脆性材料的损伤与破裂课件.ppt

1、损伤力学用于岩石断裂的研究v损伤力学的基本概念v损伤变量及其确定v损伤力学的分类v损伤力学的研究方法v一维损伤理论v三维各向同性损伤理论v基于细观力学的损伤理论v损伤结构的有限元分析方法2.2 损伤类型及损伤变量按照材料变形和状态区分弹性损伤（Elastic damage)：弹性材料中应力作用而导致的损伤。材料发生损伤后没有明显的不可逆变形，又称为弹脆性损伤；塑性损伤（Plastic damage)：塑性材料中由于应力作用而引起的损伤。要产生残余变形。蠕变损伤（Creep damage)：材料在蠕变过程中产生的损伤，也称为粘塑性损伤。这类损伤的大小是时间的函数。疲劳损伤（Fatigue dam

2、age）：由应力重复作用而引起的，为其循环次数的函数，往往又与应力水平有关；动态损伤（Dynamic damage）：在动态载荷如冲击载荷作用下，材料内部会有大量的微裂纹形成并扩展。这些微裂纹的数目非常多，但一般得不到很大的扩展（因为载荷时间非常断，常常是几个微秒）。但当某一截面上布满微裂纹时，断裂就发生了。损伤力学的基本概念和基本原理损伤力学的基本概念和基本原理v根据不同的损伤变量，如果不考虑损伤的各项异性，损伤变量可以是一个标量；如果考虑到损伤的各项异性，损伤可以是矢量或者张量；v损伤是一个能量耗散的不可逆过程，损伤变量是用宏观变量代表内部因损伤或其他因素而发生的变化，叫做内部状态变量，简

3、称内变量；v目前，损伤变量的选择还具有一定的随意性，在选择时要注意具有明确的物理意义，还要尽量简单，便于分析计算和测量。2.2 损伤类型及损伤变量损伤力学的基本概念和基本原理损伤力学的基本概念和基本原理2.2 损伤类型及损伤变量按照研究方法区分能量损伤理论（energy damage)由勒梅特(J.Lemaitre)等创立，以连续介质力学和热力学为基础，将损伤视为能量的转换过程，是不可逆的；由自由能和耗散势导出损伤的本构关系和损伤演化方程；几何损伤理论（geometry damage)由村上澄男(Sumio Murakami)等创立，认为损伤是由于材料种的微缺陷引起的；损伤的大小和演化与材料种

4、微缺陷的尺寸，形状、密度及其分布有关；损伤力学的基本概念和基本原理损伤力学的基本概念和基本原理2.2 损伤类型及损伤变量根据不同的损伤机制，应选择不同的损伤变量。如果不考虑损伤的各向异性，得到变量是一个标量，即在各个方向的损伤变量的数值都相同，没有方向性。如果考虑到损伤的各向异性，损伤变量可以是一个矢量或二阶张量，甚至在有的研究中用过四阶张量的损伤变量。具体的损伤变量的形式要根据所研究问题的类型及其相应的损伤机制去决定。总而言之，由于各种物理或化学的变化，如受载、承受高温、受到辐射或腐蚀、氧化而造成的各种物理的或化学变化，如结构改变、相变化、成分变化都属于损伤的内容。只不过在宏观的角度，人们更

5、多注意的是材料结构的改变（微裂纹、微孔洞等）在宏观上的表现以及由此造成的材料的力学性能劣化。损伤力学的基本概念和基本原理损伤力学的基本概念和基本原理2.2 损伤类型及损伤变量尽管在各种材料、各种情况下，损伤的表现形式很多、很复杂，但它们有一个共同的特点：都是需要耗散能量的不可逆过程。因此，可以利用宏观不可逆过程热力学处理它们。采用宏观变量代表内部因损伤或其他因素而发生的变化，叫内部状态变量，简称内变量。这种内变量的选择具有相当的任意性。在选择时应注意到要使之确实能代表物质的内部变化，具有明确的力学意义，还要尽量简单，便于分析计算、间接测量与试验。损伤力学的基本概念和基本原理损伤力学的基本概念和

6、基本原理2.3 损伤唯象理论的基本方程 这里所介绍的损伤理论主要是应用唯象学方法研究的结果。作为含损伤（连续的缺陷场）的连续介质，首先应当满足连续介质力学的基本方程；同时作为不可逆的耗散的热力学过程，又应当满足连续介质力学的基本原理。因此，本节介绍的损伤力学基本方程主要是指基于连续介质力学和不可逆热力学，含损伤的连续体应该满足的基本方程。损伤力学的研究方法损伤力学的研究方法损伤力学研究的对象是含有连续分布缺陷的变形固体，其研究的主要目的是确定损伤连续场变量的演化规律。因此，这个决定了损伤力学的连续介质力学下的手段和方法；但是由于损伤场的形成实质上是材料微细观结构的变异，要了解损伤的成因及其微结

7、构特征和形态，又必须用细观的和材料学的方法；因此，损伤力学的研究方法分三类：细观的方法、宏观的方法和宏细观相互结合的方法；损伤力学的研究方法损伤力学的研究方法细观方法细观方法：从细观或者微观的角度研究材料的微结构（微裂纹和微孔洞的形态的变化及其对于宏观力学性质的影响。研究损伤演化的物理机制对于建立宏观唯象的力学模型是十分必要的；扫描电镜等近代实验力学方法的发展使人们可以从细观尺度去观察损伤的物理现象，从而对宏观损伤进行解释；目前微细观结构的变异与宏观力学性能之间的相互关系和解释仍然是一个难题。但此仅仅使用微观方法很难解释宏观的现象并用于宏观现象的计算和分析。损伤力学的研究方法损伤力学的研究方法

8、宏观方法宏观方法：就是从宏观的现象出发并模拟宏观的力学行为。宏观唯象学研究的目的是在材料的本构关系中掺入损伤变量，使得含有损伤变量的本构关系能真实描述受损材料的宏观力学性能；唯象学的方法是从宏观的现象出发并模拟宏观力学行为来确定参数，所以得到的方程往往是半理论半经验性的，其研究结果也较细观方法更易于对问题的分析，但难以深入探讨该损伤的本质。目前较为成熟的模型主要是运用宏观唯象方法研究的结果；损伤力学的研究方法损伤力学的研究方法宏细微观结合的方法宏细微观结合的方法：损伤的形态及其演化的过程是发生在细观层次上的物理现象，必须用细观观测的手段和细观力学方法加以研究；而损伤对于材料力学性能上的影响是细

9、观的成因在宏观上的结果和表现。因此要想从根本上解决问题，就必须运用宏、细观相结合的方法研究损伤力学问题；为了建立损伤材料的宏细微观结合的本构理论，首先要开展宏、细、微观并重的实验研究并在实验研究中实现宏细观观测相互同步。这方面研究的主要特点是:(1)追踪固体从变形、损伤、断裂至破坏的全过程；（2）探讨宏细微观各个层次之间的关联。第二章第二章 一维损伤力学理论一维损伤力学理论在外部因素（包括力、温度、辐射等）的作用下，材料内部将形成大量的微观缺陷（如微裂纹和微孔洞），这些微缺陷的形成、扩展（或胀大）、汇合将造成材料的逐渐劣化直至破坏。从本质上讲，这些微缺陷是离散的，但作为一种简单的近似，在连续损

10、伤力学中，所有的微缺陷被连续化，它们对材料的影响用一个或几个连续的内部场变量来表示，这种变量称为损伤变量损伤变量。1958年，Kachanov提出用连续度的概念来描述材料的逐渐衰变。从而，材料中复杂的、离散的衰坏耗散过程得以用一个简单的连续变量来模拟。这样处理，虽然一定程度上牺牲了材料行为模拟的准确性，但却换来了计算的简便，更为重要的是，Kachanov损伤理论推动了损伤力学的建立和发展，此后众多的损伤模型的形成都不同程度上借鉴了Kachanov损伤模型的思想。2.1 一维损伤状态的描述考虑一均匀受拉的直杆（图2.1），认为材料劣化的主要机制是由于微缺陷导致的有效承载面积的减小。设其无损状态时

11、的横截面面积为A，损伤后的有效承载面积减小为 ，则连续度连续度的物理意义为有效承载面积与无损状态的横截面面积之比，即图2.1AAA（2.1.1）显然，连续度是一个无量纲的标量场变量，1对应于完全没有缺陷的理想材料状态，0对应于完全破坏的没有任何承载能力的材料状态。将外加荷载F与有效承载面积 之比定义为有效应力 ，即AAF2.1 一维损伤状态的描述连续度是单调减小的，假设当达到某一临界值c时，材料发生断裂，于是材料的破坏条件表示为（2.1.3）Kachonov取 ，但试验表明对于大部分金属材料 。描述损伤。对于完全无损状态，w=0；对于完全丧失承载能力的状态，w=1，由式（2.1.1）和（2.1

12、.4），可得c0c0.20.8c1963年，著名力学家Rabotnov同样在研究金属的蠕变本构方程问题时建议用损伤因子，1w（2.1.4）AAAw（2.1.5）于是，有效应力与损伤因子的关系为，w12.1 一维损伤状态的描述 应变等效假设应变等效假设 00(1)EEw(1)EEw损伤材料（D0）在有效应力作用下产生的应变与同种材料在无损伤（D=0）时发生的应变等效，即损伤材料的任何应变本构关系都可以从无损材料的本构关系导出。只是其中的应力用有效应力代替。无损伤材料D=0=F(,)损伤材料0D 0，C0时，可以得到断裂时间的数值积分结果，如图2.5所示。由此图可以看出，应力较大时，可以采用忽略损

13、伤的式（2.3.10）；应力较小时，可以采用忽略蠕变变形的式（2.3.25）；在中等应力水平时，应同时考虑损伤和蠕变变形。此外，Broberg和Hult还对式（2.3.19）进行了修正，考虑了瞬态加载时引起的应变和损伤的瞬间增加。RKt图2.5 三种情况下的蠕变断裂时间2.2 一维蠕变损伤理论v蠕变断裂的两个阶段蠕变断裂的两个阶段 在蠕变损伤情况下，如果结构中的应力场是均匀的，损伤也均匀发展，当损伤达到临界值时，结构发生瞬态断裂。如果应力场不均匀，则结构的断裂经历两个阶段。第一阶段称为断裂孕育阶段，所经历的时间为 ，结构内诸点的损伤因子均小于其断裂临界值。在 时刻，结构中某一点(或某一区域)的

14、损伤达到临界值而发生局部断裂。第二阶段称为断裂扩展阶段，弥散的微裂纹汇合成宏观裂纹，宏观裂纹在结构中扩展直至结构的完全破坏。在断裂扩展阶段，结构中存在两种区域(图26)，其一是损伤尚未达到临界值的区域 ，其二是损伤已经达到临界值的区域 。前者仍然承受载荷，而后者已完全丧失承载能力。两个区域的交界面称为断裂前缘 。断裂前缘 是可动的，即是 所扫过的区域。在 上，恒有 ，此处取 ，因此在 上有10tt 1t1tt1V2V2Vcww1cw2.3 一维蠕变损伤结构的承载能力分析式中 为断裂前缘沿扩展方向的距离。0ddudttu dtwww（2.4.1）u图2.6 蠕变损伤结构的断裂P t 采用式(2.

15、3.5)中的损伤演化方程。对于任意一点 ，其应力为 ，将式(2.3.5)改写为P t 1vvdCtdtww（2.4.2）2.4一维蠕变损伤结构的承载能力分析积分此式并利用初始条件，得到 00w 110111tvvC vdw （2.4.3）令 ，即得到在时刻，损伤前缘应满足如下的方程1w 011vtC vd（2.4.4）将式(2.4.3)代入方程(2.4.1)，得到损伤前缘 的运动方程为 10tvvdutddtu （2.4.5）式中下标 表示在断裂前缘上取值。在应力均匀的情况下，式(2.4.5)的右端为无穷大因此，一旦某一点处达到了损伤临界值，结构将发生瞬态断裂。2.4一维蠕变损伤结构的承载能力

16、分析2.5 一维脆塑性损伤模型v脆塑性损伤模型适用于诸如岩石、混凝土、陶瓷、脆塑性损伤模型适用于诸如岩石、混凝土、陶瓷、石膏、某些脆性或准脆性金属材料。这类材料的损石膏、某些脆性或准脆性金属材料。这类材料的损伤和变形响应相当复杂，与延性金属和合金、聚合伤和变形响应相当复杂，与延性金属和合金、聚合物等有明显的差别，表现在脆性材料的明显的尺寸物等有明显的差别，表现在脆性材料的明显的尺寸效应、拉压性质的不同、应力突然跌落和应变软化、效应、拉压性质的不同、应力突然跌落和应变软化、非弹性体积变形和剪胀效应、变形的非正交性等多非弹性体积变形和剪胀效应、变形的非正交性等多方面。方面。v针对这一类材料，针对这

17、一类材料，DragonDragon和和MrMrz z早在早在19791979年就提出年就提出了一种考虑损伤的三维本构模型。此后，脆性材料了一种考虑损伤的三维本构模型。此后，脆性材料的损伤问题得到了相当广泛的研究。的损伤问题得到了相当广泛的研究。Mazars损伤模型脆性和准脆性材料的应力应变关系一般可以分为线弹性、脆性和准脆性材料的应力应变关系一般可以分为线弹性、非线性强化、应力跌落和应变软化等阶段。但不同脆性材料的行非线性强化、应力跌落和应变软化等阶段。但不同脆性材料的行为也差别很大，实验中得到的应力应变曲线还与实验机的刚度、为也差别很大，实验中得到的应力应变曲线还与实验机的刚度、加载方式相关

18、。将脆性材料的拉伸应力应变关系分两段描述，设加载方式相关。将脆性材料的拉伸应力应变关系分两段描述，设 c c 是损伤开始时的应变，也是峰值应力是损伤开始时的应变，也是峰值应力 c c对应的应变。当对应的应变。当 c c时，认为材料无损伤即时，认为材料无损伤即D=0=0；当；当 c c时，材料有损伤即时，材料有损伤即 D 0。MazarsMazars用如下公式拟合材料的单向拉伸应力应变曲线用如下公式拟合材料的单向拉伸应力应变曲线 0001expcTcTcTcEAEAB(2.5.1)式中式中 是线弹性阶段的弹性模量，是线弹性阶段的弹性模量，和和 是材料常数，下标是材料常数，下标 表示拉伸。表示拉伸

19、。0ETATBT这里以割线模量这里以割线模量 的变化定义损伤的变化定义损伤 ，表示为，表示为ED01DE E(2.5.2)于是损伤材料的应力应变关系为于是损伤材料的应力应变关系为01ED(2.5.3)比较式比较式(2.5.1)(2.5.1)和和(2.5.3)(2.5.3)，得到，得到MazarsMazars模型中单拉情况下的损伤演化方程模型中单拉情况下的损伤演化方程0011expccTTcTcDAAB(2.5.4)D1由由MazarsMazars模型得到的名义应力模型得到的名义应力 、有效应力、有效应力 、损伤、损伤 随应变随应变 的的 变化曲线如图变化曲线如图2.92.9所示。所示。D1D类

20、似地可以建立单向压缩时的损伤本构关系。单向压缩时的等效应变类似地可以建立单向压缩时的损伤本构关系。单向压缩时的等效应变 为为 e22212312ev（2.5.5）图图 2.9 Mazars2.9 Mazars模型中名义应力、有效应力和损伤与应变的关系曲线模型中名义应力、有效应力和损伤与应变的关系曲线 对于一般的混凝土，材料常数取值范围为对于一般的混凝土，材料常数取值范围为 ,0.71TA451010TB440.5 101.5 10c式中式中 ,是主应变是主应变,角括号定义为角括号定义为 1231023v 2xxxMazarsMazars认为，当认为，当 时材料无损伤，当时材料无损伤，当 时材料

21、有损伤。单项压缩时的时材料有损伤。单项压缩时的应力应变关系拟合为应力应变关系拟合为ecec0012exp2eccCCecCcEAAEBv（2.5.6）式中压缩时的材料常数式中压缩时的材料常数 和和 的变化范围为的变化范围为 ，。CACB11.5CA3310210cB单向压缩时的损伤方程为单向压缩时的损伤方程为011expeccCCeceCecDAAB（2.5.7）Loland模型对于混凝土等脆塑性材料，当应力接近峰值应力时，应力应变曲线已偏离对于混凝土等脆塑性材料，当应力接近峰值应力时，应力应变曲线已偏离直线，这意味着应力达到最大值以前，材料中已经发生了连续损伤。于是，直线，这意味着应力达到最

22、大值以前，材料中已经发生了连续损伤。于是，LolandLoland将这类材料的损伤分为两个阶段，第一个阶段是在应力达到峰值应将这类材料的损伤分为两个阶段，第一个阶段是在应力达到峰值应力之前，即当应变小于峰值应力对应的应变力之前，即当应变小于峰值应力对应的应变 时，在整个材料中发生分布时，在整个材料中发生分布的微裂纹损伤，第二个阶段是当应变大于的微裂纹损伤，第二个阶段是当应变大于 时，损伤主要发生在破坏区内。时，损伤主要发生在破坏区内。材料的有效应力材料的有效应力 与应变与应变 的关系表示为的关系表示为ccD1ucccEE0（2.5.8）式中式中 是材料断裂应变，即当是材料断裂应变，即当 时时

23、，称为净弹性模量，称为净弹性模量，定义为定义为uu1D E01DEE（2.5.9）式中式中 为无损的弹性模量，为无损的弹性模量，是加载前的初始损伤值。是加载前的初始损伤值。E0D利用实验得到的混凝土单拉曲线，经拟合得到如下的损伤演化方程利用实验得到的混凝土单拉曲线，经拟合得到如下的损伤演化方程uccccCCDCDD021010（2.5.10）式中式中 ，和和 是材料常数。由是材料常数。由 =时时 ，并考虑到，并考虑到 1C2Ccc0ddu时时 ，得到，得到1D 01D0111cDC0121cucDCC式中式中 。ccE由由LolandLoland模型得到的名义应力模型得到的名义应力 、有效应力

24、、有效应力 、损伤、损伤D随应变随应变 的变化曲线如图的变化曲线如图2.102.10所示。所示。图图 2.10 Loland2.10 Loland模型中名义应力、有效应力和损伤与应变的关系曲线模型中名义应力、有效应力和损伤与应变的关系曲线分段线性损伤模型 在余天庆提出的分段线性损伤模型中，应力应变关系也被分为两个阶段。在余天庆提出的分段线性损伤模型中，应力应变关系也被分为两个阶段。当应力达到峰值应力之前即当当应力达到峰值应力之前即当 时，认为材料中只有初始损伤，没有损时，认为材料中只有初始损伤，没有损伤演化，应力与应变成线弹性关系，称为第一阶段；当伤演化，应力与应变成线弹性关系，称为第一阶段；

25、当 以后，损伤按以后，损伤按分段线性关系发展，称为第二阶段。应力应变关系可用分段线性的折线表分段线性关系发展，称为第二阶段。应力应变关系可用分段线性的折线表示示(图图2.11)2.11)。当。当 时，应力应变关系表示为时，应力应变关系表示为c c c12|FFcMcMcECC(2.5.11)式中式中 和和 为材料常数，对于一般的混凝土为材料常数，对于一般的混凝土,，。1C2C2.18.01C5.02.02C若不考虑初始损伤，即若不考虑初始损伤，即 ，并考虑到当，并考虑到当 时时 ，得到，得到00D R1D 121211FcRCCCC（2.5.12）该模型的特点是物理概念比较清楚，应用比较方便。

26、该模型的特点是物理概念比较清楚，应用比较方便。图图 2.11 2.11 分段线性的应力应变曲线分段线性的应力应变曲线分段曲线损伤模型 该模型认为在应力达到峰值应力前后都有损伤演化，并用不同的曲线方程该模型认为在应力达到峰值应力前后都有损伤演化，并用不同的曲线方程来拟合，分别表示为来拟合，分别表示为11BcDA0c2221BccADC c（2.5.13）式中式中 ，和和 为材料常数。由边界条件为材料常数。由边界条件 ，得到，得到1A2A1Bcc 0cdd1cccEAE1ccBE2ccAE 和和 为曲线参数，取为曲线参数，取 ，。由实验数据，得到。由实验数据，得到 ，2B2C2B=1.7=1.72

27、20.003cC1A=1/6=1/6 1B=5=52A=5/6=5/6由式由式(2.5.13)(2.5.13)得到的损伤随应变的演化曲线如图得到的损伤随应变的演化曲线如图2.12(a)2.12(a)所示。由该模型得所示。由该模型得到的应力应变曲线如图到的应力应变曲线如图2.12(b)2.12(b)所示，它与所示，它与MazarsMazars模型很接近。模型很接近。图图 2.12 2.12 分段曲线损伤模型中的应力应变曲线和损伤演化曲线分段曲线损伤模型中的应力应变曲线和损伤演化曲线此外，钱济成和周建方还将该模型进一步简化，应力应变关系用两条直线此外，钱济成和周建方还将该模型进一步简化，应力应变关

28、系用两条直线代替代替(图图2.13(a)2.13(a)，损伤演化方程为，损伤演化方程为(图图2.13(b)2.13(b)0D0cucucD c（2.5.17）图图 2.13 2.13 分段曲线损伤模型的简化分段曲线损伤模型的简化 第三章第三章 三维各向同性损伤理论三维各向同性损伤理论在一些韧性较好的金属材料中，损伤经常表现在伴随着大的塑性变形而发生的微裂纹和微孔洞的形核和扩展。可以从细观力学的角度分析了韧性损伤的物理机制，这类方法能对损伤的细观过程和物理背景作出较好的解释，但是难以直接应用于宏观结构分析。连续损伤力学则从数学的角度引入描述损伤的内变量损伤变量，虽然损伤变量也常被赋予一些物理解释

29、，但是没有细观力学那样清晰的物理背景，其优点是容易引入到结构分析中去，尤其是借助于Kachanov提出的有效应力的概念。在韧性金属材料中，有三类最重要的损伤即塑性损伤、疲劳损伤和蠕变损伤，连续损伤力学已经较好地应用到这三类损伤及其耦合存在的损伤情形。各向同性损伤的假设对于金属材料的结构承载能力分析、疲劳和蠕变寿命的预测一般是可以接受的一种近似。3.1 Lemaitre-Chaboehe塑性损伤理论第三章第三章 三维各向同性损伤理论三维各向同性损伤理论3.1.1 损伤变量和应变等效假设选取材料的一个代表性体积单元，设其在垂直于n方向上的总的截面面积为A，由于微缺陷（如微裂纹和微空洞）的存在，导致

30、实际的有效承载面积比A小，即DAAA式中AD为考虑了应力集中和缺陷相互作用之后的缺陷面积(图31)。在各向同性假设的前提下，损伤变量w不随截面方向n而变化，即与无关，可定义为缺陷面积与总面积之比0AAAAAw式中w=0对应于无损状态，w1对应于材料的完全断裂，0w1对应于不同程度的损伤状态。事实上，断裂时的损伤临界值wc一般小于l。（3.1.1）（3.1.2）第三章第三章 三维各向同性损伤理论三维各向同性损伤理论3.1.1 损伤变量和应变等效假设由于损伤导致有效承载面积的减小，有效应力将随之升高。定义有效应力张量为 式中ij为Cauchy应力张量。应该注意到式(3.1.3)包含了一个假设，即认

31、为所有缺陷对拉伸和压缩情况的影响是相同的，这一点限制了该损伤理论仅适用于拉伸情况和压缩应力较小的情况。因为在压缩情况下，一些微裂纹是闭合的，有效承载面积大于=A-AD。1ijijw（3.1.3）在含损伤材料中，要从细观上对每一种缺陷形式和损伤机制进行分析以确定有效承载面积是很困难的，为了能间接地测定损伤，Lemaitre3.9于1971年提出了有重要意义的应变等效假设。这一假设认为：受损材料的变形行为可以只通过有效应力来体现，换言之，损伤材料的本构关系可以采用无损时的形式，只要将其中的应力ij替换为有效应力 为即可，如图32所示。例如，损伤材料的一维线弹性关系为:第三章第三章 三维各向同性损伤

32、理论三维各向同性损伤理论3.1.1 损伤变量和应变等效假设ij1eEEEw（3.1.4）图图 3.2 应变等效假设应变等效假设 式中E为弹性模量，损伤就体现在把无损时的弹性模量减小为损伤后的弹性模量 。1EEw又 如 损 伤 材 料 中 考 虑 应 变 强 化 的Ramberg-Osgood关系式为：1MMPKEw（3.1.5）式中K和M为材料常数。在三维情形，各向同性损伤本构方程可以写为：第三章第三章 三维各向同性损伤理论三维各向同性损伤理论3.1.1 损伤变量和应变等效假设ijkkijijww112其中和为材料在无损伤条件下的Lame系数，即：211E12E（3.1.6）根据本构方程（3.

33、1.6），损伤材料的有效Lame系数可以定义为：w1w1有效泊松比为：vv2由此说明，在损伤过程中，两个有效Lame常数按照相同的规律随损伤w变化，泊松比保持不变。这样的结论是与实验事实不符，也与细观力学结果相矛盾。对上式予以改进，人们提出了两个独立弹性常数的唯象的双标量损伤变量w和w。利用他们，损伤本构方程为：第三章第三章 三维各向同性损伤理论三维各向同性损伤理论3.1.1 损伤变量和应变等效假设ijkkijijww112（3.1.6）w1w1除了应变等效假设外，等效性假设还包括应力等效假设与弹性能等效假设等，它们都可以用于建立损伤本构关系。损伤力学是以含内变量的连续介质热力学为基础建立起来

34、的。在有损伤情况下，构造三维本构关系的一种典型方法是假设存在能量势函数，由它导出动力学本构方程和损伤演化律。根据确定性原理，材料的状态函数(例如应力)将唯一地取决于状态变量(例如应变、温度)的变化历史。材料的力学和热学状态参量，如应力、应变、熵、温度等，可以分成三类，即可观察变量、内变量和与之功共轭的变量，见表3.1。利用这些变量可以将三维情况下的弹性、塑性、热效应以及损伤模型化。第三章第三章 三维各向同性损伤理论三维各向同性损伤理论3.1.2 热力学势“背应力”是指塑性应力屈服曲面的中心所代表的应力值累积塑性应变p中与各向同性强化对应的部分R表示屈服面半径的增长，Xij表示随动强化引起的屈服

35、面中心的平移。累积塑性应变率1 223ppijijdppdt 假设材料的本构方程可以由一个状态势函数导出，选取Helmholtz自由能为：第三章第三章 三维各向同性损伤理论三维各向同性损伤理论3.1.2 热力学势,epijijijijTp w对于弹塑性材料或弹性粘塑性材料，在中应变只通过 起作用，即epijijij,eijijT p wLemaitre在实验中发现，许多材料随着损伤的发展，弹性模量越来越小，因此认为损伤和材料的弹性相关，于是把热力学势(比自由能)分成不耦合的弹性部分 和塑性部分 ，只把损伤引入 中，而在 中不反映损伤，即ep,eeijpijTTpwpe由量纲分析，应是弹性应变张

36、量 的二次函数和 的线性函数，为：第三章第三章 三维各向同性损伤理论三维各向同性损伤理论3.1.2 热力学势eeij1w112eeeijklijkl w式中 为依赖于温度的4阶弹性刚度张量。Lemaitre给出的表达式为：ijkl1exp3pijijRXrbrb 式中，和b是描述各向同性强化的参数，和 是描述随动强化的参数。作为延性损伤的一种近似，假设质量密度是常数。于是，由C1ausiusDuhem不等式，损伤材料的弹性应力应变关系为：RX1eijklijkleij w以及与损伤变量w功共轭的广义热力学力为12eeijklijkly w 即为损伤的不可逆耗散功率。yw损伤结构的有限元分析方法

37、损伤结构的有限元分析方法结构损伤过程分析首先是选择合适的损伤变量，确定其演化方程，然后与结构的平衡、几何、物理方程一起，构成结构损伤定解问题，用有限元方法离散结构，求解结构的应力、应变场和损伤场；最后，再根据损伤的临界条件，判断结构的损伤程度和结构的安全工作界限。一般而言，损伤场存在使得损伤结构定解问题的方程数目增加，考虑到损伤场的存在和它与应力场的共同作用，使得损伤结构的有限元分析变为非线性问题。因此，在可能的情况下，往往忽略损伤场与应力场的相互作用，来减轻耦合计算带来的困难。主要方法有：全解耦方法和全耦合方法；全解耦方法全解耦方法在某些条件下，可以认为损伤对于结构中的应力、应变场的影响很小

38、，可以忽略。因此可以首先不考虑损伤，利于无损材料的本构关系、平衡方程求解应力场和应变场，然后代入损伤演化方程，得到损伤场随时间或载荷的变化历史，进而根据材料的损、断裂判据确定承载能力或者寿命。全解耦方法全解耦方法全解耦方法比较简单，由于损伤的增加的计算工作量小。特别是在有限元应力分析中不考虑损伤的影响，从而可以和无损结构的计算相同。因此可以借助现有的有限元程序进行分析。得但在结构的应力分析中没有考虑损伤的影响，使其结构偏于保守，不能材料损伤的演化过程。全耦合方法全耦合方法实际上，损伤发展到一定程度时，将导致结构弹性模量等材料参数和力学性能的变化，造成应力和应变的重分布。因此在计算中计入损伤的影

39、响是非常重要的。全耦合方法全耦合方法采用含有耦合的本构关系，在数学上是严格的，但是相应的工作量也大幅度增加。损伤与变形耦合的特点：v一方面，由于损伤的引入，不仅物理方程是非线性的，而且在上述在物理关系得到的刚度矩阵也是不对称的，除非认为损伤是各向同性的；v另一方面，由于考虑了材料的软化性能，在结构出现整体失稳以前，局部软化效应会造成结构中的应力重分布，使更多的单元加入软化的行列。在结构达到极限载荷以后，结构的载荷-变形相应是非稳定的，其极限值的确定和下降路径的追踪是结构软计算的主要问题。3 石破裂过程分析系统RFPA RFPA（Rock Failure Process Analysis）是一个

40、以弹性力学为应力分析工具、以弹性损伤理论及其修正后的Coulomb破坏准则为介质变形和破坏分析模块的岩石破裂过程分析系统。基本原理岩石介质模型离散化成由细观基元组成的数值模型，岩石介质在细观上是各向同性的弹-脆性介质；假定离散化后的细观基元的力学性质服从某种统计分布规律（本书引入韦伯分布），由此建立细观与宏观介质力学性能的联系；单元满足弹性损伤的本构关系，所以，可以按弹性力学中的线弹性应力、应变求解方法，分析模型的应力、应变状态。RFPA利用线弹性有限元方法作为应力计算器；RFPA的特点连续的方法解决非连续问题线性的方法模拟非线性问题复杂问题简单化RFPA的网格划分RFPA选取等面积四节点的四

41、边形单元剖分计算对象。为了使问题的解答足够精确，RFPA方法要求模型中的单元能足够小（相对于宏观介质），以能足够精确地反映介质的非均匀性质。RFPA的网格划分必须是足够大（包含一定数量的矿物和胶结物颗粒，以及微裂隙、孔洞等细小缺陷），因为作为子系统的单元实际上仍是一个自由度很大的系统，它具有远大于微观尺度的细观尺度。这一要求正是为了保证使剖分后的单元性质尽量接近基元性质。尽管这样会增加计算量，但是问题的处理变得简单，而且随着计算机技术的高速发展，计算能力瓶颈的影响将会被逐渐消除。由于模型中的基元数量足够多，宏观的力学行为，本质上是大量基元力学行为的集体效应。但是每个基元的个体行为对宏观性能的影

42、响却是有限的。分析流程开始实体建模和网格剖分，用统计分布函数，赋每一个单元的刚度和强度等参数损伤分析将损伤单元进行弱化处理是应力分析形成新的刚度矩阵施加荷载产生一个新的边界位移加载是否需要结束根据损伤条件判断是否有单元损伤结束线弹性有限元求解器计算单元节点力和位移是否否图6-5 RFPA程序流程图（1 1）实体建模和网格剖分）实体建模和网格剖分（2 2）应力、应变分析）应力、应变分析（3 3）单元损伤力学分析）单元损伤力学分析Description of the heterogeneous of Material Properties of Rock050100150200250uf(u)m=

43、1.5m=5.0m=10.0u0The rock is composed of many elements with same size,and mechanical parameters(such as strength)of elements is assigned according to Weibull distribution;mmuuuuumuf0100expu0:the mean of strengthm:a shape parameterWith increase of m,the distribution becomes more concentrated.m=1.5m=5.

44、0m=10.0Numerical specimens produced according to Weibull distributionThe grey degree in the specimen indicates the relative magnitude of strength of elements.The numerical specimens become more homogeneous with the increase of Weibull parameter m.Elastic damage-based constitutive law of elementst0-f

45、t0-ftrtuc0fc0fcrConstitutive law of element(compressive stress is positive)When the inhomogeneity is considered,a lot of fracture process phenomena can be effectively simulated with this constitutive law.Mohr-Coulomb criterion is met.Maximum tensile strain criterion is met.01)E(Etuttutt110000tuttutt

46、110000232221000 xxxx。031sin1sin1cf00010ccc01100110ccc213000sin1sin11fEcc。Model ValidationRMT-150B Servo-controlled Rock Testing Systems and 02468101200.0020.0040.0060.008应变应力/MPaExperimental Complete Stress-strain curve for rock sample RFPA code is a appropriate numerical tool for simulating the pro

47、gressive failure process of rock.Normalized experimental and numerical stress-strain curves 00.10.20.30.40.50.60.70.80.9100.20.40.60.811.21.41.61.82N orm alized S trainN orm alized StressEx perim ental C urveN um erical C urve红外热像实验红外热像实验多孔试件受压破裂过程数值试验与物理试验结果多孔试件受压破裂过程数值试验与物理试验结果物理试验由林鹏在香港理工大学完成物理试验由林鹏在香港理工大学完成