劉洋 汪成林 閆鴻翔

摘要：針對散粒體的靜力液化特性，在散粒體顆粒運動微觀力學(xué)分析的基礎(chǔ)上，在臨界狀態(tài)土力學(xué)框架內(nèi)建立了一個簡單的靜力液化彈塑性本構(gòu)模型。模型屈服函數(shù)和和硬化規(guī)律根據(jù)Chang提出的砂土微觀力學(xué)模型，通過積分粒間接觸力為宏觀的應(yīng)力不變量而建立，考慮了與材料狀態(tài)相關(guān)的剪脹性和初始密度對散粒體應(yīng)力應(yīng)變關(guān)系的影響，并采用非相關(guān)聯(lián)的流動法則。模型參數(shù)簡單且有較明確物理意義，可以通過室內(nèi)三軸試驗確定。模型的數(shù)值結(jié)果與Toyoura砂以及砂粉混合土的三軸不排水剪切試驗的應(yīng)力應(yīng)變曲線和應(yīng)力路徑吻合較好。

關(guān)鍵詞：散粒體； 靜力液化；本構(gòu)模型；數(shù)值模擬

中圖分類號：TU443文獻標志碼：A文章編號：16744764（2014）03001107

A Static Liquefaction Constitutive Model for Granular Materials Based

on the Micromechanical Analysis

Liu Yang1, Wang Chenglin1, Yan Hongxiang2

(1. Department of Civil Engineering, University of Science and Technology Beijing, Beijing 100083, P. R. China;

2. China Highway Engineering Consulting Corporation, Beijing 100097, P. R. China)

Abstract: Based on the static liquefaction of granular materials, an elastoplastic static liquefaction constitutive model was proposed in the framework of critical state soil mechanics. The yielding surface and hardening rules were obtained by integrating the contact force of the model proposed by Chang and a non瞐ssociate flow rule was adopted as well. The model has taken the state dependent dialatency law and the effect of initial density to the stress瞫train relationship into consideration. The parameters of the model are simple and have certain physical meanings. The predicted results obtained by the model have a good agreement with the undrained triaxial test of Toyoura sand and sand瞫ilt mixture.

Key words:granular material; static liquefaction; constitutive model; numerical simulation

砂土等散粒體的液化包括靜荷載引起的靜力液化和地震、爆炸以及機械振動等動力荷載引起的循環(huán)液化。對于循環(huán)液化，學(xué)者們對其進行了大量的研究［1］；對于靜力液化，近幾十年間卻沒有得到足夠的關(guān)注和認識。對地基、邊坡等土工構(gòu)筑物來說，靜力液化是一種常見的破壞形式，對土工問題進行靜力液化穩(wěn)定性分析時，不管采取何種數(shù)值方法，首要問題是建立合理的靜力液化應(yīng)力燦Ρ涔叵怠

散粒體(如砂土)的應(yīng)力應(yīng)變模型主要有兩類：基于連續(xù)介質(zhì)力學(xué)的彈塑性本構(gòu)模型和基于散粒介力學(xué)分析的微觀力學(xué)模型。經(jīng)典彈塑性力學(xué)模型將砂土看成連續(xù)介質(zhì)，如Desai等［2］提出的帽子模型、Prevost等［3］提出的多重屈服面塑性模型以及Dafalias等［5］提出的邊界面模型等等。另外一些學(xué)者將砂土看成顆粒集合體，基于接觸力學(xué)和均一化方法提出砂土的微觀力學(xué)模型，早期的研究主要集中在砂土彈性力學(xué)行為，如Chang等［5］的工作。對彈塑性應(yīng)力燦Ρ涔叵檔難芯懇復(fù)雜一些，如Jenkins 等［6］、Chang等［7］、Yin等［8］、Nicot等［910］、Misra等［11］、Lai等［12］、Zhang等［13］、Tran等［14］、Shen等［15］提出的微觀力學(xué)模型。對于散粒體的靜力液化問題，也有學(xué)者提出了一些用以模擬各向同性不排水條件下砂土的靜力液化的模型(如Boukpeti等 ［1617］）。

〖=D(〗劉洋，等：基于微觀力學(xué)分析的散粒體靜力液化本構(gòu)模型〖=〗本文針對散粒體的靜力液化特性，借鑒微觀力學(xué)本構(gòu)關(guān)系一些成果，在臨界狀態(tài)土力學(xué)框架內(nèi)建立散粒體的靜力液化本構(gòu)模型。文章首先簡要闡述了靜力液化的基本原理，接著提出了適用于散粒體的靜力液化本構(gòu)模型，并對模型參數(shù)及其一般力學(xué)響應(yīng)進行了分析，最后根據(jù)已有的三軸試驗結(jié)果對提出的模型進行了評價。

1靜力液化

關(guān)于靜力液化，太沙基早在1948年首先用“自然液化”描述了非常松散的砂土在微小擾動下突然失去強度而象粘滯性流體一樣的流動現(xiàn)象，這里的“自然液化”即為后來Castro等［18］和Casagrande［19］在討論滑坡災(zāi)害時提出的“靜力液化”概念。它們描述了在靜荷載條件下砂土的強度降至很低，不能再繼續(xù)承受剪切作用，可以如液體一樣流動的特性，同時也指出只有非常松散的砂土才能發(fā)生靜力液化。

從概念上靜力液化可以定義為：在單調(diào)加載過程中偏應(yīng)力燦Ρ淝線出現(xiàn)明顯的應(yīng)變軟化現(xiàn)象，隨著偏應(yīng)力在峰值后的急劇降低而接近零值，砂土表現(xiàn)出類似于流體的特征，但由于砂土未承受動荷載作用，為了與通常的振動液化區(qū)別，故稱之為“靜力液化”。

靜力液化的原理如圖1所示，τst是砂土的初始應(yīng)力狀態(tài)，φcv是臨界狀態(tài)摩擦角，曲線①、②分別是單調(diào)荷載和循環(huán)荷載下的應(yīng)力路徑。無論是單調(diào)荷載還是由振動產(chǎn)生的循環(huán)荷載，由它們產(chǎn)生的瞬態(tài)荷載都會使砂土產(chǎn)生液化。圖中可見，應(yīng)力一旦超過破壞面，剪切強度就會快速下降，至到穩(wěn)定狀態(tài)即殘余強度sus處。雖然單調(diào)荷載和循環(huán)荷載的應(yīng)力路徑不同，但它們都具有相同的最終狀態(tài)。

圖1飽和散粒體單調(diào)和循環(huán)加載響應(yīng)

2散粒體顆粒運動微觀力學(xué)分析

21顆粒間彈性力學(xué)行為

定義散粒體顆粒間的接觸法向為垂直于接觸面的法向矢量，在每個接觸面上建立局部坐標如圖2所示。顆粒接觸法向與切向接觸剛度分別為kαn和kαr，粒間接觸力可定義為

圖2粒間接觸處的局部坐標系

fαi=kαeijδαj(1)

kαeij=kαnnαinαj+kαr(sαisαj+tαitαj)(2)

式中，n、s、t 是局部坐標系中3個正交的單位法向量。設(shè)粒間接觸服從修正的Hertz睲indlin接觸本構(gòu)關(guān)系［5］:

kαn=kαn0fαnGgl2n;kαr=ζαkαn0fαnGgl2n(3)

式中：kαn0、ζα、n是3個材料常數(shù)，kαn0是參考法向接觸剛度；ζα是接觸法向剛度與切向剛度之比；n是常數(shù)；fαn是法向接觸力；Gg是顆粒的彈性模量；l是粒間枝向量長度。

22顆粒間塑性力學(xué)行為

顆粒接觸處存在著向上或者向下的塑性滑動，這種塑性運動產(chǎn)生體積改變，在散粒體中稱之為剪脹/剪縮行為，粒間剪脹可用式（4）描述。

pnpr=dtan φ0－fαrfαn(4)

式中：d是材料剪脹常數(shù)；fαr是顆粒間的剪切接觸力。φ0的值可認為其與散粒體的臨界狀態(tài)摩擦角相等，即 φ0=φcs。

切向接觸力fαr和塑性滑動位移δPr定義為

fαr=fαs2+fαt2

δpr=δps2+δpt2(5)

采用 Mohr睠oulomb 類屈服準則

Ffαn,fαr,κ=fαr－fαnκδpr=0(6)

式中κ(δPr)為硬化參數(shù)，dF>0表明加載。硬化參數(shù)采用κ－δpr平面的雙曲線形式,即

κδpr=kpr0tan φpδprfαntan φp+kpr0δpr(7)

式(7)中涉及兩個參數(shù)φp和kpr0∶φp的定義見后，塑性剛度kpr0與粒間法向接觸剛度kαn的關(guān)系如式（8）。

kpr0=ζpkαn(8)

ζp是材料常數(shù)。

3散粒體靜力液化宏觀本構(gòu)方程

基于上述顆粒運動微觀力學(xué)分析，假設(shè)散粒體均勻，并在各向同性應(yīng)力狀態(tài)下積分式(4)、(6)、(7)，即得到散粒體宏觀剪脹方程、屈服函數(shù)和硬化規(guī)律。

31控制方程

模型的數(shù)學(xué)表達式以應(yīng)力和應(yīng)變不變量的形式給出，應(yīng)力不變量采用p′和q，它們分別與第一應(yīng)力不變量I1和第二偏應(yīng)力不變量J2相關(guān)，式中p′和I1′代表有效應(yīng)力。p′和q以應(yīng)力張量和偏應(yīng)力張量表示為

p′=13σ′kk=13I′(9)

q=32sijsij=3J2(10)

式中，偏應(yīng)力張量sij=σii－1/3σkkδij，與其相應(yīng)的應(yīng)變增量以應(yīng)變張量和偏應(yīng)變張量表示為

dεp=dεkk(11)

dεq=2312deijeij(12)

其中，偏應(yīng)變張量eij=εii－1/3εkkδij。假設(shè)材料各向同性，根據(jù)彈塑性理論材料變形分為彈性和塑性兩部分，即：

dεp=dεep+dεpp(13)

dεq=dεeq+dεpq(14)

其中彈性增量部分采用K睪模型計算。

dp′=Kdεev(15)

dq=3Gdεer(16)

式中：G是剪切模量；K是體積模量，其圍壓函數(shù)，為

K=K0p′predn(17)

這里K0和是兩個材料常數(shù)，K0是參考體積模量；pref是參考壓力，一般取1個大氣壓；為指數(shù)。

上述彈性行為只發(fā)生在屈服面內(nèi)，屈服準則采用摩爾部飴桌嘧莢

F(p′,q,κ)=q－p′κ(εpr)=0(18)

該屈服面是在Chang等［14］提出的砂土微觀力學(xué)模型的基礎(chǔ)上，將微觀的接觸力積分為宏觀的應(yīng)力和而來。同理，根據(jù)式(7)硬化規(guī)律，采用式（19）所示雙曲線形式。

κ(εpr)=kp0 mpεprp′Mp+kp0εpr(19)

式中，Mp=6sin φp/(3－sin φp)，從物理意義上講， φp的值應(yīng)等于庫倫摩擦角(φμ)，但為了考慮散粒體密實度的影響，消除各向同性假設(shè)帶來的誤差，將 φp看成是密實度函數(shù)，即

tan φp=ecrem·tan φcs(20)

式中：m是一個與散粒體類型（特別是顆粒形狀）有關(guān)的一個正指數(shù)；φcs是臨界狀態(tài)摩擦角。對于密砂，峰值摩擦角φp大于臨界狀態(tài)摩擦角φcs，在剪應(yīng)力作用下砂土剪脹，顆粒的咬合和摩擦降低，產(chǎn)生應(yīng)變軟化行為。

臨界狀態(tài)孔隙比 (ecr) 可由式（21）計算。

ecr=eref－λ(p′/ptm)ξ(21)

這里ptm是參考大氣壓力。式(21)中的3個參數(shù)確定了e瞤空間臨界狀態(tài)線(CSL)的形狀，即：eerf(CSL在e軸的截距)，λ(CSL 線的斜率)，以及ξ(CSL的曲率)。

塑性剛度kp0與體積模量K的關(guān)系用式（22）關(guān)聯(lián)。

kp0=ζpK=ζpK0(p/pref)n(22)

kp0/p是雙曲線(19)的初始斜率，隨著剪應(yīng)變發(fā)展，κ(εpr)的趨近于Mp。

模型的剪脹方程表示為

dεpvdεpr=D(Mu－qp′)(23)

塑性勢函數(shù)可以從剪脹方程推導(dǎo)。

G=D(qp′+Mulnp′)=0(24)

顯然，本文提出的模型采用了非相關(guān)聯(lián)的流動法則。

22應(yīng)力應(yīng)變關(guān)系

根據(jù)經(jīng)典彈塑性理論，總應(yīng)變增量分成兩部分，即彈性部分和塑性部分。

ij = eij + pij(25)

彈性部分可以通過式(15)、(16)計算，塑性部分由流動法則求得，即

ij=dλ礕鄲襥j(26)

這里dλ是塑性乘子，dλ=－礕鄲襥jijA，A=－礔鄲省お鄲濕鄲舙ij礕鄲襥j。

彈塑性應(yīng)力應(yīng)變關(guān)系為

ij = Depijklkl(27)

其中Depijkl為彈塑性矩陣。

4本構(gòu)方程的數(shù)值積分

在積分計算前，首先假設(shè)材料響應(yīng)為彈性響應(yīng)，通過彈性本構(gòu)關(guān)系獲得一個測試應(yīng)力狀態(tài)，即：

σ′Txx=σ′xx+K+43μΔεxx+

K－23μΔεyy+Δεzz(28)

σ′Tyy=σ′yy+K+43μΔεyy+

K－23μΔεxx+Δεzz(29)

σ′Tzz=σ′zz+K+43μΔεzz+

K－23μΔεxx+Δεyy(30)

σ′Txy=σ′xy+2μΔεxy(31)

式中，T表示應(yīng)力狀態(tài)為測試應(yīng)力，數(shù)值大小為當前應(yīng)力狀態(tài)加上微小變形后所產(chǎn)生的彈性應(yīng)力。如果測試應(yīng)力狀態(tài)點位于屈服面所定義的彈性區(qū)域內(nèi)，則有效應(yīng)力分量的更新值等于測試應(yīng)力。

F(p′T,qT)≤0(32)

如果測試應(yīng)力狀態(tài)點位于當前屈服面外，即F(p′T,qT)>0，則對測試應(yīng)力進行修正計算，此時積分步計算分為兩個子步：求解新的應(yīng)力狀態(tài)點，使其滿足屈服條件；更新屈服面位置，進行更新計算。積分步如圖3所示，圖中F代表屈服面，G代表塑性勢面。

圖3本構(gòu)方程積分步的兩個子步

新的應(yīng)力狀態(tài)是在彈性變形和塑性變形共同作用下達到的，如圖3(b)所示，因此需要由彈性法則和塑性應(yīng)變增量共同來確定。

p′N=p′+K(Δεp－Δεpp)(33)

qN=q+3G(Δεq－Δεpq)(34)

式中，上標N代表新應(yīng)力狀態(tài)，(Δεp－Δεpp)和(Δεq－Δεpq)是由總應(yīng)變增量剪去塑性應(yīng)變后的彈性體應(yīng)變增量和剪應(yīng)變增量。

結(jié)合流動法則可將新的應(yīng)力狀態(tài)表示為式(35)和(36)，點(p′NqN)位于屈服面上。

p′N=p′T－K(dλ礕祊′)(35)

q′N=q′T－3G(dλ礕祋)(36)

此時，塑性勢函數(shù)為

G(p′T,q′T)=0(37)

塑性因子dλ則由屈服面上新的應(yīng)力狀態(tài)確定，其應(yīng)力狀態(tài)處的屈服表達式為

F(p′N,q′N)=0(38)

式(38)的求解采用牛頓迭代法。當計算結(jié)果為負值時，塑性因子將取為零，相當于沒有發(fā)生塑性變形。應(yīng)力不變量的更新值可由式(35)、(36)計算獲得，有效應(yīng)力張量為

σ′Nij=sTijqNqT+p′Nδij(39)

在上述計算完成后，還需采用硬化規(guī)律計算屈服面的更新位置，同時對硬化參數(shù)進行更新。

κ(εpr)=kp0Mpεprp′NMp+kp0εpr(40)

式(40)中Mp的計算要采用當前的孔隙比。

5模型參數(shù)分析及力學(xué)響應(yīng)

51模型參數(shù)

模型參數(shù)總計10個如表1所示，即：3個彈性常數(shù)K0、μ (或G) 和n；4個塑性參數(shù)ζp、D、m 和 φcs(φcs也是臨界狀態(tài)參數(shù))；3個臨界狀態(tài)參數(shù) eref、λ、ξ。

表1模型參數(shù)表

臨界狀態(tài)參數(shù)erefλξ彈性參數(shù)nBμ塑性參數(shù)ζpDmφcs06600160820863025807431

除了臨界狀態(tài)參數(shù)（包括φcs），其余6個參數(shù)均可以通過各向同性壓縮和三軸剪切試驗獲得，限于篇幅，這里不再詳述參數(shù)確定程序。

52模型力學(xué)響應(yīng)

圖4是本構(gòu)模型在不排水三軸應(yīng)力條件下的力學(xué)響應(yīng)，模型參數(shù)取值如表1，圖4(a)是不同初始孔隙比試樣在同一固結(jié)圍壓(200 kPa)下的應(yīng)力應(yīng)變曲線，圖4(b)是對應(yīng)的應(yīng)力路徑；圖4(c)、(d)是同一初始孔隙比試樣在不同固結(jié)圍壓下的應(yīng)力應(yīng)變關(guān)系曲線和應(yīng)力路徑。

從圖中可以看出，本文提出的本構(gòu)模型能夠反映密實狀態(tài)(或初始孔隙比)對散粒體力學(xué)行為的影響，如圖4(a)、(b)所示：在同一固結(jié)圍壓下不同初始孔隙比導(dǎo)致了散粒體不同的剪脹、剪縮行為。不排水條件下，隨著剪應(yīng)變的發(fā)展，對于初始孔隙比=07、0725的密實散粒體發(fā)生剪切硬化，而初始孔隙比=075、08松散散粒體在達到峰值應(yīng)力后產(chǎn)生了剪切軟化，隨著超孔隙水壓力的增長，有效應(yīng)力降低，應(yīng)力路徑向原點發(fā)展，發(fā)生了靜力液化。

圖4不同初始孔隙比和固結(jié)圍壓的模型響應(yīng)

模型還能考慮散粒體力學(xué)響應(yīng)的圍壓依賴性，如圖4(c)、(d)所示，對初始孔隙比為08的散粒體在不同固結(jié)圍壓(200、400、800、1 200 kPa)下表現(xiàn)出不同的力學(xué)響應(yīng)，低固結(jié)圍壓下散粒體更易于發(fā)生靜力液化。本構(gòu)方程的數(shù)值結(jié)果顯示，本文提出的模型可以模擬散粒體如砂土等的不排水剪切力學(xué)特性。

6模型的試驗驗證

為了進一步驗證模型，首先選Toyoura砂三軸不排水試驗結(jié)果進行比較，然后對砂粉混合土的三軸不排水試驗結(jié)果進行模擬，驗證本文提出的模型應(yīng)用于一般散粒體的可行性。

61Toyoura砂

Verdugo等［20］對Toyoura砂進行了一系列三軸不排水剪切試驗，試驗固結(jié)圍壓為100、1 000、2 000、3 000 kPa。本文對初始孔隙比為0833的Toyoura砂在不同初始圍壓下的不排水響應(yīng)進行模擬，圖5是本文模型的預(yù)測結(jié)果與試驗數(shù)據(jù)的對比，其中連續(xù)曲線為數(shù)值計算結(jié)果，模型參數(shù)見表2。

從圖5中可見，模型模擬結(jié)果和試驗結(jié)果基本吻合，雖然在應(yīng)力燦Ρ淝線峰值后的一小段區(qū)間內(nèi)應(yīng)力水平要略小于試驗值，以及應(yīng)力路徑的中部稍有偏差，但從整體趨勢看，本文提出的模型較好地描述了Toyoura砂的不排水三軸力學(xué)特性。

表2模型參數(shù)表

砂（粉土）erefλξnBμζpDmφcsToyoura砂093002207809450206122312Yang 5%088010601402100258054453Yang 30%06701060140280258054433圖5Toyoura砂試驗與模型模擬結(jié)果

62砂粉混合土

Yang［21］對Hokksund砂和中國黃河下三角洲埕北海區(qū)粉土混合土進行了一系列不排水三軸試驗。試驗在3個圍壓5、100、150 kPa下進行，除了部分試樣在低圍壓很快液化，其余試驗壓縮至軸向應(yīng)變20%左右達到穩(wěn)態(tài)。限于篇幅，我們選取粉粒

圖6砂粉混合土試驗與模型模擬結(jié)果

含量為5%、30%兩組試驗結(jié)果來評價本文提出模型的應(yīng)用于砂粉混合散粒體的可行性。模型參數(shù)如表2所示，圖6是應(yīng)力應(yīng)變關(guān)系曲線和應(yīng)力路徑的試驗數(shù)據(jù)和模型預(yù)測結(jié)果。

從圖中可以看出，對低粉粒含量(5%)的混合土，低圍壓下更容易產(chǎn)生液化，50、100 kPa的模擬結(jié)果與試驗結(jié)果較吻合，150 kPa的試驗點較離散，模擬結(jié)果稍差；對30%含量的混合土，全部圍壓下試樣均產(chǎn)生了完全的靜力液化，有效應(yīng)力減少至零，模型模擬結(jié)果在峰值強度上稍低，但整體上與試驗結(jié)果吻合較好。

63討論

從對Toyoura砂和砂粉混合土三軸不排水試驗的模擬結(jié)果看，本文提出的模型可以較好地應(yīng)用于一般砂土和砂粉混合散粒體。但需要指出的是，對于砂粉混合散粒體，基于顆粒形狀、砂和粉粒顆粒粒徑和相對含量的多少，需要采用不同的模型參數(shù)進行預(yù)測，從表2中可以看出，對不同粉粒含量的混合土，模型參數(shù)雖有差別但比較接近，進一步工作應(yīng)尋求砂粉土混合物模型參數(shù)與粉粒含量之間的關(guān)系，期望能用統(tǒng)一的純砂和純粉土參數(shù)模擬砂粉混合散粒體。

此外，本文模型的特點是在散粒體顆粒運動微觀力學(xué)分析的基礎(chǔ)上，模型的屈服函數(shù)和剪脹方程是通過積分粒間接觸本構(gòu)方程和運動方程求得，這與一般彈塑性本構(gòu)模型的建模思路不同。與Boukpeti等［1819］提出的靜力液化本構(gòu)關(guān)系比較，本文的模型參數(shù)較少且均具有明確的物理意義，可以通過室內(nèi)常規(guī)三軸壓縮和剪切試驗結(jié)果獲取，方便應(yīng)用。但與Dafalias等［22］提出的本構(gòu)關(guān)系比較，本文的模型考慮了剪切硬化但沒有考慮旋轉(zhuǎn)硬化，因此在應(yīng)用于各向異性砂土力學(xué)分析時尚有誤差，進一步的工作應(yīng)考慮建立旋轉(zhuǎn)硬化或者引入組構(gòu)參數(shù)使模型能夠應(yīng)用于各向異性砂土的本構(gòu)關(guān)系的模擬。

7結(jié)論

針對散粒體的靜力液化特性，基于散體微觀力學(xué)分析在臨界狀態(tài)土力學(xué)框架內(nèi)建立了一個的靜力液化本構(gòu)模型，研究初步得出了以下幾點結(jié)論：

1) 提出的模型采用了臨界狀態(tài)理論，單調(diào)荷載下的排水和不排水應(yīng)力路徑在臨界狀態(tài)處終止。模型硬化規(guī)律較合理，并采用了非關(guān)聯(lián)的流動法則，考慮了與材料狀態(tài)相關(guān)的剪脹性以及初始孔隙比、固結(jié)圍壓對散粒體應(yīng)力燦Ρ涔叵檔撓跋臁

2) 本構(gòu)模型的數(shù)值結(jié)果顯示，提出的模型可以較好地描述散粒體如砂土的不排水三軸剪切應(yīng)力應(yīng)變關(guān)系和應(yīng)力路徑，模型參數(shù)簡單且物理意義較明確。

3) 提出的模型與Toyoura砂和砂粉混合土三軸不排水試驗的結(jié)果吻合較好，可以應(yīng)用于散粒體的靜力液化問題分析。

參考文獻：

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（編輯王秀玲）doi:10.11835/j.issn.16744764.2014.03.004