Peridynamic modeling of composite laminate under low-velocity impactusing energy-based criteria
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摘要: 近场动力学模拟复合材料层合板低速冲击损伤具有一定优势。本文在球型域常规态近场动力学复合材料模型基础上，建立了考虑时间步长下不同断裂混合比的能量失效判定准则，并开展了基于能量准则的复合材料层合板低速冲击近场动力学模拟。首先对复合材料低速冲击近场动力学模拟的模型刚度进行了验证，近场动力学模拟的冲击接触力、冲击速度及冲击位移与有限元结果具有较好的一致性。在此基础上，开展了复合材料低速冲击近场动力学损伤模拟，给出了冲击过程中复合材料层合板纤维断裂、基体开裂及分层损伤扩展过程。对比试验结果，近场动力学模拟的分层损伤面积和分层形状与试验结果具有较好的一致性，验证了所开展的基于能量准则的复合材料层合板低速冲击近场动力学模拟的有效性。Abstract: Peridynamic (PD) theory has been proven to be of advantages in low-velocity impact modeling of composite laminate. Based on ordinary state-based PD composite spherical-horizon model, energy-based failure criteria was established, which considered mixed-mode fracture in each time step. PD modeling of composite laminate under low-velocity impact was conducted using the established energy-based criteria. Firstly, the modeling stiffness was validated. PD modeling impact load, impact velocity and impact displacement agree well with finite element method (FEM) results. Then, PD damage modeling of composite laminate under low-velocity impact was conducted, and the fiber breakage, matrix crack and delamination damage process were illustrated. Compared with test results, PD modeling delamination area and shape are in good accordance, which validates the conducted PD modeling of composite laminate under low-velocity impact using energy-based criteria.
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Keywords:
- composite /
- peridynamics /
- low-velocity impact /
- delamination damage /
- matrix crack
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近年来由于航空航天、高铁的飞速发展，航空航天器、高速列车等在高速运行时会产生剧烈的振动，该结构的减振设计将成为技术的关键。波纹夹芯结构作为一种新型的复合材料组合结构，具有高比强度、高比刚度、质量轻、吸能能力强、承载效率高等良好特性，在航空航天、高速列车、汽车、建筑、机械、船舶等领域有着广泛的应用[1-4]。与传统的复合结构材料相比，波纹夹芯板结构很好地克服了夹芯板不连续的问题，具有良好的承载性能。此外，波纹夹芯板芯层间隙具备一定的流通性能，在间隙中穿插泡沫、多孔纤维、玻璃纤维等材料还能起到一定的隔声和隔热作用。因此，对波纹夹芯板的研究具有重要的意义。
由于夹层板拥有广阔的应用前景，近年来国内外学者针对波纹夹芯板各方面特性展开了广泛的研究。Peng等[5] 提出一种无网格伽辽金法来研究非加筋和加筋波纹夹芯板的弹性弯曲问题，将波纹夹芯板视为在两个垂直方向上具有不同挠曲力的正交各项异性板，并推导了梯形、正弦型波纹夹芯板的等效参数。Semenyuk等[6]研究了三种用于纵向波纹圆柱壳稳定性分析的设计方法。Briassoulis等[7]基于正交各向异性壳的拉伸刚度和弯曲刚度的一组解析表达式，对波纹壳进行了数值模拟。Sohrab等[8]提出一种新型的分层波纹复合芯，并通过实验进行了测试。Tian等[9]对波纹夹芯板进行了优化分析。Samanta等[10]首次提出了梯形波纹夹芯板的非线性几何分析，将波纹夹芯板等效成各向异性模型，对梯形波纹夹芯板进行了自由振动分析。Xia等[11]提出了一种基于均质化的波纹夹芯板模型，该模型可用于任何波纹形状。Li 等[12]针对铝制波纹夹芯板开展了空中爆炸试验研究和有限元数值分析，验证了有限元分析技术的可行性。王红霞等[13]和王青伟等[14]推导了考虑波纹拉伸变形的三角形波纹夹芯板的等效弹性参数，后来进行了修正。吴建均等[15]推导了泡沫填充下的三角形波纹夹芯梁的等效弹性常数公式，并且对泡沫波纹夹芯梁的模态进行实验研究和数值计算。还有一些学者对波纹夹芯板的结构性能、力学性能和冲击性能进行了研究[16-18]。
在夹芯板或板结构的研究中，发展了不同的理论，如Reissner板理论、基尔霍夫经典板理论(CLPT)及后来发展的各种剪切变形理论[19-21]等。Talha等[22]基于高阶剪切理论研究了梯度板的静态响应和自由振动。WU等[23]提出了基于RMVT的三阶剪切变形理论(TSDT)。THAI等[24]用正弦剪切变形理论(SSDT)分析了功能梯度板的弯曲、屈曲和振动特性。曹源等[25]用SSDT和修正的欧应力理论研究了功能梯度三明治微梁的静态弯曲和自由振动。但是，用这些理论来研究波纹夹芯板性能的还比较少。
综上所述，波纹夹芯板具有很强的各向异性特性，目前多数文献研究四边简支边界条件下波纹夹芯板的动力学特性，但波纹夹芯板在实际应用中还有其它的边界条件，并且边界条件的影响较显著。鉴于此，本文将采用不同的夹层板理论研究波纹夹芯板在四边简支(SSSS)、四边固支(CCCC)、对边简支和固支(CCSS)、一边固支三边简支(CSSS)四种边界条件下的自由振动，与ABAQUS有限元仿真结果进行对比，验证理论模型的正确性，分析边界条件对波纹夹芯板振动特性的影响。此外，基于指数剪切变形理论（ESDT），讨论波纹夹芯板的材料参数和结构几何参数对系统振动特性的影响。所得结果为轻质波纹夹芯结构的优化设计提供了必要的理论指导。
1. 波纹夹芯板模型
波纹夹芯板的模型如图1(a)所示，由上、下面板及中间的波纹芯层组成。在板中面建立x-y坐标系，
z 轴垂直于x-y面，z>0 的一侧称为下表面，z<0 的一侧称为上表面。波纹夹芯板的长度为a，宽度为b，高度为h，上、下板厚为hf 。图1(b)为波纹芯层的胞元，单胞的底边长为2p ，波纹壁厚为tc ，波纹与面板的夹角为θ，斜边长lc=p/cosθ 芯层厚度hc= ptanθ 。在波纹夹芯板中，上、下面板采用各向同性均质体，中间波纹芯层等效为各向异性均质体，等效示意图如图2所示。仿照文献[13-15]，考虑波纹夹芯板的伸缩变形，波纹芯层的等效参数表达式为
E1(2)=EstcpsinθE2(2)=Estc3cosθhc3[1+(tchc)2cos2θ]G12(2)=Gsptcsinθhc2G13(2)=GstcsinθpG23(2)=Estcsin2θcosθhcv12(2)=vstc2cos2θ(hc2+tc2cos2θ)v21(2)=vsρ(2)=2ρstclcsin2θ (1) 其中：
E1(2) 、E2(2) 、G12(2) 、G13(2) 、G23(2) 、v12(2) 、v21(2) 、ρ(2) 分别表示波纹芯层在各方向上的等效弹性模量、剪切模量、泊松比和密度；Es、Gs和ρs分别为基体材料的弹性模量、剪切模量和密度。![]()
图 1 波纹夹芯板的模型(a)和波纹单胞示意图(b)Figure 1. Model diagrams of corrugated sandwich panel (a) and corrugated cell (b)a—Length of corrugated sandwich panel; b—Width of corrugated sandwich panel; lc—Length of the hypotenuse; hc—Height of core layer; tc—Wall thickness; θ—Corrugation angle; p—Length of bottom side2. 波纹夹芯板振动理论模型
考虑到波纹夹芯板的横向剪切变形效应，位移场可表示为如下形式：
u(x,y,z;t)=u0−z∂w0∂x+f(z)ϕxv(x,y,z;t)=v0−z∂w0∂y+f(z)ϕyw(x,y,z;t)=w0 (2) 其中：
u0 、v0 、w0 分别为波纹夹芯板中面上任意一点的位移；ϕx 和ϕy 分别为波纹夹芯板的直法线沿x轴和y轴的转角；f(z) 是决定横向剪切应力和应变沿厚度分布的形状函数。表1为几种不同剪切形状函数[19, 23-26]。CLPT不考虑横向剪切变形，低估了挠度，高估了固有频率和屈曲载荷，只适用于薄板，而一阶剪切变形理论(FSDT)在此基础上考虑了横向剪切变形，但是在上下表面处不满足面力自由的条件，需要剪切修正因子；ESDT、SSDT和TSDT都考虑了横向剪切变形，且在夹层板的上下表面处满足面力自由的条件，在计算中不需要横向剪切修正因子，很好地克服了CLPT和FSDT的局限性，三者的横向剪切应力和应变沿厚度的形状分别为指数函数型、正弦函数型和曲线型。表 1 不同板理论对应的剪切形状函数Table 1. Shear shape functions corresponding to different plate theoriesShear theory Function f (z) CLPT f(z)=0 FSDT f(z)=z SSDT f(z)=hπsin(πzh) TSDT f(z)=z[1−43(zh)2] ESDT f(z)=ze−2(zh)2 Notes: CLPT—Classical plate theory; FSDT—First-order shear plate theory; SSDT—Sinusoidal shear deformation theory; TSDT—Third-order shear deformation theory; ESDT—Exponential shear deformation theory. 根据小变形假设，位移-应变关系有：
εxx=∂u∂x,εyy=∂v∂y,εzz=∂w∂z,γxz=∂u∂z+∂w∂x,γxy=∂u∂y+∂v∂x,γyz=∂v∂z+∂w∂y (3) 将式(2)代入式(3)得到应变分量为
{εxxεyyγxy}={εxx(0)εyy(0)γxy(0)}+z{εxx(1)εyy(1)γxy(1)}+f{εxx(3)εyy(3)γxy(3)},{γyzγxz}=f′{γyz(2)γxz(2)},εzz=0 (4) 其中，各应变分量的具体表达式为
εxx(0)=∂u0∂x,εxx(1)=−∂2w0∂x2,εxx(3)=∂ϕx∂x,εyy(0)=∂v0∂y,εyy(1)=−∂2w0∂y2,εyy(3)=∂ϕy∂y,γxy(0)=∂u0∂y+∂v0∂x,γxy(1)=−2∂2w0∂x∂y,γxy(3)=∂ϕx∂y+∂ϕy∂x,γyz(2)=ϕy,γxz(2)=ϕx (5) 波纹夹芯板的本构关系可表示为
{σ(k)xxσ(k)yyτ(k)yzτ(k)xzτ(k)xy}=[Q(k)11Q(k)12000Q(k)21Q(k)2200000Q(k)4400000Q(k)5500000Q(k)66]{εxxεyyγyzγxzγxy} (6) 其中，
σ(k)xx 、σ(k)yy 和τ(k)yz 、τ(k)xz 、τ(k)xy 为波纹夹芯板的应力和剪应力。各刚度系数可以表示为
\begin{split} &Q_{11}^{(k)} = \frac{{E_1^{(k)}}}{{1 - \nu_{12}^{(k)}\nu_{21}^{(k)}}},Q_{12}^{(k)} = \frac{{E_1^{(k)}\nu_{21}^{(k)}}}{{1 - \nu_{12}^{(k)}ν_{21}^{(k)}}},Q_{22}^{(k)} = \frac{{E_2^{(k)}}}{{1 - \nu_{12}^{(k)}\nu_{21}^{(k)}}}, \\ &{Q_{66}} = {G_{12}},{Q_{44}} = {G_{23}},{Q_{55}} = {G_{13}},{Q_{21}} = {Q_{12}} \\[-12pt] \end{split} (7) 其中：k=1、2、3 分别代表波纹夹芯板的上、中、下层；E1(k)、E2(k)、G12(k)、G13(k)、G23(k)、ν12(k)、ν21(k)分别表示上、下面板和芯层的弹性模量、剪切模量和泊松比。
波纹夹芯板系统的势能、动能及外力势可以表示为
\begin{split} {\rm{\delta}}U = &\int_0^a {\int_0^b {\int_{ - \frac{h}{2}}^{\frac{h}{2}} {({\sigma _{xx}}{\rm{\delta}}{\varepsilon _{xx}}} } } + {\sigma _{yy}}{\rm{\delta}}{\varepsilon _{yy}} + {\sigma _{{\textit{z}}{\textit{z}}}}{\rm{\delta}}{\varepsilon _{{\textit{z}}{\textit{z}}}} + {\tau _{y{\textit{z}}}}{\rm{\delta}}{\gamma _{y{\textit{z}}}} + \\ &{\tau _{x{\textit{z}}}}{\rm{\delta}}{\gamma _{x{\textit{z}}}} + {\tau _{xy}}{\rm{\delta}}{\gamma _{xy}}){\rm{d}}x{\rm{d}}y{\rm{d}}{\textit{z}} \\[-12pt] \end{split} (8) {\rm{\delta}}K = \int_0^a {\int_0^b {\int_{ - \frac{h}{2}}^{\frac{h}{2}} {\rho (\dot u{\rm{\delta}}\dot u + \dot v{\rm{\delta}}\dot v + \dot w{\rm{\delta}}\dot w)} } } {\rm{d}}x{\rm{d}}y{\rm{d}}{\textit{z}} (9) {\rm{\delta}}V = \int_0^a {\int_0^b {\int_{ - \frac{h}{2}}^{\frac{h}{2}} {q{\rm{\delta}}w{\rm{d}}x{\rm{d}}y{\rm{d}}{\textit{z}}} } } (10) 其中：
\dot u 、\dot v 、\dot w 为波纹夹芯板在x 、y 、{\textit{z}} 方向的运动速度；q为外载荷。根据哈密顿变分原理[27]，得到波纹夹芯板系统的动力学方程为
\begin{split} &\frac{{\partial {N_{xx}}}}{{\partial x}} + \frac{{\partial {N_{xy}}}}{{\partial y}} = {I_0}{{\ddot u}_0} - {I_1}\frac{{\partial {{\ddot w}_0}}}{{\partial x}}{\rm{ + }}{J_1}{{\ddot \phi }_x} \\ &\frac{{\partial {N_{yy}}}}{{\partial y}} + \frac{{\partial {N_{xy}}}}{{\partial x}} = {I_0}{{\ddot v}_0} - {I_1}\frac{{\partial {{\ddot w}_0}}}{{\partial y}}{\rm{ + }}{J_1}{{\ddot \phi }_y} \\ &\frac{{{\partial ^2}{M_{xx}}}}{{\partial {x^2}}} + 2\frac{{{\partial ^2}{M_{xy}}}}{{\partial x\partial y}} + \frac{{{\partial ^2}{M_{yy}}}}{{\partial {y^2}}} + q = {I_0}{{\ddot w}_0}{\rm{ + }}{I_1}\frac{{\partial {{\ddot u}_0}}}{{\partial x}}- \\ &{I_2}\frac{{{\partial ^2}{{\ddot w}_0}}}{{\partial {x^2}}} + {K_2}\frac{{\partial {{\ddot \phi }_x}}}{{\partial x}} + {I_1}\frac{{\partial {{\ddot v}_0}}}{{\partial y}} - {I_2}\frac{{{\partial ^2}{{\ddot w}_0}}}{{\partial {y^2}}} + {K_2}\frac{{\partial {{\ddot \phi }_y}}}{{\partial y}} \\ &\frac{{\partial {H_{xx}}}}{{\partial x}} + \frac{{\partial {H_{xy}}}}{{\partial y}} - {Q_x} = {J_1}{{\ddot u}_0} - {K_2}\frac{{\partial {{\ddot w}_0}}}{{\partial x}} + {J_2}{{\ddot \phi }_x} \\ &\frac{{\partial {H_{yy}}}}{{\partial y}} + \frac{{\partial {H_{xy}}}}{{\partial x}} - {Q_y} = {J_1}{{\ddot v}_0} - {K_2}\frac{{\partial {{\ddot w}_0}}}{{\partial y}} + {J_2}{{\ddot \phi }_y} \\ \end{split} (11) 其中：
\begin{array}{*{20}{l}} {\left[ {\begin{array}{*{20}{c}} {{N_{\xi \eta }}}\\ {{M_{\xi \eta }}}\\ {{H_{\xi \eta }}} \end{array}} \right] = \displaystyle\int_{ - \frac{h}{2}}^{\frac{h}{2}} {{\sigma _{\xi \eta }}} \left[ {\begin{array}{*{20}{c}} 1\\ {\textit{z}}\\ f \end{array}} \right]{\rm{d}}{\textit{z}},{Q_\xi } = \displaystyle\int_{ - \frac{h}{2}}^{\frac{h}{2}} {{\sigma _{\xi {\textit{z}}}}} f'{\rm{d}}{\textit{z}}}\\ {[{I_0},{I_1},{I_2},{J_1},{J_2},{K_2}] = \displaystyle\sum\limits_{k = 1}^3 {\int_{{\zeta _k}}^{{\zeta _{k + 1}}} {{\rho ^{(k)}}[1,{\textit{z}},{{\textit{z}}^2},f,{f^2},{\textit{z}}f]} } {\rm{d}}{\textit{z}}} \end{array} (12) 其中，
\xi 、\eta 可以用x或y表示。将式(4)~(6)、式(12)代入式(11)得到位移形式的运动控制方程为
{E_{i1}}{u_0} + {E_{i2}}{v_0} + {E_{i3}}{w_0} + {E_{i4}}{\phi _x} + {E_{i5}}{\phi _y} = 0,\; i = 1\sim5 (13) 其中：
{E_{11}} = {A_{11}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {x^2}}} + {A_{66}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {y^2}}} - {I_0}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} {E_{22}} = {A_{22}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {y^2}}} + {A_{66}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {x^2}}} - {I_0}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} {E_{12}}{\rm{ = }}{E_{21}} = ({A_{21}} + {A_{66}})\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial x\partial y}} \begin{split} {E_{33}} =& - {G_{11}}\frac{{{\partial ^4}}}{{{x^4}}} - ({G_{12}} + {G_{21}} + 4{G_{66}})\frac{{{\partial ^4}}}{{\partial {x^2}\partial {y^2}}} - \\ &{G_{22}}\frac{{{\partial ^4}}}{{{y^4}}} + {I_2}{\nabla ^2}(\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}}) - {I_0}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} \\ \end{split} {E_{44}} = {R_{11}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {x^2}}} + {R_{66}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {y^2}}} + {V_{55}} - {J_2}\frac{{{\partial ^2}}}{{{t^2}}} {E_{55}} = {R_{22}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {y^2}}} + {R_{66}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {x^2}}} + {V_{44}} - {J_2}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} {E_{13}} = {E_{31}} = {B_{11}}\frac{{{\partial ^3}}}{{{x^3}}} + ({B_{21}} + 2{B_{66}})\frac{{{\partial ^3}}}{{\partial x\partial {y^2}}} - {I_1}\frac{{{\partial ^3}}}{{\partial x\partial {t^2}}} {E_{14}} = {E_{41}} = {D_{11}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {x^2}}} + {D_{66}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {y^2}}} - {J_1}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} {E_{15}} = {E_{51}} = {E_{24}} = {E_{42}} = ({D_{21}} + {D_{66}})\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial x\partial y}} {E_{23}} = {E_{32}} = - {B_{22}}\frac{{{\partial ^3}}}{{\partial {y^3}}} - ({B_{21}} + 2{B_{66}})\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {x^2}\partial y}} + {I_1}\frac{{{\partial ^3}}}{{\partial y\partial {t^2}}} {E_{25}} = {E_{52}} = {D_{22}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {y^2}}} + {D_{66}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {x^2}}} - {J_1}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} {E_{34}} = {E_{43}} = {L_{11}}\frac{{{\partial ^3}}}{{{x^3}}} + ({L_{21}} + 2{B_{66}})\frac{{{\partial ^3}}}{{\partial x\partial {y^2}}} - {K_2}\frac{{{\partial ^3}}}{{\partial x\partial {t^2}}} {E_{35}} = {E_{53}} = ({L_{12}} + 2{L_{66}})\frac{{{\partial ^3}}}{{\partial {x^2}\partial y}} + {L_{22}}\frac{{{\partial ^3}}}{{{y^3}}} - {K_2}\frac{{{\partial ^3}}}{{\partial y\partial {t^2}}} {E_{45}} = {E_{54}} = ({R_{11}} + {R_{66}})\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial x\partial y}} \begin{split} &[{A_{ij}},{B_{ij}},{D_{ij}},{G_{ij}},{L_{ij}},{R_{ij}},{V_{ij}}] \\ &= \sum\limits_{k = 1}^3 {\int_{{\zeta _k}}^{{\zeta _{k + 1}}} {{Q^{(k)}}_{ij}[1,{\textit{z}},f,{{\textit{z}}^2},{\textit{z}}f} ,} {f^2},{(f')^2})]{\rm{d}}{\textit{z}} \end{split} 假设位移分量为双三角函数，则
{u_0} 、{v_0} 、{w_0} 、{\phi _x} 、{\phi _y} 可表示为\begin{split} &\left\{ {{u_0},{\phi _x}} \right\} = \displaystyle\sum\limits_{m = 1}^\infty {\displaystyle\sum\limits_{n = 1}^\infty {\left\{ {{U_{mn}},{\Phi _{xmn}}} \right\}\frac{{\partial {X_m}(x)}}{{\partial x}}{Y_n}(y)} } {{\rm{e}}^{{\rm{i}}\omega t}}, \\ &\left\{ {{v_0},{\phi _y}} \right\} = \displaystyle\sum\limits_{m = 1}^\infty {\displaystyle\sum\limits_{n = 1}^\infty {\left\{ {{V_{mn}},{\Phi _{ymn}}} \right\}} } {X_m}(x)\frac{{\partial {Y_n}(y)}}{{\partial y}}{{\rm{e}}^{{\rm{i}}\omega t}}, \\ &\left\{ {{w_0}} \right\} = \displaystyle\sum\limits_{m = 1}^\infty {\displaystyle\sum\limits_{n = 1}^\infty {\left\{ {{W_{0mn}}} \right\}} } {X_m}(x){Y_n}(y){{\rm{e}}^{{\rm{i}}\omega t}} \end{split} (14) 其中：
{\rm{i}} = \sqrt { - 1} ；\omega 为波纹夹芯板系统自由振动下的固有频率。满足波纹夹芯板在4种边界条件下的位移分量形式可以用表2的函数表示。表 2 不同边界条件下的函数Xm(x) 和 Yn(y)Table 2. Functions Xm(x) and Yn(y) for different boundary conditionsBoundary conditions Function Xm(x) Function Yn(y) SSSS \sin \alpha x \sin \beta x CCCC 1 - \cos 2\alpha x 1 - \cos 2\beta x CCSS 1 - \cos 2\alpha x \sin \beta x CSSS \sin \alpha x(\cos \alpha x - 1) \sin \beta x Notes: SSSS—Four sides simply supported; CCCC—Four sides clamped; CCSS—Opposite sides simply supported and clamped; CSSS—One side fixed and three edges clamped; { {\alpha = m{\text{π}}} / a}; { {\beta = n{\text{π}} } / b}; m, n—Half-wave numbers in two orthogonal coordinate directions respectively. 将式(14)代入式(13)可得系统的特征方程，简写为
\left\{ {{{K}} - {\omega ^2}{{M}}} \right\}\left\{ {{\delta}} \right\} = 0 (15) 其中：M和K分别为波纹夹芯板系统的质量矩阵和刚度矩阵；
{\left\{ {\bf{\delta }} \right\}^{\bf{T}}} = \left\{ {{U_{mn}},{V_{mn}},{\Phi _x}_{mn},{\Phi _y}_{mn},{W_{0mn}}} \right\} 为系统的振动幅值。由于它们的取值是任意性的，因此令该特征方程的系数行列式为0，求解该代数方程，即可得到波纹夹芯板自由振动时的固有频率。3. 数值算例及讨论
根据以上理论模型，编写程序计算波纹夹芯板在不同板理论下的固有频率，并且与ABAQUS有限元仿真结果进行对比，验证理论模型的正确性。此外，计算了不同边界条件下波纹夹芯板的基频，分析边界条件对波纹夹芯板振动特性的影响。同时，研究在四种不同边界条件下波纹夹芯板材料参数及结构几何参数的变化对波纹夹芯板基频的影响。
3.1 波纹夹芯板的固有频率
设波纹夹芯板的长a=240 mm，宽b=188.3 mm，上、下面板厚度hf=1 mm，波纹与面板的夹角θ=45°，波纹壁厚tc=1 mm，芯层厚度hc=8 mm。波纹夹芯板三层所采用的基体均为铝材料，其材料参数为：杨氏模量Es=71 GPa，泊松比νs=0.3，剪切模量Gs=Es/2(1+νs)，密度ρs=2 810 kg/m3。
对波纹夹芯板系统进行无量纲化，无量纲化的频率可以定义为
\varpi = \frac{{\omega {a^2}}}{h}\sqrt {\frac{{12{\rho _{\rm{s}}}(1 - \nu_{\rm{s}}^2)}}{{{E_{\rm{s}}}}}} (16) 表3为5种不同板理论所求得的波纹夹芯板在四边简支边界条件下的前五阶固有频率。可以看出，采用SSDT、TSDT、ESDT理论所求得的固有频率与有限元误差较小，全部小于3%，FSDT由于需要剪切修正因子，所求结果误差比以上三个理论略偏大，CLPT由于未考虑横向剪切变形，高估了固有频率，所求结果相比其余4种剪切变形理论，误差要大很多。其中，在基频处，波纹夹芯板的运动和变形相对稳定，剪切应力对板变形的影响相对较小，因此在五种理论中，所求基频与ABAQUS有限元仿真相比误差较小。随着固有频率的增加，波纹夹芯板的变形越来越大，运动也愈加剧烈，因此剪切应力影响变大，考虑剪切变形且满足上下表面处面力自由的SSDT、TSDT和ESDT相对于CLPT和FSDT所求结果更准确。
表 3 四边简支波纹夹芯板在不同理论下的固有频率理论解与有限元仿真结果Table 3. Theoretical solutions and finite element simulation results of natural frequency of simply supported corrugated sandwich plates using different theoriesMode ABAQUS CLPT FSDT SSDT TSDT ESDT Result Error/% Result Error/% Result Error/% Result Error/% Result Error/% (1,1) 31.18 31.72 1.75 31.41 0.77 31.00 −0.57 31.01 −0.54 30.99 −0.58 (2,1) 65.39 69.52 6.32 68.09 4.13 65.82 0.66 65.88 0.75 65.79 0.61 (1,2) 86.48 88.51 2.36 86.23 −0.29 83.74 −3.16 83.78 −3.12 83.74 −3.17 (2,2) 116.13 125.70 8.24 121.21 4.38 115.60 −0.45 115.72 −0.35 115.57 −0.48 (3,1) 118.46 132.06 11.48 127.11 7.30 119.24 0.66 119.45 0.84 119.12 0.56 在四边简支边界条件下，波纹夹芯板前五阶振型模态如图3所示。
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图 3 波纹夹芯板前五阶振型图Figure 3. The first five mode shapes of the corrugated sandwich plates在四种不同边界条件下，由不同板理论计算的波纹夹芯板在自由振动时的基频与有限元仿真结果如表4所示。可以看到，理论解与有限元仿真结果相比，CLPT由于忽略横向剪切应力导致所求结果稍微偏大，考虑横向剪切变形且满足上下表面处面力自由的SSDT、TSDT、ESDT所求结果比FSDT和CLPT的误差小。因为基频处波纹夹芯板的变形相对高频小，剪应力的影响有限，所以5种板理论所求结果误差都在工程允许的误差范围之内，由此也可验证四种边界条件下所假设的位移函数的正确性。比较四种边界条件下所得到的固有频率可以发现，波纹夹芯板在CCCC边界条件下的基频最大，SSSS边界条件下的基频最小，CCCC边界条件下的基频基本可以达到SSSS的1倍左右，CCSS和CSSS边界条件下的固有频率介于上述二者之间，并且两者相差较小，即四种边界条件下波纹夹芯板的基频的关系为CCCC>CCSS>CSSS>SSSS，由此可以得知，固支边界条件会使波纹夹芯板系统在自由振动时的基频增大。同样这也说明了波纹夹芯板边界的约束越多，系统结构整体刚度越大，导致整个系统频率特征值增大。因此，可以通过设置不同的边界条件来调整波纹夹芯板的固有振动频率。
表 4 不同边界条件和板理论下波纹夹芯板的基频理论解与有限元仿真结果Table 4. Theoretical solutions and finite element simulation results of fundamental frequency of corrugated sandwich plates with different boundary conditions and plate theoriesBoundary conditons ABAQUS CLPT FSDT SSDT TSDT ESDT Result Error/% Result Error/% Result Error/% Result Error/% Result Error/% SSSS 31.18 31.72 1.75 31.41 0.77 31.00 −0.57 31.01 −0.54 30.99 −0.58 CCCC 56.42 60.46 7.17 58.90 4.40 56.99 1.01 57.03 1.08 56.98 0.99 CCSS 40.47 43.19 6.71 42.44 4.87 41.23 1.88 41.26 1.96 41.22 1.84 CSSS 39.50 42.14 6.70 41.56 5.22 40.66 2.94 40.68 2.99 40.65 2.91 4种不同边界条件下的波纹夹芯板的一阶振型模态如图4所示。
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图 4 不同边界条件下波纹夹芯板一阶振型图Figure 4. The first mode shapes of corrugated sandwich plates under different boundary conditions3.2 参数变化对波纹夹芯板振动特性的影响
波纹夹芯板的材料参数和结构几何参数对其振动有着重要的影响，通过进一步研究波纹夹芯板的振动特性，为其在工程应用方面提供足够的依据。本节将基于ESDT，研究四种不同边界条件下，波纹夹芯板材料参数和结构几何参数的变化对系统基频的影响。
3.2.1 材料参数变化
波纹夹芯板的上面板、下面板、波纹芯层选用不同的基体材料：Ti和Al，研究不同材料组合对波纹夹芯板固有频率的影响。Al的物理参数在前文已给出，Ti的材料参数为弹性模量Et=177 GPa，泊松比vt = 0.32，密度ρt=4 540 kg/m3。波纹夹芯板的组合方式为Ti-Al-Ti、Ti-Ti-Ti、Al-Al-Al和Al-Ti-Al。板的其它尺寸与上述算例一致，得到四种边界条件下不同材料组合的波纹夹芯板的基频如表5所示。可知，对于每一种边界条件，基于ESDT理论计算所得的四种材料组合下波纹夹芯板的基频大小依次为Ti-Al-Ti> Ti-Ti-Ti> Al-Al-Al> Al-Ti-Al，其中不同材料组合的频率在CCCC边界条件下变化稍大一些，但几种边界条件下的变化趋势基本一致。由式(15)可知，增大材料的弹性模量，即抗变形能力增强，波纹夹芯板结构的刚度增大，系统整体的频率会增大；增大材料的密度，波纹夹芯板的质量增大，波纹夹芯板的频率会降低，但对于波纹夹芯板的上、下面板，弹性模量的影响更显著；对于芯层，密度影响起主导作用。在工程应用中可以选取适当的材料组合以提高波纹夹芯板的固有频率。
表 5 不同材料组合下波纹夹芯板的基频Table 5. Fundamental frequencies of corrugated sandwich panels with different material combinationsBoundary conditon Al-Al-Al Ti-Ti-Ti Al-Ti-Al Ti-Al-Ti SSSS 30.99 38.72 29.07 40.53 CCCC 56.98 71.16 54.31 71.99 CCSS 41.22 51.46 39.96 52.38 CSSS 40.65 50.76 39.03 52.17 3.2.2 结构几何参数变化
作为一种复合结构材料，波纹夹芯板的结构参数对其振动同样有着重要的影响，为了更好地观察波纹夹芯板的基频随结构几何参数的变化趋势，以下计算不再对系统固有频率进行无量纲化，波纹夹芯板各层采用的材料均为铝。
保持波纹夹芯板的基本尺寸和芯层高度及总高度不变，波纹夹芯板在四种边界条件下的基频随波纹与面板夹角θ的变化如图5所示。可以看出，随着波纹与面板夹角θ的增大，在四种边界条件下，波纹夹芯板基频的变化趋势基本接近，都随着夹角θ的增大呈缓慢下降的趋势。由式(1)可知，波纹与面板夹角从
30^\circ 变化到80^\circ 度时，芯层弹性模量E1和剪切模量G13增大，等效密度增大，其它等效参数变化相对较小，波纹夹芯板系统的刚度虽有一定的增大，但等效密度增大更明显，导致波纹夹芯板的基频呈下降趋势。另外，四种边界条件下，CCCC和SSSS边界条件下基频相差较大，且CCCC>SSSS；CSSS和CCSS边界条件下所得到的基频位于CCCC和SSSS之间，CCSS稍大于CSSS，但随着夹角的增大两者对应的波纹夹芯板的基频差值增大。波纹与面板的夹角θ越大，即波纹折皱密度越大，铝制波纹夹芯板越接近实体铝板。由此也可以得知，铝制波纹夹芯板的固有频率大于相同尺寸的实体铝板。![]()
图 5 波纹与面板夹角对波纹夹芯板基频的影响Figure 5. Influence of the angle between corrugation and panel on the fundamental frequency of corrugated sandwich panel波纹芯层高度对波纹夹芯板基频的影响如图6所示。可知，随着芯层高度占比hc/h的增大，即芯层厚度增大，上、下面板厚度减小，4种边界条件下波纹夹芯板基频的变化趋势基本接近。由式(1)可知，随着波纹芯层高度hc的增大，波纹的结构参数(斜边长lc、半底边长p)增大，波纹芯层各个方向的弹性模量和剪切模量减小，导致系统的刚度减小，从而使基频降低，但是随着芯层高度占比hc/h的增大，波纹芯层的等效密度减小，使系统基频增大。因为在hc/h≤0.8时芯层等效密度的影响起主导作用，之后弹性模量和剪切模量的影响起主导作用，所以导致波纹夹芯板的基频先增大后减小。在hc/h=0.8附近，基频达到最大值，在hc/h>0.8时，波纹夹芯板的基频迅速下降。因此可以得知，在实际工程应用中选取适当的芯层占比可以提高波纹夹芯板的固有频率。
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图 6 波纹芯层高度占比对波纹夹芯板基频的影响Figure 6. Influence of corrugated core height ratio on the fundamental frequency of corrugated sandwich panel波纹夹芯板的基频随波纹壁厚的变化如图7所示。由等效参数计算式(1)，随着壁厚的增加，波纹芯层的剪切模量和弹性模量增大，且E12呈直线增大，系统刚度增大，同样芯层的等效密度也呈直线增大，导致系统的基频减小。因为等效密度的影响起主导作用，所以波纹夹芯板的基频持续减小。另外，CCSS和CSSS两种边界条件下的基频的差值略微增大，且4种边界条件下，CCCC边界条件下波纹夹芯板的基频相对于其他3种边界条件在壁厚tc≤3 mm时下降速度略快一些，其余边界条件下，波纹夹芯板基频的下降趋势基本一致。
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图 7 波纹壁厚度对波纹夹芯板基频的影响Figure 7. Influence of corrugated wall thickness on the fundamental frequency of corrugated sandwich panel波纹夹芯板厚度 h对波纹夹芯板基频的影响如图8所示。可见，波纹夹芯板芯层在各方向的弹性模量和剪切模量在h≤30时迅速减小，芯层刚度随之减小，之后几乎保持不变，导致系统的固有频率减小。但是由式(1)可知，芯层的等效密度同样在h≤30时迅速减小，之后几乎保持不变，且等效密度的影响起着主导作用。当波纹夹芯板的总厚度h<30 mm时，四种边界条件下波纹夹芯板系统的基频呈现明显增大的趋势，CCCC边界条件下的基频增长速率最快，CSSS和CCSS边界条件所对应的基频曲线接近重合，在h=15 mm附近CSSS条件下所求的基频开始高于CCSS边界条件下所求的基频。当h>30 mm时，四条曲线都趋于平稳，波纹夹芯板基频变化波动很小，此时板的宽厚比b/h<6，波纹夹芯板由薄板逐渐变为厚板。根据以上分析可以得知，在工程应用中适当提高波纹夹芯板的厚度可以提高系统的固有频率。
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图 8 波纹夹芯板厚度h 对波纹夹芯板基频的影响Figure 8. Influence of corrugated plate thickness on the fundamental frequency of corrugated sandwich panel设k为变化比例因子，将波纹夹芯板结构的所有几何尺寸分别乘以比例因子k，即波纹夹芯板结构整体变大或者缩小，得到的波纹夹芯板基频的变化曲线如图9所示。随着k的变化，波纹夹芯板芯层的弹性模量、剪切模量和密度保持不变。由于波纹夹芯板长和宽的增大，导致整个系统质量增加，因此系统的固有频率将减小。图中所取变化比例因子k为0.2~3，四种边界下波纹夹芯板的基频在
k\!\leqslant\!1 时急剧下降，CCSS和CSSS曲线基本重合；在k \!\geqslant\!1 时，四种边界条件下的波纹夹芯板系统的基频越来越接近。由此可知，当波纹夹芯板尺寸无限大时，四种边界条件下波纹夹芯板系统的基频会接近相等，且波纹夹芯板尺寸越大系统的基频就越小。![]()
图 9 比例因子k 对波纹夹芯板基频的影响Figure 9. Influence of scale factor on the fundamental frequency of corrugated sandwich panel4. 结 论
研究了波纹夹芯板在四种边界条件下的自由振动特性，对比了不同板理论所求得的固有频率，并与有限元仿真结果进行了对比。此外，基于指数剪切变形理论(ESDT)分析了波纹夹芯板材料参数和结构几何参数的变化对系统固有频率的影响。
(1)对于基尔霍夫经典板理论(CLPT)、一阶剪切变形理论(FSDT)、正弦剪切变形理论(SSDT)、三阶剪切变形理论(TSDT)、ESDT五种板理论，其中CLPT由于不考虑板的横向剪切变形，因此求得系统自由振动的固有频率误差最大，FSDT所求固有频率次之，SSDT、TSDT、ESDT所求固有频率相近，且与有限元仿真结果相比，误差最小。
(2)四种边界条件下波纹夹芯板自由振动的基频大小依次为：四边固支(CCCC)>对边简支和固支(CCSS)>一边固支三边简支(CSSS)>四边简支(SSSS)，且CCCC的基频比SSSS的基频约大1倍, 即波纹夹芯板结构的边界约束越多，系统的固有频率越大。
(3)增大波纹夹芯板材料的弹性模量会导致其刚度变大，进而使系统的基频增大；增大材料密度会导致波纹夹芯板的质量增大，进而使系统的基频减小，对于上、下面板，弹性模量的影响较显著，而对于夹芯层，密度的影响起主导作用。
(4)波纹夹芯板的结构几何参数对系统的振动有着重要影响。随着波纹与面板的夹角
\theta 或波纹壁厚tc的增大，波纹夹芯板的基频变小；随着芯层占比hc/h的增大，波纹夹芯板的基频先增大后减小；保持hc/h、面板占比hf/h不变，随着波纹夹芯板厚度h的增大，波纹夹芯板的基频增大明显；随着波纹夹芯板尺寸的增大其基频下降，且四种边界条件下波纹夹芯板的基频趋近相等。 -
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图 1 近场动力学符号
Figure 1. Peridynamic notations
{\boldsymbol{x}}_{(k)}^{(n)} —Material point; {\boldsymbol{u}}_{(k)}^{(n)} —Deformation; \mathcal{H}—Horizon zone; \delta —Radius of horizon zone; x(j)—Bond material point; u(j)—Displacement of x(j); ξ—Bond; η'—Bond deformation
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图 2 复合材料低速冲击刚度验证示意图
Figure 2. Composite low-velocity impact stiffness validation diagram
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图 3 复合材料低速冲击刚度验证变形云图
Figure 3. Deformation cloud for low velocity impact of composite
uz—Displacement in z direction
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图 4 复合材料低速冲击刚度验证冲击力-时间曲线
Figure 4. Low velocity impact load-time curves of composite
FEM—Finite element method; PD—Peridynamics
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图 5 复合材料低速冲击刚度验证冲击速度-时间曲线
Figure 5. Low velocity impact velocity-time curves of composite
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图 6 复合材料低速冲击刚度验证冲击位移-时间曲线
Figure 6. Low velocity impact displacement-time curves of composite
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图 7 复合材料低速冲击损伤模拟示意图
Figure 7. Schematic diagram of low velocity impact damage simulation of composite
ux, uy, uz—Displacement in x, y, z directions
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图 8 复合材料冲击损伤模拟冲击力-时间曲线
Figure 8. Low velocity impact damage modeling load-time curves of composite materials
FEM_NoDamage—Finite element method result without damage; PD_NoDamage—Peridynamic results without damage; PD_Damage—Peridynamic results with damage
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图 9 复合材料低速冲击损伤模拟每一层的分层损伤随冲击时间的变化
Figure 9. Delamination variation of composite each ply under low-velocity impact with time
\varphi_{\text {delamination }}^{(n)(n+1)}—Delamination damage factor
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图 10 复合材料低速冲击损伤模拟每一层的纤维断裂随冲击时间的变化
Figure 10. Fiber breakage variation of composite each ply under low-velocity impact with time
{\varphi _{{\text{fiber breakage}}}} —Fiber breakage damage factor
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图 11 复合材料低速冲击损伤模拟每一层的基体开裂随冲击时间的变化
Figure 11. Matrix crack variation of composite each ply under low-velocity impact with time
{\varphi _{{\text{matrix cracking}}}} —Matrix cracking damage factor
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图 12 复合材料低速冲击损伤模拟分层形状对比
Figure 12. Delamination shape comparison of composite under low-velocity impact
Legend in the figure is envelope of delamination damage factor
表 1 复合材料圆形板材料参数
Table 1 Composite circular laminate material parameters
{E_1}/{\text{GPa}} {E_2}/{\text{GPa}} {G_{12}}/{\text{GPa}} {\nu _{12}} ρ/(kg·m−3) 153 10.3 6.0 0.3 1600 Notes: {E_1} , {E_2} and {G_{12}} —Modulus; {\nu _{12}} —Poisson's ratio; \rho —Density. 
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表 2 碳纤维增强环氧树脂复合材料(T700/M21)的面内材料性能[25]
Table 2 In-plane material parameters of carbon fiber reinforced epoxy resin composite (T700/M21)[25]
ρ=1580 kg/m3 E1/
GPaE2/
GPaG12/
GPaν12 XT/
MPaXC/
MPaYT/
MPaYC/
MPa130 7.7 4.8 0.3 2080 1250 60 290 Note: XT, XC, YT and YC—Strength.
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{G_{{\text{IC}}}}/{\text{MPa}} {G_{{\text{IIC}}}}/{\text{MPa}} \eta 0.5 1.6 1.45 Notes: {G_{{\text{IC}}}} and {G_{{\text{IIC}}}}—Fracture toughness; \eta —Exponent.
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其他类型引用(5)
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目的
近场动力学模拟复合材料层合板低速冲击损伤具有一定优势。本文在球型域常规态近场动力学复合材料模型基础上，建立了考虑时间步长下不同断裂混合比的能量失效判定准则，并开展了基于能量准则的复合材料层合板低速冲击近场动力学模拟。
方法对于冲击分层损伤，引入了考虑时间步长下不同断裂混合比的能量失效判定准则。在每一个时间分析步，分别计算物质点I型、II型以及III型不同断裂模式的累积吸收功，再根据当前分析步的断裂混合比，计算得到物质点的临界层间断裂韧性。在此基础上，首先对复合材料低速冲击近场动力学模拟的模型刚度进行了验证，并开展了复合材料低速冲击近场动力学损伤模拟，模拟了冲击过程中复合材料层合板纤维断裂、基体开裂以及分层损伤扩展过程。
结果对复合材料低速冲击近场动力学模拟的模型刚度验证的结果表明，近场动力学模拟的冲击接触力、冲击速度以及冲击位移与有限元结果具有较好的一致性。近场动力学能够模拟冲击过程中复合材料层合板纤维断裂、基体开裂以及分层损伤扩展过程，近场动力学模拟出了半弧状的分层损伤，与试验C扫分层形状较为吻合，近场动力学模拟的整块复合材料层合板的分层面积为374.24mm，与试验分层面积312.3mm相比误差为+19.8%，该误差量级在工程可接受的范围内。
结论近场动力学模拟复合材料层合板低速冲击损伤具有一定优势，本文在球型域常规态近场动力学复合材料模型基础上，建立了考虑时间步长下不同断裂混合比的能量失效判定准则，并开展了基于能量准则的复合材料层合板低速冲击近场动力学模拟。结果表明：1)近场动力学模拟的复合材料低速冲击冲击接触力、冲击速度以及冲击位移与有限元结果具有较好的一致性，近场动力学复合材料低速冲击模拟刚度可靠；2)近场动力学模拟复合材料低速冲击损伤结果表明，考虑损伤情况下复合材料层合板冲击力时间曲线有明显下沉，最大冲击载荷减小，整个冲击下降回弹过程时间变长；3)近场动力学能够模拟复合材料低速冲击过程中层合板纤维断裂、基体开裂以及分层损伤扩展过程，典型复合材料层合板在低速冲击载荷作用下，主要发生分层损伤和基体开裂这两种失效模式。分层损伤和基体开裂随着冲击力的增大而扩展(0.5ms到1.5ms)，而当冲击小球回弹，冲击力减小以后，分层损伤和基体开裂几乎不再扩展(1.5ms到3ms)；4)近场动力学基于能量准则模拟的分层损伤面积和分层形状与试验结果具有较好的一致性，验证了所建立的考虑时间步长下不同断裂混合比的能量失效判定准则的有效性。
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近场动力学模拟复合材料层合板低速冲击损伤具有一定优势。本文在球型域常规态近场动力学复合材料模型基础上，建立了考虑时间步长下不同断裂混合比的能量失效判定准则，并开展了基于能量准则的复合材料层合板低速冲击近场动力学模拟。首先对复合材料低速冲击近场动力学模拟的模型刚度进行了验证，近场动力学模拟的冲击接触力、冲击速度以及冲击位移与有限元结果具有较好的一致性。在此基础上，开展了复合材料低速冲击近场动力学损伤模拟，给出了冲击过程中复合材料层合板纤维断裂、基体开裂以及分层损伤扩展过程。对比试验结果，近场动力学模拟的分层损伤面积和分层形状与试验结果具有较好的一致性，验证了所开展的基于能量准则的复合材料层合板低速冲击近场动力学模拟的有效性。
复合材料冲击损伤模拟冲击力时间曲线
复合材料低速冲击损伤模拟分层形状对比
计量
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