойчивого равновесия всегда положительна, оче- видно vT kv > о и рг tp > 0. (10.9) Матрицы, удовлетворяющие этому условию, называют положи- тельно определенными. Здесь v или р — произвольные ненулевые векторы. Положительно определенные матрицы и, следовательно, матрицы податливостей и жесткостей — неособенные и могут быть обращены. Обращая матрицу жесткостей и умножая на нее слева обе части уравнения (9.6), получим: k-1fs=v. Сравнение результата с уравнением (10.5) показывает, что мат- рица податливости равна обратной матрице жесткостей k-1 = f- (10.10) На практике вычисление коэффициентов жесткости непосред- ственно на основании определения (10.2) может представить слож- ную вычислительную задачу. Во многих случаях наиболее удобным методом получения матрицы жесткостей является определение еди- ничных перемещений и затем обращение их матрицы. Правило Бетти. Из сравнения работы двух систем сил, прикла- дываемых к конструкции в обратной последовательности, можно по- лучить правило, очень важное в динамике сооружений. Рассмотрим в качестве примера (рис. 10,3) две различные схемы нагружения и 128
вызываемые ими перемещения. Если сначала приложены силы а, а затем силы Ь, то производимая ими работа равна; Случай 1. Силы a-. Waa^/tSpiaVia = 1/apJva- Силы b: №'ьь + ^7аь = 1/аРь Vb+p^vb. Общая:“^1=^ао + ^ьь + 1ГаЬ = 1/аРд Va+VjPftVb+PaVb- (10.11) VU V3b Рис. 10.3. Две независимые системы сил и результирующие прогибы а —системы нагрузок а; б — прогибы а; в —система сил Ь; г —прогибы b Отметим, что работа сил а при приложении сил b не умножается на так как они сохраняют постоянное значение в течение всего пере- мещения vb. Если нагрузки прикладываются в обратной последова- тельности, то работа равна: Случай 2. Силы Ь: №ьъ = 1/ъРь'',ъ- Силы a: Waa + Wba = pj va + р f va. Общая: W2=Wbb + Waa+ №Ъа = х/а pTb Vb+1/z Pava+Pa va- (10.12) Но деформации конструкции не зависят от последовательности их нагружения, поэтому энергия деформаций или, что то же самое, работа внешних сил для обоих случаев будет одинаковой, т. е. = W2. Сравнивая (10.11) и (10.12), можнозаключить, что^аЬ= = Wba и, следовательно, PaVb = PftVa. (10.13) Уравнение (10.13) выражает правило Бетти, которое утверждает, что работа, выполненная одной системой сил на перемещениях, вызванных другой системой сил, равна работе второй системы сил на перемещениях, вызванных первой системой. Если уравнение (10.4) записать для указанных двух систем сил и перемещений и подставить их в (10.13), то получим: Ра ?РЬ = Рб Jpa/ Т = ТГ. (10.14) 129 5"3ак. 794
Таким образом, матрица податливости (единичных перемещений) должна быть симметричной, т. е. ftj— fjt- Это выражение за- кона Максвелла о взаимности прогибов. Проводя аналогичные опе- рации с уравнением (9.6), получаем: k=kr. (10.15) Следовательно, матрица жесткостей также симметричная. 10.1.4. Жесткость конечного элемента. В принципе коэффициен- ты податливости или жесткости, связанные с определенной системой Рис. 10.4. Прогибы балки при единичных перемещениях левой опоры перемещении узловых точек, могут быть найдены на осно- вании их определений. В дей- ствительности метод конечно- го элемента (МКЭ), описан- ный во введении, во многих случаях представляет собой более эффективный прием вы- числения упругих характери- стик. Согласно этому методу, сооружение разбивается на систему конечных элементов, которые связаны между со- бой только в конечном числе узловых точек. Характери- стика всего сооружения затем определяется вычислением ха- рактеристик отдельных конеч- ных элементов и их после- дующим объединением. Задача нахождения жест- костных характеристик лю- бого сооружения, таким об- разом, сводится в принципе к определению жесткости ха- в качестве примера часть Рис. 10.5. Балка под действием реального поворота и возможного перемещения узла рактерного элемента. Рассмотрим балки с неравномерно распределенной жесткостью (рис. 10.4). Две узловые точки, в которых элементы рассматриваемого типа мо- гут сопрягаться в систему, расположены по концам. Если учиты- ваются только поперечные перемещения в плоскости рисунка, то элемент имеет по две степени свободы для каждого узла — верти- кальное перемещение и поворот. Формы деформаций при единичных перемещениях левой опоры при ограничениях на три другие узло- вые перемещения показаны на рис. 10.4. Эти функции перемещений могут иметь произвольную форму, которая удовлетворяет узловым и внутренним условиям непрерывности, однако обычно они прини- маются как для однородной балки при узловых перемещениях. За- 139
пишем эти функции в виде полиномов Эрмита: / \2 / j Ф1(х) = 1 —3^— j +2^- I х V Фз W=xl 1 —— 1 . (10.16а) (10.166) Эквивалентные функции деформирования при перемещениях, при- ложенных к правому концу балки, имеют вид: (х \2 / X \3 т) ~2(т): (10.16b) (10.16г) С учетом указанных четырех функций форма деформирования элемента может быть выражена через его узловые перемещения С (X) = ф! (х) С'1 + Ф2 W ^2 + Фз W У3 + Ф« (х) Vt, где степени свободы, показанные на рис. 10.4, равньк (10.17) V1 «3 yt оа Vb _6b (10.17a) Отметим, что в качестве основных узловых степеней свободы при- няты как перемещения, так и повороты. Коэффициенты жесткости элемента равны силам при единичных узловых перемещениях. Эти силы для каждой компоненты узло- вых перемещений могут быть получены с использованием принципа возможных перемещений (см. разд. 1.5). Рассмотрим в качестве при- мера коэффициент жесткости £1а для балки на рис. 10.4, т. е. вели- чину вертикальной силы в точке а при единичном повороте этой же точки. Величина силы может быть определена введением возможного вертикального перемещения узла а (см. рис. 10.5) при единичном по- вороте опоры и вычислением работы инерционных сил We = Wi. В рассматриваемом случае работа внешних сил производится толь- ко вертикальными силами в точке а, поскольку возможные переме- щения всех других компонент равны нулю. Таким образом, — бьд ра — 6^1 Л13. (10.18) Работа внутренних сил производится внутренними моментами, вызванными поворотом 0а — 1, на возможных значениях кривизны, которые при пренебрежении влиянием сдвига равны: д2/дх2 [бу (х)] = ipi' (х) Поскольку моменты внутренних сил при 0О = 1 Л(х)=Е1 (х) ф3 (х), 5* 131
работа L Wi = &vl J EI (x) ipj (x) i|)J (x) dx. .0. (10.19) Приравнивая выражение для работы (10,18) к (10,19), получаем коэффициент жесткости L £13 = f EI (х) ф? (х) ф" (х) dx. (10.20) о По аналогии любой коэффициент жесткости при изгибе балки может быть записан в форме L ki}^EI(x)W(x)tf(x)dx. (10.21) о Из этого выражения следует симметричность матрицы жесткости, т. е. kij = kji. Слепую отметить, что это эквивалентно уравнению (1.39) при i = /. Для элемента однородной балки матрица жесткости, получаемая с помощью (10,21), когда в качестве фундаментальных функций ис- пользуются выражения (10,16), имеет вид - fsl 1 ~ 6 —6 3L 3L ' fs2 2EI — 6 6 ~3L —3L ts3 ~ I3 3L —3L 2L3 L2 vs ^s4 _ 3Z —3L Z,2 2L2 _ _«4 (10.22) где v — узловые перемещения согласно (10.17 a); fs — соответствующий век- тор узловых СИл. Указанные коэффициенты жесткости выражают точные значения для однородной балки без учета напряжений сдвига, поскольку в ка- честве функций форм деформирования приняты их истинные зави- симости. Если жесткость балки неоднородна, то использование этих зависимостей для определения (10.21) дает лишь приближенные зна- чения. Однако окончательные результаты для балки в целом могут быть вполне удовлетворительными, если балка разделена на доста- точное число конечных элементов. Как уже отмечалось, когда определены коэффициенты жесткости для всех конечных элементов, жесткость всей конструкции может быть вычислена сложением этих коэффициентов в определенной по- следовательности. Такой метод называется прямым методом жест- костей,. Действительно коэффициент жесткости системы определя- ется суммированием коэффициентов жесткости конечных элементов, связанных с узловыми точками. Так, если конечные элементы т, п и р примыкают к узловой точке I полной системы, то коэффициент ее 132
жесткости в этой точке kii = k№+W + ktf\ где верхние индексы обозначают конечные элементы. (10.23) Перед объединением конечных элементов их жесткости должны быть приведены к общей системе координат, в которой рассматри- ваются перемещения сооружения в целом. Символы Д для слагае- мых выражения (10.23) указывают, что они преобразованы от мест- ной системы координат [см., например, зависимости (10.22)] к об- щим координатам. Пример 10.1. Определение матрицы жесткости является ос- новной процедурой метода пере- мещений в матричной форме, ис- пользуемой в статике сооружений. Хотя более общее рассмотрение этих вопросов выходит за рамки настоящей книги по динамике сооружений, полезно иллюстриро- вать эту процедуру на примере простой рамной конструкции, как используются коэффициенты жест- кости элементов для выражения (.10.22). Рассмотрим раму, показанную на рис. 10.6, а. Если принять, что элементы рамы не испытывают осевых деформаций, то ее узлы имеют три степени свободы. Соот- ветствующие коэффициенты жест- кости могут быть определены последовательным приложением единичных перемещений вдоль каждой из степеней свободы с од- новременным ограничением дру- гих и вычислением усилий в каж- дом элементе с помощью выраже- ний (10.22). Когда рассматривается боко- вое перемещение рамы (см. рис. 10.6, б), деформации испытывают только вертикальные элементы. Узловые силы для них опре- деляются элементами 1, 3 и 4 в Рис. 10.6. Анализ коэффициентов жестко- сти рамы: а — характеристики рамы и степени свободы; б —реакции при перемещении щ-1; а —реак- ции при повороте t>s— 1 первом столбце матрицы жесткости (10.22), и коэффициент жесткости kn для рамы содержит члены, характеризующие деформации каждой колонны. При повороте в узле (см. рис. 10.6, в) коэффициент жесткости k22 опре- деляется деформациями ригеля и левой колонны, причем соответствующие коэффициенты принимаются по элементу третьего столбца матрицы (10.22). На величины /г1а влияет только левая колонна, а на й32 — только ригель. Коэффициенты жесткости при повороте правого узла определяются анало- гично. Таким образом, для рамы в целом матрица жесткости As, As, 2EI Z.3 Г12 3L 3L 3L 6La 2La 31 Г vj 21» 61» J Vi 133
10.2. ИНЕРЦИОННЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ Ж О ® ® 2 10.2.1. Матрица сосредоточенных масс. Наиболее простой ме- тод определения характеристик масс для любой системы связан с предположением, что полная масса сосредоточивается в точках оп- ределения поступательных перемещений. Обычный прием задания точечной массы в каждом узле заключается в расчленении системы на отдельные элементы с узлами в точках их сопряжения. На рис. 10.7 этот прием показан для балочной системы. Масса каждого элемента предполагается сосредоточенной в узловых точ- ках, а распределенные массы определяются методами ста- тики сооружений. Общая мас- са, сосредоточенная в любой узловой точке составной си- стемы, равна сумме узловых масс элементов, сопрягаемых в данном узле. Для балки на рис. 10.7 масса в каждой уз- ловой точке определяется мас- сами двух соседних элемен- тов, например /п1=/п1а+/п1Ь. Если рассматриваются толь- ко поступательные степени свободы, то система имеет матрицу сосредоточенных масс диа- гонального типа, Для балки на рис. 10.7 получаем: ^01 Q-—-----© 0- ®-----® mik 0 . —. 0 @—II—@ w, m2 ----©—<>----©—f Рис. 10.7. Сосредоточенные массы в узлах балки 0 0 . . 0 . . 0“ 0 m2 0 . . 0 .. . 0 гп = 0 0 m3 • . 0 . . 0 (10.24) 0 0 0 . .. mt .. 0 0 0 0 . . 0 • • mN_ в которой число строк равно числу степеней свободы. Недиагональ- ные члены матрицы равны нулю, так как ускорение любой массы определяется приложением инерционной силы только к этой массе. Инерционная сила в точке i при приложении к ней единичного ус- корения, естественно, равна массе, сосредоточенной в этой точке. Таким образом в матрице сосредоточенных масс т.ц — гщ. Если с любой узловой точкой связана больше, чем одна степень свободы поступательных перемещений, то масса в этой точке учи- тывается для каждой степени свободы. Для степеней свободы, ха- рактеризующих углы поворота, коэффициенты масс равны нулю, так как по определению сосредоточенные массы не имеют моментов инерции поворота. Если каждой степени свободы в виде углов по- ворота соответствуют конечные моменты инерции, то в матрицу инер- ционных характеристик войдут соответствующие диагональные эле- 134
менты. Таким образом, матрица сосредоточенных масс — диаго- нальная матрица, в которой элементы по диагонали для степеней свободы в виде углов поворота равны нулю. 10.2.2. Матрица распределенных масс. Используя МКЭ, коэф- фициенты масс для каждого элемента сооружения можно определить аналогично коэффициентам жесткости. Рассмотрим в качестве при- мера элемент балки с неравномерным распределением жесткостей, показанный на рис. 10.8. Степенями свободы для элемента являются перемещение и поворот каждого конца. Предполагается, что пере- Рис. 10.8. Узел под действием реального угло- вого ускорения и виртуального перемещения мещения элемента вдоль его пролета характеризуются функциями фг (х), уже использованными при определении жесткости элемента. Если балка испытывает единичное угловое ускорение левой опо- ры v3 = 0а = 1, то ускорение вдоль пролета элемента распределя- ется по закону v = 1|)3 (х) vs, (10.25) который может быть получен в результате двойного дифференциро- вания по времени выражения (10.17). Согласно принципу Даламбе- ра, инерционная сила при этом равна: fl(x)=m(x) a(x)=m(x)^3 (х) i>3. (10.26) Теперь определим коэффициенты масс, характеризующие уз- ловые инерционные силы, которые вызываются этим ускорением. Они могут быть вычислены с помощью принципа возможных пере- мещений для распределенной инерционной силы (10.26). Например, вертикальная сила на левой опоре может быть определена при рассмотрении возможного вертикального перемещения и в результа- те приравнивания работы внешней узловой силы ра работе, произ- водимой распределенными инерционными силами fi (х). Тогда I. Ра 6»а = f fl (X) 6а (х) dx. о 135
Выражая внутренние возможные перемещения через интерпо- ляционные функции, из (10.26) получаем: L mi3 = |т (х) 1|>г (х) 1рз (х) dx. (10.27) о Коэффициенты влияния масс на рис. 10.8 характеризуют инер- ционные силы, направленные противоположно ускорениям, но ко- личественно совпадающие с внешними нагрузками, которые вызы- вают эти ускорения. По аналогии с (10.27) соответствующий коэффициент влияния масс mt] может быть определен для произвольного элемента балки с помощью эквивалентного выражения L т1] = ^т(х)^(х)^](х)йх. (10,28) о Симметричная форма этого выражения свидетельствует о том, что матрица масс (как и матрица жесткостей) симметричная, т. е. tnji — ти- Можно также видеть, что это выражение совпадает с со- ответствующим слагаемым в (1.37) при i — j. Когда коэффициенты матрицы масс вычисляются с помощью интерполяционных функ- ций, использованных при определении коэффициентов жесткости, получаемая матрица называется матрицей распределенных масс. На практике кубические полиномы Эрмита (10.16) используются для определения матрицы масс любого прямолинейного элемента бал- ки. Для балки с равномерно распределенной массой как для частно- го случая получаем: " 156 54 227 — 137 “ v’l~ fl2 mL 54 156 137 —227 • 1 z f 13 = 420 —227 137 47a — 37a ^3 . (10.29) _ fu - _—137 -227- —37a 47a_ После вычисления коэффициентов масс для элементов системы матрица масс для системы в целом определяется методом суперпо- зиции аналогично определению матрицы жесткостей (10.23). Полу- чаемая в результате матрица масс, как правило, имеет ту же струк- туру, как и матрица жесткостей. Динамический анализ системы с распределенными массами обыч- но требует более сложных вычислений, чем системы с сосредоточен- ными массами по двум причинам: во-первых, матрица сосредото- ченных масс диагональная, а матрица распределенных масс имеет много недиагональных элементов (что приводит к так называемой инерционной взаимосвязи системы) и, во-вторых, степени свободы в виде угла поворота могут быть выделены при анализе систем с со- средоточенными массами (методом уплотнения, рассмотренным ни- же), в то время как при анализе систем с распределенными парамет- рами как поступательные, так и вращательные компоненты должны быть включены в общие выражения динамических характеристик. 13S
Пример 10.2. Для системы, рассмотренной в примере 10.1 и показанной на рис. 10.9, а, проследим последовательность определения матриц масс. Сна- чала находят матрицу сосредоточенных масс. При этом половина массы каж- дого элемента принимается сосредоточенной на концах стержня (см. рис. 10.9, б). Четыре массы в уровне ригеля определяют коэффи- L т 1,5 гп f) 1,5mL о------ " 0,5 mL гп п • Цгп L 1,5mL ’Ъ Vo,5mL J, 0,5mL t)0,5mL т, Осевое перемещение ригеля^ г) Рис. 10.9. Анализ матриц сосредоточенных и распределенных масс а — равномерно распределенная масса элементов; б — дискретизация масс в концевых сечениях элемента; в —силы от ускорения Pi—1; г — силы от ускорения о2=1 (распреде- ленные массы) циент /пи при горизонтальном перемещении рамы. С другими степенями сво- боды не связаны никакие коэффициенты масс, так как точечные массы не имеют инерции вращения. ' Матрицу распределенных масс определяют последовательным приложе- нием единичного ускорения вдоль каждой степени свободы и нахождением результирующих инерционных сил в соответствии с выражением (10.29). При этом перемещения по всем другим степеням свободы считаются стеснен- ными. Рассматривая сначала горизонтальное ускорение поступательного дви- жения (см. рис. 10.9, в), отметим, что определяемые коэффициенты относятся 137
Только к поперечным силам инерций, вознйкающйм в колоннах. Сила инёрций ригеля при его поступательном перемещении вдоль продольной оси должна быть добавлена, как показано на рисунке, в виде инерции жесткого тела (3 mL). Ускорения при повороте узлов рамы вызывают ускорения только в на- правлении, перпендикулярном осям элементов. Соответствующие коэффи- циенты для колонны и ригеля приведены на рис. 10,9, г. На основании результатов расчетов получены следующие матрицы сосредоточенных и рас- пределенных параметров инерции (матрицы масс): mL Г 840 m=3IF § О 01 о о о о mL ,m“ 210 ‘786 11L 11L 11L HL 1 26L2 — 18L« —18L2 26L2 10.3. ХАРАКТЕРИСТИКИ ЗАТУХАНИЯ Если в системе возникают разные силы затухания, их величины могут быть найдены с помощью метода конечных элементов. Напри- мер, коэффициент затухания для любого элемента может быть опре- делен следующим выражением [сравните с зависимостью (1.38)]: ъ cij=\c(x) Фг (х)ф;(х)</х, (10.30) о где с (х) характеризует распределенное вязкое затухание в системе. После определения коэффициентов затухания для каждого элемента матрица сил затухания для системы в целом может быть найдена методом суперпозиции, эквивалентным прямому методу жесткостей. Однако в практических расчетах определять характе- ристику затухания с (х) или другие характеристики затухания в аналогичном виде нецелесообразно. Обычно параметры затухания выражаются в форме относительных коэффициентов затухания и оп- ределяются на основании экспериментов. Если требуется найти матрицу затухания с, то, как правило, она определяется по извест- ным параметрам затухания (см. гл. 12). 10.4. ВНЕШНИЕ НАГРУЗКИ Если динамическая нагрузка на систему состоит из сосредото- ченных сил, направленных вдоль координат перемещений, то мож- но сразу определить вектор сил в форме (9.2). В общем случае на- грузки могут быть приложены как в узлах, так и в других точках системы, а также могут включать распределенные нагрузки. В этом случае параметры нагрузки в (9.2) рассматриваются как обобщен- ные силы, связанные с компонентами перемещений. Два метода оп- ределения обобщенных сил будут рассмотрены в следующих пара- графах. 10.4.1. Равнодействующие статических сил. Наиболее простой метод определения эффективных узловых сил при действии распре- деленной нагрузки между узлами основан на использовании прин- ципов статики сооружений: узловые силы определяются как систе- 138
ма сосредоточенных нагрузок, статически эквивалентных действию распределенной нагрузки. По существу анализ выполняется при ус- ловии, что действительные нагрузки приложены к системе через не- сколько простых балочек, опертых в узловых точках. Силы реак- ции по концам этих балочек принимаются в качестве узловых сосре- доточенных нагрузок на систему. При таком анализе обобщенные си- лы рассматриваются только вдоль поступательных степеней свобо- ды, узловые силы поворота равны нулю, если внешние моменты при- ложены непосредственно к узлам. Рис. 10.10. Воз- можное узло- вое перемеще- ние балки, к ко- торой приложе- на поперечная нагрузка p(x.t) 10.4.2. Приведенные узловые нагрузки. Другой метод опреде- ления узловых сил, соответствующих всем степеням свободы узлов, может быть развит на основе МКЭ. Он основан на принципе возмож- ных перемещений так же, как при определении матрицы приведен- ных масс. Получаемые обобщенные узловые силы называются приведенными узловыми нагрузками. Рассмотрим, как и при анали- зе приведенных масс, элемент балки, к которому приложена внеш- няя динамическая нагрузка (рис. 10.10). При возможном переме- щении по условию равенства работ внешних и внутренних сил обобщенная сила, соответствующая цх, равна: L Pi (О = f Р (х> 0 W dx. (10.31) о Для обобщенных сил, действующих на любой элемент, z. Pi(0=JР(х< 0 Iх) dx. (10.32) о Обобщенная сила р3, соответствующая v3 — 0а, представляет собой внешний момент, приложенный в точке а. Положительное зна- чение обобщенных сил соответствует положительным направлениям осей координат. Следует отметить эквивалентность выражения (10.32) выражению (1.11). Для систем с приведенными нагрузками интерполяционные функции ф/ (х) в (10.32) могут приниматься теми же, как при опре- делении коэффициентов жесткости элементов. Если вместо них ис- пользовать линейные функции Ф1(х) = 1—^а(х) = у-, (Ю.зз) 139
то кз выражения (10.32) можно получить статические равнодейст- вующие в узловых точках. На практике этот прием считается самым простым при вычислении статически ^эквивалентных нагрузок. Для ряда случаев приложенная нагрузка может быть представ- лена в форме р(х, 0 = %(х)£(9. (10.34) где форма изменения нагрузки х (х) не изменяется во времени, а изменяются только амплитуды колебаний. В этом случае обобщен- ные силы имеют вид L Pi (0 = С’(0 f х (х) ipi (х) dx, (10.34а) 0 из которого следует, что обобщенная сила изменяется во времени как приложенная нагрузка. Интегральное выражение показывает, как влияет нагрузка на величины развиваемых обобщенных сил. Когда в соответствии с (10.32) вычислены обобщенные силы, дей- ствующие на каждый элемент, общую эффективную нагрузку в узло- вых точках соединенной системы можно получить методом суперпо- зиции, эквивалентным прямому методу жесткостей. 10.5. ГЕОМЕТРИЧЕСКАЯ ЖЕСТКОСТЬ 10.5.1. Линейная аппроксимация. Геометрическая жесткость со- оружения характеризует его способность к потере устойчивости при продольном изгибе под действием осевых составляющих внешних нагрузок. Характеристики геометрической жесткости зависят не только от формы сооружения, но и от схемы нагружения. Предпо- лагается, что силы, приводящие к потере устойчивости, остаются постоянными в течение всего процесса динамического нагружения. Считается, что они возникают от постоянных статических нагрузок и незначительно влияют на динамическую реакцию сооружения. В тех случаях когда эти нагрузки существенно изменяются во време- ни, их влияние отражается на переменных во времени жесткостных характеристиках. Для таких нелинейных систем методы расчета с использованием принципа суперпозиции становятся неприменимы- ми. Как правило, два различных уровня идеализации могут быть ис- пользованы при определении характеристик геометрической жест- кости с более или менее совместным учетом матриц масс и векторов нагрузки, введенных ранее. Наиболее простое приближение удоб- но описать с помощью физической модели на рис. 10.11, для которой принято, что все осевые нагрузки действуют на вспомогательную си- стему, состоящую из отдельных жестких звеньев, соединенных шар- нирно. Шарниры располагаются в точках, с которыми связаны по- перечные перемещения действительной балки, и присоединяются к 140
Рис. 10.11. Модель влияния осевой нагрузки в балке: 1 — звено вспомогательной системы; 2 — конструкция реальной балки Рис. 10.12. Равновесие сил от осевых нагрузок в звене вспомогательной си- стемы основной балке вставками, ко- торые могут передавать только поперечные силы без осевых со- ставляющих нагрузки. При прогибах действитель- ной балки под любой нагруз- кой вспомогательная система из звеньев деформируется по той же форме (см. рисунок). В ре- зультате этих прогибов и осе- вых усилий в звеньях вспомо- гательной системы возникают усилия во вставках, соединяю- щих эту систему с балкой. Дру- гими словами, для обеспечения устойчивости вспомогательной системы необходима способность ос- новной балки сопротивляться внешним нагрузкам. Силы, необходимые для равновесия типового звена i вспомога- тельной системы, показаны на рис. 10.12. Поперечные силы fci и /о/ зависят от величины осевой силы в звене и от угла наклона. Они считаются положительными, если направлены параллельно положительной оси перемещений главной балки. В матричной фор- ме эти силы принимают следующий вид: Объединяя такие зависимости для всех звеньев, можно записать выражения для поперечных сил, действующих на балку и возникаю- 141
щих от действия осевых нагрузок (см. рис. 10.11): fai fat la li I _ Ni Л\_ Л12 _JV2 h 11 + /2 /2 0 ... 0 Vi >2 Vl •••- -VN. (10.36) Величина осевых нагрузок может изменяться при переходе от одного звена к другому. Для системы и схемы нагружения, приве- денной на рис. 10.11, все осевые силы равны и N может быть выне- сена за пределы матрицы. В символической форме зависимости (10.36) могут быть представ- лены следующим образом: fG = kGv> (10.37) где квадратная симметричная матрица ко называется матрицей геометрической жесткости, или матрицей жесткостей, определяе- мых геометрией системы. Для упругой модели балки эта матрица является трехдиагональной [см. (10.36)]. Элементы матрицы по главной диагонали характеризуют влияние двух смежных звеньев, а верхняя наддиагональ и нижняя поддиагональ содержат по од- ному слагаемому и характеризуют взаимную связь звеньев. 10.5.2. Приведенная геометрическая жесткость. Для более точ- ного определения геометрической жесткости, как и при определе- нии других динамических характеристик, может быть использован метод МКЭ. Рассмотрим тот же элемент балки при действии распре- деленных осевых нагрузок, которые могут быть результатом при- ложения произвольно изменяющейся осевой силы N (х), как пока- зано на рис. 10.13. На нижнем рисунке показана балка при единич- ном повороте левой опоры v3 = 1. Узловые силы, связанные с этой компонентой перемещений, представляют собой коэффициенты вли- яния геометрической жесткости, например, ko13 — вертикальная сила, приложенная к левой опоре. Эти коэффициенты можно опре- делить, рассматривая возможные перемещения и приравнивая рабо- ту внешних и внутренних сил. При определении виртуальной ра- боты внешних сил на перемещении 6 получим: — 8vi, (10.38) где положительное значение й013 соответствует положительным перемеще- ниям. 142
Для вычисления виртуальноиХработы внутренних сил необхо- димо рассмотреть бесконечно малый элемент dx системы на рис. 10.13, который в увеличенном масштабе показан на рис. 10.14. Работа, производимая для такого элемента осевой силы N (х) при возможном его перемещении, равна: dW1 — N(x)d(8e), (10.39) где d (бе) — отрезок, на кото- рый сближаются две силы, дей- ствующие на элемент. Из подобия треугольников (см. рис. 10,14) d (бе) = d (бу). dx Перемена знаков дифферен- цирования и вариаций в пра- вой части этого равенства приводит к выражению .. dv l dv \ d (бе) = —— 6 —— dx , dx dx ] и, подставляя результат в (10,39), получаем: dv ! dv \ dW, = N(x)--- б — dx. 1 dx \ dx J Если выразить боковые пе- ремещения через интерполя- ционные функции, то после интегрирования получим: L Wj = бох J N (х) о Рис. 10.13. Центрально нагруженная бал- ка при действительном повороте и вир- туальном перемещении узла Рис. 10.14. Бесконечно малый элемент де- формированной балки на рис. 10.13. dife (х) d^x (х) dx dx И, наконец, приравнивая работу внутренних и внешних сил, полу- чаем коэффициент геометрической жесткости L ko\3 = N <~х) <Х)Ф! (x)dx (Ю.41) о или коэффициент общего вида L kGij = JN W Ф/ W Ф/ W dx‘ (Ю.42) о Следует отметить эквивалентность этого выражения условию (1.40а), а также его симметричность, т, е. k Gi} = k GJl. 143
Если в качестве интерполяционных функций используются по- линомы Эрмита (10.16), то получаемая матрица коэффициентов гео- метрической жесткости называется матрицей приведенной геометри- ческой жесткости. При постоянной осевой нагрузке по длине эле- мента матрица приведенной геометрической жесткости имеет вид fai 36 —36 3L 3L ~ fez fas N ~ 30£ —36 3L 36 —3L —3L 4L2 —3L —L2 t>2 «3 (10.43) Jo4_ 3Z. —3L -L? 4L2_ Если же при определении (10,42) используются линейные функ- ции (10,33) и осевая сила постоянна по длине элемента, то получим матрицу жесткостей в форме (10.35). Объединение коэффициентов геометрической жесткости для на- хождения матрицы геометрической жесткости системы в целом про- изводится точно так же, как и матрицы упругой жесткости, и при- водит к аналогичной форме (расположению ненулевых членов). Та- ким образом, матрица приведенной геометрической жесткости ха- рактеризует как вращательные, так и поступательные степени сво- боды, в то время как линейное приближение (10.35) справедливо только для поступательных перемещений. В то же время каждая из зависимостей может быть записана в символической форме (10,37). 10.6. ВЫБОР ФОРМЫ ЗАПИСИ ДИНАМИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК В ранее изложенном материале рассмотрены два разных уровня аппроксимации при определении характеристик масс, геометричес- кой жесткости и внешних нагрузок: 1) элементарный подход, учитывающий долько поступательные Степени свободы сооружения; 2) принцип приведения, который позволяет учесть как враща- тельные, так и поступательные перемещения. Первый метод значительно проще, поскольку упрощается не только определение динамических характеристик, но и сущест- венно сокращается число степеней свободы, необходимых для ана- лиза сооружения. В принципе метод приведения дает более точные результаты, но практически это улучшение оказывается незначи- тельным. Как правило, степени свободы в виде компонент углов по- ворота оказывают меньшее влияние, чем поступательные степени свободы. Основное преимущество метода приведения состоит в том, что он дает возможность оценить вклад всех составляющих энергии в реакцию сооружения и позволяет судить о границах частот коле- баний. Однако это преимущество редко компенсирует возникающие дополнительные трудности. Использование метода сосредоточенных масс при определении матрицы жесткости в рамках МКЭ или любой другой методики, 144
требующей учета вращательных степеней свободы, затрудняет расчет. Если при определении всех других динамических характе- ристик эти компоненты исключены из рассмотрения, то перед со- ставлением уравнений движения их необходимо также исключить из матрицы жесткости. Процесс исключения нежелательных степеней свободы из мат- рицы жесткости называется статическим уплотнением. В рамках настоящего изложения предположим, что степени свободы посту- пательных и вращательных перемещений разделены и соотношение (9.5) можно представить в виде ktt _k0« k«e 1 Г vt k00. _V0 fSi fSt fS0. ° (10.44) Где vj — поступательные перемещения и v0 — углы поворота, а подматрицы коэффициентов жесткости имеют для определенности соответствующие индексы. Если ни один из других векторов сил не содержит компонент вра- щения, упругие силы поворота равны нулю, т. е, = 0. После учета этих ограничений в (10.44) можно выразить перемещения по- ворота через вторую подматрицу уравнения (10,44): ve = — k00lk0/V(. (10.4S) Подставляя это соотношение в первую подматрицу (10.44), получаем: (kjt~k<0 k00k0/) vt = ist или kfvt = fSh (10.46) где kt = kf/ — kt0 k00x k0/ (10.47) — упругая Жесткость при поступа- тельных перемещениях. Эта матрица удобна для использования в сочетании с выраже- ниями для других динамических характеристик, т. е. относится к матрице жесткости на рис. 10.2. Пример 10.3. Для иллюстрации метода статического уплотнения две ком- поненты поворота будут исключены.из матрицы жесткости, определенной в примере 10.1. Уплотненная матрица жесткости будет содержать только по- ступательные степени свободы рамы и сопоставима с матрицей сосредоточен- ных масс, определенных в примере 10.2. Подматрица жесткости, связанная со степенями свободы вращения для примера 10.1, равна: . 2£7 Г67.2 2Р1 4EZ [з м k00- L3 [2Z? 6PJ “ £ [1 з]’ а обратная ей матрица k00 = 32Е/ [-1 145
Ёслй ее подставить в (10.45), то степени свободы вращёийя могут быть Вы- ражены через поступательные перемещения L Г 3 -1] _2££ [3L1 _ 3 Г11 , " 32EI L-1 З] Ls 8£ L1P1 Тогда уплотненная матрица жесткости согласно (10.47) равна: 39 4 * ГЛАВА 11 СВОБОДНЫЕ КОЛЕБАНИЯ БЕЗ УЧЕТА ЗАТУХАНИЯ 11.1. АНАЛИЗ ЧАСТОТ СОБСТВЕННЫХ КОЛЕБАНИЙ Уравнения свободных колебаний недемпфированной системы могут быть получены приравниванием нулю матрицы затухания и вектора внешних нагрузок в уравнении (9.13) mv+kv = 0, (111) где 0 — нулевой вектор. Задача анализа колебаний заключается в определении условий, при которых (11.1) допускает существование колебаний системы. По аналогии с анализом системы с одной степенью свободы предпо- ложим, что свободные колебания имеют вид простых гармонических колебаний. Для системы со многими степенями свободы это соответствует вы- ражению v (Z) = vsin (со/4-0). 1(11-2) В этом выражении v характеризует форму колебания системы, у которой изменяются только амплитуды, и 0 — фазовый угол. Если взять вторую производную по времени от (11,2), то получим ускорение свободных колебаний v=—со2 vsin (со/+0) = — со2 v. (П-З) Подставляя уравнения (11.2) и (11.3) в (11.1), получаем: — со2 mv sin (со/4-0) +kvsin (со/+0)=О, которое [поскольку член в виде sin (со/ + 0) выбран произвольно и может быть опущен] можно представить в форме [k—со? Ti] v = 0. (И-4) 146
По правилу Крамера совместное решение этой системы уравне- ний дает откуда нетривиальное решение возможно, только когда определитель знаменателя равен нулю. Другими словами, существование конеч- ных амплитуд при свободных колебаниях системы возможно, если только |[к—<о2т|| = 0. (И.6) Рис. 11.1. Пример анализа колебаний рамы а — схема рамы; б — коэффициенты матрицы жесткости S) v-1 1 к.,-600 W77, Уравнение (11.6) называется частотным уравнением системы. Раскрывая определитель, получаем для системы с N степенями сво- боды алгебраическое уравнение Л/-й степени относительно парамет- ра частот со2. N корней этого уравнения (cof, со2, со2, . . ., <о$) пред- ставляют собой частоты N форм собственных колебаний системы. Форма колебаний, соответствующая самой низкой частоте, называ- ется первой, а следующая с более высокой частотой — второй и т. д. Вектор, составленный из полной системы модальных частот в соответствующей последовательности, называется вектором соб- ственных частот со. <» = (01 со2 (Оз (П.7) l_cow J Можно показать, что для действительных симметричных и поло- жительно определенных матриц масс и жесткостей (это условие ха- рактеризует устойчивость конструкций) все корни частотного урав- нения будут действительными и положительными. Пример 11.1. Анализ частот колебаний решением уравнения для опреде- лителя покажем на примере системы на рис. 11.1 — той же рамы, для которой в примере 8.3 проводился приближенный анализ частоты основного тона 147
колебание с помощью метода Релея. Матрицу жесткости этой рамы определяют последовательным приложением единичных перемещений к каждому этажу и определением возникающих при этом поэтажных сил упругости (см. рис. 11.1). Поскольку ригели рамы предполагаются бесконечно жесткими, силы упругости определяют простым сложением жесткостей соответствующих этажей. Матрицы масс и жесткостей рамы равны: '1 ш= О О 0 0 1 1,5 0 0 2,0 Х1 килофунт-с’/дюйм [или 0,178 тс-с’/см], —1 01 3 —2 ХбООкилофунт/дюйм [или 107тс/см], —2 5 откуда к—ш2 ш'= — 1 3 — 1,5В —2 О —2 5—2В ХбОО килофунт/дюйм [или 107 тс/см], <>) 1 —В —1 0 (О2 где 0,178<п2 или----------- 107 Частоты собственных колебаний рамы определяют путем приравнивания к нулю детерминанта квадратной матрицы (а) Д = 0. Раскрытие этого опре- делителя приводит к кубическому уравнению В3 — 5,5 В3 -Ь 7,5 В — 2=0. Три корня этого уравнения можно определить непосредственно или методом проб и ошибок. Их величины равны: В^ = 0,351; Ва = 1,61; В3= 3,54, откуда частоты ГсоИ 210 со2 1= 966 cog J [2124 А’ ш2 _С03 Г 14,5*1 31,1 46,1 рад/с. и 11.2. АНАЛИЗ ФОРМ СОБСТВЕННЫХ КОЛЕБАНИЙ Когда из уравнения (11.6) определены частоты собственных коле- баний, уравнения (11.4) могут быть записаны в виде E(n)vn=o, где E<n) = k—со2т. (П.8) (11-9) Таким образом, Е(п> представляет собой матрицу, полученную пос- ле вычитания со* m из матрицы жесткостей. Поскольку она зависит от частоты, то является различной для каждой формы колебаний. Уравнение (11.8) удовлетворяется тождественно, так как из этого условия были получены частоты собственных колебаний. Поэтому амплитуды колебаний являются неопределенными. Однако формы колебаний системы можно определить, выражая все перемещения через одну из составляющих. 148
Поэтому предположим, что первый элемент вектора перемещений В развернутой форме уравнение (11.8) имеет следующий вид: щений. Для удобства уравнение (11.11) записывают в символичес- кой форме 0 о Дп) -е(п) 1 Г 1 еи сю 1 р(п) р(л) у _Е,о1 Еоо J Lv°n_ откуда и Ё№+Е(оПо’ v0n = 0 ^) + Ё|ло,*о„=О. (11.11а) (11.12) (11.13) (11.10) Уравнение (11.12) может быть одновременно решено для ампли- туд колебаний vOn = -(WJ)-1 (И-14) Уравнение (11.13) однородное, поскольку тождественно удовлет- ворено условие (11.7). Вектор перемещений, определяемый выраже- нием (11.14), должен удовлетворять условию (11.13), и проверка этого равенства является хорошим методом контроля точности реше- ния. Однако не всегда первый элемент вектора перемещений целе- сообразно принимать равным единице. Точность численного ана- лиза возрастает, если в качестве единичного элемента принять одну из больших амплитуд перемещений. Сама последовательность вычислений при этом сохраняется, но необходимо соответствующим образом поменять местами строки и столбцы матрицы Е<п). Амплитуды перемещений, определяемые выражением (11.14), вместе с единичным перемещением первой компоненты образуют вектор перемещений, соответствующий n-й форме колебаний. Для 149
удобства записи вектор обычно представляют в безразмерной форме путем деления всех элементов на один из них, обычно самый боль- шой по величине. Полученный в результате вектор называется век- тором формы колебаний <рп Для n-го тона: Рис. 11.2. Фор- мы колебаний рамы а — форма 1; б — форма 2; в — фор- ма 3 Формы колебаний для каждой из N частот могут быть найдены аналогично, и квадратная матрица Ф будет представлять все формы собственных колебаний: Ф = [Ф1<р2<Рз фдг] = Фи Ф12 • • Ф^ Ф21 Ф22 ‘ • Фгм Фзх Ф32 ' •• Фз^ JPjVl Фж • • Фуудг_ (11.16) Отметим, что изложенный метод анализа частот и форм собствен- ных колебаний строительных конструкций соответствует задачам определения собственных чисел и векторов в алгебраической теории матриц. Квадраты частот представляют собой собственные числа, а формы колебаний — собственные векторы. Краткое изложение ме- тодов преобразования уравнений свободных колебаний к стандарт- ной задаче о собственных значениях приведено в гл. 13. Пример 11.2. Анализ форм колебаний с помощью (11.14) продемонстри- руем на примере рамы (рис. 11.1). Матрица частот колебаний была получена в примере 11.1. При использовании второй и третьей строк этой матрицы, следуя (11.14), получим: фап' _ ’3—1,5ВП —2 I-1 Г—-11 .«Pan. —5 — 2Bnj |_ о] 150
Далее формы колебаний можно определить, подставляя значение ёп, опре- деленное в примере 11.1, путем обращения и умножения матриц. Три формы колебаний определяют в следующем порядке: форма 1: Bi=0,35; ЕН>|=[ п'475 2 J; --<4 Т f OUU Гфи] 1 [4,3001 ГО,6441. [фз1] 6,68 [2,000] [0,300] ’ 1 Г4,300 2 6,68 [2 2,475, форма 2: о 1 с,, "р (а> [ 0,585 —2 1 . (р'сз))-! I [1,780 2 B2-l,61, EJ0’-[_2 1.780J ’ 'Е°° ' - — 2,959 L2 0 [фаа] _ 1 [1.7801_______[0,6011. bPssJ 2,959 [2,000] [0,67б] ’ форма 3: д __3 54. £<з)__Г—2,31 —2 I . /g(3))-i_____!___ Г 2,08 2 «3—0,04, с-Г)о — [— 2 — 2,08] ’ 1 о» > ~ 0>81 [ 2 —2 [Фаз] _ - J__[-2,081 _ [-2,571 [фзз] 0,81 L 2,00] [ 2,47] ‘ Естественно, что перемещение массы а для каждой формы принято рав ным единице. Три формы колебаний представлены на рис. 11.2. 11.3. АНАЛИЗ ЧАСТОТ И ФОРМ СОБСТВЕННЫХ КОЛЕБАНИЙ В ТЕРМИНАХ ЕДИНИЧНЫХ ПЕРЕМЕЩЕНИЙ Изложенный метод анализа частот и форм собственных колеба- ний основан на представлении уравнений движения в виде матрицы жесткостей. Во многих случаях более удобно выразить упругие ха- рактеристики системы не в виде матрицы жесткостей, а через мат- рицу податливости. Тогда уравнения (11.4) легко преобразуются к выражениям для податливостей умножением на (1/<о2) f, где f мат- рица податливостей (единичных перемещений), обратная матрице жесткостей к, В результате получаем Г— 1— Tmlv = 0, 1(11.17) L <о2 J где 1 — единичная матрица порядка ЛГ. Как и раньше, эта система однородных уравнений может иметь ненулевое решение, если только определитель квадратной матрицы равен нулю, Тогда частотное уравнение принимает вид I — fm = 0. (11.18) Корни этого уравнения определяют также, как и для уравнения (11.6.) Аналогично вычисляют и формы колебаний для каждой пред- варительно вычисленной частоты, Существует только одно принци- 151
анальное отличие в решении этих задач — корни уравнения (11.18) представляют собой величины, обратные квадратам частот. Отметим, что произведение матриц fm в (11.18) не является в об- i щем случае симметричной матрицей, даже если обе матрицы масс И податливостей симметричные. При решении задачи определения соб-* ственных чисел и векторов с помощью ЭВМ может возникнуть необ-. ходимость сохранить симметричность решаемой матрицы. Методик ка симметризации уравнений, решаемых в виде матрицы податли- востей, рассмотрена в гл. 13, 11.4. ВЛИЯНИЕ ОСЕВЫХ СИЛ 11.4.1. Собственные колебания. Частоты и формы собственных колебаний сооружения при действии постоянных осевых нагрузок могут быть определены таким же методом, как для сооружения , без учета осевых сил. В этом случае в уравнение колебаний необ- ходимо включать геометрическую жесткость системы и уравнение (11.1) принимает вид mv-|-kv—k0 v = tnv4-kv=0, (11.19) а частное уравнение = (11.20) Для определения частот и форм собственных колебаний необ- ходимо только заменить матрицу упругой жесткости к матрицей общей жесткости к, последующие вычисления выполняются анало- гично ранее полученным выражениям. Для любой заданной схемы приложения осевых нагрузок матрица геометрической жесткости, 1 а затем и матрица общей жесткости может быть определена чис- ленно. Влияние сжимающих осевых нагрузок приводит к умень- шению приведенной жесткости сооружения. При этом частоты соб- ственных колебаний также уменьшаются, а формы собственных колебаний, как правило, изменяются. 1 11.4.2. Критическая нагрузка. Если частота собственных ко- лебаний равна нулю, инерционные силы в уравнении (11,19) исче- зают и уравнение колебаний принимает вид kv—kGv = 0. (11.21) Условие, при котором существует ненулевой вектор перемеще- ний, в этом случае соответствует условию статической потери устой- ! чивости. Другими словами, определение условия потери устойчи- вости сводится к приравниванию нулю частоты собственных коле- баний. Для определения критической нагрузки на сооружение целе- сообразно выразить геометрическую жесткость системы ’/ерез произведение приведенной нагрузки на коэффициент осевой на- грузки Тогда к0 = Хдк0о, (11.22) 162
В котором элементы матрицы kG0 определяются выражением L Ьоц = J No (ж) у; (x)^'j(x)dx. (Ц. 23) О В этом выражении No (х) — относительная осевая сила в эле- менте. Нагрузка на сооружение принимается пропорциональной коэффициенту Ао, а ее относительное распределение считается по- стоянным. Подставляя (11.22) в (11.21), получаем уравнение для собственных значений [k—kG0] v=0. '(11.24) Нетривиальное решение этой системы уравнений существует только при условии = (П-25) которое характеризует условие потери устойчивости сооружения. Корни этого уравнения равны коэффициентам вектора осевой на- грузки при которой происходит потеря устойчивости. Формы потери устойчивости можно определить аналогично формам соб- ственных колебаний. В практических задачах интерес представляют только первая критическая нагрузка и первая форма потери устой- чивости. Потеря устойчивости по более высоким формам представ- ляет небольшой практический интерес, поскольку система потеряет несущую способность, когда нагрузка превысит самую низкую кри- тическую силу. 11.4.3. Потеря устойчивости при гармоническом возмущении. Хотя результаты рассматриваемого в этом параграфе анализа имеют небольшое практическое значение, представляет, по крайней мере, академический интерес указать, что порядок критических сил для сооружения при гармоническом возбуждении определяется анало- гично порядку частот собственных колебаний сооружения с учетом осевых нагрузок. Предположим, что система подвергается гармо- ническому воздействию с частотой а, а вектор приложенных сил представлен в виде р (/) = р0 sin’cof. (П.26) Уравнения колебаний недемпфированной системы в соответст- вии с (9.18) имеют вид mv+kv—k0 v = p0 sin со/. (11.27) Установившаяся реакция системы изменяется с частотой при- ложения внешних нагрузок v (/) = v sin cot, (11.28а) а ускорения равны: v(t)-= — и2 vsinco/. (11.286) 153
Подставляя (11.28) в (11.27), после сокращения на sin ©/полу- чаем: —coamv+kv—kG v = p0. (11.29) Символ к будет использован для обозначения динамической же- сткости системы, которая равна: Fsk—шаш. (11.30а) Если подставить это соотношение в (11.29) и выразить геомет- рическую жесткость через коэффициент нагрузки Хо, то [к \}кдд]у==Ро. (11.306) Если амплитуды вектора приложенных сил в этом уравнении приближаются к нулю, то из сопоставления с условием (11.5) видно, что ненулевая реакция системы возможна в случае равенства нулю i определителя квадратной матрицы. Соотношение F- ^kGo|| = ° (11.31) определяет условие потери устойчивости сооружения при гармо- ническом возбуждении. Если приложенная нагрузка бесконечно мала, то уравнение (11.306) принимает вид [k‘—<оа m—XG kG0] v = 0. (11.32) Отсюда видно, что этому условию будет удовлетворять бесконечное множество сочетаний критических нагрузок, характеризуемых коэффициентом XG, и частот ®2. Для любой критической нагрузки, определяемой величиной XG, с помощью (11.32) может быть найдена соответствующая частота собственных колебаний. Аналогично для любой частоты ®2 соответствующая критическая нагрузка опре- деляется зависимостью (11.31). Интересно отметить, что условие «потери устойчивости» при нулевых осевых нагрузках совпадает по определению с частотой собственных колебаний ненагруженной си- стемы. 11.5. УСЛОВИЯ ОРТОГОНАЛЬНОСТИ 11.5.1. Основные условия. Формы собственных колебаний <рп обладают особыми свойствами, которые имеют большое значение в динамике сооружений. Эти свойства, которые называются усло- виями ортогональности, могут быть получены с использованием правила Бетти. Рассмотрим, например, две разные формы собст- венных колебаний конструкции, как показано на рис. 11.3. Для удобства балка рассматривается как система с сосредоточенными массами. Однако последующий анализ в равной мере применим к моделям с распределенными массами. 154
Уравнение движения (11.4) при свободных колебаниях системы может быть записано в форме kvn = <o=mvn, (11.33) где правая часть представляет собой вектор приложенных инерционных на- грузок— fz, а левая часть — вектор упругих восстанавливающих сил ts. Таким образом, собственные колебания могут рассматриваться как изменение прогибов, вызванных инерционными силами, действую- щими подобно внешним приложенным нагрузкам (см. рис. 11.3). Тогда две формы собственных колебаний, показанные на рисунке, Рис. 11.3. Формы колебаний и инерционные силы а-т-я форма; б — n-я форма характеризуют две различные системы приложенных сил и вызыва- емые ими перемещения. Согласно правилу Бетти, можно записать __fr V-----V ,Zmvn— llnvm‘ Подставляя выражение для сил инерции в уравнение (11,33), полу чим: “и^т^п==мп^П1Ут, (11.34) где транспонирование произведения матриц выполнено с учетом симметрич- ной матрицы т. Замечая, что произведения матриц в (11.34) есть скалярные ве- личины и могут быть транспонированы произвольно, можно запи- сать это уравнение в виде = (11.35) С учетом условия, что две частоты собственных колебаний отличны друг от друга, получаем первое условие ортогональности ^mvn = 0, (11.36) Второе условие ортогональности может быть получено непосред- ственно из первого путем умножения слева выражения (11.33) на v^. Тогда Л Т i Л 9 ~ т v^kvn=--a>^ vttlmvn. 155
Если, соотношение (11.36) применить к правой части уравнения, то очевидно, чтс vmkvn=0> (11.37) Это условие показывает, что формы колебаний ортогональны по отношению как к матрице жесткостей, так и к матрице масс. В общем случае условие ортогональности удобно записать не для произвольных амплитуд vn, а для безразмерных векторов форм колебаний <рп. Выражения (11.36) и (11.37) в равной мере справед- ливы, если их поделить на произвольные перемещения. Тогда ус- ловие ортогональности принимает вид: ф£шфп = 0, т^п\ (11.38а) ф£кфп = 0, tn^n- (11.386) Для систем, которые не имеют ни одной пары совпадающих частот собственных колебаний, условие ортогональности применимо к любым двум различным формам, как показано в условиях (11.38). Они не применимы к двум формам колебаний с совпадающими ча- стотами. 11.5.2. Дополнительные соотношения. Дополнительные соот- ношения ортогональности могут быть получены последовательным перемножением уравнения (11.33). Для получения результатов в виде векторов форм собственных колебаний удобно разделить обе части уравнения (11.33) на произвольную амплитуду, что приводит к эк- вивалентному выражению кфп = “л тФп • (11.39) Умножая его слева на <р^кт-1, получаем: Фт кт-1 кФп = “«ФткФп. откуда с использованием (11.386) Фткп,~1 кФп = °- (11.40) Умножая уравнения (11.39) слева на ф^кит1 кт-1, получаем: Фт.кп,_1 кт“1 кФп = Фт кт-1 кфп > откуда с использованием (11.40) Ф^кт-1 кт-1 кфп = 0. (11.41) Аналогично может быть получено любое число ортогональных Со- отношений подобного типа. Первое из соотношений второго типа может быть получено ум- ножением слева уравнения (11.39) на (1/<о„) <p£mF, откуда 4>т Юфп = Фт т ^тФп . п 156 4»
и после использования (12,38а) ф^шЬифл’зО. (11.42) Умножение слева уравнения (11.39) на дает wfl ф^тйп<рп = ф^тТтИп<рп=О. (11.43) Указанные соотношения могут повторяться бесконечное множество раз с помощью аналогичных операций. Оба полных условия ортогональности, включая два основных условия, могут быть 'записаны в компактной форме <p^m[m-1k]6<pn = 0, —со < b < со. (11.44) Два основных условия (11.38а)'и (11.386) определяются показате- лями & = 0 и Ь = +1 в условии (11.44) соответственно. 11.5.3. Нормирование. Ранее отмечалось, что амплитуды соб- ственных векторов, получаемые из решения задачи о собственных значениях, произвольны. Любая амплитуда удовлетворяет основ- ному частотному уравнению (11.4), и только формы деформаций однозначно определены. В рассмотренном ранее анализе амплитуда одной степени свободы (по существу первой) принималась равной единице, а другие перемещения определялись по отношению к этой величине. Такой процесс называется нормированием собственных векторов по отношению к определенной координате. Часто применяются другие методы нормирования. Например, во многих вычислительных программах формы нормируются не по отношению к любой произвольной координате, а по отношению К максимальной величине перемещения. Поэтому максимальная величина в каждом модальном векторе равна единице, что приводит к удобным числам для последующих расчетов. Методика нормиро- вания, наиболее часто используемая в программах динамического анализа на ЭВМ, включает также выбор каждой модальной ампли- туды по отношению к амплитуде <рп, удовлетворяющей условию <р„ т<Рп =1 • (11.45) Это может выполняться вычислением скалярной величины v„mvn = Mn> (11.46) где vn — Произвольно определенная модальная амплитуда. Тогда, вычисляя нормированные формы колебаний, получаем: $n = Vn^/2. (11-47) Можно показать, что это дает желаемый результат простой под- становкой указанного выражения, 157
Применяя указанный метод нормирования с учетом условий орто- гональности по отношению к матрице масс (11.38а), получаем в ре- зультате ФгтФ = 1, (11.48) где Ф — полная система N нормированных форм колебаний; I — единичная матрица порядка N X М. Формы колебаний, нормированные таким образом, называются ортонормированными по отношению к матрице масс. Хотя приме- нение ортонормированных форм колебаний удобно при разработке программ для динамического анализа сооружений с использованием ЭВМ, оно не дает особых преимуществ при счете с применением лога- рифмической линейки. По этой причине в данной работе не пред- полагается рассматривать специальные методы нормирования. Пример 11.3. Свойства ортогональности форм колебаний и методика нор- мирования будут рассмотрены для форм колебаний, определенных в приме- ре 11.2. Коэффициенты нормирования, полученные для этих форм с по- мощью (11.46), для системы с сосредоточенными массами равны: Мп = = <₽?„ mt, и их величины Mi = 1,801; Л4а = 2,455; Afs= 23,1. Пос- ле деления соответствующих форм колебаний на квадратные корни из этих коэффициентов получаем матрицу ортонормированных форм колебаний Ф = 0,745 0,480 0,223 0,638 —0,384 —0,432 0,2081 —0,535 0,514 Наконец, после перемножения (11.48) получаем: Фг тФ = г1,ооо 0,006 0,000 0,006 0,000' 1,000 —0,003 —0,003 0,998 Небольшое отличие полученного результата от ожидаемой единичной мат' рицы объясняется накоплением ошибок при вычислениях форм колебаний и произведения матриц, так как все расчеты выполнялись с помощью логариф- мической линейки. ГЛАВА 12 АНАЛИЗ ДИНАМИЧЕСКОЙ РЕАКЦИИ 12.1. НОРМАЛЬНЫЕ КООРДИНАТЫ При анализе произвольной системы с N степенями свободы де- формированное состояние определялось N компонентами вектора перемещений v. Однако при динамическом анализе упругих систем значительно удобнее принимать перемещения в виде собственных векторов (форм собственных колебаний). Эти векторы содержат А независимых перемещений, амплитуды которых могут рассматри- ваться как обобщенные координаты, характеризующие любую фор- му перемещений. Таким образом, формы собственных колебаний 158
играют ту же роль, что и тригонометрические функции в рядах Фурье. Они удобны по тем же причинам: в связи с ортогональностью их характеристик и поскольку они настолько хорошо характери- зуют перемещения, что приемлемое приближение может быть полу- чено с помощью нескольких членов. Рассмотрим в качестве примера консольную балку на рис. 12.1, для которой форма изгиба определяется координатами перемещений в трех уровнях. Любой вектор перемещений системы v может быть получен суперпозицией приемлемых амплитуд трех форм собствен- ных колебаний (см. рис. 12.1). Для произвольной составляющей фор- Рис. 12.1. Представление перемещений в виде суммы модальных составляющих мы колебаний (модальной компоненты) vn перемещения определя- ются собственным вектором фп, умноженным на амплитуду коле- баний по данной форме (модальную амплитуду) Уп, т. е. V п — фп Уп №. 1) Тогда общее перемещение равно сумме модальных компонент N v = ф! Ух -)-ф2 Yа+ . .. т ф/v Yn = 2 п= I или в матричной форме у = ФУ. (12.2) Это выражение свидетельствует о том, что матрица форм собст- венных колебаний Ф служит для преобразования от обобщенных координат Y к геометрическим координатам v. Такие обобщенные ко- ординаты. амплитуд колебаний называются нормальными (глав- ными) координатами системы. Поскольку матрица форм колебаний Ф для системы с N сте- пенями свободы содержит W независимых собственных векторов (модальных векторов), она является неособенной и может быть обра- щена. Таким образом, всегда можно решить (12.2) непосредственно в форме амплитуд нормальных координат Y, связанных с любым заданным вектором перемещений v, Однако в соответствии с усло- 159
виями ортогональности не нужно при определении Y решать лю- бую совместную систему уравнений. Для нахождения произволь- ной координаты Yn 1уравнение(12.2) следует умножить на произве- дение транспонированного модального вектора и матрицы масс <р£т, откуда ф„ту = ф£тФУ. (12.3) Правая часть этого уравнения может быть представлена в раз- вернутой форме <Р„тФУ=ф„Шф1 Л+ф£тф2 Уа+ ••+ч>п тфх YN. (12.4) Все члены этого ряда, кроме содержащего <рп, исчезают в соот- ветствии с условием ортогональности матрице масс? Перенося этот член в правую часть уравнения (12.3), получим: фл mv — фп тфп Yп, из которого <р£тфп Очевидно, что каждая из нормальных координат может быть пред- ставлена в такой форме. Следует еще доказать эквивалентность изложенного метода расчета стандартным выражениям типа (4.2) при определении коэффициентов ряда Фурье. 12.2. НЕСВЯЗАННЫЕ УРАВНЕНИЯ КОЛЕБАНИЙ (БЕЗ УЧЕТА ЗАТУХАНИЯ) Свойства ортогональности нормальных координат можно теперь использовать для упрощения уравнений колебаний систем со мно- гими степенями свободы. В общем виде эти уравнения определяются выражениями (9.13) [или эквивалентными им (9.19) при наличии осевых сил]. Для недемпфированной системы они принимают вид mv + kv = р (t). (12.6) Подставляя уравнение (12.2) и его вторую производную v — = ФУ (заметим, что формы собственных колебаний не изменяются во времени) в (12.6), получаем: тФУ+ кФУ = р (0. (12.7) Если’выражение (12.7) умножить слева на транспонированный вектор n-й формы колебаний фп, то Ф>ФУ+ф^кФУ=ф^р(0. (12.8) 160
Если два слагаемых в левой части этого выражения представить в развернутой форме (12.4), то все члены, за исключением n-й формы, в соответствии с условиями ортогональности исчезают, и 4>nmfPn Уп+Ч>пк1РпУп=Ч,п Р(0‘ (12.9) Теперь введем новые обозначения: Mnsqjmq>n, (12.10а) Кп = ЧпкЧп, (12.106) Pn(0 =<pjp(/), (12.10b) которые соответственно называются обобщенной массой, обобщен- ной жесткостью и обобщенной нагрузкой для n-й формы в нормаль- ных координатах. С учетом этих обозначений уравнение (12.9) принимает вид MnYn+KnYn = Pn(t)-, (12.11) оно представляет собой уравнение колебаний системы с одной сте- пенью свободы для n-й формы. Если обе части уравнения (11.39) k<pn = ®пШфп умножить на ф„, то обобщенная жесткость для п-й формы будет представлена произведением обобщенной массы на квадрат частоты собственных колебаний «Pnk4’n=“®<p^mq>„ или Кп = соДМ„. (12.10г) Прописные буквы используются для обозначения характери- стик в нормальных координатах. Рассмотренная методика может быть применена для получения независимого уравнения колебаний системы с одной степенью сво- боды для каждой формы собственных колебаний сооружения. Та- ким образом использование нормальных координат позволяет пре- образовать уравнение колебаний от системы из N совместных диффе- ренциальных уравнений, связанных недиагональными членами в матрицах масс и жесткостей, к системе из N независимых урав- нений в нормальных координатах. Следовательно, динамическая реакция может быть определена с помощью раздельного вычисления параметров реакции для каждой нормальной (модальной) коорди- наты и последующего их объединения [см. соотношение (12.2)] для выражения реакции в первоначальных координатах. Такой метод называется методом сложения форм колебаний. 12.3. НЕСВЯЗАННЫЕ УРАВНЕНИЯ КОЛЕБАНИЙ (С УЧЕТОМ ЗАТУХАНИЯ) 12.3.1» Вывод уравнений равновесия. Теперь представляет ин- терес проверить, при каких условиях преобразование к нормаль- ным координатам будет справедливо для уравнений колебаний дем- 6 Зак. 794 161
пфированной системы [см. (9.13)] mv4-cv-|-kv= р (/). Подставляя выражение (12.2) для нормальных координат и его производные в это уравнение, а также умножая его слева на транс- понированный вектор <р„ для n-й формы колебаний, получим: 4>п тФУ + <[% сФУ + <р£ кФУ = <р£ р (Z). (12.12) Ранее отмечалось, что условия ортогональности ФттФп = °- Фткфп=0, m=j=tl приводят к тому, что все члены (12.12), за исключением членов для n-й формы, в выражениях масс и жесткостей исчезают. Аналогич- ное сокращение справедливо для компонент затухания, если пред- положить, что соответствующие условия ортогональности приме- нимы и к матрице затухания, т. е. принимаем, что (₽mC(Pn = 0, т^л. (12.13) В этом случае уравнение (12.1£)4ложет быть представлено в виде (12.14а) и, следовательно, / Yn + Й>= Yn = , (12.146) где / / Мп = ф£ Шфп; Сп = у* с<рп = 2gn <оп Л4П; ^п = ф!кфп=«® Мп- / Рп(1)=Ч%Р®- (12-15) Выражения для обобщенных масс, перемещений и нагрузок демп- / фированной системы в нормальных координатах совпадают с соот- ветствующими выражениями (12.10) для системы без учета зату- хания. В эквивалентной форме представлено и обобщенное затуха- ние по n-й форме. Только правая часть этого выражения содержит определение параметра затухания Еп по n-й форме, так как другие величины в выражениях (12.15) уже известны. Как ранее отмеча- лось, определять затухание с помощью параметров для каждой формы колебаний более удобно и физически оправданно, чем~с по- мощью матрицы коэффициентов затухания с. 12.3.2. Условия ортогональности сил затухания. В изложенном выводе уравнений колебаний в нормальных координатах предпо- лагалось, что преобразование к нормальным координатам позволяет разделить силы затухания таким же образом, как разделяются силы инерции и упругости. Тогда формы собственных колебаний демпфи- 162
рованной системы совпадает с формами колебаний системы без за- тухания. Теперь полезно рассмотреть условия, при которых ука- занное разделение возможно, т. е. форму матрицы затухания, для которой справедливо соотношение (12.13). Релей показал, что матрица затухания в форме с = 00 01-1-0! к, (12.16) где а0 и аг — произвольные коэффициенты пропорциональности, удовлетворяет условиям ортогональности (12.13). Это легко пока- зать, применив операцию ортогонализации к обеим частям выра- жения (12.16). Таким образом, матрица сил затухания, пропор- циональная матрице масс или матрице жесткостей, позволяет разделить уравнения колебаний. Как показано ранее, неогра- ниченное число матриц, образованных из матриц масс и жестко- стей, также удовлетворяют условию ортогональности [см. (11.42)]. Таким образом, матрица затухания может представлять собой комбинацию указанных матриц. Тогда в общей форме ортого- нальная матрица затухания может иметь вид с = т2аь [m_1k]6 = 2сь. (12.17) ь ь количество слагаемых в котором может выбираться произвольно. Затухание по Релею (12.16), безусловно, входит в выражение (12.17). Включением дополнительных членов в это выражение мож- но достичь большей степени точности при определении параметров затухания по разным формам в соответствии с матрицей затухания. С помощью этой матрицы затухания можно определить коэффициенты затухания, необходимые для получения несвязанной системы урав- нений с любыми желаемыми параметрами затухания при произволь- ном числе форм колебаний. Для каждой формы п обобщенное зату- хание определяется соотношением (12.15): Сп = Ф« Сфл = 2дл соп Мп. Однако если с определяется выражением (12.17), вклад сла- гаемого b в обобщенное затухание равен: ^пЬ =фл сь<Рп —аьm [m-1 k]ft<рп. (12.18) Если теперь обе части уравнения (11.39) k<pn жить слева на cplkrrr1, то ~ СО® П1<Рп УМНО- ф„ km-1 кфп = со^ ф£ кфп = со* Мп. (12.19) Аналогично можно показать, что Ф„ m [m-1 к]6 фп = <o„6 Мп (12.20) и, следовательно, Спь = ль мп мп • ( 12.21) 6» 163
С учетом этого матрица затухания для любой n-й формы коле- баний Сп — 2 ^nb ~^jab Мп —2£n Мп, Ъ Ь откуда » 1 2Ь 5,1' 2<оп аь“п ь (12.22) (12.23) Выражение (12.23) определяет способ вычисления постоянных аь для заданного любого параметра затухания при произвольном числе форм колебаний. В ряд необходимо включать столько членов, сколько выбрано параметров затухания для разных форм колебаний. Постоянные определяются из совместного решения системы урав- нений. Величина Ь может находиться в диапазоне—оо <; b < оо, но на практике целесообразно выделить величины, возможно близ- кие к нулю. Например, при определении коэффициентов для трех выбранных параметров затухания получаемые из (12.22) уравнения имеют вид [Я_± Г2 2 _6з. 1 1 1 г' ZZ<°2 1 _ <0® ztoi 1 со2 1 со3 со2 а>з a-i «о А (12.24) В общем сл е соответствующие выражения могут быть запи- саны в символической форме |=l/2Qa, где Q —^квадратная матрица параметров модальных частот. Уравнение (12.25) допускает решение относительно коэффициентов а / a = 2Q-4, (12.26) и, наконец, матрица затухания может быть получена с помощью выражения (12.17). Интересно отметить [см. (12.23) или (12.24)], что когда матрица затухания пропорциональна матрице масс (с = аот, т. е. b = 0), параметр затухания обратно пропорционален частоте колебаний. Тогда высшие формы колебаний будут иметь очень малое затухание. Аналогично, когда затухание пропорционально матрице жесткости (с = Охк, т. е. b = 1), параметр затухания прямо пропорционален (12.25) частоте, и высшие формы колебаний будут сильно демпфированы. Существует второй метод определения матрицы затухания в со- ответствии с заданной системой модальных параметров затухания. Сущность метода может быть рассмотрена при анализе полной ди- агональной матрицы обобщенных коэффициентов затухания, ко- 164
торые определяются умножением матрицы затухания слева и справа на матрицу форм колебаний gi (»i М] О О С = ФгсФ = 2 О (j2co2M2 О О 0 со3 М3 ... Из этого уравнения видно, что матрица затухания может быть получена умножением матрицы С слева и справа на матрицу, обрат- ную матрице форм собственных колебаний, и транспонированную обратную матрицу [фг]-1СФ-1= [Ф7’]-1фгсФФ~1 = С. (12.28) Таким образом можно в соответствии с (12.27) определить матрицу обобщенных коэффициентов затухания С для любой системы мо- дальных параметров затухания |п, а затем матрицу затухания с в соответствии с (12.28). На практике, однако, такой метод является не очень удобным, так как обращение матрицы форм собственных колебаний требует большого объема вычислений. Вместо этого удобно воспользоваться преимуществами условий ортогональности фюрм колебаний матрице масс. Диагональная матрица обобщенных масс получается в ре- зультате умножения матрицы масс слева и справа на полную мат- рицу коэффициентов форм колебаний М=ФгтФ. (12.29) После умножения слева на обращенную матрицу обобщенных масс получаем: 1 = М-1М = [М-1Фгт]Ф = ф-1Ф, (12.30) откуда видно, что матрица форм колебаний обратна матрице Ф-1 = М-1ФГ1П. (12.31) Матрицу затухания получаем при подстановке (12.31) в (12.28) с = [тФМ-1] С [М-1 Фг т]. (12.32) Поскольку сп = 2 £псопМп, элементы диагональной матрицы, получаемой перемножением трех диагональных матриц (12.32), равны: (12.33) и выражение (12.32) записывается в виде с = тФ£Фгт, (12.34) где £ — диагональная матрица из элементов £п.
Для практических расчетов более удобно с учетом того, что каж- дый модальный параметр затухания характеризует независимый вклад в матрицу затухания, получить: cn = m<pngng)Jm. (12.35) Тогда полная матрица затухания записывается как сумма модаль- ных составляющих (12.36) N С= у сп-т У 4>nZn(fn гп, п—\ м = 1 и после подстановки выражения (12.33) [N ot Л = 1 т. (12.37) 1 В полученном выражении вклад каждой формы в матрицу за- тухания пропорционален параметру затухания каждой формы. Поэтому любая недемпфированная форма колебаний не оказывает влияния на матрицу затухания. Другими словами, в матрицу за- тухания включаются только те формы, которым свойственно за- » тухание, а все другие формы являются недемпфированными. Здесь уместно рассмотреть, при каких условиях целесообразно определять элементы матрицы затухания очень детально с помощью выражений (12.17) или Д2.37). Как отмечалось, модальные парамет- ры затухания являются наиболее эффективными показателями зату- хания в системе/когда анализ выполняется методом сложения форм колебаний; Однако детальное определение матрицы затуха- ния необходимо при выполнении анализа динамической реакции * каким-ли&гдругим методом, например шаговым методом интегри- рования^УРавнений колебаний неупругой системы. 1/3.3. Взаимосвязь параметров затухания. Как было сказано вьийе, когда матрица затуханий для сооружения представлена в фор- * удовлетворяющей условиям ортогональности, преобразование г к недемпфированным модальным координатам приводит к системе несвязанных уравнений. Поскольку реакция системы получается затем суперпозицией решений для систем с одной степенью свободы, это разделение представляет собой большое преимущество нормаль- ных координат. Ранее отмечалось, что эти координаты имеют дру- гое не менее важное преимущество: наибольшее значение динами- ческой реакции часто определяется модальными координатами с $ самыми низкими частотами, что позволяет достичь удовлетворитель- ной аппроксимации реакции при значительном сокращении числа координат. Когда динамическая, реакция состоит только из нескольких низких форм колебаний, очевидно преимущество перехода к нор- I. мальным координатам даже в том случае, если системы имеют мат- рицы затуханий, не удовлетворяющие условиям ортогональности. 166
В этом случае матрица обобщенных затуханий не будет диагональ- ной, т. е. уравнения для форм колебаний будут связаны обобщен- ными силами затухания. Следовательно, реакция системы должна определяться не раздельным, а совместным интегрированием этих уравнений. Такое интегрирование может выполняться шаговыми методами (см. гл. 14), и поэтому выгоднее интегрировать несколько связанных уравнений в обобщенных координатах, а не первоначаль- ную систему связанных уравнений. Альтернативными были бы решения сложной задачи о собствен- ных значениях (что является результатом наличия матрицы зату- хания общего типа) и последующее получение системы несвязан- ных уравнений путем преобразования демпфированных форм коле- баний1. Однако вычисление форм колебаний с учетом затухания требует значительно большего объема, чем решение задачи о соб- ственных значениях недемпфированной системы, так как для си- стемы с N степенями свободы необходимо решение 2 N уравнений для определения относительных амплитуд и фазовых углов для каж- дой степени свободы. По этой причине, как правило, более эффектив- но использовать недемпфированные формы колебаний. 12.4. ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНОСТЬ МЕТОДА СЛОЖЕНИЯ ФОРМ КОЛЕБАНИЙ Преобразование к нормальным координатам, которое позво- ляет привести N связанных уравнений колебаний системы со мно- гими степенями свободы к системе из N несвязанных уравнений, составляет основу метода сложения форм колебаний в динамике со- оружений. Этот метод можно использовать для определения дина- мической реакции любой упругой системы, перемещения которой выражены N дискретными координатами и затухание которой оп- ределяется модальными параметрами затухания. Методика вычис- лений состоит из следующих этапов. Этап 1. Уравнения колебаний. Для этого класса систем урав- нения колебаний могут’быть’представлены в виде [см. уравнение (9.13)] mv'4-cv-|-kv = p (/). Этап 2. Анализ частот и форм собственных колебаний. Для свободных колебаний без учета затухания указанное матричное уравнение может быть преобразовано в уравнение для собствен- ных значений [см. (11.4)] [к—ш2т] v = 0, из которого определяются матрицы форм колония Ф и вектор ча- стот (й. 1 Такой подход рассмотрен в работе Hurty W,. С., Rubinstein М. F. Dynamics of Structures. Prentice-Hall. Inc., Englewood Cllifs. X. y., 1964, chapter 9. \ 67
Этап 3. Обобщенные массы и нагрузки. С учетом вектора <рп для каждой формы колебаний определяются обобщенная масса и обоб- щенная нагрузка [см. выражение'(12.10)]: мп=ч>п m<pn; Рп (0 = ч>п р V) Этап 4. Несвязанные уравнения колебаний. Уравнение колебаний для каждой формы может быть теперь записано с помощью обобщен- ных массы и нагрузки, модальной частоты соп и выбранной величины параметра модального затухания £п [см. выражение (12.146)] rn4-2gno)nyn+^rn=-^-. (12.38) /Ид Этап 5. Реакция системы для формы колебаний. После этапа 4 для каждой формы собственных колебаний получается N неза- висимых уравнений движения. Эти уравнения для систем с одной степенью свободы могут быть решены любым подходящим методом в зависимости от вида нагружения. Реакция общего вида для каж- дой формы определяется интегралом Дюамеля [см. выражение (6.14)] t Yn Mn\>Dn JPn (T) e~ln a-T> sin“^ dx- (12-39) о Этап 6. Анализ свободных колебаний по разным формам. Выра- жение (6.14) применимо для системы, находящейся в состоянии покоя при t = 0. Если начальная скорость и перемещение не рав- ны нулю, для каждой формы к интегралу Дюамеля необходимо при- бавить реакцию при свободных колебаниях. Реакция при свобод- ных колебаниях демпфированной системы общего вида для каждой формы колебаний определяется выражением [см. (2.26)] Г Уп(0)+Уп(0)5пО>п sintdDnf+yn(0)cosW] , 1 Yn (0 = e (12.40) где Yn (0) и Yn (0) — соответственно начальное перемещение и начальная скорость для n-й формы колебаний. Эти величины могут быть получены из принятого начального перемещения v (0) и начальной скорости v (0), выраженных в пер- воначальных координатах, как для любой модальной компоненты [см. (12.5)]: Фи mv (0) (0)= —----------- Л4„ Фп mv (0) (12.41) (12.42) 168
Этап 7. Перемещения реакции в первоначальных координатах. Если из уравнения (6.14) или уравнения (2.26) для каждой формы колебаний определена реакция системы Yn (0, перемещения в пер- воначальных координатах определяются преобразованием (12.2) нормальных координат у(/)=фу (/). Тогда (12.2) может быть представлено в виде v (0 = <pi Yi (0 +<р2 У2 (0 + <р3 Y3 (0 + ..., что характеризует суперпозицию различных модальных составляю- щих. Этот метод называется методом сложения форм колебаний. Сле- дует отметить, что для большинства схем нагружения доля различ- ных форм колебаний будет наибольшей для самых низких частот и уменьшается для более высоких частот. Поэтому нет необходимости учитывать в процессе суперпозиции [см. уравнение (12.2)] все выс- шие формы колебаний. Число членов ряда может быть ограничено, когда реакция получена с требуемой степенью точности. Кроме того, следует помнить, что математическая идеализация любой сложной конструкции уже включает в себя меньшую надежность при оп- ределении высших форм колебаний. По этой причине также целесооб- разно ограничивать число форм колебаний, рассматриваемых при анализе динамической реакции. Этап 8. Определение параметров упругих восстанавливающих сил. Процесс изменения перемещений системы можно рассматривать как основную характеристику ее реакции при динамической нагрузке. Как правило, другие параметры реакции, такие, как напряжения и усилия, в различных элементах конструкции могут быть вычис- лены по известным перемещениям. Например, силы упругости fs, препятствующие деформациям сооружения, определяются с по- мощью выражения (9.6) (0 = kv (0 = k®Y (0. (12.43) Другое выражение для упругих восстанавливающих сил может быть применено, когда частоты и формы свободных колебаний оп- ределены из решения задачи о собственных значениях в форме еди- ничных перемещений [см. (11.17)]. Записывая выражение (12.43) в составляющих для разных форм колебаний, получаем: fs (0 = kept Fj (0 + кф4 (0 +кфз Y3 (0 4-... и, подставляя в него выражение (11,39), fs (0 = со? Шф! Yi (04- со? шф2 Ya (0 +(0? тср3 Y3 (0 4- ..., в матричной форме имеем: 1$(О=тФ[ю»Уп(0], (12.44) где [<в* Уп(01 — вектор модальных амплитуд, умноженных на квадраты со- ответствующих частот. 160
В (12.44) упругая восстанавливающая сила, связанная с каж- дым модальным компонентом, заменена эквивалентным выражением модальных сил инерции. Эквивалентность этих выражений выте- кает из равновесия сил при свободных колебаниях [см. (12.29)1. Такая замена справедлива для любого момента времени и даже для случая статического анализа. Поскольку в (12.44) каждая форма умножается на квадрат мо- дальной частоты, очевидно, что высшие формы колебаний при определении сил оказывают большее влияние, чем при определении перемещений. Поэтому необходимо при нахождении с желаемой точностью упругих восстанавливающих сил учитывать большее число модальных составляющих, чем при определении перемещений. Пример 12.1. Отдельные моменты метода суперпозиции форм колебаний будут показаны в примере расчета трехэтажной рамы, рассмотренной в при- мере 11.1 (см. рис. 11.1). Для удобства динамические и физические характеристики системы при- ведены ниже: Г1 О О килофунт X с2/дюйм; или 1 т = 0,178 О О ’тс-с2/см'; или к =600 —1 01 3 —21 килофунт/дюйм —2 5] О О 1 —1 0 1 —1 3 —2 к =107 —1 0 Г 14,51 W = 31,1 .46,1. 1,000 —0,601 —0,676 0' —2 тс/см 5. рад/с, ’1,000 Ф= 0,644 0,300 1,000] —2,57 2,47 Теперь, полагая, что конструкция недемпфирована, определим свобод- ные колебания системы при следующих начальных условиях: v(/=0) = ГО, 51 0,4 0,3. дюйм = г 1,27 1,01 0,76 см'; <(/=0) = •°] ГО 9 дюйм/с = 22,86 о] |_о см/с. Модальные амплитуды координат, связанные с начальными перемеще- ниями, выражены в форме уравнения (12.5). Записывая полный ряд уравне- ний в матричной форме, получаем выражение Y (/ = 0) = М-1Ф7' mv (/ = 0) 170
(которое также можно было получить при объединении выражений (12.31) (12.2)]. Из приведенных выше данных о массе и формах колебаний получаем матрицу обобщенных масс ’1,801 0 0 М = 0 0 2,455 О 0 23,10 откуда видно, что эти члены являются такими же, как коэффициенты нормирования, вычисленные в примере 11.3. Умножением обратных вели- чин этих членов на транспонированную матрицу форм колебаний и матри- цу масс получаем: М~1фгт = ’0,555 0,536 0,3331 0,407 —0.366 —0,550 0,043 —0,167 0,214 Отсюда начальные модальные амплитуды координат выражаются в виде этого произведения матриц и заданных начальных перемещений Y (/ = 0) = М1 Ф7 ш ’ 1,27’ 1,01 0.76 1,5031 —0,274 0,048 см; ГО,5] 0.4 0,3. ’ 0,592’ —0,108 0,019 дюйм, а модальные скорости координат —умножением того же произведения на на- чальные скорости Y (/ = 0) = М-1®7"™ ГО 22,86 0 Г 12,2601 —8,382 —3,810 см/с; Г 4,831 —3,30 —1,50 дюйм/с . Реакция при свободных колебаниях недемпфированной конструкции по каждой форме имеет вид (/ = 0) Уп (0 =----------- sin «п t+Yn (/==0) COS G>„ t, “и откуда, используя начальные условия для модальных координат, опреде- ленные ранее, и величины модальных частот, получаем: Л (01 0,332 sin (Dj t —0,106 sin о>21 —0,033 sin (1>з t 0,592 cos tOj t —0,108 cos a>2t 0,019 cos co3 t (дюймы) + у а (0 Уз WJ 0,846 sin О)! t —0,270 sin <n2 t —0,083 sin <b3 t 1,503 cos t —0,274 cos <d2 t 0,048 cos <o31 (cm) . Из этих результатов для отдельных форм колебаний можно с исполь- зованием зависимости v (/) = ФУ (/) для принципа суперпозиции опреде- лить свободные колебания каждого этажа. Очевидно, что эти колебания вклю- чают долю каждой собственной формы колебаний. Пример 12.2. В качестве еще одного примера сложения форм колебаний определим реакцию системы на рис. 11.1 под действием синусоидальной им- 171
Г1 2 2 Т 2 2 Pi (0 Рз (О _Рз (0. пульсивной нагрузки от взрыва. Для этой цели нагрузку можно выразить в виде (226,5 тс) cos t; л (500 килофунтов) cos--t, где /1 = 0,02с, 2/х 2 < < 2 Для этой кратковременной нагрузки можно принять, что реакция при каждой форме колебаний имеет вид свободных колебаний с амплитудой, определяемой спектром импульса на рис. 5.6. Таким образом, в течение начальной фазы реакции, когда затуханием можно пренебречь, реакция при каждой форме собственных колебаний имеет вид Уп(0==^п-^-sinWnC (а) где Kn = Mn<s>*n; Роп X 500 килофунтов. Использование данных примера 12.1 дает: К 2 3 0,178 1,80 2,455 23,10 (14,5)21 (31,1)2 * (46,1)2 ' 67,5 422,2 8739,8 тс/см; Г 1,80 (14,5)2' 2,455 (31,1)2 [23,10 (46,1)2 ’ 379’ 2372 49100 килофунт/дюйм; Pt Pi .Рз- т Ч> Г 226,5 453,0 453,0 654’ — 352 тс; 181 5001 Г 1444’ 1000 =1 —777 1000J [ 400 килофунт. (в) Параметры относительной продолжительности импульса для форм коле- баний этой конструкции Р1/Л1 Ui/^J 0,02 2л W1 <02 со3 '0,046' 0,099 0,147 и с учетом данных рис. 5.6 получим следующие коэффициенты динамич- ности для разных форм: Di u>3J ГО, 18 4 0,39 0,57 (г) 172
Подставляя выражения (б) — (г) в соотношение (а), получим: ГЛ (/)1 Л W [Л (0 J '( 1,742) sin 14,5/' (—0,325) sin 31,11 см’; ( 0,012) sin 46,1 / '( 0,686) sin 14,5/' (—0,128) sin31,1/ дюйм. ( 0,005) sin 46,1/ (д) суммой Следует отметить, что колебания верхнего этажа будут простой модальных перемещений, определяемых соотношением (д), так как для каждой формы колебаний собственный вектор содержит верхний элемент, равный единице. Тем не менее на уровне, например, второго этажа следует учитывать относительные перемещения при разных формах колебаний, т. е. выражение для сложения форм колебаний принимает вид /1,123 sin 14,5/0,195 sin 31,1/ —0,033 sin 46,1/ [см] о2 (/) = S<p2n v) = 442 sjn ] 4; 5^ g j Q77 sin 31,1 / — 0,013 sin 46,1 / [дюйм]. (е) Аналогично упругие силы при взрывной нагрузке определяются выраже- нием (12.39) и для рассматриваемой системы с сосредоточенными массами на уровне второго этажа равны: fsi (0 = “n Yn (t) <P2n = J139 sin 14,5/4-112 sin 31,1/ — 41 sin 46,1/ [килофунт]; (62,96 sin 14,5/4-50,73 sin 31,1/— 18,57 sin 46,11 [тс]. (ж) Из сравнения выражений (е) и (ж) видно, что вклад высших форм коле- баний имеет большее значение при определении упругих восстанавливающих сил, чем при определении перемещений. Пример 12.3. Для конструкции, представленной в примере 11.1, следует определить полную матрицу затухания таким образом, чтобы параметр затухания по первой и третьей форме колебаний составлял 5% критического. Принимая затухание по методу Релея, т. е. при Ь, равном нулю и единице [см. выражение (12.17)], можно вычислить коэффициенты пропорциональ- ности а0 и flj из общей формы (12.24) с учетом значений частот, приведенных в примере 12.1: откуда 0,051_____1_ О,Об] ~ 2 1 14,5 14,5 _ 46,1 46,1 а0 «г а0 Л. 110 1 .0,165]' Следовательно, с = ПО m 4" 0,165 к или, ные в примере 12.1, 209 —99 0 —198 используя матрицы, приведен- —99 О' 462 — 198 килофунт X с/дюйм X (0,178 тс • с/см). ’"3 715 с = Теперь интересно определить, какой параметр затухания соответствует в этой матрице для второй формы .колебаний. Ислользу.я.ыорое соотношение 173
в матричном уравнении (12.24) (при = 0), получим: £ = —Г- 52 2 31,1 Таким образом, подставляя ранее вычисленные величины а0 и alt полу- чаем: £2=0,0433 = 4,33 %. Следовательно, если учитываются только первый и третий параметры затухания, то параметр затухания для второй формы колебаний получается вполне приемлемым. ГЛАВА 13 ПРАКТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ АНАЛИЗА КОЛЕБАНИЙ СООРУЖЕНИЙ 13.1. ПРЕДВАРИТЕЛЬНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ Из изложенного материала видно, что динамическая реакция любой упру- гой системы легко определяется методом сложения форм колебаний после нахождения собственных частот и векторов. Более того, в большинстве прак- тических случаев для выполнения расчетов с требуемой точностью необхо- димо учитывать сравнительно небольшое число форм колебаний. В связи с этим следует помнить, что динамические характеристики сооружения и на- грузки обычно известны весьма приближенно, поэтому модели и методы расче- та должны обеспечивать сопоставимую степень точности. Тем не менее в при- кладных задачах динамики сооружений рассматриваются различные моде- ли—от весьма упрощенных математических моделей с несколькими степенями свободы, для которых требуется при приближенном динамическом анализе рассмотрение только одной или двух форм колебаний, до весьма сложных мо- делей метода МКЭ, включающего сотни и даже тысячи степеней свободы, из которых около 50 или 60 оказывают существенное влияние на параметры реакции. Для эффективного выполнения такого широкого диапазона аналити- ческих преобразований, очевидно, необходимы самые различные методы ана- лиза колебаний. В этой главе изложены некоторые из расчетных методов и подходов, эффективность которых подтверждена практикой расчетов. Сначала будут рассмотрены два простых метода: метод Стодолы и метод Хольцера, которые с успехом применяются для динамического анализа си- стем, имеющих до десяти степеней свободы, с помощью настольных вычисли- тельных машин. Поскольку решение определителя (11.6) весьма неэффектив- но для систем с числом степеней свободы больше 2—3, он мало используется в практических расчетах. Два этих метода основаны на итеративном процес- се, но существенно различаются по принципу анализа. В методе Стодолы в качестве начального приближения принимается форма колебаний системы, которая последовательно уточняется до удовлетворительной аппроксимации истинной формы колебаний, а затем из уравнения движения определяется частота колебаний. В методике Хольцера начальное приближение задается в виде частоты колебаний, которая последовательно уточняется, пока не будут удовлетворены граничные условия; форма колебаний определяется в процессе удовлетворения граничных условий. Остальная часть главы посвящена методам анализа больших систем, вы- полняемого с помощью ЭВМ. В принципе оба метода ручного счета могут быть запрограммированы для ЭВМ и использованы для анализа колебаний, но все же следует’сначала'детально изучить задачу расчета, перед тем как выбирать алгоритм.исследоваиия больших систем. Ниже обсуждаются некоторые пр ин- 174
ципы и особенности анализа таких систем без рассмотрения деталей програм- мирования на ЭВМ. Первый из обсуждаемых вопросов касается уменьшения числа динамических степеней свободы при расчете. Такое уменьшение — весь- ма эффективный прием при анализе больших'систем. Затем рассматривается несколько фундаментальных принципов итерации матричных вычислений, которые используются при последующем обобщении метода Стодолы. Глава за- канчивается кратким обзором задачи о представлении динамической матрицы в симметричной форме, что позволяет при анализе колебаний сооружений ис- пользовать эффективные программы для решения задачи о собственных зна- чениях, имеющиеся в большинстве вычислительных центров. И, наконец, очень кратко рассматривается специальный класс колебательных систем, включающий системы из свободных тел без ограничений или с частичными ограничениями, исследование которых требует модификации стандартных методов анализа сооружений. 13.2. МЕТОД СТОДОЛЫ 13.2.1. Анализ основной формы колебаний. По-видимому, на- илучшим методом для ручного счета является итеративный метод анализа, предложенный Стодолой. В современном виде метод форму- лируется в матричной форме и поэтому его также называют ите- рацией матриц. Метод основан на выражении (11.17), которое мо- жет быть представлено в виде —^-v=7mv. (13.1) Произведение матриц 1m в этом уравнении характеризует все динамические свойства сооружения и называется динамической матрицей D, т. е. D = fm. (13.2) Тогда (13.1) можно записать в виде -y-v = D;. (13.3) ш2 Выражение (13.3) удовлетворяется только при векторе истин- ных форм колебаний. Таких форм N, и основная задача метода Стодолы заключается в их определении (или желаемого числа форм). Для начала вычислительного процесса необходимо задать пробный вектор у'^’.Он должен характеризовать, по возможности, наилучшую оценку первой формы колебаний; амплитуду колебаний выбирают произвольно. Нижний индекс 1 используется для обозначения пер- вой формы колебаний, а верхний индекс (0) показывает, что он от- носится к начальному приближению. Если эту форму подставить в правую часть выражения (13.3), то новая форма колебаний полу- чается при умножении его слева на D: v<4 =Dv<°>. (13.4) В принципе новая форма колебаний будет отличаться от перво- начальной (если последняя не является истинной). Обозначим ее 175
верхним индексом (1). В действительности выражение (13.4) нельзя записать непосредственно, поскольку частота колебаний неизвест- на. Поэтому обозначим через v(1) произведение D на предполагае- мую форму колебаний v<10,1 т. е. v<1)=Dv<°), (13.5) где v/1’ пропорционален вычисленной форме, l/<nj — неизвестный коэффи- циент пропорциональности. Сравнивая выражения (13.4) и (13.5), получаем (13.6) Если предположить, что вычисленная амплитуда одинакова с первоначально принятой амплитудой, то для определения частоты можно использовать выражение, эквивалентное (13,6). Рассматри- вая перемещения произвольной точки k, получаем: (13.7) (01 или (13.8) 4г Если предполагаемая форма является истинной формой коле- баний, то при рассмотрении отношения (13.8) для любой коорди- наты системы получим ту же самую частоту колебаний. В принципе вычисленная форма v<*> будет отличаться от v(0>, для каждой координаты перемещений также получим разные зна- чения. В этом случае истинная частота первой формы собственных колебаний находится в интервале между максимальным и мини- мальным значениями, вычисленными с помощью (13.8): Следовательно, лучшее приближение для частоты может быть получено осреднением результатов.Часто для лучшего осреднения распределение масс используется как весовой коэффициент. Тогда, записывая вектор, эквивалентный (13.7), и умножая обе его части слева на (v^’^m, получим для <в2 следующее выражение: Выражение (13.10) характеризует наилучшее приближение для частоты колебаний, которое можно получить с помощью одного шага итерации при произвольно заданной форме v<0>. Оно эквивалент- но выражению (3.22) для улучшенного метода Релея. Следовательно, вычисленная форма v< является лучшим приближением для пер- вой формы колебаний, чем первоначальное допущение у[°>. Если 176
v”> и производную форму v<2) использовать в выражениях (13.8) или (13.10), то оценка получаемой частоты будет лучше, чем при первоначальном допущении. При последовательном повторении этого процесса можно улучшить оценку формы колебаний до любой желаемой степени точности. Другими словами, после s циклов (13.11) (Of где коэффициент пропорциональности между и у*/-может быть опре- делен с точностью до любого десятичного знака. Рис. 13.1. Анализ рамы методом Стодолы а —схема рамы; б — коэффициенты матрицы жесткости (1 килофунт с2/дюйм=0,178 тс с2/см; 600 килофунт/дюйм= 107 тс/см) Если результаты итеративного процесса сходятся к этой вели- чине, истинная частота определяется равенством перемещений в любом уровне (желательно в уровне максимального перемещения): го? (13.12) Когда найдена истинная форма колебаний, нет необходимости проводить осреднение результата в соответствии с (13.10). Пример 13.1. Метод Стодолы будет применен при вычислении формы и ча' стоты первой формы колебаний трехэтажного каркасного здания, показан' ного на рис. 11.1 и 13.1. Хотя матрицу единичных перемещений для этой си- стемы можно легко получить обращением матрицы жесткости, определенной в указанном примере, мы вычислим ее здесь, чтобы продемонстрировать при- менение единичных сил вдоль каждой степени свободы. По определению про- гибы при этих единичных силах, показанных на рис. 13.1, являются коэффи- циентами единичных перемещений. Тогда матрица единичных перемещений системы равна: f = k“l Г и 5 . 2 5,607 ГП 5 2 1 3600 3600 5 5 2 5 5 2 21 2 дюйм/килофунт 2J 2‘ 2 см/тс. 2 177
Умножая ее на матрицу масс, получаем динамическую матрицу 1 Г11 = f m =------- 5 2 7,5 4] 7,5 4 <?. 3 4 J Итеративный процесс в соответствии с (13.5) удобно выполнять в таблич- ной форме. Сравнительно неудачно заданный пробный вектор v{°> может быть использован в этом примере, чтобы показать хорошую сходимость процесса 1 3600 ГН 7,5 7,5 3 v(0) 41 Г1 4 1 4j [1 2 V<1> v<i) ;<2> v|2) v<s> г 22,51 1,00 18,1 1,00 17,26 16,5 0,73 12,1 0,67 11,26 9 0,40 5,8 0,31 5,25 v(3) v<4> y<5) 1,00 17,08 1,000 17,04 0,65 11,08 0,646 11,04 0,30 5,15 0,301 5,14 t Окончательная форма D 5 Коэффициент 1/3600 не учитывался в этой стадии расчетов, поскольку важна только относительная форма колебаний. Формы колебаний нормиро- ваны путем деления на. наибольший компонент перемещений [см. выражение (13.114)]. После четырех циклов вычислений форма колебаний получена с точ- ностью, соответствующей точности расчетов на логарифмической линейке, и согласуется с результатами расчетов при раскрытии определителя (см. пример 11.2). Частоту первой формы колебаний можно определить из соотношения (13.12) для наибольшей компоненты перемещений или с учетом (13.117) 1,000 со? = - 1 =-------------------= 211; со, = 14,5 рад/с. 1 ой’ 1/3600 - 17,04 1 ’ Р w Отметим, что коэффициент 1/3600 теперь включен в расчет с вели- чиной Интересно также определить диапазон частот после первого цикла вы- числений [см. соотношение (13.9)]: »Г°1’ 3600 . 41’ 3600 (^=-^-=^=160; (со?)мано=-^= — = 400. Следовательно, после первого цикла вычислений для указанной системы частота определена с недостаточной точностью (в связи со сравнительно не- удачно заданным пробным вектором). Однако после первого цикла усред- нения можно получить очень хорошее приближение согласно выражению (13.10): [22,5 24,75 18,00] 3600 [22,5 24,75 18,00] '22,5" 16,5 9,0 65,25 X 3600 - =218 1077 Указанный первый цикл приближения аналогичен улучшенному методу Ре- лея (/?Х1), рассмотренному в примере 8.3. 13.2.2. Доказательство сходимости. Итерационный процесс ме- тода Стодолы должен сходиться к первой форме колебаний. Это можно в принципе показать, рассматривая его последовательные 178
этапы: вычисление инерционных нагрузок, вызываемых любой пред' полагаемой формой; определение прогибов от этих нагрузок; вы- числение инерционных нагрузок, вызываемых вычисленными про- гибами, и т. п. (рис. 13.2). В математической форме этот принцип имеет следующее объяснение. Первоначально принятая форма колебаний выражена в нормальных координатах [см. уравнение (12.2)]: у(о> = ФУО> = <р1У(0’+<раУ<») + + ф3/!/»+..., (13.13) в котором У<°> — относитель- но большая величина при удачном выборе пробной фор- мы. Силы инерции при этой форме колебаний с частотой первого тона равны [см. вы- ражение (11.33): 00>=й)£ mv[l’)=<B£in®Y(0>. (13.14) Представляя v<°> в развер- нутой форме в соответствии с (13.13) и принимая coj = == a$(®i/®n)a, получаем: |)о, = т|ф1£о«Уе>>+ ( ®t Л* —Ч +«Рз«^0,Х \ «2 / Рис. 13.2. Физическое объяснение итера- ционной процедуры метода Стодолы а — предполагаемая форма б, г—резуль- тирующие инерционные силы соответственно 1 и в — вычисленная форма (13.15) Прогибы при этих инерцион ных силах V<1’ = fm |фх ш» У<»>4-Ф2У<°> f—У+ .. .1, или N vx1)= У, ТтфпСо^УА1’, (13.16) л=1 где . y‘nus(—Yvk0’. (13.17) ......у.' \ “n / Замечая теперь из (11.39) (умноженного Ha~f), что <Pn = to«fnwpni (13.18) 179
можно записать выражение (13.16) в виде N v<i>= Ч’аУп>=ФУ(1>, (13.19) п= 1 которое по своей форме эквивалентно выражению (13.13), но пред- ставлено в относительных перемещениях. Аналогичное преобразование для следующего цикла итерацион- ного процесса определяет прогибы у<2) = ФУ<2) = Ф (13.20) Продолжая этот процесс для s циклов, получаем: v<s) = ®y<s> = ® |7 —YSyd -ф!/!0’. I? “п / J (13.21) Последнее равенство в этом выражении вытекает из того, что коэффициент для первой формы колебаний значительно больше всех других коэффициентов, т. е. (13.22) / W, I <0, \2s 1» — »— »• \ О>2 / \ G>3 / Из выражения (13.22) видно, что вклад высших форм колебаний в v<s> может быть сделан сколь угодно малым путем выполнения достаточного числа циклов итераций. Тогда первая форма колеба- ний определяет получаемую форму. С учетом изложенного процесс должен сходиться к первой форме собственных колебаний, поскольку ее вклад в первоначально принятую форму vj0» не равен нулю. 13.2.3. Анализ второй формы колебаний. Доказательство сходи- мости итерационного процесса Стодолы к первой форме собственных колебаний содержит также указание, в какой форме эта методика может быть использована при вычислении более высоких форм коле- баний. В развернутом виде выражение (13.21) равно: , . / ш \2s ' \2s / m \2s V(S) = <P1 - по)+ф21 - Т<»> + ф3 -- По, + ... (13.23) \ Ш1 / \ :, / \ <°3 / Из этого выражения ьидно, что при — 0 процесс должен сходиться к второй форме колебаний. Если же и }Д0) = 0, то он сходится к третьей форме и т. д. Таким образом, для вычисления второй формы колебаний с помощью итерации матриц необходимо в качестве пробной формы принять v<°>, которая не содержит ком- понент первой формы (знак тильда над символом обозначает форму колебаний, которая не содержит компонент первой формы). Исключение компоненты первой формы из произвольно принятой второй формы колебаний обеспечивается условием ортогональ- ности. Рассмотрим любую произвольно принятую вторую форму колебаний, выраженную в виде ее компонент: V<0> =фу(0> (13.24) ISO
Умножая слева обе части этого выражения на <р[т, получаем: ф[ mv^0) = ф[ тф! У^о) 4~ф[ пмр2 + ..., (13.25) где правая часть выражения сводится к значению только первой формы колебаний в соответствии с условиями ортогональности. Из выражения (13.25) можно определить амплитуду компоненты первой формы фТ mv£0) . (13.26) Mi Таким образом, если эта компонента исключается из принятой формы колебаний, то оставшийся вектор можно назвать усеченным: v‘0)=:v<o> —ф! У<0>. (13.27) Этот усеченный пробный вектор будет сходиться ко второй форме колебаний в процессе Стодолы. Однако в процессе вычислений происходит накопление ошибок, в результате чего в пробном векторе проявляются компоненты пер- вой формы, поэтому необходимо повторять эту операцию усечения в каждом цикле итерационного процесса для обеспечения его схо- димости ко второй форме колебаний. Удобным приемом усечения пробного вектора для компоненты первой формы колебайий является замещающая матрица, ко- торую можно получить подстановкой Ур> из уравнения (13.26) в уравнение (13.27), т е. ?<0) = v<0> - ф!фТ mv<»’ sSiV<0>, (13.28) где замещающая матрица Sx для первой формы колебаний имеет вид Как видно из выражения (13.28), эта матрица обладает свойством исключать компоненту первой формы колебаний из любого проб- ного вектора, на который эта матрица умножается слева. При этом получаем только форму колебаний в виде усеченного вектора. При проведении анализа с использованием процесса Стодолы можно с помощью замещающей матрицы добиться того, чтобы ре- зультаты сходились ко второй форме колебаний. В этом случае выражение (13.4) имеет вид J-7a-i = Dv^>. ........(13.30) (±>JJ Это означает, что пробная вторая форма колебаний, не содер- жащая компоненты первой формы, сходится ко второй форме соб- 181
ственных колебаний. Подставляя выражение (13.28) в (13.30), получаем: -J-v<1’ = DS1v‘«»=D3v‘»>, ’ (13.31) 105 где D^DSj (13.32) является новой динамической матрицей, которая исключает ком- поненту первой формы из любой пробной формы (v^°>) и таким обра- зом автоматически сходится ко второй форме колебаний. При ис- пользовании динамической матрицы D2 анализ второй формы коле- баний абсолютно эквивалентен анализу первой формы, рассмотрен- ному выше. Таким образом, частота может аппроксимироваться эк- вивалентным выражением (13.10) mv^> v^1’ mv^1’ (13.33) где ?<1’ = D2v<»’ и анализ можно проводить до любого заданного уровня сходимости. Само собой разумеется, что первая форма должна вычисляться до определения второй формы колебаний. Таким же образом собствен- ный вектор фх при вычислении замещающей матрицы Sx должен определяться с большой точностью, если при анализе второй формы колебаний нужно получить удовлетворительные результаты. Обыч- но ординаты второй формы колебаний будут примерно на порядок меньше, чем для первой формы. Пример 13.2. В качестве примера проведения анализа высших форм колебаний с помощью итерации матриц определим вторую форму собствен- ных колебаний рамы для примера 13.1. В рассматриваемом случае заме- щающая матрица будет определена из выражения (13.154) [а не из выра- жения (13.29)] потому, что оно более приемлемо при проведении расчетов с помощью логарифмической линейки, особенно в случаях, когда нужно исключить только одну форму колебаний. Из (13.154) замещающая матрица для первой формы колебаний имеет вид — (ф^Шз)-1^ Шг) где для системы (из примера 13.1) фх — [1,000 0,646 0,301] и ms—первый столбец матрицы массы: mJ" = [1 0 0]. Таким образом, фхтв = 1. Аналогично тг соответствует оставшимся столбцам матрицы масс шг = го о 1,5 0 0 2,0 18?
что приводит к <р{гпг= [0,969 0,602], откуда замещающая матрица для пер вой формы S2 —0,969 —0,602’ 1 0 О 1 а динамическая матрица для второй формы собственных колебаний Dg — DSi 1 3600 —3,16 2,66 1,06 —2,621 0,99 2,80 Итерационный процесс решения для собственной частоты и вектора коле- баний второго тона с использованием динамической матрицы приводится ни- же в той же последовательности, как в примере 13.1. Очевидно, что в этом слу- чае только выражение vj=[y22 п32] должно быть включено в пробный вектор v<0), так как перемещение v12 верхнего этажа определяется из условий ортого- нальности. Это перемещение нельзя определять до тех пор, пока не будет достигнута сходимость решения для vr: Da v<° V<!> v^1’ v'2> 1 Г—з.1б 2,66 —2,62 0,99 1 3,65 0,95 3,52 X 3600 v<2 1,06 > v<3) * 2 2,80. 4»> v< *2 1 4) 3,86 v(4> —1,46 1,00 3,81 1,00 X 0,92 3,44 1,00 3.77 0,91 1,00 3.41 3,76 0,91 1,00 —0,62 —0,68 t Окончательная форма В полученном решении перемещения были нормированы делением на наи- большее из двух перемещений, рассмотренных в процессе итерации. Следова- тельно, значение о21, вычисленное после сходимости vr, оказалось больше 1; этот вектор был вновь нормирован в последнем столбце, чтобы сравнить форму колебаний с формой, полученной ранее в примере 11.2. Небольшое расхожде- ние объясняется накоплением ошибок в этих расчетах, сделанных с помощью логарифмической линейки. -*< Частота второй формы колебаний, вычисленная по результатам послед- него итерационного цикла, равна: шз=^Е= --------!----= 958 2 (1/3600)3,76 и хорошо согласуется с величиной 966, полученной в примере 11.1. Конечно, сходимость метода будет обеспечена, если при вычислениях учи тывается достаточное число знаков. 13.2.4. Анализ третьей и последующих форм колебаний. Из из- ложенного видно, что замещение можно применять и для усечения пробного вектора компонент как первой, так и второй формы коле- баний, что обеспечит сходимость процесса Стодолы к третьей форме. Принимая усеченный пробный собственный вектор для третьей фор- мы колебаний по аналогии с выражением (13.27) в виде = —фхГр”— <р2К£«’ (13.34) 183
и используя условия ортогональности v<°> по отношению к и q>2: <p^niv^0) = 0= <pf mv^0)—Л11У|0); ф2 mv^0) = 0= ф2 mv^’—Л/а FJ0’, получаем выражения амплитуд пробного вектора v£°> для первой и второй формы собственных колебаний: У^о>=-А-фТщу^); (13.35а) у<о> ’ фгту<о), (13.356) Л12 2 что эквивалентно выражению (13.26). Подставляя эти значения в выражение (13.34), получаем: или v!tn) = [l--^-ф1Ч>[т— -^-ф2фГт] v^»’ . (J3.36) L "h. * т2 2 J Выражение (13.36) показывает, что замещающая матрица S2, ко- торая исключает компоненты первой и второй формы колебаний из v(30), может быть получена простым вычитанием члена для второй формы колебаний из замещающей матрицы (13.29) для первой фор- мы, т. е. S^Si—-^-фафТ'т, (13.37) где операция замещения матрицы имеет вид v<3°> = S2 v<3<”. (13.38) Соотношение Стодолы для анализа третьей формы колебаний может быть записано по аналогии с выражением (13.31): -4-v^> = Dv<»> = DS2v<<»hD3V<3'” . (13.39) (О3 Следовательно, эта модифицированная динамическая матрица D* выполняет функцию исключения компонент первой и второй формы колебаний из пробного вектора v£°> и, таким образом, обеспечивает сходимость к третьей форме колебаний. Этот процесс можно применить и при последовательном анализе более высоких форм собственных колебаний системы. Например, при вычислении четвертой формы замещающая матрица S3 прини- мется в виде т, е. vp>=S#vJ0’. (13.41) 184
Соответствующая динамическая матрица имеет вид D4 = DSs. Соответствующие матрицы для определения любой формы коле- баний могут быть легко получены по аналогии, т. е. Sn = Sn _ 1 — —— <pn m, Dn+i = DSn . (13.42) /Hn Очевидно, что самое важное условие использования данного ме- тода—предварительное вычисление всех низших форм собственных колебаний до любой формы колебаний высшего порядка. Очень важ- но также определять низшие формы с большой степенью точности, чтобы замещающая матрица при определении форм колебаний выс- шего порядка приводила к хорошим результатам. Обычно этот про- цесс применяется для определения не более четырех-пяти форм собственных колебаний. 13.2.5. Анализ высшей формы колебаний. Представляет, по крайней мере, академический интерес использование метода Стодолы для определения высшей формы колебаний сооружений. Если выра- жение (13.1) умножить слева на co2m-1k, то можно записать следую- щее соотношение: <o2v = Ev, (13.43) в котором динамические характеристики системы определяются мат- рицей , «I Esm-iksD-1. (13.44) Если ввести пробный вектор для высшей N-й формы колебаний, то соотношение (13.43) принимает вид, аналогичный (13.4), ®V#’=Evtf’. (13.45) Таким же образом использование (13.8) и (13.10) приводит к приближенным значениям для частоты N-й формы колебаний: (13.46а) или mvN (13.466) где Вычисленная форма v/P представляет собой лучшую аппрокси- мацию для высшей формы колебаний, чем первоначальное допуще- ние. Поэтому если ее использовать в качестве нового пробного век- тора и повторить процесс необходимое число раз, то высшая форма колебаний будет определена с любой степенью точности. 185
Доказательство сходимости этого процесса к высшей форме соб- ственных колебаний выполняется точно так же, как при анализе низших форм. Существенным отличием этого доказательства будет то, что член в знаменателе значительно больше числителя. Это приводит по аналогии с (13.22) к соотношению 1 » °>N-l ®N—2 2s I» MN—3 (13.47) » что свидетельствует об увеличении частот для форм колебаний более высокого порядка. Анализ следующей более высокой фор- мы колебаний может быть выполнен с помощью замещающей матрицы и в принципе выполняется аналогично. Однако поскольку сходимость итерационного процесса значительно меньше, чем при использовании обычного метода Стодолы для низших форм коле- баний [см. (13.45)], указанный подход редко используется, кроме случаев оценки наивысшей частоты собственных колебаний соору- жения. Пример 13.3. Анализ третьей формы колебаний трехэтажной рамы, рассмотренной в примере 13.1, можно выполнить вычислением замещающей матрицы для вто- рой формы колебаний, которая определяет динамическую матрицу и обеспечи- вает сходимость процесса к третьей форме] колебаний. Однако проще и точ- нее в общем случае определить высшую форму колебаний итерацией жесткости в форме динамической матрицы. Этот подход иллюстрируется ниже. Матрица жесткости и матрица, обратная матрице масс, для системы на рис. 13.1 име- ет вид к = ’ 1 600 —1, 0 ' 1 107 —1 0 —1 3 —2 —1 3 —2 —0 —2 килофунт/дюйм; 5] О’ —2 5 тс/см, где 107 = 600-0,178; дюйм/(килофунт • с2); пт*’ 5,607 6 см/(тс-с2). Тогда жесткость в форме динамической матрицы равна: E=m-1 к= 100 —6 12 -6 01 —8 с"2. 15 Г 6 Принимая в качестве начального вектора примерную форму для третье- го тона колебаний, выполняем итерационный процесс, как показано ниже, 186
следуя табличной форме примера 13.1. Е Vi,»’ 41’ 6 —6 °] —1 — 12 100 —4 12 —8 1 24 0 —6 15 —1 — 21 V?’ v33) V (3) v3 7<4’ —0,43 —8,58 —0,41 —8,40 1,00 21,00 1 00 21,20 -0,91 — 19,65 —0,95 -20,10 —0,50 1,00 —0,88 -9,0 21,0 —19,2 v£” —0,394 —8,36 1,000 21,24 —0,956 —20,34 Л t Окончатель- ная форма V<!> 7^1 Из таблицы видно, что итерационный процесс сходится к высшей форме колебаний значительно медленнее, чем к первой форме колебаний в примере 13.1. Это является общей особенностью метода Стодолы, окончательная форма хорошо согласуется с результатом решения задачи при раскрытии определи- теля (пример 11.1) и получена с хорошей точностью при использовании лога- рифмической линейки. Частота из последнего цикла итерации [см. выраже- ние (13.46а)] равна: „ 4? 21,24-100 , , = = —j—=2124’ 23 что также согласуется с величиной, полученной в примере 11.1. Величина 100 в этом выражении является сомножителем из динамической матрицы Е. 13.3. АНАЛИЗ УСТОЙЧИВОСТИ МЕТОДОМ ИТЕРАЦИИ МАТРИЦ Итерационный метод Стодолы для определения собственных чисел и векторов можно также использовать при наличии в эле- ментах конструкций осевых сил, если они не изменяются в про- цессе колебаний сооружения. Для любой заданной схемы осевых нагрузок уравнение Стодолы, эквивалентное (13.44), может быть записано в виде -L-v£D = DvV”, (13.48а) “1 где D = k-1m. (13.486) Здесь к = к — ко — матрица приведенной жесткости с учетом влияния геометрии системы на жесткостные характеристики [см. выражение 9.20)]. Частоты и формы собственных колебаний можно определить ме- тодом Стодолы, как для системы без осевых нагрузок [см. (13.48а)]. Влияние осевых сжимающих усилий сводится к уменьшению же- сткости элементов сооружения и приводит, таким образом, к сниже- нию частот собственных колебаний. В пределе частота стремит- ся к нулю и уравнение задачи о собственных значениях системы при статических нагрузках принимает вид (k-X0k00) v=0. (11.24') 187
После умножения этого уравнения слева на (Шс) f имеем: -г— v=Gv, (13.49а) Ао где G=lkG0. (13.496) Выражение (13.49а) записано в той же форме, как и соотношение Стодолы, и может быть решено тем же методом итераций. Собствен- ные числа, обеспечивающие неравенство нулю v, характеризуют кри- тические нагрузки, которые определяются параметром Хо. Если пробный вектор для первой формы потери устойчивости обозначить V*0’ , то итерационный процесс определяется соотношением -U— v<i> = Gv<0>. (13.50) ЛО1 Когда итерационный процесс используется для определения форм потери устойчивости, он называется методом Вианелло по имени специалиста, впервые применившего этот метод для анализа устойчивости сооружений. Метод Вианелло в принципе аналогичен методу Стодолы для анализа форм колебаний и не требует допол- нительных пояснений, за исключением условия ортогональности, которое при определении высших форм потери устойчивости имеет вид ФткооФп = 0, т^п. (13.51) Однако, как правило, интерес представляет только низшая форма потери устойчивости, и поэтому нет необходимости рассмат- ривать методику анализа высших критических форм. Пример 13.4. Рассмотрим применение метода Вианелло для анализа пер- вой критической нагрузки однородной консольной колонны под действием собственного веса (рис. 13.3,а). Система дискретизирована путем деления на три равных элемента, и в качестве степеней свободы рассматриваются боковые перемещения каждого узла. Предполагается, что равномерно распределенный вес колонны сосредоточен по концам элементов. Следовательно, 1/6 собствен- ного веса сосредоточена вверху колонны и по 1/3 веса — в промежуточных узловых точках. Значения осевых сил N в трех элементах колонны от сосредо- точенных нагрузок показаны на рис. 13.3, б. При использовании линейного приближения [см. (10.36)] матрица упру- гой жесткости колонны имеет вид 0 /1 Zi лгх n2 n2 , +-J —7— *1 *2 *2 Z2 l2 и играет роль матрицы геометрической жесткости kG0. При последовательном приложении единичных сил к каждому из трех узлов и вычислении прогибов 188
системы с помощью обычных методов статики сооружений получаем матрицу единичных перемещений колонны f QEI 13 Г 54 28 28 16 8 5 81 5 , 2 откуда матрица устойчивости G: IT/2 6Е/ Г 26 12 3 34 21 6 —201 —8 1 а) 'Н '1*0 II V2 Л4 =5W под действием собственного Рис. 13.3. Анализ потери устойчивости колонны веса а — колонна с распределенными параметрами; б — дискретная система В качестве предполагаемой первой формы потери устойчивости принята пара- бола и применен итерационный метод Вианелло в табличной форме, как при анализе форм и частот собственных колебаний. Wl* 6EI G уб)) ?<1) у(1) у<2) у(2) у(3) у(з) у(4) Г 26 34 -201 1,00 38,8 1,00 40,7 1,00 41,1 1,000 41,1 12 21 —8 0,44 20,3 0,52 21,7 0,534 22,0 0,535 22,0 3 6 1 0,11 5,7 0,15 6,3 0,155 6,4 0,156 6,4 Истинная форма Этот процесс сходится так же быстро, как метод Стодолы при анализе пер- вых форм колебаний. Коэффициент критической нагрузки из последнего цикла итерации равен: ц<3) 1 pt j _ 11__________!_________, о < к СГ vJt’ 41,1 (Ц7/2/6£7) ’ ° WL2 ’ где окончательный результат выражен через полную высоту колонны L. 189
Отсюда можно найти критический погонный вес колонны Хс- W EI Е1 Wcr= 1 -315'6 Тз- = 7-89 Тз-- La / О La La Поскольку этот результат близок к точному значению 7,83 El!L3, очевидно, что геометрическая жесткость, полученная из линейного приближения, хоро- шо определяет существо задачи. Влияние геометрической жесткости на формы и частоты собственных ко- лебаний колонны также можно вычислить с помощью итерации матриц. Если погонный вес имеет вычисленное критическое значение, то частота собствен- ных колебаний равна нулю. Для любой меньшей величины погонного веса можно определить соответствующую частоту. Примем, например, что, W— 27/26(Е//Е2), что составляет (27/26)/1,315 = 79% критической нагрузки. Тогда геометрическая жесткость определяется подстановкой этого значения в выражение kG. Матрица упругой жесткости колонны, полученная обращением матрицы единичных перемещений, равна: 6 EI 26 13 7 —16 12 —16 44 —46 121 —46 . 80 Следовательно, матрица приведенной жесткости, которая учитывает влия ние осевых усилий в соответствии с (9.20), равна: - . . 6 EI k = k—кп =------ ° 26 /3 7 — 16 12 —16 44 —46 121 —46 80 27 Е1 Г 1 —1 —- 1 п — 1 4 26 9/3 о -3 0 —3 8 3 EI 26 /з 13 —31 241 —31 84 —89 24 —89 152 Наконец, анализ частот и форм собственных колебаний может быть вы. полнен методом итерации приведенной динамической матрицы D= k-1m, где к-1 — матрица, обратная приведенной матрице жесткости к. Окончание этого примера предлагается выполнить читателю. 13.4. МЕТОД ХОЛЬЦЕРА 13.4.1. Основы метода. В основе метода Стодолы лежит после- довательное уточнение предполагаемой формы колебаний до тех пор, пока не будет получена истинная форма собственных колеба- ний, а затем определяется частота собственных колебаний. Рассмат- риваемый ниже метод Хольцера по существу выполняется в обрат- пом порядке: частота колебаний последовательно уточняется до получения истинной частоты собственных колебаний с параллель- ным определением формы колебаний. Метод Хольцера больше приспособлен к анализу сооружений, элементы которых симметричны относительно главной оси. Такие системы часто называют сооружениями в виде цепей. Хотя методи- ка может быть развита для анализа других сооружений с более сложной формой, рассмотрим только элементарное ее приложение, так как целью раздела является прежде всего изложение основной идеи метода, а не особенностей его практического использования. 190
Характерным примером простого сооружения, к которому мож- но применить этот метод, является здание, деформирующееся по форме сдвига (рис. 13.4). Предполагается, что -плиты перекрытий этого здания бесконечно жесткие, так что боковые перемещения здания определяются только изгибом колонн при нулевых поворотах а) mN ит/щ KN-t N-1 '/////л ТП 2 А т, Рис. 13.4. Метод Хольцера для анализа зда- ния, деформирующего по форме сдвига а — схема здания; б — нагрузки и перемещения типового этажа ч/гх/л L 2 I / L I " / I / / / узловых сопряжений. В этом случае жесткость этажа i (сила, вы- зывающая единичный относительный перекос смежных этажей) равна: = • (13-52) \ п Ji где 1 характеризует суммарный момент инерции колонн этажа i; h — высота этажа. Предполагается также, что все массы сосредоточены в уровне междуэтажных перекрытий и перемещения рамы происходят в ее плоскости. Для систем рассматриваемого типа характерно, что приращение перемещений любого i-ro этажа зависит только от перерезывающей силыУ; в этом уровне, которая, в свою очередь, при свободных коле- баниях определяется только общим прогибом в уровне i от сил инер- ции, пропорциональных перемещениям системы. В связи с указан- ной особенностью можно для рамы в целом определить силы и пере- мещения последовательными вычислениями, начиная с крайней узловой точки, если принять предположения о частоте колебаний и неизвестных граничных условиях для начальной точки. Например, 191
если расчет выполняется начиная с верха рамы ( см. рис. 13.4), то необходимо задаться амплитудой перемещений этой точки. Очевид- но, что перерезывающая сила выше этого уровня равна 0. При свободных колебаниях амплитуду перемещений можно выбирать произвольной. Частота колебаний является определенной величи- ной и, если для частоты принято неточное приближение, необходимые граничные условия для другого конца сооружения не будут удов- летворяться. Если, например, для рамы на рис. 13.4 расчет начи- нается с верха здания при неправильной частоте, то вычисленное Рис. 13.5. Изме- нение переме- щений основа- ния оь в зависи- мости от часто- ты и при еди- ничном переме- щении верха здания перемещение в основании не будет равно нулю. По существу анализ не является ошибочным. Просто мы получаем решение для непра- вильно сформулированной задачи. Искомая форма колебаний будет характеризовать прогибы рамы, если ее основание колеблется с принятой частотой и вычисленной амплитудой. Истинная частота собственных колебаний может быть найдена последовательными приближениями с последовательным уточнением принятой частоты, пока граничные условия не будут удовлетворять- ся. На практике значительно проще определить истинную частоту, если построить график значений параметра реакции на опоре, определенных в функции предполагаемой частоты. Такой график для амплитуды перемещений основания при единичных переме- щениях верха здания на рис. 13.4 вместе с формами колебаний, соответствующими принятым частотам, приведен на рис. 13.5. Эта методика может быть использована для определения любой из частот собственных колебаний и соответственно формы колеба- ний. По существу одно из основных преимуществ метода Хольцера заключается в возможности вычислить любую форму собственных колебаний независимо от остальных. Для зданий, деформирующихся по форме сдвига, номер формы колебаний для любой истинной ча- стоты равен числу узлов (точек с нулевой амплитудой переме- щений) на оси здания, включая его основание. Пример 13.3. Рассмотрим метод Хольцера для анализа частот собствен- ных колебаний и векторов применительно к повторному определению первой частоты и формы собственных колебаний рамы (рис. 13.1). Основные характе- 192
рис-тики рамы и основные результаты расчета по методу Хольцера даны на рис. 13.6. Первый шаг вычислений заключается в выборе пробной частоты колеба- ний (для рассматриваемого случая со = 10 рад/с, т. е. со2 = 100). С учетом этой частоты и амплитуды перемещений верхнего этажа v± = 1 дюйм (2,54 см), начиная с определения силы инерции, в этом уровне выполняется расчет, названный пробной частотой I: fl = со2 = 100-1 • 1 = 100 килофунт [ = 100-0,178-2,54 = 45,3 тс]. Рис. 13.6. Анализ форм колебания здания методом Холь- п^килофинт-сУдюйм Цера у / / / I, II и III — пробная частота , , ________________________ л^оиикилофут/аюйм I II III (ю2 = 100) (ш2 = 200) (со2 = 209) v | Д v | | f! V Д v 11 V Д v <200 I ,000 0,167 0,833 0,187 0,646 0,197 0,449 100 225 354 100 1 ,000 125 0,667 129 0,334 0,038 0,333 0,333 0,296 200 4 00 533 200 200 133 1,000 0,652 0,308 0,007 0,348 0,344 0,301 209 419 542 209 2 204 129 1М0 ' ___ в ?>////////#, Этой силе соответствует перерезывающая сила = 100 килофунтов (45,3 тс), а прогиб верхнего этажа здания равен: ЮО „ </% 45,3 ДП1 = ——= =0,167 дюйма = —-— = 0,424 см Ki 600 107 Тогда перемещение второго этажа v2 = vr — = 0,833 дюйма [2,12 см]. Если это перемещение определено, то сила инерции в уровне второго эта- жа /i2 —“2 m2v2= 100 -1,5-0,833 = 125 килофунтов [ = 100-0,267-2,12 = 56,6 тс]. Складывая ее с силой инерции для верхнего этажа, получаем перерезываю- щую силу 225 килофунтов [101,9 тс] для второго этажа. Делением этой силы на жесткость второго этажа определяем деформацию Ди2 и, вычитая Да2 из о2, — перемещение v3. После выполнения вычислений для первого этажа полу- чаем, что перемещение основания равно 0,449 дюйма [1,14 см]. Этот результат означает, что при гармоническом колебании основания с амплитудой 0,449 дюйма (1,14 см) для частоты 10 рад/с амплитуда верха рамы равна 1 дюйм (2,54 см). Из анализа формы перемещений (отсутствие узлов) следует, что частота со = 10 рад/с меньше частоты первой формы собственных коле- баний. Поскольку частота 10 рад/с слишком мала, первая попытка не позволяет судить о частоте первой формы собственных колебаний. Поэтому при втором пробном расчете принимаем со2 = 200. Снова полагаем перемещение верха рамы равным 1 дюйму (2,54 см) и определяем форму изгиба в результате рас- четов, названных «пробная частота II». На этот раз перемещение основания равно лишь 0,038 дюйма [0,097 см], т. е. приближение св2 = 200 довольно близко к истинной частоте собственных колебаний. С учетом результатов двух попыток надежная оценка истинного значе- ния частоты может быть получена с помощью линейной экстраполяции, как показано на рис. 13.5. В аналитической форме выражение для экстраполяции имеет вид Дсо2 \ / Дсо2 \ &VB /1 — 2 \ &VB /2 — 3* 7 Зак. 794 193
Здесь нижние индексы относятся к номерам пробных попыток, при которых найдены приращения величин. Получаем соотношение 100 Лсо| _ з 0,4Ц = 0,038 з = 9. и Рис. 13.7. Векторы состояний в здании, деформирующемся по форме сдвига Следовательно, для третьего пробного расчета <оа = 209. Перемещение осно- вания здания по результатам этого этапа расчетов равно 0,007 дюйма [0,018 см], что достаточно близко к требуемому нулевому значению. Тот факт, что нулевое значение перемещений не достигнуто, свидетельствует о том, что vB не является линейной функцией <о2. Если снова повторить операцию экст- раполирования 9 Ле>з-4 , „ 0,031 0,007 3 то получаемый результат <а2= 211 впол- не точен. При этой частоте вектор пере- мещений V7" = [1,000 0,648 0,301 0,000], что согласуется с ранее выполненными расчетами с точностью вычислений на логарифмической линейке. 13.4.2. Метод передаточной матрицы. Метод Хольцера для ана- лиза частот и векторов собственных колебаний может эффективно ис- пользоваться в матричной форме при введении специального типа матрицы, которая называется передаточной матрицей. Эти матрицы определяют силы и перемещения для одного звена здания типа цепей через соответствующие силы и перемещения для смежного звена. Таким образом, полная система сил и перемещений для сооружения в целом определяется последовательностью произведений переда- точных матриц. Удобно передаточные матрицы разделить на две части: матрицы поля, которые характеризуют передачу через упругие элементы между массами, и матрицы точек, которые характеризуют передачу через сосредоточенные массы. Упругое поле для уровня i системы (рис. 13.4) показано на рис. 13.7. Вектор состояния Ць определяю- щий силу и перемещение в уровней, может быть выражен через век- тор состояний в уровне i' (на другом конце звена) с помощью мат- рицы поля р = Г 1~ оГГ^'1 (13 53а) 1 J I—Л 11 I Vl J где fi = l/ki — единичное перемещение i-ro этажа (прогиб при единичной перерезывающей силе). В символической форме выражение (13.53а) можно записать тц-Трт)/, (| 3.536) где Ту; — квадратная матрица поля для звена (. 194
Масса точки Для уровня i + 1 также показана на рис. 13.7. Матрица точки, которая преобразует вектор состояния при пере* ходе через этот уровень, имеет вид ИЛИ Г/ °! 1 СО2 /П/+! О 1 ^i+1 «1+1 п/ =ТР. 1+1 41+1 ’ (13.54а) (13.546) где Тр> ;+1 — матрица точки для уровня » + 1. Передаточная матрица Ti+1 для звена в целом может быть пред- ставлена объединением матрицы точки и матрицы поля Ti — T/j I), — Tft Tp, i+j T]i+1 T,4 ! T)i+1 (13.55) или, используя выражения (13.53) и (13.54), Используя последовательность передаточных матриц, вектор состояния для любой точки можно выразить через вектор состояний любой другой точки, т. е. вектор состояний в уровне основания сооружения определяется в функции вектора состояний для его верха: 1)3 — Ti Tjj — Тх Т2— • • • ~Tj,T2 ... Тд,_ । Тд, T]N1 (13.57) где нижние индексы В и N относятся к двум концам сооружения, как показа- но на рис. 13.4,а. Если представить в виде Тд/ = Tt Т2 Т3 Tj ... Tw_ j TN, (13.58) то выражение (13.57) можно записать Нв т)дг. (13.59а) Следовательно, Tw —матрица размером 2х2характеризует век- торы состояний для двух конечных точек системы. Подставляя в (13.59а) элементы матриц, получаем: (13.596) и после введения заданных граничных условий можно определить уравнение N-й степени относительно «2 для нахождения частот собственных колебаний системы. Например, граничные условия для системы на рис. 13.4: рв = Он 7Nn = 0. Если принять, что ампли- 7* 195
туда колебаний vn = 1, то второе выражение в (13.596) принимает вид vB = tvva>2, , ' (13.'59в) « где tvv принято в виде функции от со2, а со2 характеризует частоты собственных колебаний, при которых удовлетворяются нулевые граничные условия в ос- новании сооружения. Рис. 13.8. Степени свободы системы, работающей на изгиб | 13.4.3. Метод Хольцера — Миклестада. Анализ систем типа зда- ний, деформирующихся по форме сдвига, с помощью метода Холь- цера (или передаточных матриц) особенно прост, если каждый узел имеет только одну степень свободы. Развитие метода для анализа из- гибаемых систем, имеющих по две степени свободы для каждого уз- ла, было впервые предложено Миклестадом, и поэтому разрабо- танный метод называется методом. Хольцера — Миклестада. Мо- дель характерной системы, работающей на изгиб, показана на рис. 13.8. Массы предполагаются сосредоточенными в ряде точек вдоль оси системы, а в качестве степеней свободы принимаются поступательные перемещения и углы поворота этих точек (инер- цией поворота масс обычно пренебрегают, но она может быть учтена без затруднений). Звенья балки, связанные в точках расположения масс, предполагаются невесомыми, а изгибная жесткость EI — постоянной для всех звеньев. Анализ такой конструкции также удобнее всего выполнять с помощью передаточных матриц. Для этого снова следует ввести два 196
вида матриц: матрицы поля и матрицы точек. Силы и перемещения, определяющие векторы состояний, которые связаны с характерной матрицей поля, показаны на рис. 13.9. Получаем 1 0 0 (Г рл -h 1 0 0 r?A' - dti I? li dt! 0/ 2ЕЦ ~ Eli 1 0 (13.60a) 0z Vi J 4 k L v'i J - 6EIt 2EIt (13.606) или в символической форме Лг= Tfi П/. Коэффициенты матрицы поля Т/г легко определяются по элемен- тарной теории изгиба балок. Векторы состояний, связанные с матрицей точек, для точки i + 1 также приведены на рисунке, и соответствующее соотношение имеет вид “1 0 0 —co2 mi+1~ r^i+i 1 0 0 1 0 0 1 0 0 dli +1 (13.61a) L J _0 0 0 1 — Ту, i+iHi+l • (13.616) или Когда матрицы поля и точек определены в соответствии с (13.60) и (13.61), общая передаточная матрица для звена равна: 1 0 0 —co2 m-i+i -li 1 0 co2 /.• mi+i 4 h 4 mi+i Т;+1 = Т/г-Тр> <+1 = 1 -<йа—Ьг, 2E/j . (13.62) 2EIt Eh It It li mi+l 6ЕЦ 2ЕЦ h “ 6e/z + L Тогда вектор состояний для одного конца сооружения может быть выражен через вектор состояний для другого конца [см. вы- ражения (13.57) и (13.59а)], но для рассматриваемой системы пере- даточная матрица Tw для всей системы имеет размер 4x4. Распро- страняя соотношения (13.59а) на изгибаемые системы, получаем: "1 v в "tss Ism Zs0 Isv -WN- J/l % Ims I mm Imv dtN (13.63) 9j3 — Z6s 1&т lee lev 9 tv У в _Jvs Ivm Че Ivv _ y_N 197
Если в (13.63) ввести граничные условия, то два вектора состоя- ний исчезнут и получитсяматрица соответственно меньших размеров. Для шарнирно опертой балки, показанной на рис. 13.8, для каждой опоры момент и перемещение становятся равными нулю, и выра- жение принимает вид • At' д (13.64) Вводя обозначение Qn = 1 для любой единичной амплитуды углов поворота, из первого уравнения можно определить величину перерезывающей силы откуда • (13.65) Тогда из второго уравнения (13.64) определяем соотношение для свободных колебаний t,B = O = /BSrw + /B0 = /o0—(13.66) Каждый из этих коэффициентов является функцией со2. Поэтому значения со2, приводящие к нулевому прогибу vB = 0, есть часто- ты собственных колебаний системы [другими словами, частоты соб- ственных колебаний можно определить, приравнивая нулю опреде- литель квадратной матрицы в (13.64)]. Отметим, что для данной методики вычислений граничное усло- вие в точке W должно быть введено в соотношения для передаточных матриц с самого начала, т. е. ’)S=T1T2...Tn_1Twtiw, (13.67) поскольку, когда умножение матриц производится справа налево, необходимо рассматривать только два столбца перед перемножением передаточных матриц справа. Передаточные матрицы применимы также для расчета более сложных конструкций типа цепей с числом степеней свободы для каждого узла более двух1. 13.5. УМЕНЬШЕНИЕ ЧИСЛА СТЕПЕНЕЙ СВОБОДЫ 13.5.1. Исходные предпосылки. Хотя современные методы дина- мического расчета применимы для решения систем с числом сте- пеней свободы, равным нескольким сотням, их нельзя в том же виде использовать при статическом расчете математических моделей слож- ных систем с числом степеней свободы в несколько тысяч. Более 1 Более подробное изложение см. в кн. Pestel Е. С., Leckie F. A., Matrix Methods in Elastomechanics, McGraw-Hill Book Company, N. Y., 1963. 198
того, редко представляет интерес определение более десяти форм собственных колебаний для большинства сложных строительных конструкций, поскольку в расчете используется метод сложения форм колебаний, а сила в основном зависит только от нескольких низших форм. Поэтому разработаны различные методы экономич- ного решения задачи о собственных значениях, которые позволяют уменьшить большое число степеней свободы, определяющих ди- намические характеристики сооружения, до значительно мень- шего числа, необходимого при динамическом анализе. С первого взгляда может показаться более целесообразным ис- пользовать меньшее число степеней свободы при первоначальном представлении жесткостных характеристик сооружения и анализе его колебаний. Однако на самом деле точное выражение упругих характеристик сооружения требует использования более сложной математической модели, чем выражения для инерционных харак- теристик. Это объясняется тем, что инерционные характеристики (или кинетическая энергия) непосредственно зависят от переме- щений сооружения, между тем жесткостные характеристики (или потенциальная энергия) являются функциями производных от пере- мещений, а, как хорошо известно, производные сложнее точно ап- проксимировать, чем перемещения. Более того, во многих случаях основная задача расчета состоит в вычислении напряжений в соору- жении, а они также требуют более подробного описания динамиче- ской системы, чем это необходимо при определении переменных про- гибов. По этим причинам (и практика расчетов подтвердила это по- ложение) динамический анализ может выполняться эффективно, если сначала разработана модель конструкции для анализа ста- тических напряжений, а затем существенно сокращено число сте- пеней свободы перед выполнением динамического анализа. Два общих принципа эффективно используются для сокращения динамических степеней свободы. Наиболее простой из них основан на допущении, что инерционные силы определяются только конеч- ным числом выбранных степеней свободы первоначальной модели. Остальные степени свободы не включаются в динамический ана- лиз и поэтому могут быть исключены из соответствующих выра- жений. При втором подходе число динамических степеней свободы ограничивается благодаря предположению, что перемещения соору- жения связаны определенными соотношениями и амплитуды при- нимаются в качестве обобщенных координат при динамическом ана- лизе. Каждый из этих подходов широко используется во многих специальных методиках, и их характерные особенности рассмат- риваются ниже. 13.5.2. Уменьшение числа дискретных масс. При анализе раз- личных сооружений принято уменьшать число динамических сте- пеней свободы, полагая, что массы сосредоточены в узлах пересе- чения элементов. Пренебрежение инерцией поворота сосредоточен- ных масс приводит к сокращению на одну треть числа степеней свободы плоской рамы или на одну вторую пространственной рамы. 199
Если исключить из рассмотрения осевые деформации элементов (что позволяет пренебречь только небольшим числом поступатель- ных степеней свободы), то дополнительное ограничение динами- ческих степеней свободы поворота является более существенным. При динамическом расчете рамных сооружений число учитываемых степеней свободы обычно не превышает 10% их числа в случае ста- тического расчета. Для ряда конструктивных решений можно до- стигнуть дальнейшего уменьшения, предполагая, что масса сосредо- точена только в конечном числе выбранных узловых сопряжений. Однако широкое использование этого приема представляется менее надежным, чем простое ограничение степеней свободы при повороте (поскольку с ними связана только очень небольшая часть кинети- ческой энергии сооружения). Исключение несущественных степеней свободы обычно выпол- няется методом статического уплотнения [см. выражение (10.47)]. Рассмотрим в качестве примера уравнение свободных колебаний (11.4), представленное в следующем виде: kv = a>2mv, (13-68) где вектор перемещения v характеризует все степени свободы. Если теперь эти перемещения разделить на подвектор v0, для которого предполагается отсутствие инерционных сил, и подвектор vt, который связан с ненулевыми коэффициентами матрицы масс, то при соответствующем разделении матриц масс и жесткостей вы- ражение (13.68) можно записать К>о ко|1Г*о .kto k/tJLvi. Здесь предполагается, что матрица масс диагональная. Исполь- зуя метод статического уплотнения, получаем усеченное уравнение колебаний кг vt = со2 m/f V/, (13.70) где к( — усеченная матрица жесткостей, которая может быть выражена в фор- ме. эквивалентной соотношению (10.47). Хотя принцип статического уплотнения хорошо известен и широ- ко используется для исключения несущественных степеней свободы в системах небольшого порядка, он не всегда эффективен для боль- ших систем. Альтернативный подход, более эффективный во многих случаях, основан на составлении усеченной матрицы единичных пе- ремещений для требуемого числа степеней свободы. Она может быть 1 получена при последовательном приложении единичных сил вдоль каждой из существенных степеней свободы и при определении соот- ветствующих перемещений по указанным направлениям. Сгруппи- рованные вместе единичные перемещения образуют усеченную матрицу f(, которая обратна матрице к(. Эта матрица может быть < обращена для получения усеченного уравнения свободных колебаний в форме (13.70) или может быть использована (что предпочтитель- 0 0 о fflftJ V, vo (13.69) 200
нее) для записи уравнения свободных колебаний в форме, эквива- лентной (13.1). Тогда для усеченного уравнения колебаний получим: — vt=Ft ш» v4. (13.71) 13.5.3. Метод Релея для систем в дискретных координатах. Уменьшение числа степеней свободы методом статического уплот- нения может быть весьма эффективно для определенного класса сооружений. Однако применимость метода и объем сокращения ограничены. Методика уменьшения степеней свободы, основанная на использовании обобщенных координат, характеризующих амплитуды предполагаемых перемещений, применима к любым конструктивным решениям и позволяет достигнуть любого желаемого уменьшения числа степеней свободы. Поэтому в прикладных задачах динамики сооружений широко используется несколько методов, основанных на указанном подходе. По существу все эти методы аналогичны методу Релея, а его обобщение известно как метод Релея — Ритца. Применение методов Релея к дискретным координатам описано в настоящем разделе, а выражения Ритца рассмотрены в следующем разделе. Метод Релея, который ранее применялся для выбора модели в виде системы с одной степенью свободы при анализе любого соору- жения, в равной степени применим, если характеристики системы выражены в виде матриц в дискретных координатах. Для исполь- зования этого метода перемещения сооружения необходимо выра- зить в виде предполагаемой формы колебаний и амплитуды обоб- щенной координаты. В матричном виде перемещения при предпола- гаемых свободных колебаниях записываются следующим образом [сравните с выражением (8.5)]: v(0=«=t2(0 = t2osinro/, (13.72а) где ф — вектор предполагаемой формы; Z (0 — амплитуда обобщенной коор- динаты. Вектор скорости при свободных колебаниях v (!) — фсо20 cos a>t. (13.726) Максимальная кинетическая энергия в матричной форме име- ет вид • т * Т'макс = умакс tnvMaKC, (13.73а) а максимум потенциальной энергии Умакс — х/2 умакс ^умакс- (13.736) Если подставить выражение для максимального перемещения и скорости, то 7 макс — Z2 <в2 ф^ шф, (13.74а) Умакс = х/2 Z* фг кф. (13.746) 201
Тогда можно получить в соответствии с принципом Релёя чи- стоту собственных колебаний i>rkip _ k* СО2 = •------ =----- т* (13.75) Следует отметить, что выражение (13.75) есть матричный экви- валент (8.10). Улучшенный метод Релея [см. (8.20) или (8.32)] также можно представить в матричной форме. Если начальное приближение пере- мещения обозначить v(») = ^Z, (13.76) то инерционные силы при свободных колебаниях равны [см. (11.33)] fj =со2 mv(°) = <o2 mifZ (13.77) и прогибы при этих силах v(i)=Tf/= w2TnH|)Z, (13.78) что является, как показано при рассмотрении метода Стодолы, лучшим приближением для первой формы колебаний. Таким обра- < зом, если вычисленную форму использовать в методе Релея, то мы получим лучший результат, чем первоначальное приближение. После подстановки выражения (13.78) в (13.73) из условия равенства последних . tf/mftnib СО8 = у (13.79) tp mfmfrmp что представляет собой соотношение для улучшенного метода Ре- лея (метода 7?п). Из сравнения (13.79) с (13.10) видно, что частота, полученная с помощью улучшенного метода Релея, совпадает с ча- стотой после первого шага анализа методом Стодолы, если при усред- нении процесса в качестве весового коэффициента принята масса j системы. 13.5.4. Метод Релея — Ритца. Хотя метод Релея приводит к удов- летворительной оценке первой формы собственных колебаний для большинства систем, часто требуется для достижения необходимой точности использовать в динамическом анализе больше одной формы колебаний. Развитый Ритцем метод Релея—один из самых удобных методов для определения нескольких первых форм собственных ко- лебаний. В качестве основной предпосылки метода Ритца принято, 1 что вектор перемещений может быть выражен следующим образом через систему векторов Т с амплитудами Z: V = Я5! Zj. + Z2 +'Рз + •.. или 1 v = W, (13.80) где амплитуды обобщенных координат Z пока неизвестны. 202
Для получения наилучших результатов, по крайней мере для необходимого числа координат, каждый из векторов фп должен быть принят как приближение соответствующей истинной формы коле- баний <рп. Для выбора пробных векторов было предложено несколь- ко других выражений. Например, методика статического уплот- нения может рассматриваться как способ определения системы век- торов по методу Ритца. Условие равенства нулю выбранной системы упругих сил представляет собой ограничение, которое позволяет выразить ряд перемещений через все другие перемещения. Такие соотношения даются выражениями (10.45) или в обозначениях (13.69) следующей формулой: v0 = —kfo1 kot vt- Следовательно, полный вектор перемещений также можно выра- зить через ненулевые составляющие силы включением единичной матрицы соответствующего порядка в преобразования __Ь-1 к00 koi I Vi, здесь вторая матрица в квадратных скобках эквивалентна предполагаемым формам ЧГ [см. уравнение (13.80)], а вектор vj характеризует обобщенные координаты Z. ____ В методе Ритца можно использовать любое требуемое число пробных векторов. В принципе их рекомендуется выбирать столько же, сколько предполагаемых форм Ч*1. Если необходимо с достаточ- ной точностью определить з/2 форм и частот собственных колебаний, то в расчете следует учитывать s пробных векторов. Выражения для максимальной кинетической и потенциальной энергии системы могут быть получены подстановкой (13.80) в (13.73), что дает: ТмаКс = 1/2 Z^’F^m’FZ; (13.81а) VMaKC = 1/2ZT,FTk1FZ. (13.816) Из равенства этих выражений получаем: Z^w^kTZ ___ k(Z) 2Т 'Г7' m'FZ m (Z) ’ (13.82) Значение (13.82) не определяет точное выражение частоты соб- ственных колебаний, так как числитель и знаменатель являются функциями пока неизвестных амплитуд обобщенных координат Z. Для их определения будет использовано условие, что метод Релея дает верхнюю границу частоты собственных колебаний. Другими словами, любая принятая форма колебаний приводит к определе- нию частоты, которая больше истинной частоты. Поэтому наилучшее приближение для формы колебаний, т. е. оптимальный выбор Z, минимизирует частоту. 203
Таким образом, дифференцирование выражения для частоты по любой из обобщенных координат и приравнивание производной нулю дает: да* m(dk/dZn)—k(dm/dZn) gz ~ -----------=0, (13.83) п m но в соответствии (13.83) получим: с выражением (13.82) k = a>am, поэтому из dk dm Теперь из определения (13.82) —-=2Zr4>rH —(Z) = 2ZrYrHn (13.85а) (7z-n и аналогично дт Т т — = 2Zr’Frim|5n. (13.856) Подставляя соотношения (13.85) в (13.84) и транспонируя, получаем: k^Z —со2 m’FZ = 0. (13.86) Минимизация частоты по каждой из обобщенных координат при- водит к уравнению типа (13.86) для каждого вектора формы фп. Поэтому полная система уравнений имеет вид трт kWZ—со2 WT m'VZ = 0. Вводя обозначения: k’^^k'F; (13.87а) т* = ЧгГтЧг, (13.876) получаем: (k*—(o2m*)Z = O, (13.88) где Z характеризует каждый собственный вектор (относительные величины Z), который удовлетворяет данной задаче о собственных значениях. Сравнение (13.88) и (11.4) показывает, что метод Релея — Ритца характеризует уменьшение числа степеней свободы системы от N (которые определяются геометрическими координатами v) до s сте- пеней свободы (в соответствии с числом обобщенных координат Z и соответствующих предполагаемых форм). Уравнение (13.80) яв- ляется уравнением преобразования координат, а соотношения (13.87) — матрицами обобщенных масс и жесткостей (размера sxs). Каждый элемент этих матриц характеризует обобщенную массу или жесткость: т*тп = 4>!тт^п- (13.89а) (13.896) 204
В общем случае, формы фп не обладают свойством ортогональ- ности к истинным формам колебаний. Поэтому недиагональные члены в этих матрицах обобщенных масс и жесткостей не равны нулю. Однако удачный выбор предполагаемых форм колебаний поз- воляет получить для этих недиагональных членов сравнительно небольшие значения. В любом случае намного легче определить динамическую реакцию для уменьшенного числа координат s, чем для N первоначальных уравнений. Для решения уравнения (13.88) может быть использован любой стандартный метод решения задачи о собственных значениях, в том числе метод решения уравнения для определителя, рассмотренный ранее для систем с небольшим числом обобщенных координат Z. Определенный таким образом вектор частоты ы характеризует при- ближенную оценку истинных частот низших форм свободных коле- баний, обычно точность достаточно высока для низших форм (1 < п < s/2) и сравнительно низка для высших форм. Если век- торы форм колебаний Zn нормированы делением на некоторую коор- динату, то они обозначаются <jpzn, где нижний индекс Z обозначает, что они относятся к формам колебаний, выраженным в обобщенных координатах. Полная система векторов в обобщенных координатах принимается в виде квадратной матрицы Фг размером s X s. Обобщенные координаты Z, выраженные через модальные ам- плитуды по аналогии с (12.2), равны: Z = ®zY. (13.90) Интересно отметить, что эти формы колебаний ортогональны матрицам масс и жесткостей 4’zmm*<Pzn=0’ <Pzmk*4’zn = 0- т^п- (13-91) После подстановки (13.90) в (13.80) геометрические координаты можно выразить через нормальные координаты V = WZY. (13.92) Таким образом, приближенные формы колебаний в геометриче- ских координатах равны произведению предполагаемых форм . на формы колебаний в обобщенных координатах Ф==ЧГФ7. (13.93) Здесь матрица Ф размера ^XS. Подставляя выражения (13.87) в (13.91) и используя (13.92), получаем, что приближенные формы колебаний в геометрических координатах ортогональны выраженным в тех же координатах мат- рицам масс и жесткостей. Поэтому их можно использовать в стан- дартном методе сложения форм собственных колебаний. Следует помнить, что улучшение процедуры расчета по методу Релея также применимо к методу Релея — Ритца. Тогда по аналогии 205
с (13.79) улучшенные матрицы обобщенных жесткостей и масс вместо (14.87) равны: k* = 4f7'mTm'F; (13.94а) т* = ml mf тЧГ. (13.946) Главная особенность этих уравнений состоит в том, что прогибы от инерционных сил позволяют из очень грубых начальных прибли- жений получить достаточно близкие предполагаемые формы коле- баний. Для больших сложных систем очень трудно получить в де- тальной форме оценки для форм колебаний и поэтому с помощью улучшенного метода достаточно просто определить общий вид каж- дой формы. Другим большим преимуществом метода является воз- можность во многих случаях избежать вычисления матрицы жест- костей. Действительно, если обозначить начальные формы ЧГ(0>, а прогибы от инерционных сил по этим формам ЧГ(1), W =Tm'F(°), (13.95) то уравнения (14.94) могут быть записаны в виде: k* = (’F(i))rm'F(°); (13.96а) m* = ('F(1))rm'F(I). (13.966) Следовательно, нет необходимости выводить выражения для единичных перемещений, нужно только уметь вычислять прогибы от заданных нагрузок (которые в этом случае равны mY(0)). Этот улучшенный процесс в методе Релея—Ритца можно рассмат- ривать как первый цикл итеративного решения точно так же, как улучшенный метод Релея эквивалентен отдельному циклу метода Стодолы. Однако анализ по методу Стодолы приводит к определению только одной частоты и формы колебаний, между тем как развитый Ритцем метод позволяет найти сразу усеченную систему собствен- ных чисел и векторов. Этот метод, который называется параллель- ной итерацией или итерацией подпространства, вместе с другими методами итерации матриц рассматривается в разд. 13.6. 13.6. ОСНОВНЫЕ ПРИНЦИПЫ ИТЕРАЦИИ МАТРИЦ 13.6.1. Расширение собственных значений динамической мат- рицы. Методы Стодолы и Вианелло — простые примеры приложения общих принципов к итерационным методам решения задачи о собст- венных значениях. Хотя детальное рассмотрение этого вопроса вы- ходит за пределы настоящей книги, полезно остановиться на прин- ципах итерации матриц при решении задач колебания сооружений. Одним из фундаментальных методов, полезных в дальнейшем, яв- ляется расширение свойств матриц в терминах собственных чисел и соответственных векторов. 206
С этой целью заййшем (15.4$) в видё Ефп=Фп*п. (13.97) где = ш=. Из метода решения задачи о собственных значениях с помощью уравнения определителя видно, что собственные значения транс- понированной матрицы совпадают с их величинами для первоначаль- ной матрицы. Однако собственнее векторы транспонированной несимметричной матрицы типа Е отливаются от собственных век- торов первоначальной матрицы. Отсюда определение собственных значений транспонированной матрицы Ег можно записать в виде Е<,фдЛ = Ч>Ьп^п- где <pLra — n-й собственный вектор матрицы Е^. После транспонирования этого равенства получим: ф[пЕ = \фГп- (13.98) Собственные векторы <р/_п часто называют левосторонними собствен- ными векторами матрицы Е, а <рп — правосторонними векторами. Условие ортогональности для лево- и правосторонних векторов можно легко установить, если выражения (13.97) умножить слева на собственный вектор ф1тЕФп = ф1мФпЧ. а соотношение (13.98), записанное для формы т, умножением справа на <рп ф1тЕФп = Хтф1тФп- (13.100) Вычитая (13.100) из (13.99), получаем: 0 = (кп—Zm) <р{т фп , что приводит к условию ортогональности ф1т Фц ~0’ + (13.101) Если собственные векторы нормированы так, чтобы удовлетво- рялось условие <р1пфп = 1 (обратите внимание, что оно не определяет специально амплитуду q>Ln или <рп, а только их произведение), и если квадратные матрицы для всех право- и левосторонних соб- ственных векторов обозначить соответственно Ф и Фд, то после нормирования и использования условий ортогональности получим: ф[ф=1. (13.102а) Отсюда транспортированная матрица левосторонних собственных векторов равна матрице, обратной матрице правосторонних соб- ственных векторов, Ф[=Ф-1. (13.1026) 207
Теперь расширение матрицы Е можно записать в виде выражения (13.97) применительно к задаче о собственных значениях для пол- ной системы собственных векторов и чисел ЕФ = ФЛ, (13.103) где Л — диагональная матрица собственных чисел. Умножая выражение (13.103) слева на ф[, с учетом (13.1026) получаем выражение для собственных чисел ф[ЕФ = А. (13.104) С другой стороны, Е может быть получено в виде собственных чи- сел и собственных векторов путем умножения (13.104) слева на Ф и справа на Ф[ с учетом (13.1026): Е = ФАФ[. (13.105) Этот результат может быть также представлен в виде суммы модальных составляющих N Е = 2 ФпЧ’Гл- (13.105а) п = 1 Квадрат матрицы Е равен: Е2 = ФАФ[ ФЛФ[ = ФА2Ф[, (13.106) а матрица Е в степени s ES = ®AS®[. (13.107) Следует помнить, что расширение выражения (14.107) основано на нормировании собственных векторов (ф[ф = I). Специальное выражение для левосторонних собственных векторов может быть получено, если введено особое условие нормирования. Например, если выражение (13.103) умножено слева на Фгт (отметим, что Е = m-1k), то ФгкФ = ФгтФА. (13.108) Если теперь правосторонние собственные векторы нормированы так, что ФгтФ = 1, (13.109) то из сравнения транспонированного выражения (13.102а) с (13.109) и (13.108) получим: ФЛ = тФ = кФА"1. (13.110) 13.6.2. Итерационное решение задачи о собственных значениях. Уравнение (13.107) дает возможность получить общий метод итера- ции матриц для определения собственных чисел и векторов дина- мической матрицы Е. Для получения метода прямого анализа необ- ходимо ввести предпосылку о векторе высшей формы колебаний vjv 208
которому соответствует высшая частота. Пробный вектор можно выразить в виде суммы компонент истинного вектора [см. уравнение (13.13)]: VN)= 2<РпГп = ФУ- (13.111) п=1 Процесс итерации начинается с вычисления в два этапа улучшен- ного вектора v^1’. Сначала определяется улучшенная форма из произведения матриц v<P = Ev(0), а затем его амплитуда нормируется делением на наибольшую ком- поненту Ev<“> v*1 . N макс(у)Р) макс(Еу^') Результат для следующего цикла итерации приводит жению Ev(P Е2 vjy) (2)__ ™______________м N макс(Еу^) макс(Е2У^)) а после s циклов Es v<°> v(s)=_L22y____. N макс (Es v)^) После подстановки (13.107) и (13.111) в (13.114) получаем: 2 Кчпуп п= I (13.112) к выра- (13.113) (13.114) фл*ф£фу фа5 Y N макс (ЕЧ0)) макс (Esv^>) макс(Е8у^)) или с учетом выражения для суммы (13.115) фп ¥п п = vVy =---------- макс(Е8у^)) Поскольку по определению Kn > W_i > .... член суммы становится бесконечно малым после выполнения до- статочного числа циклов итерации. Следовательно, вычисленная форма колебаний должна в результате сходиться к ________Фх N макс^фдгУд,) макс(фдг) <Pyv’ где, как отмечалось, каждый вектор нормирован так, что его наибольшая ком- понента равна единице. каждый (13.116) 209
Если процесс итерации продолжить еще на один шаг vw +1 * = Ev^’ = фаф£ 4W макс (фд,) 'N макс (фуу) ’ то собственное значение для высшей формы колебаний опреде- ляется наибольшей компонентой собственного вектора перед нор- мированием макс (7 <*+<’). (13.117) Рассмотренный алгоритм свидетельствует о сходимости прямого итерационного процесса к высшей форме и частоте собственных колебаний. Эквивалентный процесс, в рамках которого достигается сходимость к низшей форме, называется обратной итерацией. При этом в качестве первоначального вектора у)0) принимается пред- посылка о низшей форме колебаний, а процесс итерации включает перемножение пробного вектора на обратную матрицу Е-1. Тогда после первого цикла с учетом нормирования получаем: Е-i v(0) V(D =-----------1-----, 1 макс (E-1v(0)) (13.118) а после s циклов по аналогии с методом прямой итерации [см. (13.115)1 можно получить перемещение в виде Л1 макс (E~~sv[°^) (13.119) Поскольку по определению < Z2 < ... каждый из членов суммы становится после достаточного числа циклов бесконечно малым и вычисляемая форма сходится к v(s) =-11—_=(р1 (13.120) 1 макс (ф1) Так же, как и в предыдущем методе, собственное число опреде- ляется соотношением MdKvt » । । В качестве последнего пояснения к рассмотренным вопросам следует указать, что обратная итерация для матрицы Е = m-1k эк- вивалентна прямой итерации для матрицы Е-1 = D = fm, прямой итерационный процесс будет сходиться к частоте низшей формы собственных колебаний, как показано раньше для метода Стодолы. Однако при анализе сложных систем строительных конструкций час- то бывает более удобным выполнять расчеты для матрицы Е, выра- женной в величинах жесткостей, чем с матрицей D, представляю- щей собой единичные перемещения. Поэтому решение задач методом обратной итерации оказывается более эффективным. 210
13.6.3 . Итерация со сдвигом в системе координат. Итерационные методы, рассмотренные выше, представляют собой эффективные при- емы вычисления частот низшей и высшей форм собственных коле- баний строительных конструкций. Кроме того, они могут быть спе- циально преобразованы для сходимости процессов при определении следующих за низшей или перед высшей форм колебаний, если влия- ние высшей или низшей формы исключено из пробного вектора (см. разд. 13.2). Однако определение необходимых замещающих матриц связано с большим объемом вычислений, и практика расчетов доказала преимущества альтернативного метода, основанного на Сдвиг <?< : s, ось д к i «Первоначаль- д I чая ось Л2 Aj Перенесенная ось Рис. 13.10. Пример переноса осей при определении собственных значений сдвиге собственных чисел. Хотя метод сдвига можно использовать как в рамках прямой, так и обратной итерации, последняя про- цедура оказывается более эффективной и будет рассмотрена ниже. Принцип метода сдвига заключается в представлении каждого собственного значения /.п в виде суммы сдвига р, и остаточной ве- личины 6П, т. е. + p (13.122) или для полной диагональной матрицы собственных чисел Л = 6+|х1, (13.123) где б — диагональная матрица, которая, как будет показано далее, анало- гична для всех собственных чисел. Сдвиг можно представить себе как перемещение начального зна- чения по оси собственных чисел (рис. 13.10). Он предназначен для сведения задачи о собственных значениях к определению не истин- ных значений собственных чисел, а к анализу остаточных величин. Это следует из подстановки выражения (13.123) в (13.103): ЕФ = Ф[б+ц1], которое можно представить в виде [Е— ц|]Ф^Ф6. (13.12-Р Здесь член в квадратных скобках характеризует модифицирован- ную матрицу сдвинутых собственных чисел 6, которая для удобства обозначена Е. Тогда ЕФ=Ф6. (13.125) 211
Очевидно, что выражение (13.125) в точности совпадает с (13.103) и матрица Е имеет те же собственные векторы, как и матрица Е. Решение этой новой задачи о собственных значениях выполняется методом обратной итерации. По аналогии с (13.118) первый цикл процесса вычислений может быть представлен в форме макс (Ё-1 vm'1) где vm) — начальное приближение для формы колебаний т. В результате после s циклов вычислений получим: N ИЛИ макс(Ё sv(n®)) макс(Ё s vj®*) где 6т — наименьшее значение остаточного собственного вектора, т. е. J I < 6m+i <7 6т4-2 ... и | дт | < - < 6т-2- • • (13.126) Очевидно, что две суммы в выражении (13.126) становятся беско- нечно малыми величинами после достаточного числа циклов ите- рации и вычисляемая форма колебаний сходится к , X Фт v S) ---------------==-------- (13.127) макс (6msq>mym) макс Ы Рассмотренный метод расчета показывает, что результаты при применении процесса итерации при сдвиге собственных чисел схо- дятся к форме колебаний, для которой собственное число близко к положению сдвига, например для случая на рис. 13.10 ко второй форме колебаний. По аналогии с (13.121) можно отметить, что соб- ственное число в новой системе отсчета для выбранной формы ко- лебаний определяется максимальной компонентой вычисленного собственного вектора перед нормированием макс(у/^‘!)) Тогда истинное собственное число определяется в виде суммы Х.т - макс (v,(,)+ 1’) (13.128) 212
При соответствующем выборе точек сдвига метод обратной ите- рации может быть преобразован так, что обеспечивается сходимость к каждой или ко всем формам колебаний конструкций. Поскольку сходимость может быть ускорена путем выбора точки сдвига, близ- кой к искомому корню, удобно в процессе итерации назначать ин- тервалы точек сдвига для получения оценок определенных корней. Для аппроксимации точек сдвига из (13.10) может быть получена следующая формула: v<s) mv<s~ 1 ) т т , „ Метод сдвига менее удобен при процессе прямой итерации, при применении которого результаты должны сходиться к наиболь- шему корню, поскольку только первое или последнее значение в новой системе координат или 6,v могут достигнуть максимальной величины. В процессе обратной итерации, выбрав обоснованную точку сдвига, для любой формы колебаний можно получить мини- мальное значение собственного числа 6т. Путем незначительной модификации обратного итерационного процесса удается добиться существенного преимущества для опре- деленных видов систем строительных конструкций. Рассмотрим урав- нение собственных колебаний в виде (11.33) кфп = тФ» • Введение значения сдвига собственного числа р. = — 6П приводит к выражению k<pn = (ц + 6) m<pn, которое может быть преобразовано к следующему: (k—pm)<pn = 6nm<pn. (13.130) Если это выражение умножим слева на гл'1, получим (13.24), так как Е = m-1k. Когда матрицы тик содержат ограниченное число недиагональных членов (как часто бывает для моделей метода МКЭ), объем вычислений может быть значительно сокращен при прямом определении выражения (13.130). Отметим, что матрица Е = m-1k будет достаточно заполненной, даже если матрицы m и к имеют ограниченное число элементов. Для итерации с использованием (13.130) сначала назначают пробный вектор V,'"’ и умножают его на матрицу масс, чтобы получить пробный вектор в виде w)"’ = mv,(,0). Тогда итерационная форма для выражения (13.130) принимает вид (13.131) где к = к — urn — матрица жесткости с учетом сдвига. Наконец, при решении этого уравнения относительно улучшен- ного собственного вектора по аналогии с (13.118) получают: k-i w<0) V(D=------_2-----. (13.132) макс(к “1w)i0 )) 213
При решении уравнения (13.132) в полной мере используются пре- имущества структуры матрицы к (которая по структуре аналогична матрице к в нормальных координатах). Вместо прямого обращения матрицы к более эффективное решение может быть получено с по- мощью принципа разложения Холески. При этом матрица жест- костей представляется в виде k = LLr, (13.133) где L — нижняя треугольная матрица. Теперь улучшенный безразмерный вектор находят в два этапа: сначала определяют у(0> из Lyk0) = w^0’ (прямая редукция), а затем v(I> из = уХ0) (обратная подстановка), где решение для каждого этапа легко выполняется в связи с тем, что L — тре- угольная матрица. Обратная итерация в форме (13.132) для получения wn = mv;t требует дополнительного перемножения матриц в каждом итера- ционном цикле [по сравнению с (13.118)]. Поэтому такой вариант расчета рационален только тогда, когда матрица жесткостей к ленточная, с тем чтобы повышенная эффективность процесса ком- пенсировала необходимость выполнения дополнительной матричной операции. 13.6.4 . Итерация подпространства. При итерационном процессе вычисления матриц предполагалось, что одновременно рассматри- вается только один модальный вектор. Тем не менее методику можно развить на случаи одновременных операций с любым необходимым числом векторов. В такой постановке итерационный процесс может рассматриваться как развитие улучшенной методики Релея — Рит- ца. Поэтому при рассмотрении метода расчета удобно воспользовать- ся обозначениями, принятыми для метода Ритца. Для точного определения р форм и частот собственных колебаний системы целесообразно начать вычисления с несколько большего числа q пробных векторов. Эти векторы обозначим с верхним индек- сом (0), тогда перемещения можно представить в виде композиции векторов [см. выражение (13.80)]: v(0) = 4r(°) z(°) = xF<°), (13.134) где начальная матрица обобщенных координат является единичной матрицей (это указывает на то, что пробные векторы приняты в виде форм колебаний Чг(0) по методу Ритца). Для больших систем, применительно к которым этот метод обыч- но принимается, очень важно использовать преимущества структу- ры матриц масс и жесткостей. Поэтому уравнение свободных коле- баний записывается в виде (11.33) и для системы из р собственных чисел и собственных векторов кФ=шФЛ. (13.135) 214
Подставляя q пробных векторов в правую часть этого уравнения, получаем: кФ(1) = гоЧ'*0’ г.: w<0), (13.136) которое эквивалентно выражению (13.133), записанному для ряда векторов без учета сдвига. Безразмерные, улучшенные формы коле- баний получаются из решения уравнения (13.136): Л"1 w(0). (13.137) Как указывалось выше, при вычислении этих векторов более целесообразно использовать принцип разложения Холески для матрицы к [см. выражение (13.133)], чем ее обращение в процессе получения решения. Перед применением исправленных форм (13.137) в новом итера- ционном цикле они должны быть преобразованы в двух направле- ниях: нормированы для оперирования в процессе вычислений вели- чинами с относительно небольшим числом значащих цифр и приведе- ны к ортогональному виду так, чтобы каждый вектор сходился к оп- ределенной форме (а не все векторы сходились к низшей форме). Эти преобразования могут быть выполнены различными методами, но удобнее всего для обеих операций воспользоваться методом Ритца при решении задачи о собственных значениях. Тогда матрицы жест- костей и масс в обобщенных координатах в первом цикле вычисле- ний [см. выражения (13.87)] имеют вид: к* =^(1)Г к-ф(1) = ЧГ(1)ТтЧг(°); (13.138) где верхние индексы обозначают величины в первом цикле процес- са. Тогда соответствующая задача о собственных значениях kj Z(1) = mi Z(1) Й1 (13.139) решается относительно форм колебаний Z<x> и частот й2 в обобщен- ных координатах. Для решения уравнения (13.139) можно исполь- зовать любой метод определения собственных значений, но посколь- ку число уравнений системы намного меньше числа первоначаль- ных собственных значений (</ N), обычно пользуются стандартны- ми программами, имеющимися в любом вычислительном центре. Мо- дальный вектор в обобщенных координатах обычно нормируется так, что 2(РгшГ2(,> = 1. При использовании нормированных векторов в обобщенных координатах улучшенные пробные векторы имеют вид =ч?(1) zW. (13.140) Теперь полный процесс может быть повторен в итерационной форме и приводит к выражениям безразмерных улучшенных форм Ч’Ч2) [см. выражение (13.137)], а затем к решению соответствующей задачи Ритца о собственных значениях [см. (13.139)], включая нор- 215
мирование и ортогонализацию: ф1*2) = >F<2)Z<2) и т. д. Этот про- цесс сходится к истинным формам и частотам собственных колебаний 'F(s) -> Ф, JJ(2s) -> А, когда s - :<. (13.141) В принципе сходимость к низшим формам колебаний достигается скорее, и процесс продолжается до тех пор, пока с необходимой точностью не будут определены желаемые р форм. Дополнительные q — р пробных векторов включают в расчет, поскольку они уско- ряют процесс сходимости, но их наличие, безусловно, повышает объем вычислений в каждом цикле. Поэтому необходимо обеспечи- вать разумное соотношение между числом используемых векторов и числом циклов для сходимости процесса вычислений. Опыт пока- зал, что наилучший выбор определяется меньшей из двух величин <7 = 2ри<7 = р + 8. Этот метод итерации подпространства зарекомендовал себя как один из наиболее эффективных методов при решении задач о коле- баниях систем большого порядка, для которых необходимо рассмот- рение не более порядка сорока форм колебаний в системах с числом степеней свободы от нескольких сотен до нескольких тысяч. Хотя эти результаты можно получить при уменьшении числа координат в методе Релея—Ритца, большим преимуществом этого метода яв- ляется определение модальных координат с любой желаемой сте- пенью точности. Все другие методы уменьшения числа координат предусматривают приближения, которые снижают точность оконча- тельных результатов. Поэтому метод итерации подпространства на- стоятельно рекомендуется для использования в практике вычисле- ний. 13.7. СИММЕТРИЧНАЯ ФОРМА ДИНАМИЧЕСКОЙ МАТРИЦЫ В рассмотренных методах обратной итерации уравнение свобод- ных колебаний кфп = т<р,1Хп (13.142) преобразовывалось умножением слева на пк1 для приведения к за- даче о собственных значениях [см. выражение (13.97)]: Ефп — фп Проведен анализ ряда эффективных методов решения этой задачи. Однако следует отметить, что матрица Е = m-1k будет несиммет- ричной даже в том случае, если обе матрицы тик симметричные. Тогда эта задача не может быть решена многими стандартными ме- тодами, разработанными с учетом симметрии задачи о собственных значениях, например методом Хаусхолдера. По этой причине целе- сообразно уметь преобразовывать общую задачу о собственных зна- чениях [см. (13.142)] к стандартной симметричной форме Вуп = у„Х„. (13.143) 216
Преобразование от общей формы к стандартной возможно путем изменения матрицы масс, причем вид необходимого преобразования зависит от структуры матрицы. Рассмотрим два случая: диагональ- ную матрицу масс, характеризующую систему с сосредоточенными массами, и общую (недиагональную) матрицу масс, которая может быть результатом формулирования задачи в методе МКЭ или матри- цей обобщенных масс в методе Релея—Ритца. Для обоих случаев преобразование матрицы, которое приводит выражение (13.142) к (13.143), получается разложением матрицы масс в произведение матрицы и транспонированной матрицы. 13.7.1. Диагональная матрица масс. В этом случае матрица пре- образования принимается в виде квадратного корня из матрицы масс, так как m = m1/2m1/2, и матрица степени х/2 получается из- влечением квадратнах корней из диагональных членов (как извест- но, диагональная матрица при транспонировании не изменяется). Преобразование уравнения (13.142) сводится к следующему выра- жению для собственных векторов <pn = m_ 1/2 у,г, (13.144) где обратная матрица образована из обратных величин диагональных членов в матрице гп1/2. Подставляя (13.144) в (13.142) и умножая слева на т-1/2, получаем: т“1/2 km1/2 уп = уп Хп, (13.145) что эквивалентно уравнению (13.143) при В = т_1/2кт-1/2. Решение этой симметричной задачи о собственных значениях непосредствен- но приводит к определению частот первоначального уравнения (13.142). Собственные векторы уп новой задачи о собственных зна- чениях для получения форм собственных колебаний <рп должны быть преобразованы с помощью выражения (13.144). Безусловно, рассмотренное преобразование нельзя использовать, если один из диагональных членов матрицы масс равен нулю. По- этому такие степени свободы необходимо исключить из анализа с помощью статического уплотнения [см. выражение (13.70)1 перед преобразованием задачи к стандартной симметричной форме. 13.7.2. Матрица приведенных масс. Разработаны два метода для преобразования матриц, если матрица масс имеет структуру, отлич- ную от диагональной. Наиболее рациональный из них основан на вы- числении собственных чисел vn и собственных векторов tn матрицы масс из уравнения mtn = tnvn. Собственные векторы этой симмет- ричной матрицы удовлетворяют условию ортогональности = 0 (при т п). Если они нормированы так, что t^n = 1, то полная система собственных векторов Т ортонормирована: рТ . । __ j“l Это выражение соответствует условию (13.102а). Отметим, что лево- и правосторонние собственные векторы для симметричной матрицы 217
одинаковы. Тогда матрица масс может быть выражена через эти собственные векторы и систему собственных чисел v [по аналогии с выражением (13.105)], ni-TvT7. (13.146)' Из выражения (13.146) видно, что матрица преобразования равна. Tv1/2, и поэтому выражение (13.142) преобразуют с помощью соб- ственных векторов <pn = Tv-I/2 уп. (13.147); Подставляя соотношение в (14.142) и умножая его слева на v-1/2!7",, получим: (;-1/2Тткт;-1/2)уп=упХп1 (13> 148), для упрощения правой части которого использовано выражение (13.146). Уравнение (13.148) эквивалентно (13.143) при В = = v~i/2T7’kTv~1/2. Следовательно, решение этой симметричной за- дачи о собственных значениях непосредственно приводит к нахож- дению искомых частот собственных колебаний, а формы колебаний определяются собственными векторами уп с помощью выражения (13.147). Поскольку это преобразование требует предварительного реше- ния задачи о собственных значениях размерностью, равной перво- начальной задаче, очевидно, что использование при анализе коле- баний решения симметричной задачи (13.143) о собственных значе- ниях будет очень трудоемким, если матрица масс недиагональная. Более простое преобразование возможно при использовании метода разложения Холески для матрицы масс m = LL т, где L — нижняя треугольная матрица, эквивалентная матрице при разложе- нии к в соответствии с выражением (13.133). Тогда преобразование можно выполнить, как показано выше, принимая вместо Tv-1/2 [в (13.147)] или ш-1/2 [в (13.144)] величину (Lr)-1. Однако, как показали практические расчеты, задача при использовании метода Холески является очень чувствительной и трудно решаемой с достаточной степенью точности. По этой причи- не в общем случае более предпочтительно будет разложение соб- ственного вектора в форме (13.146), несмотря на увеличение объема вычислений. 13.8. АНАЛИЗ СВОБОДНЫХ СИСТЕМ (НЕ ИМЕЮЩИХ СВЯЗЕЙ) Свободные или частично свободные системы, для которых пере- мещения не ограничены или только частично ограничены связями, представляют специальный класс систем при анализе колебаний. Они вносят специфические особенности в методы расчета, поскольку 218
матрица жесткостей становится «особенной» и «частоты» колебаний системы как жесткого тела равны нулю. Хотя методы раскрытия определителя (и другие формальные математические решения) не- посредственно применимы к динамическим системам с особенными матрицами жесткости, метод Стодолы и другие методы, связанные с обращением матрицы жесткости, не могут быть использованы без предварительных преобразований. Рассмотрим три простейших способа, как избежать трудностей при использовании особенной матрицы жесткости. Самый простой метод исследования свободных систем заключает- ся в добавлении упругих пружин для неограниченных степеней свободы. Сначала вводят минимальную систему ограничений для предотвращения колебаний системы как жесткого тела. Затем в слу- чае размещения пружин между системами и основанием для каждой из указанных степеней свободы исключается особенность матрицы жесткости. В математической форме эти пружины характеризуют дополнительные члены в матрице жесткости, соответствующие этим степеням свободы. Если жесткость добавленной пружины очень ма- ла по сравнению с коэффициентами первоначальной матрицы жест- кости, то они оказывают незначительное влияние на частоты и формы свободных колебаний сооружения, связанные с его деформациями, а для форм колебаний жесткого тела определяемые частоты будут намного меньше частот, связанных с деформациями. Связи в виде ограничительных пружин можно вводить автоматически в програм- ме расчета на ЭВМ, использующей при решении задачи о собствен- ных значениях метод обратной итерации. Если выражения для жест- кости определяются методом разложения Холески или Гаусса, осо- бенность любой матрицы приводит к нулевому члену по диагонали и препятствует процессу дальнейшего разложения. Однако про- грамму можно составить так, что каждый диагональный нулевой член заменяется малой величиной, которая физически характеризует жесткость пружины. Таким образом, можно исключить особенность матриц, и процесс разложения проводится до конца. Аналогичный эффект может быть достигнут математическими пре- образованиями путем введения сдвига к собственному числу. Из уравнения [k —pm] <р,г = 6,i mq)rt (13.130') видно, что матрица жесткости к = к — pm будет неособенной в об- щем случае, даже если к — особенная матрица. При диагональной матрице масс введение отрицательного сдвига характеризует до- бавление постоянной величины к диагональным элементам матрицы жесткости. Это эквивалентно введению пружины для каждой степе- ни свободы. Существенное отличие этого метода от физического под- хода, рассмотренного первым, заключается в том, что введение «пружины» учитывается в каждом коэффициенте матрицы масс, а не вводится как элемент системы пружин. Преимущества «метода сдвига» выражаются в том, что формы колебаний системы не изме- 219
няются, а изменение значения частоты точно определяется величиной сдвига. Рассмотренные два способа хорошо применимы к расчету боль- ших сложных систем с помощью ЭВМ. На современной ЭВМ расчеты выполняются с достаточным числом значащих цифр, что позволяет дополнительным искусственным пружинам задавать жесткость, по величине на несколько порядков меньшую действительных коэффи- циентов жесткости. В этом случае дополнительные пружины не ока- жут заметного влияния на динамические и деформационные харак- теристики системы. Однако для ручного счета, при котором учиты- вается ограниченное число значащих цифр и рассматриваются не- сколько степеней свободы, эффективен другой прием. По существу он является методом Ритца, в котором предполагаемые формы вы- бираются так, чтобы удовлетворялись условия динамического рав- новесия жесткого тела. При этом анализе все степени свободы разде- ляются на группу vs, связанную с минимальными опорными свя- зями, и группу оставшихся степеней свободы vr, т. е. v = (13.149) Перемещения системы как жесткого тела могут быть определены. Для свободного тела в трехмерном пространстве эти перемещения характеризуют поступательные перемещения вдоль каждой оси и повороты относительно этих осей. Если система имеет ограниченное число связей, то некоторые из этих перемещений исключаются. Обо- значим эти перемещения системы как жесткого тела <р.,, где число столбцов соответствует числу элементов в vs. Соотношение между vs и остальными степенями свободы опреде- ляется из условия динамического равновесия сил инерции при сво- бодных колебаниях. Указанные силы инерции равны: fj = ы2 mv. Расчленение матрицы масс в соответствии с выражением (13.149) дает: = со2 [ms mr] (13.150) Если эти силы инерции уравновешены, то производимая ими ра- бота при любом перемещении твердого тела равна нулю. Следова- тельно, для всех движений жесткого тела можно записать 4>s = lms mrl = 0, (13.151) откуда Ч>1 ms vs+<psr mr vr= 0. (13.152) 220
Теперь зависимое перемещение «опоры» может быть выражено че- рез остальные перемещения vs= — [<pj mr vr. (13.153) Наконец, вектор полных перемещений определяется через vr с уче- том (13.153) и единичной матрицы v = ГVs 1 = Г - И msl "1 mr] vr (13.154) LvrJ L 1 J или в символической форме v = Srvr, (13.155) где Sr — прямоугольная матрица преобразования в (13.154). Теперь задача о собственных значениях может быть сформули- рована для независимых степеней свободы vr с использованием Sr в качестве стандартного преобразования метода Ритца. Другими сло- вами, обобщенные массы и жесткости определяются соответственно выражениями; m* = S( mSr и k* = S( kSr и редуцированная задача о собственных значениях k’vr = o!m’vr (13.156) решается относительно форм vr и частот собственных колебаний. Перемещения вдоль зависимых степеней свободы vs определяются затем по выражению (13.153). В заключение следует упомянуть, что равновесное состояние ограничений (13.151) может рассматриваться как условие ортого- нальности форм колебаний в процессе деформирования конструкций при перемещениях системы <ps как жесткого тела. Тогда матрица преобразования Sr в соответствии с (13.155) представляет собой за- мещающую матрицу, которая исключает перемещения системы как жесткого тела из вектора vr. По существу замещающие матрицы, удобные для анализа колебаний систем с достаточным числом опор- ных связей, могут быть получены с помощью выражения (13.154). При этом <ps будут характеризовать т форм колебаний, которые уже определены для низших тонов, a vs — первые т элементов вектора полных перемещений v. Для ручного счета такой вид замещающей матрицы может оказаться более удобным, чем выражение (13.42), поскольку порядок матриц снижается в соответствии с числом ис- ключенных модальных составляющих. Тем не менее обращение матрицы <jpsrms при вычислении на логарифмической линейке требует больших усилий при определении более четырех-пяти форм колеба- ний. В принципе уменьшение порядка задачи о собственных значениях введением ограничений в виде (13.154) полезно, если общее число степеней свободы мало (так что редуцируемые степени составляют значительную часть от общего числа степеней свободы). При анали- 221
зе больших систем уменьшение числа уравнений не представляет большого интереса. Преобразованная система (13.156) часто требует большего объема вычислений, так как при преобразовании утрачи- ’ ваются преимущества структуры матриц к и т. Поэтому два метода, рассмотренные в начале раздела, как правило, более предпочтитель- ны при разработке программ для систем большого порядка. • ГЛАВА 14 АНАЛИЗ НЕУПРУГИХ СИСТЕМ । 14.1. ВВЕДЕНИЕ Весь предшествующий анализ реакции систем со многими степе- нями свободы проводился в предположении, что сооружения являют- * ся упругими и динамические восстанавливающие силы для них мо- гут быть определены с помощью линейных коэффициентов влияния через векторы ускорений, скоростей или перемещений. Учитывая указанное свойство характеристик системы, можно определить час- тоты и формы собственных колебаний и вычислить параметры реак- ’ ции в виде модальных координат. Такой подход имеет очень боль- шие преимущества, поскольку надежная оценка динамической реак- ции сооружений может быть получена при рассмотрении только не- скольких форм колебаний даже для систем, которые содержат десят- ки и сотни степеней свободы. При этом объем вычислений может быть существенно сокращен. Однако, как отмечалось при анализе систем с одной степенью г свободы, характеристики сооружений в процессе динамической ре- акции не могут считаться постоянными. Коэффициенты жесткости способны изменяться вследствие появления текучести в элементах конструкций или при существенных изменениях осевых усилий (ко торое приводит к изменению коэффициентов геометрической жест- ? кости). В процессе реагирования при динамическом воздействии могут также изменяться параметры масс и затухания. Любое такое изменение оказывает влияние на параметры колебания систем (по существу простое определение свободных колебаний уже неприме- нимо к неупругим системам), и разделение нормальных координат в уравнениях колебаний невозможно. Единственным общим методом анализа произвольных неупру- । гих систем является численный метод шагового интегрирования ; связанных систем уравнений. Методика расчета систем со многими степенями свободы может быть получена по аналогии с расчетом не- упругих систем с одной степенью свободы, рассмотренным в гл. 7. Процесс реакции системы расчленяется на равные небольшие ин- 1 тервалы времени, и реакция для каждого интервала времени нахо- [ дится как для линейной системы с динамическими характеристиками, । определенными в начале рассматриваемого интервала. В конце каж- 222
дого интервала характеристики изменяются в соответствии с теку- щим напряженным и деформированным состоянием. Таким образом, неупругий анализ рассматривается как последовательность расчета непрерывно меняющихся упругих систем. Как отмечалось в гл. 7, шаговый метод интегрирования применим также к упругим системам и при его использовании значительно упрощаются вычисления, поскольку на каждом этапе не нужно учи- тывать изменение динамических характеристик. В ряде случаев использовать этот метод более предпочтительно, чем метод сложения форм колебаний, поскольку не требуется следить за изменением форм и частот колебаний. Как правило, прямой метод шагового интегри- рования наиболее целесообразен при расчетах больших сложных си- стем для случаев кратковременного и импульсивного нагружения, когда одновременно возбуждаются много форм колебаний, но необхо- димо определить параметры реакции только для короткого проме- жутка времени. Одна из возможных трудностей шагового интегрирования при вычислении реакции систем со многими степенями свободы заклю- чается в том, что матрица затухания с может определяться в более сложной форме, чем параметры затухания колебаний по отдельным формам. Очень трудно бывает оценить коэффициенты затухания для полной матрицы диссипативных членов. Наиболее рациональ- ный прием — предположение о величинах модальных параметров затухания для всех форм, оказывающих наибольшее влияние на параметры реакции, и вычисление ортогональной матрицы затуха- ния, обладающей свойствами, рассмотренными в гл. 12. С другой стороны, возможность определения матрицы в более сложной форме, чем с помощью модальных параметров затухания, является дополнительным преимуществом, повышающим общность- шагового’метода по сравнению с методом сложения форм колеба- ний. Нет'необходимости определять компоненты параметров реак- ции, поэтому матрица масс может не удовлетворять условиям ортого- нальности для разных форм. В анализе можно использовать любую систему коэффициентов затухания, которые полностью отражают различные уровни диссипации энергии в разных элементах кон- струкций. Например, при анализе сейсмической реакции здания мо- жет оказаться полезным использовать коэффициенты затухания, ха- рактеризующие высокие значения параметров затухания для'степе- ней свободы, которые связаны с деформациями основания, а для конструкций верхней части здания принять значительно меньшие значения. Наконец, следует отметить, что преобразование к нормальным координатам может оказаться полезным также при расчете нели- нейных систем. Безусловно, формы свободных недемпфированных колебаний позволяют разделить уравнения колебаний только для интервалов времени, в течение которых матрица жесткостей остает- ся неизменной для рассматриваемых состояний системы. Как толь- ко характеристики жесткости изменяются в связи с появлением те- 2?3
кучести или других повреждений конструкций, преобразование к нормальным координатам будет приводить к появлению недиаго- нальных членов в матрице обобщенных жесткостей, которые харак- теризуют взаимную связь уравнений реакции систем по разным фор- мам. Тем не менее если неупругие деформации в сооружении не при- водят к большим изменениям характера их прогибов, динамическая реакция по-прежнему может быть выражена в виде первоначаль- ных форм недемпфированных колебаний. Поэтому часто бывает по- лезным определять реакцию сложных систем с помощью прямого метода шагового интегрирования ограниченного числа уравнений колебаний в нормальных координатах, даже если уравнения стано- вятся связанными за счет появления существенной нелинейности в процессе реакции. Такой подход к анализу систем со связанными параметрами жесткости в нормальных координатах эквивалентен ранее предложенному методу расчета систем, для которых матрица затухания в нормальных координатах имеет перекрестные связи. 14.2. УРАВНЕНИЯ РАВНОВЕСИЯ В ПРИРАЩЕНИЯХ Уравнение, выражающее равновесие приращений сил в течение интервала времени & t, может быть получено как матричное выраже- ние, эквивалентное уравнению колебаний в приращениях для систе- мы с одной степенью свободы [см. уравнение (7.2)]. Разность между условиями равновесия для моментов времени / и t + А/ приводит к следующему выражению равновесия в приращениях: Afz (I) + AfD (t) + Afs (/) = Др (t). (14.1) Приращения сил в этом уравнении по аналогии с выражениями для системы с одной степенью свободы (7.3) имеют следующий вид: Дf, (/) = f, (/ + М) — f; (/) = mДу (/); ДГО (/) = fD (/+ Д/) -fD (/) = с (/) Ду (/); Afs (!) = fs (t + Д/) -f8 (t) = k (/) Ду </); Др(/)=р(/+Д/)-р(О, (14.2) где матрица масс m предполагается не изменяющейся во времени. Элементы матриц приращений затухания и жесткости с (/) и к (Z) определяются коэффициентами Сц (t) и (/) для фиксированного момента времени. Характерное значение этих коэффициентов пока- зано на рис. (14.1). Как отмечалось для коэффициентов системы с одной степенью свободы, удобнее в качестве меры параметров зату- хания и жесткости пользоваться начальным касательным углом на- клона, а не секущим во избежание выполнения итерационного про- цесса на каждом шаге интегрирования. Тогда указанные коэффи- циенты определяются следующими выражениями: cij (0 ~ dfDi dVj / dfsi \ -г- \ dvj t (14.3) 224
Если выражения (14.2) подставить в уравнение (14.1), то mAv (/) 4-с (0 Av (/) -f-к (/) Av (/) = Ар (/). (14-4) Выражения для приращений сил в левой части уравнения (14.4) являются приближенными в связи с использованием начальных ка- сательных величин для определения с (t) и к (t). Накопления ошибок вследствие этого обстоятельства можно избежать, если ускорение в Рис. 14.1. Определение нелинейных коэффициентов влияния а — нелинейное вязкое затухание cij\ б — нелинейная жесткость kij\ 1 и 2— соответст- венно касательная и секущая составляющая затухания; 2 и 4— касательная и секущая составляющая жесткости начале каждого интервала времени определяется из условия общего равновесия сил для этого момента времени, как указано при рас- смотрении систем с одной степенью свободы. 14.3. ШАГОВЫЙ МЕТОД ИНТЕГРИРОВАНИЯ — МЕТОД ЛИНЕЙНОГО УСКОРЕНИЯ Основная операция при шаговом методе одновременного решения систем дифференциальных уравнений (14.4) представляет собой пре- образование к системе алгебраических уравнений. Для этого вводят простое соотношение между перемещением, скоростью и ускорением, которое предполагается справедливым для короткого интервала времени. Тогда приращения скорости и перемещения могут быть вы- ражены через приращения ускорения, и, наоборот, изменения ско- рости и ускорения — через приращения перемещений. В любом слу- чае в уравнениях равновесия в приращениях остается только один неизвестный вектор, и он может быть вычислен с помощью стандарт- ного метода одновременного решения системы уравнений. Как указывалось при анализе систем с одной степенью свободы, зависимость между перемещением, скоростью и ускорением может быть получена из предположения о характере изменения вектора ускорения во времени. Для систем со многими степенями свободы удобно принять то же допущение о линейном изменении"ускорения, которое использовалось в гл. 7 и приводит к изменению вектора ско- 8 Зак. 794 225
рости по закону квадратной параболы, а вектора перемещений — по кубической параболе. Последовательность анализа систем с многими степенями свобо- ды выполняется точно так же, как указано в гл. 7, и по аналогии I с выражениями (7.8) и (7.9) можно записать: k(/)Av (0= Др(0. где 6 3 k(/) = k(/) +т^-т+у^с(/); Л/2 AZ (14.5) (14.6а) Гб. Др (/) = Др (/) + m — v (/) ) • 3v (/) I Л/ -|-с(/) Гзу (/) v (/) . (14.66) Выражение (14.5) представлено в виде стандартного соотноше- ния статической жесткости при векторе приращений перемещений Av (0, где k (t) и Ар (() могут соответственно рассматриваться как матрица эффективной динамической жесткости и приращение эффек- тивной нагрузки. Анализ выполняется вычислением к (/) исходя из характеристик массы, затухания и жесткости, определенных для условий в начале шага интегрирования, а Ар (f) — из значений век- торов скорости и ускорения в начале того же шага, а также прира- щения нагрузки для рассматриваемого шага. Затем решением урав- нения (14.5) с использованием стандартного метода задач статичес- кого равновесия находится приращение Av (t). Для этой цели в про- граммах для ЭВМ часто используют метод разложения Гаусса или Холески. Следует отметить, что изменение значений к (/) и с (t) при решении нелинейной задачи требует разложения для каждого шага времени, что приводит к значительному объему вычислений на ЭВМ для больших систем уравнений. Чтобы упростить этот этап анализа, применялись специальные методы, но описание их выходит за рамки данной работы. Когда определено приращение перемещения Av (t), приращение: скорости вычисляют из выражения, аналогичного (7.76): 3 .. А/ .. Av (/) = — Av (/)—3 v (/) — — v (г). (14.7) Ar 2 Векторы перемещения и скорости в конце интервала времени равны: v (Г+АГ) = v (0 -pAv (/) и v (Z+Д/)= v (6+Av (/). (14.8) Векторы, определяемые из выражений (14.8), представляют со- бой начальные условия для следующего шага анализа. Кроме того, необходимо определить для того же момента времени вектор уско- рения. Как отмечалось выше, он определяется из условия динами- ческого равновесия в момент t + А/, т. е. v(/+A/) = m-1[p(/ + A0-fD(H- Ai)- fs(Z + AOb (14-9) где fc (Н-АО и f5 (/ + Д0 226
представляют собой соответственно векторы сил затухания и жест- кости, вычисленные из значений скорости и перемещения в момент времени t + А/ (или, что то же самое, в зависимости от истории на- гружения, если свойства материала зависят от процесса нагруже- ния). Обратная матрица пт1 используется в уравнении (14.9) на каж- дом этапе расчета. Поэтому она вычисляется и хранится в памяти машины. 14.4. БЕЗУСЛОВНО УСТОЙЧИВЫЙ МЕТОД ЛИНЕЙНОГО УСКОРЕНИЯ Предпосылка о линейном изменении ускорения, которая явля- ется основой уравнений (14.6), позволяет создать эффективный метод шагового интегрирования при использовании достаточно коротких приращений времени. Как правило, при анализе получают более вы- сокую точность для параметров колебаний систем с периодами, по крайней мере в пять—десять раз большими шага интегрирования (указанные периоды характеризуют линейные системы, рассматри- ваемые последовательно во время приращений времени). Во многих случаях наиболее существенная часть реакции систе- мы определяется компонентами движения с длинными периодами. По- этому интервал времени для достижения необходимой точности наи- более существенной компоненты реакции не является неоправданно малым. Как отмечалось в гл. 7, метод линейного ускорения является только условно устойчивым и дает большие разбросы результатов при анализе компонент модальной реакции, имеющих периоды ко- лебаний меньше 1,8 от шага интегрирования. Поэтому интервалы времени необходимо принимать короткими по сравнению с наиболь- шим периодом собственных колебаний системы независимо от того, оказывают ли высшие формы колебаний существенное влияние на динамическую реакцию или нет. Для определенного типа сооружений в виде систем со многими степенями свободы, в том числе для многоэтажных зданий, модели- руемых системами с одной степенью свободы для каждого этажа, это ограничение длины шага интегрирования может оказаться недоста- точным. При анализе сейсмической реакции таких зданий интервал времени интегрирования должен быть принят значительно короче, чтобы отразить процесс колебаний основания, и самый короткий пе- риод собственных колебаний математической модели обычно зна- чительнобольше этого приращения времени. Метод линейного уско- рения продемонстрировал эффективность как линейного, так и не- линейного анализа сейсмической реакции каркасных зданий. Для более общего класса сооружений, в частности для моделей сооруже- ний сложной формы, представляемых набором конечных элементов, наиболее короткий период колебаний модели может быть на не- сколько порядков меньше периодов колебаний, определяющих реак- цию системы. Для этих случаев обычный метод линейного ускорения не может быть использован в связи с очень коротким шагом инте- 8* 227
грирования, который требуется для обеспечения устойчивости. Вместо него необходим безусловно устойчивый метод независимо от отношения приращения времени к наиболее короткому периоду. Несколько различных безусловно устойчивых шаговых методов использовались при анализе динамической реакции таких систем. Наиболее простым и лучшим из них является модификация рассмот- ренного ранее метода линейного ускорения, который называется 0 —методом Вильсона*. Эта модификация основана на предпосылке Рис. 14.2. Ли- нейное ускоре- ние, нормаль- ный и увеличен- ный шаг време- ни о том, что ускорение линейно изменяется в пределах расширенного интервала времени вычислительного процесса т = ЭД/, где 0 >1,37. (14.10) Параметры, связанные с этим допущением, показаны на рис. 14.2. Приращение ускорения Av (t) вычисляют стандартным методом ли- нейного ускорения для расширенного шага времени т. Отсюда при- ращение Av (0 для нормального шага времени А/определяют методом интерполяции. При 0 = 1 метод сводится к стандартному методу линейного ускорения, а при 0 > 1,37 становится безусловно устой- чивым. Формулы для этого метода могут быть получены простым выра- жением основных соотношений метода линейного ускорения для рас- ширенного интервала времени т. Тогда по аналогии с выражениями (7.6): Д< (/) = tv (/) -)--—Av (/); ZX . J2 •• Т2 Z4 Av (/) = tv (0 + —- v (/)-(-——А V (/), (14-11) 2 6 где верхний значок указывает, что приращения относятся к рас- ширенному шагу времени. Выражая эти уравнения для Av (/) и Av (/) через Av (t) и подставляя их в уравнение движения, получим * Метод предложен Е. Л. Вильсоном (Калифорнийский университет, Беркли). 228
по аналогии с (14.5) и (14.6) соотношения для расширенного шага интегрирования k(/)Av(/) =Д р(0, (14.12) где к(/)=к(0+4ш+4с(/); (14.13а) т2 т4 Ap(0 = Ap(0 + m[-7-v(/) +3'у(/ф-с(/ф;(0-:-у v\/)J . (14.136) Наконец, псевдостатическое соотношение (14.12) может быть решено для получения Av (t), и после подстановки в уравнение [аналогичное (7.7а)] приращение ускорения во время расширенного шага инте- грирования av in =- 4“дуto—v ,3v i14-i4i т2 т2 Отсюда приращение ускорения для нормального шага интегрирова- ния А/ получают линейной интерполяцией Av (0=4г Av(/), (14.15) и а затем соответствующие приращения векторов скорости и переме- щения получают из выражений типа (14.11), записанных для АА Ре- зультаты вычислений принимают для определения начальных усло- вий для следующего шага времени (14.8) и (14.9), и весь процесс пов- торяют на необходимое число шагов. 14.5. ПРИМЕНЕНИЕ О-МЕТОДА ВИЛЬСОНА Теперь полезно рассмотреть общую схему и эффективность без- условно устойчивого метода интегрирования. С этой целью доста- точно рассмотреть его применительно к системе с одной степенью свободы, поскольку, как отмечалось, реакция любой линейной си- стемы может быть представлена с помощью модальных координат в виде системы реакций несвязанных моделей с одной степенью свободы. Размеры ошибки, возникающей при любой схеме численного интегрирования, зависят от характеристик динамической нагрузки и шага интегрирования. Однако источником погрешностей вычисле- ний является процесс анализа реакции при свободных колебаниях, и он может быть описан путем оценки искусственного изменения периода и уменьшения амплитуды. Влияние удлинения периода и уменьшения амплитуды, вычис- ленных по 0-методу Вильсона, при свободных колебаниях простого осциллятора в случае начального перемещения показано на рис. 14.3 и 14.4. При этом величина погрешности принята в виде функции от- ношения шага интегрирования к периоду собственных колебаний. 229
Рис. 14.4. Затухание амплитуды AD, О — метод Вильсона Результаты для двух случаев 0 = 2 и 0 = 1,4 показывают, что дос- тигаемая точность значительно больше при меньшем значении 0. Влияние удлинения периода и уменьшения амплитуды в неко- торых случаях может быть существенным. Однако, как правило, бо- лее ощутимо уменьшение амплитуды. Оно может рассматриваться в форме искусственного затухания, которое добавляется к действи- > тельному затуханию в системе, и следует помнить, что уменьшение амплитуды колебаний за один цикл на 6% есть результат влия- ния затухания, равного примерно 1 % критической величины. Из рис. 14.4 следует, что искусственное затухание оказывает неболь- шое влияние на анализ обычных конструкций с затуханием 5% и более от критической величины, если отношение \ИТ < V10, по- скольку в этом случае дополнительное искусственное затухание нахо- дится в пределах точности определения действительного затухания. * Очевидно также, что при \ИТ > r/t любые параметры реакции бу- дут быстро затухать. Специалист по динамическому анализу должен постоянно учитывать влияние этого искусственного затухания. Оче- видно, он должен выбирать шаг интегрирования достаточно корот- ким, чтобы реакция всех существенных модальных компонент оп- ределялась без искусственного занижения. С другой стороны, он должен помнить, что компоненты высших форм колебаний матема- 230
тической модели часто не отражают характер работы реального сооружения. Они сильно искажаются в процессе дискретизации. Более того, во многих случаях схема нагружения такова, что толь- ко низшие формы колебаний существенно проявляются в процессе реакции. Поэтому нет необходимости с большой точностью интегри- ровать компоненты для более высоких форм. Из изложенного видно, что значительное уменьшение амплитуды может быть допущено для компонент с более высокими частотами, и во многих случаях целесообразно исключить их из процесса опре- деления реакции. В этом смысле механизм затухания амплитуды в 0- методе Вильсона может рассматриваться как процесс преднамерен- ного отсечения модальных составляющих при использовании метода сложения форм собственных колебаний. Очевидно, что уменьшение амплитуды несущественно для любых форм колебаний, не включае- мых в процесс сложения форм собственных колебаний. ГЛАВА 15 ВАРИАЦИОННАЯ ФОРМУЛИРОВКА УРАВНЕНИЙ ДВИЖЕНИЯ 15.1. ОБОБЩЕННЫЕ КООРДИНАТЫ Существенные преимущества представления реакции динамичес- ких систем в обобщенных координатах по сравнению с перемещения- ми дискретных точек сооружения много раз подчеркивались в пре- дыдущих главах книги. Рассматривались различные типы обобщен- ных координат. Также неоднократно указывались различные пути использования этих преимуществ при выводе уравнений колебаний сооружения в зависимости от его геометрической формы и сложнос- ти, а также от вида используемых координат. Во введении рас- смотрены три основных метода: (1) непосредственный вывод уравнения равновесия всех динамичес- ких сил в системе; (2) вывод уравнения равновесия с помощью принципа возможных перемещений; (3) использование вариационного принципа Гамильтона. Все эти методы в гл. 1 проиллюстрированы примерами расчета для систем с одной степенью свободы. Применительно к системам со многими степенями свободы пока использовались только метод равновесия и принцип возможных перемещений. В этой главе опи- саны и проиллюстрированы на примерах выводы уравнений движе- ния систем со многими степенями свободы вариационными методами. При вариационной формулировке методов расчета систем со мно- гими степенями свободы широко используются обобщенные коор- динаты. В связи с этим необходимо более точное определение прин- ципа расчета, а не отдельные положения, рассмотренные ранее. 231
Обобщенные координаты для системы с N степенями свободы опре- деляются как набор любых N независимых величин, которые пол- ностью характеризуют положение любой точки системы. Будучи со- вершенно независимыми, обобщенные координаты не должны ника- ким образом выражаться через ограничения (связи, наложенные на систему). Для классического примера двойного маятника на рис. 15.1 по- ложение двух масс т1 игт2 может быть определено в координатах хъ Уъ х2< Уг- Кроме того, на эти координаты наложены два геомет- рических ограничения: Х1 + У1~ Ь|=°; (^-x1)3 + («/2-f/1)2-L^ = 0. (15.1) В связи с этими ограничениями хъ уг, х2 и у2 не являются независи- мыми и поэтому не могут рассматриваться в качестве независимых координат. Предположим, что известны углы и 02 и что они могут рассмат- риваться как координаты, определяющие положение масс тг и т2. Очевидно, что любая из этих координат может быть изменена при оставлении другой координаты постоянной. Таким образом, они со- вершенно независимы и представляют собой удобную пару обобщен- ных координат. 15.2. УРАВНЕНИЯ ДВИЖЕНИЯ ЛАГРАНЖА Уравнения движения для любой системы с N степенями свободы могут быть непосредственно записаны из вариационного "'правила динамики, а именно принципаТамильтона [см. выражение (В.4), ко- торое для удобства приведено ниже] ^2 6f (T-V)rf/+f6irncd/=O (15.2) if, ti путем выражения полной’кинетической энергии Т, полной потен- циальной энергии V и полного приращения виртуальных работ bWnc в функции системы обобщенных координат qlt q2, ..., qN. Для большинства механических и строительных систем кинети- ческая энергия может быть выражена через обобщенные координаты и их первые производные по времени, а потенциальная энергия — только через обобщенные координаты. Кроме того, работа, которая производится неконсервативными силами на возможных перемеще- ниях, вызванных произвольным набором вариаций обобщенных коор- динат, может быть выражена как линейная функция этих вариаций. В математической форме указанные три положения записываются в виде: Т (?1 *72 > • • > <7лр <7i> ?2> • » Удт). (15.3а) Vr=V,(g’i, <?2' • • •» 9дг)1 (15.36) 6IFnc — Qi 4 Qg $q2 +... (15-Зв) 232
где коэффициенты Qlt Q2> Qn ~~ обобщенные силовые функции, соответст- вующие координатам q2, q2..qN. Подставляя выражения (15.3а, б,в) в (15.2) и вычисляя вариацию для первого члена, получаем: I, С/ дТ . дТ „ дТ дТ , дТ дТ „ J \ о?! dq2 °4n dql dq2 d qN dV * dq2 dq S'/w+Qi o?i + +Qa • • +Qn Л —0- (15.4) Интегрируя по частям члены в выражении (15.4), зависящие от ско- рости, получим: Г дТ с. Г дТ „ 1G С d / дТ \ . = ~=-&7i —-1 77 7=“ ]fyidt. (15.5) J dch dqi Jt, J dt V dqt j *i h Первый член в правой части уравнения (15.5) равен нулю для каждой обобщенной координаты, поскольку <5^ (4) = bqt (t2) = = 0 — основное условие, наложенное на вариации. Подставляя уравнение (15.5) в (15.4), после приведения членов получим: (15.6) (15-7) Поскольку все вариации 6gf (i = 1, 2,..., N) произвольны, урав- нение (15.6) в общем случае удовлетворяется, если выражение в квадратных скобках равно нулю, т. е, д / дТ \ дТ , dV — —j—---------------=01. \dt ( dqt / dqt dqt Уравнения (15.7) известны как уравнения движения Лагранжа, ко- торые нашли широкое применение в различных областях науки и техники. Начинающий изучение динамики сооружений должен хорошо за- помнить, что уравнения Лагранжа являются результатом непосред- ственного использования вариационного принципа Гамильтона при условии, что члены, характеризующие энергию и работу, выражены через обобщенные координаты, их производные по времени и вариа- ции, как показано в (15.3). Поэтому уравнения Лагранжа применимы ко всем системам, которые удовлетворяют этим ограничениям и мо- гут быть как линейными, так и нелинейными. Следующие примеры поясняют методы применения уравнений Лагранжа при динамичес- ком расчете сооружений. 233
Пример 15.1. Рассмотрим свободные колебания двойного маятника, по- казанного на рис. 15.1. Координаты х и у вместе со своими первыми произ- водными по времени могут быть выражены через обобщенные координаты <71 = 91 и q2 = 02: xl = L1 sin q±; xi = L1 qt cos qr; ft = Z-iCosft; </i= — lift sin ft; x2 = Li sin ft-|-Z2 sin ft; x2= — L1qlcosq1~]-L2q2cosq2; </2 = £iCosft + L2sin<72; ft = — I.r q±sin ft — L2q2 sin ft. (a) Рис. 15.1. Схема двойного маятника с шарнирной подвеской Подставляя выражение для скоростей в основное уравнение кинетической энергии Т== 1/2 «21^1+1/?) 4~ -|-72т2(х‘+^), (б) получим: Z’=i/2m1 <?f+ ]/2m2 [L{ ?? + + Z-l + 2ZX L2 ft ft cos (ft—ft)]. (в) В выражение для потенци- альной энергии двойного маятни- ка на рис. 15.1 входят только си- лы тяжести. Если принять нуле- вой уровень потенциальной энер- гии при ft = ft = 0, то общее вы- ражение для V равно: V = (m-!+/п2) gLj (1 — cos ft) |- +m2gL2 (1— cos ft), (г) где g — ускорение силы тяжести. Поскольку на систему не действуют неконсервативные силы, обобщенные си- ловые функции Qi и Q2 равны нулю. Подставляя выражение (в) и (г) в уравнения Лагранжа (15.7) для i — 1 и i = 2, получаем два уравнения движения: (mi + m2) Lfft + m2 Li£2ftcos (ft—ft)—m2 Z-i L2q% sin (ft —ft) + + (mi + m2) gL± sin ft = 0; (д) m2 Z.| Lft-J-m2 A, 1.2 ft cos (ft —ft) + m2L1L2qf sin (ft—ft)+m2 gZ2sinft = 0. Эти уравнения являются существенно нелинейными при больших амплиту- дах колебаний. Однако для колебаний с малыми амплитудами уравнения (д) могут быть линеаризованы: (mi + m2) LI q\ + m2 L1 L2 qt ("ft + m2) gL2 ft = 0; m2LiZ.2ft + m2£| ft + m2gZ2ft = 0. (e) Формы и частоты собственных колебаний системы с малыми амплитудами легко определяют из линеаризованных уравнений с помощью любого стан- дартного метода решения задачи о собственных значениях, например раскры- тием определителя системы. Пример 15.2. Предположим, что однородный жесткий стержень длиной L и общей массой m поддерживается упругой безмассовой изгибаемой пружиной 234
и подвергается действию равномерно распределенной изменяющейся во вре- мени внешней нагрузки, как показано на рис. 15.2. Если вертикальные пере- мехенич -:чек ! и 2 вниз ст положения статического равновесия принять в ых когрдинат. соответственно qt и <?2, то разрешающие ?.= : с::-вег.—в ин г теорией малых колебаний могут быть Поскольку <71 и <?2 — перемещения от положения статического равно- весия, силами тяжести системы можно пренебречь, полагая, что потенциальная энергия опреде- р ? Коэшсрициенты жесткости ляется только энергией деформа- ций, накопленной изгибаемой пружиной. Если эту энергию де- 4 формаций выразить через коэффи- циенты жесткости (определяемые, как показано на рис. 15.2), то по- ' Рис. 15.2. Жесткий стержень на безмас- совой изгибаемой пружине: тенциальная энергия примет вид У = ’1/2(1гп 9х + 2й12 q2 + k22q22). (б) а — изгибаемая пружина; б — жесткий стер жень; в — состояние статического равновесия: г — истинное динамическое состояние; д — воз- мущенное динамическое состояние Работа, производимая неконсервативной нагрузкой pt,(t) на возможных пе- ремещениях при произвольных вариациях 6^ (/) и б</2 (7), равна: 6„с (б<71 -|- б<7„). (в) Сравнивая выражение (в) с (15.Зв), получаем: <2i(0 = Q2W = -^4(0- (г) После подстановки выражений (а), (б) и (г) в уравнения Лагранжа (15.7) полу- чаем линейные уравнения колебаний системы: m .. .. „I , (2<7i + <?г) + *11 ?1 + *12 7 г — £ Wi m ... .. 51т — (<71 + 2<?2) kl2 </! + k22 q2 = -Р±- £ (t). (д) О £ 235
Пример 15.3. Три однородных жестких стержня с длиной L и массой т соединены шарнирами в точках 1 и 2, как показано на рис. 15.3, оперты на каток в точке 3 и шарнирно соединены с точкой 0. В точках 1 и 2 к смежным стержням присоединены упругие пружины, воспринимающие изгибающие моменты, и вязкие демпферы вращения с постоянными klt clt k2 и с2. Постоян- ная сила N приложена в точке 3. Если эта система возбуждается прило- жением поперечной нагрузки рг (/) и малыми вертикальными смещениями и0 (0 опоры 0, то разрешающие уравнения движения с использованием теории малых прогибов могут быть получены непосредственно с помощью уравнений Лагранжа. Рис. 15.3. Сопряжение стержней с двумя степенями свободы с пружинами по- ворота и демпферами: а — состояние статического равновесия; б — истинное динамическое состояние; в — воз- мущенное динамическое состояние Кинетическая энергия трех жестких стержней равна: т = (3vg ;- 2ql + 2ql -f 4v0 qt + 2д0 q2 q\ q2). (a) b Движение стержней влево от опоры 3 при вертикальных перемещениях системы ‘"<71+?2 (°) L \ О / Относительные углы поворота стержней в точках 1 и 2 и их вариации равны: 01- (2?1 —<7г); ^L--=-~&8ql~i\q2y, (в) (2?2 —71); 602 = -- (28q2 -8qt). (г) Отсюда потенциальная энергия упругих пружин и осевой силы Г 1 N 1 Г 1 — № 4- + N 1 Г 1 N I Nv% ~Т — (-4^-4^)+ — <7192- (д) | * - L-, | 236
Работа неконсервативных сил на возможных перемещениях 6uznc=i/2pi (/) (б?1+б?2)- С1 о; бе1-с2ё2бо2, или 6ГПС 77—77 (2|71—92)4-77 (2?2—?1) б‘/14- 2 L2, L* + [^+^-(2?1-92)-^-(292-91)]б92. откуда обобщенные силы равны: Q1 = f-^-(271-?2) + -^(242-?1); Q2=~- + 77 (2?1—92)—-^-(2?2—91)- (е) (ж) Подставляя выражения (а), (д) и (ж) в (15.7), получим следующие два уравне- ния движения, из которых можно определить параметры динамической реак- ции: т .. / 4с, с, / 2с, 2с, \ . 2/з"г<714-—924-|-^-4-^7Wi4-f —-77—77 4- 4* (4^1 4-^2) 1 2Д2 IN 1 L 2т .. / 2ci 2с2 \ . 9а-Ц— ~г (— 4ДХ— 4/г2) + 7— <?1+ “(fei+4fe2) т .. з N 1 Г 1 ЛИ Pi т .. 914- — (-4fei-4/j2)+— |92 = —- —t)0; £Ьа L/ J £t и 2cl 2с2 \ 4с2 \ . Д2 + Д2 И2 + 2N Рг т .. 2 3 V°' (з) (и) L L При нулевых ускорениях и скоростях и удалении источников возбужде- ния Pi (t) и ti0 (/) уравнения (з) и (и) приводятся к условиям статического рав- новесия: Z.2 (4Д1 + /г2)— l 914- 1 NI —_(_4Д1_4й2) + -^] 92=0; 0,2 (—4А1—4/г2)+ 91 + Г (&i + 4£2) 2LZ L [ L1 : (к) Нетривиальное решение уравнений (к) возможно только в случае, когда система теряет устойчивость при осевой силе N. Этому условию соответствует равенство нулю определителя коэффициентов матрицы, т. е. 1 2Л1 1 •• N 1 X' 1 2 -Л/ . 9/2(—4/si — 4А2) + . .-3 (А1+4й2) — L Z.2 • ... ,L Раскрывая определитель (’к), находим критическое значениегсиды-,7. ^г=-77-(Д1-Д2)±1/ -^(13^-118^^+13^). (м) Z,L-i у 1 Z ' 237
Вычисления по формуле (м) позволяют получить два значения УУСГ, соот- ветствующие первой и второй формам потери устойчивости. Две формы поте- ри устойчивости можно найти, последовательно подставляя эти критические силы в любое из выражений (л) и решения его относительно одной из обобщен- ных координат в функции другой. 15.3. ВЫВОД ОБЩИХ УРАВНЕНИЙ ДВИЖЕНИЯ Как видно из трех рассмотренных примеров, кинетическая и по- тенциальная энергии для упругих сооружений при колебаниях с ма- лыми амплитудами могут быть представлены в виде квадратичных форм N N Т = 1/2 2 2 тИЯ1 4j = 1/24Tmq; (15.8) /= 1 i— 1 N N V=1/2 У У ktjqt qj=42 qrkq, (15.9) /= 1 Z = 1 где N — число степеней свободы системы. Для таких систем вторые члены dT/dqt (i = 1, 2, ..., N) в выраже- ниях (15.7) равны нулю, что приводит уравнения Лагранжа к сле- дующему виду: д j дТ \ , dv Т- +д~+£?‘-; г’=1’2.......N- (15.10) dt ( dqt ) dqt Если выражения (15.8) и (15.9) подставить в (15.10), то уравнения Лагранжа в матричной форме имеют вид mq + kq = Q, (15.11) которые совпадают с уравнениями, полученными для дискретных координат с помощью принципа возможных перемещений. Следует помнить, что все неконсервативные силы, включая диссипативные силы, содержатся в обобщенных силовых функциях Qj, Q2, ..., QN. Теперь рассмотрим задачу дискретизации, т. е. приближенного представления системы с бесконечным числом степеней свободы ко- нечным числом координат. Например, боковые прогибы v (х, f) из- гибаемого элемента можно аппроксимировать выражением v(x, /)» q^f) ф1(х) + ?2(/)ф2 (*)+.•• -F'ZnW'I’nW. (15.12) где qt (i = 1, 2, ..., N) — обобщенные координаты и ф, (i = 1, 2, ..., AZ) — предполагаемые безразмерные функции прогиба, которые удовлетворяют за» данным граничным условиям для элемента. Если т (х) — погонная масса элемента, то кинетическая энер- гия (без учета инерции поворота масс) равна: Т ~1/2^m(x)v(x,t)idx. (15.13) После подстановки соотношения (15.12) в (15.13) получаем (15.8): N N /=•!/«! 238
где /Пг7-==) т (х) (•*) (•*) dx. (15.14) Энергия деформаций изгиба равна: V = i/2 \Е1 (х) [V" (х, /)l3dx. (15.15) или после подстановки (15.12) в (15.15) N N v=!/2 2 (15-9) /= 11= i где 1гц=$ ЕЦх)ЦЦх)^ (x)dx. (15.16) Для получения обобщенных силовых функций Qlt Q2, QN не- обходимо определить работу сил на возможных перемещениях 8Wnc. Она характеризует работу всех неконсервативных сил на перемеще- ниях изгибаемого элемента при произвольном наборе возможных перемещений 6^, 8q2,..., SqN, приложенных к системе. Предположим, что материал изгибаемого элемента подчиняется следующему соот- ношению между напряжением и деформацией: о (/) = Ее (/) cs е (/), (15.17) где Е — модуль упругости Юнга; cs — модуль затухания. ^Используя соотношение (15.17) и гипотезу плоских сечений Бер- нулли-Эйлера, получим следующее соотношение между изгибающим моментом и перемещением: т (х, /) = EI (х) v" (х, /) + cs 1 (х) V" (х, /). (15.18) Первое слагаемое в правой части уравнения (15.18) характери- зует влияние консервативных сил, которые уже учитывались при определении потенциальной энергии V, а второе слагаемое — влия- ние внутренних неконсервативных сил. Работа этих неконсерватив- ных сил на единицу длины элемента равна с обратным знаком про- изведению момента неконсервативных сил csI (x)v" (х, t) на вариа- цию кривизны 8v" (х, t). Тогда полная виртуальная работа внут- ренних неконсервативных сил равна: 8WnCtB = — j Cs I (x) v" (x, t) 8v’’ (x, 7) dx. (15.19) Работа внешних неконсервативных сил р (х, t) 8Wnc, вн = |Р (x> t) (x, t) dx. (15.20) Подставляя соотношение (15.12) в (15.19) и (15.20) и складывая их, получим: N / N \ пс, общ= 2 ( Pi 2 СН Pi I &Pi ’ (15.21) i= 1 \ /=1 / где рг=Ур (х,/) (х) dx; (15.22) Cjj=Jcs / МФ; (х)1р; (x)dx. (15.23) 239
Из сравнения выражения (14.21) с (15.Зв) видно, что Qi = Pi ' Сjj 7j. (15. z4) / = 1 Наконец, подстановкой выражений (15.8), (15.9) и (15.24) в уравне- ния Лагранжа (15.7) получаем следующие разрешающие уравнения в матричной форме: mq | cq(kqp. (15.25) Рис. 15.4. Мо- дель соединения жестких тел с тремя степеня- ми свободы (включая влия- ние геометриче- ской жесткости от собственного веса) По определению тц, Ctj и k{j характеризуются соответственно вы- ражениями (15.14), (15.23), (15.16) и что справедливы условия = Cij^Cji, kij = kji. (15.26) Таким образом, в уравнении (15.25) матрицы масс, затухания и жесткостей симметричные матрицы. Пример 15.4. Вывод уравнений движения из общих уравнений Лагран- жа будет рассмотрен для сопряжения жестких стержней, показанного на рис. 15.4. Стержни между собой связаны шарнирами, а их взаимным поворо- там препятствуют пружины поворота и демпферы, которые расположены в каждом шарнире и имеют характеристики, показанные на рисунке. В качест- ве обобщенных координат системы приняты углы поворота жестких стержней qi- Предполагается, что перемещения системы малы и к ней применима теория малых прогибов. Полная кинетическая энергия системы определяется энергией поворота жестких стержней относительно своих центров масс и энергией поступатель- ных перемещений центров масс Т=— 2 WIP .. . . . 1 1^6 / • • Яз^ \21 + (?1^ + 4г^-+ у J W1P 6g (2<7г + 4ql + ?| + 9<h q.2 -|- 3?а q3 + fyi <7з)- (а) 240
При определении полной потенциальной энергии также учитываются энергия при деформациях пружин поворота и энергия при вертикальных перемещениях центров тяжести стержней по отношению к их первоначаль- ному положению (значения этих вертикальных перемещений приведены на рисунке). ' Я1 L , ( 4eL qlL \ ( q]L , qjL \~] — +1^—+ —J + + 2 + 4 Д' -I- 72 IMM (<72-?i)2 + *3 ('7з- 72)21- - 7i [(5№L+ 10/e) ?? + (3WL-\6k)ql -|- + (WL + 4k)ql—8q1q2 — 4q2q3]. (6) Наконец, работа усилий в демпферах поворота на виртуальных перемеще- ниях системы равна: б«7пс = ^1 <71 ^!—с2 (q2—qi) (&/2 —Sft) — с3 (q3 — q2) (&73 —672) = = с [( — 5q! + 2q2) 6qt + (2д±—3?2 + ?3) 6q2 + (q2 — q3) 69з], откуда неконсервативные силы, которые возникают только от диссипативных членов, Qi = с (— 5^ + 2g2); Q2 = с (2^—з43 + q3); Q3 = с (q2—q3). (в) Подставляя выражение (а) в (в), получаем: 4(v"R~?_=<2r’i=i’21 з’ (15-10а) dt \ dqi j dqt что приводит к трем уравнениям движения системы, представленным в мат- ричной форме О 1 1 Ш.2 6й 14 9 3 9 8 3 3 3 2 5WL-\- 10/г —4k О 5 —2 с --2 3 О - 1 3№L + 6/j --2kWL + 4k qi q2 qz_ -O' 0 0 . — 4k О 15.4. ОГРАНИЧЕНИЯ И МНОЖИТЕЛИ ЛАГРАНЖА Обычно при определении динамической реакции системы с N сте- пенями свободы уравнения движения записываются в форме системы обобщенных координат qlt q2, q^. Однако встречаются случаи, когда для использования симметрии уравнений колебаний более целесообразно выбрать систему координат glt g2, •••> gc, где с> N. Эти координаты не могут быть обобщенными координатами, так как их число превышает число степеней свободы системы. Поэтому сле- дует выделить т(т = с—N) уравнений, которые накладывают ог- раничения на систему. В качестве примера вернемся к двойному маят- нику, показанному на рис. 15.1. Ранее отмечалось, что уравнения движения могут быть записаны в обобщенных перемещениях 0Х и 02 (N = 2) или в координатах xlt ylt х2, у2 (с ~ 4). Если использо- 241
вать последние координаты, то должны удовлетворяться два урав- нения связи (15.1). Предположим, что т уравнений связи в общем случае выражены в форме: gt....gc) = 0; fitgl'g*....gc)=&, f.m (gi> gz> • • • > gc) —0- Взяв вариации от уравнений (15.27), получим: А, dfi с . <. , . dfi dgi dg2 dgc +7Гб^=-0’ dgi dg2 dgc (15.27) яг я„ । dfm я । । dfm я л dfm =—-------Ogi +—----- Og2 Ц-. . . +—---- б£с = 0. (15.28) dgi Og2 dgc Если теперь каждую величину 8ft (i = 1, 2, ..., т) умножить на неизвестную функцию времени %г (t) и результат проинтегрировать в интервале от до t2 [предполагается использование выражений (15.3) после преобразования к координатам glt g2, gc] , а затем каждый из интегралов прибавить к вариационному уравнению Га- мильтона (15.2), то после вычисления вариаций получим: dgt + °- (15.29) Поскольку все вариации 8gt (i = 1, 2, ..., с) произвольны, необхо- димо, чтобы выражение в квадратных скобках в (15.29) равнялось нулю, т. е. d di дТ дУ dgt dgt 4i + ^i~-YK + ---+^т-^-=0; dgi dgi dgt i = l,2, ..., с. (15.30) Уравнение (15.30) является модифицированной формой уравнений Лагранжа, которая допускает использование координату, у,..., gc. Метод получения уравнений (15.30), на первый взгляд, может по- казаться тривиальным, так как к уравнению Гамильтона были до- бавлены интегралы, равные нулю. Однако необходимо обратить вни- мание, что когда каждый из 6/; (i = 1, 2, ..., т) равен нулю, каждое слагаемое в правой части (15.28) не равно нулю. Функции времени (i — 1, 2, ..., т) известны как множители Лагранжа. 242
Если записать выражение для усеченной потенциальной энергии V=V (gi g%, • > gc) — /1 + ^2 /2 + •• • + fm), (15.31) то уравнения (15.30) можно представить в виде выражения d ( дТ\ дТ dt \ dgt / dgi dV -— = QZ; 1=1,2.....с, dgi (15.32) которое содержит неизвестные функции времени glt g2, .... gc, %2, ..., Xm. Поскольку число неизвестных функций равно с + tn, не- обходимы с + m уравнений для их решения. Эти уравне- ния включают с модифициро- ванных уравнений Лагранжа [см. (16.32)] и m уравнений связи [см. (16.27)]. Пример 15.5. Использование множителей Лагранжа для удов- летворения принятых ограниче- ний рассмотрим на примере кон- сольной балки с шарнирно-опер- тым концом (см. рис. 15.5). К бал- ке приложена переменная во вре- мени нагрузка pt, (/), равномерно Рис. 15.5. Иллюстрация множителей Лаг- ранжа для равномерно распределенной балки распределенная по ее длине, а также осевая сила IV. Предпо- лагается, что изгибная жесткость балки постоянна по ее длине, а зату- хание не учитывается. Для получения приближенного решения, которое особенно целесообразно, если частотные составляющие в функции на- грузки достаточно низки, предполагается, что значения прогибов можно вы- разить следующим образом: лх 2лх v(x, t)i==gi (f) sin -у+у(/) sin —у. (а) Определяя кинетическую и потенциальную энергию, а также работу внешних сил на возможных перемещениях в функции координату иу, полу- чим: Т = ' лх . . лх 2лх gf sin5 — + 2у g2 sin -у sin -y 4-^2 sin2 2лх \ —-—I dx; (б) ° L V = 1/j 0 „ 16л4 Li лх 2лх ' л4 „ лх 8л4 . .... g? y-sin2y-+y-yy sin-ysin-y+ L 2лх \ , N С л2 „ лх + ^-77-sin2-y \dx— — у g?cos2-y + L® L ! 2 J Д L 0 4л2 лх 2лх 4л2 я 2лх \ + у gi 8г Cos у cos у -?у Si cos2 у j dx, l. L 0 ttx P 2лх j p (x, t) sin -у ax-|-oy I p (x, t) sin dx. b 0 6ГПС (в) (г) L L 243
После определения интегралов выражения (б), (в) и (г) принимают вид: т=-^ (&+&); (д) я*Е1 Nit2 V==—(e) 4L’5 4L 2Z, - Wnc=---₽£№, (Ж) л после сравнения выражения (ж) с (15.Зв) обобщенные внешние силы Qi= 2LpU0 q2 = 0. (з) Л Если учесть заделку балки на левой опоре, то уравнение связи, которому должно удовлетворять решение, запишется в виде fitei. £г)=£1 + 2£2 = 0. (и) Подставляя выражения (е) и (и) в (15.31), получим выражение для потен- циальной энергии — n4EI „ AW V = -777- (Si +1 &ё1)-77- Ui + 4g2) - *i (£1 + 2g2). (к) 4L3 4L Наконец, после подстановки выражений (д), (з) и (к) в преобразованные уравнения Лагранжа (15.32) имеем: mL .. [ л* EI n2N \ 2Lpt,(t) 2L3 2L~)8i~ 1= л ’ mL .. /8л4 El 2л2 N \ . £2 + ^ ^3 ' £ —2X1 = 0. (л) Теперь полное решение задачи может быть найдено определением g, (f), g% (f) и (/) из уравнений (и) и (л). Полученное решение показывает, что Лх (/) про- порционален изгибающему моменту в заделке (при х = 0). Виртуальная работа этого момента равна нулю, поскольку защемление в этой точке не до- пускает виртуального поворота поперечного сечения балки. ЧА СТЬ III АНАЛИЗ СЕЙСМИЧЕСКОЙ РЕАКЦИИ ГЛАВА 16 ИСХОДНЫЕ СЕЙСМОЛОГИЧЕСКИЕ ДАННЫЕ 16.1. ПРЕДВАРИТЕЛЬНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ Хотя динамические нагрузки, действующие на строительные кон- струкции, могут иметь различную природу и вызываться различны- ми воздействиями — ветром, волновыми возмущениями или колеба- ниями при движении транспорта, наибольший интерес для инжене- 244
ра-строителя, безусловно, представляют воздействия от землетря- сений. Важность проблемы сейсмостойкости сооружений обусловли- вается катастрофическими последствиями сильных землетрясений в густонаселенных районах. Поскольку проектирование экономичных и выразительных в архитектурном отношении зданий, которые мо- гут противостоять инерционным нагрузкам при интенсивных земле- трясениях, требует инженерного искусства и использования науч- ных достижений, на примере сейсмостойкости сооружений це- лесообразно продемонстрировать основные положения теории и методов расчета, изложенных в'предыдущих разделах данной книги. Важность проблемы обеспечения сейсмостойкости выходит за рамки текущих потребностей строительства в сейсмических райрнах. При планировании развития предприятий атомной энергетики не- обходимо принять строгий критерий антисейсмической защиты при проектировании атомных электростанций. Это требование вы- звало повышенный интерес к динамике сооружений, равно как и к практическому применению результатов динамического расчета. Наконец, уместно привести замечание Н. Ньюмарка и Э. Розенблю- ета: «Землетрясения систематически выявляют ошибки, допущенные при проектировании и строительстве,—даже самые незначительные ошибки; эта особенность сейсмостойкого строительства подчерки- вает трудности и притягательные стороны решения его проблем, а также их общеобразовательное значение,'выходящее за пределы не- посредственного использования результатов исследований»1. Важную исходную информацию для изучения и практической реализации вопросов сейсмостойкости представляют, естественно, данные о самом землетрясении. Детальное изучение землетрясений и механизмов их возникновения относится к сфере сейсмологии. В своих исследованиях специалист по сейсмостойкому строительству должен подходить к изучению землетрясений с иных позиций, чем сейсмолог. Сейсмологи сосредоточивают свое внимание прежде все- го на глобальных или макроскопических последствиях землетрясе- ний и поэтому имеют дело с небольшими амплитудами колебаний грунта, не вызывающими ощутимой реакции сооружений. Инжене- ры, наоборот, имеют дело в основном с местными эффектами сильных землетрясений там, где колебания грунта достаточно интенсивны, чтобы вызвать повреждения конструкций. Эти так называемые силь- ные сейсмические движения имеют параметры слишком большие для регистрации с помощью типовых приборов, применяемых сейсмоло- гами, и требуют разработки специальных сейсмографов сильных движений. Тем не менее, несмотря на различие сферы деятельности инженеров в области сейсмостойкого строительства и сейсмологов, многие вопросы сейсмологии представляют для инженера большой интерес. Наиболее важные из них рассмотрены в этой главе. . 1 Newmark N. М. and Rosenblueth Е. Fundamentals of Earthquake Engi- neering. Prentice—Hall. Inc., Englewood Cliffs, N, Y., 1971, ...... 245
16.2. СЕЙСМИЧНОСТЬ Общие механизмы движений в недрах земли, приводящие к зем- летрясениям, пока недостаточно ясны, и предлагаемые теории ме- ханизмов землетрясений часто противоречивы. Первопричины землетрясений непосредственно связаны с общи- ми тектоническими процессами, постоянно вызывающими горообра- зование и образование океанических впадин в земной коре. Текто- нические плиты, движения которых характеризуют эти процессы, могут быть указа- ны, по крайней мере частич- но, на картах сейсмичности. Информация о землетря- сениях, которые могут при- чинить повреждения соору- жениям, существенно ограни- чена и пока не дает возмож- ности составить для всего зем- ного шара и даже отдельных регионов карты сейсмической опасности, где устанавливают- ся вероятности землетрясений заданной интенсивности с оп- ределенным средним периодом повторения. На континентальной части Соединенных Штатов Амери- ки самый активный сейсмиче- Рис. 16.1. Эпицентры основных землетря- сений и разломы в Калифорнии за пери- од 1903—1956 гг. с магнитудой М ский район располагается вдоль Калифорнийского побе- режья и связан с разломом Сан-Андреас. Этот разлом и ряд второстепенных разломов (рис. 16.1) явились источниками самых сильных калифорнийских землетрясений за рассматриваемый период времени, включая разрушительное землетрясение в Сан-Франциско в 1906 г. Разлом Сан-Андреас — одна из наиболее активных и изу- ченных систем разломов в мире. Его расположение примечательно в топографическом отношении, он почти полностью выходит на по- верхность земли в Калифорнии. Изучение этой системы разломов и землетрясений, связанных с ней, позволяет существенно расширить современные знания о механизмах возникновения землетрясений и характеристиках сильных сейсмических движений. Интересно, что относительные подвижки грунта вдоль этого разлома, соответствую- щие постоянному перемещению против движения часовой стрелки относительно Тихоокеанского бассейна, наблюдаются здесь как во время землетрясений, так и при постоянном крипе, регистрируемом геодезической службой. Эти измерения свидетельствуют о движении 246
геологической структуры к западу от разлома в северном направ- лении по отношению к его восточному крылу со скоростью около 5 см в год. 16.3. ТЕОРИЯ УПРУГОЙ ОТДАЧИ ПРИ ЗЕМЛЕТРЯСЕНИЯХ X. Ф. Рид на основании результатов изучения рызрывов вдоль раз- лома Сан-Андреас во время Сан-Франциского землетрясения 1906 г. впервые дал четкое определение теории упругой отдачи при описа- нии процесса зарождения землетрясения. Многие сейсмологи уже Рис. 16.2. Механизм упругой отдачи при зарождении землетрясения: а — до деформирования; б — деформированная порода (до землетрясения); в — после землетрясения приходили к выводу о том, что землетрясения являются'результатом разрывов или разломов в земной коре. Однако исследования Ридом перемещений сдвига с большой амплитудой, которые наблюдались вдоль десятков километров вдоль разлома, позволили ему прийти к заключению, что специфическим источником энергии сейсмических колебаний было высвобождение накопленных деформаций земной коры. Это высвобождение само происходит в результате внезапного разрыва сдвигового типа. sСущественная особенность механизма упругой отдачи, который позволяет наилучшим способом объяснить землетрясения, вызываю- щие интенсивные и потенциально разрушительные колебания по- верхностных слоев, видна из рис. 16.2. Активная зона разлома пока- зана в центре и предполагается, что геологическая структура слева (как для разлома Сан-Андреас) движется к северу с постоянной ско- ростью. Если бы несколько заборов были построены перпендикуляр- но линии действия разлома (см. рис. 16.2, а), этот постоянный дрейф приводил бы к постепенному искажению линии заборов, как пока- зано на рис. 16.2, б. На схеме также показана дорога, относительно которой предполагается, что она построена после искажения оград. Важно отметить, что постоянная деформация пород приводит к на- пряжениям и деформациям, превышающим их прочность. В некого-
рой критической точке зоны разлома начинается разрыв, который быстро распространяется по длине сильно деформированных пород. В результате снимаются упругие деформации и соответствующие пе- ремещения приводят к схеме, показанной на рис. 16.2, в, с больши- ми подвижками дороги и линий заборов. После снятия деформаций линии заборов снова станут прямыми, а дорога, которая была по- строена на уже деформированном основании, получит локальные искривления. 16.4. СЕЙСМИЧЕСКИЕ ВОЛНЫ Согласно теории механизма упругой отдачи, источником земле- трясения является внезапное движение грунта по обеим сторонам от разлома, которое происходит от разрыва земной коры. Само земле- трясение представляет собой систему волн колебаний, которые воз- буждаются этой дислокацией. Классическая сейсмология занимает- ся в основном изучением этих упругих волн при их прохождении в земле. При разрыве генерируются два типа волн: продольные, на- зываемые от слова primary (первичные) волнами Р, и поперечные, или волны сдвига — волны S от слова secondary (вторичные). Волны Р движутся быстрее, чем волны S. Поэтому если их скорости, кото- рые зависят от свойств материала среды, известны, то расстояние от точки наблюдения до очага можно определить по разности моментов вступления двух типов волн. В результате измерения разности мо- ментов вступления волн от источника на многих станциях, которые установлены по всему земному шару, можно установить положение источника и характер отражения и преломления волн от границ по- род (см. рис. 16.3). Почти все данные о внутреннем строении Земли были получены в результате подобных сейсмологических исследо- ваний. Телесейсмические записи подобных сейсмических волн имеют ма- лую ценность для специалистов в области сейсмостойкого строитель- ства в связи с указанными ранее малыми амплитудами колебаний грунта. Только вблизи точки разрыва (фокуса или гипоцентра) коле- бания грунта достаточно велики, чтобы вызвать повреждения в зда- ниях. В этой стадии механизм возникновения волн может быть рас- смотрен, следуя Дж. В. Хаузнеру, на примере небольшой (размером в монету) трещины, расположенной на поверхности разлома, как по- казано на рис. 16.4. Предположим, что характер напряжений в этой части зоны с трещинами достиг предельного уровня. Когда происхо- дит разрыв, освобождение деформаций вблизи поверхности трещины будет сопровождаться внезапным относительным перемещением обо- их концов трещины. Эти перемещения вызывают волну перемеще- ния, которая быстро распространяется от источника. Запись подоб- ного простого импульса перемещений, зарегистрированная станцией на среднем расстоянии от фокуса, имела бы вид, показанный на рис. 16.5. Там же приведены записи скорости и ускорения, соответ- ствующих импульсу перемещения. Сравнения этих идеализирован- 243
ных записей колебаний грун- та с реальными записями ус- корений при землетрясении Порт-Хьюним, 1957 г. (они даны на рис. 16.6 вместе с за- висимостями ?для скорости и перемещения, которые полу- чены при интегрировании ак- селерограммы) показывают, что землетрясение также ха- рактеризовалось одним им- пульсом смещения. Таким образом, механизм указанного землетрясения был подобен модели разры- ва с образованием простой трещины. Записи характерных зем- летрясений, таких, как Эль- Сентро, 1940 г. (одна из ком- понент которого показана на рис. 16.7), значительно слож- нее, чем запись землетрясе- ния Порт-Хьюним, что, по- видимому, связано с более сложным механизмом очага. Гипотеза, которая дает удов- летворительное объяснение характерной записи сейсми- ческого воздействия, заклю- чается в том, что землетря- сение представляет собой по- следовательность разрывов вдоль поверхности разлома. Каждый последующий раз- рыв является источником эле- ментарной сейсмической вол- ны типа воздействия в Порт- Хьюним. В связи с тем что разрывы происходят в разные моменты времени и в разных точках, наблюдаемые движения на близрасположенных станциях будут представлять собой слу- чайную комбинацию простых записей, как показано на рис. 16.7. Рис. 16.3. Путь некоторых Р — волн от очага / — ядро; 2 — мантия; 3 — фокус землетрясе- ния; 4 — отражение от поверхности; 5 — сейс- мологическая станция; 6 — отражение от ядра 6 е.гченче Рис. 16.4. Идеализированный точечный очаг разрыва при землетрясении (а —• план; б — разрез вдоль разлома; в — тре- щина в очаге в виде небольшой монеты) 1 — регистрирующий прибор; 2 — эпицентр; 3 — линия разлома; 4--фокус; 5--план; 6'— пе- риметр трещин 249
Рис. 16.5. Идеальное движение грунта от точечного источника: а — перемещение; б — скорость; в — ус- корение Рис. 16.6. Акселерограмма земле- трясения Порт-Хьюним С—Ю, 18.03.1957 а — ускорение; б — скорость; в — пере- мещение; г — реакция маятника с пе- риодом 2.5 с Время, с Рис. 16.7. Акселерограмма землетрясения Эль-Сентро, С-Ю. (18.05.1940) 250
В связи с изложенным следует подчеркнуть, что сейсмологи оп- ределяют фокус землетрясения как точку в земной коре, в которой начинается первый разрыв по поверхности разлома, и эпицентр как проекцию фокуса на поверхность Земли. Если землетрясение яв- ляется результатом последовательности разрывов вдоль линии раз- лома, очевидно, что фокус может не совпадать с центром высвобож- дения энергии. При сильном землетрясении, которое может быть связано с разломом длиной в сотни километров, расстояние от эпи- центра до сооружения может не иметь большого значения, в этом слу- чае важным параметром является расстояние до ближайшей точки вдоль поверхности разрыва. 16.5. ИЗМЕРЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ ДВИЖЕНИЯ ГРУНТА Для инженера-строителя наиболее важным показателем сейсми- ческих движений грунта является характер их воздействия на соо- ружения в форме напряжений и деформаций или суммарных пов- реждений. Этот потенциальный уровень повреждений зависит, по крайней мере, частично от силы землетрясения и ряда параметров, которые его характеризуют. Наиболее важным параметром с сейсмо- логической точки зрения является величина энергии деформаций, высвобождаемой в очаге, которая характеризуется магнитудой. По определению, магнитуда — десятичный логарифм максимальной ам- плитуды, выраженной в микронах (записи землетрясения, получен- ной сейсмографом Вуда-Андерсона и приведенной к расстоянию 100 км). Определенная таким образом магнитуда связана с коли- чеством высвобождающейся энергии следующим эмпирическим вы- ражением: log £- 11,8+ 1,5М. (16.1) В соответствии с (16.1) при увеличении магнитуды на единицу энергия увеличивается в 32 раза. Для строителей более важны ре- зультаты наблюдений, свидетельствующие о том, что землетрясения с магнитудой менее 5 не должны вызывать повреждения зданий и ин- женерных сооружений, между тем при М. > 5 потенциально возмож- но разрушительное воздействие сейсмических волн. Знание магнитуды землетрясения само по себе еще недостаточно, чтобы дать ответ на вопрос, можно ли ожидать повреждения соору- жения? Она характеризует относительную силу землетрясения в оча- ге. Расстояние от сооружения до очага также служит важным пока- зателем влияния землетрясения на амплитуды реакции сооружения. Мера сотрясения грунта в любой точке на поверхности земли назы- вается интенсивностью землетрясения. Обычно с увеличением рас- стояния от очага она убывает, хотя и встречаются аномалии из-за влияния местных грунтово-геологических условий. Самые ранние оценки интенсивности основаны на результатах анализа действия колебаний грунта на естественные и искусственные сооружения. В США стандартом для определения интенсивности землетрясений 251
в течение многих лет служит модифицированная 12-балльная шкала Меркалли (шкалаММ): от 1 балла (не ощущается) до 12 (полное об- рушение). На основании результатов изучения интенсивности земле- трясений обычно составляют карты изосейст (см. рис. 16.8). Хотя та- кая количественная оценка интенсивности представляет большую ценность, когда отсутствуют инструментальные записи землетрясе- ния, она недостаточна для разработки критериев расчета сейсмо- стойких сооружений. Исходная информация о характеристиках сейсмических воздей- ствий для проектирования была недостаточной до тех пор, пока не установили первые акселерографы сильных движений и не создали системы наблюдений Береговой и геодезической службы США. Ак- селерограмма на рис. 16.7 (совместно с другой горизонтальной и вер- тикальной компонентами) зарегистрирована одним из первых таких приборов. Скорость накопления инструментальной информации в течение многих лет оказалась очень небольшой, так как число прибо- ров и места их установки были весьма ограничены. Постепенно более густая сеть была создана в Японии, Мексике, наиболее сейсмоактив- ных районах США, в других частях земного шара, и к настоящему времени накоплена новая и важная информация. Несомненно все же, что число приборов пока ограничено, и при многих разрушитель- ных землетрясениях во многих частях света не удается получить ин- струментальных данных. Поэтому фундаментальная информация о влиянии таких факторов, как магнитуда, эпицентральное расстоя- ние и местные грунтово-геологические условия, на параметры сей- смических воздействий пока еще ограничена. Три компоненты колебаний грунта, зарегистрированные акселе- рографом, представляют собой полное описание землетрясения, которое воздействует на здания и сооружения на этой площад- ке. Наиболее важными параметрами записи на каждой компоненте (см. рис. 16.7) с точки зрения расчета конструкций являются ампли- туда, частотный состав и продолжительность. Амплитуда обычно ха- рактеризуется пиковым значением ускорения или иногда числом пиков, превышающих определенный уровень. Скорость колебаний грунта может быть более показательной мерой интенсивности, чем ускорение, но обычно записью скоростей не располагают, если не выполняются дополнительные вычисления. Частотный состав может быть грубо представлен числом пересечений в секунду нулевой ли- нии на акселерограмме, а продолжительность — интервалом времени между первым и последним пиками, превышающими заданный уро- вень. Очевидно, что все эти количественные характеристики вместе дают очень приближенное описание процесса колебаний грунта и не отражают их потенциальную опасность для сооружений. Более точной мерой интенсивности сейсмического воздействия может быть реакция осциллятора на землетрясения, например одно- этажной рамы, показанной на рис. 16.9. Реакция такой рамы на оп- ределенное ускорение грунта v„ (<) может быть выражена с помощью 252
Рис. 16.8. Карта изосейст землетрясения в Агадире (1960 г.) интеграла Дюамеля (6.14), если для этого случая эффек- тивное воздействие принять в виде peff (t) = —mvg (f), [см. (1.21)]. Тогда v (t) =----f —mvg (т) ttmD J о exp [—geo (/—T)]sincoD (/—т)е/т. (16.2) Рис. 16.9. Основная система с одной сте- пенью свободы Когда различие между ча- стотами с учетом затухания и без него мало (а это имеет место для всех практических случаев параметров затухания £ < 20%) и с учетом того, что знак минус не имеет физического смыс- ла в выражении для сейсмического воздействия, можно получить: t 1 f v(0 =— I vg (т) exp [— geo (t—t)] sin co (/—t) dx. (16.3) CO J 0 253
Наконец, если в качестве меры интенсивности сейсмического воз- действия принято максимальное значение параметра реакции отно- сительно основания, то это максимальное значение равно: умакс= $о> (16.4) где спектральная псевдоскорость реакции Sv равна: -1 Sd (s . ®) = [ .'о vg (т) ехр [ — gw (/—т)] sin со (t—т) dx (16.5) ма^с Как видно из выражения (16.5), 30 зависит не только от процесса колебания грунта, но и от частоты собственных колебаний и затуха- ния осциллятора. Таким образом, для любой записи сейсмического воздействия при определенном значении затухания в сооружении можно определить значения для всего диапазона частот колеба- ний. Зависимость величин скорости реакции от частоты колебаний (или обратного ей периода колебаний) называется спектром псевдо- скорости реакции на сейсмическое воздействие. Такие спектры обычно вычисляют для нескольких значений параметров затухания и совместно изображают на одном графике, как показано на рис. 16.10 для записи на рис. 16.7. Эквивалентной мерой реакции осциллятора на сейсмическое воз- действие vg (f) может быть спектр смещений Sd, который представ- ляет собой максимум перемещения относительно грунта и опреде- ляется согласно (16.4) выражением Sd==~- (16-6) Кроме того, спектр ускорения Sa равен: Sa = wSB=co2Sd (16.7) и является мерой упругой восстанавливающей силы осциллятора ^S,MaKc = feSd = “2 mSd=mSa. Графики спектров смещений и спектров ускорений могут быть получены аналогично спектрам псевдоскоростей, показанным на рис. 16.10, но простые соотношения между тремя этими величинами дают возможность изображать их на одном графике с четырьмя коор- динатами в логарифмическом масштабе, как показано на рис. 16.11 для той же акселерограммы землетрясения Эль-Сентро, С—Ю. На этом графике в качестве абсциссы принят логарифм периода коле- баний, а ординаты представляют собой log Sp. Значения log Sa и log Sd представлены в координатах, расположенных под углом 45° к оси абсцисс. Очевидно, что спектры реакции — более показательная мера интенсивности сейсмического воздействия, чем одна величина, на- пример максимальное ускорение. В действительности эти спектры 254
10 Период системы затухания, с Рис. 16.10. Спектр псевдоскорости. Эль-Сентро, С-Ю, 1940 Рис. 16.11. Спектр реакции для землетрясения Эль-Сентро, 1940: о — максимальная скорость движения грунта; и — максимальнее ускорение грунта; d — максимальное перемещение грунта 255
реакции непосредственно показывают, какого значения может до- стигать реакция реальной системы с одной степенью свободы (с оп- ределенным периодом колебаний и затуханием). Единственным ог- раничением для их применения является требование о том, что реак- ция системы должна быть упругой, так как по определению инте- грал Дюамеля (16.2) справедлив для линейных систем. Поэтому спектры реакции не могут определить степень повреждений, ожидае- мых при данном землетрясении, поскольку повреждения предопре- деляются развитием неупругих деформаций. Тем не менее суммарные значения ожидаемых упругих деформаций являются существен- ным показателем интенсивности колебаний грунта. Более того, спектр реакции определяет максимальные перемещения сооруже- ний для всего диапазона частот. Поэтому интегралы от спектра реак- ции для заданного интервала периодов есть наилучшая общая ха- рактеристика интенсивности колебаний грунта. Дж. Хаузнер назвал эту величину спектральной интенсивностью и определил ее как интеграл от спектра псевдэскорости реакции в диапазоне периодов 0—2,5 с: 2.5 SI(£) = ( T)dT. (16.8) о',1 Как видно, этот показатель может быть найден для любого зна- чения параметра затухания сооружения. Параметр реакции SD называется спектром псевдоскорости, по- скольку он характеризует не максимум действительных скоростей, а, как следует из выражения (16.6), дает возможность определить действительные максимальные относительные перемещения, но яв- ляется только приближением для относительных скоростей. Выра- жение для действительной относительной скорости получается пос- ле дифференцирования (16.3) t v (t) = ( vg (т) ехр [—(/—т)] cos со (/—т) dr—£cot> (/). (1G.9) b Эта формула может быть преобразована для определения спектров действительной скорости реакции путем вычисления максимума для заданного диапазона частот и параметров затухания. На практике, однако, спектр псевдоскорости применяется чаще, по- скольку он позволяет перейти к определению перемещений, кото- рые представляют большой интерес для расчета сооружений. Полная энергия системы может быть получена путем суммиро- вания выражений для потенциальной и кинетической энергии Е (!) = Т (/) + V (/) = V2 т (/)Р4-1/2k [о (/)]’. (16.10) где перемещения и скорости определяются соответственно из вы- ражений (16.3) и (16.9). Тогда спектр энергии максимальной реакции можно выразить как максимум Е (/) для определенного диапазона частот и параметров затухания. Для практических целей удобно вы- 256
числять величину энергии как квадратный корень из удвоенной ве- личины энергии на единицу массы сооружения 25 (О т {[ша (/)]2~К(/)]211/2. (16.11) Максимум этой величины четко определяет верхний предел как спект- ра псевдоскорости, так и спектра действительных скоростей, каждый из которых принимается как квадратный корень от соответствующе- го параметра. Отметим, что для системы без учета затухания, под- ставляя £ = 0 в (16.3) и (16.9), можно преобразовать (16.11) к виду (16.12) Еще одна оценка процесса колебаний грунта может быть полу- чена с помощью спектра Фурье, определяемого как со F (и) = | vg (т) ехр (— /сот) dx. т = —оо (16.13) Если процесс колебаний грунта продолжается от т = 0 до т = tu то G 11 A(<o) = j vg (т) cos ытЛ—i | Vg (т) sincordt. о b Окончательно амплитуда спектра Фурье равна: ’ 2 Vg (т) cos cordr '9 I2] 1/2 ( Vg (т) sin cox dx 1 . (16.14) o' J I Сравнение выражений (16.14) и (16.12) показывает, что спектр Фурье есть мера полной энергии недемпфированной системы при продолжительности сейсмического воздействия t = 4. Конечно, максимум энергии, как правило, достигается в какой-то промежу- точный момент времени, поэтому величина (16.12) обычно больше амплитуды спектра Фурье. Спектр Фурье представляет собой ис- черпывающую характеристику входного сейсмического воздейст- вия, так как его преобразование [обратное преобразованию (16.13)] 1 7' vg(l) — I Г (со) ехр (/со/) dw (16.15) 2л J GJ --= — оо характеризует весь процесс. Однако для инженерных расчетов спект- ры реакции, характеризующие максимумы параметров реакции во время землетрясения, представляют большее значение. 9 Зак. 794 257
16.6. ВЫБОР РАСЧЕТНЫХ МОДЕЛЕЙ ЗЕМЛЕТРЯСЕНИЙ Инженер-строитель изучает сейсмологию с единственной целью— предсказать характеристики входного сейсмического воздействия, на которое следует рассчитать сооружения. Сейсмические нагруз- ки—особые из всех видов нагрузок, которые необходимо учитывать при проектировании, поскольку сильное землетрясение обычно вы- зывает в критических сечениях сооружения большие напряжения и смещения, чем все другие нагрузки, вместе взятые. Однако ве- роятность такого землетрясения в течение срока службы сооружения очень мала. Чтобы рационально сочетать предельные нагрузки и малую их вероятность, обычно принимают следующие критерии двойного расчета: 1. В качестве основы для расчета принимается умеренное зем- летрясение, которое может произойти в месте расположения здания в течение его срока службы. Здание должно быть запроектирова- но так, чтобы выдержать сейсмическое воздействие такой интенсив- ности без существенных повреждений его основных конструкций. 2. В качестве меры безопасности сооружения принимается наи- более сильное землетрясение, которое возможно для площадки строи- тельства. Поскольку маловероятно, что такое землетрясение про- изойдет в течение срока службы здания, то сооружение может быть запроектировано так, что при землетрясении его конструкции могут получить существенные повреждения, однако их обрушение и возможность человеческих жертв должны быть предотвращены. Для установления характеристик колебаний грунта при расчет- ных землетрясениях или максимальных вероятных землетрясениях для площадки строительства необходимо прежде всего изучить ис- торию землетрясений в данном районе в течение длительного перио- да времени, как и другие сейсмологические данные. Только на осно- вании этой информации можно оценить магнитуду землетрясений и вероятную частоту их повторения (средний период повторения со- бытий). Так как землетрясения происходят очень редко, статисти- ческие данные позволяют получить в лучшем случае грубую оценку сейсмичности территории. Другие сведения могут быть взяты из гео- логических исследований, позволяющих определить потенциально активные разломы и характеристики местных геологических струк- тур. Конечный этап сейсмологических исследований — определение магнитуд и эпицентральных расстояний расчетного землетрясения и максимально возможного землетрясения. Например, можно пред- сказать, что за период 50-летней службы проектируемого здания должно произойти одно землетрясение с магнитудой 7 вблизи разло- ма на расстоянии 25 км. Максимальное воздействие на той же тер- ритории возможно от землетрясения с магнитудой 8.5 при эпицент- ральном расстоянии всего 10 км. Ожидаемый период повторения сильного землетрясения равен нескольким сотням лет, и, следова- тельно, его вероятность в период срока эксплуатации здания очень 258
мала, однако проектом должна быть обеспечена безопасность соо- ружения даже в случае этого редкого события. Конечно, магнитуда и эпицентральное расстояние расчетного землетрясения непосредственно не определяют параметров колеба- ний грунта на площадке строительства, на которые следует рассчи- тать здание. Чтобы установить расчетные требования, необходимо соотнести эти сейсмологические показатели с интенсивностью и другими параметрами ускорений, ожидаемых на площадке строи- тельства. Много предположений высказывалось в этом направлении, и их подробное обсуждение выходит за рамки данной главы. Доста- точно очень кратко описать некоторые общепринятые методы. Один из наиболее простых способов определения колебаний грун- та—использование акселерограммы прошлого землетрясения, кото- рое имело соответствующую магнитуду и было зарегистрировано на соответствующем расстоянии от эпицентра. Например, запись силь- ного воздействия при землетрясении Эль-Сентро, С—Ю, 18/V 1940 г. во многих случаях использовалась для представления землетрясе- ний с магнитудой 7 и эпицентральным расстоянием около 7 км. Од- нако опыт показал, что возможны существенные различия записей землетрясений с одинаковыми магнитудами и эпицентр альными рас- стояниями, и реакция сооружений на эти воздействия меняется в очень широких диапазонах. Таким образом, использование одной записи, например показанной на рис. 16.7, для определения расчет- ного землетрясения не устраняет большой степени неопределеннос- ти параметров реакции сооружений. Очевидно, что усредненное сейсмическое воздействие будет более разумной моделью расчетного входного процесса, и наиболее эффек- тивным методом описания усредненных воздействий являются спект- ры реакции. Например, Хаузнер* разработал расчетный спектр, показанный на рис. 16.12, с помощью вычисления спектров реакции по двум ком- понентам записей четырех различных землетрясений и их последую- щего нормирования, осреднения и сглаживания. Этот спектр был нормирован так, чтобы величина спектральной скорости системы без затухания при больших периодах равнялась 1 фут/с [30,4 см/с], что соответствует примерно 1/2,7 интенсивности акселерограммы, пока- занной на рис. 16.7. Расчетные спектры были также получены по оценкам максимальных величин ускорений, скоростей и смещений грунта. Если эти величины обозначить a, v и d, то соответствующие параметры максимальной реакции осциллятора с малым затуханием равны примерно 4а, 3v и 2d**. На базе этих предпосылок и с учетом того, что спектр ускорений достигает максимума а для очень жестких сооружений (с малыми пе- риодами колебаний), а спектр смещений достигает максимума d для * G. W. Housner. Behavior of Structures during Earthquakes. Proc. ASCE, vol. 85, EM4, 1959. ** Cm. kh. H. Ньюмарка и Э. Розенблюета, с. 228. 9* 259
очень гибких сооружений (с большими периодами), можно изобра- зить разумный сглаженный спектр тина показанного на рис. 16.13. Следует отметить, что при таком подходе требуется до построения спектров реакции оценить величины локальных параметров коле- баний грунта {а, и и d) по магнитуде землетрясения и эпицентраль- ному расстоянию площадки. Хотя расчетный спектр реакции представляет хорошую базу для проектирования здания на этапе предварительного расчета и кон- струирования, как правило, остается нерешенным вопрос об описа- нии модели колебаний грунта для расчета па землетрясение макси- мально возможной интенсивности. Записи реальных землетрясений особенно важно использовать при проектировании сооружений, для которых необходимо определить параметры неупругой реакции (когда спектры реакции уже не применимы), или для учета разного типа взаимодействия в зданиях и сооружениях. Один из подходов к выбору подходящей записи колебаний грунта заключает- ся в модификации и искаже- нии реальной записи с тем, чтобы она могла отразить землетрясения с разными маг- нитудами и эпицентральными расстояниями. Например, ин- тенсивность воздействия мо- жет быть выбрана путем ум- ножения на масштабный ко- эффициент, частотный состав может быть выбран измене- нием масштаба времени, а Рис. 16.12. Сглаженные усредненные спектры реакции а — скорости 3T; 6 — ускорения S(I Sa ^срдты/с2 продолжительность землетря- сения задана отсечением или добавлением частей его запи- си. Такая методика признана достаточно эффективной при выборе одной или двух аксе- лерограмм, соответствующих землетрясению с определен- ной магнитудой и эпицен- тральным расстоянием. Одна- ко в связи с тем что все зна- чительные сейсмические дви- жения генерируются сущест- венно случайными процесса- ми, характеристики колеба- ний грунта, определяемые магнитудой и эпицентральным расстоянием, могут изменять- ся в широких диапазонах при 260
переходе от одного события к другому. Поэтому предпочтительно иметь статистически представительные данные нескольких сейсми- ческих воздействий для каждой магнитуды и эпицентрального рас- стояния, чем принимать одно или два воздействия. Тогда оценка реакции сооружений может быть выполнена статистическими мето дами. Для реализации этой задачи в последние годы становится об- щепринятым генерирование записей искусственных воздействий, ко- Рис. 16.13. Расчетный спектр, составленный по максимальным характеристикам колебания грунта (II. Ньюмарк и Э. Розенблюет) и — максимальное ускорение грунта; и — максимальная скорость движения грунта; d — максимальное перемещение грунта; сплошная кривая — расчетный спектр торые должны отражать характеристики расчетных землетрясений. Эти записи колебаний грунта генерируются с помощью случайных процессов и могут повторяться неоднократно для получения же- лаемой выборки входных воздействий. Один из методов получения искусственных записей колебаний грунта был основан на простом математическом моделировании последовательности разрывов вдоль предполагаемого разлома и распространения волн колебаний от каждого последующего источника до пункта наблюдения. Такое мо- делирование требует достаточно сложного и дорогого вычислитель- ного оборудования, и, по-видимому, является чрезмерно точным по сравнению с теми предпосылками, которыми необходимо руковод- ствоваться при моделировании прогнозируемых землетрясений. 261
Более простой подход, который также приводит к приемлемым результатам, основан на гипотезе о том, что источник колебаний грунта представляет^обой случайную последовательность импуль- сов, генерируемых на некотором расстоянии от пункта наблюдения и проходящих к нему через основание сооружения. ГЛАВА 17 ДЕТЕРМИНИРОВАННЫЙ АНАЛИЗ СЕЙСМИЧЕСКОЙ РЕАКЦИИ 17.1. МЕХАНИЗМЫ ВХОДА СЕЙСМИЧЕСКИХ ВОЗДЕЙСТВИЙ Установление подходящего процесса колебаний грунта, рассмот- ренного в гл. 16, — наиболее трудный и неопределенный этап зада- чи прогнозирования реакции сооружений при землетрясениях. Когда процесс колебаний основания уже выбран, определение напряжений и перемещений может быть выполнено любым из стандартных мето- дов динамики сооружений, некоторые из них рассмотрены в ч. I и II. Детерминированный анализ на заданное сейсмическое воздейст- вие будет рассмотрен в этой главе в связи с тем, что понимание де- терминированного характера сейсмической реакции позволяет ос- мыслить сущность работы сооружений. Тем не менее расчетные требования по обеспечению сейсмостойкости часто более эффективно могут быть сформулированы в вероятностной постановке. Единствен- ная особенность расчета на сейсмические воздействия по сравнению с расчетом при других динамических нагрузках состоит в том, что воздействие прикладывается в виде кинематического возбуждения опор основания, а не в форме внешних нагрузок. Поэтому сущность рассматриваемых в этой главе задач сводится к обсуждению методов определения процесса эффективного нагружения сооружений, являющихся результатом заданных колебаний основания. Сейсмические колебания грунта чаще всего описываются в' виде трех компонент ускорения. Реакция любой упругой системы на эти три компоненты может быть рассчитана путем суперпозиции пара- метров реакции на каждую отдельную компоненту. Таким обра- зом, задача расчета сводится к стандартному определению реакции здания при одном поступательном воздействии. В более общем слу- чае опора дополнительно к поступательному воздействию может ис- пытывать поворот, поскольку сейсмические волны проходят через грунты основания. Тогда полное описание сейсмического воздейст- вия должно включать в принципе три компоненты перемещений и три компоненты поворотов. Несомненно, пока еще не получены за- писи вращательных компонент колебаний грунта, и, следователь- но, этот эффект (в нескольких случаях, когда его учитывали) рас- сматривался только для предварительной оценки порядка крутиль- 262
ных колебаний, которые определялись по компонентам поступатель- ных движений. Другое допущение, присущее обычной модели сейсмических воз- действий, заключается в предположении об одновременности коле- баний всех частей основания сооружения. Если пренебречь кру- тильными компонентами, то это допущение эквивалентно рассмот- рению грунтов основания или скалы очень жесткими. Это предпо- ложение не согласуется с теорией распространения сейсмических волн в земной коре от разрыва в зоне разлома. Если размеры осно- вания сооружения малы по сравнению с длиной сейсмических волн, то эта гипотеза приемлема. Например, при скорости распростране- ния волн 6000 футов/с (1800 м/с) волна с частотой 3 Гц имеет длину 2000 футов (600 м), и здание размером в плане около 100 футов (30 х ХЗО м) будет практически испытывать одинаковые возмущения по всей'своей длине (ширине). Однако висячий мост или плотина дли- ной, например 1500 футов (400 м), безусловно, получит существенно различные воздействия по длине. Во время землетрясений пока не получены непосредственные данные о различии параметров колеба- ний отдельных частей земной поверхности, однако ясно, что они должны иметь место, и предварительный анализ показал, что такие воздействия окажут значительное влияние на характер динамичес- кой реакции. Следовательно, важно разрабатывать методы анализа, позволяющие рассчитывать сооружения при воздействии в виде ря- да входных процессов для отдельных опор сооружения. И, наконец, последний фактор, который следует учитывать при определении эффективных усилий, генерируемых в сооружении при землетрясении, заключается в учете колебаний, которые вызывают- ся движением самого сооружения. Другими словами, колебания в ос- новании сооружения могут отличаться от колебаний грунта, кото- рые бы наблюдались в отсутствие сооружения. Этот эффект взаи- модействия грунт—сооружение имеет небольшое значение, если ос- нование здания твердое, а само здание достаточно гибкое. В этом случае здание передает в грунт небольшую энергию, и колебания грунта без сооружения эквивалентны параметрам колебаний фун- дамента. Однако если тяжелое жесткое здание (например, атомная электростанция) подстилается толстым слоем рыхлых грунтов, зна- чительная часть энергии передается от сооружения в грунт, и дви- жение основания будет резко отличаться от колебаний грунта без сооружения. Этот эффект взаимодействия наблюдается совместно с эффектом влияния свойств подстилающих грунтов на параметры колебаний свободной поверхности (см. гл. 16). Как правило, усиление параметров колебаний грунта и эффекты взаимодействия мягких наносных слоев достаточно существенны и должны учитываться при анализе сейсмической реакции. Цель этой главы — рассмотрение детерминированных методов анализа сооружений с различными конструктивными решениями по- следовательно при следующих видах входных воздействий: простое однокомпонентное перемещение основания; повороты жесткого ос- 263
новация; относительные перемещения различных опор; случай взаи- модействия в системе грунт—сооружение, когда движение основания не следует непосредственно за колебаниями, определенными для сво- бодной поверхности грунта. В дополнение будут кратко рассмотре- ны наиболее важные особенности нелинейной сейсмической реакции зданий. 17.2. ПОСТУПАТЕЛЬНЫЕ ВОЗБУЖДЕНИЯ ЖЕСТКОГО ОСНОВАНИЯ 17.2.1. Дискретные системы с одной степенью свободы Задача определения сейсмической реакции наиболее простыми методами решается для системы с одной степенью свободы и сосре- доточенной массой при одинаковом поступательном возбуждении всех ее опор. Примером такой системы служит рама (см. рис. 17.1), рассмотренная в гл. 16 при определении спектров сейсмической реакции. Уравнение ее движения имеет вид mv 1 +cv+ kv = 0, (17.1) где индекс t обозначает полное смещение системы. Эффективная сейсмическая нагрузка на раму при ее динамичес- кой реакции есть результат инерционной нагрузки, которая соглас- но (17.1) зависит от полного перемещения системы, в то время как за- тухание и восстанавливающая сила определяются относительными перемещениями. Таким образом, mv-\-cv-\-kv=peff, (17.2) где эффективная сейсмическая сила Peff = — mvs (17.3) Рис. 17.1. Одномассовый осциллятор при поступательном возмущении основания С другой стороны, если силы затухания и упругости выражены через разности между полными перемещени- ями и перемещениями грун- та, то уравнение может быть записано в полных перемеще- ниях mv*cvf-\-kvl = a>g +kvg. (17.4) Правая часть уравнения (17.4) представляет собой эф- фективную сейсмическую на- грузку, выраженную через коэффициенты затухания и жесткости системы. В прин- ципе задача определения сей- 264
смической реакции может быть решена как с помощью выражения (17.1), так и (17.4). Однако на практике уравнение (17.4) использует- ся редко, так как применяемое в этом случае выражение для эффек- тивной сейсмической нагрузки более сложное, а сейсмическое воз- действие обычно задается в виде ускорений основания. Для рассмотрения этого вопроса удобно представить перемеще- ния системы в виде решения интеграла Дюамеля для уравнения (17.2), как следует из (16.3). Напомним, что реакция может быть так- же определена с помощью шагового метода интегрирования или спектральным методом. При решении (17.2) с помощью интеграла Дюамеля относительные перемещения могут быть записаны в виде V(t), (17.5) где V (() — интеграл, определяемый выражением t V'(0= l Cg(T)exp[ — geo (I — T)]sin co (/—t) dx. (17-6) b В (17.6) используется частота собственных колебаний без учета затухания. Вносимая при этом приближении ошибка незначитель- на в связи с неопределенностью рассматриваемого входного сейсми- ческого воздействия vg (/). Необходимо также отметить, что знак минус перед выражением для эффективной сейсмической нагрузки в (17.3) опущен, поскольку, как правило, ориентация сейсмической реакции представляет небольшой интерес. Определение относительного перемещения согласно (17.5) явля- ется одним из главных моментов анализа сейсмической реакции со- оружений. Безусловно, полное перемещение может быть получено с учетом перемещений основания, но эта задача редко представляет практический интерес. Другой характеристикой сейсмической реакции является сила, связанная с упругими деформациями. Для системы с одной степенью свободы и сосредоточенной массой ее можно выразить непосредственно fs(t} = kv(t), (17.7а) где v (() определяется выражением (17.5). Однако при анализе более сложных систем удобно использовать другую форму записи. Из рассмотрения свободных незатухающих колебаний уравнение равновесия имеет вид 7/+/S-0, (17.8) в котором при гармонических колебаниях fj = mv (/) = — mco2 v (f). (17.9) Подставляя (17.5) и (17.9) в (17.8), получим для упругой силы fs (/) = v (t) = ma>V (/). (17.76) 265
Эквивалентность (17.7а) и (17.76) следует из выражения со2 = = khn. Выражение (17.76) не означает, что со2у (/) есть полное ускоре- ние массы, так как в системе кроме силы инерции возникает дисси- пативная сила. Выражение для полного ускорения может быть по- лучено решением уравнения (17.1) с учетом с/т = 2£®. Тогда v1 (0 = — 2£соа (t) — a2v(t). Если теперь предположить, что в связи с небольшим влиянием силы затухания в уравнении равновесия системы затуханием можно пренебречь, то полное ускорение приближенно равно: о* (/);==—со2 а (0 (17.10) Таким образом, сейсмическая реакция одномассовой системы в функ- ции времени может быть определена с помощью выражений (17.5), (17.76) и (17.10), которые содержат интеграл реакции V (t). Числен- ное определение этого интеграла для любого входного сейсмического воздействия с целью нахождения полного процесса сейсмической реакции представляет собой основную вычислительную задачу. С другой стороны, если имеется спектр колебаний основания, то мак- симальное значение параметров реакции системы может быть по- лучено очень просто. Так как по определению спектр скорости пред- ставляет собой максимальное значение интеграла реакции, Т) = Умаксгё, Т), (17.11) то максимальные значения параметров реакции можно непосредст- венно определить по спектру реакции при соответствующем пери- оде и параметре затухания сооружения: ^макс = «а (?, 7) = Sa (с, Т); fs, макс = fficoSp Т) = mSa (g, Т); ЧакС«5а(^Л- Таким образом, спектр перемещений реакции определяет мак- симальное перемещение, произведение массы на спектр ускорений — максимальную восстанавливающую силу, спектр ускорения — ве- личину максимального ускорения. Пример 17.1. Пусть система на рис. 17.1 имеет следующие параметры: т = 2 килофунта-с2/дюйм [0,357 тс-с2/см]; й = 60 килофунт/дюйм [10,7 тс/см]; с = 0,438 килофунт-с/дюйм [0,078 тс-с/см]. Найдем максимальное перемещение и максимальную сейсмическую на- грузку при сейсмическом воздействии, заданном в виде спектра скорости ре- акции, показанного на рис. 17.2. 266
Сначала необходимо определить период собственных колебаний и пара- метр затухания конструкции: w = = 5>48 рад/с; В соответствии с рис. 17.2 при Т = 1,147 с и g = 0,02 спектральная ско- рость So -= 0,75 фут/с [0,228 м/с]. Следовательно, максимальное перемеще- ние системы при указанном воздействии S„ 0,75 ^макс— _ ,о —0,137 фута [0,042 м]. со 5,48 Максимальная сейсмическая нагрузка может быть определена двумя спо- собами: ^о,макС=Ьмакс = 60-12-0,137 = 12-8,22 = 98,64 килофунта (45 тс); ^"о,макс = т5а = тсо5в = 2-5,48-0,75 = 2-12-5,48-0,75 = = 12-8,22 килофунта (45 тс). 17.2.2. Обобщенные системы с одной степенью свободы Любое сооружение можно рассматривать как систему с одно степенью свободы, если предположить, что ее перемещения ограни- чены одной формой колебаний, как показано в ч. 1. Такая модель в виде системы с обобщенной координатой может с успехом использо- ваться в сейсмостойком строительстве. Единственная особенность такой модели состоит в необходимости определения обобщенной вос- станавливающей силы при возмущении основания. 267
Для сооружения башенного типа (рис. 17.3) уравнение колеба- ния в форме обобщенной координаты (с учетом сил инерции, зату- хания и упругости, распределенных вдоль вертикальной оси) име- ет вид fj(x, i)YfD(x, t)+fs(x, 0 = 0. (17.12) Основная предпосылка при моделировании сооружений в виде системы с одной степенью свободы заключается в том, что перемеще- ния системы представляются произведением коэффициента формы ф (х) и амплитуды колебаний Y (() по обобщенной координате v(x, /)-ф(%) Y (I). (17.13) Если представить виртуальное перемещение в форме 8v = = ф (х)6У, то согласно принципу возможных перемещений урав- нение равновесия для системы с одной степенью свободы где f} &z+rD 8z+rs 6Z = 0, L 11 I fj(x, t)ty(x)dx; о L if) = J fD (x ’ О Ф W 0 (17.14) (17.15) fs J fs У, 0 $(x)dx. ° Поскольку распределения силы упругости и затухания предпо- лагаются зависимыми от относительных перемещений, обобщенные Рис. 17.3. Обобщенная система с одной степенью свободы при поступательном возмущении жесткой заделки ... силы определяются выражениями, приведенными в ч. 1, причем дина- мическая нагрузка считается внеш- ней: f’D - - с fs^k* z’ где с* и k* определяются выражениями (1.38) и (1.39). Так как местные силы инерции за- висят от полного ускорения, то fj (х, t) = m (х) (х, /). Поскольку V* (х, t) = v (х, t) + + v;, (t) = ф (x)Z (() + vg (0, Обоб- щенная сила инерции L fj~Z (t) j m (x) [i|) (x)]2dx + о L - 'с-;, I m (x) i|) (x) dx. ,o • 268
Подстановка всех слагаемых в уравнение (17.14) приводит к урав- нению колебаний zn*Z(Z)-|-c*Z(/)-|-/e*Z(z)- — £vg (z), (17.16) где L т* = f т (х) [л|; (х)]2 dx; (17.17) о L $в=\т (х) ip (х) dx. (17.18) 6 Уравнение (17.17) эквивалентно условию (1.47) для обобщенной массы, а величина X, определяемая (17.18), представляет собой ко- эффициент сейсмического возмущения и характеризует уровень возможных колебаний сооружения по форме ф (х). Если пренебречь знаком эффективной сейсмической нагрузки в (17.16) и поделить ее на обобщенную массу, то Z+2gwZ+w2Z = — ve(f). (17.19) tn* По аналогии с анализом системы с одной степенью свободы ре- шение уравнения (17.19) имеет вид 2W=-4-V(0, (17.20) m*co и, следовательно, перемещения ill (х) У и(х, /> 1 —!/(/). (17.21) т* <в Сравнивая (17.5) и (17.20), можно заметить, что коэффициент £!т* характеризует различие между реакцией одномассовых сис- тем с сосредоточенной и обобщенной массами. Этот коэффициент за- висит от распределения масс, а также от формы колебаний соору- жения и в общем случае отличен от 1. В принципе силы упругости, возникающие при сейсмических воздействиях, могут быть определены с помощью выражения (17.21) для перемещений системы, влияющих на жесткостные характерис- тики элементов. Однако при такой форме записи инерционные силы для обобщенных координат зависят от производных перемещений и, следовательно, коэффициентов формы ф (х). Поэтому местные на- грузки определяются в результате такого расчета с меньшей точ- ностью, чем перемещения. Более четкое определение сил упругости может быть получено, если их выразить в функции сил инерции сво- бодных колебаний в соответствии с общим подходом, изложенным для одномассовой системы. Уравнение незатухающих свободных колебаний может быть получено из (17.12). Тогда сила инерции при гармонических собственных колебаниях f, (х, Z) —^т (х) v (х, /) = — w2 т (х) и (х, г). 269
и соответствующее уравнение принимает вид —со2 т (х) v (х, t) (х, t) = 0. (17.22) Если теперь определить перемещения в виде уравнения (17.13), то равновесие сил в соответствии с (17.22) в общем случае удовлет- воряться не будет, так как предполагаемая форма колебаний ло- кально не удовлетворяет уравнению равновесия. Если же в это выражение ввести возможное перемещение, то для получения общего условия равновесия можно использовать принцип возможных пе- ремещений 6Z J [—а>2 т (х) v (х, /) (х, /)] г|з (х) dx = 0. о С другой стороны, даже если это справедливо только в интеграль- ном или средневзвешенном смысле, условие (17.22) дает лучшую достижимую оценку сил упругости, возникающих в сооружениях: fs (Xi 0 = а)2т W v (х> t)=m(x)ty (х) coV (/). . (17.23) Из распределенных сил упругости, которые показаны на рис. 17.4, любую равнодействующую можно найди методами стати- ки. Например, сдвигающая сила в основании здания (0 — \fs 0 с,-х =---(0 \ *и(х)тр (х) dx, (17.24) J т* J о о что эквивалентно tn* L Аналогично момент в основании (f) = (fs (х, t)xdx, о L = (0 Г"1 W 4 w с1х- (17.25) т* J о Выражения для момента и перерезывающей силы в любом сече- нии: пг J/Lh (0 (0 1 т (х) ’I’ W xdx- tn* •) h Конечно, для определения величин (17.21) и (17.23) в функции времени требуется численное интегрирование интеграла сейсми- ческой реакции V (t). Однако максимальные значения реакции мо- (/) \ т (х) гр (х) dx; 270
Рис. 17.4. Силы упругой реак- ции обобщенной системы с од- ной степенью свободы, а — силы в осно- вании; б — усилия в сечении гут быть получены с помо- щью спектров реакции путем определения ординат, соот- ветствующих периодам коле- баний и параметрам затуха- ния. Например, максималь- ное перемещение и упругие силы можно найти с помощью формул: ^максС*) —Ф (-*-) J" Sd (1, Т); т* fs. иаксИ^М’Н*) X т* Пример 17.2. Применение ме- тода анализа сейсмической реак- ции системы с одной степенью свободы и обобщенной массой бу- jПринятая форма: / / / { т =0,02килосрунт-сг/'фут2 I £21=14*10sкилофунт - фут2 I \=57. Рис. 17.5. Представление консольной ко- лонны идеализированной системой с од- ной степенью свободы (т=0,098 тс-с2/м!; L=30,5 м; £/ = 5,88Т04 те м2) дет показано на примере консольной колонны постоянного] поперечного се- чения (рис. 17.5) при колебаниях основания по закону vg (I), ’для которого спектр скоростей реакции изображен на рис. 17.2. Предполагается, что фор- ма колебаний колонны ф (х) = 1 —cos (лх/27.) и, следовательно, пара- метры сооружения аналогичны примеру 1.3: т* = 0,228mL--0,456 килофунт-с2/фут (0,678 тс-с2/м); ЕI — 4,26 килофунт/фут (6,39 тс/м); .2? = 0,364mL = = 0,728 килофунт-с2/фут (1,08 тс-с2/м), откуда круговая частота колебаний колонны ш = 1/ А_ =3,056 рад/с у т* и период со -2,056 с. 271
Для этого периода и заданного параметра затухания (5% от критичес- кого) спектральная скорость, согласно рис. 17.2, равна Sv = 0,62 фут/с [0,188 м/с]. Тогда максимальное перемещение по обобщенной координате ^маке = 0.324 фут = 0,099 м т*ы и максимальные перемещения колонны / лх \ / лх \ ^макс = 0,324 I 1 —cos —— фут ^0,099 1 — cos —— м. \ £Li j у 2<1~> j Аналогично максимум сдвигающей нагрузки в основании, как и в (17.24), макс=------2,202 килофунта [0,998 тс], и максимум распределенных инерционных нагрузок на колонну „ //tUMAJ . / лл fs, макс~ & макс= 0,06 1 —cos —— килофунт/фут — — 0,089 1 1—cos-—| тс/м. \ 2L 17.2.3 . Системы со многими степенями свободы и сосредоточен- ными параметрами. Формулировка методов анализа сейсмической Рис. 17.6. Многомассовая сис- тема с сосредоточенными пара- метрами при поступательном возмущении жесткой заделки реакции систем со многими степенями свободы и сосредоточенными массами может быть выполнена в векторно- матричной форме, аналогичной по по- становке рассмотренным методам ана- лиза систем с одной степенью свобо- ды. Для многоэтажного здания, по- казанного на рис. 17.6, уравнения колебаний по аналогии с (17.1) могут быть представлены в виде niv cv—kv O (17.26) и эффективные сейсмические нагруз- ки получены в функции суммы отно- сительных перемещений и смещения основания. Для системы на рис. 17.6 получаем: v' = v+{l}Og, (17.27) где (1) — единичный вектор-столбец. Этот вектор свидетельствует о том, что единичное статическое переме- щение основания сооружения вызы- вает единичное перемещение по всем степеням свободы. Конечно, такое простое соотношение обусловлено ти. 272
пом кинематического возмущения опор, а также схемой сооруже- ния. Для других конструктивных схем и типов кинематического воздействия вектор статических перемещений будет другим. По- этому сооружение, показанное на рис. 17.6, следует рассматри- вать как особый случай, хотя подавляющее большинство прак- тических методов расчета используют указанную модель. ' Подставляя выражение (17.27) в (17.26), получаем уравнения движения в относительных координатах: mv - cv ' kv = p,.ff (/), (17.28) где Petf (t) = ~m{l}t>g(/). (17.29) Уравнение (17.28) может быть решено прямыми методами числен- ного интегрирования системы связанных уравнений. Однако при анализе сейсмической реакции упругих систем более эффективно преобразовать систему уравнений к нормальным координатам. Та- ким образом, можно получить достаточно хорошую точность при анализе сейсмической реакции сооружений с десятками и даже сотнями степеней свободы путем рассмотрения только нескольких нормальных форм колебаний. Преобразование к нормальным координатам было детально рас- смотрено в гл. 12. Если предположить, что матрица затуханий пред- ставлена в форме, удовлетворяющей условиям ортогональности для матриц масс и жесткостей1, то система N несвязанных уравнений колебаний в нормальных координатах имеет вид Мп Yn-\-Cn Yn-\-Kn Yn~Pn (t), (17.30) где Mn, Съ, Кп — обобщенные характеристики колебаний по n-й форме [см. уравнение (12.15)]; Yn — амплитуда колебаний по главной форме. Обобщенная инерционная нагрузка [при пренебрежении знаком в уравнении (17.29)] Pn=<PnPett (17.31 где для сооружения на рис. 17.6 коэффициент сейсмической нагруз- ки £?П=Ф>{1}. (17.32) Эта матрица эквивалентна выражению (17.18), которое было по- лучено для системы с одной степенью свободы. Коэффициенты сейс- мической нагрузки различны для разных форм колебаний <рп. По аналогии с обобщенной системой с одной степенью свободы можно получить выражение для реакции многомассовой системы для каждой формы колебаний: Yn(t) = -^- Vn(t), (17.33) Мп ап 1 Системы, для которых указанное условие не выполняется, кратко рас- смотрены в разд. 17.5. 273
где интеграл сейсмической реакции принят в виде (17.6) и зависит от параметра затухания сп и частоты <оп для n-й формы колебаний. Вектор относительных перемещений для этой формы принимается равным: Vn(0 = <Pn-7^2-Vn(Z). (17.34) со„ Наконец, вектор относительных перемещений для всех форм колеба- ний определяется с помощью метода суперпозиции v (х,/) = Ф¥(/) = ф]-~—(/)), (17.35) I п Ci)n J причем Ф определяется для всех форм колебаний, которые опреде- ляют сейсмическую реакцию сооружения, и выражение в скобках представляет собой вектор величин для всех рассматриваемых форм. Силы упругости получаются простым умножением относитель- ных перемещений на матрицу жесткостей fs (/) = kv (t) = k®Y (0. (17.36) Как отмечалось при анализе систем с одной степенью свободы, часто бывает удобнее выразить силы упругости в зависимости от инерционных сил, генерируемых при собственных колебаниях без учета затухания. Эквивалентность восстанавливающих и инер- ционных сил устанавливается соотношением, которое является след- ствием решения задачи о собственных значениях кФ = тФЯ2, (17.37) где Я2—диагональная матрица квадратов частот со«. Подставляя (17.37) в (17.36), получаем выражение для восста- навливающих сил fs(Z) = m®£22Y(/) = тф{-^- con Vn (/)). (17.38) Можно показать, что вектор сил упругости связан с каждой фор- мой колебаний W = m<pnМп (/), (17.39) который является эквивалентом выражения для обобщенной систе- мы с одной степенью свободы (17.23) в матричной форме. Следует подчеркнуть, что (17.38) представляет собой достаточно общее вы- ражение для упругих (восстанавливающих) сил, развиваемых в демпфированной системе при соответствующих колебаниях грунта. Тот факт, что оно получено из анализа незатухающих свободных колебаний, не ограничивает области его применимости. Когда распределение эффективных упругих сил в любой момент времени t в период землетрясения уже определено, как например на рис. 17.7, значение любых результирующих усилий в тот же мо- 274
мент времени определяется стандартными методами статики соору- жений. Так, сдвигающая сила в основании здания 'Fo (Z) для систе- мы на рис. 17.7 определяется суммой сил для всех этажей = у W0-[l]FS(f>. где [1] — единичный вектор-строка. Подставляя равенство (17.38) в это выражение, получаем: N Ж2 7Д(0 = V (17.40) Мп где, как отмечалось, [1] МФ = Ж2, Аналогично опрокидывающий момент в основании здания N Ло (д = 2 Xi fsi (0 = Iх] fS (д этих ВЫ- мо- причем Xi — расстояние массы i до осно- вания здания; [х] — вектор-строка высот. После подстановки (17.38) в ражение для опрокидывающего мента оно принимает вид dl0 (/) = [х] МФЙ2 Y (/) = [х]МФ —2-®nVn(0 . (17.41) ции системы со многими степе- нями свободы Величина £п/Мп в (17.40) имеет размерность массы и часто называет- ся эффективной модальной массой сооружения, так как ее мож- но рассматривать как часть полной массы, относящуюся к опре- деленной форме колебания. Такая трактовка целесообразна толь- ко для сооружения (см. рис. 17.6), которое имеет сосредоточенные массы, расположенные вдоль вертикальной оси. Для таких зда- ний полная масса М7. = [1] m {1}. (17.42) Теперь можно показать, что сумма всех эффективных модальных масс равна полной массе, выражая единичный вектор в нормаль- ных координатах как {1} = ФУ, где каждая амплитуда Yn вычисляется умножением слева и спра- ва на <р«т с учетом условия ортогональности масс Tn m {1} = ф„тФУ = Мп Yn. 275
Поскольку //’„ представляет собой нижнюю треугольную мат- рицу, амплитуда колебаний по каждой форме может быть записана в виде Yn — '£JMn, а совокупность Yn определяется вектором {!}-Ф |^М. ° (mJ Подставляя (17.43) в (17.42), получаем: (17.43) N MT — [ 11 тФ ; — n n = M n (17.44) Q = '21,0 0 0 | Is01 = 2,W; 23. Ю Рис. 17.8. Рама здания и ее динамические характеристики 0 9S,S 0 £n D 0 212,0_ 2,56e 1,259 2,0,8. Следовательно, вклад каждой формы WOII (£) в общее выражение для сдвигающей силы в основании здания (17.40) может рассматри- ваться как реакция эффективной модальной массы на эффективное модальное ускорение грунта а>пVn (/). Пример 17.3. Анализ сейсмической реакции системы со многими степе- нями свободы может быть рассмотрен применительно к трехэтажному зданию, показанному на рис. 17.8. Этот пример взят по аналогии с примером 11.1, од- нако жесткость здания уменьшена в 10 раз, чтобы получить частоты, харак- терные для более высоких зданий, в которых влияние высших форм коле- баний на параметры сейсмической реакции более существенно. Динамичес- кие характеристики, обобщенные массы и коэффициенты сейсмической реак- ции также приведены на рис. 17.8. Предполагается, что затухание систем равно 5?о от критического для всех форм колебаний. Для заданных частот и параметров затухания определен интеграл (/) реакции по первой форме для продолжительности сейсмического воздействия Vg (t). Максимум этого интеграла имеет место при — 3,08 с. Аналогично определены интегралы сейсмической реакции для второй и третьей форм колебаний, и в результате вектор модальных интегралов реакции V(/() — Г 1,74 1 ,22 0,77 фут/с Г 0,529 0,371 0,234 м/с. 276
Если эти величины, а также другие характеристики колебаний внести в уравнение (17.33), то значения перемещений по главным фермам для это- го момента времени 0,541 0,0635 0,00475 0,164 ' 0,019 0,0014 м и суммарные перемещения V./,! ФУ (Л) = ’0,541 + 0,064 + 0,005' 0,348 — 0,038 — 0,012 0,610’ 0,298 фут О,131 ] Аналогично вектор упругих сил для = 3,08 с 11,35 + 6,13 + 1,011 10,95 — 5,53 — 3,90 6,80 — 8,29 + 5,00 18,49' 1,52 3,51 килофунты= [8,376 0,689 1,590 и сейсмическая нагрузка в основании здания ^"0 (й) = 23,52 килофунта [10,65 тс]. Для вычисления параметров сейсмической реакции системы со многими степенями свободы и сосредоточенными массами в любой момент времени t с использованием выражений (17.35) или (17.38) необходимо определить интеграл сейсмической реакции для каждой формы колебаний при фиксированном t. Следовательно, для опре- деления максимальных значений параметров сейсмической реак- ции требуется для каждой формы определить весь процесс измене- ния параметров, а затем выделить максимум анализируемых вели- чин. Такой подход, естественно, довольно сложен с точки зрения объема вычислений. Поэтому анализ реакции по спектрам сейсми- ческой реакции более предпочтителен. Для каждой нормальной формы колебаний максимумы парамет- ров реакции определяются непосредственно по спектрам реакции как для систем с одной степенью свободы. Например, для /г-й фор- мы колебаний в соответствии с (17.34) максимальное перемещение vn, макс — фп “77 (&п > 7п), (17.45) М п где Sd (Li. Т„) — спектральное перемещение, соответствующее затуханию и периоду n-й формы колебаний. В соответствии с (17.39) вектор максимальных восстанавливающих (упругих) сил для этой же формы fSn,MaKc=^n-^5a^.7ll), (17.46) где Sa (Li. 71,,) — ордината спектра ускорений. Максимальные значения параметров реакции не могут быть по- лучены простым суммированием максимальных величин для раз- 277
ных форм, так как последние достигаются не одновременно. В боль- шинстве случаев, когда параметр для одной из форм достигает мак- симума, параметры для других форм меньше своих экстремаль- ных значений. Поэтому хотя сложение спектральных величин да- ет заведомо верхние оценки общей реакции систем, оно часто при- водит к неоправданному завышению максимальных значений. Для получения более разумных оценок расчетных величин спек- тров реакций предложен ряд различных способов. Наиболее прос- той и широко используемый из них заключается в определении сред- неквадратического значения максимумов параметров для разных форм. Если перемещения вычислены с помощью (17.45), то макси- мальное полное перемещение приближенно равно: умакс Р^ОДмакс-)- (^макс "Ь ’ • • > а максимальная упругая сила для определенного этажа макс 3,)макс + 5,)макс + • • • (17.47) (17.48) Пример 17.4. Покажем, как выполняются расчеты для здания, рассмот- ренного в примере 17.3. В качестве сейсмического воздействия принято зем- летрясение, спектр которого дан на рис. 17.2, а ординаты увеличены в 3 раза (это позволяет получить параметры сейсмической реакции, близкие к реак- ции на землетрясение в примере 17.3). При затухании 5% от критического и периодах колебаний согласно при- меру 17.3 модальные спектральные скорости (см. рис. 17.2), умноженные на 3, равны: Г 1,741 1,41 1,20 0,529 фут/с — 0,429 0,365. м/с. Тогда максимальные перемещения по разным формам, определяемые выра- жением п Son уп> макс — <Рп .. Мп (йп равны: yi. макс — 0,541 0,348 0,162 фут = 0,169 0,106 0,049 м> уз > макс — 0,074 0,044 0,050 '0,022 фут = 0,013 м; [0,015 уз> макс — '0,008' 0,019 0,018 фут = Г 0,0021 0,006 0,005 Сложение максимальных параметров, вычисленных по разным формам, с использованием среднеквадратичной оценки дает значения умакс — ’0,5461 0,351 0,170 '0,166’ фут= 0,107 L 0,052 _ м, которые свидетельствуют о том, что вклад высших форм колебаний не очень значителен. 278
Аналогично получены максимальные значения упругйх_сил по разным формам колебаний: fS«, макс==т<Рп Щ “nSCn ts 1, макс 11,35] 10,95 килофунты= 6,80 J '5,14' 4,96 тс; fs о । о а, макс [7,08 6,39 9,58 килофунт = [3,20 = 2,89 тс; fo 4 34 °з > макс [1,57] 6,08 7,79 килофунт = '0,71 2,75 3,53 тс, и суммарные поэтажные сейсмические нагрузки [13,47] 14,06 килофунт = .14,10] fs> макс '6,10' 6,37 6,39 тс. В заключение по формуле п----- Мп определены составляющие сдвигающей нагрузки в основании здания макс = 29,13 килофунта = 13,19 тс; ^02Макс = 8,87 килофунта = = 4,02 тс; 1^"оз,макс=3,28 килофунта= 1,48 тс и среднеквадратичное значение сдвига ^о, макс = 30,6 килофунта [13,86 гс.] (б) Приведенный пример наглядно показывает, что максимальное значение сдвига (б) не может быть получено простым сложением максимумов сдвигаю- щих сил, определенных по разным формам (а), так как эти силы возникают не одновременно. Интересно отметить, что в данном примере эффективные модальные массы Zn\ [3,656’ 0,641 0,187 килофунт • с2/фут = '5,440 0,953 0,278 тс-с2/м, а их сумма равна 4,48 килофунт-с2/фут (6,67 тс-с2/м), что почти в точности совпадает с суммой поэтажных масс. Как отмечалось ранее, это соотноше- ние применимо ко всем сооружениям типа многоэтажных зданий. При расчетах с помощью (17.47) и (17.48) следует учитывать толь- ко формы колебаний, оказывающие существенное влияние на пара- метры реакции, а поскольку все величины входят под квадратный корень, то в большинстве случаев ограничиваются только несколь- кими формами. Важно подчеркнуть, что такая оценка должна при- меняться только к отдельным исследуемым параметрам реакции. Как показано в примере 17.4, для оценки максимального значения сдвигающей нагрузки в основании здания необходимо вычислить составляющие сдвигающих нагрузок по отдельным формам, а за- тем сложить их ________________________ ^0, макс » У(^*01)макс + (^02)макс + • • • Сдвигающая сила в основании не может определяться суммирова- нием максимальных сил f$,MaKC по высоте здания, так как знаки 279
местных сейсмических нагрузок исчезают при возведении этих ве- личин в квадрат. В начале раздела, посвященного анализу систем со многими сте- пенями свободы и сосредоточенными массами, отмечалось, что рас- чет сооружения с вертикальной осью при горизонтальном возму- щении, показанного на рис. 17.6, представляет собой специальный класс задач сейсмического анализа, для которых соотношение между полным и относительным перемещением имеет простую форму (17.27). В более общем случае, когда не все относительные перемещения параллельны направлению движения грунта, как, например, на рис. 17.9, общее перемещение может быть выражено в виде суммы от- носительного перемещения и условных статических перемещений Vs, которые являются результатом статического смещения опор здания v( = v + vs. (17.49) Перемещения Vs удобно выразить с помощью вектора г коэффи- циентов влияния, который характеризует перемещения от единич- ного смещения опор. Тогда vs = rv, и vf = v-f-rug. (17.50) Сравнение выражений (17.27) и (17.50) показывает, что г — единичный вектор для здания на рис. 17.6 и гг = = [1 1001 — для системы на рис. 17.9. Указанное обобщение вли- яет только на вектор эффек- тивных нагрузок, вызыва- емых землетрясением. Тогда вместо (17.29), выведенного для специального случая век- тора влияния статических пе- Рис. 17.9. Обобщенная система со мно- гими степенями свободы при поступа- тельном возмущении жесткого основания М=Ц01)килосринт-с^/фут Е 7 -1 хилосрунт/ <рут ^ = 27° l.OOO] -\0.302 [1,000 -0,646] 1 [ о f_6_ в -Акилофунт ’ 7(.-j 2J (рут 0 ~1х73г 2,34] с2 WW/Z’-—* ^9 Рис. 17.10. Рама с двумя степенями свободы и ее динамические характери- стики 280
ремещений, получим более общее выражение Peff (б= — mriig (/) . (17.51) Аналогично обобщенная форма коэффициента сейсмического воз действия вместо (17.32) примет вид <2?п = ф^тг. (17.52) С учетом указанного значения Жп уравнения реакции (17.33)— (17.39) полностью применимы к более общим схемам сооружений с сосредоточенными массами. Следует подчеркнуть, что упругие (восстанавливающие) силы действуют по направлениям, соответ- ствующим перемещениям v. Тем не менее для результирующих сил (типа сдвигающая нагрузка в основании и опрокидывающий момент) можно получить другие выражения, соответствующие конструктив- ным схемам сооружений. Пример 17.5. Анализ сейсмической реакции сооружения, для которого единичное статическое смещение опоры не приводит к единичным перемеще- ниям по всем степеням свободы, будет показан на примере системы па рис. 17.10. Матрицы масс и жесткостей определены для двух степеней свобо- ды и и2. Параметры сейсмической реакции равны: ГМП 12,5571 т. Г2М Г1.293] |М2] “ [3,834J ' 3.0001 Гсщ! Г 5,49] , Г7\] [1,144] [coj-] 16,86.| рад/с’ [ Т2] [о ,373 ] с> Если принять, что система подвергается сейсмическому возмущению со спект- ром скоростей реакции, приведенным на рис. 17.2, то при 2%-ном затухании получим следующие значения скоростей реакции по нормальным формам: S”i .Sv2. [0,751 . , 10,228] , — [0,55] *ут/с~[о, 167] м/с' В соответствии с (17.46) максимальные значения упругих сил: Ь _ 4 О _ [1,2931 1,293 k ,0 п 7- ,п_2_1 2,691 v si, макс- 5ct'-]2,ООО] 2,557 5'49'0,75'10 ~’[ 4,16] X X 10-2 килофунт =1,49 5,49-0,228-10-2= ]q|]x Ю-2 re; fs 1,макс • 3,000 3,000 —---- 16,86.0,55.10-2 — 1,292 3,834 21,77 9,37. IO-2 килофунт = 1,49X Г 3,000] 3,000 „ „ [9,86] ----- 16,86-0,167. 10-2= тс —1,292J 3,834 14,24] и суммарные среднеквадратичные значения Ч,макс = [10:25] 10-2 килофунт=[9;|{] 10-2 тс. Такие же замечания справедливы для системы, которая состоит из жесткой прямоугольной плиты, опирающейся по углам на три колонны одинакового сечения (рис. 17.11). Если в качестве степе- ней свободы принять поступательные перемещения х и у центра 281
масс и поворот плиты относительно этого центра, то vT=[t>1 v2 и3]. При сейсмическом воздействии в направлении х вектор коэффициен- тов влияния гг=[1 0 0]. После подстановки этого вектора в (17.52) можно получить коэффициенты сейсмического воздействия для от- дельных форм, а с помощью выражений (17.33)—(17.39) — парамет- ры реакции системы. Пример 17.6. Поскольку анализ сейсмической реакции сооружений по- добного типа включает в себя ряд специфических моментов, система, показан- ная на рис. 17.12, будет подробно рассмотрена в рамках настоящего примера. Предполагается, что три колонны, на которые опирается плита, жестко за- деланы в фундамент. Поэтому жесткость колонны k при горизонтальном ее перемещении в любом направлении равна 12£//£8 = 5 килофунтов/фут = = [7,44 тс/м]. Жесткостью колонн на кручение пренебрегаем. Три степени свободы плиты учитываются в форме перемещений ее углов, как показано на рис. 17.12. Полная масса плиты т = 0,5 килофунтов-с2/фут [ТС С2 1 0,744 ---- и равномерно распределена по ее площади. Сооружение рас- М j сматривается при сейсмическом воздействии в направлении координаты и3, для которого спектр реакции показан на рис. 17.2. Необходимо определить максимальные перемещения плиты при этом сейсмическом воздействии. Матрицы масс и жесткостей анализируемой системы могут быть найде- ны с помощью коэффициентов влияния. При определении матрицы жест- костей сначала рассматривается единичное перемещение = 1, а остальные координаты предполагаются фиксированными, как показано на рис. 17.13, а. Силы реакции колонн при этом перемещении указаны на том же рисунке, а уравновешивающие нагрузки — на рис. 17.13, б. Аналогично определяются коэффициенты жесткости для двух других координат. Матрица масс вычисляется приложением единичных ускорений вдоль каждой степени свободы и нахождением результирующих инерционных сил для плиты. На рис. 17.14, а показаны единичное перемещение ti2 = 1 и соот- ветствующие ему инерционные нагрузки, а на рис. 17.14, б — коэффициенты влияния масс, которые уравновешивают эти нагрузки. Полные матрицы жесткостей и масс для системы имеют вид Рис. 17.11. Жесткая плита при посту- пательном возмущении Рис. 17.12. Плита, опертая на три ко- лонны 282
После решения задачи о собственных значениях (к — co2tn) v = 0 опре- деляются частоты и формы колебаний: ш2 = Г25,36 30,00 94,64 (рад/с)2; Ф = '0,366 1,000 1,000 1,000 1,000 —1,000 — 1,366 1,000 1,000 Анализ полученных форм колебаний свидетельствует о том, что первая и третья формы характеризуют повороты плиты относительно точек на диаго- нали симметрии, а вторая форма — горизонтальные перемещения вдоль диа- гонали. Безусловно, такие формы движения можно было выявить более про- стым методом при соответствующем выборе системы координат. Так, наилуч- шей была бы система координат в виде горизонтальных перемещений центра масс вдоль двух диагоналей и поворота относительно центра масс. Частоты и периоды собственных колебаний, спектральные скорости в соответствии с рис. 17.2 при 5%-ном затухании от критического для трех форм колебаний равны; со = Г5.036 1 5,477 9,464 J рад/с; фут/с = '0,167 0,164 0,146 м/с. Аналогично обобщенные массы Мп и коэффициенты сейсмического воз- действия -£п = ф^тг: при г = [0 0 1] равны: М = 0,51 1,0 0,5 килофунты • с2/фут = ’0,744’ 1,488 10,744. тс-с2/м; 0,3415 —0,5000 —0,0915 килофунты -с2 /фут 0,508' —0,744 —0,136 тс-с2/м. Рис. 17.13. Оп- ределение коэф- фициентов же- сткости При V[ — = 1 а — перемещение с>1=1 и реакции колонн; б — уси- лия в колоннах и уравновешен- ные коэффициен- ты жесткости 6 Рис. 17.14. Оп- педеление коэф- фициентов мат- рицы масс при 1)2=1 а — ускорение и2=1 и инерцион- ные силы; б — инерционные силы в панели и урав- новешенные коэф- фициенты матри- цы масс 6) 283
Далее максимальные перемещения но главным формам соответственно равны: vn,MaKc — фп м ™ п vi ,макс '0,0272' 0,0745 0.0745, футы — '0,0083 0,0226 L0,0226 м; v2,Manc — - 0,0493 0,0493 -0.0493, -0,0124' футы = Г 0,015] 0,015 —0,015 '—0,0038 м; v.i, макс ' : 0,0091 футы = 0,0028 м 0,0091 0,0029 Оценка общего максимального перемещения по каждой координате мо- жет быть выполнена с помощью среднеквадратических величии. 17.2.4 . Сравнение с требованиями Единого строительного кода Интересно сравнить результаты вычислений сейсмических на- грузок по ранее сформулированным подходам и в соответствии с требованиями норм США по сейсмостойкому строительству. Напри- мер, в Едином строительном коде (UBC)* одна из основных реко- мендаций заключается в определении эффективной интенсивности расчетного землетрясения в виде максимальных сдвигающих нагру- зок в основании здания. В UBC эта величина определена выражени- ем макс —kCW , (а) где 117 — нагрузка от веса здания; С — коэффициент сейсмической нагрузки; k — коэффициент, зависящий от конструктивной схемы сооружения. С помощью k оценивается способность конструктивной схемы поглощать энергию сейсмических колебаний. Он принимается рав- ным от 2/3 для каркасных зданий с жесткими узлами и колоннами и ригелями, работающими на изгиб, до 4/3 для сооружений с жесткой конструктивной схемой, состоящих из вертикальных и горизонталь- ных диафрагм. Коэффициент сейсмической нагрузки в основании здания принят в функции периода основного тона колебаний В UBC содержатся также рекомендации по назначению пони- жающего коэффициента для районов более низкой сейсмичности, для районов с самой высокой сейсмической активностью этот ко- эффициент принят равным единице. * UBC — Uniform Building Code. 284
Аналитическое выражение, соответствующее формуле (а) в UBC, может быть легко получено из (17.40) рассмотрением только основ- рой формы колебаний, когда максимальные величины параметров неакции приняты в форме спектрального ускорения для этой формы •Sai <0j V j ( ыакс В этом случае где g — ускорение силы тяжести. Сравнение выражений (а) и (в) приводит к следующим соотношениям: Согласно UBC: С W Согласно методу расчета: Таким образом, коэффициент сейсмической нагрузки в основании здания эквивалентен спектральному ускорению в долях от g, а нагрузка от общего веса здания эквивалентна нагрузке от эффек- тивного веса для первой формы колебаний. Действительно, нагруз- ка от эффективного веса здания по первой форме его колебаний должна быть меньше нагрузки от общего веса. Обычно она равна от 2/з до 3/4 нагрузки от веса здания, и поэтому указанное допущение достаточно условно. Однако сейсмические нагрузки, согласно UBC, зависят в основном от коэффициента сейсмической нагрузки в ос- новании здания, и условность определения W не имеет большого значения. Второе принципиальное положение кода относится к распреде- лению полной горизонтальной нагрузки по высоте здания. Соглас- но UBC, fsi, макс — v„, „ макс- 2.W; X; где fSi — горизонтальная нагрузка в уровне этажа г, wt — вес сооружения на уровне t; X; — расстояние от уровня i до основания здания. Соответствующее выражение может быть также получено из урав- нения (17.39), если его записать для первой формы колебаний и мак- симальные нагрузки определить через ординаты спектра ускорений оО £ Д, макс = m<pi Sai Принимая, что основное влияние на параметры реакции оказы- вают только колебания по основной форме, для горизонтальной нагрузки на уровне i после подстановки выражения (в) в (д) полу- чим; 285
где коэффициент сейсмического воздействия для многомассовой системы записан в виде =2/пг(р1;. Сравнение формул (е) и (г) показывает, что нормативное значе- ние нагрузки характеризует реакцию многомассовой системы при прямолинейной форме деформирования <р1; = хг/Л. Это допущение было принято в коде в соответствии с результатами большого числа экспериментальных исследований, которые показали, что первая форма колебаний зданий близка к прямолинейной. Таким образом, основные расчетные рекомендации UBC эквивалентны результатам анализа реакции систем по первой форме собственных колебаний, которая принята прямолинейной, а коэффициент сейсмической на- грузки в основании здания зависит от амплитуды спектра ускоре- ний, также соответствующей основной частоте сооружения (умно- женной, -если выполнить более точное сопоставление, на отношение нагрузки от полного веса здания к нагрузке от эффективного модаль- ного веса). В UBC включено также указание о назначении дополни- тельной сейсмической нагрузки в уровне верха для зданий повы- шенной этажности. Этим частично учитывается влияние высших форм колебаний, однако анализ этого фактора выходит за рамки про- водимого сопоставления. 17.2.5 . Системы с распределенными параметрами Вывод уравнений сейсмических колебаний систем с распределен- ными параметрами может выполняться методами, аналогичными изложенным ранее. Несвязанные уравнения движения в нормаль- ных координатах имеют такой же вид, как и для систем с сосредо- точенными параметрами: ?п+2ВпшпУ„-|-^Уп—(17-53) мп мп Однако обобщенная масса через равномерно распределенную мо- жет быть выражена следующим образом: L Мп — | ср» (х) т (х) dx, о и коэффициент модального сейсмического воздействия принимает интегральную форму, эквивалентную треугольной матрице, L .'£п = f Фп W т (х) г (х) dx. (17.54) о Здесь г (х) — функция влияния для статических перемещений, оп- ределяющая перемещения системы при единичных перемещениях грунта vg = 1. Таким образом и3 (х) = г (х) vg. (17.55) 286
Подставляя выражения Мп и £п в равенство (17.33), можно оп- ределить амплитуды параметров реакции для каждой формы. Тог- да полное перемещение получается с помощью метода суперпозиции, а эквивалентом уравнения (17.35) для системы с распределенными параметрами является выражение °° 00 S' /)= У<рп (x)Yn (/) = Vfpn (х) -- п V» (I). (17.56) п=Х Мп На практике учитываются только формы колебаний, в наиболь- шей степени определяющие параметры реакции, хотя в принципе возможен учет бесконечного числа форм колебаний. Аналогично выражению (17.38) распределение упругих (восстанавливающих) сил определяется формулой (s(x, 0= У т (х) фп (х) со* Yn У m(x)<pn(x)——ыпУп (/). (17.57) п—I п—1 Выражения (17.56) и (17.57) характеризуют процесс изменения во времени параметров реакции систем с распределенными харак- теристиками. Методика определения максимальных значений па- раметров реакции таких сооружений совершенно идентична рас- смотренной методике анализа систем с сосредоточенными парамет- рами и не требует дополнительных пояснений. Хотя изложенная методика анализа систем с распределёнными параметрами является достаточно общей, ее применение на практи- ке ограничивается тем, что частоты и формы собственных колеба- ний могут быть получены только для очень простых систем. Поэто- му более сложные системы с распределенными параметрами дискре- тизируются с помощью МКЭ (метода конечных элементов) с тем, чтобы их расчет можно было выполнить в матричной форме. Матрич- ные уравнения сейсмической реакции систем по МКЭ идентичны по форме уравнениям для систем с сосредоточенными параметрами. Отличием является то, что используется запись для приведенных сосредоточенных масс и матрица масс уже не является диагональ- ной. Если недиагональные элементы в матрице масс, которые ха- рактеризуют взаимосвязь между перемещениями опор и степенями свободы, обозначить тй, то уравнения принимают вид fg + cv-|- kv = 0. (17.58) Выражая абсолютные ускорения в виде суммы относительного и псевдостатического ускорения (17.50), получаем уравнения вида (17.28), причем эффективная сила равна: Peft (0 = — (mr+mg) Vg U), (17.59) а соответствующий коэффициент модального сейсмического воз- действия ^п = Ф>г+ф^п1д. (17.60) 287
После того как этот коэффициент определен, последующие рас- четы выполняются точно так же, как и для систем с сосредоточен- ными параметрами. В большинстве случаев матрица взаимной свя- зи масс т? содержит немного ненулевых членов и второе слагаемое в (17.60) вносит небольшой вклад в общую величину коэффициента сейсмического воздействия. Однако для полноты формулировки за- дачи его следует учитывать в расчете. 17.3. ВОЗДЕЙСТВИЕ В ВИДЕ ПОВОРОТА ОСНОВАНИЯ Механизм входного воздействия в уравнении (17.58) принимал* ся в виде эффективной нагрузки в правой части. Эта величина вы- ражается через вектор полных перемещений, который равен сумме псевдостатических перемещений системы и динамических переме- щений грунта. Таким образом, специфический характер сейсмичес- кого воздействия характеризуется псевдостатическими перемеще- ниями или, точнее, псевдостатическими коэффициентами влияния г. Поэтому для описания любой другой формы входного сейсмичес- кого воздействия, кроме поступательных перемещений основания (рассмотренных выше), необходимо определить матрицу г в со- ответствии с новыми условиями движения опор. Рассмотрим вертикальное сооружение при колебаниях основания с малыми амплитудами поворота (рис. 17.15). Псевдостатические перемещения четко определяются жестким поворотом здания отно- Рис. 17.15. Башня с сосредоточен- ными массами при повороте осно- вания Рис. 17.16. Башня с учетом инер- ции поворота сосредоточенных масс 288
сительно основания (17.61) Следовательно, матрица коэффициентов влияния представляет со- бой простую последовательность расстояний масс до основания rr = [Xj х2 х:! х4 x5j. (17.62) Когда вектор г используется в выражениях для эффективных сей- смических нагрузок (17.51) и модальных коэффициентов сейсми- ческого воздействия (17.52), реакция сооружения при повороте ос- нования может быть определена так же, как для систем при посту- пательных возмущениях опор. Следует учитывать еще один параметр, который определяет ре- акцию сооружения при повороте основания, — эффективные сейсми- ческие моменты, прямо пропорциональные моментам инерции вра- щения сосредоточенных масс и эффективным горизонтальным на- грузкам. Сооружение, показанное на рис. 17.16, имеет две массы т с моментами инерции поворота I. В уравнениях колебаний они мо- гут быть учтены путем рассмотрения как горизонтальных, так и вращательных компонент движения вектора перемещений. Вектор псевдостатических коэффициентов влияния для всех степеней сво- боды определяется выражением ^2 1 В- где и h2 — расстояния от центров масс до основания здания. Существует много других типов сооружений, для которых учет инерции вращения масс при свободных колебаниях является важ- ным (см. например, рис. 17.11). Для каждого такого случая необ- ходимо учитывать вклад инерции поворота в величины эффектив- ных нагрузок. 17.4. МНОГОКОМПОНЕНТНОЕ ВОЗБУЖДЕНИЕ ОСНОВАНИЯ Когда сооружение имеет больше одной точки опоры и на каждую из них передаются разные колебания грунта, общая реакция соору- жения может быть получена сложением параметров реакции от каж- дого отдельного входного воздействия. Формы уравнений движения, выражающих параметры реакции через отдельные входные воздей- ствия, вообще говоря, отличны от уравнений колебания систем при однокомпонентном возбуждении. Для систем с одной опорой толь- ко одна точка может испытывать перемещение, а другие независи- мые точки опор считаются зафиксированными от перемещений. В результате этого перемещения опор относительно друг друга вы- зывают в сооружении псевдостатические напряжения, которые сле- Ю Зак. 794 289
дует учитывать в дополнение к напряжениям динамической реакции. Если движение одной из опор, перемещения которой допу- скаются, обозначить vg, то уравнение колебаний системы с обоб- щенными дискретными параметрами может быть выражено экви- валентно (17.58) mv^-f-mgtig-l-cv'+cgvg + kv' + kg vg = 0, (17.63) где Cg и kg — векторы затухания и связанных упругих сил, развиваемых вдоль свободных степеней свободы при колебаниях опоры. В этом уравнении диссипативные и упругие силы выражены через полные перемещения (включая перемещения опор) для того, чтобы учесть диссипативные характеристики системы более полно, чем в (17.58). Если преобразовать уравнение (17.63) и перенести эффек- тивные сейсмические силы в правую часть, то оно примет вид mv(+ cv( -J-kv* = — mgtig —Cgi>g —kg Vg. (17.64) Как отмечалось, более удобно вектор эффективных сил можно представить, если параметры реакции выразить только через дина- мические составляющие, т. е. исключить из полных перемещений псевдостатические компоненты. Соотношение между указанными ве- личинами по-прежнему выражается равенствами (17.49) или (17.50). Однако в рассматриваемом случае псевдостатические перемещения не могут быть найдены методами динамики жесткого тела. Они долж- ны определяться из уравнений статического равновесия, получае- мых из (17.64), при этом пренебрегают динамическими силами (за- висящими от времени). Тогда kvs=—kgvg, (17.65) где вектор перемещений Vs по определению является псевдостатичсскпм. Решение относительно Vs имеет вид vs — —k-1 kg Vg, откуда видно, что вектор псевдостатических коэффициентов влия- ния r-z-k-’k... (17.66) Окончательно, подставляя (17.66) и (17.50) в (17.64), после упро- щений приходим к уравнениям колебаний в терминах динамичес- ких параметров реакции mv-|-cv-|-kv -- — (mr-}-mg) vg — (cr-|-cg) vg. (17.67) В эти уравнения не входят параметры сил, отражающие жест- костные характеристики системы, так как kr kg = 0. Это равенство можно получить, подставив выражение (17.66) в (17.67). 290
Если матрица затухания пропорциональна матрице жесткостей, член в правой части (17.67), зависящий от скорости, также исчеза- ет и выражение для эффективной нагрузки преобразуется к форме (17.59). Отсюда допущение о зависимости диссипативных сил толь- ко от относительных перемещений [на котором основано уравне- ние (17.59)] является рациональным для систем с затуханием, про- порциональным жесткостям. Вместе с тем оно неприменимо к систе- мам с затуханием, пропорциональным массам. С другой стороны, 1оля диссипативных сил в общих эффективных сейсмических на- грузках небольшая, и ими часто пренебрегают независимо от при- роды затухания. В этом случае эффективная сейсмическая нагруз- ка на систему при многокомпонентном возбуждении определяется равенством (17.59), а псевдостатические коэффициенты влияния на- ходятся по (17.66) в результате анализа статически неопредели- мых систем. Хотя с практической точки зрения удобно вычислять реакцию систем при многокомпонентном возбуждении опор путем раздель- ного определения параметров реакции на каждое воздействие и их суммирования, очевидно, что (17.67) может быть легко распростра- нено на случай совместного учета реакции системы при разных воз- мущениях опор. Для этого необходимо выразить все параметры ко- лебания грунта в виде вектора vg (/) и включить все колонны в мат- рицу псевдостатических коэффициентов влияния и матрицы взаимо- связи (соединений) mg и cg. Когда эффективная сейсмическая нагрузка определяется с по- мощью (17.59), анализ перемещений от каждого процесса колеба- ний отдельной опоры может быть выполнен аналогично анализу ре- акции при поступательных перемещениях основания. Такой рас- чет предполагает вычисление коэффициента сейсмического воз- действия Дп для каждой формы колебаний и каждой компоненты входного воздействия. При этом вектор формы колебаний срп харак- теризует свободные колебания сооружения с зафиксированными опорными точками, а каждый вектор псевдостатических коэффи- циентов влияния г согласно (17.66) определяет перемещения от еди- ничного смещения одной опоры при других зафиксированных. Динамические (или относительные) перемещения системы при возбуждении только одной опоры по закону vg (f) определяются уравнением (17.35), в котором интеграл реакции Vn (t) вычисляется для заданного сейсмического возмущения. Полная реакция на воз- мущение одной опоры может быть получена суммированием псевдо- статических перемещений с динамическими перемещениями v' (/) = V (/) + Vs (/) = v' + rog (/). Рассмотренный расчет перемещений для одной компоненты мно- гокомпонентного воздействия аналогичен расчету при поступатель- ных колебаниях опоры сооружения. Так же может быть выполнен и анализ эффективных сейсмических нагрузок. Полные силы упру- 10* 291
гости в системе являются произведением матриц жесткостей и пол- ных перемещений Подставляя выражение для vz, получим: f5 = kv + (kr + kg) vg. Псевдостатические силы в виде второго слагаемого в первой час- ти исчезают в соответствии с определением г (17.66); таким образом, упругие силы, определенные по разным формам, зависят только от динамических перемещений и определяются уравнением (17.38). Определение сейсмических нагрузок для рассматриваемой систе- мы отличается от способа определения сейсмической нагрузки*для системы в случае поступательного перемещения опоры, поскольку силы fg не могут быть непосредственно найдены по упругим модаль- ным силам или динамическим перемещениям. Они зависят, кро- ме того, от относительных перемещений опор и должны быть выра- жены с помощью подматриц жесткости, характеризующих опоры: fl = kIv'+Wg- где к? — силы (реакции) во всех опорах при единичных перемещениях вдоль возбуждаемых степеней свободы; kgg — силы (реакции) во всех опорах при единичном перемещении одной из опор. С учетом v* = v + rvg это выражение преобразуется к виду f'(/) = kj v(O+(kgg-kJk-ik^g(/). (17.68) Первое слагаемое есть вектор динамических сил в опорах при ди- намическом реагировании, а второе слагаемое — псевдостатичес- кие силы. Именно это слагаемое является результатом статичес- кой неопределимости задачи при многокомпонентном возбуждении опор, и им нельзя пренебречь при анализе напряжений в системе. После нахождения узловых упругих сил из (17.38) и сил реакции опор (17.68) результирующие силы в любых сечениях могут быть определены классическими методами статики сооружений. 17.5. ВЛИЯНИЕ СВОЙСТВ ОСНОВАНИЯ НА СЕЙСМИЧЕСКУЮ РЕАКЦИЮ 17.5.1. Моделирование массива фундаментного основания Во всех обсуждавшихся ранее случаях сейсмических воздействий предполагалось, что сейсмические движения как определенные ве- личины передаются опорам сооружения. Считалось, что эти вход- ные воздействия зависят только от механизма землетрясения и рас- пространения волн и на них не влияют параметры реакции соору- жения. На самом деле сооружение и грунт, на котором оно покоит- 292
ся, образуют связанную динамическую систему, и существенной может быть обратная связь от сооружения к пластам грунта. В этом случае сейсмическое воздействие не может определяться независи- мо от характеристик сооружения, как предполагалось ранее. Степень влияния реакции сооружения на характеристики сей- смического воздействия, наблюдаемого в уровне основания здания, зависит от отношений масс и жесткостных характеристик грунта и сооружения. Поэтому физические свойства грунтового основа- ния могут оказывать большое влияние на величины параметров ре- акции сооружения. Как правило, принято считать, что слой грунта влияет на параметры реакции в двух различных направлениях: 1) грунт рассматривается без сооружения и характеризуется волновыми колебаниями, распространяющимися вверх от скального основания до поверхности. Получаемые в результате ускорения по- верхностного слоя без сооружения называются движениями свобод- ной поверхности-, 2) определяется реакция сооружения при колебаниях свобод- ной поверхности грунта, и если взаимодействие грунта с сооруже- нием является важным, оно учитывается в расчетах (если это взаи- модействие несущественно, то колебания поверхности грунта счи- таются приложенными к опорам сооружения и его реакция опре- деляется непосредственно, как указано в разд. 17.2—17.4). В зависимости от выбора математической модели либо рассмат- ривают массив основания в качестве среды, изменяющей параметры колебаний свободной поверхности грунта, либо рассматривают об- щую задачу взаимодействия в системе грунт—сооруж ение. Для такого анализа могут быть использованы разные модели грунта в зависимости от геометрии границ и взаимных контактов разнород- ных материалов, а также конструктивного решения фундаментов. Например, если слои грунта простираются горизонтально и их свой- ства равномерно распределены по большой площади, их можно мо- делировать простой одномерной системой, показанной на рис. 17.17, а. Ту же модель грунта можно использовать при анализе взаимодействия сооружения с грунтом, когда конструкции фунда- ментов приняты жесткими и имеют большую протяженность в плане. В более общем случае грунты не простираются равномерно во всех направлениях, например встречаются случаи их залегания в длинных узких выемках, как показано на рис. 17.17, б. Тогда мож- но для представления грунта использовать двухмерную модель ко- нечных элементов. Если сооружение имеет большую длину и рас- положено вдоль оси выемки, эта же модель удобна для анализа взаимодействия сооружения с грунтом. Другой вид двухмерной модели грунта, которая признана полез- ной для практического анализа, характеризуется осесимметричным распределением характеристик (см. рис. 17.17, в). В этом случае предполагается, что границы грунтов и контакта материалов рас- пределены осесимметрично (относительно оси z), а радиальная и вер- тикальная координаты достаточны для определения геометрии мас- 293
сива грунта и его модели с использованием МКЭ. Очевидно, что взаимодействие сооружения с грунтом также может быть рассмот- рено в рамках этой модели, если сооружение осесимметрично отно- сительно той же оси. Следует, однако, отметить, что горизонтальные