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研究了不均匀岩土介质中隧洞衬砌的波动响应 。比例边界有限元法被用来求解这一类问题 。这种方法的优点是只需在边界上用有限元进行离散 ;无限介质的辐射条件自动得到满足 ;对一般不均匀介质的分析可不增加额外的工作量 。方法的有效性得到二维无限空间中圆形孔洞在水平向 SV波入射作用下波动响应的验证 。计算了马蹄形隧洞衬砌周边的应力分布 。不均匀的围岩介质包含几种情况 :一是含两种不同特性介质的不连续界面 ;另一是围岩中含软弱夹层 。数值结果表明 :在两种不同特性介质的不连续界面附近 ,以及在软弱夹层附近都会出现应
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第48卷第 1期
2 0 0 8 年 1 月
大 连 理 工 大 学 学 报
Journal of Dalian University of Technology
Vol .48 , No .1
Jan . 2 0 0 8
文章编号 :1000‐8608(2008)01‐0105‐07
复 杂 不 均 匀 地 层 中 地 下 结 构 波 动 响 应 频 域 分 析
林 皋
倡 1
, 任 红 梅
1 ,2
( 1 .大连理工大学 土木水利学院 ,辽宁 大连 116024 ;
2 .同济大学 土木工程防灾国家重点实验室 ,上海 200092 )
摘要 :
研究了不均匀岩土介质中隧洞衬砌的波动响应 .比例边界有限元法被用来求解这一
类问题 .这种方法的优点是只需在边界上用有限元进行离散 ;无限介质的辐射条件自动得到
满足 ;对一般不均匀介质的分析可不增加额外的工作量 .方法的有效性得到二维无限空间中
圆形孔洞在水平向 SV 波入射作用下波动响应的验证 .计算了马蹄形隧洞衬砌周边的应力分
布 .不均匀的围岩介质包含几种情况 :一是含两种不同特性介质的不连续界面 ;另一是围岩中
含软弱夹层 .数值结果表明 :在两种不同特性介质的不连续界面附近 ,以及在软弱夹层附近都
会出现应力集中现象 .两种介质特性差别愈大 ,应力集中程度愈高 .此外入射波的频率愈高 ,
应力集中现象也愈明显 .这些结论对于地下结构的抗震设计将具有重要参考价值 .
关键词 :比例边界有限元法 ;地下结构 ;波动响应 ;不均匀岩土介质
中图分类号 :T U43 ;T U9 ;U45 文献标志码 :A
收稿日期 :2006‐01‐10 ; 修回日期 :2007‐12‐11 .
作者简介 :林 皋
倡
(1929‐) ,男 ,教授 ,博士生导师 ,中国科学院院士 .
0 引 言
由于城市建设的发展 ,地下空间已经作为一种
重要资源被广泛利用 .地下工程建设规模日益发展
壮大 .我国是一个多地震的国家 ,据不完全统计 ,我
国大 、中型城市 80% 以上位于地震区 ,地下结构的
抗震安全受到人们广泛关注 .地下结构地震响应分
析实质上是求解地下结构与围岩无限介质的动力
相互作用问题 ,在无限远处要求满足 Sommerfeld
辐射条件 .由于问题的复杂性 ,一般文献中都将围
岩作为均匀无限介质处理 ,使问题得到一定程度的
简化 .然而 ,地下结构多处于复杂的地质环境条件
下 ,因此 ,研究复杂不均匀地层中地下结构的地震
响应具有十分重要的意义 .本文在比例边界有限元
的基础上 ,提出复杂不均匀介质中地下结构地震响
应的求解途径 .比例边界有限元法(SBFEM)
[1 、2]
和
有限元法 、边界元法一样 ,是求解大型科学与工程
问题的有效数值计算方法 ,同时兼具有有限元法和
边界元法的优点 .这种方法由 Wolf 和 Song 提出 ,
只需在求解域的边界上进行离散 ,从而可以达到对
问题降维的目的 ,节省了计算工作量 ;但又不必像
边界元法那样需要求得问题的基本解 ,避免了求解
奇异问题的复杂数学处理 .这种方法的一个突出优
点是可以方便地求解结构与无限介质的动力相互
作用问题 ,自动满足无限远处的 Sommerfeld 辐射
条件 ,对于复杂不均匀的无限介质基本上不增加多
少工作量 .
1 比例边界有限元法的基本方程
在 SBFEM 中首先选择相似中心 O(图 1) ,然
后进行边界离散 .离散只在边界 ABCD 上进行 ,
并且从 O 点发出的射线边界 A A
′
、DD
′
也不必离
散 .然后进行比例边界坐标变换 .在二维情况下的
变换方程形式如下 :
x(
η
) = N(
η
)x
y
(
η
) = N(
η
)
y
(1)
式中 :
ξ
、
η
为比例边界坐标 ,在边界 ABCD 上
ξ
=
1 ,无限域内
ξ
>
1 ;x 、
y
为
η
的函数 ;N 表示形函
数 ;坐标 x
^
、
y
^
为
ξ
、
η
的函数 ,如下式所示 :
x
^
(
ξ
,
η
) =
ξ
N(
η
)x
y
^
(
ξ
,
η
) =
ξ
N(
η
)
y
(2)
类似地 ,对计算域内任一点的位移成立以下关系 :
u(
ξ
,
η
) = N(
η
)u(
ξ
) (3)
式中 :u(
ξ
) 为从 O 点发出的射线上坐标为
ξ
点的
位移 .
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(a) 相似中心 O 及边界 A BCD 离散 (b) 边界单元 (c) 计算域的变换
图 1 比例边界坐标
Fig .1 Scaled boundary coordinates
地下结构地震响应的基本方程为以位移表示
的弹性力学方程 ,其频率域的形式为
L
T
σ
+
ω
2
ρ
u
=
0 (4)
式中 :L表示微分算子 ;
σ
表示应力 ;
ρ
表示质量密度 .
L
=
抄
抄 x
^
0
抄
抄
y
^
0
抄
抄
y
^
抄
抄 x
^
T
(5)
经过比例边界坐标变换和加权余量处理后 ,
方程(4) 可转化为
[1]
E
0
ξ
2
u(
ξ
)
,
ξξ
+
(E
0
-
E
1
+
E
1T
)
ξ
u(
ξ
)
,
ξ
-
E
2
u(
ξ
) +
ω
2
M
0
ξ
2
u(
ξ
) = 0 (6)
这是二阶齐次线性常微分方程组 ,其系数矩阵的
表达式如下 :
E
0
=
∫
+
1
-
1
B
1T
DB
1
|
J
|
d
η
E
1
=
∫
+
1
-
1
B
2T
DB
1
|
J
|
d
η
E
2
=
∫
+
1
-
1
B
2T
DB
2
|
J
|
d
η
M
0
=
∫
+
1
-
1
ρ
N
T
N
|
J
|
d
η
(7)
式中 :B
1
、B
2
、D、J等的含义与有限元求解相同 .注意
到 E
0
、E
1
、E
2
、M
0
只包含边界 ABCD 上的单元特性 .
由方程(6) 、(7) 和有限元方程的比较可以看
出 SBFEM 的优点和特点 .有限元方程需要全域
离散 ,经过变分后可以获得全域节点变量的代数
方程组进行求解 .而 SBFEM 只对计算域边界进
行离散 ,得到变量 u(
ξ
) 的常微分方程组 ,可以解
析求解 .也就是说 ,对从相似中心 O发出的任何射
线 ,u(
ξ
) 沿
ξ
方向的变化规律是精确解 .
对于地下结构地震响应的求解来说 ,求出边
界节点无限域的频域动力刚度 S
∞
比按式(6) 直
接求解位移 u(
ξ
) 可能更为方便 .S
∞
的表达式可
以导出如下
[1]
:
(S
∞
(
ω
) + E
1
)(E
0
)
-
1
(S
∞
(
ω
) + E
1T
) -
ω
S
∞
(
ω
)
,
ω
-
E
2
+
ω
2
M
0
=
0 (8)
S
∞
(
ω
) 可以化为级数形式进行求解
[3]
S
∞
(
ω
) = i
ω
C
∞
+
K
∞
-
Y
(1)
(
ω
)
-
1
(9)
求解特征值问题
M
0
Φ
=
E
0
ΦΛ
2
(10)
则 C
∞
、K
∞
和级数 Y
(1)
(
ω
) 都可以通过
Φ
、
Λ
、E
0
、
E
1
等进行求解
[3]
.
2 地下结构的地震响应
实际的地震观测和模型试验都表明
[4]
,地下
结构受周围岩土介质的严重约束 ,地震作用下结
构的惯性力和阻尼力的影响一般可以忽略 .于是 ,
地下结构地震响应的基本方程可表示为
K
ii
K
ib
K
bi
K
bb
+
S
∞
U
t
i
U
t
b
=
0
S
∞
U
g
b
(11)
亦可一般地简写为
(K
b
+
S
∞
)U
t
=
S
∞
U
g
b
(12)
式中 :K
b
为地下结构衬砌的静力刚度 ,可由有限
元法或 SBFEM 求出 ;S
∞
为无限地基的动力刚度 ,
按上节方法求出 ;U
g
b
为地下结构与围岩接触面节
点由于地震波传播所产生的地基介质的位移 ,需
根据围岩介质的自由场位移考虑地下结构孔洞所
产生的散射影响求出 ;S
∞
和U
g
b
为 S
∞
和 U
g
b
扩阶后
的表达式
S
∞
=
0 0
0 S
∞
; U
g
b
=
0
U
g
b
(13)
地震波散射场位移 U
g
b
的计算一般比较困难 ,
利用以下关系式求解
[4]
比较方便 :
U
g
b
=
(S
∞
)
-
1
(S
∞
+
S
e
bb
)U
f
b
(14)
式中 :U
f
b
为地下结构不存在时地震波传播在地下
结构与围岩接触面节点上的自由场位移 ;S
e
bb
为地
下结构部分由围岩介质填充在边界节点所产生的
动刚度 ,可由静力刚度阵与质量阵求出 .
由于无限介质的动力刚度 S
∞
(ω) 为激励频
率的函数 ,式(11) 宜在频率域内进行求解 .但也
可设法在时间域进行求解
[5]
.
3 方法的验证及算例讨论
为了检验方法的有效性 ,计算了一圆形孔洞
在 SV 波入射下的位移和应力响应 ,并与解析解
601
:9嗦3帻噍09嘈嘌 6嘈嘈郤囿喱囗啶囿唰唰啜810郳08嚓唰啜啻 嗔嗬喙啻嘌嘌啾(嘹8囗(08嚓嗥 )啻 嗔嗬喙啻嘌嘌啾(嘹8囗(08嚓嗥 )郌郉大 连 理 工 大 学 学 报
第 48 卷
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