김경종
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1. 서 론
좌굴(buckling, 挫屈)이란 주로 길이가 그 횡단면의 치수에 비해 큰 구조물의 양단에 압축하중이 가해졌을 경우, 하중이 어느 크기에 이르면 기둥이 갑자기 휘는 현상을 말한다. 특히 긴 기둥이나 쉘을 많이 사용하는항공기, 차량, 선박, 건축물 등의 설계에서 좌굴 문제가 중요하며, 원통형쉘의 경우 가스와 같은 액체를 저장하는 압력용기로 사용될 뿐만 아니라잠수함이나 항공기와 같이 외압을 받는 구조물에 사용된다. 이와 같이 다양한 분야에서 사용되는 쉘 구조물은 그 두께가 길이에 비해 얇기 때문에 진동이나 좌굴에 취약한 특성을 보인다. 이러한 취약점을 해결하기 위해서는 우선 구조물에 작용하는 하중의 특성을 파악하고 문제가 발생하는 부분에 대해 구조물을 어떻게 보강할지 결정해야 한다.
일반적으로 좌굴 문제를 다룰 때 정적 하중만을 고려하지만 특수한경우에 대해서는 동적 하중도 함께 고려해야만 한다. 예를 들어 초음속으로 운동하는 항공기나 탄도 미사일, 발사용 로켓과 지구 대기권 재돌입체그리고 초공동 수중운동체의 경우 빠른 속도로 인해 축 방향으로 매우큰 동적 압축하중이 작용하게 된다. 이러한 동적 압축하중으로 인하여 발생하는 좌굴을 동적 좌굴(dynamic buckling) 또는 매개변수 공진(parametricresonance)이라고 한다. 동적 좌굴이 발생하게 되면 구조물의 횡 방향 운동이 커지게 되고 이로 인해 구조물의 불안정성이 증가하여 치명적인 손상을 유발할 수 있다. 그러므로 동적 좌굴 현상을 방지하기 위해서는 이러한 하중이 작용하는 구조물에 대한 해석을 통해 구조물이 불안정해지는 영역을 파악하고 이를 고려하여 설계하는 것이 중요하다.
하지만 기존 상용유한요소해석 프로그램의 경우 정적 하중에 대한 정적 좌굴 해석만 가능하며, 동적 하중 또는 정적 하중과 동적 하중이 동시에 가해지는 경우에 대한 좌굴 해석이 불가능하다. 이에 본 논문에서는축 방향의 동적 압축 하중을 받는 쉘 구조물에 대해 동적 좌굴 해석을하기 위한 유한요소해석 프로그램을 개발하였으며, 선형/비선형 정적 해석과 진동 및 정적 좌굴 해석을 통해 프로그램에 사용된 쉘 요소의 신뢰
성을 확인하였다. 또한 다양한 모델에 대한 동적 좌굴 해석 결과를 이론적인 해나 실험을 통해 나온 결과와 비교함으로써 본 프로그램의 타당성을 검증하였다.
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인하 대학 INHA UNIVERSITY 1954
2. 이론
2.1 MITC4 Shell Element
셀 구조물을 유한요소 모델로 만들기 위해서 다양한 셀 요소 가운데 Bathe와 Dvorkin에 의해 개발된 MITC4라는 셀 요소를 선정하였다. MITC4 셀 요소는 3차원 솔리드 형상으로부터 셀 형상을 표현하므로 지배방정식의 유한요소 정식화가 다른 셀 요소에 비해 간단하다. 또한 셀 이론을 사용하지 않고 3차원 응력, 변형률을 사용하여 표현되며, 임의의 형상에 대한 두꺼운 셀과 얇은 셀 모두 적용 가능하다는 장점이 있다. 그리고 대 변형/회전(작은 변형률)과 재료 비선형에 모두 적용 가능하다. [1]
MITC4 셀 요소 내부의 임의의 점은 고유 좌표계(natural coordinate system)에 대해 정의 할 수 있으며, 위치 벡터는 식(2.1)과 (2.2)같이 나타낼 수 있다.
초기 형상(t=0)에서
\mathbf {X} = \sum_ {I = 1} ^ {4} N _ {I} (\xi , \eta) ^ {0} \mathbf {X} _ {I} + \frac {\zeta}{2} \sum_ {I = 1} ^ {4} t _ {I} N _ {I} (\xi , \eta) ^ {0} \mathbf {V} _ {I} ^ {n} \tag {2.1}
임의의 시간 t에서
\mathbf {x} = \sum_ {I = 1} ^ {4} N _ {I} (\xi , \eta) ^ {t} \mathbf {X} _ {I} + \frac {\zeta}{2} \sum_ {I = 1} ^ {4} t _ {I} N _ {I} (\xi , \eta) ^ {t} \mathbf {V} _ {I} ^ {n} \tag {2.2}
이 때 N_{I}(\xi,\eta) 는 형상함수이고, ^{t}X_{I} 는 시간 t일 때 노드 I의 좌표를 나타내며, 시간 t=0이면 초기 형상에서 노드 I의 좌표를 나타낸다. 그리고 t_{I} 는 노드 I의 두께이고 ^{t}V_{I}^{n} 은 시간 t일 때 노드 I의 두께방향의 법선벡터(normal vector)를 나타내며, 시간 t=0이면 초기 형상에서 노드 I의
두께방향의 법선 벡터를 나타낸다.
임의의 시간 t에서의 MITC4 셀 요소의 변위는 식(2.3)과 같이 나타낼 수 있다.
\begin{array}{l} { } ^ { t } \mathbf { u } = \mathbf { x } - \mathbf { X } = \sum _ { I = 1 } ^ { 4 } N _ { I } ( \xi , \eta ) \left( { } ^ { t } \mathbf { X } _ { I } - { } ^ { 0 } \mathbf { X } _ { I } \right) + \frac { \zeta } { 2 } \sum _ { I = 1 } ^ { 4 } t _ { I } N _ { I } ( \xi , \eta ) \left( { } ^ { t } \mathbf { V } _ { I } ^ { n } - { } ^ { 0 } \mathbf { V } _ { I } ^ { n } \right) \tag {2.3} \\ = \sum_ {I = 1} ^ {4} N _ {I} (\xi , \eta) ^ {t} \mathbf {u} _ {I} + \frac {\zeta}{2} \sum_ {I = 1} ^ {4} t _ {I} N _ {I} (\xi , \eta) \left(^ {t} \mathbf {V} _ {I} ^ {n} - ^ {0} \mathbf {V} _ {I} ^ {n}\right) \\ \end{array}
임의의 시간 t에서의 변위는 시간 t일 때의 형상과 초기 형상의 차로부터 구할 수 있으며, 이 때 ^{t}u_{I} 는 시간 t일 때 노드 I의 변위를 나타낸다. 그리고 이로부터 변위의 중분은 식(2.4)와 같이 나타낼 수 있다.
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- \alpha_I \beta_I 0 V_I^n t V_I^n z x \alpha_I 0 V_I^1 y 0 V_I^2 \beta_I node I 1954
Fig. 1 Four-node shell element
\Delta \mathbf {u} = \sum_ {I = 1} ^ {4} N _ {I} (\xi , \eta) \Delta \mathbf {u} _ {I} + \frac {\zeta}{2} \sum_ {I = 1} ^ {4} t _ {I} N _ {I} (\xi , \eta) \left(- \alpha_ {I} ^ {t} \mathbf {V} _ {I} ^ {2} + \beta_ {I} ^ {t} \mathbf {V} _ {I} ^ {1}\right) \tag {2.4}
여기서 와 는 각각 \mathbf { V } ^ { 1 } 과 \mathbf { V } ^ { 2 } 방향 벡터의 회전각이고, 이 때 1 V과 \mathbf { V } ^ { 2 } 는 n V 으로부터 식(2.5)와 같이 구할 수 있다.
\mathbf {V} ^ {1} = \frac {\mathbf {e} _ {2} \times \mathbf {V} _ {n}}{\left\| \mathbf {e} _ {2} \times \mathbf {V} _ {n} \right\|}, \quad \mathbf {V} ^ {2} = \mathbf {V} _ {n} \times \mathbf {V} ^ {1} \tag {2.5}
이 때 \mathbf { e } _ { 1 } , \mathbf { e } _ { 2 } , \mathbf { e } _ { 3 } 는 전역 직교 좌표계(global Cartesian coordinatesystem)의 기저(basis)이다. 그리고 만약 \mathbf { e } _ { 2 } \times \mathbf { V } _ { n } \approx 0 \ { \textdegree } ] 라면, \mathbf { V } ^ { 1 } 과 \mathbf { V } ^ { 2 } \triangleq 식(2.6)과 같이 나타낼 수 있다.
\mathbf {V} ^ {1} = \mathbf {e} _ {3}, \quad \mathbf {V} ^ {2} = \mathbf {e} _ {1} \tag {2.6}
하지만 위와 같이 변위를 정의할 경우 일정한 굽힘 모멘트가 가해질때 요소의 모든 점에서 횡 전단 변형률(transverse shear strain)이 영(零)이될 수 없고, 이로 인해 얇은 형상에 대해 요소의 „잠김현상(lockingphenomenon)‟이 발생하게 된다. 그러므로 연속체 역학의 가정이 Kirchhoff쉘의 가정을 포함할지라도 유한요소이산화를 통해 이러한 가정을 표현할수가 없다. 이러한 결점을 해결하기 위해 MITC4 쉘 요소에서는 식(2.7)과같은 횡 전단 변형률에 대한 보간법을 적용하였다. [1]
Fig. 2 Interpolation function for the transverse shear strains
\widetilde {\varepsilon} _ {\xi \zeta} = \frac {1}{2} (1 + \eta) \widetilde {\varepsilon} _ {\xi \zeta} ^ {A} + \frac {1}{2} (1 - \eta) \widetilde {\varepsilon} _ {\xi \zeta} ^ {C} \tag {2.7a}
\widetilde {\varepsilon} _ {\eta \zeta} = \frac {1}{2} (1 + \xi) \widetilde {\varepsilon} _ {\eta \zeta} ^ {D} + \frac {1}{2} (1 - \xi) \widetilde {\varepsilon} _ {\eta \zeta} ^ {B} \tag {2.7b}
2.2 Geometric Nonlinear Formulation
좌굴 해석을 하기 위해서는 기하 강성 행렬(geometric stiffness matrix)이 필요하며, 이를 구하기 위해 MITC4 셀 요소에 대한 비선형 유한요소 정식화 과정을 수행하였다.
현재 형상에 대한 평형방정식은 식(2.8)과 같다.
\nabla_ {\mathbf {X}} \cdot \boldsymbol {\sigma} + \rho \mathbf {f} = \rho \ddot {\mathbf {u}} \tag {2.8}
식(2.8)에 가상 변위에 대한 현재 형상에서의 가상 일 정리를 사용하면, 식 (2.9)와 같이 쓸 수 있다.
\int_ {V} \delta \mathbf {u} \cdot \left(\nabla_ {\mathbf {X}} \cdot \boldsymbol {\sigma} + \rho \mathbf {f}\right) d V = \int_ {V} \delta \mathbf {u} \cdot \rho \ddot {\mathbf {u}} d V \tag {2.9}
식(2.9)를 인덱스를 사용하여 표현하면 식(2.10)과 같다.
\int_ {V} \delta u _ {i} \cdot \left(\frac {\partial \sigma_ {i j}}{\partial x _ {j}} + \rho f _ {i}\right) d V = \int_ {V} \delta u _ {i} \cdot \rho \ddot {u} _ {i} d V \tag {2.10}
이 때 식(2.11)을 식(2.10)에 대입하면 식(2.12)와 같은 결과를 얻을 수 있다.
\delta u _ {i} \frac {\partial \sigma_ {i j}}{\partial x _ {j}} = \frac {\partial \left(\delta u _ {i} \sigma_ {i j}\right)}{\partial x _ {j}} - \frac {\partial \delta u _ {i}}{\partial x _ {j}} \sigma_ {i j} \tag {2.11}
\int_ {V} \frac {\partial \left(\delta u _ {i} \sigma_ {i j}\right)}{\partial x _ {j}} - \frac {\partial \delta u _ {i}}{\partial x _ {j}} \sigma_ {i j} + \delta u _ {i} \rho f _ {i} d V = \int_ {V} \delta u _ {i} \cdot \rho \ddot {u} _ {i} d V \tag {2.12}
식(2.12)에 가우스의 발산 정리(Gauss' divergence theorem)를 사용하면 식(2.13)과 같이 나타낼 수 있다.
\int_ {\partial V} \delta u _ {i} \sigma_ {i j} n _ {j} d A + \int_ {V} \left(- \frac {\partial \delta u _ {i}}{\partial x _ {j}} \sigma_ {i j} + \delta u _ {i} \rho f _ {i}\right) d V = \int_ {V} \delta u _ {i} \cdot \rho \ddot {u} _ {i} d V \tag {2.13}
식(2.13)에서 좌측 첫 번째 항의 면 적분 부분은 식(2.14)와 같이 기하학적 경계조건(geometric boundary condition)과 자연적 경계조건(natural boundary condition)으로 나눌 수 있으며, 이 때 식(2.14)의 좌측 첫 번째 항은 기하학적 경계조건에서 가상변위가 영(零)이므로 생략할 수 있다.
\int_ {\partial V _ {g}} \delta u _ {i} \sigma_ {i j} n _ {j} d A + \int_ {\partial V _ {m}} \delta u _ {i} \bar {t} _ {i} d A + \int_ {V} \left(- \frac {\partial \delta u _ {i}}{\partial x _ {j}} \sigma_ {i j} + \delta u _ {i} \rho f _ {i}\right) d V = \int_ {V} \delta u _ {i} \cdot \rho \ddot {u} _ {i} d V \tag {2.14}
\frac {\partial \delta u _ {i}}{\partial x _ {j}} \sigma_ {i j} = \frac {1}{2} \left(\frac {\partial \delta u _ {i}}{\partial x _ {j}} + \frac {\partial \delta u _ {j}}{\partial x _ {i}}\right) \sigma_ {i j} = \delta \varepsilon_ {i j} \sigma_ {i j} \tag {2.15}
그리고 식(2.14)에 식(2.15)를 대입하여 정리하면 현재 형상에서의 가상일에 대한 식을 식(2.16)과 같이 얻을 수 있다.
\int_ {\partial V _ {m}} \delta u _ {i} \bar {t} _ {i} d A + \int_ {V} \delta u _ {i} \rho f _ {i} d V = \int_ {V} \delta u _ {i} \cdot \rho \ddot {u} _ {i} d V + \int_ {V} \delta \varepsilon_ {i j} \sigma_ {i j} d V \tag {2.16}
식(2.16)에서 좌변은 외력에 의한 가상 일이고, 우변은 내력에 의한 가상 일이다.
비선형 해석을 수행하기 위해서는 Total Lagrangian 기법과 Updated Lagrangian 기법이 있으며, 전자의 방법은 문제를 초기 형상에 대해 정의하는 방법이고, 후자의 방법은 현재 형상에 대해 정의하는 방법이다. 본 논문에서는 전자의 방법을 사용하였으며, 식(2.17)을 사용하여 변형된 현재 형상의 응력과 변형률 등을 초기 형상에 대해 정의하였다.
\int_ {V} (A) d V = \int_ {V _ {0}} (A) \det (\mathbf {F}) d V _ {0} = \int_ {V _ {0}} (A) J d V _ {0} \tag {2.17a}
\int_ {\partial V} (A) \mathbf {n} d A = \int_ {\partial V _ {0}} (A) J \mathbf {F} ^ {- T} \widetilde {\mathbf {n}} d A _ {0} \quad (\text { Nanson's formular }) \tag {2.17b}
\int_ {V} \delta \mathbf {e}: \mathbf {o} d V = \int_ {V _ {0}} \delta \mathbf {F}: \mathbf {P} d V _ {0} = \int_ {V _ {0}} \delta \mathbf {E}: \mathbf {S} d V _ {0} \tag {2.17c}
이 때 (A)는 임의의 값을 의미하고, F는 변형 구배(deformation gradient), J는 자코비안(Jacobian)으로 체적변화율을 나타낸다. 그리고 ε과 σ는 현재 형상에서의 미소 변형률(infinitesimal strain)과 Cauchy 응력을 의미하고, E는 Green-Lagrange 변형률로써 초기 형상에서 정의된다. P는 1차 Piola-Kirchhoff 응력을 나타내고, S는 2차 Piola-Kirchhoff 응력을 나타내며, 두 응력 모두 초기 형상에서 정의된다.
식(2.17)을 사용하여 식(2.16)을 초기 형상에 대해 정의해주면 식(2.18)과 같이 나타낼 수 있다.
\int_ {V _ {0}} \delta \mathbf {u} \cdot \rho_ {0} \ddot {\mathbf {u}} d V _ {0} + \int_ {V _ {0}} \delta \mathbf {E}: \mathbf {S} d V _ {0} = \int_ {\partial V _ {0 _ {m}}} \delta \mathbf {u} \cdot \mathbf {F} \mathbf {S} \widetilde {\mathbf {n}} d A _ {0} + \int_ {V _ {0}} \delta \mathbf {u} \rho_ {0} \mathbf {f} d V _ {0} \tag {2.18a}
\Leftrightarrow \int_ {V _ {0}} \delta \mathbf {u} \cdot \rho_ {0} \ddot {\mathbf {u}} d V _ {0} + \int_ {V _ {0}} \delta \mathbf {F}: \mathbf {P} d V _ {0} = \int_ {\partial V _ {0 _ {m}}} \delta \mathbf {u} \cdot \mathbf {P} \widetilde {\mathbf {n}} d A _ {0} + \int_ {V _ {0}} \delta \mathbf {u} \rho_ {0} \mathbf {f} d V _ {0} \tag {2.18b}
식(2.18b)는 1차 Piola-Kirchhoff 응력으로 표현한 식이고, 식(2.18a)는 2차 Piola-Kirchhoff 응력으로 표현한 식이다. 본 논문에서는 2차 Piola-Kirchhoff 응력을 사용한 식(2.18a)를 사용하였다.
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g₃ g₁ g₂ η V ξ z y x
Fig. 3 An arbitrary surface with global Cartesian coordinate system(x, y, z), natural coordinate system (\xi, \eta, \zeta) and local covariant coordinate system spanned by \mathbf{g}_i
고유 좌표계(natural coordinate system)에서 공변 기저(covariant basis)는 식(2.19)와 같이 나타낼 수 있고, 변위에 대한 기울기(gradient)를 고유 좌표계와 반공변 기저(contravariant basis)를 사용하여 표현하면 식(2.20)과 같이 표현할 수 있다.
\mathbf {g} _ {i} = \frac {\partial \mathbf {x}}{\partial \xi^ {i}} \tag {2.19}
\nabla \otimes \mathbf {u} = \frac {\partial \mathbf {u}}{\partial \xi^ {i}} \otimes \mathbf {g} ^ {i} \tag {2.20}
변형률은 식(2.20)을 사용하여 식(2.21)과 같이 나타낼 수 있다.
\boldsymbol {\varepsilon} = \frac {1}{2} \left[ \nabla \otimes \mathbf {u} + (\nabla \otimes \mathbf {u}) ^ {T} \right] = \frac {1}{2} \left[ \frac {\partial \mathbf {u}}{\partial \xi^ {i}} \otimes \mathbf {g} ^ {i} + \mathbf {g} ^ {i} \otimes \frac {\partial \mathbf {u}}{\partial \xi^ {i}} \right] \tag {2.21}
그리고 변형률 텐서(strain tensor)에서 공변 성분(covariant component)을