基于能量等效原理的應變局部化分析:I.一維解析解1)

武守信 魏吉瑞 楊舒蔚

?(西南交通大學土木工程學院橋梁系，成都610031)?(交通隧道工程教育部重點實驗室，成都610031)

基于能量等效原理的應變局部化分析:
I.一維解析解1)

武守信?,?,2)魏吉瑞?,?楊舒蔚?,?

?(西南交通大學土木工程學院橋梁系，成都610031)?(交通隧道工程教育部重點實驗室，成都610031)

基于熱力學第一定律和非局部塑性理論，提出了一種求解應變局部化問題的非局部方法.對材料的每一點定義了局部和非局部兩種狀態空間，局部狀態空間的內變量通過非局部權函數映射到非局部空間，成為非局部內變量.在應變軟化過程中，局部狀態空間中的塑性變形服從正交流動法則，材料的軟化律在非局部狀態空間中被引入.通過兩個狀態空間的塑性應變能耗散率的等效，得到了應變軟化過程中明確定義的局部化區域以及其中的塑性應變分布.應用本方法導出了一維應變局部化問題的解析解.解析解表明，應變局部化區域的尺寸只與材料內尺度有關；對于高斯型非局部權函數，局部化區域的尺寸大約是材料內尺度的6倍.一維算例表明，局部化區域的塑性應變分布以及載荷--位移曲線僅與材料參數和結構幾何尺寸有關，變形局部化區域的尺寸隨著材料內尺度的減小而減小，同時塑性應變也隨著材料內尺度的減小變得更加集中.當內尺度趨近于零時，應用本文方法得到的解與采用傳統的局部塑性理論得到的解相同.

應變局部化,非局部塑性,內尺度,網格相關性,有限元

引言

一些巖土工程材料，如巖石、混凝土、土體，當加載至接近破壞時，會在某些區域呈現出高度集中的塑性變形.這些具有集中塑性變形的區域通常呈帶狀[18]，因此這種現象通常叫做“應變局部化(strain localization)”或 “剪切帶局部化 (shear band localization)”.伴隨應變局部化出現的是材料強度隨著塑性變形的增大而減小，這種現象一般叫做“應變軟化(strain softening)”.盡管應變局部化的機理因材料的不同而不同，但由應變軟化導致的應變局部化是巖土材料中最常見的.

對剪切帶局部化的數值模擬已經有30多年的歷史.目前普遍認為在經典連續介質力學的框架中采用應變軟化模型對應變局部化進行數值模擬會導致病態的、具有網格相關性的結果[911].這種網格相關性主要表現在兩個方面：一是當采用的有限元網格尺寸變小時，應變局部化區域的尺寸(或剪切帶的厚度)也隨之變小，當網格尺寸趨于零時，剪切帶的厚度也趨于零；二是載荷--位移曲線與有限元網格尺寸密切相關，對于特定問題沒有唯一解.造成這種問題的根本原因可以從兩個方面理解：根據數學的觀點，當采用應變軟化模型時，基于經典連續介質力學理論建立的控制微分方程會失去其橢圓性[1214]，進而導致相應的邊值問題不適定；根據物理的觀點，經典連續介質力學采用逐點描述材料行為的方式，沒有包含材料的內尺度信息，因此它不適合用來描述非均勻變形.

為了克服網格相關性，學者們提出了很多理論或模型.這些模型大體包括：擴展的連續介質力學模型[910,12]、梯度塑性模型[14]和非局部塑性模型[1520].其中第一類模型通過引入附加的形函數或擴展的應變場來允許應變局部化的形成，后兩類模型通過不同的方法在材料本構關系中引入了材料內尺度.所有這些模型的共同目的都是致力于恢復控制微分方程的橢圓性，從而使應變軟化邊值問題變得適定，最終使局部化區域以及其中的塑性應變分布的解成為一個在物理上客觀的量.

在上述這些模型中，非局部塑性模型提供了一種在本構關系模型中引入材料內尺度的直接、并且是自然的方法，從而克服了連續介質力學的根本缺陷.這一類模型是基于Eringen[19]在1960年代提出的非局部連續介質力學的概念，并由Ba?zan和Lin[20]首先用于應變軟化行為的模擬.它的基本假設是，材料某一點的屈服應力不僅與這一點的內變量有關，而且與材料其他點的內變量有關.根據這個假設，在最早由Ba?zant和Lin[20]提出的非局部模型(稱之為一般非局部塑性模型)中，材料一點的屈服應力表示為該點非局部內變量的函數，而該點的非局部內變量是材料各點局部內變量的加權平均值.一般非局部塑性模型雖然在表達形式上簡潔，但是在應用中仍然導致了與網格相關的數值模擬結果[21].為了改進這一模型，Vermeer和Brinkgreve[15]以及Str¨omberg和Ristinmaa[16]先后提出了混合非局部塑性模型.在這一模型中，屈服函數中的非局部內變量被代之以局部內變量和非局部內變量的線性組合.當混合非局部參數大于1時，根據這一模型求解出的塑性應變分布以及局部化區域的尺寸與網格無關.Luzio和Ba?zant[21]通過譜分析證明了混合非局部模型的確能夠導致與網格無關的解，而采用一般非局部塑性模型仍然不能克服網格相關性.L¨u等[1718]采用譜分析的方法對這一模型做了進一步的改進.Jir′asek和Rolshoven[22]詳細比較了各種不同形式的非局部塑性模型以及混合非局部塑性模型在模擬應變軟化行為時對于網格相關性的矯正效果.

然而，對于一般非局部塑性模型未能導致網格無關的結果的根本原因仍然沒有得到很好的理解.一般非局部塑性模型源于Eringen[19]的非局部連續介質力學理論，其物理基礎和數學框架是堅實的.Nilsson[23],Borino等[24],de Sciarra[25],以及Nguyen[26]還從熱動力學和最大塑性耗散功方面論證了非局部塑性模型與熱力學第一和第二定律是一致的.理論上，一般非局部塑性模型應該能夠導致網格無關的結果，而實際應用上并沒有實現最初提出這一模型的目的.因此，關于一般非局部塑性模型對于網格相關性的矯正機理仍需進一步研究.

本工作從一個新的角度提出一種應用一般非局部塑性模型矯正網格相關性的方法.這一方法應用狀態空間理論，定義局部和非局部狀態空間，通過2個狀態空間的能量等效原理求解塑性應變的分布以及局部化區域，從而得到客觀的、具有物理意義的解.由于這一方法在一維問題中可以得到解析解，而對于二維問題則只能采用有限元方法得到數值解，因此分成兩部分介紹這一方法,本文為第1部分.本文組織如下：第1節定義局部和非局部兩個不同的狀態空間;第2節處理兩個狀態空間之間的能量等效關系；第3節導出局部和非局部狀態空間中內變量的非局部變換公式，并討論軟化規律、流動法則，以及非局部內變量的求解方法；第4節導出一維問題的解析解；第5節給出結論.本文的工作基于小變形假設.

1 局部和非局部狀態空間

狀態空間的概念已被廣泛應用于現代控制理論，也用于彈性和熱彈性問題的求解[2728].本文應用這個概念建立非局部塑性模型.

對于所占空間區域為Ω的彈塑性材料，在區域邊界?gΩ上作用有指定的力，在邊界?uΩ上作用有指定的位移(?gΩ∩?uΩ =?，? 為空集).假設 x0代表時間t=0時某材料點初始構形的坐標，此材料點的局部狀態空間由下列狀態向量確定

其中,u為位移矢量；σ為應力矢量；εe和εp分別表示彈性和塑性應變矢量；η為內變量矢量；上標“T”表示矩陣的轉置.在局部狀態空間中沒有引入材料內尺度.對于相同的材料點x0，它的非局部狀態空間定義為

其中“～”表示對應于局部狀態量的非局部狀態量.

在非局部狀態空間中，在材料本構關系中引入了材料內尺度.但其他材料參數，如幾何形狀和邊界條件，則與非局部狀態空間相應的參數相同.因此，當材料內尺度趨近于零時，非局部狀態空間就與局部狀態空間重合.

2 局部和非局部狀態空間之間的能量等效關系

對于在域Ω中定義的彈塑性率無關材料，如果假定絕對溫度θ和質量密度ρ為常數，并且沒有熱輻射和對流發生，那么，在局部狀態空間中，熱力學第一定律可以表達為[29-30]

其中，e為每單位質量的內能.符號上面的圓點表示對時間的導數.對于準靜態過程，如果忽略體積力，那么整個材料的能量守恒定律可以表達為

式(4)的右端項可以寫為

則式(6)可以寫為

能量方程(4)可以表示為

如第1節所述，對于相同的材料點，存在一個非局部狀態空間，在此空間中的應力和應變狀態變量考慮了材料內尺度的影響.考慮到對于兩個狀態空間，輸入材料的外力功相等，如果以表示輸入非局部狀態空間的外力功，則有

類似地，在非局部狀態空間中，能量方程(4)可以表示為

式 (12)的右邊代表非局部狀態空間總內能的變化率，可以記為，即

根據局部狀態空間應變張量的分解，也可以類似地在非局部狀態空間中將總應變張量分解為彈性部分和塑性部分

同樣的處理過程，可以得到如下的關系式

比較式(10)和式(16)，則有

本文假定材料在局部和非局部狀態空間的總的塑性耗散功率相等，即

則由式(17)可得出

式(18a)和式(18b)分別表示在非局部狀態空間中內能的塑性部分和彈性部分與局部狀態空間中的對應部分相等.這兩個等式在本文的非局部方法中具有重要的作用.

3 非局部變換和內變量的求解

3.1 內變量的非局部變換

為了將非局部狀態空間與局部狀態空間聯系起來，定義材料點x在非局部狀態空間的非局部內變量(x)與局部狀態空間的內變量η(x)之間的變換如下

其中，w(x,ξ;l)為核，也稱為域Ω內的非局部權函數；x和ξ代表域Ω中材料點的坐標；參數l為材料內尺度.式(19)的積分區域是整個區域Ω.這個表達式跟Eringen[19]所采用的非局部量的表達式相似.關于函數w(x,ξ;l)的特性，Eringen[19]，Ba?zant及其合作者[2021]，Stromberg和 Ristinmaa[16]，Jirasek和 Rolshoven[22]以及其他很多學者都討論過.其主要性質如下：(1)w(x,ξ;l)是一個遞減函數，當‖ξ-x‖=0時取最大值 (‖?‖代表向量的長度)，并且隨著 ‖ξ-x‖的增長，w(x,ξ;l)平滑而迅速地衰減；(2)當l→0時，w(x,ξ;l)接近為一個δ函數，即

(3)權函數w(x,ξ;l)應該使一個均勻場在非局部變換后仍然是一個均勻場，這意味著w(x,ξ;l)必須滿足正則化條件

這一特性可以通過下式實現[15]

式中，下腳標“∞”表示當‖ξ-x‖→ ∞時，w∞(x,ξ;l)趨近于零.例如，高斯分布函數

就具備權函數的所有上述特性.其中nd代表域Ω的維數.高斯分布函數具有無限支撐集，意味著不論材料點與點之間距離多大，它們之間都會發生相互作用，但是這種作用會隨著‖x-ξ‖/l的增大而迅速減小.一些其他類型的具有有限支撐集的函數也可以作為權函數[22].

3.2 一維問題的屈服函數和流動法則

本文只討論一維問題的屈服函數和流動法則.在局部狀態空間中，如果域Ω中點的應力狀態滿足屈服準則

則材料在x點開始屈服,即x∈Ωp，其中Ωp代表包括所有屈服的材料點的區域.式(22)中，σY0表示初始屈服應力.塑性變形將從這一時刻開始產生并隨著進一步的加載而增大.如果初始屈服后緊跟著應變軟化，則假定在局部狀態空間中，塑性變形服從關聯的正交流動法則其中為局部狀態空間的塑性乘子.在局部狀態空間并沒有引入軟化律，而是將在后面的非局部空間引入軟化律.根據大量的試驗結果，對巖石、混凝土和土體的軟化行為作如下假設.

(1)應變軟化是一種滿足下列條件的全局行為：

(2)屈服應力σY為非局部內變量在非局部狀態空間的特征塑性區域Ωcp上的積分的函數.這里的Ωcp不同于局部狀態空間中的Ωp.

第1個假設意味著整個材料的能量耗散隨著邊界位移的增大和彈性能的減小總是非負的.這符合大多數的實驗現象和熱力學分析[1,24,31].第2個假設是基于一個更加基本的假設，即應變軟化過程的動量平衡是局部滿足的而且局部彈性卸載和全局塑性能量耗散是同時發生的[47].

一維問題的非局部狀態空間的屈服條件和軟化規律通過下式引入

其中,Lcp為特征塑性區域Ωcp的長度.

應該指出，Ωcp是與非局部狀態空間相關的特征塑性區域，它是一非零的客觀區域，在此區域中材料發生軟化塑性變形，它的大小取決于材料內尺度和權函數的具體形式.

對于線性應變軟化，定義

由于非局部狀態空間的應力狀態?σ與局部狀態空間相應的應力狀態σ相同，方程(25)還可以寫為

塑性加載和卸載遵循Kuhn-Tucker互補條件[7]

以及一致性要求

將式(26)、式(29)和式(30)代入式(33)可以得到

其中

由于卸載過程中應力是減小的，因此假設在某一時刻有一彈性試應力σtr(參看文獻[29])，則˙σ可以表示為

其中,re是一個待確定的系數.將式(36)代入式(34)得到

相應的彈性應變率如下

在非局部狀態空間中，進一步假設關聯正交流動法則仍然適用，因此有

在應變硬化或軟化律中，常采用等效塑性應變作為內變量，即

相應地，在非局部狀態空間，也存在下列關系式

由式(7a)可知，在局部狀態空間中域Ωp內的塑性能變化率可以表達為

其中，A代表一維桿件的截面積.式(43)代入了關聯的正交流動法則式(23).由于σ和sign(σ)在區域Ωp內是連續的，對等式(43)右端項應用積分中值定理得到

其中，xm為Ωp中的某點；(xm)代表(x)在Ωp中的均值；Lp為Ωp的長度.合并式(44)和式(43)可得

其中δ(x)為Dirac-δ函數，定義如下

因此，式(45)可以寫為

一般地，非局部權函數w(x,ξ;l)與時間無關，因此根據式(41)和式(42)，將式(48)代入非局部轉換關系式(19)中可得

其中，xp代表局部狀態空間中塑性應變不為零的點，這是因為在局部狀態空間中的應變軟化會導致塑性應變集中于一點，所以Ωp→0.但在非局部狀態空間，塑性區域由式(50)確定.將式(42)和式(50)代入式(27)，得到

從式(49)、式(51)、式(52)可以看出，盡管局部狀態空間的塑性乘子為Dirac-δ函數的倍數，非局部狀態空間的非局部塑性乘子及其在特征塑性區域中的平均值具有明確定義.

3.3 一維問題的解析解

將式(15a)、式(38)和式(39)代入式(15b)，并考慮到式(51)，可得到非局部狀態空間總能量率的表達式

將式(49)代入式(53)并且注意到式(11)和式(16)，則有

圖1 一維模型問題Fig.1 One-dimensional model problem

將式(11)和式(7a)以及式(55)代入式(54)可得到如下的應力率、非局部狀態空間的塑性應變率、彈性應變率以及總應變率的表達式如下

根據統計學的分析，99.7%的塑性變形發生在區域|x-ξ|＜ 3l中.當|x-ξ|＞ 3l，塑性變形很小，可以忽略不計.從物理意義上，式(58)中的內尺度反映了變形的集中程度，與局部化區域的尺寸密切相關.如果把包含99.7%的塑性變形的區域作為局部化區域，則對于高斯型權函數，特征塑性區域為

文獻[14]根據高階梯度塑性理論給出的應變局部化區域的長度是

比較式(59)和式(60)可知，由本文理論得到的應變局部化區域的長度和由高階梯度塑性理論的預測值大體相近.

式(59)和式(60)表明，如果非局部權函數為高斯分布形式，則塑性應變局部化區域的長度Lcp至少是材料內尺度l的6倍.如果材料的弱區域位于拉桿的中間部位，即xp=L/2，則式(55)滿足的條件是L/l＞6.由此可知，式(56)和式(57)有效范圍為L/l＞6.如果通過試驗測量Lcp，試件的長度至少要大于材料內尺度的6倍才可以得到具有物理意義的非局部軟化模量ˉEps.對于其他形式的權函數，內尺度的定義可能不同，但它與局部化區域長度的關系可以通過類似的方式得到.需要指出的是，本文的內尺度是通過非局部權函數引入到材料本構關系模型的.在物理意義上，材料內尺度與材料的物質結構以及顆粒的尺寸有關.不同的本構模型對于材料內尺度的定義不同，導致內尺度與材料顆粒尺寸的關系也不同.在Ba?zant和Pijaudier-Cabot[32]提出的一種非局部連續介質模型中，局部化區域的長度與材料內尺度近似相同，他們通過試驗得到的材料內尺度是骨料最大尺寸的2.7倍.M¨uhlhaus和Vardoulakis[33]通過X射線測量沙土雙軸試驗中形成的剪切帶，所得到的剪切帶厚度是顆粒平均直徑的16倍.因此，從材料試驗的角度來看，應變局部化區域的長度Lcp(一維情況)或剪切帶厚度(二維情況)應被視為一種可以直接測量的、與材料顆粒尺寸密切相關的材料特性參數，而材料內尺度則應被視為一種與具體的非局部模型有關的間接參數.對于經歷局部化變形的材料，Lcp的測定顯然直接影響到ˉEps的取值，進而影響到計算結果.

4 算例和討論

假定拉桿的尺寸和材料特性如下：L=100mm,E=20000MPa,線性軟化模量ps=-2000MPa,σY0=2MPa.桿件中心弱區域的屈服強度σ=1.8MPa.將這些數據代入式(56)和式(57)，并采用一維高斯權函數式(58)，可得到塑性應變的分布和應力位移曲線分別如圖2和圖3所示.為了比較不同材料內尺度對計算結果的影響，圖2和圖3給出了材料內尺度l分別取3mm，4mm，5mm，8mm，10mm時的計算結果以進行比較.圖2表明，變形局部化區域的尺寸隨著材料內尺度的減小而減小，同時塑性應變也隨著材料內尺度的減小變得更加集中.圖3表明，峰值后的載荷--位移曲線下降段隨著材料內尺度的減小而更加陡峭.這種趨勢表明，隨著l→0,當Lcp=L?-ps/E?時，峰值后的載荷--位移曲線就會出現最陡的下降路徑，當Lcp＜L?-ps/E?時，載荷--位移曲線會出現“回彈”(snap-back)現象，這正是局部連續介質模型預測的結果，當采用數值方法求解時，會得到與網格相關的結果.這說明，當l→0時，非局部效應消失，非局部塑性模型退化成局部塑性模型.

圖2 不同材料內尺度下拉桿內的塑性應變分布Fig.2 Plastic strain distributions along the axis of the bar for di ff erent internal length scales

圖3 不同材料內尺度下拉桿的載荷--位移曲線Fig.3 Load-displacement curves of the bar with di ff erent internal length scales

在一般非局部塑性模型中，屈服應力表達為非局部內變量的函數，在塑性流動階段，由非局部內變量求解局部內變量時需要求解第一類Fredholm積分方程，而第一類Fredholm積分方程本身是不適定的(ill-posed).當非局部內變量具有微小的擾動時，局部內變量具有無窮大的變化.由此導致當材料體某一點首先屈服時，盡管非局部內變量具有有限的大小，但局部內變量在初始屈服點無窮大，最終使塑性應變集中于尺寸為零的區域而不能擴展至有明確定義的區域.當采用數值方法求解時，計算結果依賴于網格尺寸的大小和劃分方式.

在混合非局部塑性模型中，通過引入一個非局部參數m＞1對局部和非局部內變量進行加權平均，從而得到一個過非局部內變量(over nonlocal internalvariable)，并將屈服應力表達為過非局部內變量的函數.由此，局部和非局部內變量的關系變為第二類Fredholm積分方程.第二類Fredholm積分方程本身是適定的，具有穩定且唯一的解,對有些核，甚至有解析解.L¨u等[34]采用自然指數函數作為核，獲得了一維混合非局部塑性模型的解析解.但是，采用混合非局部模型除了需要材料內尺度外，還要引入另一個非局部參數m.Luzio和Ba?zzant[21]證明了變形局部化區域的尺寸隨著混合非局部參數m的增加而增大.然而，在實際應用中對m具體值的選取具有任意性(只要大于1即可)，導致變形局部化區域的尺寸會由于m的不同而不同.而且非局部參數m的物理意義仍然不清楚.

本文所提方法的優點在于通過局部和非局部狀態空間塑性能量變化率的等效，將局部塑性模型中集中于離散點的內變量按照非局部權函數的分布形式平滑分布于非局部狀態空間，從而得到塑性應變分布的客觀解，使得變形局部化區域的長度只與材料內尺度有關,既避免了直接求解第一類Fredholm積分方程，也回避了在本構模型中引入另外的參數.

5 結論

本工作根據第一熱力學定律，應用非局部塑性理論，提出了一種求解應變局部化問題的新方法.該方法可以克服傳統的連續介質力學模型的缺陷，得到應變局部化問題的客觀解.通過定義兩個狀態空間，即局部和非局部狀態空間，使兩個狀態空間的塑性應變能耗散率相等，從而得到明確定義的局部化區域和其中的塑性應變分布.本方法保證了材料的總能量耗散是非負的，同時動量平衡和塑性一致性條件都局部得到滿足.

應用本文方法對一維問題獲得了解析解.針對高斯權函數得到了局部化區域尺寸和材料內尺度的近似關系.算例表明，局部化區域的尺寸和塑性應變的分布都僅與材料特性有關.隨著材料內尺度的減小，局部化區域的尺寸減小，但是塑性應變的集中程度增大.當內尺度趨近于零時，用本文方法得到的結果接近于傳統的局部塑性理論所得到的解.

與混合非局部塑性模型相比，本文提出的模型并不需要引入另外的非局部參數，并且對一般的非局部權函數在一維情況下都可以獲得解析解.在本研究的下一篇論文“基于能量等效的應變局部化分析II：有限元解法”中將會看到，本文所提出的方法在有限元分析中容易實現，且只需要單元之間的位移插值函數具有C0連續性.

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ANALYSIS OF STRAIN LOCALIZATION BY ENERGY EQUIVALENCE:I.ONE-DIMENSIONAL ANALYTICAL SOLUTION1)

Wu Shouxin?,?,2)Wei Jirui?,?Yang Shuwei?,??(Department of Bridge Engineering，School of Civil Engineering，Southwest Jiaotong University，Chengdu 610031，China)?(Key Laboratory of Transportation Tunnel Engineering of Ministry of Education，Chengdu 610031，China)

Based on the firs law of thermodynamics and the nonlocal plasticity theories,a new approach is proposed to solve the strain localization problems induced by strain softening.For each material point,two state spaces,local and nonlocal state spaces,are define such that the local internal variable can be mapped,from the local state space by integraltransformationwiththenonlocalweightingfunction,intothenonlocalinternalvariableinthenonlocalstatespace.During strain softening,the plastic deformation follows the normal fl w rule in the local state space and the softening law is introduced in the nonlocal state space.It is assumed that the strain softening is a global material behavior and the plastic energy dissipation within the entire material body is always positive.However,the balance of momentum is still satisfie locally.By equating the rates of the plastic energy dissipation in the two state spaces during strain softening,the localization zone and the plastic strain distribution become well-defined Analytical solution for the one-dimensional strain localization is developed,and it is well shown that the plastic strain distribution and load-displacement curves are well-define by the material properties,such as the softening modulus and internal length scale,as well as the geometry of the material body.For the Gaussian-type weighting functions the width of the localization zone is approximately six times the internal length scale.Numerical example demonstrates that the size of the localization zone decreases as the internal length scale is reduced,and the distribution of the plastic strain in the localization zone becomes more concentrated when the internal length scale becomes smaller.As the internal length scale approaches to zero,the solution reduces to the one predicted by the conventional local plasticity theory.

strain localization,nonlocal plasticity,internal length scale,mesh-dependence,finit element

O344.3,TU501

：A

10.6052/0459-1879-16-328

2016–11–11 收稿，2017–03–20 錄用,2017–03–21 網絡版發表.

1)教育部留學回國人員科研啟動基金(201250300)和西南交通大學土木工程學院基礎研究創新計劃基金資助項目.

2)武守信，副教授，博士，主要研究方向：橋梁和巖土結構的有限元分析和本構關系.E-mail：swu@home.swjtu.edu.cn

武守信,魏吉瑞,楊舒蔚.基于能量等效原理的應變局部化分析：I.一維解析解.力學學報,2017,49(3)：667-676

Wu Shouxin,Wei Jirui,Yang Shuwei.Analysis of strain localization by energy equivalence：I.One-dimensional analytical solution.Chinese Journal of Theoretical and Applied Mechanics,2017,49(3)：667-676