Méthode Des Éléments Finis - Approche Pratique en Mécanique Des Structures

Michel Cazenave

Méthode des éléments finis Approche pratique en mécanique des structures

9782100544639.indb 3

09/02/10 14:53

© Dunod, Paris, 2010 ISBN 978-2-10-055065-4

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Table des matières

1 • Introduction

1

2 • Rappels sur le calcul matriciel

3

2.1 Notion de matrice

3

2.2 Opérations de base

4

2.3 Matrices carrées

7

3 • Rappels sur la mécanique du solide 3.1 Les contraintes

15

3.2 Les déformations

19

3.3 Relations entre contraintes et déformations

22

3.4 Énergie de déformation élastique

27

4 • Principes de la méthode des éléments finis en statique

31

4.1 Approximation nodale – fonctions de forme

31

4.2 Résolution

33

4.3 Organigramme général de résolution

43

5 • Éléments de barre et de ressort 5.1 Élément de barre © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

15

45 45

5.2 Matrices de rigidité élémentaires

45

5.3 Élément de ressort

46

5.4 Exemple 1 : console

47

5.5 Exemple 2 : treillis

54

6 • Éléments de poutre à deux nœuds

61

6.1 Équation générale des poutres planes

61

6.2 Élément de poutre plane à 2 nœuds

63

6.3 Élément de poutre tridimensionnel à 2 nœuds

72

6.4 Exemple 3 : poutre continue

78

6.5 Exemple 4 : portique

89

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V

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7 • Éléments isoparamétriques 7.1 Problématique du maillage

101 101

7.2 Familles d’éléments

104

7.3 Caractéristiques élémentaires

120

7.4 Intégration numérique

123

8 • Éléments de membrane

127

8.1 Exemple 5 : élément quadrangle

128

8.2 Exemple 6 : élément triangulaire

140

8.3 Exemple 7 : étude d’une plaque trouée

155

8.4 Exemple 8 : étude d’une poutre console

176

9 • Éléments de plaque

185

9.1 Rappels sur les théories des plaques

185

9.2 Exemple 9 : plaque simplement appuyée sur 4 côtés

192

9.3 Exemple 10 : plancher dalle

208

10 • Éléments de coque

215

10.1 Aspects théoriques

215

10.2 Exemple 11 : coque plate comprimée fléchie

218

10.3 Exemple 12 : étude d’une poutre en I

221

11 • Analyse non linéaire géométrique

227


227

11.2 Exemple 13 – Étude d’un shed symétrique

240

11.3 Exemple 14 – Flambement des poutres

254

11.4 Exemple 15 – Flambement des plaques

265

11.5 Exemple 16 – Déversement d’une poutre

275

Bibliographie

281

Compléments en ligne

283

1. Notice d’utilisation

283

2. Conditions générales d’utilisation

285

Index alphabétique

287

VI

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1 • Introduction

A

© Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

Pour mener à bien un projet technique, l’ingénieur ou technicien de bureau d’études doit concevoir puis dimensionner l’ouvrage de manière à fournir à l’entreprise exécutante les plans nécessaires à sa réalisation. Très souvent, celui-ci utilisera un outil de calcul basé sur la méthode dite des éléments finis dont l’utilisation s’est généralisée dans l’industrie depuis une vingtaine d’années. Cette méthode, qui n’est pas uniquement dédiée aux problèmes de structures lui permettra de résoudre un éventail très large de problèmes : structurels, thermiques, électromagnétiques, fluidiques, avec des aspects linéaires ou non linéaires, stationnaires ou transitoires. Différents éditeurs de logiciels se sont imposés sur ce marché. Ils proposent généralement plusieurs modules permettant d’aborder des problèmes multi physiques. La structure de ces codes comporte habituellement un pré-processeur, un ou plusieurs solveurs, un ou plusieurs post-processeurs. Le pré-processeur est une interface graphique permettant à l’utilisateur de décrire la géométrie et le type de problème à résoudre. Le ou les solveurs intègrent les bases des méthodes de résolution (linéaire ou non linéaire, stationnaire ou transitoire, etc.) spécifiques au cas étudié. Le ou les post-processeurs permettent de visualiser les résultats sous forme de courbes (évolution en fonction du temps, des charges, des déplacements, etc.) ou d’isovaleurs matérialisant le comportement de la structure par une échelle de couleurs variant du bleu au rouge généralement. Mais avant d’utiliser un tel code de calcul de manière opérationnelle, il est essentiel d’explorer ses capacités et surtout ses limites. Pour ce faire, le futur utilisateur devra maîtriser un minimum de prérequis théoriques dans le secteur visé (mécanique, génie civil, etc.) mais également dans le domaine de la méthode des éléments finis. Toujours dans ce même domaine et au niveau pratique, il devra être capable de résoudre des problèmes simples avec le logiciel mis à sa disposition. Généralement, les éditeurs de ces logiciels joignent au produit un manuel dit de vérification permettant de comparer les résultats obtenus à un référentiel souvent issu de bases théoriques. Dans le cadre de la mise en œuvre d’une nouvelle technique ou peut-être même lors d’une première utilisation, l’opérateur pourra aussi utiliser ce manuel comme base de formation à l’outil. C’est la démarche que nous avons essayé de reproduire en basant nos développements sur des résultats connus. Cet ouvrage a donc pour but de familiariser les ingénieurs et techniciens mais également les étudiants à cette méthode en abordant sa problématique par la pratique. 16 exemples traitant les aspects théoriques et pratiques de manière graduelle sont

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1

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1 • Introduction

ainsi proposés. Quand cela s’avère nécessaire, ceux-ci sont accompagnés de rappels sur les théories des poutres, des plaques ou des coques. Leurs résultats seront d’ailleurs, comme indiqué précédemment, très souvent utilisés comme référentiels. Ceci étant, cet ouvrage ne prétend pas couvrir la méthode de manière exhaustive car les techniques numériques abordées font partie des plus courantes dans les codes de calcul commerciaux. Partant de pré requis en mathématiques et mécanique du solide, le principe d’approximation élémentaire utilisé par cette méthode est tout d’abord appliqué en statique aux structures filaires en barres et poutres. La problématique du maillage et de la validation des modèles de calcul est ensuite abordée lors de l’étude des modélisations surfaciques avec des éléments membranes, plaques ou coques. Enfin, ces éléments sont ensuite utilisés dans le cadre de l’étude de la non linéarité géométrique et des méthodes de résolution associées telles que celles de Newton-Raphson ou de longueur d’arc. Ces différents aspects sont ensuite appliqués aux instabilités des structures comme le flambement, le déversement ou le voilement des âmes. Afin de bien décrire la méthodologie utilisée, la grande majorité de ces exemples est traitée pas à pas par des calculs manuels ou semi automatiques avec le logiciel Mathcad™ développé par la société Parametric Technology Corporation et dont les résultats sont recoupés avec les codes de calcul Advance Structure/Effel™ ou A baqus™ édités respectivement par les sociétés Graitec SA et Dassault Systèmes Simulia Corporation. Nous remercions d’ailleurs très sincèrement ces trois éditeurs pour nous avoir permis d’utiliser leurs logiciels pour illustrer nos exemples.

2

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A Le calcul par éléments finis nécessitant le maniement de nombreuses valeurs numériques, il est plus aisé d’exprimer celles-ci sous forme matricielle. En regroupant des termes de même nature au sein d’une seule et même variable, cette écriture plus synthétique permet en effet une meilleure compréhension des différentes phases de construction de la méthode. Ceci nécessite néanmoins la maîtrise des opérations de base associées à ce type de calcul : l’addition ou le produit de plusieurs matrices, la résolution de systèmes linéaires, etc.

2.1 Notion de matrice Soit la fonction polynomiale suivante : v( x ) = b0 + b1 x + b2 x 2 + b3 x 3 avec x Œ [0, L ] (2.1) Et sa dérivée : v ʹ( x ) = b1 + 2b2 x + 3b3 x 2 (2.2) Supposant que v( x ) et v ʹ( x ) valent v1 et β1 en x = 0 , v2 et β 2 en x = L , on peut aisément établir le système de 4 équations suivant :


⎧v1 = v ( 0 ) = b0 ⎪ ⎪ β1 = v ʹ ( 0 ) = b1 ⎨ 2 + b L3 v v L b b L b L = = + + ( ) 2 0 1 2 3 ⎪ ⎪ β 2 = v ʹ ( L ) = b1 + 2b2 L + 3b3 L2 ⎩

(2.3)

Cependant, ce système peut être exprimé de manière plus synthétique sous ⎧ v1 ⎫ ⎪β ⎪ ⎪ 1⎪ forme matricielle en posant que le vecteur {v} = ⎨ ⎬ peut être relié au vecteur ⎪ v2 ⎪ ⎧b0 ⎫ ⎪⎩ β 2 ⎪⎭ ⎪b ⎪ ⎪ 1⎪ {b} = ⎨ ⎬ via une matrice [ R ] . ⎪b2 ⎪ ⎪⎩b3 ⎪⎭

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3

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Anticipant sur les règles relatives au produit des matrices (cf. § 2.2.2), On a donc : ⎧ v1 ⎫ ⎡1 ⎪ β ⎪ ⎢0 ⎪ 1⎪ v = { } ⎨ ⎬ = ⎢⎢ ⎪ v 2 ⎪ ⎢1 ⎪⎩ β 2 ⎪⎭ ⎣0

0 0 0 ⎤ ⎧b0 ⎫ 1 0 0 ⎥ ⎪⎪b1 ⎪⎪ ⎥ ⋅ ⎨ ⎬ = [ R ] ⋅ {b} L L2 L3 ⎥ ⎪b2 ⎪ ⎥ 1 2 L 3L2 ⎦ ⎪⎩b3 ⎪⎭

équivalent au système d’équations (2.3). Dans ce cas {v} et {b} sont des vecteurs « colonne » à 4 lignes alors que la matrice [ R ] est une matrice dite carrée à 4 lignes et 4 colonnes. De manière générale, une matrice peut être caractérisée par un ensemble de nombres ordonnés et regroupés en n lignes et m colonnes. On aura alors une matrice de dimensions n ¥ m :

⎡ a11 ⎢a ⎢ 21 ⎢ a31 ⎢ [ A] = ⎢ . ⎢ ai1 ⎢ ⎢ . ⎢a ⎣ n1

a12 a22 a32 . ai 2 . an 2

a13 a23 a33 . ai 3 . an 3

. . . . . . .

a1 j a2 j a3 j . aij . anj

. . . . . . .

a1m ⎤ a2m ⎥ ⎥ a3m ⎥ ⎥ . ⎥ aim ⎥ ⎥ . ⎥ anm ⎥⎦

(2.4)

aij caractérisant le terme des i ème ligne et j ème colonne de la matrice [ A ] . Si n = 1 ou m = 1, la matrice sera associée suivant le cas, soit à un vecteur ligne, soit à un vecteur colonne qui sont généralement notés { } . De plus et spécifiquement pour les matrices dites carrées (n = m), les termes aii seront appelés termes diagonaux et formeront la diagonale de la matrice.

2.2 Opérations de base 2.2.1 Addition

Soit deux matrices [ A ] et [ B ] de dimensions n ¥ m construites à partir de (2.4), la matrice [C ] de mêmes dimensions, somme des matrices [ A ] et [ B ] , sera obtenue en posant que chacun des termes cij est égal à aij + bij . On aura alors :

4

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c13 c 23 c33 . ci 3 . cn 3

. . . . . . .

c1 j c2 j c3 j . cij . cnj

. . . . . . .

c1m ⎤ c 2m ⎥ ⎥ c 3m ⎥ ⎥ . ⎥= cim ⎥ ⎥ . ⎥ cnm ⎥⎦

A

⎡ c11 c12 ⎢c c ⎢ 21 22 ⎢c31 c32 ⎢ [C ] = ⎢ . . ⎢ c i1 c i 2 ⎢ . ⎢ . ⎢c ⎣ n1 cn 2


⎡ a11 + b11 ⎢a + b ⎢ 21 21 ⎢ a31 + b31 ⎢ . ⎢ ⎢ ai1 + bi1 ⎢ . ⎢ ⎢a + b ⎣ n1 n1

a12 + b12 a22 + b22 a32 + b32 . ai 2 + bi 2 . an 2 + bn 2

a13 + b13 a23 + b23 a33 + b33 . ai 3 + bi 3 . an 3 + bn 3

. a1 j . a2 j . a3 j . . aij . . anj

+ b1 j + b2 j + b3 j . + bij . + bnj

. a1m . a2m . a3m . . aim . . anm

+ b1m ⎤ (2.5) ⎥ + b2m ⎥ + b3m ⎥ ⎥ . ⎥ = [ A] + [B ] + bim ⎥ ⎥ . ⎥ + bnm ⎥⎦

Dans le cas d’une différence des matrices [ A ] et [ B ] , on posera de la même façon : cij = aij − bij

(2.6)

⎡1 0 2 3 ⎤ ⎡3 4 7 2 ⎤ Exemples : Soit les matrices [ A ] = ⎢ et [ B ] = ⎢ ⎥ ⎥ ⎣3 1 0 5 ⎦ ⎣1 6 2 3 ⎦


⎡ 4 4 9 5⎤ ⎡ −2 −4 −5 1 ⎤ [C ] = [ A ] − [ B ] = ⎢ ⎥ ⎥. ⎣ 7 2 8⎦ ⎣ 2 −5 −2 2 ⎦

[C ] = [ A ] + [ B ] = ⎢ 4

2.2.2 Produit ■■ Produit d’une matrice par un scalaire

Soit une matrice [ A ] de dimensions n ¥ m, la matrice [C ] , produit de la matrice [ A ] par le scalaire l sera obtenue en multipliant chacun des termes de la matrice [ A ] par l. On aura donc : cij = λ ⋅ aij (2.7) Exemple :

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⎡1 0 2 3 ⎤ ⎡ 3 0 6 9 ⎤ ⎥=⎢ ⎥ ⎣ 1 0 5 ⎦ ⎣9 3 0 15⎦

[C ] = 3 ⋅ [ A ] = 3 ⋅ ⎢3

5

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■■ Produit de 2 matrices

Soit deux matrices [ A ] et [ B ] de dimensions respectives n ¥ m et m ¥ l, la matrice [C ], produit des matrices [ A ] et [ B ] 1, de dimensions n ¥ l, sera obtenue en posant que les termes cij sont égaux à :

cij =

k =m

∑ aik × bkj

(2.8)

k =1

Par exemple, on trouvera pour le premier terme : c11 = a11 ⋅ b11 + a12 ⋅ b21 + ..... + a1m ⋅ bm1 Cependant et pour que ce produit soit possible, il est important de noter que le nombre de colonnes de la matrice [ A ] doit être égal au nombre de lignes de la matrice [ B ] . ⎡4 9⎤ ⎢3 1 ⎥ ⎡1 0 2 3 ⎤ ⎢ ⎥ Exemple : Soit les matrices [ A ] = ⎢ ⎥ et [ B ] = ⎢1 6 ⎥ 3 1 0 5 ⎣ ⎦ ⎢ ⎥ ⎣7 5 ⎦ ⎡1 ⋅ 4 + 0 ⋅ 3 + 2 ⋅1 + 3 ⋅ 7 1 ⋅ 9 + 0 ⋅ 1 + 2 ⋅ 6 + 3 ⋅ 5⎤ ⎡27 36 ⎤ [C ] = [ A ] ⋅ [ B ] = ⎢ 3 ⋅ 4 + 1 ⋅ 3 + 0 ⋅1 + 5 ⋅ 7 3 ⋅ 9 + 1 ⋅1 + 0 ⋅ 6 + 5 ⋅ 5 ⎥ = ⎢50 53 ⎥ ⎣ ⎦ ⎣ ⎦ ■■ Produit de 3 matrices

Soit trois matrices [ A ] , [ B ] et [C ] de dimensions respectives n ¥ m, m ¥ l et l ¥ p, la matrice [ F ] , produit des matrices [ A ] , [ B ] et [C ] , de dimensions n ¥ p sera obtenue en effectuant dans un premier temps soit le produit [ A ] ⋅ [ B ] soit celui de [ B ] ⋅ [C ] , les deux approches amenant au même résultat. ⎛ [D ] ⎞ ⎛ [E ] ⎞ [ F ] = [ A ] ⋅ [ B ] ⋅ [C ] = [ A ] ⋅ ⎜⎜ [ B ] ⋅ [C ] ⎟⎟ = [ A ] ⋅ [ D ] = ⎜⎜ [ A ] ⋅ [ B ] ⎟⎟ ⋅ [C ] = [ E ] ⋅ [C ] ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ ⎡4 ⎢3 ⎡1 0 2 3 ⎤ ⎢ B = , Exemple : Soit les matrices [ A ] = ⎢ [ ] ⎥ ⎢1 3 1 0 5 ⎣ ⎦ ⎢ ⎣7

9⎤ 27 36 ⎤ 1⎥ ⎥ et [C ] = ⎡ ⎢ ⎥ 6⎥ ⎣50 53 ⎦ ⎥ 5⎦

⎛ ⎡4 9⎤ ⎞ ⎜ ⎢ ⎥⎟ ⎡1 0 2 3 ⎤ ⎢ 3 1 ⎥ ⎟ ⎡27 36 ⎤ ⎡27 36 ⎤ ⎡27 ⎜ ([ A ] ⋅ [ B ]) ⋅ [C ] = ⎜ ⎢3 1 0 5⎥ ⋅ ⎢1 6 ⎥ ⎟ ⋅ ⎢50 53 ⎥ = ⎢50 53 ⎥ ⋅ ⎢50 ⎣ ⎦ ⎣ ⎦ ⎦ ⎣ ⎜⎜ ⎣ ⎢ ⎥ ⎟⎟ 7 5 ⎛ ⎣ ⎦⎠ ⎝ ⎡4 9⎤ ⎞ ⎟ ⎜ ⎢ ⎥ ⎡1 0 2 3 ⎤ 3 1 ⎡27 36 ⎤ ⎡27 36 ⎤ ⎡27 36 ⎤ ⎡ 2529 ([ A ] ⋅ [ B ]) ⋅ [C ] = ⎜⎜ ⎢3 1 0 5⎥ ⋅ ⎢⎢1 6 ⎥⎥ ⎟⎟ ⋅ ⎢50 53 ⎥ = ⎢50 53 ⎥ ⋅ ⎢50 53 ⎥ = ⎢ 4000 ⎣ ⎦ ⎣ ⎦ ⎦ ⎣ ⎦ ⎣ ⎜⎜ ⎣ ⎢ ⎥ ⎟⎟ 7 5 1. Le produit [A] ◊ [B] ≠ [B] ◊ [A]. ⎣ ⎦Généralement, ⎠ ⎝ matriciel n’est pas commutatif.

36 ⎤ ⎡ 2529 28880 ⎤ = 53 ⎥⎦ ⎢⎣ 4000 4609 ⎥⎦ 28880 ⎤ 4609 ⎥⎦

6

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9⎤ ⎞ ⎡ 558 621⎤ ⎟ ⎥ 1 ⎡27 36 ⎤ ⎟ ⎡1 0 2 3 ⎤ ⎢131 161 ⎥ ⎡ 2529 2880 ⎢ ⎥⋅ ⎥= = 6 ⎥ ⎢⎣50 53 ⎥⎦ ⎟ ⎢⎣3 1 0 5 ⎥⎦ ⎢327 354 ⎥ ⎢⎣ 4000 4609 ⎟ ⎢ ⎥ ⎥ ⎟ 5⎦ ⎣ 439 3117 ⎦ ⎠ ⎛ ⎡4 9⎤ ⎞ ⎡ 558 621⎤ ⎜⎢ ⎟ ⎢ ⎥ ⎥ ⎡1 0 2 3 ⎤ 3 1 ⎡27 36 ⎤ ⎡1 0 2 3 ⎤ 131 161 ⎡ 2529 2880 ⎤ [ A ] ⋅ ([ B ] ⋅ [C ]) = ⎢3 1 0 5 ⎥ ⋅ ⎜⎜ ⎢⎢1 6 ⎥⎥ ⋅ ⎢50 53 ⎥ ⎟⎟ = ⎢3 1 0 5⎥ ⎢⎢327 354 ⎥⎥ = ⎢ 4000 4609 ⎥ ⎣ ⎦ ⎜ ⎦ ⎣ ⎦⎟ ⎣ ⎣ ⎦ ⎢ ⎥ ⎜ ⎢7 5 ⎥ ⎟ 439 31 1 7 ⎣ ⎦ ⎦ ⎝⎣ ⎠ ⎛ ⎡4 ⎜⎢ ⎡1 0 2 3 ⎤ ⎜ ⎢ 3 [ A ] ⋅ ([ B ] ⋅ [C ]) = ⎢3 1 0 5 ⎥ ⋅ ⎜ ⎢1 ⎣ ⎦ ⎜ ⎜ ⎢7 ⎝⎣

A

2.2.3 Matrice transposée

Soit la matrice [ A ] de dimensions n ¥ m, la matrice [ B ] de dimensions m ¥ n T transposée de [ A ] (notée [ A ] ) sera obtenue en posant pour chacun des termes de [ B ] que bij = a ji . Pratiquement, ce calcul revient à échanger les lignes et les colonnes de la matrice [ A ] . ⎡1 0 2 3 ⎤ T Exemple : soit la matrice [ A ] = ⎢ ⎥ [B ] = [ A] 3 1 0 5 ⎣ ⎦

⎡1 ⎢0 =⎢ ⎢2 ⎢ ⎣3

3⎤ 1⎥ ⎥. 0⎥ ⎥ 5⎦

On notera par ailleurs que : T

([ A ] ⋅ [ B ])

T

T

= [B ] ⋅ [ A]

(2.9)

2.3 Matrices carrées 2.3.1 Matrice identité © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

La matrice identité, notée [ I ] , est une matrice carrée dont les termes diagonaux sont égaux à 1, tous les autres étant nuls. De ce fait, le produit de la matrice identité par une matrice [ A ] quelconque (ou inversement) est égal à la matrice [ A ] elle-même.

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⎡1 ⎢0 ⎢ [ I ] = ⎢0 ⎢ ⎢. ⎢0 ⎣

0 1 0 . 0

0 0 1 . 0

. . . . .

0⎤ 0⎥ ⎥ 0 ⎥ et [ I ] ⋅ [ A ] = [ A ] ⋅ [ I ] = [ A ] ⎥ .⎥ 1 ⎥⎦

(2.10)

7

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2.3.2 Matrice inverse −1

−1

−1

−1

[ A] ⋅ [ A] = [ A] ⋅ [ A]

−1

La matrice inverse de [ A ] notée [ A ] est définie telle que [ A ] ⋅ [ A ] = [ A ] ⋅ [ A ] = [ I ] = [ I ] et peut être calculée en posant : 1 T ⋅ Com [ A ] (2.11) [ A ]−1 = det [ A ] où Com [ A ] et det [ A ] sont respectivement la comatrice et le déterminant de la matrice [ A ] . La matrice [ A ] sera donc inversible à condition que son déterminant soit différent de 0.

■■ Calcul du déterminant

– 2 dimensions : ⎡ a11 det ⎢ ⎣ a21

a12 ⎤ a11 = a22 ⎥⎦ a21

a12 = a11 ⋅ a22 − a12 ⋅ a21 a22

(2.12)

– 3 dimensions : ⎡ a11 ⎢ det ⎢ a21 ⎢ a31 ⎣

a12 a22 a32

a13 ⎤ a11 ⎥ a23 ⎥ = a21 a33 ⎥⎦ a31

a12 a22 a32

a13 a23 a33

(2.13)

Qui peut être calculé grâce à la règle de Sarrus : a11 a21 a31

a12 a22 a32

a13 a23 a33

a11 a21

a12 a22

a13 a33

+ Produit des 3 termes – Produit des 3 termes

= a11 ⋅ a22 ⋅ a33 + a21 ⋅ a32 ⋅ a13 + a31 ⋅ a12 ⋅ a33 − a13 ⋅ a22 ⋅ a31 − a23 ⋅ a32 ⋅ a11 − a33 ⋅ a12 ⋅ a21 ■■ Calcul de la comatrice et la matrice inverse

La comatrice de [ A ] , notée Com [ A ] , correspond à la matrice des cofacteurs de [ A ] .i +Lej cofacteur du terme i, j de la matrice [ A ] est obtenu en multipliant par ( −1) le déterminant de la sous-matrice issue de la suppression des ligne i et colonne j. – 1 dimension : 1 (2.14) [ A ] = a11 ⇒ [ A ]−1 = a11 8

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– 2 dimensions :

⎣

21

−1

⇒ [ A]

a12 ⎤ ⎡ a22 ⇒ Com [ A ] = ⎢ ⎥ a22 ⎦ ⎣ −a12

⎡ a22 1 = ⋅⎢ det [ A ] ⎣ − a21

−a12 ⎤ a11 ⎥⎦

−a21 ⎤ a11 ⎥⎦

(2.15)

– 3 dimensions : a21 a23 a21 a22 ⎡ a22 a23 − + ⎢+ a31 a33 a31 a32 ⎢ a322 a33 ⎡ a11 a12 a13 ⎤ ⎢ a12 a13 a11 a12 a11 a13 [ A ] = ⎢⎢ a21 a22 a23 ⎥⎥ ⇒ Com [ A ] = ⎢ − a a + a a − a a ⎢ 32 33 31 33 31 32 ⎢ a31 a32 a33 ⎥ ⎢ ⎣ ⎦ ⎢ + a12 a13 − a11 a13 + a11 a12 ⎢ a21 a23 a21 a22 ⎣ a22 a23 ⎡ a22 a33 − a23 a32 a23 a31 − a21a33 a21a32 − a22 a31 ⎤ 1 ⎢ ⎥ −1 a13 a32 − a12 a33 a11a33 − a13 a31 a12 a31 − a11a32 ⎥ ⇒ [ A] = ⎢ det [ A ] ⎢ a12 a23 − a13 a22 a13 a21 − a11a23 a11a22 − a12 a21 ⎥ ⎣ ⎦

⎤ ⎥ ⎥ ⎥ ⎥ ⎥ ⎥ ⎥ (2.16) ⎥ ⎦

A

⎡ a11

[ A] = ⎢a

2.3.3 Méthodes de résolution de systèmes linéaires

Considérant n équations à n inconnues (qui sont regroupées dans le vecteur {q} ), la résolution du système linéaire de type [ K ] ⋅ {q} = {F } amène à isoler le vecteur {q} de manière à obtenir : −1 −1 −1 K ] ⋅ [ K ] ⋅ {q} = [ K ] ⋅ {F } ⇒ {q} = [ K ] ⋅ {F } [ K ] ⋅ {q} = {F } ⇔ [

(2.17)

[I ]


Ceci suppose bien sûr que le déterminant de la matrice [ K ] est différent de 0. Dans le cas contraire, on parlera de système singulier. Nous verrons d’ailleurs par la suite qu’en éléments finis la singularité de la matrice de rigidité [ K ] est souvent à associer à un problème de conditions d’appui. De plus, la méthode de calcul par éléments finis amenant dans la plupart des cas à la résolution d’un système de n équations à n inconnues de grandes dimensions, l’inversion conventionnelle vue au chapitre précédent s’avérera peu efficace. Les outils de calcul par éléments finis font donc très souvent appel à des méthodes plus pertinentes telles que celles par élimination de Gauss, de Cholesky ou frontale. Il existe deux grandes familles de méthodes de résolution : les méthodes directes (Gauss, Cholesky, frontale, etc.) et les méthodes itératives (gradients conjugués). Leur efficacité sera directement liée aux performances du ou des processeurs de l’ordinateur utilisé, de la vitesse d’accès au disque dur mais surtout de la quantité de mémoire vive (RAM) disponible. Généralement, les méthodes de gradients conjugués se révèlent moins gourmandes en terme de mémoire. Ceci étant et spécifiquement pour les problèmes linaires

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élastiques comportant plusieurs cas de charges, leur utilisation apparaît moins pertinente dans la mesure où celles-ci nécessitent une résolution complète à chaque changement d’état de charges. En effet et dans le cas des méthodes directes appliquées aux problèmes linéaires élastiques, seul le premier cas de charges nécessite une inversion de la matrice de rigidité, les résultats des cas suivants étant obtenus par linéarité après stockage de la matrice inversée en mémoire (uniquement si les conditions d’appui ou de température ne varient pas). ■■ Résolution par la méthode par élimination de Gauss

Soit le système à résoudre [ K ] ⋅ {q} = {F } (n équations à n inconnues) :

⎧k11q1 + k12 q2 + k13 q3 + ................. + k1n qn = F1 ⎪k q + k q + k q + ................. + k q = F 2n n 2 ⎪ 21 1 22 2 23 3 ⎪⎪ . . . . . ⎨ . . . . ⎪ . ⎪ . . . . . ⎪ ⎪⎩kn1q1 + kn 2 q2 + kn 3 q3 + ................. + knn qn = Fn

(2.18)

Pour éliminer la 1re inconnue, la méthode consistera à exprimer q1 en fonction des autres inconnues et à la remplacer dans les (n –1) équations restantes :

q1 =

1 ( F1 − k12 q2 − k13q3 − ................ − k1n qn ) k11

(2.19)

Donc et en remplaçant (2.19) dans (2.18), le système devient :

avec

⎧k11q1 + k12 q2 + k13 q3 + ................. + k1n qn = F1 ⎪ 1 q + k1 q + ................. + k1 q = F 1 k22 2 23 3 2n n 2 ⎪ ⎪⎪ . . . . ⎨ . . . . ⎪ ⎪ . . . . ⎪ 1 1 1 kn 2 q2 + kn 3 q3 + ................. + knn qn = Fn1 ⎪⎩

(2.20)

k s −1ksjs−1 ⎧ s s −1 − is k = k ⎪ ij ij ksss−1 ⎪ ⎨ s −1 F s −1 k s is ⎪ F s = F s −1 − i ⎪⎩ i ksss−1

Au terme de la nième élimination, le système s’écrit sous forme triangulaire ce qui rend aisée sa résolution : 10

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⎧k11q1 + k12 q2 + k13 q3 + ................. + k1n qn = F1 ⎪ 1 q + k1 q + ................. + k1 q = F 1 k22 2 23 3 2n n 2 ⎪ 2 2 2 ⎪⎪ k33 q3 + ................. + k3n qn = F3 ⎨ . . ⎪ ⎪ . . ⎪ n− −1q = F n −1 ⇒ q knn ⎪⎩ n n n

(2.21)

Ceci étant, l’utilisation de la méthode par élimination n’est envisageable que si les termes diagonaux de la matrice [ K ] sont non nuls. Dans le cas contraire, un ou plusieurs pivots nuls rendront l’inversion de la matrice [ K ] impossible. Bien évidemment, tous ces pivots doivent être différents de zéro et nous verrons même qu’en éléments finis, ceux-ci doivent être positifs.

A


■■ Exemple de résolution par la méthode de Gauss

Soit le système d’équations suivant :

⎡ 3 0 −1 −1 0 ⎤ ⎧U 2 ⎫ ⎧ 0 ⎫ ⎢ 0 2 −1 0 0 ⎥ ⎪V ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎥ ⎪⎪ 2 ⎪⎪ ⎪⎪ ⎪⎪ ES ⎢ ⎢ −1 −1 2 1 −1⎥ ⎨V3 ⎬ = ⎨− P ⎬ 2L ⎢ ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎢ −1 0 1 3 0 ⎥ ⎪U 4 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎢ 0 0 −1 0 2 ⎥ ⎪V4 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎣ ⎦⎩ ⎭ ⎩ ⎭

(2.22)

□□ 1re étape : élimination de U2

De la 1re équation de (2.22), on déduit que :

U2 =

V3 + U 4 3

(2.23)


En remplaçant (2.23) dans (2.22), la nouvelle expression du système fait apparaître quatre équations indépendantes de U 2 : −1 −1 ⎡3 0 ⎢0 2 0 −1 ⎢ ⎢ 1 1 ES ⎢0 −1 2 − 1− 3 3 2L ⎢ 1 1 ⎢0 0 1 − 3− ⎢ 3 3 ⎢0 0 1 0 − ⎣

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0⎤ ⎡3 0 −1 −1 0 ⎤ ⎥ ⎢0 2 −1 0 0 ⎥ ⎧U 2 ⎫ ⎧ 0 ⎫ U ⎧ ⎫ 2 0 ⎥⎪ ⎪ ⎢ ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎥ ⎪V 2 ⎪ ⎢ ⎥ V2 5 2 −1⎥ ⎪⎪V ⎪⎪ ⎪⎪− P ⎪⎪ −1⎥ ⎪V ⎪ ES ⎢0 −1 ⎨ 3⎬= ⎨ 3⎬=⎨ ⎬ 3 3 ⎥ ⎪ ⎪ 2L ⎢ ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ U ⎢0 0 2 8 0 ⎥ ⎪U 4 ⎪ ⎪ 0 ⎪ 0 ⎥⎪ 4⎪ ⎥ ⎪V ⎪ ⎢ ⎥ ⎪V ⎪ ⎪ 0 ⎪ 3 3 ⎥⎩ 4 ⎭ ⎢0 0 −1 0 2 ⎥ ⎩ 4 ⎭ ⎩ ⎭ 2⎦ ⎣ ⎦ (2.24)

11

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□□ 2e étape : élimination de V2

Pour éliminer V2 , on répète l’opération en considérant cette fois la deuxième équation de (2.24) d’où : V V2 = 3 (2.25) 2 Le système devient alors : ⎡3 ⎢0 ⎢ ⎢ ES ⎢0 2L ⎢ ⎢0 ⎢ ⎢0 ⎣

−1 0 ⎤ ⎡3 0 −1 −1 0 ⎤ ⎢0 2 −1 0 0 ⎥ ⎧U 2 ⎫ ⎧ 0 ⎫ ⎥ 0 0 ⎧U 2 ⎫ ⎢ ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎥⎪ ⎪ 0 ⎢ ⎥ V2 ⎥ ⎪V 2 ⎪ 7 2 2 −1⎥ ⎪⎪V ⎪⎪ ⎪⎪− P ⎪⎪ −1⎥ ⎪V ⎪ ES ⎢0 0 ⎨ 3⎬= ⎨ 3⎬=⎨ ⎬ 6 3 3 ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎥ ⎪ ⎪ 2L ⎢ U 8 ⎢0 0 2 8 0 ⎥ ⎪U 4 ⎪ ⎪ 0 ⎪ 0 ⎥⎪ 4⎪ ⎥ ⎪V ⎪ ⎢ ⎥ ⎪V ⎪ ⎪ 0 ⎪ 3 3 3 ⎥⎩ 4 ⎭ ⎢0 0 −1 0 2 ⎥ ⎩ 4 ⎭ ⎩ ⎭ 0 2⎦ ⎣ ⎦

0 2

−1 −1 5 1 0 − 3 2 2 0 3 0 −1

(2.26) Et ainsi de suite… □□ 3e étape : élimination de V3

6 ⎛ 2 PL 2 ⎞ V3 = ⎜ − − U 4 + V4 ⎟ 7 ⎝ ES 3 ⎠

⎡3 ⎢0 ⎢ ⎢ 0 ES ⎢ ⎢ 2L ⎢ ⎢0 ⎢ ⎢0 ⎢⎣ ⎡3 ⎢0 ⎢ ⎢ ES ⎢0 ⎢ 2L ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢0 ⎢⎣

0 −1 2 −1 7 0 6 0 0 0 2 0 0 0

0 ⎤ −1 ⎧ 0 ⎫ 0 0 ⎥ ⎧U ⎫ ⎪ ⎥ 2 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎥⎪ ⎪ 2 −1 ⎥ ⎪V2 ⎪ ⎪ − P ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 3 ⎥ ⎨V3 ⎬ = ⎨ ⎬ 8 2 6 ⎛ 2 ⎞ 2 6 ⎥ ⎪ ⎪ ⎪2 ⋅ 6 P ⎪ 0 + ⋅ ⋅⎜− ⎟ ⋅ ⎥ U4 3 3 7 ⎝ 3 ⎠ 3 7 ⎪ ⎪ ⎪3 7 ⎪ ⎥ ⎪V ⎪ ⎪ 6 ⎪ 6 ⎛ 2⎞ 6⎥⎩ 4 ⎭ ⎪ − P ⎪ 0 − ⋅⎜− ⎟ 2− ⎩ 7 ⎭ 7 ⎝ 3⎠ 7 ⎥⎦ −1 −1 0 ⎤ ⎧ 0 ⎫ −1 0 0 ⎥ ⎧U 2 ⎫ ⎪ ⎥ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎥ 7 2 −1⎥ ⎪V2 ⎪ ⎪ − P ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 6 3 ⎥ ⎨V3 ⎬ = ⎨ 4 ⎬ 16 4 ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ P ⎪ U4 0 7 ⎪ 7 7 ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎥ ⎪⎩V4 ⎪⎭ ⎪ 6 ⎪ 4 8⎥ ⎪⎩− 7 P ⎪⎭ 0 ⎥ 7 7⎦

(2.27)

(2.28)

12

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□□ 4e étape : élimination de U4

U4 =

0 −1 −1 2 −1 0 7 2 0 6 3 16 0 0 7 0

0

(2.29)

0 0

⎤ 0 ⎧ ⎫ ⎥ ⎪ ⎪ U ⎧ ⎫ 2 ⎥ 0 ⎪ ⎥ ⎪V ⎪ ⎪ 2⎪ ⎪ ⎪ −1 P − ⎪ ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ V = ⎥⎨ 3 ⎬ ⎨ ⎬ 4 4 P ⎥ ⎪U ⎪ ⎪ ⎪ 7 ⎥⎪ 4⎪ ⎪ ⎪ 7 ⎥ ⎪⎩V4 ⎪⎭ ⎪ 6 1 ⎪ 8 4 ⎛ 1 ⎞⎥ ⎪⎩− 7 P − 7 ⋅ P ⎪⎭ + ⎜− ⎟ 7 7 ⎝ 4 ⎠ ⎥⎦

0

(2.30)

A

⎡3 ⎢0 ⎢ ⎢ 0 ES ⎢ ⎢ 2L ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢0 ⎣⎢

PL V4 − 2 ES 4

Soit finalement :

⎡3 ⎢0 ⎢ ⎢ ES ⎢0 ⎢ 2L ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢0 ⎢⎣

0 −1 −1 2 −1 0 7 2 0 6 3 16 0 0 7 0

0

0

0 ⎤ 0 ⎫ ⎧ 0 ⎥ ⎧U 2 ⎫ ⎪ ⎪ ⎥ 0 ⎪ ⎥ ⎪V 2 ⎪ ⎪ ⎪ −P −1 ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ V = ⎥⎨ 3 ⎬ ⎨ ⎬ 4 4 ⎥⎪ ⎪ ⎪ P ⎪ U4 7 ⎪ 7 ⎥⎪ ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎥ ⎪⎩V4 ⎪⎭ ⎪ 6 8 1⎥ ⎪⎩− 7 P − 7 ⋅ P ⎪⎭ − 7 7 ⎦⎥

(2.31)

On déduit de la 5e équation :

ES 2 PL ⋅V4 = − P ⇒ V4 = − 2L ES

(2.32)


D’où à partir de (2.23), (2.25), (2.27) et (2.29), les valeurs des autres inconnues : PL V4 PL − = 2 ES 4 ES 6 ⎛ 2 PL 2 4 PL ⎞ V3 = ⎜ − − U 4 + V4 ⎟ = − ES 7 ⎝ ES 3 ⎠ V3 2 PL V2 = =− ES 2 V3 + U 4 PL U2 = =− ES 3 U4 =

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(2.33)

13

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Bien évidemment, la méthode par élimination de Gauss s’avère dans ce cas bien compliquée comparée à une approche plus classique telle que celle décrite ci-dessous. Reprenant le système (2.22), les 2e et 5e équations permettent de déduire respectivement que 2V2 = V3 et 2V4 = V3 d’où V2 = V4 . De la somme des 1re et 4e équations résulte que 2U 2 + 2U 4 = 0 ⇒ U 2 = −U 4 . D’où à partir de la 1re : 3U 2 − V3 − U 4 = 0 ⇒ V3 = 4U 2 . En remplaçant ces différents résultats dans la 3e équation, on obtient finalement : 2 PL 2 PL 4 PL ⇒ −2U 2 + V3 = − ⇒ V3 = − ES ES ES 2 PL PL . U 2 = −U 4 = − et V2 = V4 = − ES ES

−U 2 − V2 + 2V3 + U 4 − V4 = − Soit

14

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3 • Rappels sur la mécanique du solide

A 3.1 Les contraintes 3.1.1 Notion de contrainte

Soit un solide en équilibre comportant 2 parties 1 et 2 limitées par une section S, S

1

O

2

Figure 3.1 – Équilibre d’un solide.


Son état d’équilibre permet d’établir que la somme vectorielle des forces issues de  1 et agissant   sur 2 d’une part, et de 2 agissant sur 1 d’autre part, est nulle : F1→2 + F2→1 = 0 . L’équilibre de chacune des parties, 1 par exemple, est donc caractérisé par l’action des forces extérieures de volume et de surface qui lui sont appliquées mais également par les forces intérieures exercées par la partie 2 sur la  section S.  dF On définit donc le vecteur contrainte f1 comme étant la limite de lorsque la dS  surface dS tend vers zéro. Quand dS est considérée dans le plan yz, ce vecteur f1 peut être décomposé en trois composantes : une normale à cette surface et deux dF dans son plan. La première, égale à σ xx = σ x = lim x , est appelée contrainte dS →0 dS dFy normale alors que les deux autres, notées respectivement τ xy = lim et dS →0 dS dF τ xz = lim z , sont dites de cisaillement. dS →0 dS

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15

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3.1 Les contraintes τxy

S

y

O

1

σx

τxz

dF

j

z dS

i

x

k

Figure 3.2 – Notion de contrainte.

  En répétant l’opération pour les plans xz f 2 et xy f 3 , deux contraintes normales et quatre de cisaillement viennent s’ajouter aux trois précédentes, soit σ yy ,τ yx ,τ yz pour le premier et σ zz ,τ zx ,τ zy pour le second. Finalement, les vecteurs contrainte ont pour expressions :

( )

( )

⎧τ ⎫ ⎧σ ⎫ ⎧τ ⎫  ⎪ xx ⎪  ⎪ yx ⎪  ⎪ zx ⎪ f1 = ⎨ τ xy ⎬ ; f 2 = ⎨σ yy ⎬ ; f 3 = ⎨ τ zy ⎬ (3.1) ⎪τ ⎪ ⎪τ ⎪ ⎪σ ⎪ ⎩ xz ⎭ ⎩ zz ⎭ ⎩ yz ⎭ La convention de signes la plus souvent retenue dans les logiciels éléments finis est d’associer une contrainte normale positive à une traction. 3.1.2 Équations internes

L’étude de l’équilibre d’un infiniment petit de côtés dx , dy , dz soumis à des forces internes de volume f xv , f yv , f zv permet d’établir dans un premier temps la réciprocité des contraintes de cisaillement. En effet et en se basant sur l’équilibre des moments, on peut déduire pour :

L’axe z

∑ M /Oz = 0 ⇔

∂τ xy ⎞ ∂τ yx ⎞ ⎤ dy ⎡⎛ ⎤ dx dx ⎡⎛ dy dx ⎟ ⋅ dydz ⎥ ⋅ + τ xy ⋅ dydz ⋅ − ⎢⎜τ yx + dy ⎟ ⋅ dxdz ⎥ ⋅ − τ yx ⋅ dxdz ⋅ = 0 ⎢⎜τ xy + ∂x 2 ⎣⎝ ∂y 2 M /Oz = 0 ⇔ ⎠ ⎠ ⎣⎝ ⎦ 2 ⎦ 2 ∂τ xy ⎞ ∂τ yx ⎞ ⎤ dy ⎤ dx dx ⎡⎛ dy + dx ⎟ ⋅ dydz ⎥ ⋅ + τ xy ⋅ dydz ⋅ − ⎢⎜τ yx + dy ⎟ ⋅ dxdz ⎥ ⋅ − τ yx ⋅ dxdz ⋅ = 0 2 ⎣⎝ ∂x ∂y 2 ⎠ ⎠ ⎦ 2 ⎦ 2 ∂τ xy dx ∂τ yx dy ⇒ τ xy − τ yx + ⋅ − ⋅ =0 ∂ ∂y 2 x 2

(

(

)

)

(

(

)

)

≈0

≈0

16

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3.1 Les contraintes

σ yy¢ = σ yy +

τxz

τ ¢τ’ zy zy

fz v σ ¢zz

τyx

dy

τ ¢yx

τ ¢yx = τ yx +

τ xy¢ = τ xy +

∂τ xy ∂x

σzz

τzx

dy τxy

∂y

fyv

τ ¢yz

σxx

∂σ yy

fxv

O τzy τ ¢zx τyz

∂τ yx ∂y

dy

dx

σ xx¢ = σ xx +

A

∂σ xx dx ∂x


τ ¢xz

dz y x

dx

z

σyy τ ¢zx = τ zx +

∂τ zx dz ∂z

Figure 3.3 – Équilibre de volume.

d’où :

τ xy = τ yx

(3.2)

τ yz = τ zy et τ zx = τ xz

(3.3)

Et les deux autres axes x et y

Le nombre de contraintes de cisaillement se réduit donc à trois. Les six valeurs caractérisant l’état de contrainte peuvent alors être regroupées au sein d’un vecteur de composantes :

{σ }T = {σ xx σ yy σ zz τ xy τ yz τ xz }


(3.4)

Maintenant et en effectuant la somme des efforts suivant x, l’équation d’équilibre correspondante permet également de montrer que : ⎛

∑ F/ x = 0 ⇔ ⎜ σ xx + ⎝

⎛ ∂τ yx ⎞ ∂σ xx ⎞ dx ⎟ ⋅ dydz + ⎜τ yx + dy ⎟ ⋅ dxdz ∂x ∂y ⎠ ⎝ ⎠

∂τ ⎛ ⎞ + ⎜τ zx + zx dz ⎟ ⋅ dxdy − σ xx ⋅ dydz − τ yx ⋅ dxdz − τ zx ⋅ dxdy + f xv ⋅ dxdydzz = 0 ∂z ⎝ ⎠ ∂σ xx ∂τ yx ∂τ zx + + f xv = 0 ⇒ + ∂y ∂z ∂x

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17

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3.1 Les contraintes

Soit après extension de l’opération aux deux autres axes : ∂σ xx ∂τ yx ∂τ zx + + + f xv = 0 ∂x ∂y ∂z ∂τ xy ∂σ yy ∂τ zy + + + f yv = 0 ⇔ div (σ ) + f = 0 ∂x ∂y ∂z ∂τ xz ∂τ yz ∂σ zz + + + f zv = 0 ∂x ∂y ∂z

(3.5)

Ces trois équations sont généralement appelées équations d’équilibre de volume. 3.1.3 Équations externes y

B

σzz τxz

s

τzx

σxx τxy

f

τzy

O

τyz

A

x

τyx σyy C z Figure 3.4 – Équilibre de surface.

Soit un tétraèdre OABC infiniment petit dont l’aire ABC, notée ds , constitue la surface du milieu solide. ⎧ f xs ⎫ ⎪ ⎪ Sachant qu’une charge répartie f s de composantes ⎨ f ys ⎬ est appliquée sur cette ⎪f s⎪ ⎩ z⎭ 18

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surface et que les cosinus directeurs de la normale au plan ABC sont notés l, m et n, l’équilibre du tétraèdre se résume à un système de trois équations : f xs ⋅ ds = l ⋅ ds ⋅ σ xx + m ⋅ ds ⋅τ yx + n ⋅ ds ⋅τ zx f ys ⋅ ds = l ⋅ ds ⋅τ xy + m ⋅ ds ⋅ σ yy + n ⋅ ds ⋅τ zy f zs ⋅ ds = l ⋅ ds ⋅τ xz + m ⋅ ds ⋅τ yz + n ⋅ ds ⋅ σ zz

⎧ f xs ⎫ ⎡σ xx f xs = l ⋅ σ xx + m ⋅τ yx + n ⋅τ zx ⎪ ⎪ ⎢ f ys = l ⋅τ xy + m ⋅ σ yy + n ⋅τ zy ⇔ ⎨ f ys ⎬ = ⎢ τ xy ⎪ f s ⎪ ⎢τ f zs = l ⋅τ xz + m ⋅τ yz + n ⋅ σ zz ⎩ z ⎭ ⎣ xz

τ yx σ yy τ yz

⎧l ⎫ τ zx ⎤ ⎧ l ⎫ ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ τ zy ⎥ ⎨m ⎬ = [σ ] ⋅ ⎨m ⎬ (3.6) ⎪n ⎪ σ zz ⎥⎦ ⎪⎩ n ⎪⎭ ⎩ ⎭

A

Soit après simplification :

Ces équations d’équilibre de surface correspondent en fait aux conditions aux limites du système d’équations aux dérivées partielles (3.5). [σ ] est appelé tenseur des contraintes (cf. [1]).

3.2 Les déformations 3.2.1 Notion de déformation


L’action de forces extérieures sur un solide déformable entraîne pour chacun des points de sa géométrie un mouvement pouvant être décomposé en trois phases distinctes : une translation d’ensemble (mouvement de corps rigide en translation), une rotation d’ensemble (mouvement de corps rigide en rotation) et enfin une déformation pure. La déformation qui correspond à un mouvement relatif par rapport à un référentiel donné, peut suivre plusieurs hypothèses comme celles des petites ou grandes déformations mais également être associée à des petits ou grands déplacements. Considérant le cas le plus courant, seules les hypothèses de petites déformations et petits déplacements seront développées dans ce qui suit, les deux restantes étant abordées au chapitre 11. 3.2.2 Déplacements

 Le mouvement d’un point de O vers O’ caractérisé par le vecteur q peut être décomposé dans un système xyz en 3 composantes u, v, w qui représentent les déplacements de ce point sur les axes de référence soit :     q = u ⋅i + v ⋅ j + w ⋅ k (3.7) On définit par ailleurs la norme du déplacement comme étant :  q = u2 + v 2 + w 2

(3.8)

Ces déplacements u, v ou w sont généralement des fonctions de x pour les poutres, de x et y pour les plaques et coques, de x, y et z pour les solides.

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19

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y

v

q

O

O’

j

u

i

x

k

w z Figure 3.5 – Déplacement d’un point.

3.2.3 Relations entre déplacements et déformations

En considérant dans un premier temps un état plan de déformation dans le plan xOy, Les déformations normales et distorsion angulaire peuvent être obtenues (cf. [2]) en posant que : ∂u dx + u + dx − u − dx ∂u AʹB ʹ − AB ∂x = = lim ε xx = lim dx →0 dx →0 dx ∂x AB (3.9) ∂v dy + v + dy − v − dy ∂y ∂v AʹD ʹ − AD = = lim ε yy = lim dy →0 dy →0 ∂y dy AD

⎛π ⎞ ∂v ∂u + γ xy = lim ⎜ − B ʹAʹD ʹ ⎟ = dx →0 2 ∂x ∂y ⎝ ⎠ dy →0

(3.10)

La généralisation de cette approche bidimensionnelle aux deux autres plans permettra d’obtenir :

∂u ∂x ∂v = ∂y ∂w = ∂z

∂v ∂u + ∂x ∂y ∂v ∂w = + ∂z ∂y ∂u ∂w = + ∂z ∂x

ε xx =

γ xy =

ε yy

γ yz

ε zz

γ zx

(3.11)

20

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d’où l’expression générale des composantes du vecteur des déformations : T

{

}

(3.12) {ε } = ε xx ε yy ε zz γ xy γ yz γ xz L’expression (3.11) est en fait une version linéarisée de celle établie lors de l’étude de la non linéarité géométrique au chapitre 11 (cf. équations (11.3) et (11.4)). Par ailleurs, (3.11) pourra également être exprimée sous la forme matricielle suivante :

u+

y


∂ ∂x ∂ ∂z 0

A

(3.13)

C’ D’ C B’ ∂v ∂x

A’

v

B A

0

∂u dy ∂y

D dy

∂ ∂y

⎤ 0⎥ ⎥ 0⎥ ⎥ ⎥ ∂ ⎥⎧ ⎫ u ∂z ⎥ ⎪ ⎪ ⎥ ⎨v ⎬ 0 ⎥ ⎪w ⎪ ⎥⎩ ⎭ ∂⎥ ⎥ ∂y ⎥ ∂⎥ ⎥ ∂x ⎦

π − γ xy 2

∂u ∂y

∂v v + dy ∂y

0

⎡∂ ⎢ ∂x ⎢ ⎢ ⎧ε xx ⎫ ⎢ 0 ⎪ε ⎪ ⎢ ⎪ yy ⎪ ⎢ 0 ⎪⎪ε zz ⎪⎪ ⎢ {ε } = ⎨ ⎬ = ⎢ ∂ ⎪γ xy ⎪ ⎢ ⎪γ yz ⎪ ⎢ ∂y ⎪ ⎪ ⎢ ⎪⎩γ xz ⎪⎭ ⎢ 0 ⎢ ⎢∂ ⎢ ⎣ ∂z

u dx

u+

v+

∂v dx ∂x

∂u dx ∂x

x O Figure 3.6 – Déformations planes.

9782100544639.indb 21

21

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3.3 Relations entre contraintes et déformations 3.3.1 Essai de traction pure

Considérant un barreau de longueur L et de section S, la contrainte normale résulF est constante tout le long tant de l’action de la force F à son extrémité σ xx = S du barreau. Sa déformation suivant x peut être calculée grâce à la relation (3.9) soit : du ΔL ε xx = = . dx L En faisant varier F , l’évolution de la contrainte normale en fonction de la déformation axiale, pour un matériau isotrope, peut être dans le cas d’un acier doux schématisée sous la forme suivante.

Secon S x y

L

z

u

h

d

F Figure 3.7 – Allongement d’un barreau.

σu σe

σ xx =

F S

ε xx =

E=

σ xx ε xx

Zone linéaire élasque

Zone plasque

Raffermissement

∆L L

Rupture

Figure 3.8 – courbe contrainte – déformation.

22

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avec : σ e et σ u limites d’élasticité et de rupture du matériau, E : module d’élasticité longitudinal ou module de Young (pour l’acier E = 2.1 1011 N/m2). La zone élastique est caractérisée par la loi de Hooke : σ xx = E ⋅ ε xx (3.14) liant linéairement contraintes et déformations. En plus de la déformation axiale et toujours dans le domaine élastique, une déformation associée à la contraction transversale du barreau est observée à la fois suivant y :

σ Δh = −ν ⋅ ε xx = −ν ⋅ xx h E

(3.15)

ε zz =

Δd σ = −ν ⋅ ε xx = −ν ⋅ xx d E

(3.16)

ε yy =

A

et suivant z :

n qui correspond au coefficient de Poisson doit être, tout en étant positif, stricte-


ment inférieure à 0.5.

Figure 3.9 – Modélisation 3D volumique du barreau et contraction transversale (Abaqus).

3.3.2 Relations entre déformations et contraintes

Restant dans le domaine élastique linéaire, l’application de la démarche précédente aux deux autres axes y et z, amènerait immanquablement à des résultats similaires (permutations croisées des indices x, y et z). De ce fait et toujours en raison de la linéarité, la relation tridimensionnelle entre déformations et contraintes normales peut être obtenue par superposition des trois états d’équilibre suivant x, y et z soit :

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23

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1⎡ σ xx −ν ⋅ σ yy + σ zz ⎤⎦ E⎣ 1 ε yy = ⎡⎣σ yy −ν ⋅ (σ xx + σ zz ) ⎤⎦ (3.17) E 1 ε zz = ⎡⎣σ zz −ν ⋅ σ xx + σ yy ⎤⎦ E De plus, il est également possible via un essai de cisaillement pur de montrer qu’il existe des relations linéaires entre contraintes et déformations de cisaillement telles que : τ xy τ yz E τ γ xy = ; γ yz = ; γ xz = xz avec G = (3.18) 2 (1 + ν ) G G G

ε xx =

(

)

(

)

d’où la relation finale entre déformations et contraintes :

⎡ 1 ⎢ E ⎢ ⎢− ν ⎢ E ⎢ ν ⎢− ε = ⋅ σ = D D avec {} [ ]{ } [ ] ⎢ E ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎣

ν E 1 E ν − E −

ν E ν − E 1 E

−

0

0

0

0

0

0 0

0

0

1 G

0

0

0

1 G

0

0

0

0

⎤ 0⎥ ⎥ 0⎥ ⎥ ⎥ 0⎥ ⎥ ⎥ 0⎥ ⎥ 0⎥ ⎥ 1⎥ ⎥ G⎦

(3.19)

3.3.3 Relations entre contraintes et déformations

L’inversion des expressions (3.17) et (3.18) permet de déduire les contraintes à partir des déformations, soit : E ⎡ε ⋅ (1 −ν ) + ν ⋅ ε yy + ε zz ⎤ ⎦ (1 + ν ) ⋅ (1 − 2ν ) ⎣ xx E ⎡ε ⋅ (1 −ν ) + ν ⋅ ( ε xx + ε zz ) ⎤⎦ σ yy = (1 + ν ) ⋅ (1 − 2ν ) ⎣ yy E ⎡ε ⋅ (1 −ν ) + ν ⋅ ε xx + ε yy ⎤ σ zz = ⎦ (1 + ν ) ⋅ (1 − 2ν ) ⎣ zz τ xy = G ⋅ γ xy

σ xx =

(

)

(

)

(3.20)

τ yz = G ⋅ γ yz τ xz = G ⋅ γ xz 24

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soit sous forme matricielle :

{σ } = [ H ] ⋅ {ε }

⎡1 −ν ⎢ ν ⎢ ⎢ ν ⎢ E ⎢ 0 [H ] = (1 + ν ) ⋅ (1 − 2ν ) ⎢⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢⎣ 0 ce qui permet de démontrer que

ν ν ν 1 −ν ν 1 −ν 0 0 0

[H ]

0 0 0 1 − 2ν 2

(3.21) 0 0 0

0 0 0

⎤ ⎥ ⎥ ⎥ ⎥ 0 0 0 ⎥ = [ D ]−1 ⎥ ⎥ 1 − 2ν 0 ⎥ 0 0 2 ⎥ 1 − 2ν ⎥ 0 0 0 2 ⎥⎦ n’est pas définie pour ν = 0.5 .

A

avec

3.3.4 État plan de contrainte et de déformation ■■ Déformation plane

Considérant un solide de section transversale constante, l’hypothèse de déformation plane consiste à considérer un comportement plan identique quelle que soit la profondeur. En d’autres termes, le solide peut être décomposé en « tranches » d’épaisseur unitaire, le calcul se limitant à l’étude d’une seule de ces tranches. y


ε yy

ε zz = 0

x

ε xx

z Figure 3.10 – État plan de déformation.

9782100544639.indb 25

25

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En conséquence, toutes les déformations associées à l’axe transversal, z en l’occurrence, seront prises égales à zéro. On a donc :

ε zz = γ xz = γ yz = 0 et τ xz = τ yz = 0

(3.22)

En remplaçant (3.22) dans (3.21), la relation contrainte-déformation devient pour les déformations planes :

⎡ ⎢1 −ν ⎧σ xx ⎫ ν ⎢ E ⎪ ⎪ 1 −ν ⎨σ yy ⎬ = ⎢ ν ⎪ τ ⎪ (1 + ν ) ⋅ (1 − 2ν ) ⎢ ⎩ xy ⎭ 0 ⎢ 0 ⎣

⎤ 0 ⎥ ⎧ε xx ⎫ ⎥ ⎪ ⎪ 0 ⎥ ⋅ ⎨ε yy ⎬ 1 − 2ν ⎥ ⎪⎩γ xy ⎪⎭ ⎥ 2 ⎦

(3.23)

De (3.17), on déduit également que :

σ zz = ν ⋅ (σ xx + σ yy )

(3.24)

■■ Contrainte plane

À l’inverse de l’état de déformation plane, l’hypothèse de contrainte plane suppose que toutes les contraintes associées à l’axe transversal, z en l’occurrence, sont nulles. On a donc :

σ zz = τ xz = τ yz = 0 et γ xz = γ yz = 0

(3.25)

z

σ zz = 0

x

σ xx σ yy

y Figure 3.11 – État plan de contrainte.

(3.17) permet d’établir que :

ε zz = −

ν ⋅ (σ xx + σ yy ) E

(3.26)

26

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Mais également que :

⎡ ⎤ ⎢1 ν 0 ⎥ ⎧ε xx ⎫ ⎢ ⎥ ⎪ ⎪ 0 ⎥ ⋅ ⎨ε yy ⎬ ⎢ν 1 ⎢ 1 −ν ⎥ ⎪⎩γ xy ⎪⎭ ⎢0 0 ⎥ ⎣ 2 ⎦

(3.27)

Cette approche étant directement applicable aux éléments de faibles épaisseurs, les éléments membranes, plaques et coques suivront cette hypothèse de contrainte plane.

A

⎧σ xx ⎫ E ⎪ ⎪ ⎨σ yy ⎬ = 2 ⎪ τ ⎪ 1 −ν ⎩ xy ⎭

3.4 Énergie de déformation élastique 3.4.1 Cas du chargement uniaxial

F F

F

dW

dy y x

dz dx (1+ ε x)

u du

z


Figure 3.12 – Énergie de déformation uniaxiale.

Soit un infiniment petit de dimensions dx , dy , dz extrait d’un solide quelconque, l’énergie emmagasinée par le volume dV soumis à une charge F constante dans la direction x sera égale à : 1 dW = F ⋅ du 1 (3.28) 2 Comme du = ε xx ⋅ dx et F = σ xx ⋅ dydz , dW peut également s’exprimer sous la forme : 1 dW = σ xx ⋅ ε xx ⋅ dxdydz (3.29) 2

1. Le « ½ » provient de l’hypothèse de linéarité.

9782100544639.indb 27

27

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Généralisée au volume du solide, l’expression de l’énergie de déformation devient : W =

1 1 σ xx ⋅ ε xx ⋅ dxdydz = ∫ σ xx ⋅ ε xx ⋅ dV ∫ 2V 2V

(3.30)

3.4.2 Cas général

L’extension du cas uniaxial précédent aux deux autres axes y et z permettra d’obtenir par superposition : W =

1 σ xx ⋅ ε xx + σ yy ⋅ ε yy + σ zz ⋅ ε zz ⋅ dV 2 V∫

(

)

(3.31)

La démarche étant similaire pour les cisaillements, on a également (figure 3.13) : dx

γ xy

γ xy ⋅ dx

dy

τ xy τ xy Figure 3.13 – Énergie de déformation de cisaillement.

dW =

1 1 τ xy ⋅ dydz ⋅ γ xy ⋅ dx = τ xy ⋅ γ xy ⋅ dxdydz 2 2

(

)

(3.32)

L’énergie de déformation élastique vaudra donc finalement : W =

1 σ xx ⋅ ε xx + σ yy ⋅ ε yy + σ zz ⋅ ε zz + τ xy ⋅ γ xy + τ yz ⋅ γ yz + τ xz ⋅ γ xz ⋅ dV (3.33) 2 V∫

(

)

Soit sous forme matricielle :

W =

T 1 {ε } ⋅ {σ } ⋅ dV ∫ 2V

(3.34)

28

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W peut également être exprimée uniquement en fonction des contraintes en injectant (3.17) et (3.18) dans (3.33) d’où : W =

1 2 + σ 2 + σ 2 ⋅ dV σ xx yy zz 2 ⋅ E V∫

(

)

(3.35)

A


ν 1 − ∫ (σ xx ⋅ σ yy + σ yy ⋅ σ zz + σ xx ⋅ σ zz ) ⋅ dV + (τ xy2 + τ 2yz + τ xz2 ) ⋅ dV EV 2 ⋅ G V∫

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29

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A



Partant d’hypothèses de petits déplacements et petites déformations, la mécanique du solide a permis d’établir deux types de conditions régissant l’équilibre d’un corps : les équations d’équilibre des forces et la compatibilité des déplacements. Dans le cas des forces, le champ de contraintes, dit statiquement admissible, doit satisfaire aux relations (3.5) et (3.6) alors que le champ de déplacements, dit cinématiquement admissible doit permettre la compatibilité avec les déformations, c’est-à-dire vérifier (3.11). En d’autres termes, le champ de déplacement doit être dérivable au moins une fois. L’intégration de ces équations n’étant pas aisée, une des méthodes les plus utilisées pour les résoudre est la méthode dite des éléments finis qui revient à remplacer le système continu par un système discret. Le solide est alors divisé en un certain nombre de sous-domaines appelés éléments, dont l’assemblage permet la reconstitution de la géométrie initiale. Chacun des éléments est relié à ces voisins par des nœuds dont les degrés de liberté (DDL) constituent les inconnues du problème.

Éléments

Nœuds

Figure 4.1 – (a) Solide (Poutre en I) ; (b) Modèle éléments finis.

Considérant un champ de déplacement cinématiquement admissible sur l’élément, la méthode consiste le plus souvent à approximer celui-ci au moyen d’une fonction

9782100544639.indb 31

31

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polynomiale formée d’un nombre fini de paramètres et à l’exprimer en fonction des déplacements nodaux (les déplacements associés aux degrés de liberté). On aura donc : n

X ( x, y, z ) = ∑ N i ( x, y, z ) ⋅ X i i =1

= N1 ( x , y , z ) ⋅ X 1 + N 2 ( x , y , z ) ⋅ X 2 + ..... + N n ( x , y , z ) ⋅ X n

(4.1)

où les : – X i désignent les inconnues en déplacement associées aux degrés de liberté considérés, – N i ( x , y , z ) désignent les fonctions de forme de l’élément permettant d’obtenir les déplacements de celui-ci en n’importe quel point de sa géométrie et ce toujours à partir des déplacements nodaux. À titre d’exemple, prenons un élément « barre » travaillant uniquement en traction ou en compression. Le matériau utilisé étant supposé linéaire, la déformation est de fait constante sur la hauteur de sa section. La fonction de déplacement u( x ) est alors forcément linéaire. On a donc :

ε xx =

du = Cte ⇒ u( x ) = a0 + a1 ⋅ x dx

(4.2)

Par ailleurs, on sait qu’en : x = 0 ⇒ u ( 0 ) = u1 x = L ⇒ u ( L ) = u2 d’où x ⎫ ⎧ u1 ⎫ ⎬⋅ ⎨ ⎬ L ⎭ ⎩u2 ⎭

x x ⎧ x u( x ) = (1 − ) ⋅ u1 + ⋅ u2 = ⎨1 − L L ⎩ L soit sous une autre forme (figure 4.2) :

N1

N2

x 1

u1

u (x)

2

u2

L Figure 4.2 – Fonctions de forme d’un élément barre.

32

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Principes de la méthode des éléments finis en statique

4.2 Résolution

2 x x u( x ) = (1 − ) ⋅ u1 + ⋅ u2 = N1 ⋅ u1 + N 2 ⋅ u2 = ∑ N i ⋅ ui = [ N ] ⋅ {qe } (4.3) L L i =1

En regroupant toutes les fonctions de forme de l’élément au sein de la matrice [ N ] et les déplacements nodaux dans le vecteur {qe } , le champ de déplacement s’exprime alors : (4.4)

avec {u} correspondant au vecteur des fonctions de déplacement applicables sur l’élément : u(x, y, z), v(x, y, z), w(x, y, z), bx(x, y, z), etc. Le degré du polynôme retenu pour l’élément est donc intimement lié aux nombres de nœuds et de degrés de liberté par nœud. Par exemple, un élément unidimensionnel à trois nœuds aura une fonction d’approximation parabolique. Généralement, les fonctions d’interpolation retenues sont linéaires, quadratiques et plus rarement cubiques ce qui ne se révèle pas toujours conforme aux théories visées telles que celles des poutres, des plaques ou des coques. En effet, les ligne et surface élastique découlant de ces théories sont plutôt du troisième voire du quatrième degré. Une solution revient à discrétiser le modèle de telle manière à reconstituer le champ réel de déplacement à partir de fonctions de degré inférieur. La qualité et l’efficacité d’une telle reconstitution dépendront donc d’une part du type d’élément choisi, en d’autres termes de ses capacités, et d’autre part de la densité du maillage. Dans le cas des éléments courants et toujours dans une hypothèse de linéarité, ce choix aura pour conséquence de ne pas garantir la continuité du champ de contrainte d’où la recherche d’une discrétisation adaptée permettant sa bonne reconstitution. De ce fait, la taille des éléments utilisés sera généralement petite.

A

{u} = [ N ] ⋅ {qe }

4.2 Résolution


La méthode de résolution s’inspire généralement de celle de Rayleigh – Ritz qui consiste via une minimisation de l’énergie potentielle, en une recherche des termes d’une fonction approximant le champ inconnu et satisfaisant aux conditions aux limites. On définit l’énergie potentielle E comme étant la différence entre l’énergie de déformation W et le travail T des forces de volume et de surface :

E = W −T =

T 1 {ε } ⋅ {σ } ⋅ dV − ∫ {u}T ⋅ { f v } ⋅ dV − ∫ {u}T ⋅{ f s } ⋅ dS (4.5) ∫ 2 V S V W

T

Le problème revient alors à rechercher un champ de déplacement minimisant E de manière à caractériser son équilibre. L’étude d’un barreau en traction permet de décrire simplement la démarche suivie.

9782100544639.indb 33

33

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4.2 Résolution

4.2.1 Application à un barreau en traction

Soit un barreau de longueur L et de section constante S soumis à une charge extérieure F ,

F

y

1 x L

2

k

u

W u

Y X

F Figure 4.3 – Barreau en traction.

Posant que ε xx =

du u2 − u1 u − 0 F = = et σ xx = , la relation contrainte-défordx L L S

mation s’écrit :

σ xx = E ⋅ ε xx ⇔

F u ES =E⋅ ⇒F = ⋅u = k ⋅u S L L

(4.6)

ES correspondant dans le domaine élastique à la rigidité du barreau et à L la pente de la droite F = k ⋅ u . La déformation ε xx étant indépendante de x, l’énergie de déformation devient : avec k =

L

2 1 1 2 ⋅ dS ⋅ dx = E ⋅ ε xx dS ⋅ dx W = ∫ σ xx ⋅ ε xx ⋅ dV = ∫ E ⋅ ε xx ∫ 2V 2V 2 ∫S 0   S

L

(4.7)

2

=

E ⋅S ⋅L ⎛ u ⎞ 1 ⋅ ⎜ ⎟ = ⋅ k ⋅ u2 2 2 ⎝L⎠

De plus et sachant que le travail de la force F est égal à F ⋅ u , l’énergie potentielle s’exprimera sous la forme :

E = W −T =

1 ⋅ k ⋅ u2 − F ⋅ u 2

(4.8)

34

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4.2 Résolution

Considérant un problème statique, ce qui signifie qu’après obtention de l’équilibre, le déplacement u n’évolue plus, la variation du potentiel par rapport à u sera alors nulle d’où : dE = 0 = k ⋅u − F ⇒ k ⋅u = F (4.9) du d’où le déplacement u .

Notant la relation (3.13) sous une forme plus synthétique {ε } = [ ∂ ]{u} , le vecteur des déformations pourra être exprimé en fonction des déplacements nodaux à partir de : ∂ ][ N ] ⋅ {qe } = [ B ] ⋅ {qe } {ε } = [∂ ]{u} = [

A

4.2.2 Énergie de déformation élémentaire

(4.10)

[B ]

avec [ ∂ ] : opérateur dérivation dont les dimensions dépendent de celles de l’élément étudié. Soit pour l’élément barre : ε xx =

du ⎧ 1 1 ⎫ ⎧ u1 ⎫ = ⎨− ⎬ ⋅ ⎨ ⎬ . Le champ de contrainte u dx ⎩ L L ⎭ ⎩ 2 ⎭ [B ]

étant obtenu à partir de la relation contrainte-déformation (3.21) {σ } = [ H ] ⋅ {ε } , l’énergie de déformation We associée à l’élément e peut être déduite en posant : We =

T T 1 1 {ε } ⋅ {σ } ⋅ dVe = ∫ {qe } ⋅ [ B ]T ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ {qe } ⋅ dVe ∫ 2V 2V e

e

1 T = {qe } ⋅ [ ke ] ⋅ {qe } 2

(4.11)

[ke ] = ∫ [ B ]T ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ dVe

avec

(4.12)

Ve


matrice de rigidité élémentaire de l’élément e. Ceci donne pour l’élément barre : T

L

[ke ] = ∫ [ B ] ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ dVe = ∫0 Ve

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⎡ 1 L ⎢ L2 [ke ] = ES ⋅ ∫0 ⎢ 1 ⎢− ⎢⎣ L2

⎧ 1⎫ ⎪⎪− L ⎪⎪ ⎧ 1 dS ∫ e ⎨ 1 ⎬ ⋅ E ⋅ ⎨⎩− L ⎪ ⎪ s  ⎩ L ⎪⎭ S ⎪

1⎤ − 2⎥ L ⋅ dx = ES ⎡ 1 −1⎤ ⎥ ⎢ ⎥ 1 ⎥ L ⎣ −1 1 ⎦ L2 ⎥⎦

1⎫ ⎬ ⋅ dx L⎭ (4.13)

35

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4.2 Résolution

4.2.3 Travail élémentaire des forces de volume et de surface

En traduisant les actions des éléments connectés à e sous la forme d’un vecteur forces { pe } , Te s’écrit :

Te =

T

T

}T⋅ {p e} ∫ {u} ⋅ { f v } ⋅ dVe + ∫ {u} ⋅ { f s } ⋅ dSe + {qe

Ve

Se

actions des autres éléments sur e

(4.14)

Comme {u} est égal à [ N ] ⋅ {qe } , on a : T

Te =

T

T T T ∫ {qe } ⋅ [ N ] ⋅ { f v } ⋅ dVe + ∫ {qe } ⋅ [ N ] ⋅ { f s } ⋅ dSe + {qe } ⋅ { pe } (4.15)

Ve

Se

D’où finalement : T

Te = {qe }

avec :

({ f ev } + { f es } + { pe })

(4.16)

{ f ev } = ∫ [ N ]T ⋅ { f v } ⋅ dVe forces nodales de volume.

(4.17)

{ f es } = ∫ [ N ]T ⋅ { f s } ⋅ dSe

(4.18)

Ve

forces nodales de surface.

Se

4.2.4 Assemblage des matrices élémentaires

Les caractéristiques globales sont obtenues par assemblage des différentes quantités We et Te établies en (4.11) et (4.16). L’énergie potentielle totale de la structure est alors égale à la somme des différences entre énergies de déformation et travaux des forces de chacun des éléments : E = W − T = ∑We −∑Te

e

e

1 T T = ∑ {qe } ⋅ [ ke ] ⋅ {qe } − ∑ {qe } ({ f ev } + { f es } + { pe }) e 2 e

(4.19)

■■ Changement de repères

Cependant, les éléments n’ayant pas forcément le même repère local, la sommation des énergies de déformation et des travaux des forces extérieures ne peut être directement appliquée. Il est donc nécessaire de les exprimer dans un référentiel unique appelé repère global. Pour ce faire, un changement de base doit être effectué du repère global vers le repère local de chacun des éléments. Quand on se limite à des problèmes plans, les formules de changement de base permettant de passer du repère global au repère local s’écrivent :

x = X ⋅ cos (θ ) + Y ⋅ sin (θ ) y = − X ⋅ sin (θ ) + Y ⋅ cos (θ )

(4.20)

36

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4.2 Résolution

Y y

x

θ

A

X

Figure 4.4 – Changement de repères.

À titre d’exemple, le changement de base d’un élément barre plan à deux nœuds revient à appliquer la relation (4.20) à ses deux nœuds i et j, soit : 0 0 ⎤ ⎧U i ⎫ ⎧ ui ⎫ ⎡ cos (θ ) sin (θ ) ⎥ ⎪ v ⎪ ⎢ − sin θ cos θ 0 0 ⎥ ⎪⎪ Vi ⎪⎪ ( ) ( ) ⎪ i⎪ ⎢ (4.21) = ⎨u ⎬ ⎢ ⎨ ⎬ 0 cos (θ ) sin (θ ) ⎥ ⎪U j ⎪ ⎪ j⎪ ⎢ 0 ⎥ ⎪⎩v j ⎪⎭ ⎢ 0 0 − sin (θ ) cos (θ ) ⎥⎦ ⎪⎩V j ⎭⎪ ⎣ D’une manière générale, ce changement de base permet de calculer les déplacements des nœuds de l’élément e en repère local {qe } à partir de ceux du repère global {Qe } via une matrice de passage nommée [ Re ] .

{qe } = [ Re ] ⋅ {Qe }

(4.22)

Y

Vi © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

Vj

L

y

i

u (x)

ui

j

uj

x

Uj

θ

Ui

X

Figure 4.5 – Changement de base d’un élément barre.

L’énergie de déformation We devient alors : 1 1 T T We = {qe } ⋅ [ ke ] ⋅ {qe } = ([ Re ] ⋅ {Qe }) [ ke ] ⋅ [ Re ] ⋅ {Qe } 2 2 [K e ] 1 T T We = {Qe } ⋅ [ Re ] ⋅ [ ke ] ⋅ [ Re ] ⋅ {Qe } 2

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(4.23)

37

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4.2 Résolution

1 {Qe }T ⋅ [ K e ] ⋅ {Qe } 2 D’où l’expression de la rigidité élémentaire en repère global : We =

Soit pour l’élément barre :

(4.24)

[ K e ] = [ Re ]T ⋅ [ke ] ⋅ [ Re ]

⎡ cos2 θ ⎢ ES ⎢ cosθ sin θ [K e ] = ⎢ − cos2 θ L ⎢ ⎢⎣ − cosθ sin θ

cosθ sin θ sin 2 θ − cosθ sin θ − sin 2 θ

(4.25)

− cos2 θ − cosθ sin θ cos2 θ cosθ sin θ

⎡1 ⎢ ES ⎡ 1 −1⎤ (ui ) ES ⎢ 0 = avec d’après (4.13) [ ke ] = ⎢ ⎥ L ⎣ −1 1 ⎦ (u j ) L ⎢ −1 ⎢ ⎣0

− cosθ sin θ ⎤ ⎥ − sin 2 θ ⎥ (4.26) cosθ sin θ ⎥ ⎥ sin 2 θ ⎥⎦

0 −1 0 0 0 1 0 0

0 ⎤ (ui ) 0 ⎥ (vi ) ⎥ 0 ⎥ (u j ) ⎥ 0 ⎦ (v j )

1

0 0 ⎤ ⎡ cos (θ ) sin (θ ) ⎢ ⎥ 0 0 ⎥ − sin (θ ) cos (θ ) ⎢ et (4-21) [ Re ] = ⎢ 0 0 cos (θ ) sin (θ ) ⎥ ⎢ ⎥ 0 − sin (θ ) cos (θ ) ⎥⎦ ⎢⎣ 0 Ce qui donne pour le barreau du chapitre 4.2.1 (nœud 1 vers 2 ⇒ θ =-90° ) : ⎡0 −1 ⎢1 0 [ R1 ] = ⎢⎢0 0 ⎢ ⎣0 0

0 0⎤ 0 0⎥ ⎥ et 0 −1⎥ ⎥ 1 0⎦

⎡0 0 ⎢ ES 0 1 [ K 1 ] = ⎢⎢0 0 L ⎢ ⎣0 −1

0 0 ⎤ (U1 ) 0 −1⎥ (V1 ) ⎥ 0 0 ⎥ (U 2 ) ⎥ 0 1 ⎦ (V2 )

En appliquant (4.22) aux vecteurs charges, le travail élémentaire des forces (4.16) s’écrit : T

Te = {qe }

T

= {Qe }

T

= {Qe }

({ f ev } + { f es } + { pe }) = ([ Re ] ⋅ {Qe })T ({ f ev } + { f es } + { pe }) ⎞ ⎛ ⎟ ⎜ T T T v s Re ] ⋅ { f e } + [ Re ] ⋅ { f e } + [ Re ] ⋅ { pe } ⎟ ⎜ [ ⎟ ⎜ {Pe } {Fev } {Fes } ⎠ ⎝

(4.27)

({Fev } + {Fes } + {Pe })

1. On notera qu’il a été nécessaire de transformer la matrice [ke] initialement de dimensions 2 ¥ 2 en une matrice 4 ¥ 4 pour permettre la projection des ui et uj sur les axes globaux X et Y.

38

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4.2 Résolution

d’où l’expression finale de l’énergie potentielle : E = W − T = ∑We − ∑Te e

e

1 T T = ∑ {Qe } ⋅ [ K e ] ⋅ {Qe } − {Qe } 2 e

({Fev } + {Fes } + {Pe })

(4.28)

■■ Matrices booléennes d’assemblage

{Qe } = [ Ae ] ⋅ {Q } Exemple : soit deux éléments barres de connectivité 1, 2 et 3

A

Les matrices de rigidité et vecteurs forces des différents éléments étant exprimés dans le repère global, il reste néanmoins à positionner chacun d’entre eux dans une matrice de rigidité [ K ] et un vecteur charges {F } caractérisant l’ensemble de la structure. Considérant une structure à n nœuds, le vecteur global des déplacements {Q } aura un nombre de lignes égal à n fois le nombre de degrés de liberté par nœud. Il en est d’ailleurs de même pour le vecteur {F } . Pour ce qui concerne la matrice [ K ] , matrice carrée de mêmes dimensions, l’assemblage s’effectuera en positionnant chacune des matrices de rigidité élémentaires [ K e ] en fonction des degrés de liberté des nœuds de l’élément considéré. Ce positionnement est mis en œuvre au niveau informatique via une matrice booléenne d’assemblage [ Ae ] qui permet de placer les degrés de liberté associés à un élément donné dans le vecteur global des déplacements {Q } . On a donc : (4.29)

Y 1

2

3

X

Figure 4.6 – Assemblage de deux éléments barres.

Des vecteurs des déplacements en repère global des éléments barres 1 et 2 :


⎧U1 ⎫ ⎧U 2 ⎫ ⎪V ⎪ ⎪V ⎪ ⎪ 1⎪ ⎪ 2⎪ {Q1} = ⎨ ⎬ , {Q2 } = ⎨ ⎬ ⎪U 2 ⎪ ⎪U 3 ⎪ ⎪⎩V2 ⎪⎭ ⎪⎩V3 ⎪⎭

et du vecteur global

9782100544639.indb 39

⎧U1 ⎫ ⎪V ⎪ ⎪ 1⎪ ⎪⎪U 2 ⎪⎪ {Q } = ⎨ ⎬ , ⎪V2 ⎪ ⎪U 3 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩V3 ⎪⎭ 39

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4.2 Résolution

on déduit pour [ A1 ] et [ A2 ] : ⎧U1 ⎫ ⎪ ⎪ ⎧U1 ⎫ ⎡1 0 0 0 0 0 ⎤ ⎪ V1 ⎪ ⎪ V ⎪ ⎢0 1 0 0 0 0 ⎥ ⎪U ⎪ ⎪ 1⎪ ⎥ ⋅ ⎪⎨ 2 ⎪⎬ {Q1} = ⎨ ⎬ = ⎢⎢ ⎪U 2 ⎪ ⎢0 0 1 0 0 0 ⎥⎥ ⎪V2 ⎪ ⎪⎩V2 ⎪⎭ ⎣0 0 0 1 0 0 ⎦ ⎪U 3 ⎪ ⎪ ⎪ [ A1 ] ⎪⎩V3 ⎪⎭ ⎧U1 ⎫ ⎪ ⎪ ⎧U 2 ⎫ ⎡0 0 1 0 0 0 ⎤ ⎪ V1 ⎪ ⎪V ⎪ ⎢0 0 0 1 0 0 ⎥ ⎪U ⎪ ⎪ 2⎪ ⎥ ⋅ ⎪⎨ 2 ⎪⎬ {Q2 } = ⎨ ⎬ = ⎢⎢ ⎪U 3 ⎪ ⎢0 0 0 0 1 0 ⎥⎥ ⎪V2 ⎪ ⎪⎩V3 ⎪⎭ ⎣0 0 0 0 0 1 ⎦ ⎪U 3 ⎪ ⎪ ⎪ [ A2 ] ⎪⎩V3 ⎪⎭ En introduisant (4.29) dans l’expression de l’énergie potentielle (4.28), celle-ci devient : E = W −T 1 T T T T = ∑ {Q } [ Ae ] [ K e ][ Ae ]{Q } − {Q } [ Ae ] e 2 E=

({Fev } + {Fes } + {Pe })

(4.30)

⎛ ⎞ 1 {Q }T ⎜ ∑ [ Ae ]T ⋅ [ K e ] ⋅ [ Ae ] ⎟{Q } 2 ⎝ e ⎠ T ⎛ T − {Q } ⎜ ∑ [ Ae ] ⎝ e T

⎞

({Fev } + {Fes } + {Pe }) ⎟ (4.31) ⎠

T

Sachant que les termes [ Ae ] ⋅ [ K e ] ⋅ [ Ae ] et [ Ae ] ({Fev } + {Fes } + {Pe }) correspondent respectivement aux positionnements de [ K e ] dans [ K ] et des {Fe } dans {F } , on obtient alors : 1 T T E = W − T = ∑We − ∑Te = {Q } ⋅ [ K ] ⋅ {Q } − {Q } ⋅ {F } (4.32) 2 e e avec : T ∑ [ Ae ] ⋅ [ K e ] ⋅ [ Ae ] = [ K ] : matrice de rigidité de la structure. e

T ∑ [ Ae ] {Pe } = {P } : vecteur des charges nodales concentrées définies dans le e

repère global. 40

9782100544639.indb 40

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4.2 Résolution

Comme l’équilibre est caractérisé par une variation nulle d’énergie potentielle par rapport au déplacement, le système s’écrit finalement :

T

= {dQ }

(4.33)

([ K ] ⋅ {Q } − {F }) = 0 ⇒ [ K ] ⋅ {Q } = {F }

De par sa construction, la matrice [ K ] est symétrique. Elle est encore singulière ( det [ K ] = 0 ) du fait de l’absence de conditions d’appui. En d’autres termes, elle ne peut traduire pour l’instant qu’un mouvement de corps rigide.

A

dE T T = {dQ } ⋅ [ K ] ⋅ {Q } − {dQ } ⋅ {F } dQ

4.2.5 Introduction des conditions d’appui

Pour fixer la structure au sol, des conditions d’appui sont introduites de telle manière à assurer sa stabilité d’ensemble. Suivant la nature des degrés de liberté bloqués, ces supports peuvent reconstituer des appuis ponctuels, des appuis rotulés ou des encastrements mais également correspondre à des déplacements nuls1 ou imposés2. Regroupant les déplacements connus3 liés aux appuis au sein d’un vecteur {Q B } et ceux inconnus dans {Q L } , le système [ K ] ⋅ {Q } = {F } peut être transformé de telle manière à séparer les degrés de liberté libres et bloqués soit :

⎡[ K ] [ K LB ]⎤ ⎧⎪{Q L }⎫⎪ ⎧⎪{Fext }⎫⎪ [ K ] ⋅ {Q } = {F } ⇔ ⎢ LL ⎬=⎨ ⎬ ⎥⎨ ⎣[ K BL ] [ K BB ]⎦ ⎩⎪{Q B }⎭⎪ ⎩⎪ {R } ⎭⎪

(4.34)

[ K LL ] ⋅ {QL } = {Fext } − [ K LB ] ⋅ {QB } ⇒ {QL }

(4.35)

Avec : {R } : vecteur des réactions d’appui, {Fext } : vecteur des charges associées aux degrés de liberté libres. Les déplacements inconnus {Q L } peuvent donc être déterminés en résolvant le système linéaire :


Pour être inversible et donc ne pas être singulière, [ K LL ] ne devra pas comporter de termes diagonaux nuls (cf. § 2.3.3). Ceux-ci ne pourront pas non plus être T négatifs du fait de son caractère définie positive (i.e. {Q L } ⋅ [ K LL ] ⋅ {Q L } > 0 ). Dans le cas contraire, on parlera de « pivot négatif ou nul », terme qui d’ailleurs est largement repris par les logiciels lorsque le calcul est interrompu pour ces raisons. Une fois {Q L } déterminé, les réactions d’appui peuvent être calculées à partir de :

{R } = [ K BL ] ⋅ {QL } + [ K BB ] ⋅ {QB }

(4.36)

1. Appuis infiniment rigides. 2. Utilisation : dénivellation d’appui d’un pont nécessitée par un changement d’appareil d’appui par exemple. 3. Si les déplacements sur appuis sont pris égaux à zéro, l‘introduction des conditions aux limites revient à barrer dans la matrice [K], la ligne et la colonne du degré de liberté considéré.

9782100544639.indb 41

41

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4.2 Résolution

Ce qui donne pour le calcul du barreau de la figure 4.3 : ⎡0 0 ⎢ ES 0 1 [ K ] ⋅ {Q } = [ K 1 ] ⋅ {Q } = ⎢⎢0 0 L ⎢ ⎣0 −1

0 0 ⎤ ⎧U1 ⎫ ⎧RH1 ⎫ 0 −1⎥ ⎪⎪ V1 ⎪⎪ ⎪⎪ RV1 ⎪⎪ ⎥⎨ ⎬ = ⎨ ⎬ 0 0 ⎥ ⎪U 2 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎥ 0 1 ⎦ ⎪⎩V2 ⎪⎭ ⎪⎩ − F ⎪⎭

d’où RH1 = 0 ⎧U 2 = 0 ⎧ ⎪ ⎪ et FL ES ⎨ ⎨ ⎪⎩V2 = − ES ⎪⎩RV1 = − L V2 = F On notera par ailleurs que la force F est une force nodale et que le déplacement V2 est négatif car exprimé dans le repère global. ⎧ u1 ⎫ ⎡0 −1 ⎪ v ⎪ ⎢1 0 ⎪ 1⎪ De plus et comme {q1} = [ R1 ] ⋅ {Q1 } ⇔ ⎨ ⎬ = ⎢ ⎪u2 ⎪ ⎢⎢0 0 ⎪⎩v2 ⎪⎭ ⎣0 0 déduit : FL u2 = puisque u2 = −V2 ES

0 0 ⎤ ⎧U1 ⎫ 0 0 ⎥ ⎪⎪ V1 ⎪⎪ ⎥ ⎨ ⎬ , on 0 −1⎥ ⎪U 2 ⎪ ⎥ 1 0 ⎦ ⎪⎩V2 ⎪⎭

4.2.6 Calcul des efforts internes en repère local

Une fois les déplacements en repère global connus et pour déterminer les efforts internes aux nœuds, il suffit de calculer pour chacun des éléments, les déplacements associés en repère local puis de les injecter dans la relation de rigidité élémentaire. On a donc :

{ f e }int erne = [ke ] ⋅ {qe }

(4.37)

avec : {qe } = [ Re ] ⋅ {Qe } soit pour l’élément barre de la figure 4.3 : ES ⎡ 1 −1⎤ ⎧ u1 ⎫ ⎧− N1 ⎫ ⎧− F ⎫ ⎬ = ⎨ ⎬ ⇒ N 1 = F 1. ⎢ ⎥⎨ ⎬ = ⎨ L ⎣ −1 1 ⎦ ⎩u2 ⎭ ⎩ N1 ⎭ ⎩ F ⎭

1. Hypothèse : effort normal positif = traction, convention nœud sur barre.

42

9782100544639.indb 42

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4.3 Organigramme général de résolution

4.3 Organigramme général de résolution Structure à n nœuds et m éléments

Construction de la matrice de rigidité [k e ] (repère local)

A

m éléments

e=1

Construction du vecteur de charges [ f e ] (repère local) e=1 Calcul de la matrice de passage

m éléments

[Re ] liant repères global et local Calcul de la matrice de rigidité exprimée en repère T global [K e ] = [Re ] ⋅ [k e ] ⋅ [R e ] Calcul du vecteur charges exprimé en repère global {Fe } = [Re ] ⋅ { f e } T

Assemblage de [K ] Assemblage de {F } en prenant en compte les éventuelles charges nodales © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

Résolution du système [K ] ⋅ {Q} = {F } après introduction des conditions d’appui ⇒ {Q LL }, {R}

m éléments

e=1 Calcul des efforts internes en repère local par la relation [ke ] ⋅ {qe } FIN

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43

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9782100544639.indb 44

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5 • Éléments de barre et de ressort

A 5.1 Élément de barre Y

Vj

L

y

E, S

Vi i

ui

uj

j

x

Uj

θ

Ui

X


Figure 5.1 – Élément barre 2D.

Comme vu au chapitre 4, l’élément de barre est un élément à 2 nœuds comportant un seul degré de liberté dans son repère local et deux (2D) ou trois (3D) dans le repère global. Ses caractéristiques géométriques et matérielles se résument à une section constante S et un module d’élasticité longitudinal E . Fonctionnant en traction ou compression uniquement, l’hypothèse généralement retenue dans les logiciels du marché est d’associer un effort normal N positif à une traction. De plus et afin de simplifier les développements, seul le cas plan sera traité.

5.2 Matrices de rigidité élémentaires L’élément barre possédant un seul degré de liberté en repère local et deux dans le repère global, il est nécessaire, pour envisager ce changement de base, d’exprimer [ke ] sous la forme d’une matrice de dimensions 4 ¥ 4. Pour ce faire, on reprend l’expression de [ ke ] établie en (4.13) et on ajoute deux lignes et deux colonnes de zéros associées à des vi et v j fictifs.

9782100544639.indb 45

45

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5.3 Élément de ressort

On a alors : ⎡1 ⎢ ES ⎡ 1 −1⎤ (ui ) ES ⎢ 0 [ke ] = ⎢ −1 1 ⎥ (u ) = ⎢ −1 L ⎣ L ⎦ j ⎢ ⎣0

0 −1 0 0 0 1 0 0

0 ⎤ (ui ) 0 ⎥ (vi ) ⎥ 0 ⎥ (u j ) ⎥ 0 ⎦ (v j )

(5.1)

Le changement de base est alors possible en posant que :

T

[ K e ] = [ Re ]

⎡ cosθ ⎢ − sin θ ⋅ [ ke ] ⋅ [ Re ] avec [ Re ] = ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎣ 0

sin θ cosθ 0 0

0 0 cosθ − sin θ

0 ⎤ 0 ⎥ ⎥ sin θ ⎥ ⎥ cosθ ⎦

(5.2)

On retrouve alors la forme générique (4.26) de la matrice de rigidité [ K e ] en repère global :

⎡ cos2 θ ⎢ ES ⎢ cosθ sin θ [K e ] = ⎢ − cos2 θ L ⎢ ⎢⎣ − cosθ sin θ

cosθ sin θ sin 2 θ − cosθ sin θ − sin 2 θ

− cos2 θ − cosθ sin θ cos2 θ cosθ sin θ

− cosθ sin θ ⎤ ⎥ − sin 2 θ ⎥ (5.3) cosθ sin θ ⎥ ⎥ sin 2 θ ⎥⎦

5.3 Élément de ressort Y

Vj

y

k

Vi u i i

j

uj

x

Uj

θ

Ui

X

Figure 5.2 – Élément ressort 2D.

De par son fonctionnement également uniaxial, l’élément ressort suit exactement les mêmes règles de construction que l’élément barre. Sa seule différence se situe dans le terme de rigidité k . Les matrices de rigidité élémentaires sont donc tout à ES fait similaires, la valeur de k se substituant à la rigidité de l’élément barre. L 46

9782100544639.indb 46

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⎡1 ⎢0 ⎡ 1 −1⎤ (ui ) [ke ] = k ⋅ ⎢ −1 1 ⎥ (u ) = k ⋅ ⎢⎢ −1 ⎣ ⎦ j ⎢ ⎣0

0 −1 0 0 0 1 0 0

0 ⎤ (ui ) 0 ⎥ (vi ) ⎥ 0 ⎥ (u j ) ⎥ 0 ⎦ (v j )

(5.4)

De ce fait et en cas de nécessité, l’élément barre peut être substitué à un élément ressort en remplaçant k par une combinaison de termes E , S et L .


A

F

y x

E, S, L

3

2

k= 4

E,

45°

ES L

2S , 2 L

y

Y x 1

X

L

Figure 5.3 – Exemple 1 : système de 2 barres en console.


Tableau 5.1 – Exemple 1 : connectivité élémentaire. Élément

Nœud i

Nœud j

1 (barre)

1

3

2L

2S

2 (barre)

2

3

L

S

3 (ressort)

4

3

–

–

Application numérique :

9782100544639.indb 47

E

= 2.1 1011 N/m2,

L

= 10 m,

S

Longueur

= 0.0001 m2,

F

Section

= 10000 N

47

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5.4.1 Calcul sans ressort ■■ Matrices de rigidité en repère local

En appliquant (5.1) aux deux éléments, on déduit pour [ k1 ] et [ k2 ] :

⎡1 ⎢ E 2S ⎢ 0 [k1 ] = 2L ⎢ −1 ⎢ ⎣0 ⎡1 ⎢ ES ⎢ 0 k = [ 2] L ⎢ −1 ⎢ ⎣0

0 −1 0 0 0 1 0 0 0 −1 0 0 0 1 0 0

0 ⎤ (u1 ) 0 ⎥ (v1 ) ⎥ 0 ⎥ (u3 ) ⎥ 0 ⎦ (v3 )

(5.5)

0 ⎤ (u2 ) 0 ⎥ (v2 ) ⎥ 0 ⎥ (u3 ) ⎥ 0 ⎦ (v3 )

■■ Matrices de rigidité en repère global

La forme générique (5.3) étant directement utilisable, on obtient pour :

L’élément 2 : nœuds 2 → 3, q = 0°

⎡1 ⎢ ES 0 [ K 2 ] = ⎢⎢ −1 L ⎢ ⎣0

0 −1 0 0 0 1 0 0

0 ⎤ (U 2 ) 0 ⎥ (V2 ) ⎥ 0 ⎥ (U 3 ) ⎥ 0 ⎦ (V3 )

(5.6)


⎡ 1 ⎢ 2 ⎢ ⎢ 1 ES [ K 1 ] = ⎢⎢ 21 L ⎢− ⎢ 2 ⎢ 1 ⎢⎣ − 2

1 2 1 2 1 − 2 1 − 2

1 2 1 − 2 1 2 1 2 −

1⎤ − ⎥ 2 ⎥ 1 ⎥ (U1 ) − (V ) 2⎥ 1 1 ⎥ (U 3 ) ⎥ 2 ⎥ (V3 ) 1 ⎥ 2 ⎥⎦

(5.7)

■■ Système [K ] ◊ {Q } = {F }

Pour établir le système [ K ] ⋅ {Q } = {F } , il est tout d’abord nécessaire de construire la matrice de rigidité de la structure [ K ] en positionnant (5.6) et (5.7) suivant les degrés de liberté requis. On remarquera d’ailleurs que le terme diagonal associé à V2 est nul. Ceci provient du fait que l’élément barre ne peut projeter d’effort sur l’axe global vertical Y. Ensuite, le vecteur charges {F } est défini en appliquant d’une part la force F négativement (car opposée à Y) suivant le degré de liberté associé à V3 et d’autre part les réactions horizontales et verticales aux nœuds 1 et 2. 48

9782100544639.indb 48

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⎡ 1 ⎢ 2 ⎢ ⎢ 1 ⎢ 2 ES ⎢ 0 [ K ] ⋅ {Q } = {F } ⇔ ⎢ 0 L ⎢ ⎢ 1 ⎢− ⎢ 2 ⎢ 1 ⎢− ⎣ 2

1 2 1 2 0 0 1 − 2 1 − 2


0

0

0

0

1 0

0 0

−1 0 0

0

1 2 1 − 2 −1 0 1 1+ 2 1 2 −

1⎤ − ⎥ 2 ⎥ 1 ⎥ ⎧U1 ⎫ ⎧ RH1 ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ − 2 ⎥ ⎪ V1 ⎪ ⎪ RV1 ⎪ 0 ⎥ ⎪⎪U 2 ⎪⎪ ⎪⎪RH 2 ⎪⎪ ⎥⋅⎨ ⎬ = ⎨ ⎬ (5.8) 0 ⎥ ⎪V2 ⎪ ⎪ RV2 ⎪ 1 ⎥ ⎪U 3 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 2 ⎥ ⎪⎩V3 ⎪⎭ ⎪⎩ − F ⎪⎭ 1 ⎥ ⎥ 2 ⎦

A


■■ Introduction des conditions d’appui


Dans la mesure où les appuis sont infiniment rigides et comme indiqué en § 4.2.5, l’introduction des conditions aux limites aux nœuds 1 et 2 revient à barrer la ligne et la colonne du degré de liberté considéré.

Figure 5.4 – Exemple 1 : déformée sans ressort (Effel).

Le système (5.8) se réduit donc aux termes liés aux déplacements U 3 et V3 :

9782100544639.indb 49

⎡ 1 1+ ES ⎢ 2 ⎢ L ⎢ 1 ⎢⎣ 2

1⎤ 2 ⎥ ⋅ ⎧U 3 ⎫ = ES ⎡3 1⎤ ⋅ ⎧U 3 ⎫ = ⎧ 0 ⎫ ⎥ ⎨ ⎬ ⎨ ⎬ ⎨ ⎬ 1 ⎥ ⎩V3 ⎭ 2 L ⎢⎣1 1⎥⎦ ⎩V3 ⎭ ⎩− F ⎭ 2 ⎥⎦

(5.9)

49

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FL ⎧ ⎪⎪U 3 = ES = 4.762 mm ⎨ ⎪V3 = − 3 FL = −14.286 mm ⎪⎩ ES

d’où

(5.10)

Il suffit alors d’injecter les résultats (5.10) dans (5.8) pour obtenir les réactions aux appuis : RV1 = RH1 =

ES ⎛ U 3 V3 ⎞ ES − ⎟ = F ; RH 2 = ( −U 3 ) = − F ; RV2 = 0 ⎜− 2 ⎠ L L ⎝ 2

(5.11)

■■ Efforts dans les barres

F

y

N2

x

E, S, L

N1

N2

3

2 4

E,

45°

y

k=

ES L

2S , 2 L

Y x

N1

1

L

X

Figure 5.5 – Exemple 1 : efforts dans les barres.

La détermination des efforts dans les barres est basée sur l’application de la relation (4.37). Il est néanmoins nécessaire de calculer préalablement les déplacements dans le repère local de chacun des éléments. Ainsi, nous avons pour :

L’élément 1 : nœuds 1 → 3, q = 45° ⎡1 ⎧ u1 ⎫ ⎢ ⎪v ⎪ 2 ⎢ −1 ⎪ 1⎪ Comme d’après (4.22) {q1} = [ R1 ] ⋅ {Q1 } ⇔ ⎨ ⎬ = ⎪u3 ⎪ 2 ⎢⎢ 0 ⎪⎩v3 ⎪⎭ ⎣0

1 0 1 0 0 1 0 −1

0 ⎤ ⎧U1 ⎫ 0 ⎥ ⎪⎪ V1 ⎪⎪ ⎥⎨ ⎬ , 1 ⎥ ⎪U 3 ⎪ ⎥ 1 ⎦ ⎪⎩V3 ⎪⎭

50

9782100544639.indb 50

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On déduit alors de (4.37) :

⎡1 ⎢ E 2S ⎢ 0 = 2 L ⎢ −1 ⎢ ⎣0

0 −1 0 0 0 1 0 0

0⎤ ⎡1 ⎥ 0 2 ⎢ −1 ⎥ ⎢ 0⎥ 2 ⎢ 0 ⎥ ⎢ 0⎦ ⎣0

1 0 1 0 0 1 0 −1

0 ⎤ ⎧U1 ⎫ ⎧ ⎪ 0 ⎥ ⎪⎪ V1 ⎪⎪ ⎪ ⎥⋅⎨ ⎬ = ⎨ 1 ⎥ ⎪U 3 ⎪ ⎪− ⎥ 1 ⎦ ⎪⎩V3 ⎪⎭ ⎪ ⎩

2P ⎫ ⎪ 0 ⎪ ⎬ 2P ⎪ 0 ⎪⎭

(5.12)

A

⎧− N1 ⎫ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎬ = [ k1 ] ⋅ {q1} = [ k1 ] ⋅ [ R1 ] ⋅ {Q1 } ⎨ ⎪ N1 ⎪ ⎪⎩ 0 ⎪⎭

d’où la valeur de l’effort normal et de la contrainte dans l’élément 1 :

ES 2 (U 3 + V3 ) = − 2 P = −14142 N L 2 N1 ⇒ σ xx1 = = −100 MPa 2S N1 =

(5.13)

Comme indiqué précédemment, l’hypothèse retenue pour les efforts normaux est d’associer une valeur positive à une traction. Cela revient dans notre cas à retenir comme convention, l’action du nœud sur la barre d’où le signe « – » appliqué à l’effort normal du nœud de départ.


Les repères local et global étant confondus, il est possible de déterminer directement l’effort dans la barre n°2 car [ R2 ] = [ I ] (i.e. u3 = U 3 ). On a donc :


ES ⎡ 1 −1⎤ ⎧u2 ⎫ ⎧− N 2 ⎫ ⎧− F ⎫ ⎬=⎨ ⎬ ⎢ ⎥⎨ ⎬ = ⎨ L ⎣ −1 1 ⎦ ⎩u3 ⎭ ⎩ N 2 ⎭ ⎩ F ⎭ N2 ⇒ N 2 = F = 10000 N ⇒ σ xx2 = = 100 MPa S

(5.14)

5.4.2 Calcul avec ressort ■■ Matrice de rigidité du ressort en repère local

L’élément ressort étant orienté de 4 vers 3, on peut écrire d’après (5.4) que :

9782100544639.indb 51

⎡1 ⎢ ES ⎢ 0 [k3 ] = ⎢ −1 L  k ⎢ ⎣0

0 −1 0 0 0 1 0 0

0 ⎤ (u4 ) 0 ⎥ (v4 ) ⎥ 0 ⎥ (u3 ) ⎥ 0 ⎦ (v3 )

(5.15)

51

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■■ Matrice de rigidité du ressort en repère global

Il est alors possible, en appliquant (5.3) avec un changement de base θ = 90° , de calculer la matrice de rigidité de l’élément ressort en repère global [ K 3 ] , soit : ⎡0 0 ⎢ ES ⎢0 1 [ K 3 ] = ⎢0 0 L ⎢ ⎣0 −1

0 0 ⎤ (U 4 ) 0 −1⎥ (V4 ) ⎥ 0 0 ⎥ (U 3 ) ⎥ 0 1 ⎦ (V3 )

(5.16)

■■ Système [K ] ◊ {Q } = {F }

La construction du système d’équations revient à ajouter (5.16) à (5.8) ce qui donne :

1 ⎡ 1 ⎢1 + 2 2 ⎢ 1 1 ⎢ 1+ ⎢ 2 2 ⎢ 0 0 ⎢ 0 ES ⎢ 0 ⎢ 1 L ⎢ 1 − − 2 ⎢ 2 ⎢ 1 1 − ⎢− 2 ⎢ 2 0 0 ⎢ ⎢ 0 0 ⎣

0

0

0

0

1 0

0 0

−1 0 0

0

0 0

0 0

1 1 ⎤ 0 0⎥ − 2 2 ⎥ ⎧U1 ⎫ ⎧ RH 1 ⎫ 1 1 − − 0 0 ⎥ ⎪V ⎪ ⎪ R ⎪ ⎥⎪ 1 ⎪ ⎪ V1 ⎪ 2 2 −1 0 0 0 ⎥ ⎪U 2 ⎪ ⎪ RH 2 ⎪ ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 0 0 0 0 ⎥ ⎪V2 ⎪ ⎪ Rv 2 ⎪ ⎥ ⎨U ⎬ = ⎨ 0 ⎬ (5.17) 1 1 ⎪ 1+ 0 0 ⎥⎪ 3⎪ ⎪ 2 2 ⎥ ⎪V3 ⎪ ⎪ − F ⎪ ⎪ ⎥⎪ ⎪ ⎪ 1 1 1+ 0 −1⎥ ⎪U 4 ⎪ ⎪RH 4 ⎪ 2 2 ⎥ ⎪V ⎪ ⎪ R ⎪ 0 0 1 0 ⎥⎩ 4 ⎭ ⎩ V 4 ⎭ −1 0 1 ⎥⎦ 0 −

■■ Introduction des conditions d’appui

L’introduction des conditions aux limites aux nœuds 1, 2 et 4 permet de trouver un système très similaire à (5.9) :

1 ⎤ ⎡ 1 1+ ⎢ ES 2 2 ⎥ ⎧U 3 ⎫ = ES ⎡3 1 ⎤ ⎧U 3 ⎫ = ⎧ 0 ⎫ ⎢ ⎥⎨ ⎬ ⎢ ⎥⎨ ⎬ ⎨ ⎬ 1 V 2 L ⎣1 3 ⎦ ⎩V3 ⎭ ⎩− F ⎭ L ⎢ 1 1+ ⎥ ⎩ 3 ⎭ ⎢⎣ 2 2 ⎥⎦

(5.18)

FL ⎧ ⎪⎪U 3 = 4 ES = 1.190 mm (5.19) d’où ⎨ 3 FL ⎪V3 = − = −3.571mm ⎪⎩ 4 ES En effet, la seule différence se situe au niveau de la rigidité associée à V3 qui comES supplémentaire dû à la présence du ressort. porte un terme L 52

9782100544639.indb 52

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Les réactions peuvent alors être calculées en injectant (5.19) dans (5.17) d’où : ES ⎛ U 3 V3 ⎞ F ⎧ ⎪RV1 = RH1 = L ⎜ − 2 − 2 ⎟ = 4 ⎝ ⎠ ⎪ ⎪⎪R = ES −U = − F ( 3) H ⎨ 2 4 L ⎪RV = RH = 0 4 ⎪ 2 S 3F E ⎪R = V3 ) = ( V 4 ⎪⎩ L 4

(5.20)

A


Figure 5.6 – Exemple 1 : déformée avec ressort (Effel). ■■ Efforts dans les barres

En appliquant la même procédure qu’en § 5.4.1, on obtient pour :

L’élément 1 : nœuds 1 → 3, q = 45° ⎡1 ⎧ u1 ⎫ ⎢ ⎪v ⎪ 2 ⎢ −1 ⎪ 1⎪ Comme {q1} = [ R1 ] ⋅ {Q1 } ⇔ ⎨ ⎬ = ⎪u3 ⎪ 2 ⎢⎢ 0 ⎪⎩v3 ⎪⎭ ⎣0

9782100544639.indb 53

1 0 1 0 0 1 0 −1

0 ⎤ ⎧U1 ⎫ 0 ⎥ ⎪⎪ V1 ⎪⎪ ⎥⎨ ⎬ 1 ⎥ ⎪U 3 ⎪ ⎥ 1 ⎦ ⎪⎩V3 ⎪⎭ 53

09/02/10 14:54



On a : ⎧− N1 ⎫ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎬ = [ k1 ] ⋅ {q1} = [ k1 ] ⋅ [ R1 ] ⋅ {Q1 } ⎨ ⎪ N1 ⎪ ⎪⎩ 0 ⎪⎭

⎡1 ⎢ E 2S ⎢ 0 = 2 L ⎢ −1 ⎢ ⎣0

0 −1 0 0 0 1 0 0

0⎤ ⎡1 ⎥ 0 2 ⎢ −1 ⎥ ⎢ 0⎥ 2 ⎢ 0 ⎥ ⎢ 0⎦ ⎣0

1 0 1 0 0 1 0 −1

⎧ 0 ⎤ ⎧U1 ⎫ ⎪ ⎪ 0 ⎥ ⎪⎪ V1 ⎪⎪ ⎪ ⎥⋅⎨ ⎬ = ⎨ 1 ⎥ ⎪U 3 ⎪ ⎪ − ⎥ 1 ⎦ ⎪⎩V3 ⎪⎭ ⎪ ⎪ ⎩

⎫ (5.21) ⎪ ⎪ ⎪ ⎬ 2F ⎪ 4 ⎪ 0 ⎪⎭

2F 4 0

d’où : N1 =

2F ES 2 N = −3536 N ⇒ σ xx1 = 1 = −25 MPa (5.22) (U 3 + V3 ) = − 4 L 2 2S


⎧ F⎫ − − − 1 1 u N ⎤ ⎧ 2 ⎫ ⎧ 2 ⎫ ⎪⎪ 4 ⎪⎪ ES ⎡ F ⎢ −1 1 ⎥ ⎨u ⎬ = ⎨ N ⎬ = ⎨ F ⎬ ⇒ N 2 = = 2500 N 4 L ⎣ ⎦⎩ 3⎭ ⎩ 2 ⎭ ⎪ ⎪ ⎪⎩ 4 ⎪⎭ N ⇒ σ xx2 = 2 = 25 MPa S

(5.23)

L’élément 3 : nœuds 3 → 4, q = 0° N 3 = k ⋅V3 = −

3F 4

On notera qu’il est possible de trouver directement l’effort dans le ressort grâce à la relation liant rigidité et déplacement du nœud 3.

5.5 Exemple 2 : treillis Soit la structure suivante formée de cinq éléments barres et quatre nœuds. Le chargement se décompose en 2 charges horizontale et verticale, respectivement PX et PY appliquées toutes deux au nœud 4. Les conditions d’appui à prendre en compte sont des appuis rotulés aux nœuds 1 et 3. On désire déterminer les déplacements, les réactions et les efforts dans cette structure. 54

9782100544639.indb 54

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5.5 Exemple 2 : treillis H

1

H

E, S, H

E, S, H

2

3

E, S, H E,

S , 2H E, 2

S , 2H 2

A

H

PX

4 Y PY

X

Figure 5.7 – Exemple 2 : structure treillis.



Nœud i

Nœud j

Longueur

Section

1 (barre)

1

2

H

S

2 (barre)

2

3

H

S

3 (barre)

1

4

2H

S

2

4 (barre)

3

4

2H

S

2

5 (barre)

2

4

H

S

Application numérique : S = 0.01 m2, E = 2.1 1011 N/m2, H = 10 m, PX = 100000 N, PY = 200000 N.

5.5.1 Matrices de rigidité en repère local

En adaptant la relation (5.1) aux spécificités de chacune des barres, les matrices en repère local s’écrivent pour :

Les éléments 1, 2 et 5

9782100544639.indb 55

[k1 ] = [k2 ] = [k5 ] =

ES ⎡ 1 −1⎤ ⎢ ⎥ H ⎣ −1 1 ⎦

(5.24) 55

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Les éléments 3 et 4

[k3 ] = [k4 ] =

E

S 2 2H

1

⎡ 1 −1⎤ ES ⎡ 1 −1⎤ ⎢ −1 1 ⎥ = ⎢ ⎥ ⎣ ⎦ 2 H ⎣ −1 1 ⎦

3

2

Y

(5.25)

PX

4 X PY

Figure 5.8 – Exemple 2 : connectivité élémentaire et repères locaux.

5.5.2 Matrices de rigidité en repère global

Toujours en utilisant la forme générique (5.3), les rigidités en repère global s’écrivent pour :


⎡1 ⎢ ES ⎢ 0 [ K 1 ] = ⎢ −1 H ⎢ ⎣0

0 −1 0 0 0 1 0 0

0 ⎤ (U1 ) 0 ⎥ (V1 ) ⎥ 0 ⎥ (U 2 ) ⎥ 0 ⎦ (V2 )

(5.26)


[K 2 ] = [K1 ] L’élément 3 : nœuds 1 → 4, q = – 45°

⎡ 1 −1 −1 1 ⎤ (U1 ) ⎢ ⎥ ES −1 1 1 −1 (V ) [ K 3 ] = ⎢⎢ −1 1 1 −1⎥⎥ (U1 ) 4H 4 ⎢ ⎥ 1 1 1 1 − − (V V ⎣ ⎦ 4)

(5.27)

56

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Élément 4 : nœuds 3 → 4, q = – 135° ⎡ 1 1 −1 −1⎤ (U 3 ) ⎢ ⎥ ES ⎢ 1 1 −1 −1⎥ (V3 ) [K 4 ] = 4 H ⎢ −1 −1 1 1 ⎥ (U 4 ) ⎢ ⎥ V4 ) ⎣ −1 −1 1 1 ⎦ (V

(5.28)

A

⎡0 0 ⎢ ES ⎢0 1 K = [ 5] H ⎢0 0 ⎢ ⎣0 −1

0 0 ⎤ (U 2 ) 0 −1⎥ (V2 ) ⎥ 0 0 ⎥ (U 4 ) ⎥ 0 1 ⎦ (V4 )

Élément 5 : nœuds 2 → 4, q = – 90°

(5.29)

5.5.3 Système [K ] ◊ {Q } = {F }

L’assemblage des matrices élémentaires en repère global (5.26) à (5.29) permet d’obtenir : −1 0 0 0 1 ⎤ ⎧U1 ⎫ ⎧ RH 1 ⎫ ⎡ 4 + 1 −1 −4 ⎢ −1 1 −1 ⎥ ⎪ V1 ⎪ ⎪ RV 1 ⎪ 0 0 0 0 1 ⎢ ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎢ −4 −4 0 4+4 0 0 0 0 ⎥ ⎪U 2 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎢ ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ −4 ⎥ ⎪V2 ⎪ ⎪ 0 ⎪ 0 0 4 0 0 0 ES ⎢ 0 = ⎨ ⎬ ⎨ ⎬ (5.30) −1 ⎥ ⎪U 3 ⎪ ⎪RH 3 ⎪ −4 −1 1 0 0 4 +1 1 4H ⎢ 0 ⎢ ⎥ −1 −1 ⎥ ⎪V3 ⎪ ⎪ RV 3 ⎪ 0 0 0 1 1 ⎢ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎢ −1 1 −1 −1 1 + 1 −1 + 1 ⎥ ⎪U 4 ⎪ ⎪ PX ⎪ 0 0 ⎢ ⎥ −1 −4 −1 −1 −1 + 1 4 + 1 + 1⎥⎦ ⎪⎩V4 ⎭⎪ ⎪⎩ − PY ⎪⎭ 0 ⎢⎣ 1


Ce qui donne après simplification :

9782100544639.indb 57

⎡ 5 −1 −4 0 0 0 −1 ⎢ −1 1 0 0 0 0 1 ⎢ ⎢ −4 0 8 0 −4 0 0 ⎢ 4 0 0 0 ES ⎢ 0 0 0 4 H ⎢ 0 0 −4 0 5 1 −1 ⎢ ⎢ 0 0 0 0 1 1 −1 ⎢ −1 1 0 0 −1 −1 2 ⎢ ⎢⎣ 1 −1 0 −4 −1 −1 0

1 ⎤ ⎧U1 ⎫ ⎧ RH 1 ⎫ −1⎥ ⎪ V1 ⎪ ⎪ RV 1 ⎪ ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎥ ⎪U 2 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎥⎪ ⎪ ⎪ ⎪ −4 ⎥ ⎪V2 ⎪ ⎪ 0 ⎪ = ⎨ ⎬ ⎨ ⎬ −1⎥ ⎪U 3 ⎪ ⎪RH 3 ⎪ ⎥ −1⎥ ⎪V3 ⎪ ⎪ RV 3 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎥ ⎪U 4 ⎪ ⎪ PX ⎪ ⎥ 6 ⎥⎦ ⎪⎩V4 ⎪⎭ ⎪⎩ − PY ⎪⎭

(5.31)

57

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5.5.4 Introduction des conditions d’appui

Les conditions d’appui permettent de déduire que U1 = U 3 = V1 = V3 = 0 d’où le système à résoudre :

⎡8 0 ⎢ ES ⎢0 4 4 H ⎢0 0 ⎢ ⎣0 −4

0 0 ⎤ ⎧U 2 ⎫ ⎧ 0 0 −4 ⎥ ⎪⎪V2 ⎪⎪ ⎪⎪ 0 ⎥⎨ ⎬ = ⎨ 2 0 ⎥ ⎪U 4 ⎪ ⎪ PX ⎥ 0 6 ⎦ ⎪⎩V4 ⎪⎭ ⎪⎩− PY

⎫ ⎪ ⎪ ⎬ ⎪ ⎪⎭

(5.32)

Les déplacements aux nœuds 2 et 4 sont donc égaux à :

⎧U 2 = 0 ⎪V = V 4 ⎪ 2 ⎪ 2P H ⎨U 4 = X = 0.952 10−3 m ES ⎪ ⎪ 2 PY H = −1.905 10−3 m ⎪V4 = − ES ⎩

(5.33)

Figure 5.9 – Exemple 2 : déformée (Effel).

58

9782100544639.indb 58

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Ce qui, en injectant (5.33) dans (5.31), donne pour les réactions :

(5.34)

A

ES ⎛ 2 PX H 2 PY H ⎞ PX + PY ⎧ = −150 kN ⎪RH 1 = 4 H ⎜ − ES − ES ⎟ = − 2 ⎝ ⎠ ⎪ ES ⎛ 2 PX H 2 PY H ⎞ PX + PY ⎪ = 150 kN ⎪⎪RV 1 = 4 H ⎜⎝ ES + ES ⎟⎠ = 2 ⎨ ⎪RH 3 = ES ⎛ − 2 PX H + 2 PY H ⎞ = − PX + PY = 50 kN ⎜ ⎟ ⎪ 2 4H ⎝ ES ES ⎠ ⎪ ⎪RV 3 = ES ⎛⎜ − 2 PX H + 2 PY H ⎞⎟ = − PX + PY = 50 kN 4H ⎝ 2 ES ES ⎠ ⎩⎪

5.5.5 Efforts dans les barres

Les barres 1 et 2 ne subissant aucun allongement ou raccourcissement (U 2 = 0 ) , les efforts dans ces éléments sont bien évidemment nuls ( N1 = N 2 = 0 ) . De la même façon, il n’y a pas d’effort dans la barre 5 ( N 5 = 0 ) puisque V2 est égal V4 . Pour obtenir les efforts dans l’élément 3, on pose :

⎡1 −1 ⎧ u1 ⎫ ⎢ ⎪v ⎪ 2 ⎢1 1 ⎪ 1⎪ ⎨ ⎬= ⎪u4 ⎪ 2 ⎢⎢0 0 ⎪⎩v4 ⎪⎭ ⎣0 0

⎡1 −1 ⎧ u1 ⎫ ⎢ ⎪v ⎪ 2 ⎢1 1 ⎪ 1⎪ = ⎨ ⎬ ⎪u4 ⎪ 2 ⎢⎢0 0 ⎪⎩v4 ⎪⎭ ⎣0 0

0 0 ⎤ ⎧U1 ⎫ 0 0 ⎥ ⎪⎪ V1 ⎪⎪ 2 2 ⎛ 2 ( PX + PY ) H ⎞ U 4 − V4 ) = d’où ⎥ ⎨ ⎬ d ’ oø u4 = ( ⎜ ⎟ 1 −1⎥ ⎪U 4 ⎪ 2 2 ⎝ ES ⎠ ⎥⎪ ⎪ 1ce qui 1 ⎦permet V ⎩ 4 ⎭ de trouver grâce à (4-37) :

⎡ 1 −1⎤ ⎧ u1 ⎫ ⎧− N 3 ⎫ ⎢ −1 1 ⎥ ⎨u ⎬ = ⎨ N ⎬ ⎣ ⎦⎩ 4⎭ ⎩ 3 ⎭ (5.35) 2 ( PX + PY ) 2 ( PX + PY ) H ⎞ = 212132 N ⎟⎟ = 2 ES ⎠

ES 2H

⇒ N3 = © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

0 0 ⎤ ⎧U1 ⎫ 0 0 ⎥ ⎪⎪ V1 ⎪⎪ ⎥ ⎨ ⎬ d ’ oø u = 2 (U − V ) = 2 ⎛ 2 ( PX + PY 4 4 4 ⎜ 1 −1⎥ ⎪U 4 ⎪ 2 2 ⎝ ES ⎥ 1 1 ⎦ ⎪⎩V4 ⎪⎭

ES ⎛ ⎜ 2H ⎜⎝

De la même façon et pour l’élément 4, on déduit : ⎡ −1 −1 0 0 ⎤ ⎧U 3 ⎫ ⎧u3 ⎫ ⎢ ⎪v ⎪ ⎥⎪ ⎪ 2 ⎢ 1 −1 0 0 ⎥ ⎪V3 ⎪ 2 2 ⎛ 2 ( − PX ⎪ 3⎪ d ’ oø u4 = −U 4 − V4 ) = ( ⎬ ⎨ ⎬= ⎨ ⎜ 2 2 ⎝ ⎪u4 ⎪ 2 ⎢⎢ 0 0 −1 −1⎥⎥ ⎪U 4 ⎪ ⎪⎩v4 ⎪⎭ ⎣ 0 0 1 −1⎦ ⎪⎩V4 ⎪⎭

u3 ⎫ ⎡ −1 −1 0 0 ⎤ ⎧U 3 ⎫ ⎪ ⎢ ⎥⎪ ⎪ 2 ⎢ 1 −1 0 0 ⎥ ⎪V3 ⎪ 2 2 ⎛ 2 ( − PX + PY ) H ⎞ 3⎪ = d ’ oø u4 = −U 4 − V4 ) = ( d’où ⎬ ⎬ ⎨ ⎜ ⎟ u4 ⎪ 2 ⎢ 0 0 −1 −1⎥ ⎪U 4 ⎪ 2 2 ⎝ ES ⎠ ⎢ ⎥⎪ ⎪ ⎪ − V 0 0 1 1 4⎭ ⎣ ⎦⎩ 4 ⎭

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59

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⎡ 1 −1⎤ ⎧u3 ⎫ ⎧− N 4 ⎫ ⎢ −1 1 ⎥ ⎨u ⎬ = ⎨ N ⎬ ⎣ ⎦⎩ 4⎭ ⎩ 4 ⎭ (5.36) 2 ( − PX + PY ) H ⎞ 2 ( − PX + PY ) = 70711 N ⎟⎟ = 2 ES ⎠ ES 2H

⇒ N4 =

ES ⎛ ⎜ 2H ⎜⎝

60

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A 6.1 Équation générale des poutres planes y G

H

E

F

C

D

A

B

y

x

Axe neutre

O

dβ


G’

H’

E’ ρ

F’

C’

D’

A’

y

x

B’

Figure 6.1 – Déformation d’une poutre en flexion.

Les sections droites d’une poutre en flexion restant droites après déformations (principe de Navier-Bernoulli), l’étude des déformations longitudinales sur un tronçon ABGH permet d’établir une relation linéaire entre la déformation longitudinale et le rayon de courbure ρ . En effet et de par sa définition (3.9), la déformation à l’ordonnée y est égale à : E ’ F ’− EF ε xx = (6.1) EF

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61

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6.1 Équation générale des poutres planes

Comme EF = CD et CD = C’D’, on déduit que : E ’ F ’− EF ( ρ − y ) ⋅ d β − ρ ⋅ d β y = ε xx = =− EF ρ ⋅dβ ρ

(6.2)

Enfin et en combinant l’équation d’équilibre de la section à celle liant contrainte et déformation, on retrouve la relation moment-courbure de la théorie des poutres :

∫ σ xx ⋅ y ⋅ dS − M z = 0⎫⎪ S

σ xx = E ⋅ ε xx

1 M E ⎪ ⇒ M z = − ∫ y 2 ⋅ dS ⇔ − z = ⎬ E ρS EI z ρ = − ⋅ y⎪ ρ ⎪⎭ Iz

(6.3)

avec I z = ∫ y 2 ⋅ dS : moment d’inertie autour de l’axe z (perpendiculaire au plan xy). S

De plus et sous l’effet des charges extérieures, le point situé sur l’axe neutre à l’abscisse x subira un déplacement vertical v( x ) et une rotation β ( x ) . Par ailleurs et dβ 1 d’après la figure 6.2, on sait que dx = ρ ⋅ d β ⇒ mais également que = dx ρ dv β= ce qui permet de déduire : dx 1 d β d 2v = = (6.4) ρ dx dx 2 En égalisant (6.3) et (6.4), les relations moment-courbure et déformation-courbure deviennent : 1 M d 2v =− z = 2 (6.5) ρ EI z dx

ε xx = −

y d 2v = −y 2 ρ dx

(6.6)

Sachant que l’effort tranchant correspond à la dérivée du moment fléchissant ⎛ dM z ⎞ = T y ⎟ et que celle de l’effort tranchant1 est équivalente à la charge répartie ⎜ dx ⎝ ⎠ ⎛ dT y ⎞ = −q y ( x ) ⎟ , on obtient finalement : ⎜ ⎝ dx ⎠ d 2v EI z 2 = − M z ( x ) dx d 3v EI z 3 = −T y ( x ) dx d 4v EI z 4 = q y ( x ) dx

(6.7) (6.8) (6.9)

1 Cf. démonstration dans [7].

62

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Les relations (6.7) et (6.9) sont les formes les plus connues de l’équation générale des poutres. O

A y

dβ q y (x)

ρ x

v(x) dβ

ds dx ≈ ds


Figure 6.2 – Rotation et courbure.

6.2 Élément de poutre plane à 2 nœuds Soit un élément de poutre plane de longueur L , de section S et d’inertie I constantes et dont le matériau a un module d’élasticité longitudinal E . Cet élément à deux nœuds destiné au calcul des réseaux de poutres chargés dans leur plan fait appel à la théorie des poutres qui permet de ramener le problème tridimensionnel à un problème unidimensionnel en condensant ses caractéristiques au niveau de sa fibre moyenne. Chacun de ses nœuds possède trois degrés de liberté dv ui , vi et i qui permettent de reconstituer les fonctions de déplacements axial dx u( x ) et transversal v( x ). Ses caractéristiques sont donc : L : Longueur.

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63

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E : Module d’élasticité longitudinal. S : Section axiale. I = I z : Moment d’inertie suivant l’axe z (perpendiculaire au plan xy). Y

v(x)

y βi =

vi

dvi dx

βj =

vj

dv j dx

u (x)

ui i

E, S , I

uj

x

j θ

L

X Figure 6.3 – Élément de poutre plane.

Les inconnues étant les déplacements en i et en j, la première opération consistera dv à exprimer ces champs de déplacement en fonction des valeurs nodales ui , vi , i dx dv j et u j , v j , . dx 6.2.1 Matrices de rigidité élémentaire en repère local

u( x ) En l’absence de flexion, l’élément du fait de son raccourcissement ou de son allongement, a un comportement identique à celui d’une barre. u( x ) est donc encore une fois une fonction linéaire de la forme u( x ) = a0 + a1 x . La déformation associée du = a1 . est bien évidemment homogène sur la section et vaut comme en (4.2) ε xx = dx De plus et comme u ( 0 ) = ui en i et u ( L ) = u j en j, on obtient comme pour l’élément barre, la même fonction de déplacement que celle établie en (4.3) :

■■ Champ de déplacement axial

x x u( x ) = (1 − ) ⋅ ui + ⋅ u j L L

(6.10)

64

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v( x ) En flexion, chacun des nœuds de cet élément possède deux degrés de liberté, un en translation dans la direction transversale v et un associé à la rotation β autour de l’axe z perpendiculaire au plan xy. Quatre conditions aux limites vi , βi , v j , β j peuvent donc être utilisées pour définir sa fonction d’approximation ce qui explique l’expression de v( x ) sous la forme d’un polynôme de degré 3.

■■ Champ de déplacement transversal

v( x ) = b0 + b1 ⋅ x + b2 ⋅ x 2 + b3 ⋅ x 3 = {1 x

x2

⎧b0 ⎫ ⎪b ⎪ ⎪ 1⎪ x 3} ⋅ ⎨ ⎬ ⎪b2 ⎪ ⎪⎩b3 ⎪⎭

)

(6.11)

A

(

Cette approche revient en fait à intégrer la forme (6.9) de l’équation générale des poutres avec une charge répartie nulle. L’équation du moment fléchissant sera alors d’après (6.7) une fonction linéaire. À partir des conditions aux limites de v( x ) (i .e . v(0) = vi , v ʹ(0) = βi , v( L ) = v j , v ʹ( L ) = β j ) , le vecteur des déplacements nodaux s’écrit : ⎧ vi ⎫ ⎡1 ⎪ β ⎪ ⎢0 ⎪ i⎪ ⎢ ⎨v ⎬ = ⎢ ⎪ j ⎪ ⎢1 ⎪⎩ β j ⎪⎭ ⎣0

0 0 0 ⎤ ⎧b0 ⎫ ⎧b0 ⎫ ⎪ ⎪ ⎪b ⎪ ⎥ 1 0 0 ⎪b1 ⎪ ⎥ ⎨ ⎬ = [ R ] ⋅ ⎪⎨ 1 ⎪⎬ L L2 L3 ⎥ ⎪b2 ⎪ ⎪b2 ⎪ ⎥⎪ ⎪ 2 ⎪⎩b3 ⎪⎭ 1 2 L 3L ⎦ ⎩b3 ⎭

(6.12)

Soit en injectant (6.12) dans (6.11),

v( x ) = {1 x

x2


v( x ) = {1 x

x2

⎧ vi ⎫ ⎪ ⎪ −1 ⎪ βi ⎪ 3 x } ⋅ [R ] ⋅ ⎨ ⎬ ⎪v j ⎪ ⎪⎩ β j ⎪⎭ 0 0 ⎡ 1 ⎢ 0 1 0 x 3} ⋅ ⎢ 2 ⎢ −3 / L −2 / L 3 / L2 ⎢ 3 1 / L2 −2 / L3 ⎣ 2/L

0 ⎤ ⎧ vi ⎫ 0 ⎥ ⎪⎪ βi ⎪⎪ ⎥⋅⎨ ⎬ −1 / L ⎥ ⎪ v j ⎪ ⎥ 1 / L2 ⎦ ⎪⎩ β j ⎪⎭

(6.13)

D’où finalement, ⎧ 3x 2 2 x 3 v( x ) = ⎨1 − 2 + 3 L L ⎩

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x−

2x 2 x 3 + 2 L L

3x 2 2 x 3 − 3 L2 L

⎧ vi ⎫ ⎪ ⎪ x 2 x 3 ⎫ ⎪ βi ⎪ − + 2 ⎬ ⋅ ⎨ ⎬ (6.14) L L ⎭ ⎪v j ⎪ ⎪⎩ β j ⎪⎭ 65

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C’est d’ailleurs grâce à cette relation que certains logiciels arrivent à tracer la déformée entre les nœuds. Ils calculent les valeurs de v( x ) en certains points intermédiaires1 et reconstituent ensuite la déformée. Ceci permet de se limiter à la géométrie de la structure et donc de réduire le nombre de nœuds. ■■ Champ de déformation

En regroupant les résultats (6.10) et (6.14) dans (6.15), le champ de déplacement complet de l’élément s’écrit : ⎧u( x )⎫ ⎨ ⎬= ⎩v( x ) ⎭ ⎧ x 0 ⎪⎪1 − L ⎨ 3x 2 2 x 3 ⎪ 0 1− 2 + 3 ⎪⎩ L L

x L

0 x−

2x 2 x 3 + 2 L L

0

0 3x 2 2 x 3 − 3 L L2

⎧ ui ⎫ ⎪v ⎪ ⎫⎪ i ⎪ 0 ⎪⎪ ⎪⎪ βi ⎪⎪ ⎬⎨ ⎬ x 2 x 3 u (6.15) − + 2 ⎪⎪ j ⎪ L L ⎪⎭ ⎪ v j ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ β j ⎪⎭

⎧u( x )⎫ ⎬ = [ N ] ⋅ {qe } ⎨ ⎩v( x ) ⎭

La déformation de la poutre résultant de la concomitance de la flexion (6.6) et des variations de longueur (4.2), on a :

ε xx =

du d 2v −y 2 dx dx

(6.16)

Le champ de déformation devient alors :

ε xx =

⎧ 1 ⎨− ⎩ L

⎛ 6 12 x ⎞ ⎛ 4 6x ⎞ ⎜ 2 − 3 ⎟⋅ y ⎜ − 2 ⎟⋅ y L L ⎝ ⎠ ⎝L L ⎠

ε xx = [ B ] ⋅ {qe }

1 L

⎧ ui ⎫ ⎪v ⎪ ⎪ i⎪ ⎛ 2 6 x ⎞ ⎫ ⎪⎪ βi ⎪⎪ ⎛ 6 12 x ⎞ ⎜ − 2 + 3 ⎟ ⋅ y ⎜ − 2 ⎟ ⋅ y ⎬ ⎨u ⎬ L ⎠ ⎝ L L ⎠ ⎭⎪ j ⎪ ⎝ L ⎪v j ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ β j ⎪⎭

(6.17) 1. Au quart, à la moitié et aux trois quarts de la longueur de l’élément par exemple.

66

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■■ Matrice de rigidité élémentaire

Reprenant l’expression de l’énergie de déformation élémentaire (4.11), T T 1 1 {ε } ⋅ {σ } ⋅ dVe = ∫ {qe } ⋅ [ B ]T ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ {qe } ⋅ dVe ∫ 2V 2V e

=

e

1 {qe }T ⋅ [ke ] ⋅ {qe } 2

(6.18)

et sachant que la matrice [ H ] , les vecteurs contrainte et déformation se réduisent respectivement aux seuls termes E , σ xx et ε xx , We s’écrit : We =

T 1 1 σ xx ⋅ ε xx ⋅ dVe = ∫ ([ B ] ⋅ {qe }) E [ B ] ⋅ {qe } ⋅ dVe ∫ 2V 2V e

e

[ke ]

We =

A

We =

1 {qe }T 2

⎞ ⎛ T ⋅ ⎜ E ∫ [ B ] ⋅[ B ] ⋅ dVe ⎟ ⋅ {qe } ⎟ ⎜ V ⎠ ⎝ e

(6.19)

d’où l’expression finale de la matrice de rigidité élémentaire : L⎛ ⎞ T T k = E B ⋅ B ⋅ dV = E [ e] ∫[ ] [ ] e ∫ ⎜⎜ ∫ dSe ⎟⎟ ⋅ [ B ] ⋅ [ B ] ⋅ dx 0 ⎝ Se Ve ⎠


1 ⎧ ⎫ − ⎪ ⎪ L ⎪ ⎪ ⎪ ⎛ 6 − 12 x ⎞ ⋅ y ⎪ ⎪ ⎜⎝ L2 L3 ⎟⎠ ⎪ ⎪ ⎪ ⎛ 4 6x ⎞ ⎪ ⎪ L⎛ ⎞ ⎪ ⎜⎝ L − L2 ⎟⎠ ⋅ y ⎪ = E ∫ ⎜ ∫ dSe ⎟ ⋅ ⎨ ⎬ ⋅ 1 ⎟ ⎜ ⎪ 0 ⎝ Se ⎠ ⎪ ⎪ ⎪ L ⎪⎛ 6 12 x ⎞ ⎪ ⎪⎜ − 2 + 3 ⎟ ⋅ y ⎪ L ⎠ ⎪ ⎪⎝ L ⎪ ⎛ 2 6x ⎞ ⎪ ⎪ ⎜ − 2 ⎟⋅ y ⎪ ⎩ ⎝L L ⎠ ⎭ ⎧ 1 ⎨− ⎩ L

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⎛ 6 12 x ⎞ ⎛ 4 6x ⎞ ⎜ 2 − 3 ⎟⋅ y ⎜ − 2 ⎟⋅ y L ⎠ ⎝L ⎝L L ⎠

1 L

(6.20)

⎛ 6 12 x ⎞ ⎛ 2 6x ⎞ ⎫ ⎜ − 2 + 3 ⎟ ⋅ y ⎜ − 2 ⎟ ⋅ y ⎬ ⋅ dx L ⎠ ⎝ L ⎝L L ⎠ ⎭

67

09/02/10 14:55



Rigidité du nœud i ⎡ ES ⎢ L ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 [ke ] = ⎢ ES ⎢ ⎢− L ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎣

Facteur de transmission du nœud i vers j 0

0

12 EI L3 6 EI L2

6 EI L2 4 EI L

0

0

−

12 EI L3 6 EI L2

6 EI L2 2 EI L

−

−

ES L 0 0

ES L 0 0

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

−

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

Facteur de transmission du nœud j vers i avec : ∫ dSe = S (section constante). se

∫ y ⋅ dSe = 0

⎤ ⎥ ⎥ 6 EI ⎥ L2 ⎥ 2 EI ⎥ ⎥ L ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ 6 EI ⎥ − 2 L ⎥ 4 EI ⎥ ⎥ L ⎦ 0

(6.21)

Rigidité du nœud j

∫ y 2 ⋅ dSe = I

(inertie constante).

se

(moment statique nul par rapport à la fibre moyenne).

se

On notera que les termes en « EI » sont bien liés aux degrés de liberté associés à la flexion de l’élément poutre. 6.2.2 Matrices de rigidité élémentaire en repère global

L’élément de poutre plane possédant deux nœuds à trois degrés de liberté, la matrice de changement de base s’écrit en vertu de (4.22) : n (θ ) ⎧ ui ⎫ ⎡ cos (θ ) sin ⎪ v ⎪ ⎢ − sin θ cos θ ( ) ( ) ⎪ i⎪ ⎢ ⎪⎪ βi ⎪⎪ ⎢ 0 0 {qe } = [ Re ] ⋅ {Qe } ⇔ ⎨ u ⎬ = ⎢ 0 ⎪ j⎪ ⎢ 0 ⎪v j ⎪ ⎢ 0 0 ⎪ ⎪ ⎢ 0 ⎪⎩ β j ⎪⎭ ⎢⎣ 0

0 0 0 0 0 0 1 0 0 0 cos (θ ) sin (θ ) 0 − sin (θ ) cos (θ ) 0

0

0

0 ⎤ ⎧U i ⎫ ⎥ 0 ⎥ ⎪⎪ Vi ⎪⎪ 0 ⎥ ⎪⎪ Βi ⎪⎪ ⎥ ⎨ ⎬ (6.22) 0 ⎥ ⎪U j ⎪ 0 ⎥ ⎪V j ⎪ ⎥⎪ ⎪ 1 ⎥⎦ ⎪⎩Β j ⎪⎭

On notera cependant l’ajout du «1» associé aux rotations autour des axes z et Z qui sont colinéaires dans le cas plan. La matrice de rigidité élémentaire en repère global est ensuite obtenue en appliquant (4.25), soit : 68

9782100544639.indb 68

09/02/10 14:55

12 EI 2 ⎡ ES 2 ⎢ L cos θ + L3 sin θ ⎢ ⎢ ⎛ ES 12 EI ⎞ ⎢ ⎜⎝ L − L3 ⎟⎠ cosθ sin θ ⎢ 6 EI ⎢ − 2 sin θ ⎢ L ⎢ ES ⎢ − cos2 θ − 12 EI sin 2 θ ⎢ L L3 ⎢ ES 12 EI ⎞ ⎢⎛⎜ − + 3 ⎟ cosθ sin θ L ⎠ ⎢⎝ L ⎢ 6 EI − 2 sin θ ⎢ ⎣ L

⎛ ES 12 EI ⎞ − 3 ⎟ cosθ sin θ ⎜ L ⎠ ⎝ L ES 2 12 EI sin θ + 3 cos2 θ L L 6 EI cosθ L2 ⎛ ES 12 EI ⎞ + 3 ⎟ cosθ sin θ ⎜− L ⎠ ⎝ L 12 EI ES 2 − sin θ − 3 cos2 θ L L 6 EI cosθ L2


9782100544639.indb 69

ES 2 12 EI cos θ − 3 sin 2 θ L L ⎛ ES 12 EI ⎞ + 3 ⎟ cosθ sin θ ⎜− L ⎠ ⎝ L 6 EI sin θ L2 ES 2 12 EI cos θ + 3 sin 2 θ L L ES EI 12 ⎛ ⎞ − 3 ⎟ cosθ sin θ ⎜ L ⎠ ⎝ L 6 EI sin θ L2 −

(6.23)

6 EI sin θ L2 6 EI cosθ L2 4 EI L 6 EI sin θ L2 6 EI − 2 cosθ L 2 EI L −

T

[ K e ] = [ Re ] [ ke ][ Re ] =

⎛ ES 12 EI ⎞ + 3 ⎟ cosθ sin θ ⎜− L ⎠ ⎝ L ES 12 EI − sin 2 θ − 3 cos2 θ L L 6 EI − 2 cosθ L ⎛ ES 12 EI ⎞ − 3 ⎟ cosθ sin θ ⎜ L ⎠ ⎝ L ES 2 12 EI sin θ + 3 cos2 θ L L EI 6 − 2 cos θ L

6 EI ⎤ sin θ ⎥ L2 ⎥ 6 EI ⎥ cos θ ⎥ 2 L ⎥ 2 EI ⎥ ⎥ L ⎥ 6 EI ⎥ θ sin L2 ⎥ ⎥ 6 EI − 2 cosθ ⎥ L ⎥ ⎥ EI 4 ⎥ L ⎦ −

6 • Éléments de poutre à deux nœuds 6.2 Élément de poutre plane à 2 nœuds

A

69

09/02/10 14:55



6.2.3 Vecteur Charges exprimé en repère local Y

x

L

y

j

qy i

X

Figure 6.4 – Élément de poutre plane chargé uniformément.

Considérant une poutre plane chargée uniformément, le vecteur charges réduit à celui des forces nodales de surface (4.18) soit { f es } =

T

{ fe }

se

∫ [ N ] ⋅ { f s } ⋅ dSe .

Se T

L

⎧ 0 ⎫

{ f e } = { f es } = ∫ [ N ] ⋅ { f s } ⋅ dSe = ∫0 [ N ]T ⋅ ⎨−q ⎬ dx y ⎩

Se

⎧ 3x 2 2 x ⎪1 − 2 + 3 L L ⎪ ⎧ Fiy ⎫ 2x 2 x 3 ⎪ ⎪M ⎪ x− + 2 L⎪ ⎪ ⎪ iz ⎪ L L =⎨ = ⎬ ∫0 ⎨ 2 3 F x x 3 2 ⎪ ⎪ jy ⎪ − ⎪ L2 ⎪⎩ M jz ⎪⎭ L3 ⎪ x2 x3 ⎪ − + L L3 ⎪⎩

⎭

⎧ qyL ⎫ ⎪ ⎪− 2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ q y L2 ⎪ ⎪⎪ ⎧ 0 ⎫ ⎪⎪− 12 ⎪⎪ dx ⋅ = ⋅ ⎨ ⎬ ⎬ ⎨ −q ⎬ ⎪ − qyL ⎪ ⎪ ⎩ y⎭ ⎪ 2 ⎪ ⎪ ⎪ q L2 ⎪ ⎪ ⎪ y ⎪ ⎪ ⎪⎩ 12 ⎪⎭ ⎪⎭

3⎫

(6.24)

D’une manière générale et dans le cas de forces orientées dans le sens y négatif, le vecteur charges d’un élément de poutre plane soumis à un système de charges transversales est égal à l’inverse des réactions et moments d’encastrement de la poutre bi-encastrée subissant le même chargement. En d’autres termes, ce vecteur traduit les actions nodales équivalentes au chargement appliqué sur la poutre (cf. tableau 6.1 des charges nodales équivalentes).

70

9782100544639.indb 70

09/02/10 14:55

9782100544639.indb 71

i

i

i

i

i

a

a

L/2

c L

q

L

L

q

L

P

L

P

b

j

j

j

j

j

q

Type de chargement

P 2

(

−

qL 2

3qL 20

−

Pb2 ( 2a + L ) L3

−

Fiy

(

⎧ ⎪ c ⎪ ⎪ ( a + c )3 − a3 ⎪ −q ⋅ ⎨ − L2 ⎪ ⎪ ( a + c )4 − a4 ⎪+ ⎪⎩ 2L3

−


)

)

⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎬ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎭

PL 8

( ( (

qL2 30

) ⎫⎪ )⎬⎪⎪ ) ⎪⎭

⎧ 6L2 ( a + c )2 − a2 ⎪ q ⎪ 3 − ⋅ ⎨−8L ( a + c ) − a3 12L2 ⎪ ⎪ +3 ( a + c )4 − a4 ⎩

−

qL2 12

Pab2 L2

−

−

−

Miz P 2

−

qL 2

7qL 20

−

Pa2 ( L + 2b ) L3

−

Fjy

)

(

⎪ ⎬ ⎪ ⎪ ⎭

) ⎫⎪

(

⎧ ( a + c )3 − a3 ⎪ ⎪ L2 −q ⋅ ⎨ 4 ⎪ ( a + c ) − a4 ⎪− 2L3 ⎩

−

Tableau 6.1 – Charges nodales équivalentes.

q 12L2

( (

⎧ 4L ( a + c )3 − a3 ⎪ ⋅⎨ 4 ⎪−3 ( a + c ) − a4 ⎩

qL2 20

qL2 12

Pa2b L2

PL 8

Mjz

) ⎫⎪ ⎬ )⎪⎭

6 • Éléments de poutre à deux nœuds 6.2 Élément de poutre plane à 2 nœuds

A

71

09/02/10 14:55



6.2.4 Calcul des efforts internes en repère local

Une fois les déplacements en repère global connus, il suffit de calculer pour chacun des éléments, les déplacements associés en repère local puis de les injecter dans la relation de rigidité élémentaire pour obtenir les efforts aux nœuds correspondants. On a donc : ⎧ Ni ⎫ ⎪T ⎪ ⎪ i ⎪ ⎪⎪ Mi ⎪⎪ ⎨ N ⎬ = [ ke ] ⋅ {qe } − { f e } ⎪ j⎪ ⎪ Tj ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ M j ⎪⎭ ⎡ ES ⎢ L ⎢ N ⎧ i⎫ ⎢ 0 ⎪T ⎪ ⎢ ⎪ i ⎪ ⎢ ⎪⎪ Mi ⎪⎪ ⎢ 0 ⎨N ⎬ = ⎢ ⎪ j ⎪ ⎢ − ES ⎪ Tj ⎪ ⎢ L ⎪ ⎪ ⎢ ⎪⎩ M j ⎪⎭ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎣

0

0

12 EI L3 6 EI L2

6 EI L2 4 EI L

0

0

−

12 EI L3 6 EI L2

6 EI L2 2 EI L

−

-

ES L 0 0

ES L 0 0

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

−

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

⎤ ⎥ ⎥ (6.25) 6 EI ⎥ ui ⎫ ⎧ L2 ⎥ ⎪ ⎪ 2 EI ⎥ ⎪ vi ⎪ ⎥ L ⎥ ⎪⎪ βi ⎪⎪ − f ⎨ ⎬ { e} ⎥ ⎪u j ⎪ 0 ⎥ ⎪ ⎪ ⎥ vj 6 EI ⎥ ⎪ β ⎪ − 2 ⎪⎩ j ⎪⎭ L ⎥ 4 EI ⎥ ⎥ L ⎦ 0

avec : {qe } = [ Re ] ⋅ {Qe } .

{ f e } : vecteur des charges nodales équivalentes au chargement appliqué sur la poutre.

6.3 Élément de poutre tridimensionnel à 2 nœuds La formulation de cet élément revient à superposer les effets de traction-compression à ceux de flexion autour des axes z et y. La matrice de rigidité liée au plan xz qui reste semblable à celle établie au § 6.2.1, comporte, du fait de la prise en compte du sens direct de z vers x, une inversion de signe des termes associés à β y .

72

9782100544639.indb 72

09/02/10 14:55



6.3.1 Prise en compte de la torsion

Il reste maintenant à prendre en compte la torsion de l’élément pour couvrir l’ensemble des six degrés de liberté. Partant d’une hypothèse de torsion libre, la fonction β x ( x ) devra être évaluée à partir des deux rotations d’extrémités βix et β jx .

j

x

A

u

βx

v

βy

L

y i

z

w

βz Figure 6.5 – Élément de poutre 3D.

L’approche sera alors identique à celle utilisée pour l’élément barre, d’où :

β x ( x ) = a0 + a1 x


avec en x = 0 , β x ( 0 ) = βix et x = L , β x ( L ) = β jx . ce qui donne : x x β x ( x ) = (1 − ) ⋅ βix + ⋅ β jx L L

(6.26)

(6.27)

Les sections droites restant planes (torsion sans gauchissement), on peut établir pour la déformation de torsion que :

9782100544639.indb 73

γ =r⋅

d βx ⎡ 1 = r ⋅ ⎢− dx ⎣ L

1 ⎤ ⎧ βix ⎫ ⋅⎨ ⎬ L ⎥⎦ ⎩ β jx ⎭

(6.28)

73

09/02/10 14:55



d’où l’expression de l’énergie de déformation : WT =

T 1 {γ } ⋅ {τ } ⋅ dVe ∫ 2V e

WT =

1 r ⋅ βix 2 V∫

{

e

WT =

1 βix 2

{

⎧ 1⎫ ⎪⎪− L ⎪⎪ ⎧ 1 β jx ⋅ ⎨ ⎬ ⋅ G ⋅ r ⋅ ⎨− 1 ⎩ L ⎪ ⎪ ⎪⎩ L ⎪⎭ ⎧ βix ⎫ ⋅ [ kT ] ⋅ ⎨ ⎬ ⎩ β jx ⎭

1 ⎫ ⎧ βix ⎫ ⎬ ⋅ ⎨ ⎬ ⋅ dVe L ⎭ ⎩ β jx ⎭

}

(6.29)

β jx }

x

γ

dβx r dx

0 (centre de torsion) Figure 6.6 – Relation entre angle et déformation de torsion.

La matrice de rigidité associée à la torsion est alors égale à : ⎧ 1⎫ ⎪⎪− L ⎪⎪ L 1 2 [kT ] = ∫0 ∫ r ⋅ dSe ⎨ 1 ⎬ ⋅ G ⋅ ⎧⎨− ⎩ L s ⎪⎪ ⎪⎪ ⎩ L ⎭ J

[kT ] =

GJ L

⎡ 1 ⎢ L2 1⎫ ⎬dx = GJ ∫ ⎢ 1 L⎭ 0 ⎢− ⎢⎣ L2 L

1⎤ L2 ⎥ ⋅ dx ⎥ 1 ⎥ L2 ⎥⎦

−

(6.30)

⎡ 1 −1⎤ ⎢ −1 1 ⎥ ⎣ ⎦

avec J : Moment d’inertie de torsion. 74

9782100544639.indb 74

09/02/10 14:55



Bien évidemment, cette matrice de rigidité est très similaire à celle de l’élément barre (5.1). 6.3.2 Prise en compte de la déformation d’effort tranchant

Considérant une poutre console à deux nœuds, la relation de rigidité dans le plan xy s’écrit : 0

0

12 EI z L3 6 EI z L2

6 EI z L2 4 EI z L

0

0

−

12 EI z L3 6 EI z L2

6 EI z L2 2 EI z L

−

-

ES L

0 12 EI z L3 6 EI − 2z L

0

−

0 ES L

0 12 EI z L3 6 EI − 2z L

0 0

⎤ ⎥ ⎥ 6 EI z ⎥ ⎧ui ⎫ ⎧ N i ⎫ L2 ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 2 EI z ⎥ ⎪vi ⎪ ⎪Ti ⎪ ⎥ L ⎥ ⋅ ⎪⎪ βi ⎪⎪ = ⎪⎪ Mi ⎪⎪ ⎨ ⎬ ⎨N ⎬ ⎥ u 0 ⎥ ⎪ j⎪ ⎪ j⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎥ ⎪v j ⎪ ⎪T j ⎪ 6 EI − 2 z ⎥ ⎪⎩ β j ⎪⎭ ⎪⎩ M j ⎪⎭ L ⎥ 4 EI z ⎥ ⎥ L ⎦

A

0

⎡ ES ⎢ L ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ES ⎢− L ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎣

(6.31)

y

γ xy 1

x

2

L

Figure 6.7 – Déformation d’effort tranchant.

Après introduction des conditions d’appui, celle-ci devient :


⎡ L3 EI z ⎡ 12 −6 L ⎤ ⎧ v j ⎫ ⎧ T j ⎫ ⎧ v j ⎫ ⎢⎢ 3 EI z ⎢ ⎥⋅⎨ ⎬ = ⎨ ⎬ ⇒ ⎨ ⎬ = L3 ⎣ −6 L 4 L2 ⎦ ⎩ β j ⎭ ⎩ M j ⎭ ⎩ β j ⎭ ⎢ L2 ⎢ 2 EI z ⎣

L2 ⎤ 2 EI z ⎥ ⎧ T j ⎫ ⎥⋅⎨ ⎬ L ⎥ ⎩M j ⎭ EI z ⎥⎦

(6.32)

On sait par ailleurs d’après (3.20) que : En posant :

τ xy = G ⋅ γ xy

(6.33)

T y = τ xy ⋅ S1, y

(6.34)

avec S1, y : section d’effort tranchant dans la direction y.

9782100544639.indb 75

75

09/02/10 14:55



Et en combinant (6.33) et (6.34), on obtient finalement que :

γ xy =

Ty GS1, y

(6.35)

Β à l’effort tranchant peut alors être calculé à Le déplacement additionnel Δviαdû partir de : Δvi = γ xy ⋅ L =

Ty L GS1, y

(6.36)

Finalement et après cumul des effets dus à la flexion et au cisaillement, on obtient : L ⎡ L3 + ⎢ ⎧ v j ⎫ ⎢ 3 EI z GS1, y ⎨β ⎬ = L2 ⎩ j⎭ ⎢ ⎢ 2 EI z ⎣

⎡ 12 EI z ⎢ 3 ⎧ Tj ⎫ ⎢ L 1+ ϕy ⇒⎨ ⎬=⎢ ⎩ M j ⎭ ⎢ −6 EI z ⎢ L2 1 + ϕ y ⎣

(

(

avec ϕ y =

) )

L2 ⎤ 2 EI z ⎥ ⎧ T j ⎫ ⎥⋅⎨ ⎬ L ⎥ ⎩M j ⎭ ⎥ EI z ⎦ −6 EI z ⎤ 2 L 1+ ϕy ⎥ ⎧v ⎫ ⎥ j ⋅⎨ ⎬ EI z 4 + ϕ y ⎥ ⎩ β j ⎭ ⎥ L 1 + ϕ y ⎥⎦

( ( (

)

)

)

(6.37)

12 EI z . GS1, y L2

6.3.3 Matrice de rigidité

Après assemblage des relations (6.21), (6.30) et (6.37), la matrice de rigidité de l’élément poutre tridimensionnel correspondant au modèle de Timoshenko a pour expression :

76

9782100544639.indb 76

09/02/10 14:55

⎡ ES ⎢ L ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ − ES ⎢ L ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎢⎣

9782100544639.indb 77

(

)

(1 + ϕ y )

6 EI z

0

0

0

(1 + ϕ y )

12 EI z

0

(1 + ϕ y )

6 EI z

L3

L2

−

L2

0

0

0

L3 1 + ϕ y

12 EI z

0

−

−

−

0

0

0

(1 + ϕ z )

6 EI y

L2

0

(1 + ϕ z )

6 EI y

0

L3 (1 + ϕ z )

12 EI y

L2

0

L3 (1 + ϕ z )

−

0

0

GJ L

0

0

0

0

0

GJ L

0

0

0

12 EI y

0

0


(6.38)

0

( 2 − ϕ y ) EI z L (1 + ϕ y )

0

0

0

0

0

0

0

(1 + ϕ y )

6 EI z

( 2 − ϕ z ) EI y L (1 + ϕ z )

L2

0

−

ES L

0

L2 (1 + ϕ z )

6 EI y

0

0

0

0

( 4 + ϕ y ) EI z L (1 + ϕ y )

0

0

0

0

0

0

ES L

( 4 + ϕ z ) EI y L (1 + ϕ z )

0

)

−

0

L2 (1 + ϕ z )

(

L2 1 + ϕ y

6 EI z

0

0

−

6 EI y

0

0

−

(

12 EI z

0

(1 + ϕ y )

6 EI z

0

0

0

(1 + ϕ y )

L2

)

(1 + ϕ y )

6 EI z

12 EI z

L2

0

0

0

L3 1 + ϕ y

L3

−

−

0

L2

0

(1 + ϕ z )

6 EI y

0

L3 (1 + ϕ z )

12 EI y

0

0

0

(1 + ϕ z )

6 EI y

0

L3 (1 + ϕ z )

L2

−

12 EI y

0

0

0

0

0

0

0

GJ L

0

0

GJ L

−

0

0

0

0

L2 (1 + ϕ z )

0

( 4 + ϕ z ) EI y L (1 + ϕ z )

0

L2 (1 + ϕ z )

6 EI y

0

0

0

( 2 − ϕ z ) EI y L (1 + ϕ z )

−

6 EI y

0

0

(

(

(

(

(

(

)

)

)

)

)

)

⎤ ⎥ ⎥ 6 EI z ⎥ L2 1 + ϕ y ⎥ ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ 2 − ϕ y EI z ⎥ ⎥ L 1+ϕy ⎥ ⎥ ⎥ 0 ⎥ 6 EI z ⎥ ⎥ − L2 1 + ϕ y ⎥ ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ 4 + ϕ y EI z ⎥ ⎥ L 1 + ϕ y ⎥⎦ 0

6 • Éléments de poutre à deux nœuds 6.3 Élément de poutre tridimensionnel à 2 nœuds

A

77

09/02/10 14:55



On notera l’apparition de deux termes supplémentaires ϕ y =

ϕz =

12 EI y GS1,z L2

12 EI y 12 EI z et ϕ = z GS1,z L2 GS1, y L2

correspondant à la prise en compte par l’élément de la déformation

d’effort tranchant. Ces deux paramètres sont liés aux sections d’effort tranchant S1, y et S1,z respectivement associées aux axes y et z. À titre d’exemple, la section d’effort tranchant d’une section rectangulaire est égale à 5/6 de sa section axiale, celle d’une section circulaire à 9/10. Si ces sections sont nulles, la formulation de l’élément revient à celle de l’élément de poutre classique dit élancé, ϕ y et ϕ z étant pris égaux à zéro dans ce cas. On sera d’ailleurs dans la même configuration lorsque L est grand.

6.4 Exemple 3 : poutre continue Soit la poutre continue suivante formée de trois éléments et quatre nœuds : deux éléments poutres élancées et un élément ressort de rigidité k y . Une charge P est appliquée au point A, milieu de la 1re travée. On désire étudier le comportement de cette structure pour différentes valeurs de k y . P

Y 1

X

A

4

ky

2

3

L/2

L

L

Figure 6.8 – Exemple 3 : poutre continue comportant un appui élastique. Tableau 6.2 – Exemple 3 : connectivité élémentaire. Élément

Nœud i

Nœud j

Section

Inertie

1 (poutre)

1

2

S

I

2 (poutre)

2

3

S

I

3 (ressort)

3

4

–

–

Application numérique : E = 2.1 1011 N/m2, L = 10 m, S = 0.00285 m2, I = 0.00001943 m4 (IPE200), P = 1000 N.

La matrice de rigidité de chacun des éléments poutres prenant la forme (6.21), on obtient aisément en choisissant des repères locaux élémentaires colinéaires au 78

9782100544639.indb 78

09/02/10 14:55



repère global XY [ k1 ] = [ K 1 ] = [ k2 ] = [ K 2 ] = [ ke ] . De plus et dans une hypothèse de petits déplacements, les mouvements horizontaux sont forcément nuls en raison de l’absence de charge dans cette direction. Le système à résoudre se réduit donc aux seuls termes de flexion (termes en EI ). Par ailleurs, les actions d’encastrement d’une poutre bi-encastrée subissant une charge ponctuelle centrée ont d’après le tableau 6.1 du chapitre 6.2.3 les valeurs suivantes (figure 6.9). L/2

A

PL 8

P

PL 8

j

i L

P 2

P 2

Figure 6.9 – charges nodales équivalentes à P.

6.4.1 ky = 0

Dans ce cas, il s’agit d’une poutre sur deux appuis simples ( v1 = v2 = 0 ) subissant une charge centrée P. Le porte à faux n’étant pas chargé, il est possible de considérer uniquement l’élément 1 en posant que V3 = L ⋅ β 2 . Le système à résoudre se réduit donc à :


6 EI 12 EI 6 EI ⎤ ⎧ P ⎫ − 3 ⎪−2 ⎪ ⎥ 2 2 L L L ⎪ ⎥ ⎧ v1 ⎫ ⎪ PL ⎪ ⎧ RV1 ⎫ 4 EI 6 EI 2 EI ⎥ ⎪ − ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ − 2 L L L ⎥ ⋅ ⎪ β1 ⎪ = ⎪ 8 ⎪ + ⎪ 0 ⎪ ⎬ ⎨ ⎬ ⎨ ⎬ ⎨ 6 EI ⎥ ⎪ v2 ⎪ ⎪ P ⎪ ⎪RV2 ⎪ 6 EI 12 EI − − (6.39) − 2 ⎥ L3 L2 ⎥ ⎪⎩ β 2 ⎪⎭ ⎪ 2 ⎪ ⎪⎩ 0 ⎪⎭ L ⎪ PL ⎪ 2 EI 6 EI 4 EI ⎥ − 2 ⎪ ⎪ ⎥ L L L ⎦ ⎩ 8 ⎭ PL2 ⇒ β1 = − = − β 2 = −0.00153rad 16 EI ⎡ 12 EI ⎢ L3 ⎢ ⎢ 6 EI ⎢ L2 ⎢ 12 EI ⎢− 3 ⎢ L ⎢ 6 EI ⎢⎣ L2

Soit pour les réactions d’appui :

9782100544639.indb 79

P 6 EI ⎧ ⎪⎪ RV1 = 2 + L2 ( β1 + β 2 ) = ⎨ ⎪RV = P − 6 EI ( β1 + β 2 ) = ⎪⎩ 2 2 L2

P 2 P 2

(6.40)

79

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⎧ N1 ⎫ ⎪T ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎪⎪ M1 ⎪⎪ et les efforts dans l’élément 1 ⎨ ⎬ = [ k1 ] ⋅ {q1} − { f1} qui est équivalent à : ⎪N2 ⎪ ⎪ T2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ M 2 ⎪⎭ ⎧ N1 ⎫ ⎪T ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎪⎪ M1 ⎪⎪ ⎨ ⎬= ⎪N2 ⎪ ⎪ T2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ M 2 ⎪⎭ ⎡ ES 0 ⎢ L ⎢ 12 EI ⎢ 0 ⎢ L3 ⎢ 6 EI ⎢ 0 L2 ⎢ ⎢ ES 0 ⎢− L ⎢ 12 EI ⎢ 0 − 3 ⎢ L ⎢ 6 EI ⎢ 0 L2 ⎣

0 6 EI L2 4 EI L 0 6 EI L2 2 EI L

−

−

ES L 0 0

ES L 0 0

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

−

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

⎤ ⎥ ⎧ 0 ⎫ ⎥ ⎪ P ⎪ 6 EI ⎥ u ⎧ 1⎫ ⎪− ⎪ L2 ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ 2 ⎪ 2 EI ⎥ ⎪ v1 ⎪ ⎪ PL ⎪ ⎥ ⎪− ⎪ L ⎥ ⋅ ⎪⎪ β1 ⎪⎪ − ⎪ 8 ⎪ ⎨ ⎬ ⎨ ⎬ ⎥ ⎪ u2 ⎪ ⎪ 0 ⎪ 0 ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ P ⎪ ⎥ v2 6 EI ⎥ ⎪ β ⎪ ⎪ − 2 ⎪ − 2 ⎪⎩ 2 ⎪⎭ ⎪ ⎪ L ⎥ ⎪ PL ⎪ 4 EI ⎥ ⎪⎩ 8 ⎪⎭ ⎥ L ⎦ 0

(6.41)

Ce qui permet de montrer que les moments sur appuis sont bien nuls. 2 EI PL 4 EI PL 2 EI PL PL ⎧ ⎪⎪ M1 = 8 + L β1 + L β 2 = 8 + L β1 = 8 − 8 = 0 (6.42) ⎨ ⎪ M 2 = − PL + 2 EI β1 + 4 EI β 2 = − PL + 2 EI β 2 = − PL + PL = 0 ⎪⎩ 8 8 8 L L 8 L Le moment fléchissant au milieu de la première travée peut être déterminé à partir de l’équation générale des poutres (6.7) et de la double dérivation de (6.14) ce qui donne :

d 2v PL ⎛L⎞ M ⎜ ⎟ = − EI 2 = − dx 8 ⎝2⎠

(6.43)

80

9782100544639.indb 80

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Auquel il faut ajouter le moment au centre de la poutre bi-encastrée décrite à la figure (6.9), soit finalement au point A :

PL PL PL ⎛ L ⎞ PL MA = M ⎜ ⎟ − =− − =− = −2500 Nm 8 8 4 ⎝2⎠ 8

(6.44)

A Figure 6.10 – Exemple 3 : diagramme (Effel) du moment fléchissant ky = 0.

Enfin, le déplacement au même endroit peut être calculé en x =

L à partir de la 2

relation (6.14), d’où : ⎧ v1 ⎫ ⎪ ⎪ PL3 L ⎧1 L 1 L ⎫⎪ β1 ⎪ L v( x = ) = ⎨ − ⎬⎨ ⎬ = ( β1 − β 2 ) = − (6.45) 2 ⎩2 8 2 8 ⎭ ⎪ v2 ⎪ 8 64 EI ⎪⎩ β 2 ⎪⎭ auquel il faut ajouter le déplacement au même endroit de la poutre bi-encastrée ⎛ PL3 ⎞ correspondante ⎜ − ⎟ soit finalement au point A : ⎝ 192 EI ⎠

vA = −

PL3 PL3 PL3 − =− = −5.106 mm 64 EI 192 EI 48EI


De plus et comme v3 = L ⋅ β 2 , on a v3 =

(6.46)

PL3 = 15.318 mm . 16 EI

Figure 6.11 – Exemple 3 : déformée (Effel) ky = 0.

6.4.2 ky Æ •

La rigidité étant infinie à l’appui 3, la poutre est désormais sur trois appuis simples (v1 = v2 = v3 = 0 ) . Il s’agit donc d’une poutre continue à deux travées. L’assemblage des éléments 1 et 2 au nœud 2 revient à additionner les rigidités des degrés 12 EI 12 EI de liberté correspondants ce qui permet de trouver des termes en 3 + 3 et L L

9782100544639.indb 81

81

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4 EI 4 EI 6 EI 6 EI + respectivement associés à v2 et β 2 alors que ceux en 2 − 2 L L L L s’annulent. Une fois assemblé, le système a pour expression : 6 EI 12 EI ⎡ 12 EI − 3 ⎢ L3 2 L L ⎢ 6 EI 4 EI 6 EI ⎢ − ⎢ L2 L L2 ⎢ 12 EI 6 EI 12 EI 12 EI + 3 − 2 ⎢− 3 L3 L L ⎢ L 2 EI 6 EI 6 EI ⎢ 6 EI − 2 ⎢ L2 L L2 L ⎢ 12 EI ⎢ 0 0 − 3 ⎢ L ⎢ 6 EI 0 ⎢ 0 ⎣ L2 ⎧ P ⎫ ⎪−2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎧ RV ⎫ ⎪− PL ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎪ 8 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪⎪ P ⎪⎪ ⎪⎪RV ⎪⎪ = ⎨ − ⎬+⎨ 2 ⎬ 2 ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎪ PL ⎪ ⎪ ⎪ RV ⎪ ⎪ 8 ⎪ ⎪ 3⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪⎩ 0 ⎪⎭ ⎪ ⎪ ⎪⎩ 0 ⎪⎭

6 EI L2 2 EI L 6 EI 6 EI − 2 L2 L 4 EI 4 EI + L L 6 EI − 2 L 2 EI L

0 0 12 EI L3 6 EI − 2 L 12 EI L3 6 EI − 2 L

−

⎤ ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎧ v1 ⎫ ⎥ ⎪ ⎪ 6 EI ⎥ ⎪ β1 ⎪ ⎥ L2 ⎥ ⋅ ⎪⎪ v2 ⎪⎪ ⎨ ⎬ 2 EI ⎥ ⎪ β 2 ⎪ L ⎥ ⎪ v3 ⎪ ⎥ 6 EI ⎥ ⎪ β ⎪ − 2 ⎪⎩ 3 ⎪⎭ L ⎥ 4 EI ⎥ ⎥ (6.47) L ⎦ 0

Assemblage au nœud 2

qui après introduction des conditions d’appui, devient : ⎡ 4 EI ⎢ L ⎢ ⎢ 2 EI ⎢ L ⎢ ⎢ 0 ⎣

2 EI L 8EI L 2 EI L

⎧ PL ⎫ ⎧ β = − 3 PL2 = −0.00115 rad ⎤ d 0 ⎥ ⎪− 8 ⎪ ⎪ 1 64 EI ⎫ ⎧ β 1 ⎪ ⎪ ⎪ ⎥ 2 EI ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ PL ⎪ ⎪ PL2 = 0.00077 rad (6.48) ⋅ ⎨β2 ⎬ = ⎨ ⎬ ⇒ ⎨β2 = 32 EI L ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ 8 ⎪ ⎪ 4 EI ⎥ ⎩ β3 ⎭ ⎪ 0 ⎪ ⎪ PL2 ⎥ β = − = −0.00038 rad ⎪⎩ ⎪⎭ ⎪ 3 L ⎦ 64 EI ⎩

82

9782100544639.indb 82

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d’où les réactions aux nœuds d’appui : 6 EI P 13 P = 406.25 N ( β1 + β2 ) + = 2 2 32 L 6 EI P 11P = 2 ( − β1 + β3 ) + = = 687.50 N 2 16 L −3P 6 EI = − 2 ( β 2 + β3 ) = = −93.75 N L 32

RV1 = RV2 RV3

(6.49)

A


⎧ N1 ⎫ ⎪T ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎪⎪ M1 ⎪⎪ Les efforts dans l’élément 1 sont obtenus en posant ⎨ ⎬ = [ k1 ] ⋅ {q1} − { f1} soit, ⎪N2 ⎪ ⎪ T2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ M 2 ⎪⎭ ⎡ ES 0 0 ⎢ L ⎢ 12 EI 6 EI N ⎧ 1⎫ ⎢ 0 3 L L2 ⎪T ⎪ ⎢ ⎢ 1 6 EI 4 EI ⎪ ⎪ ⎪⎪ M1 ⎪⎪ ⎢ 0 2 L L ⎨ ⎬=⎢ N ES ⎢ ⎪ 2⎪ − 0 0 ⎪ T2 ⎪ ⎢ L ⎪ ⎪ ⎢ 12 EI 6 EI − 3 − 2 ⎪⎩ M 2 ⎪⎭ ⎢ 0 ⎢ L L ⎢ 6 EI 2 EI ⎢ 0 L2 L ⎣ ⎧ 0 ⎫ ⎪ ⎪ ⎧ N1 ⎫ ⎪ 13 P ⎪ ⎧ 0 ⎫ ⎪ T ⎪ ⎪ 32 ⎪ ⎪ 406.25 ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎪ M1 ⎪⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎪ 0 ⎪⎪ ⇒⎨ ⎬=⎨ 0 ⎬=⎨ ⎬ ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪N2 ⎪ ⎪ ⎪ T2 ⎪ ⎪ 19 P ⎪ ⎪ 593.75 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 32 ⎪ ⎪ ⎪ ⎩⎪ M 2 ⎪⎭ ⎪ 3 PL ⎪ ⎪⎩−937.50 ⎪⎭ ⎪− ⎪ ⎩ 32 ⎭

9782100544639.indb 83

-

ES L 0 0 ES L 0 0

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

−

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

⎤ ⎥ ⎧ 0 ⎫ ⎥ ⎪ P ⎪ 6 EI ⎥ ⎧ u1 ⎫ ⎪ − ⎪ L2 ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ 2 ⎪ 2 EI ⎥ ⎪ v1 ⎪ ⎪ PL ⎪ ⎥ ⎪− ⎪ L ⎥ ⋅ ⎪⎪ β1 ⎪⎪ − ⎪ 8 ⎪ ⎬ ⎨ ⎬ ⎨ 0 ⎪ ⎥ u 0 ⎥ ⎪ 2⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ P ⎪ ⎥ v2 6 EI ⎥ ⎪ β ⎪ ⎪ − 2 ⎪ − 2 ⎪⎩ 2 ⎪⎭ ⎪ ⎪ L ⎥ ⎪ PL ⎪ 4 EI ⎥ ⎪⎩ 8 ⎪⎭ ⎥ L ⎦

0

(6.50)

83

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⎧N2 ⎫ ⎪T ⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪⎪ M 2 ⎪⎪ et ceux de l’élément 2 à partir de ⎨ ⎬ = [ k2 ] ⋅ {q2 } − { f 2 } soit, ⎪N3 ⎪ ⎪ T3 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ M 3 ⎪⎭

⎡ ES 0 0 ⎢ L ⎢ 12 EI 6 EI ⎧N2 ⎫ ⎢ 0 3 L L2 ⎪T ⎪ ⎢ 6 EI 4 EI ⎪ 2⎪ ⎢ ⎪⎪ M 2 ⎪⎪ ⎢ 0 2 L L ⎨ ⎬=⎢ N ES ⎪ 3 ⎪ ⎢− 0 0 ⎪ T3 ⎪ ⎢ L ⎪ ⎪ ⎢ 12 EI 6 EI − 3 − 2 ⎪⎩ M 3 ⎪⎭ ⎢ 0 ⎢ L L ⎢ 6 EI 2 EI ⎢ 0 L2 L ⎣ 0 ⎧ ⎫ ⎪ 3P ⎪ ⎪ ⎪ ⎧ 0 ⎫ ⎪ 32 ⎪ ⎪ 93.75 ⎪ ⎪ ⎪ 3 PL ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎪937.50 ⎪⎪ = ⎨ 32 ⎬ = ⎨ ⎬ ⎪ 0 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪−93.75⎪ ⎪− 3P ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 32 ⎪ ⎪⎩ 0 ⎪⎭ ⎪ 0 ⎪ ⎩ ⎭

-

ES L 0 0 ES L 0 0

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

−

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

⎤ ⎥ ⎥ 6 EI ⎥ ⎧ u2 ⎫ L2 ⎥ ⎪ ⎪ 2 EI ⎥ ⎪ v2 ⎪ ⎥ L ⎥ ⋅ ⎪⎪ β 2 ⎪⎪ ⎨ ⎬ ⎥ u 0 ⎥ ⎪ 3⎪ ⎪ ⎪ ⎥ ⎪ v3 ⎪ 6 EI − 2 ⎥ ⎪⎩ β3 ⎪⎭ L ⎥ 4 EI ⎥ ⎥ (6.51) L ⎦ 0

On notera que le moment M 2 de l’élément 1 est l’opposé de celui trouvé dans l’élément 2. Notre convention étant de type « forces à gauche » avec un sens positif pour le moment correspondant à celui du trièdre direct, il est normal que le moment du nœud de départ soit égal au moment fléchissant (signe opposé pour celui du nœud d’arrivée). De plus et en appliquant la même procédure qu’en (6.43) et (6.44), il est également possible de calculer le moment fléchissant au milieu de la 1re travée ce qui permet de trouver au point A : M A = −2031 N.m.

84

9782100544639.indb 84

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Figure 6.12 – Exemple 3 : diagramme (Effel) du moment fléchissant ky Æ •.

A

Dans la pratique, les logiciels éléments finis transforment automatiquement les signes des efforts normaux, efforts tranchants ou moments fléchissants de telle manière à afficher les éléments de réduction dans les conventions les plus fréquentes, généralement une traction positive et des moments associés au sens direct. De plus et en appliquant les relations (6.7) et (6.14) à un nombre limité de points intermédiaires (cf. note1 § 6.2.1), il est possible de reconstituer la déformée et les diagrammes du moment fléchissant ou de l’effort tranchant sur l’élément luimême. Ceci permet ainsi dans notre exemple d’obtenir une déformée en ne disposant que des rotations nodales.

Figure 6.13 – Exemple 3 : diagramme (Effel) de l’effort tranchant ky Æ •.


Pour assurer la discontinuité de l’effort tranchant au niveau de la charge P, Advance Structure™ a ajouté automatiquement un nœud à cet endroit. Ceci s’avère nécessaire car une seule valeur d’effort tranchant peut être calculée à une position donnée sur l’élément. La même problématique se présentera également pour les couples ponctuels. Par ailleurs et en s’inspirant de la même méthodologie qu’en (6.45) et (6.46), on déduit pour les déplacements en travée :

Pour la travée 1 v( x =

9782100544639.indb 85

L ⎧1 )=⎨ 2 ⎩2

L 8

1 2

⎧ v1 ⎫ ⎪ ⎪ 23 PL3 L ⎫⎪ β1 ⎪ PL3 =− = −3.67 mm − ⎬⎨ ⎬ − 8 ⎭⎪ v2 ⎪ 192 EI 1536 EI ⎪⎩ β 2 ⎪⎭

(6.52)

85

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Pour la travée 2 v( x =

L ⎧1 )=⎨ 2 ⎩2

1 2

L 8

⎧ v2 ⎫ ⎪ ⎪ L ⎫⎪ β 2 ⎪ 3 PL3 = 1.436 mm − ⎬⎨ ⎬ = 8 ⎭⎪ v3 ⎪ 512 EI ⎪⎩ β3 ⎪⎭

(6.53)

Figure 6.14 – Exemple 3 : déformée (Effel) ky Æ •.

6.4.3 ky = 10 000 N/m

Dans ce cas, il suffit d’ajouter au système (6.47) la raideur du ressort k y dans la direction v3 :

6 EI ⎡ 12 EI ⎢ L3 L2 ⎢ 4 EI ⎢ 6 EI 2 ⎢ L L ⎢ 12 EI 6 EI − 2 ⎢− 3 L ⎢ L 2 EI ⎢ 6 EI ⎢ L2 L ⎢ ⎢ 0 0 ⎢ ⎢ 0 ⎢ 0 ⎣ ⎧ P ⎫ ⎪−2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎧ RV ⎫ ⎪− PL ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎪ 8 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪⎪ P ⎪⎪ ⎪⎪RV ⎪⎪ = ⎨ − ⎬+⎨ 2 ⎬ 2 ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎪ PL ⎪ ⎪ ⎪ RV ⎪ ⎪ 8 ⎪ ⎪ 3⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪⎩ 0 ⎪⎭ ⎪ ⎪ ⎪⎩ 0 ⎪⎭

12 EI L3 6 EI − 2 L 24 EI L3

−

0 −

12 EI L3 6 EI L2

6 EI L2 2 EI L 0 8EI L 6 EI − 2 L 2 EI L

0 0 12 EI L3 6 EI − 2 L 12 EI + ky L3 6 EI − 2 L −

⎤ ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎧ v1 ⎫ ⎥ ⎪ ⎪ 6 EI ⎥ ⎪ β1 ⎪ ⎥ L2 ⎥ ⋅ ⎪⎪ v2 ⎪⎪ ⎨ ⎬ 2 EI ⎥ ⎪ β 2 ⎪ L ⎥ ⎪ v3 ⎪ ⎥ 6 EI ⎥ ⎪ β ⎪ − 2 ⎪⎩ 3 ⎪⎭ L ⎥ 4 EI ⎥ ⎥ (6.54) L ⎦ 0

86

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Il en résulte pour la détermination des déplacements :

2 EI L 8EI L 6 EI − 2 L 2 EI L

6 EI L2 12 EI + ky L3 6 EI − 2 L

⎤ ⎥ ⎧ PL ⎫ ⎥ ⎧ β1 ⎫ ⎪− 8 ⎪ 2 EI ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ L ⎥ ⋅ ⎪ β 2 ⎪ = ⎪ PL ⎪ ⎨ ⎬ ⎨ 8 ⎬ 6 EI ⎥ v − 2 ⎥ ⎪ 3⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ L ⎥ ⎪⎩ β3 ⎪⎭ ⎪ ⎪ 0 ⎪ 4 EI ⎥ ⎩ ⎭ L ⎥⎦

( (

) )

0

0

−

⎧ 3 PL2 2 EI + k y L3 ⎪ β1 = − = −0.00129 rad 32 EI 3 EI + 2k y L3 ⎪ ⎪ PL2 3 EI + k y L3 ⎪ = 0.00106 rad ⎪β2 = 16 EI 3 EI + 2k y L3 ⎪ ⇒⎨ 3 PL3 ⎪v = ⎪ 3 16 3 EI + 2k L3 = 0.005816 m y ⎪ ⎪ PL2 −6 EI + k y L3 ⎪ β3 = − = 0.00034 rad 3 ⎪ EI EI + k L 32 3 2 y ⎩

( (

)

(

A

⎡ 4 EI ⎢ L ⎢ ⎢ 2 EI ⎢ L ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢⎣ 0

(6.55)

)

)

( (

) )

Le déplacement au milieu de la 1re travée peut être déterminé à partir de (6.45) et (6.46), soit :


v( x =

L ⎧1 )=⎨ 2 ⎩2

L 8

1 2

⎧ v1 ⎫ ⎪ ⎪ L ⎫⎪ β1 ⎪ PL3 = −4.215mm − ⎬⎨ ⎬ − 8 ⎭⎪ v2 ⎪ 192 EI ⎪⎩ β 2 ⎪⎭

(6.56)

Figure 6.15 – Exemple 3 : déformée (Effel) ky = 10000 N/m.

9782100544639.indb 87

87

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d’où les réactions aux nœuds d’appui : RV1 =

RV2

(

)

3 6 EI P P 24 EI + 13k y L β + β + = = 441.84 N ( ) 1 2 2 L2 16 3 EI + 2k y L3

( ) 3 P P (12 EI + 11k y L ) 6 EI = 2 ( − β1 + β3 ) + = = 616.31 N L 2 8 ( 3 EI + 2k y L3 )

RV3 = −k y ⋅ v3 =

3 PL3 k y

(

16 3EI + 2k y L3

)

(6.57)

= −58.16 N

Reprenant les relations (6.50) et (6.51) pour les efforts, on obtient :

Pour l’élément 1 0 ⎧ ⎪ 3 ⎪ P 24 EI + 13k y L ⎧ N1 ⎫ ⎪ 16 3EI + 2k L3 y ⎪T ⎪ ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎪ 0 ⎪⎪ M1 ⎪⎪ ⎪⎪ 0 ⎨ ⎬=⎨ N 2 ⎪ ⎪ ⎪ P 24 EI + 19k L3 y ⎪ T2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 16 3 EI + 2k y L3 ⎪⎩ M 2 ⎪⎭ ⎪ ⎪ 3 PL4 k y − ⎪ 3 ⎪⎩ 16 3 EI + 2k y L

(6.58)

)

⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎧ 0 ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 441.84 ⎪ ⎪⎪ ⎪⎪ 0 ⎪⎪ ⎬=⎨ ⎬ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 558.16 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩−581.56 ⎪⎭ ⎪ ⎪ ⎪⎭

0 ⎧ ⎪ 3 PL3 k y ⎪ ⎧ N 2 ⎫ ⎪ 16 3EI + 2k L3 y ⎪T ⎪ ⎪ 2 4 ⎪ ⎪ ⎪ 3PL k y ⎪⎪ M 2 ⎪⎪ ⎪ ⎨ ⎬ = ⎨ 16 3 EI + 2k y L3 ⎪N3 ⎪ ⎪ 0 ⎪ T3 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 3 PL3 k y ⎪⎩ M 3 ⎪⎭ ⎪− ⎪ 16 3 EI + 2k y L3 ⎪ 0 ⎩

⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎧ 0 ⎫ ⎪ ⎪ 58.16 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎪581.56 ⎪⎪ ⎬=⎨ ⎬ ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪−58.16 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ 0 ⎪⎭ ⎪ ⎪ ⎭

(6.59)

(

(

(

)

(

)

(

)

)

Pour l’élément 2

(

)

(

)

(

)

L’application de (6.43) et (6.44) permet également d’obtenir au point A : M A = −2209.22 N.m. 88

9782100544639.indb 88

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Figure 6.16 – Exemple 3 : diagramme (Effel) du moment fléchissant ky = 10000 N/m.

A

Figure 6.17 – Exemple 3 : diagramme (Effel) de l’effort tranchant ky = 10000 N/m.

6.5 Exemple 4 : portique Soit la structure suivante formée de trois éléments poutres élancées et quatre nœuds. Le chargement consiste en une charge répartie verticale q appliquée aux éléments 1 et 2. Sachant que les appuis aux nœuds 1, 3 et 4 sont tous encastrés, on cherche à déterminer les déplacements et efforts dans cette structure. L

L

y

y q

x


1

x 2

E , S , I ( IPE 270)

E , S , I ( IPE 270)

Y X

E , S , I ( IPE 270)

3

L

x y

4

Figure 6.18 – Exemple 4 : portique.

9782100544639.indb 89

89

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Nœud i

Nœud j

Longueur (m)

Section (m2)

Inertie (m4)

1 (poutre)

1

2

L

S

I

2 (poutre)

2

3

L

S

I

3 (poutre)

4

2

L

S

I

Application numérique : L = 10 m, q = 10 kN/m, E = 2.1 1011 N/m2, S = 0.00459 m2, I = 0.0000579 m4.

6.5.1 Matrices de rigidité en repère local Les éléments 1, 2 et 3 étant tous identiques, leur matrice de rigidité s’écrit d’après (6.21) : ES ⎡ ES ⎤ 0 0 0 0 ⎥ − ⎢ L L ⎢ ⎥ EI EI 12 6 12 EI 6 EI ⎥ ⎢ 0 0 − 3 ⎢ L3 L2 L L2 ⎥ ⎢ 6 EI z 2 EI ⎥ 6 EI 4 EI 0 − ⎢ 0 ⎥ L L2 L ⎥ (6.60) L2 ⎢ k = k = k = [ 1] [ 2 ] [ 3 ] ES ⎢ ES ⎥ 0 0 0 0 ⎥ ⎢− L L ⎢ ⎥ EI EI 12 6 12 EI 6 EI ⎥ ⎢ 0 − 3 − 2 0 − ⎢ L L L3 L2 ⎥ ⎢ 2 EI 6 EI 4 EI ⎥ 6 EI 0 − ⎢ 0 ⎥ ⎣ L2 L L2 L ⎦ 6.5.2 Matrices de changement de repères

Pour les éléments 1 et 2 (q = 0°)

[ R1 ] = [ R2 ] = [ I ]

(6.61)

Pour l’élément 3 (q = 90°) ⎡ cosθ ⎢ − sin θ ⎢ ⎢ 0 [ R3 ] = ⎢ 0 ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢⎣ 0

sin θ cosθ 0 0 0 0

0 0 0 0 1 0 0 cosθ 0 − sin θ 0 0

0 0 0 sin θ cosθ 0

0⎤ ⎡ 0 0 ⎥ ⎢ −1 ⎥ ⎢ 0⎥ ⎢ 0 ⎥=⎢ 0⎥ ⎢ 0 0⎥ ⎢ 0 ⎥ ⎢ 1 ⎥⎦ ⎢⎣ 0

1 0 0 0 0 0

0 0 1 0

0 0 0 0

0 0 0 1

0⎤ 0⎥ ⎥ 0⎥ ⎥ (6.62) 0⎥ 0 −1 0 0 ⎥ ⎥ 0 0 0 1 ⎥⎦

90

9782100544639.indb 90

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6.5.3 Matrices de rigidité en repère global

Pour les éléments 1 et 2 0

0

12 EI L3 6 EI L2

6 EI L2 4 EI L

0

0

−

12 EI L3 6 EI L2

6 EI L2 2 EI L

−

−

ES L 0 0

ES L 0 0

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

−

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

⎤ ⎥ ⎥ 6 EI ⎥ L2 ⎥ 2 EI ⎥ ⎥ L ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ 6 EI − 2 ⎥ L ⎥ 4 EI ⎥ ⎥ L ⎦ 0

A (6.63)

⎡ ES ⎢ L ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 K = k = [ 1 ] [ 1 ] ⎢ ES ⎢ ⎢− L ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎣

Rigidité du nœud 2


⎡ ES ⎢ L ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 [ K 2 ] = [k2 ] = ⎢ ES ⎢ ⎢− L ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎣

9782100544639.indb 91

0

0

12 EI L3 6 EI L2

6 EI L2 4 EI L

0

0

−

12 EI L3 6 EI L2

6 EI L2 2 EI L

−

−

ES L 0 0

ES L 0 0

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

−

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

⎤ ⎥ ⎥ 6 EI ⎥ L2 ⎥ 2 EI ⎥ ⎥ L ⎥ (6.64) ⎥ 0 ⎥ ⎥ 6 EI ⎥ − 2 L ⎥ 4 EI ⎥ ⎥ L ⎦ 0

91

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Pour l’élément 3 ⎡ 12 EI ⎢ L3 ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ 6 EI ⎢− 2 [ K 3 ] = [ R3 ]T [k3 ][ R3 ] = ⎢⎢ 12LEI ⎢ − L3 ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ 6 EI ⎢− 2 ⎣ L

0 ES L 0 0 −

ES L 0

−

6 EI L2

−

12 EI L3

0

0

4 EI L 6 EI L2

6 EI L2 12 EI L3

0

0

2 EI L

6 EI L2

0 −

ES L 0 0

ES L 0

6 EI ⎤ L2 ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ 2 EI ⎥ ⎥ L ⎥ (6.65) 6 EI ⎥ L2 ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ 4 EI ⎥ ⎥ L ⎦

−

Rigidité du nœud 2 6.5.4 Vecteurs charges

La charge répartie q appliquée à chacun des deux éléments est équivalente aux charges nodales suivantes (cf. tableau 6.1) :

⎧ 0 ⎫ ⎪ qL ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪ qL2 ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ 12 ⎪ { f1} = { f 2 } = ⎨ 0 ⎬ ⎪ ⎪ ⎪ qL ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪ qL2 ⎪ ⎪⎩ 12 ⎪⎭

(6.66)

Les repères locaux des éléments 1 et 2 étant confondus avec le repère global, on a bien sûr :

92

9782100544639.indb 92

09/02/10 14:55


⎧ 0 ⎫ ⎪ qL ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪ qL2 ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ 12 ⎪ {F1} = { f1} = ⎨ ⎬ ⎪ 0 ⎪ ⎪ qL ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪ qL2 ⎪ ⎪⎩ 12 ⎪⎭

⎧ 0 ⎫ ⎪ qL ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪ qL2 ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ 12 ⎪ {F2 } = { f 2 } = ⎨ ⎬ (6.67) 0 ⎪ ⎪ ⎪ qL ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪ qL2 ⎪ Charges nodales ⎪⎩ 12 ⎪⎭ du nœud 2

A


6.5.5 Résolution du système [K ] ◊ {q } = {F }

De par les conditions d’appui, seul le nœud 2 est libre. Il suffit donc d’additionner les parties de rigidité et de vecteurs charges encadrées aux chapitres 6.5.3 et 6.5.4 : ⎡ ES ES 12 EI ⎢ L + L + L3 ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ 6 EI ⎢ L2 ⎣ ⎧ ⎫ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ qL qL ⎪ = ⎨− − ⎬ 2 ⎪ ⎪ 2 2 2 qL qL ⎪ ⎪ ⎪⎩ 12 − 12 ⎪⎭

0 12 EI 12 EI ES + 3 + L3 L L 6 EI 6 EI − 2 L2 L

6 EI ⎤ ⎥ 2 L ⎥ ⎧U 2 ⎫ 6 EI 6 EI ⎥ ⋅ ⎪⎨V2 ⎪⎬ − 2 2 ⎥ ⎪ ⎪ L L 4 EI 4 EI 4 EI ⎥ ⎩ B2 ⎭ + + ⎥ L L L ⎦

(6.68)


Soit après simplification :

⎡ 2 ES 12 EI ⎢ L + L3 ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ 6 EI ⎢ L2 ⎣

0 24 EI ES + L3 L 0

6 EI ⎤ L2 ⎥ ⎧U 2 ⎫ ⎧ 0 ⎫ ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎥ ⋅ ⎨V2 ⎬ = ⎨−qL ⎬ ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 12 EI ⎥ ⎩ B2 ⎭ ⎩ 0 ⎭ ⎥ L ⎦

(6.69)

La structure respectant les conditions de symétrie (symétrie de la géométrie, des conditions d’appui et des charges), on peut déduire directement que U 2 = B2 = 0 d’où :

9782100544639.indb 93

93

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−qL = −1.034 mm (6.70) 24 EI ES + L3 L La structure étant symétrique par rapport à un axe passant par X = L , il aurait été possible de réduire le problème aux seuls éléments 1 et 3. Dans cette hypothèse, il aurait fallu en plus des conditions d’appui, bloquer le nœud 2 horizontalement mais également en rotation (U 2 = B2 = 0 ) . Cependant et pour être totalement équivalente à l’approche globale, ces calculs devraient prendre en compte la moitié de l’inertie I pour l’élément 3, celui-ci étant dans l’axe de symétrie. D’une manière générale, les caractéristiques des entités (charges, appuis élastiques, etc.) situées sur l’axe de symétrie doivent être divisées par deux. Enfin, un moyen mnémotechnique simple permet de se souvenir des degrés de liberté à bloquer : « on bloque la translation suivant l’axe de symétrie passant par une valeur de X,Y ou Z puis les rotations suivant les deux autres axes » ce qui se résume par le tableau suivant : V2 =

Tableau 6.4 – Symétries et DDL bloqués. Axe de symétrie passant par

Translation bloquée

Rotation bloquée autour de

Rotation bloquée autour de

X

X

Y

Z

Y

Y

X

Z

Z

Z

X

Y

Figure 6.19 – Exemple 4 : déformée (Effel).

94

9782100544639.indb 94

09/02/10 14:55



Les déplacements aux milieux des deux traverses peuvent également être calculés à partir de (6.45) et (6.46) ce qui donne :

v( x =

L ⎧1 )=⎨ 2 ⎩2

1 2

L 8

⎧ v1 ⎫ ⎪ ⎪ qL4 L ⎫⎪ β1 ⎪ = −21.935mm − ⎬⎨ ⎬ − 8 ⎭⎪ v2 ⎪ 384 EI ⎪⎩ β 2 ⎪⎭

(6.71)

A

6.5.6 Efforts dans les poutres

Efforts dans l’élément 1


⎧ N1 ⎫ ⎪T ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎪⎪ M1 ⎪⎪ ⎨ ⎬ = [ k1 ] ⋅ {q1} − { f1} ⎪N2 ⎪ ⎪ T2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ M 2 ⎪⎭ ⎡ ES ⎢ L ⎢ ⎧ N1 ⎫ ⎢ 0 ⎪T ⎪ ⎢ ⎪ 1 ⎪ ⎢ ⎪⎪ M1 ⎪⎪ ⎢ 0 ⎨ ⎬=⎢ ⎪ N 2 ⎪ ⎢ − ES ⎪ T2 ⎪ ⎢ L ⎪ ⎪ ⎢ ⎪⎩ M 2 ⎪⎭ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎣

0

0

12 EI L3 6 EI L2

6 EI L2 4 EI L

0

0

−

12 EI L3 6 EI L2

6 EI L2 2 EI L

−

-

ES L 0 0 ES L 0 0

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

−

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

⎤ ⎥ ⎧ 0 ⎫ ⎥ ⎪ qL ⎪ 6 EI ⎥ ⎪ u1 ⎫ ⎪ − ⎧ L2 ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ 2 ⎪ 2 EI ⎥ ⎪ v1 ⎪ ⎪ qL2 ⎪ ⎥ ⎪− ⎪ L ⎥ ⋅ ⎪⎪ β1 ⎪⎪ − ⎪ 12 ⎪ (6.72) ⎨ ⎬ ⎨ ⎬ 0 ⎪ ⎥ u 0 ⎥ ⎪ 2⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎥ ⎪ v2 ⎪ ⎪ − qL ⎪ 6 EI − 2 ⎥ ⎪⎩ β 2 ⎪⎭ ⎪ 2 ⎪ L ⎥ ⎪ qL2 ⎪ ⎥ 4 EI ⎪⎩ 12 ⎪⎭ ⎥ L ⎦ 0

⎧ N1 ⎫ ⎧ 0 ⎫ ⎧ u1 ⎫ ⎧U1 ⎫ ⎪ T ⎪ ⎪ 50151 ⎪ ⎪v ⎪ ⎪V ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎪ ⎪ 1⎪ ⎪ 1⎪ ⎪ ⎪⎪ M1 ⎪⎪ ⎪⎪ 84088 ⎪⎪ ⎪⎪ β1 ⎪⎪ ⎪⎪ Β1 ⎪⎪ avec ⎨ ⎬ = [ I ] ⋅ ⎨ ⎬ d’où ⎨ ⎬ = ⎨ ⎬ . ⎪N2 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ u2 ⎪ ⎪U 2 ⎪ ⎪ T2 ⎪ ⎪ 49849 ⎪ ⎪ v2 ⎪ ⎪V2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ M 2 ⎪⎭ ⎪⎩−82579 ⎪⎭ ⎪⎩ β 2 ⎪⎭ ⎩⎪Β2 ⎪⎭

9782100544639.indb 95

95

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Figure 6.20 – Exemple 4 : diagramme (Effel) du moment fléchissant.

Figure 6.21 – Exemple 4 : diagramme (Effel) de l’effort tranchant.

96

9782100544639.indb 96

09/02/10 14:55



Efforts dans l’élément 3 ⎧N4 ⎫ ⎪T ⎪ ⎪ 4⎪ =0  ⎪⎪ M 4 ⎪⎪ k q ⋅ − = ⎨ ⎬ [ 3 ] { 3} { f3} ⎪N2 ⎪ ⎪ T2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ M 2 ⎪⎭

A


⎡ ES 0 0 ⎢ L ⎢ 12 EI 6 EI ⎧N4 ⎫ ⎢ 0 3 L L2 ⎪T ⎪ ⎢ 6 EI 4 EI ⎪ 4⎪ ⎢ ⎪⎪ M 4 ⎪⎪ ⎢ 0 2 L L ⎨ ⎬=⎢ N ES ⎪ 2 ⎪ ⎢− 0 0 ⎪ T2 ⎪ ⎢ L ⎪ ⎪ ⎢ 12 EI 6 EI − 3 − 2 ⎪⎩ M 2 ⎪⎭ ⎢ 0 ⎢ L L ⎢ 6 EI 2 EI ⎢ 0 L2 L ⎣ 99698 N N = − ⎧ 4 ⎫ ⎧ ⎫ ⎪ T ⎪ ⎪ 0 ⎪ 4 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎪ M 4 ⎪⎪ ⎪⎪ 0 ⎪⎪ ⇒⎨ ⎬=⎨ ⎬ ⎪ N 2 = + N ⎪ ⎪−99698⎪ ⎪ T2 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ M 2 ⎪⎭ ⎪⎩ 0 ⎪⎭

⎧ u4 ⎫ ⎧U 4 ⎫ ⎡ 0 ⎪v ⎪ ⎪V ⎪ ⎢ −1 ⎪ 4⎪ ⎪ 4⎪ ⎢ ⎪⎪ β 4 ⎪⎪ ⎪⎪ B4 ⎪⎪ ⎢ 0 avec ⎨ ⎬ = [ R3 ] ⋅ ⎨ ⎬ = ⎢ ⎪ u2 ⎪ ⎪U 2 ⎪ ⎢ 0 ⎪ v2 ⎪ ⎪V 2 ⎪ ⎢ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎢ ⎪⎩ β 2 ⎪⎭ ⎪⎩ B2 ⎪⎭ ⎢⎣ 0

9782100544639.indb 97

1 0 0 0 0 0

-

ES L 0

12 EI L3 6 EI − 2 L

−

0 ES L

0 12 EI L3 6 EI − 2 L

0 0

0 0 0 0 1 0 0 0 0 −1 0 0

0

0 0 0 1 0 0

⎤ ⎥ ⎥ 6 EI ⎥ ⎧ u4 ⎫ L2 ⎥ ⎪ ⎪ 2 EI ⎥ ⎪ v4 ⎪ ⎥ L ⎥ ⋅ ⎪⎪ β 4 ⎪⎪ ⎨ ⎬ ⎥ u 0 ⎥ ⎪ 2⎪ ⎪ ⎪ ⎥ ⎪ v2 ⎪ 6 EI − 2 ⎥ ⎪⎩ β 2 ⎪⎭ L ⎥ 4 EI ⎥ ⎥ L ⎦ (6.73) 0

0 ⎤ ⎧U 4 ⎫ 0 ⎥ ⎪V4 ⎪ ⎥ ⎪ ⎪ ⎧u = V 2 0 ⎥ ⎪⎪ B4 ⎪⎪ ⎪ 2 v U = − ⋅ ⇒ ⎥ ⎨ ⎬ ⎨ 2 0 ⎥ ⎪U 2 ⎪ ⎪ 2 β = B2 0 ⎥ ⎪V 2 ⎪ ⎩ 2 ⎥ ⎪ ⎪ 1 ⎥⎦ ⎪⎩ B2 ⎪⎭

97

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Figure 6.22 – Exemple 4 : diagramme (Effel) de l’effort normal.

6.5.7 Contraintes dans les poutres

Les contraintes peuvent ensuite être déduites des efforts grâce aux relations issues de la résistance des matériaux, à savoir pour : ■■ Les contraintes normales

σ xx =

N My M ± ⋅z ± z ⋅ y S Iy Iz

(6.74)

La relation (6.74) correspond en fait au cas le plus général c’est-à-dire la flexion composée déviée. ■■ Les contraintes tangentielles

τy =

Ty Sy

et τ z =

Tz Sz

(6.75)

où S y et Sz représentent les sections de cisaillement.

98

9782100544639.indb 98

09/02/10 14:56



A


Figure 6.23 – Exemple 4 : Diagramme (Effel) des contraintes normales1 sxx.

1. Ces contraintes sont calculées en fibres supérieure et inférieure du profil IPE270.

9782100544639.indb 99

99

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9782100544639.indb 100

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7 • Éléments isoparamétriques

A 7.1 Problématique du maillage


Les modélisations filaires abordées aux chapitres 5 et 6 ont montré que le strict respect des singularités géométriques (positions des appuis, des charges, des attaches, etc.) suffisait à obtenir en statique des résultats identiques à ceux de la théorie des poutres. Ceci s’explique par la conformité des fonctions de forme choisies avec la dite théorie. Hormis quelques cas comme les charges (forces ou moments) ponctuelles, la discrétisation intermédiaire des éléments s’avère rarement nécessaire en statique. Il n’en est pas de même pour les modélisations surfaciques ou volumiques qui nécessitent une discrétisation beaucoup plus fine. En effet et afin de coller au mieux à la géométrie, cette reconstitution requiert surtout au niveau des singularités, des éléments de petites tailles. Cette opération est prise en charge par un outil appelé mailleur dont le rôle va être d’établir automatiquement, dans le respect de la géométrie étudiée, la forme des éléments, leur connectivité et les coordonnées des nœuds. Ceci étant et comme on peut le voir à la figure 7.1, la taille et la forme des éléments peuvent varier significativement. Enfin, deux grands types de maillage sont possibles à partir de bases quadrangulaires (carrés, hexaèdres, etc.) ou triangulaires (triangles, tétraèdres, etc.).

Figure 7.1 – Exemple de maillage (Abaqus).

9782100544639.indb 101

101

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7.1 Problématique du maillage

Les éléments pouvant être de tailles et de formes quelconques, il n’est pas envisageable, pour établir leurs caractéristiques élémentaires, de reprendre stricto sensu la méthodologie utilisée pour les poutres et barres. Les matrices de rigidité et vecteurs charges variant systématiquement, une méthodologie permettant de calculer ces caractéristiques quelles que soient les géométrie et configuration des éléments, s’avérera beaucoup plus rentable au niveau calcul. Celle-ci consistera, pour chaque type d’élément, à définir un élément de référence de géométrie conventionnelle (appelé également élément « parent ») de telle manière à obtenir la géométrie de n’importe quel élément réel de forme semblable à partir d’une transformation géométrique biunivoque (i.e. bijective). En d’autres termes, pour chacun des points P ’ (ξ ,η ) de l’élément « parent » défini dans un repère unitaire correspondra, via la transformation Τe , un point et un seul de l’élément réel P ( x , y ) . Y

2 (1,1) P' (ξ ,η )

3

Τe

1

(-1,-1)

x

y

η (-1,1)

k P ( x, y )

j l

ξ

i

(1,-1)

X 4 Élément réel

Élément parent

Figure 7.2 – Transformation géométrique Te.

La transformation Τe permet de calculer les coordonnées (x,y) de chacun des points de l’élément réel à partir de celles du point correspondant de l’élément de référence. On a donc :

⎧⎪ x (ξ ,η ) Τe : ξ ,η → ⎨ ⎪⎩ y (ξ ,η )

(7.1)

Τe est bien évidemment dépendante de la géométrie de l’élément réel et donc des coordonnées des nœuds le définissant. De ce fait, une transformation doit être envisagée pour chacun des éléments du modèle.

( (

) )

⎧ x ξ ,η , xi , x j , x k , xl ⎪ Τe : ξ ,η → ⎨ ⎪⎩ y ξ ,η , yi , y j , yk , yl

(7.2)

102

9782100544639.indb 102

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7.1 Problématique du maillage

Y 3 2 (-1,1)

(1,1)

(-1,-1)

2

Τ2

7

1

ξ

3

4

Τ1

1

8

5

(1,-1)

A

6

Τ3

η

X

4 Éléments réels

Élément parent

Figure 7.3 – T1 , T2 , T3 transformations associées aux éléments réels 1, 2 et 3.

Du fait du caractère biunivoque de la transformation, chacun des points de l’élément de référence devra coïncider avec un point de l’élément réel et un seul. Il en résulte une correspondance entre nœuds géométriques des éléments réel et de référence. En d’autres termes, il n’est pas par exemple possible d’associer un élément parent triangulaire à un élément réel carré. Chaque point de coordonnées x, y, z de l’élément réel peut donc être repéré à partir des coordonnées de ses nœuds et de variables N i ( x , y , z ) , similaires aux fonctions de forme vues précédemment, soit : n1

x = ∑ N i ( x , y , z ) ⋅ xi i =1

n1

y = ∑ N i ( x , y , z ) ⋅ yi

(7.3)

i =1 n1


z = ∑ N i ( x , y , z ) ⋅ zi i =1

avec :

⎧ δ ij = 1 si i = j N i ( x , y , z ) = δ ij ⎨ . ⎩δ ij = 0 si i ≠ j n1 : nombre de nœuds géométriques de l’élément réel.

Par ailleurs, la notion de fonctions de forme abordée au chapitre 4.1 nous a permis d’établir pour les déplacements que :

9782100544639.indb 103

103

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7.2 Familles d’éléments n2

u ( x , y , z ) = ∑ N i ( x , y , z ) ⋅ ui i =1

n2

v ( x , y , z ) = ∑ N i ( x , y , z ) ⋅ vi

(7.4)

i =1 n2

w ( x , y , z ) = ∑ N i ( x , y , z ) ⋅ wi i =1

avec n2 : nombre de nœuds utilisés pour le calcul des déplacements. n1 correspondant à la définition de la géométrie et n2 à celle des déplacements, il serait tout à fait possible d’envisager n1 supérieur à n2 ou n1 inférieur à n2, les éléments étant respectivement qualifiés dans ces cas, de super-paramétriques ou sub-paramétriques. Le nombre de fonctions de forme étant directement lié à celui des nœuds de l’élément considéré, il est rarement nécessaire de complexifier les calculs en enrichissant ou au contraire en appauvrissant celui de la géométrie. De ce fait, les fonctions de forme associées au calcul des déplacements seront également utilisées pour la définition de la géométrie des éléments d’où le nom d’éléments isoparamétriques i .e . n1 = n2 ⇔ N i = N i .

(

)

7.2 Familles d’éléments La notion de transformation géométrique évoquée au chapitre précédent a permis d’établir que plusieurs éléments réels pouvaient être générés à partir d’un seul élément « parent » de même type. De manière très synthétique, la transformation s’effectuera par un ou plusieurs changements de variables liant géométrie de l’élément « parent » à celles des éléments réels. Pour ce faire, l’élément de référence sera défini dans un repère unitaire dont les coordonnées (ξ ,η ,ζ ) varieront suivant le cas entre 0 et 1, ou –1 et 1. Bien évidemment, les caractéristiques de ces éléments sont établies comme vu précédemment, à partir de leurs fonctions de forme. En complément des notions vues au chapitre 4.1, ces transformations doivent : – Permettre le mouvement de corps rigide (déplacement sans déformation), – Être capable de reproduire au minimum une déformation constante, – Garantir la continuité des déplacements sur l’élément et aux frontières de celuici. Cependant, il faut faire le distinguo au niveau des DDL pris en compte ce qui se traduit par deux grandes catégories d‘éléments dans les bibliothèques élémentaires des logiciels éléments finis. La première, appelée famille C0, assure uniquement la continuité des translations u, v, w . L’élément barre en fait partie. On a alors :

εξ =

du = Cte ⇒ u(ξ ) = a0 + a1 ⋅ ξ dξ

104

9782100544639.indb 104

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x = −1 ⇒ u ( −1) = u1 x = 1 ⇒ u (1) = u2 d’où : i =2 1 1 u(ξ ) = (1 − ξ ) ⋅ u1 + (1 + ξ ) ⋅ u2 = ∑ N i ⋅ ui 2 2 i =1

N1

1 -1

A

N2

2

u1

(7.5)

0 u (ξ )

1

x

u2

Figure 7.4 – Élément barre.

Ces nouvelles fonctions de forme sont tout à fait équivalentes à celles trouvées en x (4.3), le changement de variable ξ = 2 − 1 permettant de passer des unes aux L autres. Ceci nous permet également d’évoquer les propriétés très particulières des fonctions de forme. Celles-ci sont en effet égales à l’unité aux nœuds auxquels elles sont rattachées, zéro ailleurs1. De plus, la somme des fonctions de forme est dans ce cas égale à 12 ce qui permet de démontrer la condition de mouvement de corps rigide (MCR), soit : Translation d’ensemble u0 ⇔ u1 = u2 = u0


d’où

u(ξ ) = N1 ⋅ u0 + N 2 ⋅ u0 = u0

(7.6)

La famille C1 qui constitue la deuxième catégorie, assure à la fois la continuité des translations et des rotations. L’élément poutre à deux nœuds associant à la fois translations et rotations nodales est donc de ce fait un élément de cette famille. Les chapitres 7.2.1 et 7.2.2 décrivent les éléments de base les plus généralement utilisés. Cette liste reste néanmoins non exhaustive, les principes décrits ci-après pouvant être déclinés à des éléments plus performants.

1. En i Ni = 1, en i π j Ni = 0. 2.

n

∑ Ni = 1 . i =1

9782100544639.indb 105

105

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7.2.1 Famille C0

Les éléments de cette famille garantissant la continuité des translations, leurs fonctions d’approximation devront, pour satisfaire au critère de la déformation constante, être au minimum de degré 1. Le terme constant de ces fonctions permettra alors de respecter la condition de mouvement de corps rigide (MCR). Enfin et en raison de la nature de la fonction d’interpolation (un polynôme), la continuité des déplacements sera assurée à la fois sur l’élément et à ses frontières si celui-ci est conforme (cf. § 8.3.3). On parlera alors de continuité d’ordre 0. L’approximation nodale bidimensionnelle est basée sur l’écriture d’une série de termes produits faisant intervenir les coordonnées de l’élément « parent » pondérées par un coefficient ai . n

u(ξ ,η ) = ∑ ai ⋅ ξ j ⋅η k

(7.7)

i =1

Ces fonctions sont souvent linéaires, quadratiques et parfois cubiques. Si celles-ci comportent tous les termes d’un polynôme de degré un, deux ou trois, les éléments correspondants sont dits complets. Le choix de ce degré étant intimement lié au nombre de nœuds de l’élément, il sera parfois impossible d’intégrer tous ces termes. Dans ce cas et sachant que l’on néglige prioritairement les termes de degrés les plus élevés, il s’agira alors d’éléments incomplets. Pour déterminer les différents termes de ces polynômes, il est possible de s’inspirer de la logique du triangle de Pascal. Linéaire

1 ξ ξ2 ξ2η ξ3η

ξη2 ξ2η2

ξ3η2

Cubique

η2

ξη

ξ3

Parabolique

η η3 ξη3 ξ2η3 ξ3η3

Figure 7.5 – Éléments quadrangulaires complets.

Linéaire

1 ξ ξ2 ξ2η ξ3η

Cubique

η2

ξη

ξ3

Parabolique

η ξη2

η3 ξη3

Figure 7.6 – Éléments quadrangulaires incomplets.

106

9782100544639.indb 106

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Linéaire

1 ξ ξ2 ξ3

Parabolique

η

Cubique

η2

ξη ξ2η

ξη2

η3

Figure 7.7 – Éléments triangulaires.

A

■■ Éléments à base quadrangulaire □□ Quadrangle bilinéaire Q4 (4 nœuds)

Horizontalement, quatre valeurs nodales u1 , u2 , u3 et u4 de déplacements sont définies d’où l’expression du champ de déplacement correspondant :

4

u(ξ ,η ) = a0 + a1 ⋅ ξ + a2 ⋅η + a3 ⋅ ξ ⋅η = ∑ N i ⋅ ui

(7.8)

i =1

η 2

1

(-1,1)

(-1,-1)

3

v

(1,1)

u

ξ

(1,-1)

4 Figure 7.8 – Élément Q4.

Il s’agit en fait de l’équation d’un plan. Le champ de déplacement vertical peut être 4


déterminé suivant la même approche en posant que : v(ξ ,η ) = ∑ N i ⋅ vi 1. i =1

Pour chacun des segments de l’élément, il est possible de définir l’équation d’une droite fonction des valeurs nodales d’où son caractère bilinéaire. Ses fonctions de forme ont donc pour expressions :

N1 =

1 1 (1 + ξ ) ⋅ (1 + η ) N 2 = (1 − ξ ) ⋅ (1 + η ) 4 4

N3 =

1 1 (1 − ξ ) ⋅ (1 − η ) N 4 = (1 + ξ ) ⋅ (1 − η ) 4 4

(7.9)

1. De ce fait, seul le déplacement u sera traité dans ce qui suit.

9782100544639.indb 107

107

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On notera que ces expressions peuvent être également obtenues en effectuant les produits croisés des fonctions de forme de l’élément barre (7.5). De manière plus synthétique, celles-ci peuvent s’exprimer en fonction de coordonnées ξi ,ηi des nœuds de l’élément en posant : 1 N i = (1 + ξi ⋅ ξ ) ⋅ (1 + ηi ⋅η ) (7.10) 4 □□ Quadrangle quadratique complet Q9

Cet élément est quadratique, chacun de ces segments comportant trois nœuds. Ceux-ci permettent une approximation parabolique sur chacun de ses côtés. Néanmoins, la fonction d’approximation n’aurait pu être totalement parabolique sans le nœud milieu, le terme η 2 ⋅ ξ 2 étant obtenu grâce au nœud n°9. C’est pourquoi, il est dit complet ce qui signifie qu’il couvre tous les termes du degré de la fonction d’approximation visée (parabolique).

η 3

2

1

v 4

5

9

u

6

8 ξ

7

Figure 7.9 – Élément Q9.

On a donc : 9

u(ξ ,η ) = ∑ N i ⋅ ui i =1

= a0 + a1 ⋅ ξ + a2η + a3 ⋅ ξ ⋅η + a4 ⋅ ξ 2 + a5 ⋅η 2 + a6 ⋅ ξ ⋅η 2 + a7 ⋅η ⋅ ξ 2 + a8 ⋅η 2 ⋅ ξ 2

(7.11)

T

= {a} ⋅ { X } avec :

{a}T = {a0 a1 a2 a3 a4 a5 a6 a7 a8 } { X }T = {1 ξ η ξη ξ 2 η 2 ξη 2 ηξ 2 η 2ξ 2 } 108

9782100544639.indb 108

09/02/10 14:56



Pour établir les fonctions de forme de cet élément, il suffit de reprendre la méthodologie décrite au chapitre 6.2.1 en posant que : ⎧ u (1,1) ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ u ( 0,1) ⎪ ⎪ u ( −1,1) ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ u ( −1, 0 ) ⎪ ⎪ ⎪ ⎨u ( −1, −1) ⎬ = [ R ] ⋅ {a} ⎪ u ( 0, −1) ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ u (1, −1) ⎪ ⎪ u 1, 0 ⎪ ⎪ ( ) ⎪ ⎪⎩ u ( 0, 0 ) ⎪⎭

(7.12)

A

avec ⎡1 ⎢ ⎢1 ⎢1 ⎢ ⎢1 [ R ] = ⎢⎢1 ⎢1 ⎢1 ⎢ ⎢1 ⎢ ⎣1

1 0 −1 −1 −1 0 1 1 0

1 1 1 0 −1 −1 −1 0 0

1 0 −1 0 1 0 −1 0 0

1 0 1 1 1 0 1 1 0

1 1 1 0 1 1 1 0 0 T

1 0 −1 0 −1 0 1 0 0

1 0 1 0 −1 0 −1 0 0

1⎤ ⎥ 0⎥ 1⎥ ⎥ 0⎥ 1⎥ ⎥ 0⎥ 1⎥ ⎥ 0⎥ ⎥ 0⎦

−1

puis d’effectuer le produit matriciel : {N } = { X } ⋅ [ R ] . D’où les fonctions de forme de l’élément Q9 : 1 (1 + ξ ) ⋅ (1 + η ) ⋅ ξ ⋅η 4 1 = − (1 − ξ ) ⋅ (1 + η ) ⋅ ξ ⋅η 4 1 = (1 − ξ ) ⋅ (1 − η ) ⋅ ξ ⋅η 4 1 = − (1 + ξ ) ⋅ (1 − η ) ⋅ ξ ⋅η 4 = (1 − ξ 2 ) ⋅ (1 − η 2 )


N1 = N3

N5 N7 N9

9782100544639.indb 109

1 (1 − ξ 2 ) ⋅ (1 + η ) ⋅η 2 1 N 4 = − (1 − ξ ) ⋅ (1 − η 2 ) ⋅ ξ 2 1 N 6 = − (1 − ξ 2 ) ⋅ (1 − η ) ⋅η 2 1 N 8 = (1 + ξ ) ⋅ (1 − η 2 ) ⋅ ξ 2

N2 =

(7.13)

109

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□□ Quadrangle quadratique incomplet Q8

η 3

2

1

v 4

5

u

6

8 ξ

7

Figure 7.10 – Élément Q8.

On reprend la relation (7.11) en supprimant le terme en η 2 ⋅ ξ 2 . On a donc : 8

u(ξ ,η ) = ∑ N i ⋅ ui i =1

u(ξ ,η ) = a0 + a1 ⋅ ξ + a2 ⋅η + a3 ⋅ ξ ⋅η + a4 ⋅ ξ 2 + a5 ⋅η 2 + a6 ⋅ ξ ⋅η 2 + a7 ⋅η ⋅ ξ 2 u(ξ ,η ) =

(7.14)

{a}T ⋅ { X }

avec :

{a}T = {a0 a1 a2 a3 a4 a5 a6 a7 } { X }T = {1 ξ η ξη ξ 2 η 2 ξη 2 ηξ 2 } Comme,

⎧ u (1,1) ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ u ( 0,1) ⎪ ⎪ u ( −1,1) ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ u ( −1, 0 ) ⎪ ⎨ ⎬ = [ R ] ⋅ {a} , 1 1 u − − ( ) ⎪ ⎪ ⎪ u ( 0, −1) ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ u (1, −1) ⎪ ⎪ u (1, 0 ) ⎪ ⎩ ⎭

(7.15)

110

9782100544639.indb 110

09/02/10 14:56



avec 1 0 −1 −1 −1 0 1 1

1 1 1 0 −1 −1 −1 0

1 0 −1 0 1 0 −1 0

1 0 1 1 1 0 1 1

1 1 1 0 1 1 1 0

1 0 −1 0 −1 0 1 0

1⎤ 0⎥ ⎥ 1⎥ ⎥ 0⎥ −1⎥ ⎥ 0⎥ −1⎥ ⎥ 0 ⎥⎦

A

⎡1 ⎢1 ⎢ ⎢1 ⎢ 1 [ R ] = ⎢⎢1 ⎢ ⎢1 ⎢1 ⎢ ⎢⎣1

−1

On déduit pour les fonctions de forme de l’élément Q8 : {N } = { X } ⋅T [ R ] ⇒ 1 (1 + ξ ) ⋅ (1 + η ) ⋅ (1 − ξ − η ) 4 1 N 3 = − (1 − ξ ) ⋅ (1 + η ) ⋅ (1 + ξ − η ) 4 1 N 5 = − (1 − ξ ) ⋅ (1 − η ) ⋅ (1 + ξ + η ) 4 1 N 7 = − (1 + ξ ) ⋅ (1 − η ) ⋅ (1 − ξ + η ) 4

1 (1 − ξ 2 ) ⋅ (1 + η ) 2 1 N 4 = (1 − ξ ) ⋅ (1 − η 2 ) 2 (7.16) 1 2 N 6 = (1 − ξ ) ⋅ (1 − η ) 2 1 N 8 = (1 + ξ ) ⋅ (1 − η 2 ) 2

N1 = −

N2 =

□□ Hexaèdre trilinéaire H8 8

u(ξ ,η ,ζ ) = ∑ N i ⋅ ui i =1

ζ


7

8

6

w 3

2

η

v

5

ξ

u 4 1

Figure 7.11 – Élément H8.

9782100544639.indb 111

111

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S’inspirant de la relation (7.10), on trouve pour l’hexaèdre H8 : Ni =

1 (1 + ξi ⋅ ξ ) ⋅ (1 + ηi ⋅η ) ⋅ (1 + ζ i ⋅ ζ ) 8

(7.17)

■■ Éléments à base triangulaire □□ Triangle linéaire T3 3

u(ξ ,η ) = a0 + a1 ⋅ ξ + a2 ⋅η = ∑ N i ⋅ ui i =1

N1(ξ ,η ) = 1 − ξ − η N 2 (ξ ,η ) = ξ N 3 (ξ ,η ) = η

(7.18)

η 3

(0,1)

v

u

1

(1,0)

2

ξ

Figure 7.12 – Élément T3. □□ Triangle quadratique T6

u(ξ ,η ) = a0 + a1 ⋅ ξ + a2 ⋅η + a3 ⋅ ξ 2 + a4 ⋅η 2 + a5 ⋅ ξ ⋅η 6

u(ξ ,η ) = ∑ N i ⋅ ui i =1

N1(ξ ,η ) = − (1 − ξ − η ) ⋅ (1 − 2 (1 − ξ − η ) ) N 2 (ξ ,η ) = 4 ⋅ ξ ⋅ (1 − ξ − η )

N 3 (ξ ,η ) = −ξ ⋅ (1 − 2ξ ) N 4 (ξ ,η ) = 4ξ ⋅η

(7.19)

N 5 (ξ ,η ) = −η ⋅ (1 − 2η ) N 6 (ξ ,η ) = 4η ⋅ (1 − ξ − η ) 112

9782100544639.indb 112

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η 5 4

v

u

1

A

ξ

3

2

6

Figure 7.13 – Élément T6. □□ Tétraèdre linéaire T4 4

u(ξ ,η ,ζ ) = ∑ N i ⋅ ui i =1

Par déclinaison de la relation (7.18), on trouve : N1(ξ ,η ,ζ ) = 1 − ξ − η − ζ N 2 (ξ ,η ,ζ ) = ξ N 3 (ξ ,η ,ζ ) = η N 4 (ξ ,η ,ζ ) = ζ

(7.20)

ζ 4


w u

1

v

3

η

2

ξ Figure 7.14 – Élément T4.

7.2.2 Famille C1

Comme pour la famille C0, les fonctions de forme C1 doivent approximer le champ de déplacement à partir des valeurs nodales et assurer non seulement la continuité des déplacements nodaux ui , vi , wi mais aussi celle des rotations nodales

9782100544639.indb 113

113

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dui dui dw , ,..., i . De ce fait, les fonctions de forme doivent être au minimum de dx dy dz degré 2 pour satisfaire au critère de la déformation constante ; la condition de mouvement de corps rigide étant quant à elle assurée par les deux premiers termes de cette même fonction. Ces éléments ont une continuité dite d’ordre 1, la continuité des déplacements étant assurée à la fois sur l’élément et à ses frontières si celui-ci est conforme (cf. § 8.3.3). L’élément poutre tel que celui décrit au chapitre 6.2.1 fait partie de cette famille. ■■ Plaque Q4 (semi C1)

η 2

1

ξ

3

4

Figure 7.15 – Élément Plaque Q4.

⎧ ⎫ ⎪ wi ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ∂ wi ⎪ Sachant que cet élément à trois degrés de liberté par nœud {wi } = ⎨ ⎬ , la ⎪ ∂ξ ⎪ ⎪ ∂ wi ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ∂η ⎭ fonction d’approximation s’écrit : w(ξ ,η ) = a0 + a1 ⋅ ξ + a2 ⋅η + a3 ⋅ ξ ⋅η + a4 ⋅ ξ 2 + a5 ⋅η 2 + a6 ⋅ ξ 2 ⋅η + a7 ⋅ ξ ⋅η 2 + a8 ⋅ ξ 3 + a9 ⋅η 3 + a10 ⋅ ξ 3 ⋅η + a11 ⋅ ξ ⋅η 3 T

= {a} ⋅ { X }

(7.21)

avec :

{a}T = {a0 a1 a2 a3 a4 a5 a6 a7 a8 a9 a10 a11} { X }T = {1 ξ η ξη ξ 2 η 2 ξ 2η ξη 2 ξ 3 η 3 ξ 3η ξη 3 } La démarche est bien évidemment identique à celle vue au § 7.2.1. 114

9782100544639.indb 114

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Il est néanmoins nécessaire de calculer les dérivées correspondant aux rotations nodales, soit :

∂w = ∂ξ (7.22) a1 + a3 ⋅η + 2 a4 ⋅ ξ + 2 a6 ⋅ ξ ⋅η + a7 ⋅η 2 + 3a8 ⋅ ξ 2 + 3a10 ⋅ ξ 2 ⋅η + a11 ⋅η 3

wξ (ξ ,η ) =

d’où :

⎧ w(1,1) ⎫ ⎪ w (1,1) ⎪ ⎪ ξ ⎪ ⎪ wη (1,1) ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ w( −1,1) ⎪ ⎪ wξ ( −1,1) ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ wη ( −1,1) ⎪ ⎨ ⎬ = [ R ] ⋅ {a} ⎪ w( −1, −1) ⎪ ⎪wξ ( −1, −11)⎪ ⎪ ⎪ ⎪wη ( −1, −1)⎪ ⎪ w(1, −1) ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ wξ (1, −1) ⎪ ⎪ w (1, −1) ⎪ ⎩ η ⎭

A

∂w = ∂η (7.23) a2 + a3 ⋅ ξ + 2a5 ⋅η + a6 ⋅ ξ 2 + 2a7 ⋅ ξ ⋅η + 3a9 ⋅η 2 + a10 ⋅ ξ 3 + 3a11 ⋅ ξ ⋅η 2

wη (ξ ,η ) =

(7.24)

avec :


⎡1 ⎢0 ⎢ ⎢0 ⎢ ⎢1 ⎢0 ⎢ 0 [ R ] = ⎢⎢1 ⎢ ⎢0 ⎢0 ⎢ ⎢1 ⎢ ⎢0 ⎢0 ⎣

9782100544639.indb 115

1 1 0 −1 1

1 0 1 1 0

1 1 1 −1 1

1 2 0 1 −2

1 0 2 1 0

1 2 1 1 −2

1 1 2 −1 1

1 3 0 −1 3

1 0 3 1 0

1 3 1 −1 3

0 −1

1 −1

−1 1

0 1

2 1

1 −1

−2 −1

0 −1

3 −1

−1 1

1 0 1

0 1 −1

−1 −1 −1

−2 0 1

0 −2 1

2 1 −1

1 2 1

3 0 1

0 3 −1

−3 −1 −1

1 0

0 1

−1 1

2 0

0 −2

−2 1

1 −2

3 0

0 3

−3 1

1⎤ 1⎥ ⎥ 3⎥ ⎥ −1⎥ 1⎥ ⎥ −3 ⎥ 1⎥ ⎥ −1⎥ −3 ⎥⎥ −1⎥ ⎥ −1⎥ 3 ⎥⎦

115

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T

7.2 Familles d’éléments −1

En posant que {N } = { X } ⋅ [ R ] , on obtient pour cet élément plaque :

 −1 ⋅ (ξ + 1)⋅ (1 + η )⋅ (η 2 − η + ξ 2 − ξ − 2) 8  2 1   ⋅ (ξ − 1)⋅ (ξ + 1) ⋅ (1 + η )   8   2 1   ⋅ (η − 1)⋅ (1 + η ) ⋅ (ξ + 1) 8   1  2 2  8 ⋅ (ξ − 1)⋅ (1 + η )⋅ (η − η + ξ + ξ − 2)    2 1   ⋅ (ξ + 1)⋅ (ξ − 1) ⋅ (1 + η )   8   2 −1 ⋅ (η − 1)⋅ (1 + η ) ⋅ (ξ − 1)   8 T  {N } =   −1  2 2 ( ) ( ) ( ) − 1 ⋅ ⋅ − 1 ⋅ + + + − 2 ξ η η η ξ ξ 8    2 − 1   ⋅ (ξ + 1)⋅ (ξ − 1) ⋅ (η − 1) 8     2 −1 ( ) ( ) ( ) ⋅ 1 + ⋅ − 1 ⋅ − 1 η η ξ   8    1 ( + 1) ( − 1) ( 2 + + 2 − − 2)   8⋅ ξ ⋅ η ⋅ η η ξ ξ    2 −1   (⋅ ξ − 1)⋅ (ξ + 1) ⋅ (η − 1) 8     2 1 ⋅ (1 + η )⋅ (η − 1) ⋅ (ξ + 1)   8  

(7.25)

116

9782100544639.indb 116

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■■ Plaque Q4 (C1)

Dans ce cas de figure, la fonction d’approximation est complète et a donc 16 coefficients. w(ξ ,η ) = a0 + a1 ⋅ ξ + a2 ⋅η + a3 ⋅ ξ ⋅η + a4 ⋅ ξ 2 + a5 ⋅η 2 + a6 ⋅ ξ 2 ⋅η + a7 ⋅ ξ ⋅η 2 + a8 ⋅ ξ 3 + a9 ⋅η 3 + a10 ⋅ ξ 3 ⋅η + a11 ⋅ ξ ⋅η 3

(7.26) T

Avec :

{a}T = {a0 a1 a2 a3 a4 a5 a6 a7 a8 a9 a10 a11 a12 a13 a14 a15 }

A

+ a12 ⋅ ξ 3 ⋅η 2 + a13 ⋅ ξ 2 ⋅η 3 + a14 ⋅ ξ 2 ⋅η 2 + a15 ⋅ ξ 3 ⋅η 3 = {a} ⋅ { X }

{ X }T = {1 ξ η ξη ξ 2 η 2 ξ 2η ξη 2 ξ 3 η 3 ξ 3η ξη 3 ξ 3η 2 ξ 2η 3 ξ 2η 2 ξ 3η 3 } ⎧ wi ⎫ ⎪ ∂w ⎪ i ⎪ ⎪ ⎪ ∂ξ ⎪ ⎪ ⎪ Cet élément nécessite donc quatre degrés de liberté par nœud {wi } = ⎨ ∂ wi ⎬ ⎪ ∂η ⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪ ∂ wi ⎪ ⎪⎩ ∂ξ∂η ⎪⎭ ce qui explique l’introduction de la dérivée seconde par rapport à ξ et η .

∂w ∂ξ = a1 + a3 ⋅η + 2 a4 ⋅ ξ + 2 a6 ⋅ ξ ⋅η + a7 ⋅η 2 + 3a8 ⋅ ξ 2

wξ (ξ ,η ) =

(7.27)

+ 3a10 ⋅ ξ 2 ⋅η + a11 ⋅η 3 + 3a12 ⋅ ξ 2 ⋅η 2 + 2 a13 ⋅ ξ ⋅η 3 + 2 a14 ⋅ ξ ⋅η 2 + 3a15 ⋅ ξ 2 ⋅η 3

∂w ∂η = a2 + a3 ⋅ ξ + 2 a5 ⋅η + a6 ⋅ ξ 2 + 2 a7 ⋅ ξ ⋅η + 3a9 ⋅η 2

wη (ξ ,η ) = © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

(7.28)

+ a10 ⋅ ξ 3 + 3a11 ⋅ ξ ⋅η 2 + 2 a12 ⋅ ξ 3 ⋅η + 3a13 ⋅ ξ 2 ⋅η 2 + 2 a14 ⋅ ξ 2 ⋅η + 3a15 ⋅ ξ 3 ⋅η 2

∂ 2w ∂ξ∂η = a3 + 2 a6 ⋅ ξ + 2a7 ⋅η + 3a10 ⋅ ξ 2 + 3a11 ⋅η 2

wξη (ξ ,η ) =

(7.29)

+ 6a12 ⋅ ξ 2 ⋅η + 6 a13 ⋅ ξ ⋅η 2 + 4 a14 ⋅ ξ ⋅η + 9a15 ⋅ ξ 2 ⋅η 2

9782100544639.indb 117

117

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⎧ w(1,1) ⎫ ⎪ w (1,1) ⎪ ⎪ ξ ⎪ ⎪ wη (1,1) ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ wξη (1,1) ⎪ ⎪ w( −1,1) ⎪ ⎪ ⎪ . ⎪ ⎪ ⎨ ⎬ = [ R ] ⋅ {a} . ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ . ⎪ ⎪ ⎪ w(1, −1) ⎪ ⎪ wξ (1, −1) ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ wη (1, −1) ⎪ ⎪w (1, −1)⎪ ⎩ ξη ⎭

(7.30)

Avec : ⎡1 ⎢0 ⎢ ⎢0 ⎢ ⎢0 ⎢1 ⎢ ⎢0 ⎢0 ⎢ ⎢0 [ R ] = ⎢1 ⎢ ⎢0 ⎢ ⎢0 ⎢0 ⎢ ⎢1 ⎢0 ⎢ ⎢0 ⎢0 ⎣

1 1

1 0

1 1

1 2

1 0

1 2

1 1

1 3

1 0

1 3

1 1

1 3

1 2

1 2

0 0 −1 1 0 0 −1 1 0

1 0 1 0 1 0 −1 0 1

1 1 −1 1 −1 1 1 −1 −1

0 0 1 −2 0 0 1 −2 0

2 0 1 0 2 0 1 0 −2

1 2 1 −2 1 −2 −1 2 1

2 2 −1 1 −2 2 −1 1 2

0 0 −1 3 0 0 −1 3 0

3 0 1 0 3 0 −1 0 3

1 3 −1 3 −1 3 1 −3 −1

3 3 −1 1 −3 3 1 −1 −3

2 6 −1 3 −2 6 −1 3 2

3 6 1 −2 3 −6 −1 2 3

2 4 1 −2 2 −4 1 −2 −2

0 1 1 0 0

0 −1 0 1 0

1 −1 −1 1 1

0 1 2 0 0

0 1 0 −2 0

−2 −1 −2 1 2

−2 1 1 −2 −2

0 1 3 0 0

0 −1 0 3 0

3 −1 −3 1 3

3 −1 −1 3 3

−6 1 3 −2 −6

−6 −1 −2 3 6

4 1 2 −2 −4

1⎤ 3⎥ ⎥ 3⎥ ⎥ 9⎥ −1⎥ ⎥ 3⎥ −3 ⎥ ⎥ 9⎥ 1⎥⎥ −3 ⎥ ⎥ −3 ⎥ 9⎥ ⎥ −1⎥ −3 ⎥ ⎥ 3⎥ 9 ⎥⎦

118

9782100544639.indb 118

09/02/10 14:56


T


−1

Comme {N } = { X } ⋅ [ R ] , les fonctions de forme s’écrivent :


9782100544639.indb 119

A

 1 ⋅ ( ξ − 2) ⋅ (ξ + 1) 2 ⋅ (η − 2) ⋅ (1 + η )2   16     −1 ⋅ ( ξ − 1) ⋅ (ξ + 1 )2 ⋅ (η − 2) ⋅ (1 + η )2   16   −1 2 2  ⋅ ( ξ − 2) ⋅ (ξ + 1 ) ⋅ (η − 1) ⋅ (1 + η )   16   1 ⋅ ( ξ − 1) ⋅ (ξ + 1) 2 ⋅ (η − 1) ⋅ (1 + η )2   16   2 2  −1 ⋅ ( ξ + 2 ) ⋅(ξ − 1 ) ⋅ (η − 2) ⋅ (1 + η )   16  2 2  −1  16 ⋅ ( ξ + 1 ) ⋅(ξ − 1 ) ⋅ (η − 2) ⋅ (1 + η )     1 ⋅ ( ξ + 2) ⋅ (ξ − 1) 2 ⋅ (η − 1) ⋅ (1 + η )2   16  1 2 2  ⋅ ( ξ + 1) ⋅ (ξ − 1) ⋅ (η − 1) ⋅ (1 + η )  16  {N }T =  2 2 1  16 ⋅ ( ξ + 2) ⋅ (ξ − 1) ⋅ (2 + η ) ⋅ (η − 1)     1 ⋅ ( ξ + 1) ⋅ (ξ − 1) 2 ⋅ (2 + η ) ⋅ (η − 1)2   16  1 2 2  ⋅ ( ξ + 2) ⋅ (ξ − 1) ⋅ (1 + η ) ⋅ (η − 1)   16   1 ⋅ ( ξ + 1) ⋅ (ξ − 1) 2 ⋅ (1 + η ) ⋅ (η − 1)2   16   2 2  −1 ⋅ ( ξ − 2) ⋅ (ξ + 1 ) ⋅ (2 + η ) ⋅ (η − 1)   16  2 2 1  16 ⋅ ( ξ − 1) ⋅ (ξ + 1) ⋅ (2 + η ) ⋅ (η − 1)     −1 ⋅ ( ξ − 2) ⋅ (ξ + 1) 2 ⋅ (1 + η ) ⋅ (η − 1)2   16  1 2 2  ⋅ ( ξ − 1) ⋅ (ξ + 1) ⋅ (1 + η ) ⋅ (η − 1)   16 

(7.31)

119

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7.3 Caractéristiques élémentaires 7.3.1 Matrice de rigidité élémentaire

Reprenant l’expression de la matrice de rigidité élémentaire en repère local (4.12), on pose que :

[ke ] = ∫ [ B ]T ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ dVe = ∫∫∫ [ B ]T ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ dxdydz

(7.32)

Ve

La relation (7.32) fait intervenir une matrice [ B ] déduite des relations (3.13) et (4.4). Par déclinaison de (4.10), celle-ci peut également être développée en une série de sous matrices [ Bi ] associées à chacun des nœuds de l’élément, soit :

{ε } = [ B ] ⋅ {qe } = ⎣⎡ B1 B2 . Bi . Bn ⎤⎦ ⋅ {qe }

⎡∂ Ni ⎢ ∂x ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢ ⎢ 0 ⎢ avec [ Bi ] = ⎢ ∂ N i ⎢ ∂ y ⎢ ⎢∂ Ni ⎢ ⎢∂y ⎢ ⎢ 0 ⎣

(7.33)

⎤ 0 ⎥ ⎥ ∂ Ni 0 ⎥ ⎥ ∂y ∂ N i ⎥⎥ 0 ∂z ⎥ ⎥ . La détermination de [ B ] nécessitera de faire ∂ Ni 0 ⎥ ∂x ⎥ ∂ Ni ⎥ 0 ⎥ ∂x ⎥ ∂ Ni ∂ Ni ⎥ ⎥ ∂z ∂y ⎦ ∂ Ni ∂ Ni ∂ Ni le calcul des différentes dérivées partielles , , associées à chacun ∂x ∂y ∂z 0

des nœuds. Ceci étant et comme vu en 7.2, les fonctions de forme N i sont définies dans un repère unitaire (ξ ,η ,ζ ) et non dans le repère local ( x , y , z ) . La transformation géométrique Τe issue de (7-1) permet néanmoins d’écrire que :

∂ Ni ∂ Ni ∂ x ∂ Ni ∂ y ∂ Ni ∂ z = ⋅ + ⋅ + ⋅ ∂ξ ∂ x ∂ξ ∂ y ∂ξ ∂ z ∂ξ

∂ Ni ∂ Ni ∂ x ∂ Ni ∂ y ∂ Ni ∂ z ⋅ + ⋅ = ⋅ + ∂η ∂ x ∂η ∂ y ∂η ∂ z ∂η

(7.34)

∂ Ni ∂ Ni ∂ x ∂ Ni ∂ y ∂ Ni ∂ z = ⋅ + ⋅ + ⋅ ∂ζ ∂ x ∂ζ ∂ y ∂ζ ∂ z ∂ζ 120

9782100544639.indb 120

09/02/10 14:56



soit sous une forme matricielle :

∂y ∂ξ ∂y ∂η ∂y ∂ζ

∂ z ⎤ ⎧∂ Ni ⎫ ⎧∂ Ni ⎫ ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ∂ξ ⎥ ∂ x ⎪ ⎪ ∂x ⎪ ⎪ ∂ z ⎥ ⎪∂ Ni ⎪ ⎪∂ Ni ⎪ ⋅⎨ ⎬ ⎬ = [ J ]⋅ ⎨ ⎥ ∂η ⎪ ∂ y ⎪ ⎪∂y ⎪ ⎥ ⎪∂ Ni ⎪ ∂ z ⎥ ⎪∂ Ni ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ∂ζ ⎥⎦ ⎩ ∂ z ⎭ ⎩ ∂z ⎭

(7.35)

A

[ J ] correspond à la matrice jacobienne de la transformation Τe . En inversant (7.35), on obtient : ⎧∂ Ni ⎫ ⎧∂ Ni ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ∂ξ ⎪ ⎪ ∂x ⎪ ⎪∂ Ni ⎪ −1 ⎪ ∂ N i ⎪ (7.36) ⎬ ⎨ ⎬ = [J ] ⋅⎨ ⎪ ∂η ⎪ ⎪∂y ⎪ ⎪∂ Ni ⎪ ⎪∂ Ni ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ∂z ⎭ ⎩ ∂ζ ⎭

⎧∂ Ni ⎫ ⎡∂ x ⎪ ∂ξ ⎪ ⎢ ∂ξ ⎪ ⎢ ⎪ ⎪∂ Ni ⎪ ⎢∂ x ⎬=⎢ ⎨ ⎪ ∂η ⎪ ⎢ ∂η ⎪∂ Ni ⎪ ⎢∂ x ⎪ ⎪ ⎩ ∂ζ ⎭ ⎢⎣ ∂ζ


n ⎧ x = ⎪ ∑ N i ⋅ xi i =1 ⎪ n ⎪⎪ Par ailleurs et comme d’après (7-3) ⎨ y = ∑ N i ⋅ yi , [ J ] devient : i =1 ⎪ n ⎪ ⎪ z = ∑ N i ⋅ zi ⎪⎩ i =1

9782100544639.indb 121

⎡ n ∂ Ni ⋅ xi ⎢∑ ⎢ i =1 ∂ξ ⎢ n ∂N [ J ] = ⎢ ∑ i ⋅ xi ⎢ i =1 ∂η ⎢ n ∂N i ⎢∑ ⋅ xi ⎢⎣ i =1 ∂ζ ⎡ ∂ N1 ⎢ ∂ξ ⎢ ∂N [ J ] = ⎢⎢ 1 ∂η ⎢ ⎢ ∂ N1 ⎢⎣ ∂ζ

n

∂ Ni ⋅ yi i =1 ∂ξ

∑ n

∂ Ni ⋅ yi i =1 ∂η

∑ n

∂ Ni ⋅ yi i =1 ∂ζ

∑

∂ Ni ∂ξ ∂ Ni . ∂η ∂ Ni . ∂ζ .

n

⎤ ∂ Ni ⋅ zi ⎥ i =1 ∂ξ ⎥ n ⎥ ∂ Ni ∑ ∂η ⋅ zi ⎥ ⎥ i =1 ⎥ n ∂N ∑ ∂ζ i ⋅ zi ⎥⎥ i =1 ⎦

∑

∂ Nn ⎤ ⎡ x 1 ∂ξ ⎥⎥ ⎢ . ∂ Nn ⎥ ⎢ . ⋅ ⎢ xi ∂η ⎥ ⎢ ⎥ . ∂ Nn ⎥ ⎢ . ⎢x ∂ζ ⎥⎦ ⎣ n

.

y1 . yi . yn

(7.37)

z1 ⎤ .⎥ ⎥ zi ⎥ ⎥ .⎥ zn ⎥⎦ 121

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Pour calculer l’intégrale sur le volume Ve et sachant que [ B ] est désormais fonction des coordonnées unitaires, il reste à effectuer un changement de variables entre les repères ( x , y , z ) et (ξ ,η ,ζ ) . Ce changement de variables représente en fait les relations géométriques liant, via la transformation Τe , éléments réel et de référence. Ces relations sont obtenues à partir du jacobien de la transformation. La matrice rigidité élémentaire exprimée dans le repère (ξ ,η ,ζ ) a donc pour expression :

[ke ] = ∫∫∫ [ B ]T ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ dxdydz

1 1 1

=

∫∫

T

∫ [ B ] ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ det [ J ] ⋅ d ξ dη d ζ

(7.38)

−1 −1 −1

Avec : ⎧dx ⎫ ⎧d ξ ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ dy ⎬ = [ J ] ⋅ ⎨ dη ⎬ et dxdydz = det [ J ] ⋅ d ξ dη d ζ ⎪dz ⎪ ⎪d ζ ⎪ ⎩ ⎭ ⎩ ⎭ En appliquant ces résultats à la matrice de rigidité de l’élément barre (4.13), on s’aperçoit que le jacobien ou son inverse représentent le rapport des dimensions des éléments réel et de référence. On a donc d’après le changement de variable établi en 7.2 : x 2 ξ = 2 − 1 ⇒ d ξ = ⋅ dx (7.39) L L ce qui donne comme prévu pour [ ke ] : T

[ke ] = ∫ [ B ] ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ dVe Ve

L

T

= ES ∫ [ B ] ⋅ [ B ] ⋅ dx 0

⎧ 1⎫ ⎪⎪− ⎪⎪ ⎧ 1 1 ⎫ 2 = ES ∫ ⎨ 2 ⎬ ⋅⎨− ⎬⋅ ⋅ d ξ 1 ⎪ ⎩ 2 2⎭ L −1 ⎪ ⎪⎩ 2 ⎪⎭ 1⎤ ⎡ 1 − ⎥ 1 2 ES ⎢ 4 4 ⋅ d ξ = ES ⎡ 1 −1⎤ = ⎢ ⎥ ⎢ ⎥ ∫ L −1 ⎢ 1 1 ⎥ L ⎣ −1 1 ⎦ − ⎢⎣ 4 4 ⎥⎦ 1

(7.40)

7.3.2 Vecteurs charges élémentaires

Pour les forces de volume (4.17), la démarche est similaire à celle suivie pour la rigidité élémentaire, le changement de base s’effectuant toujours via le déterminant du jacobien.

T

1 1 1

{ f ev } = ∫ [ N ] ⋅ { f v } ⋅ dVe = ∫ ∫ ∫ [ N ]T ⋅ { f v } ⋅ det [ J ] ⋅ d ξ dη d ζ (7.41) ve

−1 −1 −1

122

9782100544639.indb 122

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Pour ce qui concerne les forces de surface (4.18), le calcul consistera à exprimer la quantité dSe en fonction des coordonnées normées des arêtes ou facettes des éléments surfaciques ou volumiques.


b

∫a

r

f (ξ ) ⋅d ξ = ∑ wi ⋅ f (ξi )

A

Le calcul des matrices de rigidité des éléments barre (7.40) et poutre (6.21) a permis d’établir celles-ci en fonction de paramètres tels que longueur, section, inerties, etc. Ces matrices sont généralement codées de manière explicite dans les logiciels de calcul par éléments finis. Cette approche n’est bien sûr pas envisageable pour les éléments surfaciques et volumiques dont les formes et configurations varient systématiquement. La solution numérique s’impose alors. Ceci étant, il est indispensable de disposer d’une méthode permettant une intégration exacte des quantités recherchées. La méthode de Gauss qui est la plus couramment utilisée, répond à cette condition. Bien que sa maîtrise ne soit pas fondamentale pour les utilisateurs courants, il est néanmoins important de bien assimiler la notion de points d’intégration ou « points de Gauss » pour comprendre les différentes approches utilisées pour le postraitement des résultats. C’est pourquoi, l’intégration numérique à 1 dimension est développée ci-après. Soit une fonction f d’une seule variable ξ , l’intégrale de f sur l’intervalle [ a,b ] pourra être évaluée numériquement par la méthode de Gauss en posant que : (7.42)

i =1

ce qui revient à remplacer l’intégrale de la fonction polynomiale f (ξ ) par une combinaison linéaire de valeurs de f aux points ξi (appelés points d’intégration) et de coefficients wi (appelés poids). Les r abscisses sont déterminées de manière à intégrer exactement des polynômes d’ordre n ≤ 2r − 1. Pour les éléments isoparamétriques, l’intervalle [ a,b ] sera bien évidemment égal à [ −1,1] . L’intégration numérique consiste alors à faire passer un polynôme ψ (ξ ) par © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

un certain nombre de valeurs de f (ξ ) de telle manière à obtenir comme approximation de

b

∫a f (ξ ) ⋅ d ξ . On a donc :

f (ξ ) ≈ ψ (ξ ) = a1 + a2 ⋅ ξ + ....... + a2r ⋅ ξ 2r −1

b

∫a ψ (ξ ) ⋅ d ξ (7.43)

En injectant (7.43) dans les deux membres de (7.42), on obtient : b

b

b

b

∫a f (ξ ) ⋅ d ξ = a1 ∫a d ξ + a2 ∫a ξ ⋅ d ξ + ..... + a2r ∫a ξ 2r −1 ⋅ d ξ

= a1(w1 + w2 + ..... + wr ) + a2 (w1 ⋅ ξ1 + w2 ⋅ ξ 2 + ..... + wr ⋅ ξr ) (7.44) + ..... + a2r (w1 ⋅ ξ12r −1 + w2 ⋅ ξ 22r −1 + ..... + wr ⋅ ξr2r −1 )

9782100544639.indb 123

123

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2 lorsque α est pair, 1+α l’équation (7-44) peut alors s’écrire sous la forme d’un système linéaire de 2r équations : 2 = w1 + w2 + ........ + wr 0 = w1ξ1 + w2ξ 2 + ........ + wr ξr 2 = w1ξ12 + w2ξ 22 + ........ + wr ξr2 (7.45) 3 . . Sachant que

1

∫−1ξ α ⋅ d ξ

est égal à 0 si α est impair et

0 = w1ξ12r −1 + w2ξ 22r −1 + ........ + wr ξr2r −1 ce qui permet de trouver les différentes valeurs de ξi et wi . Exemple : Calcul des coefficients de Gauss à 2 points 2

1

wi ⋅ f (ξi ) = w1 ⋅ f (ξ1 ) + w2 ⋅ f (ξ 2 ) ∫−1 f (ξ ) ⋅d ξ = ∑ i =1 Cette intégrale sera évaluée de façon exacte si le polynôme est de degré inférieur ou égal à 2r − 1 = 3 . Les coefficients sont obtenus en résolvant le système linéaire suivant : 2 = w1 + w2 ⎫ 0 = w1 ⋅ ξ1 + w2 ⋅ ξ 2 ⎪ ⎧ w1 = w2 = 1 ⎪⎪ ⎪ 1 2 ⎬⇒⎨ = w1 ⋅ ξ12 + w2 ⋅ ξ 22 ⎪ ⎪ξ1 = −ξ 2 = ± 3 3 ⎩ ⎪ 0 = w1 ⋅ ξ13 + w2 ⋅ ξ 23 ⎭⎪ Tableau 7.1 – Tables de Gauss-Legendre (1 dimension). r

xi

wi

degré maximum du polynôme à intégrer

1

0

2

1

1

3

±

2

1 3 0

3

3 5

5/9

±

3−2 6 /5 7

1 1 + 2 6 6/5

±

3+2 6 /5 7

1 1 − 2 6 6/5

±

4

8/9 5

7

124

9782100544639.indb 124

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La généralisation au plan se fera aisément en posant que :

1 1

Α=

∫ ∫ f (ξ ,η ) ⋅ d ξ dη = ∑i ∑j wi ⋅ w j ⋅ f (ξi ,η j )

(7.46)

−1 −1


A

9782100544639.indb 125

125

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9782100544639.indb 126

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A Les éléments membranes sont destinés à modéliser des structures planes travaillant uniquement dans leur plan. Leurs nœuds possèdent uniquement deux degrés de liberté u et v . Ils ont une épaisseur constante notée e et suivent l’hypothèse de contrainte plane décrite au chapitre 3.3.4. La relation contrainte-déformation issue de (3.27) s’écrit alors :

⎧σ xx ⎫ E ⎪ ⎪ ⎨σ yy ⎬ = 2 ⎪ τ ⎪ 1 −ν xy ⎩ ⎭

⎡ ⎤ ⎢1 ν 0 ⎥ ⎧ε xx ⎫ ⎢ ⎥ ⎪ ⎪ 0 ⎥ ⋅ ⎨ε yy ⎬ = [ H ] ⋅ {ε } ⎢ν 1 ⎢ 1 −ν ⎥ ⎪⎩γ xy ⎪⎭ ⎢0 0 ⎥ ⎣ 2 ⎦

(8.1)

⎡ ⎤ ⎢1 ν 0 ⎥ ⎥ E ⎢ ν 1 Avec [ H ] = 0 ⎥. ⎢ 2 1 −ν ⎢ 1 −ν ⎥ ⎢0 0 ⎥ ⎣ 2 ⎦


Le vecteur déformation s’écrit quant à lui en adaptant (3.13) au cas plan, soit :

⎡∂ ⎢ ⎧ε xx ⎫ ⎢ ∂ x ⎪ ⎪ ⎢ {ε } = ⎨ε yy ⎬ = ⎢ 0 ⎪γ ⎪ ⎢ ⎩ xy ⎭ ⎢ ∂ ⎢∂ y ⎣

⎤ 0 ⎥ ⎥ ⎧u ⎫ ∂ ⎥ ⎧u ⎫ = ∂ ⋅ [ ] ⎨ ⎬ ⎨ ⎬ ∂ y ⎥⎥ ⎩v ⎭ ⎩v ⎭ ∂ ⎥ ∂ x ⎥⎦

(8.2)

Si nécessaire la déformation ε zz pourra être calculée à partir de la relation (3.26). Ceci nous amène à évoquer le cas des éléments en déformation plane dont les caractéristiques sont très similaires aux membranes. Ce sont bien évidemment t oujours des éléments plans travaillant dans leur plan. La déformation transversale ε zz étant cette fois prise égale à zéro (cf. § 3.3.4), seule l’expression de la matrice

9782100544639.indb 127

127

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[ H ] changera. Il suffira alors de la remplacer dans (8.1) par son expression en déformation plane, soit : ⎡ ⎢1 −ν ν ⎢ E ν 1 −ν [H ] = (1 + ν ) ⋅ (1 − 2ν ) ⎢⎢ 0 ⎢ 0 ⎣

⎤ 0 ⎥ ⎥ 0 ⎥ 1 − 2ν ⎥ ⎥ 2 ⎦

(8.3)

La contrainte σ zz pourra également être évaluée à partir de (3.24). Dans cette hypothèse, les résultats seront donnés par unité de profondeur suivant z.

8.1 Exemple 5 : élément quadrangle Soit la structure suivante modélisée avec deux éléments isoparamétriques membranes carrés à quatre nœuds d’épaisseur e : 1

2 y

h

x

3

4

q = 1 ◊ 107 N/m

2h

y

x

5

Y X

6 h

Figure 8.1 – Exemple 5 : deux éléments membranes quadrangles.

Application numérique : E = 2.1 ◊ 1011 N/m2, n = variable, q = 1 ◊ 107 N/m, h = 1 m, e = 0.1 m. 128

9782100544639.indb 128

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Tableau 8.1 – Exemple 5 : connectivité élémentaire. Nœuds I

J

K

L

1

1

2

3

4

2

4

3

5

6

L’élément utilisé est un quadrangle de type Q4. Ses fonctions de forme sont égales à celles établies en (7.9), soit :

1 1 (1 − ξ ) ⋅ (1 + η ) N1 = (1 + ξ ) ⋅ (1 + η ) 4 4 1 1 N 3 = (1 − ξ ) ⋅ (1 − η ) N 4 = (1 + ξ ) ⋅ (1 − η ) 4 4

N2 =

A

Élément

(8.4)

η 2

1

v

u

3

ξ

4


Figure 8.2 – Élément de référence Q4.

8.1.1 Calcul de la matrice jacobienne et de son inverse

Du fait de la symétrie par rapport à Y, un seul élément est nécessaire au calcul. Retenant l’élément 1, la matrice jacobienne de sa transformation est obtenue à partir de la relation (7.37) :

9782100544639.indb 129

⎡ ∂ N1 ⎢ ∂ξ [ J ] = ⎢∂ N ⎢ 1 ⎢⎣ ∂η

∂ N2 ∂ξ ∂ N2 ∂η

∂ N3 ∂ξ ∂ N3 ∂η

∂ N 4 ⎤ ⎡ x1 ⎢ ∂ξ ⎥ ⎢ x2 ⎥⋅ ∂ N 4 ⎥ ⎢ x3 ∂η ⎥⎦ ⎢⎣ x 4

y1 ⎤ y2 ⎥ ⎥ y3 ⎥ ⎥ y4 ⎦

(8.5)

129

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soit pour cet élément :

[J]= [J]=

[J]=

⎡ x1 (1 − η ) ⎤ ⎢⎢ x2 ⎥⋅ − (1 + ξ ) ⎦ ⎢ x3 ⎢ ⎣ x4

1 ⎡(1 + η ) − (1 + η ) − (1 − η ) ⎢ 4 ⎣(1 + ξ ) (1 − ξ ) − (1 − ξ )

1 ⎡ x1 − x2 − x3 + x 4 + η ( x1 − x2 + x3 − x 4 ) ⎢ 4 ⎣ x1 + x2 − x3 − x 4 + ξ ( x1 − x 2 + x3 − x 4 )

1 ⎡ x1 − x2 − x3 + x 4 + η ( x1 − x2 + x3 − x 4 ) ⎢ 4 ⎣ x1 + x2 − x3 − x 4 + ξ ( x1 − x 2 + x3 − x 4 )

y1 ⎤ y2 ⎥ ⎥ y3 ⎥ ⎥ y4 ⎦

(8.6)

y1 − y2 − y3 + y 4 + η ( y1 − y2 + y3 − y 4 ) ⎤ ⎥ y1 + y2 − y3 − y 4 + ξ ( y1 − y2 + y3 − y 4 ) ⎦

y1 − y2 − y3 + y 4 + η ( y1 − y2 + y3 − y 4 ) ⎤ ⎥ (8.7) y1 + y2 − y3 − y 4 + ξ ( y1 − y2 + y3 − y 4 ) ⎦

Bien que la connectivité des éléments réel et de référence soit identique, les coordonnées xi , yi correspondent bien à celles de l’élément réel.

h 0 + η (0) ⎡h + h + η ( 0 ) ⎤ ⎡⎢ 1 ⎥ = ⎢2 [ J ] = ⎢⎢ h h h h 4 0 + ξ (0) + + + + ξ ( 0 )⎥ ⎢ 0 ⎢⎣ ⎥⎦ ⎢ 2 2 2 2 ⎣

⎤ 0⎥ ⎥ h⎥ 2 ⎥⎦

(8.8)

h2 Le déterminant et l’inverse de [ J ] sont donc respectivement égaux à det [ J ] = 4 et : ⎡h ⎤ 0⎥ ⎢ 1 2 ⎡1 0 ⎤ (8.9) [ J ]−1 = h 2 ⎢ 2 h ⎥ = ⎢0 1 ⎥ h ⎣ ⎦ ⎢0 ⎥ 4 ⎢⎣ 2 ⎥⎦ Ce qui permet de déduire les relations entre les

∂ Ni ∂ Ni ∂ Ni ∂ Ni , et , : ∂x ∂ y ∂ξ ∂η

∂ Ni 2 ∂ Ni = ∂x h ∂ξ ∂ Ni 2 ∂ Ni = h ∂η ∂y

(8.10)

La valeur 2 h correspond au rapport entre les coordonnées x et x ou h et y. Par ailleurs, les termes non diagonaux nuls de [ J ] caractérisent le fait que l’élément n’a pas subi de rotation durant la transformation. 8.1.2 Matrice de rigidité élémentaire en repère local ■■ Expression générale de [k1]

Reprenant l’expression (7.38) de la rigidité élémentaire, on obtient en l’adaptant au cas plan : 130

9782100544639.indb 130

09/02/10 14:57



1 1

[k1 ] = e ⋅ ∫ ∫ [ B ]T ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ det [ J ] ⋅ d ξ dη

(8.11)

−1 −1

[k1 ] =

1 1

Ee T ⋅ ∫ ∫ [B ] 2 1 −ν −1 −1

(8.12)

A

⎡ ⎤ ⎢1 ν 0 ⎥ ⎢ ⎥ h2 0 ⎥ ⋅ [ B ] ⋅ ⋅ d ξ dη ⋅ ⎢ν 1 4 ⎢ 1 −ν ⎥ 0 0 ⎢ ⎥ ⎣ 2 ⎦

avec d’après (4.4), (4.10) et (8.2) :

⎧u ⎫ ⎡ N1 ⎨ ⎬ = [ N ] ⋅ {q1} = ⎢ ⎩v ⎭ ⎣0

0 N1

N2 0

0 N2

N3 0

0 N3

N4 0

0

∂ N4 ∂x

⎧ u1 ⎫ ⎪v ⎪ ⎪ 1⎪ ⎪u2 ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎤ ⎪ v2 ⎪ ⋅ ⎨ ⎬ (8.13) N 4 ⎥⎦ ⎪u3 ⎪ ⎪v3 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪u4 ⎪ ⎪u4 ⎪ ⎩ ⎭

[ B ] = [∂ ][ N ]


⎡∂ N 1 ⎢ ∂ x ⎢ ⎢ =⎢ 0 ⎢ ⎢∂ N 1 ⎢ ∂ y ⎢⎣

0

∂ N1 ∂y ∂ N1 ∂x

∂ N2 ∂x

0

0

∂ N2 ∂y

∂ N2 ∂y

∂ N2 ∂x

∂ N3 ∂x 0

∂ N3 ∂y

∂ N3 ∂y

∂ N3 ∂x

0

∂ N4 ∂y

⎤ 0 ⎥ ⎥ ∂ N4 ⎥ ⎥ ∂y ⎥ ∂ N4 ⎥ ⎥ ∂ x ⎥⎦

(8.14)

Qui grâce à la transformation (8.10) devient :

[B ] =

1 2 ⋅ ⋅ 4 h

⎡(1 + η ) 0 − (1 + η ) − (1 − η ) 0 0 0 ⎤ (1 − η ) ⎢ ⎥ 0 0 − (1 − ξ ) 0 − (1 + ξ ) ⎥ (8.15) (1 − ξ ) ⎢ 0 (1 + ξ ) ⎢ ⎥ ⎣(1 + ξ ) (1 + η ) (1 − ξ ) − (1 + η ) − (1 − ξ ) − (1 − η ) − (1 + ξ ) (1 − η ) ⎦

9782100544639.indb 131

131

09/02/10 14:57



Le calcul (8-12) permet alors de trouver pour [ k1 ] : ⎡ 3 −ν ⎢ 6 ⎢ ⎢ 1 +ν ⎢ 8 ⎢ ⎢ −3 −ν ⎢ 12 ⎢ ⎢ −1 + 3ν ⎢ 8 [k1 ] = Ee 2 ⎢ 1 −ν ⎢ −3 + ν ⎢ 12 ⎢ ⎢ −1 − ν ⎢ 8 ⎢ ⎢ ν ⎢ 6 ⎢ ⎢ 1 − 3ν ⎢⎣ 8

1 +ν 8 3 −ν 6 1 − 3ν 8 ν 6 −1 −ν 8 −3 + ν 12 −1 + 3ν 8 −3 − ν 12

−3 −ν 12 1 − 3ν 8 3 −ν 6 −1 −ν 8 ν 6 −1 + 3ν 8 −3 + ν 12 1 +ν 8

−1 + 3ν 8 ν 6 −1 −ν 8 3 −ν 6 1 − 3ν 8 −3 − ν 12 1 +ν 8 −3 + ν 12

−3 + ν 12 −1 −ν 8 ν 6 1 − 3ν 8 3 −ν 6 1 +ν 8 −3 −ν 12 −1 + 3ν 8

−1 −ν 8 −3 + ν 12 −1 + 3ν 8 −3 −ν 12 1 +ν 8 3 −ν 6 1 − 3ν 8 ν 6

ν 6 −1 + 3ν 8 −3 + ν 12 1 +ν 8 −3 − ν 12 1 − 3ν 8 3 −ν 6 −1 −ν 8

1 − 3ν ⎤ 8 ⎥ ⎥ −3 −ν ⎥ 12 ⎥ ⎥ 1 +ν ⎥ 8 ⎥ ⎥ −3 + ν ⎥ 12 ⎥ ⎥ (8.16) −1 + 3ν ⎥ 8 ⎥ ⎥ ν ⎥ 6 ⎥ ⎥ −1 −ν ⎥ 8 ⎥ ⎥ 3 −ν ⎥ 6 ⎥⎦

■■ Calcul de deux termes de [k1] par intégration numérique

Considérant une intégration numérique à deux points à la fois suivant x et h, il y a 1 1 , ηi = ± . donc quatre points de Gauss situés aux coordonnées ξi = ± 3 3 η 2

1 1 1  ,   3 3

 1 1 − ,   3 3

v ξ u  1 1  − ,−   3 3

 1 1  ,−   3 3

3

4 Figure 8.3 – Points de Gauss.

132

9782100544639.indb 132

09/02/10 14:57



Pour ν = 1 3 , les deux termes k11 et k12 de la matrice de rigidité sont donc égaux à : k11 =

Ee 1 −ν 2

1 1

⎛ ⎛ 1 + η ⎞2 1 − ν ⎛ 1 + ξ ⎞2 ⎞ Ee 3 −ν ∫ ∫ ⎜⎜ ⎜⎝ 4 ⎟⎠ + 2 ⎜⎝ 4 ⎟⎠ ⎟⎟ d ξ dη = 1 −ν 2 6 = 1.05 ⋅1010 N/m ⎠ −1 −1 ⎝

2 2 2 2 ⎡ 1 ⎞ 1 ⎞ 1 ⎞ 1 ⎞ ⎤ ⎛ ⎛ ⎛ ⎛ ⎢ ⎜ 1 + 3 ⎟ 1 −ν ⎜ 1 − 3 ⎟ 1 −ν ⎜1+ 3 ⎟ ⎜1+ 3 ⎟ ⎥ ⎢ 1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⋅1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⋅1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⎟ + ⎟ + ⎟ + 1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⎟ ⎥ ⎢ 2 2 ⎜ 4 ⎟ ⎜ 4 ⎟ ⎜ 4 ⎟ ⎜ 4 ⎟ ⎥ ⎜ ⎜ ⎟ ⎟ ⎜ ⎜ ⎟ ⎟ ⎥ Ee ⎢ ⎝ ⎝ ⎠ ⎠ ⎝ ⎝ ⎠ ⎠ ⎥ ⎢ = 2 2 1 −ν 2 ⎢ 1 ⎞ 1 ⎞ 1 ⎞ 1 ⎞ ⎥ ⎛ ⎛ ⎛ ⎛ 1 − 1 + 1 1 − − ⎢ ⎥ ⎜ ⎜ ⎜ ⎜ 3 ⎟ 1 −ν 3 ⎟ 1 −ν 3⎟ 3⎟ ⎥ ⎢ +1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⋅1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⋅1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⎟ + ⎟ + ⎟ ⎟ + 1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⎢ 2 2 ⎜ 4 ⎟ ⎜ 4 ⎟ ⎜ 4 ⎟ ⎥ ⎜ 4 ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎜ ⎟ ⎟ ⎥ ⎜ ⎟ ⎢ ⎠ ⎝ ⎝ ⎝ ⎠ ⎠ ⎦ ⎝ ⎠ ⎣

A

2 2 2 2 ⎡ 1 ⎞ 1 ⎞ 1 ⎞ 1 ⎞ ⎤ ⎛ ⎛ ⎛ ⎛ + 1 1 1 − 1 + + ⎢ ⎥ ⎜ ⎜ ⎜ ⎜ 3 ⎟ 1 −ν 3⎟ 3 ⎟ 1 −ν 3⎟ ⎥ ⎢ 1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⋅1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⋅1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⎟ + ⎟ + ⎟ + 1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⎟ ⎢ 2 2 ⎜ 4 ⎟ ⎜ 4 ⎟ ⎜ 4 ⎟ ⎜ 4 ⎟ ⎥ ⎜ ⎜ ⎟ ⎟ ⎜ ⎜ ⎟ ⎟ ⎥ ⎢ Ee ⎝ ⎝ ⎠ ⎠ ⎝ ⎝ ⎠ ⎠ ⎥ ⎢ = (8.17) 2 2 2 1 −ν ⎢ 1 ⎞ 1 ⎞ 1 ⎞ 1 ⎞ ⎥ ⎛ ⎛ ⎛ ⎛ ⎢ ⎜ 1 − 3 ⎟ 1 −ν ⎜ 1 + 3 ⎟ 1 −ν ⎜1− 3 ⎟ ⎥ ⎜1− 3 ⎟ ⎢ +1 ⋅ 1 ⋅ ⎜ ⋅1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⋅1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⎟ + ⎟ + ⎟ ⎥ ⎟ + 1 ⋅1 ⋅ ⎜ ⎢ 4 4 2 4 4 2 ⎜ ⎟ ⎜ ⎜ ⎟ ⎟ ⎥ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎜ ⎟ ⎟ ⎥ ⎜ ⎟ ⎢ ⎠ ⎝ ⎝ ⎝ ⎠ ⎠ ⎦ ⎝ ⎠ ⎣

= 1.05 ⋅1010 N/m


k12 =

Ee 1 −ν 2

1 1

Ee 1 + ν ⎛ 1 +ν ⎛ 1 + ξ ⎞ ⎛ 1 + η ⎞ ⎞ = 3.9375 ⋅109 N/m ⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎟ d ξ dη = 2 8 − 2 4 4 1 ν ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ ⎠ −1 −1

∫ ∫ ⎜⎝

1 ⎞⎛ 1 ⎞ 1 ⎞⎛ 1 ⎞⎤ ⎡ ⎛ ⎛ 1+ 1+ 1− 1+ ⎢ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ 1 +ν 1 +ν 3 3 3 3⎟⎥ ⎢ 1 ⋅1 ⋅ ⋅⎜ ⋅⎜ ⎟⎜ ⎟ +1 ⋅1 ⋅ ⎟⎜ ⎟⎥ 2 ⎜ 4 ⎟⎜ 4 ⎟ 2 ⎜ 4 ⎟⎜ 4 ⎟ ⎥ ⎢ ⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎜ ⎟⎜ ⎟⎥ Ee ⎢ ⎝ ⎠⎝ ⎠ ⎝ ⎠⎝ ⎠ (8.18) = ⎢ ⎥ 1 ⎞⎥ 1 ⎞⎛ 1 ⎞ 1 ⎞⎛ 1 −ν 2 ⎢ ⎛ ⎛ 1− 1− 1− 1+ ⎢ 1 +ν ⎜ 1 +ν ⎜ 3 ⎟⎜ 3 ⎟⎥ 3 ⎟⎜ 3⎟ ⋅⎜ ⋅⎜ ⎟⎜ ⎟⎜ ⎟⎥ ⎟ +1 ⋅1 ⋅ ⎢ +1 ⋅1 ⋅ 2 ⎜ 4 ⎟⎜ 4 ⎟ 2 ⎜ 4 ⎟ ⎜ 4 ⎟⎥ ⎢ ⎜ ⎜ ⎟⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎟ ⎢⎣ ⎝ ⎝ ⎠⎝ ⎠⎝ ⎠ ⎥⎦ ⎠ 9 = 3.9375 ⋅10 N/m

9782100544639.indb 133

133

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8.1.3 Vecteur charges en repère local T

On sait d’après (4.18) que { f1s } = ∫ [ N ] ⋅ { f s2

s

} ⋅ dS1 .

Considérant uniquement la face chargée (ξ = 1) de l’élément 1, seules les fonctions de forme N1 et N 4 interviennent dans le calcul de { f1s } , les charges nodales associées aux nœuds 2 et 3 étant forcément nulles. ξ valant tout le temps 1 le long h de la face 1-4 et comme dy = ⋅ dη , on a : 2 ⎧ F1x ⎫ ⎪F ⎪ ⎪ 1y ⎪ ⎪ F2 x ⎪ ⎪ ⎪ F s = ⎪ 2y ⎪ f { 1 } ⎨F ⎬ ⎪ 3x ⎪ ⎪ F3 y ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ F4 x ⎪ ⎪ F4 y ⎪ ⎩ ⎭ ⎧F ⎪ 1x ⎫ = 1 ⎡ N 1 ⎪ F1 y ⎬⎭ ∫−1 ⎢⎣ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎪ =⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪F ⎪ 4x ⎫ = 1 ⎡N 4 ⎪ F4 y ⎬⎭ ∫−1 ⎢⎣ 0 ⎪⎩ ⎧ qh ⎫ ⎪2⎪ ⎪ ⎪ ⎪0⎪ ⎪0⎪ ⎪ ⎪ ⎪0⎪ =⎨ ⎬ ⎪0⎪ ⎪0⎪ ⎪ ⎪ ⎪ qh ⎪ ⎪2⎪ ⎪0⎪ ⎩ ⎭ 134

9782100544639.indb 134

⎧ qh ⎫ ⎫ qh 1 ⎪ ⎪ ∫ 4 (1 + 1) (1 + η ) 2 dη = ⎨ 2 ⎬ ⎪⎪ ⎪⎩ 0 ⎪⎭ ⎪ −1 ⎪ F2 x ⎫ ⎧0 ⎫ ⎪ = ⎨ ⎬ F2 y ⎬⎭ ⎩0 ⎭ ⎪⎪ ⎬ F3 x ⎫ ⎧0 ⎫ ⎪ ⎬=⎨ ⎬ ⎪ F3 y ⎭ ⎩0 ⎭ ⎪ qh ⎫⎪ ⎧ 1 0 ⎤ ⎧q ⎫ h qh 1 ⎪ ⎪⎪ ⎨ ⎬ dη = ∫ (1 + 1) (1 − η ) dη = ⎨ 2 ⎬⎪ ⎥ N 4 ⎦ ⎩0 ⎭ 2 4 2 ⎪⎩ 0 ⎪⎭⎪ −1 ⎭

0 ⎤ ⎧q ⎫ h ⎨ ⎬ dη = N1 ⎥⎦ ⎩0 ⎭ 2

1

(8.19)

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8.1.4 Système [K ] ◊ {Q } = {F }

[ K ] ⋅ {Q } = [k1 ] ⋅ {Q } = { f1s } = {F }

Avec :

(8.20)

A

La structure étant symétrique, il est possible de résoudre le problème en ne prenant en compte qu’un seul des deux éléments, l’élément 1 en l’occurrence. De plus et toujours en raison de cette symétrie, on sait que V4 = 0 . Il reste donc trois inconnues : U1 ,V1 et U 4 . La matrice de rigidité et le vecteur charges de la structure se réduisent respectivement à [ k1 ] (8.16) et { f1s } (8.19). Aucun changement de base n’est en effet nécessaire puisque les repères xy et XY sont colinéaires. Le système s’écrit :

[K ] =


⎡ 3 −ν ⎢ 6 ⎢ ⎢ 1 +ν ⎢ 8 ⎢ ⎢ −3 −ν ⎢ ⎢ 12 ⎢ −1 + 3ν ⎢ Ee ⎢ 8 1 −ν 2 ⎢ −3 + ν ⎢ ⎢ 12 ⎢ −1 −ν ⎢ ⎢ 8 ⎢ ⎢ ν ⎢ 6 ⎢ ⎢ 1 − 3ν ⎢⎣ 8

1 +ν 8

−3 −ν −1 + 3ν −3 + ν −1 −ν 12 8 12 8

3 −ν 6

1 − 3ν 8

ν 6

1 − 3ν 8

3 −ν 6

−1 −ν 8

ν 6

−1 −ν 8

3 −ν 6

1 − 3ν −3 −ν 8 12

1 +ν 8

−1 −ν 8

ν 6

1 − 3ν 8

3 −ν 6

1 +ν 8

−3 −ν 12

−3 + ν −1 + 3ν −3 −ν 12 8 12

1 +ν 8

3 −ν 6

1 − 3ν 8

−1 + 3ν −3 + ν 8 12

1 +ν 8

−3 − ν 1 − 3ν 12 8

3 −ν 6

−3 − ν 12

−3 + ν −1 + 3ν 12 8

1 +ν 8

ν 6

−1 −ν −3 + ν −1 + 3ν 8 12 8

ν 6

−1 + 3ν −33 + ν 12 8

ν 6

−1 −ν 8

1 − 3ν ⎤ 8 ⎥ ⎥ −3 −ν ⎥ 12 ⎥⎥ 1 +ν ⎥ ⎥ 8 ⎥ −3 + ν ⎥ ⎥ 12 ⎥ (8.21) −1 + 3ν ⎥ ⎥ 8 ⎥ ν ⎥⎥ 6 ⎥ ⎥ −1 − ν ⎥ 8 ⎥ ⎥ 3 −ν ⎥ 6 ⎦⎥

Ce qui donne après introduction des conditions d’appui et de symétrie (termes en pointillés) :

9782100544639.indb 135

⎡ 3 −ν ⎢ 6 ⎢ Ee ⎢ 1 + ν 1 −ν 2 ⎢ 8 ⎢ ν ⎢ ⎣ 6

1 +ν 8 3 −ν 6 −1 + 3ν 8

ν ⎤ ⎧ qh ⎫ 6 ⎥ ⎧U ⎫ ⎪ ⎪ 1 ⎥ 2 −1 + 3ν ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⋅ ⎨ V1 ⎬ = ⎨ 0 ⎬ 8 ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 3 −ν ⎥ ⎩U 4 ⎭ ⎪ qh ⎪ ⎥ ⎩2⎭ 6 ⎦

(8.22)

135

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8.1.5 v = 0 ■■ Déplacements

Le système (8.22) devient pour ν = 0 :

⎡1 ⎢2 ⎢ 1 Ee ⋅ ⎢ ⎢8 ⎢ ⎢0 ⎣

1 8 1 2 −1 8

⎤ ⎧ qh ⎫ 0⎥ ⎪2⎪ ⎧ ⎫ U 1 ⎥ −1 ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⋅ ⎨ V1 ⎬ = ⎨ 0 ⎬ 8⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 1 ⎥ ⎩U 4 ⎭ ⎪ qh ⎪ ⎥ ⎩2⎭ 2⎦

(8.23)

Ce qui permet de déduire après résolution :

⎧ qh ⎪U1 = Ee = 0.476 mm ⎪ ⎨V1 = 0 ⎪ qh ⎪U 4 = = 0.476 mm = U1 Ee ⎩

(8.24)

Figure 8.4 – Exemple 5 : déformée (Effel) pour n = 0. ■■ Réactions

En injectant les déplacements (8.24) dans (8.20), on obtient pour les réactions : 136

9782100544639.indb 136

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E ⋅ e ⎡⎛ −3 −ν ⎞ ⎤ ⎛ 1 − 3ν ⎞ ⎛ −3 + ν ⎞ ⋅ ⎢⎜ ⎟ ⋅U1 + ⎜ ⎟ ⋅V1 + ⎜ ⎟ ⋅U 4 ⎥ 2 ⎝ 8 ⎠ ⎝ 12 ⎠ (1 −ν ) ⎣⎝ 12 ⎠ ⎦ qh EeU1 ⎡ U V U ⎤ R X 2 = Ee ⋅ ⎢ − 1 + 1 − 4 ⎥ = − =− 8 4 ⎦ 2 2 ⎣ 4 E ⋅ e ⎡⎛ −1 + 3ν ⎞ ⎤ ⎛ν ⎞ ⎛ 1 +ν ⎞ RY 2 = ⋅ ⋅ U + ⋅ V + ⋅ U 1 1 4 ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎢ ⎥ ⎝6⎠ ⎝ 8 ⎠ (1 −ν 2 ) ⎣⎝ 8 ⎠ ⎦ RX 2 =

A

U ⎤ ⎡ U RY 2 = Ee ⋅ ⎢ − 1 + 0 + 4 ⎥ = 0 8 ⎦ ⎣ 8 (8.25) E ⋅ e ⎡⎛ −3 + ν ⎞ ⎤ ⎛ −3 −ν ⎞ ⎛ −1 −ν ⎞ RX 3 = ⋅V + ⋅U ⋅ ⋅U + (1 −ν 2 ) ⎢⎣⎜⎝ 12 ⎟⎠ 1 ⎜⎝ 8 ⎟⎠ 1 ⎜⎝ 12 ⎟⎠ 4 ⎥⎦ qh EeU1 ⎡ U V U ⎤ R X 3 = Ee ⋅ ⎢ − 1 − 1 − 4 ⎥ = − =− 8 4 ⎦ 2 2 ⎣ 4 E ⋅ e ⎡⎛ −1 −ν ⎞ ⎤ ⎛ −3 + ν ⎞ ⎛ 1 − 3ν ⎞ RY 3 = ⋅ ⋅ U + ⋅ V + 1 1 ⎜ ⎟ ⋅U 4 ⎥ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎢ 2 ν 1 8 12 8 − ⎝ ⎠ ⎠ ⎝ ⎠ ( ) ⎣⎝ ⎦ U ⎤ ⎡ U RY 3 = Ee ⋅ ⎢ − 1 + 0 + 4 ⎥ = 0 8 ⎦ ⎣ 8

On notera que la réaction R X 3 est à multiplier par deux en raison de la symétrie. ■■ Déformations et contraintes


Les déformations pouvant être calculées grâce aux expressions (4.10) et (8.15), ⎧ u1 ⎫ ⎪v ⎪ ⎪ 1⎪ ⎪u2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ v2 ⎪ (8.26) {ε } = [ B ] ⋅ {q1} = [ B ] ⋅ ⎨ ⎬ ⎪u3 ⎪ ⎪v3 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪u4 ⎪ ⎪u4 ⎪ ⎩ ⎭ On déduit les déformations et contraintes dans l’élément 1 en appliquant (8.2) et (8.1) :

9782100544639.indb 137

⎧ u1 ⎫ ⎧ε xx ⎫ ⎧ ⎫ ⎪h ⎪ (1 + η ) ⋅ u1 + (1 − η ) ⋅ u4 ⎪ ⎪ 2 1⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {ε } = ⎨ε yy ⎬ = ⋅ ⎨ (1 + ε ) ⋅ v1 ⎬ = ⎨ 0 ⎬ (8.27) ⎪γ ⎪ h 4 ⎪(1 + ξ ) ⋅ u + (1 + η ) ⋅ v − (1 + ξ ) ⋅ u ⎪ ⎪ 0 ⎪ 1 1 4⎭ ⎩ ⎩ xy ⎭ ⎪ ⎪ ⎩ ⎭ 137

09/02/10 14:57


8.1.6 v = 1/3


q ⎧σ xx ⎫ ⎧ ⎫ ⎧100 MPa ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ e ⎪⎪ ⎪ ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨ 0 ⎬ = ⎨ 0 ⎬ ⎪ ⎪τ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎪⎩ 0 ⎪⎭ ⎩

(8.28)

■■ Déplacements

En posant maintenant ν = 1 3 , le système (8.22) s’écrit : 3 ⎡1 ⎢ 2 16 ⎢ 3 1 Ee ⋅ ⎢ ⎢16 2 ⎢1 0 ⎢ ⎣16 Ce qui donne pour les déplacements :

1⎤ ⎧ qh ⎫ 16 ⎥ ⎧U ⎫ ⎪ ⎪ 1 ⎥ 2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎥ ⋅ ⎨ V1 ⎬ = ⎨ 0 ⎬ ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 1 ⎥ ⎩U 4 ⎭ ⎪ qh ⎪ ⎥ ⎩2⎭ 2⎦

28 qh ⎧ ⎪U1 = 27 Ee = 0.494 mm ⎪ 7 qh ⎪ = −0.185 mm ⎨V1 = − 18 Ee ⎪ 47 qh ⎪ ⎪⎩U 4 = 54 Ee = 0.414 mm

(8.29)

(8.30)

Figure 8.5 – Exemple 5 : déformée (Effel) pour n = 1/3.

138

9782100544639.indb 138

09/02/10 14:57



■■ Réactions

Les réactions sont alors égales : ⎤ ⎞ ⎛ 1 − 3ν ⎞ ⎛ −3 + ν ⎞ ⎟ ⋅U1 + ⎜ ⎟ ⋅V1 + ⎜ ⎟ ⋅U 4 ⎥ ⎠ ⎝ 8 ⎠ ⎝ 12 ⎠ ⎦ 13 Ee R X 2 = [ −10U1 + 0 − 8U 4 ] = − qh = −5.417 MN 32 24 E ⋅ e ⎡⎛ −1 + 3ν ⎞ ⎤ ⎛ν ⎞ ⎛ 1 +ν ⎞ ⋅ ⎢⎜ RY 2 = ⎟ ⋅U1 + ⎜ ⎟ ⋅V1 + ⎜ ⎟ ⋅U 4 ⎥ 2 ⎝6⎠ ⎝ 8 ⎠ (1 −ν ) ⎣⎝ 8 ⎠ ⎦

E ⋅ e ⎡⎛ −3 −ν ⋅ (1 −ν 2 ) ⎢⎣⎜⎝ 12

A

RX 2 =

9 Ee ⎡ V1 U 4 ⎤ = 1.389 MN 0+ + 8 ⎢⎣ 18 6 ⎥⎦ (8.31) E ⋅ e ⎡⎛ −3 + ν ⎞ ⎤ ⎛ −1 −ν ⎞ ⎛ −3 −ν ⎞ ⋅V + ⋅U = ⋅ ⋅U + (1 −ν 2 ) ⎢⎣⎜⎝ 12 ⎟⎠ 1 ⎜⎝ 8 ⎟⎠ 1 ⎜⎝ 12 ⎟⎠ 4 ⎥⎦

RY 2 = RX 3

9 Ee ⎡ 2U1 V1 5U 4 ⎤ − − − = −4.583 MN 8 ⎢⎣ 9 6 18 ⎥⎦ E ⋅ e ⎡⎛ −1 −ν ⎞ ⎛ −3 + ν ⎞ ⎛ 1 − 3ν = ⋅ ⎢⎜ ⎟ ⋅U 1 + ⎜ ⎟ ⋅V1 + ⎜ 2 ⎝ 12 ⎠ ⎝ 8 (1 −ν ) ⎣⎝ 8 ⎠

RX 3 = RY 3

RY 3 =

⎤ ⎞ ⎟ ⋅U 4 ⎥ ⎠ ⎦

9 Ee ⎡ U1 2V1 ⎤ − − + 0⎥ ≠ 0 ⎢ 8 ⎣ 6 9 ⎦

La réaction R X 3 est encore une fois à multiplier par deux en raison de la symétrie. Celle au nœud 3 dans la direction Y est non nulle. Cependant, cette valeur s’annule avec celle de l’élément limitrophe qui grâce à la symétrie permet de bien trouver RY 3 égale à zéro. ■■ Contraintes


En appliquant à nouveau la relation (8.26), on trouve pour ν = 1 3 :

9782100544639.indb 139

⎧ε xx ⎫ ⎧ ⎫ (1 + η ) ⋅ u1 + (1 − η ) ⋅ u4 ⎪ ⎪ 2 1⎪ ⎪ {ε } = ⎨ε yy ⎬ = ⋅ ⎨ (1 + ε ) ⋅ v1 ⎬ ⎪γ ⎪ h 4 ⎪(1 + ξ ) ⋅ u + (1 + η ) ⋅ v − (1 + ξ ) ⋅ u ⎪ 1 1 4⎭ ⎩ ⎩ xy ⎭ ⎧ 103 + 9η ⎫ ⎪ ⎪ 108 ⎪ ⎪ 7 (1 + ξ ) ⎪ q ⎪ = ⎨ − ⎬ Eh ⎪ 36 ⎪ ⎪ ( 4 + 7η − 3ξ ) ⎪ ⎪− ⎪ 36 ⎩ ⎭

(8.32)

139

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⎧ ( 96 + 9η − 7ξ ) ⎫ ⎪ ⎪ 96 ⎧σ xx ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ q ⎪ ( 40 + 9η − 63ξ ) ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨ ⎬ 288 ⎪τ ⎪ e ⎪ ⎪ ⎩ xy ⎭ ⎪ ( 4 + 7η − 3ξ ) ⎪ ⎪− ⎪ 96 ⎩ ⎭

(8.33)

soit en fonction des coordonnées x, h :

ξ = −1; η = 1 ⎧σ xx ⎫ ⎧ 116.7 MPa ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨ 38.9 MPa ⎬ ⎪ τ ⎪ ⎪−14.6 MPa ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

ξ = 1; η = 1 ⎧σ xx ⎫ ⎧ 102 MPa ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨−4.86 MPa ⎬ ⎪ τ ⎪ ⎪ −8.33 MPa ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

ξ = 0; η = 0

⎧ ⎫ ⎪ 1 ⎪ ⎧σ xx ⎫ ⎪ ⎪ ⎧ 100 MPa ⎫ ⎪ ⎪ q ⎪ 40 ⎪ ⎪ ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨ ⎬ = ⎨ 13.89 MPa ⎬ ⎪ τ ⎪ e ⎪ 288 ⎪ ⎪−4.17 MPa ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎪− 4 ⎪ ⎩ ⎪⎩ 96 ⎪⎭

ξ = −1; η = −1 ⎧σ xx ⎫ ⎧97.9 MPa ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨32.6 MPa ⎬ ⎪τ ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

(8.34)

ξ = 1; η = −1 ⎧σ xx ⎫ ⎧ 83.3 MPa ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨−11.1 MPa ⎬ ⎪ τ ⎪ ⎪ 6.25 MPa ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

La comparaison des résultats obtenus avec les deux valeurs de coefficient de P oisson met en évidence le raccourcissement transversal associé à ν = 1 3 . En effet, la charge répartie q provoque dans ce cas des contraintes normales horizontales mais également transversales. On notera également l’apparition de contraintes de cisaillement.

8.2 Exemple 6 : élément triangulaire Soit la structure suivante modélisée avec deux éléments isoparamétriques membranes triangulaires à trois nœuds d’épaisseur e : 140

9782100544639.indb 140

09/02/10 14:57



q = 1 107 N/m

Y X 4

3

x y

h

A

y 1

x

2 h

Figure 8.6 – Exemple 6 : deux éléments membranes triangulaires.

Application numérique : E = 2.1 1011 N/m2, n = 0.3, q = 1 107 N/m, h = 1 m, e = 0.1 m Tableau 8.2 – Exemple 6 : connectivité élémentaire. Nœuds Élément

I

J

K

1

1

2

4

2

3

4

2

Les fonctions de forme de l’élément de référence associé sont d’après (7.18) égales à : ⎧ N1(ξ ,η ) = 1 − ξ − η ⎪ ⎨ N 2 (ξ ,η ) = ξ ⎪ N (ξ ,η ) = η ⎩ 3


(8.35)

η 3 (0,1)

v u 1

(1,0) 2

ξ

Figure 8.7 – Élément de référence T3.

9782100544639.indb 141

141

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8.2.1 Calcul de la matrice jacobienne et de son inverse

Le principe de calcul du jacobien étant celui décrit en (7.37), on a pour l’élément 1 :

⎡ ∂ N1 ⎢ ∂ξ [ J1 ] = ⎢ ∂ N ⎢ 1 ⎢⎣ ∂η

∂ N2 ∂ξ ∂ N2 ∂η

∂ N3 ⎤ ⎡ x1 ∂ξ ⎥ ⎢ ⎥⋅ x ∂ N3 ⎥ ⎢ 2 ⎢x ∂η ⎥⎦ ⎣ 4

⎡ x1 y1 ⎤ ⎥ ⎡ −1 1 0 ⎤ ⎢ ⋅ x y2 ⎥ = ⎢ −1 0 1 ⎥⎦ ⎢ 2 ⎣ ⎢ x4 y 4 ⎥⎦ ⎣

y1 ⎤ ⎥ y2 ⎥ (8.36) y 4 ⎥⎦

y2 − y1 ⎤ ⎡h 0 ⎤ = et det [ J1 ] = h 2 y 4 − y1 ⎥⎦ ⎢⎣ 0 h ⎥⎦

(8.37)

ce qui donne :

⎡ x 2 − x1 ⎣ 4 − x1

[ J1 ] = ⎢ x

De la même façon, nous avons pour l’élément 2 : ⎡ x3 ⎡ −1 1 0 ⎤ ⎢ [ J 2 ] = ⎢ −1 0 1 ⎥ ⋅ ⎢ x 4 ⎣ ⎦ ⎢x ⎣ 2

y3 ⎤ ⎥ y4 ⎥ y2 ⎥⎦

(8.38)

soit :

⎡ x 4 − x3 ⎣ 2 − x3

[ J2 ] = ⎢x

y 4 − y3 ⎤ ⎡ h 0 ⎤ = et det [ J2 ] = h 2 y2 − y3 ⎥⎦ ⎢⎣ 0 h ⎥⎦

(8.39)

1 ⎡1 0 ⎤ ⎢ ⎥ h ⎣0 1 ⎦

(8.40)

d’où finalement :

[ J1 ]−1 = [ J 2 ]−1 =

De ce fait, les relations entre les

∂ Ni ∂ Ni ∂ Ni ∂ Ni , et , sont égales à : ∂x ∂ y ∂ξ ∂η

⎧∂ Ni 1 ∂ Ni ⎪⎪ ∂ x = h ∂ξ ⎨∂ N 1 ∂ Ni i ⎪ = h ∂η ⎩⎪ ∂ y

(8.41)

On notera par ailleurs qu’en (8.37) et (8.39) le déterminant du jacobien est égal à deux fois l’aire du triangle ce qui constitue une des particularités de l’élément triangulaire à trois nœuds.

142

9782100544639.indb 142

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8.2.2 Matrice de rigidité élémentaire en repère local

Reprenant la même démarche qu’en § 8.1.2, on a :

∂ N2 ∂x

0

∂ N1 ∂y ∂ N1 ∂x

0

∂ N2 ∂y ∂ N2 ∂x

0

∂ N2 ∂y

∂ N3 ∂x 0

∂ N3 ∂y

⎤ 0 ⎥ ⎥ ∂ N3 ⎥ ∂ y ⎥⎥ ∂ N3 ⎥ ∂ x ⎥⎦

(8.42)

A

⎡∂ N 1 ⎢ x ∂ ⎢ ⎢ [B ] = ⎢ 0 ⎢ ⎢ ∂ N1 ⎢ ∂y ⎣

⎡ −1 0 1 0 0 0 ⎤ 1⎢ ⎥ = ⎢ 0 −1 0 0 0 1 ⎥ h ⎢ −1 −1 0 1 1 0 ⎥ ⎣ ⎦ [ B1 ]

On sait en vertu de (7.38) que :

[k1 ] =

Les

⎡ ⎤ ⎢1 ν 0 ⎥ ⎢ ⎥ 0 ⎥ ⋅ [ B1 ] ⋅ det [ J1 ] ⋅ d ξ dη ⋅ ⎢ν 1 ⎢ 1 −ν ⎥ ⎥ ⎢0 0 2 ⎦ ⎣

T eEh 2 1 1 1 1−ξ B [ ] 1 (1 −ν 2 ) h h ∫0 ∫0

(8.43)

∂ Ni ∂ Ni et étant indépendants de ξ ,η , il est possible de considérer chacun ∂ξ ∂η

des termes de la matrice [ k1 ] comme une constante et d’intégrer une seule fois le produit d ξ dη , soit :

1 1−ξ

∫0 ∫0

1

1−ξ 0

d ξ dη = ∫ [η ] 0

1

1 ξ2 ⎤ ⎡ ⋅ d ξ = ∫ (1 − ξ ) ⋅ d ξ = ⎢ξ − ⎥ = (8.44) 0 2 ⎦0 2 ⎣ 1


d’où finalement :

⎡ 3 −ν ⎢ 1 +ν ⎢ ⎢ −2 Ee [k1 ] = ⎢ 2 4 (1 −ν ) ⎢ −1 + ν ⎢ −1 + ν ⎢ ⎢⎣ −2ν

1 +ν 3 −ν −2ν −1 + ν −1 + ν −2

−2 −2ν 2 0 0 2ν

−1 + ν −1 + ν 0 1 −ν 1 −ν 0

−1 + ν −1 + ν 0 1 −ν 1 −ν 0

−2ν ⎤ −2 ⎥ ⎥ 2ν ⎥ ⎥ (8.45) 0 ⎥ 0 ⎥ ⎥ 2 ⎥⎦

qui est aussi égale à [ k2 ] puisque les deux éléments sont semblables.

9782100544639.indb 143

143

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8.2.3 Matrices de rigidité élémentaire en repère global

La démarche étant identique à celle décrite en § 4.2.4, les matrices de changement de repère [ R1 ] et [ R2 ] sont de la forme :

⎡ cosθ ⎢ − sin θ ⎢ ⎢ 0 [ Re ] = ⎢ 0 ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎢⎣ 0

sin θ cosθ 0 0 0 0

0 0 cosθ − sin θ 0 0

0 0 sin θ cosθ 0 0

0 0 0 0 cos θ − sin θ

0 ⎤ 0 ⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ 0 ⎥ sin θ ⎥ ⎥ cosθ ⎥⎦

(8.46)

On déduit alors pour les matrices [ K 1 ] et [ K 2 ] en repère global :

Élément 1 : q = 0

[ R1 ] = [ I ] ⇒ [ K 1 ] = [ R1 ]T ⋅ [k1 ] ⋅ [ R1 ] = [k1 ]

(8.47)

[ R2 ] = − [ I ] ⇒ [ K 2 ] = [ R2 ]T ⋅ [k2 ] ⋅ [ R2 ] = [k2 ]

(8.48)

Élément 2 : q = p

8.2.4 Vecteur charges en repère local et global T

On sait en vertu de (4.18) que { f 2s } = ∫ [ N ] ⋅ { f s2

s

} ⋅ dS2 .

La face 3-4 de l’élément 2 étant la seule chargée, seules les fonctions de forme N1 et N 2 seront concernées pour le calcul. En posant le changement de base dx = h ⋅ d ξ , on obtient :

⎧ ⎧ 0 ⎫⎫ ⎧ 0 ⎫ ⎪ F3 x ⎫ ⎪ qh ⎪⎪ ⎪ ⎪ ⎡ N1 0 ⎤ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎪ ⎪ qh ⎪ ⎢ ⎥ F N 0 0 1 ⎧ ⎫ 1⎥ ⎪ 2 ⎪⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪ 3y ⎪ = ⎢ ⎪ F4 x ⎬ ∫0 ⎢ N 2 0 ⎥ ⋅ ⎨q ⎬ ⋅ h ⋅ d ξ = ⎨ 0 ⎬⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪⎪ = ⎪ ⎪ { f 2s } = ⎨⎪F4 y ⎪⎪ ⎢ 0 N 2 ⎥ ⎩ ⎭ ⎪ qh ⎪⎬ ⎨ qh ⎬ ⎣ ⎦ ⎪ ⎭ ⎪ ⎪⎪ ⎪ ⎪ ⎩ 2 ⎭⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪0⎪ F2 x ⎫ ⎧0 ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ = F2 y ⎬⎭ ⎨⎩0 ⎬⎭ ⎪⎩ ⎪⎭ ⎪⎩ 0 ⎪⎭

(8.49)

144

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T

Comme {F2s } = [ R2 ] ⋅ { f 2s } , on déduit :

⎧ 0 ⎫ ⎪ qh ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ 2⎪ ⎪ 0 ⎪ {F2s } = ⎪⎨ qh ⎪⎬ ⎪− ⎪ ⎪ 2⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎩ 0 ⎪⎭

(8.50)

A

8.2.5 Assemblage des matrices élémentaires

En divisant chacune des matrices [ K 1 ] et [ K 2 ] en neuf sous matrices 2 ¥ 2 K ij (i nœud de départ, j nœud d’arrivée), les matrices de rigidité élémentaire deviennent :

⎡ K 11 [ K 1 ] = ⎢⎢ K 21 ⎢ K 41 ⎣

K 12 K 22 K 42

⎡ K 33 K 14 ⎤ ⎥ ⎢ K 24 ⎥ et [ K 2 ] = ⎢ K 43 ⎢ K 23 K 44 ⎥⎦ ⎣

K 34 K 44 K 24

K 32 ⎤ ⎥ K 42 ⎥ K 22 ⎥⎦

(8.51)

d’où la matrice de rigidité de la structure :

⎡ ( K 11 )1 ⎢ (K ) K = [ ] ⎢⎢ 021 1 ⎢ ⎢⎣( K 41 )1

0 ⎤ ( K 12 )1 ( K 14 )1 ( K 22 )1 + ( K 22 )2 ( K 23 )2 ( K 24 )1 + ( K 24 )2 ⎥⎥ (8.52) ⎥ ( K 32 )2 ( K 33 )2 ( K 34 )2 ⎥ ( K 42 )1 + ( K 42 )2 ( K 43 )2 ( K 44 )1 + ( K 44 )2 ⎥⎦

d’où :

[K ] = © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

⎡ 3 −ν ⎢ 1 +ν ⎢ ⎢ −2 ⎢ Ee ⎢ −1 + ν 4 (1 −ν 2 ) ⎢ 0 ⎢ ⎢ 0 ⎢ −1 + ν ⎢ ⎢⎣ −2ν

1 +ν −2 −1 + ν 3 −ν −2ν −1 + ν −2ν 2 + 1 −ν 0 −1 + ν 0 1 −ν + 2 0 −1 + ν −2ν 0 −1 + ν −2 −1 + ν 0 1 −ν + 2ν −2 2ν + 1 −ν 0

0 0 −1 + ν −2ν 3 −ν 1 +ν −2 −1 + ν

0 −1 + ν −2ν ⎤ 0 −1 + ν −2 ⎥ ⎥ −1 + ν 0 2ν + 1 −ν ⎥ ⎥ −2 1 −ν + 2ν 0 ⎥ 1 +ν −2 −1 + ν ⎥ ⎥ 3 −ν −2ν −1 + ν ⎥ ⎥ −2ν 1 −ν + 2 0 ⎥ −1 + ν 0 2 + 1 −ν ⎥⎦ (8.53)

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145

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soit après simplification : ⎡ 3 −ν 1 + ν ⎢ 1 + ν 3 −ν ⎢ ⎢ −2 −2ν ⎢ Ee ⎢ −1 + ν −1 + ν [K ] = 2 0 4 (1 −ν ) ⎢ 0 ⎢ 0 ⎢ 0 ⎢ −1 + ν −1 + ν ⎢ −2 ⎢⎣ −2ν


−2 −2ν 3 −ν 0 −1 + ν −1 + ν 0 1 +ν

−1 + ν −1 + ν 0 3 −ν −2ν −2 1 +ν 0

0 0 −1 + ν −2ν 3 −ν 1 +ν −2 −1 + ν

0 0 −1 + ν −2 1 +ν 3 −ν −2ν −1 + ν

−1 + ν −1 + ν 0 1 +ν −2 −2ν 3 −ν 0

−2ν ⎤ −2 ⎥ ⎥ 1 +ν ⎥ ⎥ 0 ⎥ (8.54) −11 + ν ⎥ ⎥ −1 + ν ⎥ 0 ⎥ ⎥ 3 −ν ⎥⎦

Ceci étant, il aurait été tout à fait possible d’utiliser les matrices booléennes d’assemblage vues en § 4.2.4. Il suffirait alors de poser que [ A1 ] et [ A2 ] sont respectivement égales à : ⎡1 0 0 0 0 0 0 0 ⎤ ⎡0 0 0 0 1 0 0 0 ⎤ ⎢0 1 0 0 0 0 0 0 ⎥ ⎢0 0 0 0 0 1 0 0 ⎥ ⎢ ⎢ ⎥ ⎥ ⎢0 0 1 0 0 0 0 0 ⎥ ⎢0 0 0 0 0 0 1 0 ⎥ [ A1 ] = ⎢0 0 0 1 0 0 0 0 ⎥ [ A2 ] = ⎢0 0 0 0 0 0 0 1 ⎥ (8.55) ⎢ ⎢ ⎥ ⎥ ⎢0 0 0 0 0 0 1 0 ⎥ ⎢0 0 1 0 0 0 0 0 ⎥ ⎢ ⎢ ⎥ ⎥ ⎢⎣0 0 0 0 0 0 0 1 ⎥⎦ ⎢⎣0 0 0 1 0 0 0 0 ⎥⎦ et de calculer ensuite :

[ K ] = [ A1 ]T ⋅ [ K 1 ] ⋅ [ A1 ] + [ A2 ]T ⋅ [ K 2 ] ⋅ [ A2 ]

(8.56)

8.2.6 Conditions d’appui : nœuds 1, 2 et 4 bloqués ■■ Déplacements

Les nœuds 1,2 et 4 étant bloqués dans les directions horizontale et verticale, le vecteur charges {F } en repère global s’écrit : ⎧ RX 1 ⎫ ⎪ R ⎪ Y1 ⎪ ⎪ ⎪ RX 2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ RY 2 ⎪ ⎪ ⎪ (8.57) {F } = ⎨ 0 ⎬ qh ⎪ ⎪ ⎪ − 2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ RX 4 ⎪ ⎪ qh ⎪ ⎪RY 4 − ⎪ 2⎭ ⎩ 146

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Le système [ K ] ⋅ {Q } = {F } associé à (8.54) et (8.57) devient après introduction des conditions d’appui : ⎧ 0 ⎫ ⎧⎪ ⎡3 −ν 1 + ν ⎤ ⎧U 3 ⎫ ⎪ E ⎪ (8.58) ⎨ ⎢1 + ν 3 −ν ⎥ ⋅ ⎨V ⎬ = ⎨ qh ⎬ 2 ⎪⎩ 4 (1 −ν ) ⎣ ⎦ ⎩ 3 ⎭ ⎪− ⎪ ⎩ 2⎭ ce qui donne pour les déplacements au nœud 3 :

A (8.59)

2 ⎧ qh (1 + ν ) = 0.201mm ⎪U 3 = ⎪ 4 Ee ⎨ ⎪V = − qh (1 + ν ) ( 3 −ν ) = −0.418 mm ⎪⎩ 3 4 Ee

Figure 8.8 – Exemple 6 : déformée (Effel) avec nœuds 1, 2 et 4 bloqués.


■■ Réactions

Les réactions aux nœuds bloqués peuvent être obtenues directement à partir de la matrice de rigidité du système (8.54) et de la relation : 0 ⎧ ⎫ ⎪ ⎪ 0 ⎧ 0 ⎫ ⎪ ⎪ 0 ⎧ RX 1 ⎫ ⎧ 0 ⎫ ⎪ 0 ⎪ ⎪ qh (1 −ν ) ⎪ ⎧ ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ RY 1 ⎪ ⎪ ⎪0⎪ ⎪ 0 0 ⎪ ⎪ ⎪ 8 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪RX 2 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ qh ( 3 + ν ) ⎪ ⎪ 875000 N ⎪ ⎪ RY 2 ⎪ ⎪0⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 4125000 N ⎪ 8 ⎨ 0 ⎬ = [ K ] ⋅ ⎨U ⎬ − ⎨ ⎬ =⎨ ⎬ (8.60) ⎬=⎨ 0 0 qh 3 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 0 0 ⎪ 0 ⎪ ⎪V3 ⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪R X 4 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ qh (1 −ν ) ⎪ ⎪ −875000 N ⎪ ⎪R ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ qh ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ 5875000 N ⎪ 8 ⎩ Y4⎭ ⎩ ⎭ ⎪− ⎪ ⎪ ⎭ ⎪ ⎩ ⎩ 2 ⎭ ⎪ qh ( 5 −ν ) ⎪ ⎪⎩ ⎪⎭ 8 147

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□□ Contraintes

Les nœuds 1, 2 et 4 de l’élément 1 étant tous bloqués, les contraintes dans cet élément sont bien évidemment toutes nulles. Concernant l’élément 2 et afin d’évaluer les déplacements dans son repère local, il est tout d’abord nécessaire de faire le changement de base inverse suivant : (8.61) {q2 } = [ R2 ] ⋅ {Q2 } = − [ I ] ⋅ {Q2 } = − {Q2 } Avant de calculer les contraintes proprement dites, il faut évaluer les déformations au moyen de la relation (4.10) en posant que {ε } = [ B ] ⋅ {q2 } , [ B ] correspondant dans ce cas à l’expression trouvée en (8.42). On a : ⎧u3 ⎫ ⎪v ⎪ 3 ⎡ −1 0 1 0 0 0 ⎤ ⎪ ⎪ 1 ⎪⎪u4 ⎪⎪ (8.62) {ε } = − ⎢⎢ 0 −1 0 0 0 1 ⎥⎥ ⎨ ⎬ v4 ⎪ h ⎪ ⎢ −1 −1 0 1 1 0 ⎥ ⎣ ⎦ ⎪u ⎪ 2 ⎪ ⎪ v ⎩⎪ 2 ⎪⎭ d’où les contraintes dans l’élément : ⎧ q (1 −ν ) ⎫ ⎡ ⎤ ⎪ ⎪ 4e ⎪ ⎧ 17.5 MPa ⎫ ⎢1 ν ⎧σ xx ⎫ 0 ⎥ ⎪ ⎥ E ⎢ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ q (3 +ν ) ⎪ ⎪ ν ε 1 0 = ⋅ {σ 2 } = ⎨σ yy ⎬ = { } ⎨− ⎬ = ⎨−82.5 MPa ⎬ (8.63) ⎢ ⎥ 2 − ν 1 e 4 ⎪τ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪−17.5 MPa ⎪ ⎢ 1 −ν ⎥ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎪ q (1 −ν ) ⎪ ⎩ ⎢0 0 ⎥ − ⎣ 2 ⎦ ⎪ 4e ⎪⎭ ⎩ 8.2.7 Conditions d’appui : nœuds 1, 2 et 3 bloqués ■■ Déplacements

Répétant le processus du § 8.2.6 en considérant maintenant les nœuds 1, 2 et 3 bloqués, le vecteur {F } et le système à résoudre deviennent respectivement : ⎧ RX 1 ⎫ ⎪ R ⎪ Y1 ⎪ ⎪ ⎪ RX 2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ RY 2 ⎪ ⎪ ⎪ (8.64) {F } = ⎨ R X 3 ⎬ qh ⎪ ⎪ ⎪RY 3 − 2 ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪ qh ⎪ ⎪ ⎪ − 2 ⎭ ⎩ 148

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⎡3 − ν E ⎢ 4 (1 −ν 2 ) ⎣ 0


0 ⎫ 0 ⎤ ⎧U 4 ⎫ ⎧⎪ ⎪ ⋅ ⎨ ⎬ = ⎨ qh ⎬ 3 −ν ⎥⎦ ⎩V4 ⎭ ⎪− ⎪ ⎩ 2⎭

(8.66)

A

d’où les déplacements au nœud 4 : ⎧U 4 = 0 ⎪ 2qh (1 −ν 2 ) ⎨ = −0.321mm V = − 4 ⎪ Ee ( 3 −ν ) ⎩

(8.65)

Figure 8.9 – Exemple 6 : déformée (Effel) avec nœuds 1, 2 et 3 bloqués. ■■ Réactions


Le calcul des réactions devient :

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⎧ qhν ⎫ ⎪ 3 −ν ⎪ ⎪ ⎧ 0 ⎫ ⎪ qh ⎪ ⎪ ⎧ 1111111 N ⎫ ⎧ RX 1 ⎫ ⎧0⎫ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 3 ν − ⎪ ⎪R ⎪ ⎪ ⎪0⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 3703703 N ⎪ Y 1 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 1 qh ν + ( ) ⎪ ⎪−2407407 N ⎪ ⎪RX 2 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ ⎪ − 2 3 ν ( ) ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎪ ⎪ 0 ⎪ RY 2 ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪⎪ 0 ⎨ ⎬ (8.67) ⎬=⎨ ⎬ = [K ] ⋅ ⎨ ⎬ − ⎨ ⎬=⎨ ⎪R X 4 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ qh ⎪ ⎪ qh (1 −ν ) ⎪ ⎪ 1296296 N ⎪ ⎪ RY 4 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪− 2 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 6296296 N ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 2 ( 3 −ν ) ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪U 4 ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ qh ( 2 −ν ) ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪V4 ⎪ ⎪ qh ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎩ ⎭ ⎩ ⎭ ⎪− ⎪ ⎪ 3 −ν ⎪ ⎩ ⎭ ⎩ 2⎭ ⎪ ⎪ 0 ⎪ ⎪ 0 ⎪⎩ ⎪⎭ 149

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■■ Contraintes

Le repère local de l’élément 1 étant confondu avec le repère global, on sait que {q1} = [ R1 ] ⋅ {Q1} = [ I ] ⋅ {Q1} = {Q1} d’où pour les contraintes dans cet élément :

⎧ u1 ⎫ ⎪v ⎪ 1 ⎧σ xx ⎫ ⎡ −1 0 1 0 0 0 ⎤ ⎪ ⎪ ⎪ u 1 ⎪ ⎪ ⎪ 2 ⎪⎪ {σ1} = ⎨σ yy ⎬ = [ H ] ⋅ {ε } = [ H ] ⋅ ⎢⎢ 0 −1 0 0 0 1 ⎥⎥ ⋅ ⎨ ⎬ (8.68) v h ⎪τ ⎪ ⎢ −1 −1 0 1 1 0 ⎥ ⎪ 2 ⎪ ⎣ ⎦ ⎪u ⎪ ⎩ xy ⎭ 4 ⎪ ⎪ ⎪⎩v4 ⎪⎭

2qν ⎫ ⎧ ⎪− e ( 3 −ν ) ⎪ ⎧σ xx ⎫ ⎪ ⎪ ⎧−22 MPa ⎫ 2q ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ d’où {σ 1 } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨− ⎬ = ⎨−74 MPa ⎬ . − ν e 3 ( ) ⎪τ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎪ ⎪ ⎩ 0 ⎪ ⎪ ⎩ ⎭ La démarche de calcul étant identique à celle établie en § 8.2.6, les contraintes dans l’élément 2 sont égales : ⎧u3 ⎫ ⎪v ⎪ 3 ⎧σ xx ⎫ ⎡ −1 0 1 0 0 0 ⎤ ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎪ ⎪⎪u4 ⎪⎪ {σ 2 } = ⎨σ yy ⎬ = [ H ] ⋅ {ε } = [ H ] ⎢⎢ 0 −1 0 0 0 1 ⎥⎥ ⎨ ⎬ (8.69) v h ⎪τ ⎪ ⎢ −1 −1 0 1 1 0 ⎥ ⎪ 4 ⎪ ⎣ ⎦ ⎪u ⎪ ⎩ xy ⎭ 2 ⎪ ⎪ v ⎪⎩ 2 ⎪⎭ ⎧ ⎫ ⎪ ⎪ ⎧σ xx ⎫ ⎪ 0 ⎪ ⎧ 0 ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ soit {σ 2 } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨ 0 ⎬ = ⎨ 0 ⎬ . ⎪ τ ⎪ ⎪ q 1 −ν ⎪ ⎪26 MPa ⎪ )⎪ ⎩ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎪ ( ⎪⎩ e ( 3 −ν ) ⎪⎭ 8.2.8 Propriétés de l’élément triangle

Les déplacements obtenus aux chapitres 8.2.6 et 8.2.7 mettent en évidence une dissymétrie de comportement étrange, les deux modélisations devant amener normalement aux mêmes résultats. Ceci est dû au fait que l’élément triangle ne répartit pas uniformément les rigidités. Pour éviter cet inconvénient, il est donc conseillé 150

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de réaliser des maillages le plus symétriques possibles ou à défaut d’utiliser des éléments de petites tailles. Considérant maintenant le modèle précédent appuyé uniquement aux nœuds 1 et 2, on s’aperçoit même que l’élément triangle introduit des dissymétries sur des modèles symétriques. Pour calculer ces nouveaux déplacements, il suffit de reprendre la matrice de rigidité [ K ] (8.54) et de résoudre le système [ K LL1 ] ⋅ {Q L1 } = {Fext } avec : ⎡ 3 −ν ⎢ 1 +ν ⎢ ⎢ −2 ⎢ Ee ⎢ −1 + ν 4 (1 −ν 2 ) ⎢ 0 ⎢ ⎢ 0 ⎢ −1 + ν ⎢ ⎢⎣ −2ν

1 +ν 3 −ν −2ν −1 + ν 0 0 −1 + ν −2

−2 −2ν 3 −ν 0 −1 + ν −1 + ν 0 1 +ν

−1 + ν −1 + ν 0 3 −ν −2ν −2 1 +ν 0

0 0 −1 + ν −2ν 3 −ν 1 +ν −2 −1 + ν

0 0 −1 + ν −2 1 +ν 3 −ν −2ν −1 + ν

−1 + ν −2ν ⎤ −1 + ν −2 ⎥ ⎥ 0 1 +ν ⎥ ⎥ 1 +ν 0 ⎥ −2 −11 + ν ⎥ (8.70) ⎥ −2ν −1 + ν ⎥ 3 −ν 0 ⎥ ⎥ 0 3 −ν ⎥⎦

A

[K ] =

[ K LL1 ] ⎧ 0 ⎫ ⎪ qh ⎪ ⎪− ⎪ ⎪ ⎪ et {Fext } = ⎨ 2 ⎬ résultant de (8.50) et correspondant aux efforts aux nœuds 3 ⎪ 0 ⎪ ⎪ qh ⎪ ⎪− ⎪ ⎩ 2⎭ et 4 de l’élément 2. On obtient alors : © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

4qhν (1 + ν ) ⎧ = 0.0989 mm ⎪U 3 = − Ee (ν 2 − 2ν − 7 ) ⎪ ⎪ qh (1 + ν ) (ν 2 − 4ν + 7 ) ⎪V3 = = −0.486 mm Ee (ν 2 − 2ν − 7 ) ⎪ [ K LL1 ] ⋅ {QL1} = {Fext } ⇒ ⎨ 2 ⎪U = 2qhν (1 −ν ) = −0.0346 mm ⎪ 4 Ee (ν 2 − 2ν − 7 ) ⎪ qh (ν + 7 ) (1 −ν 2 ) ⎪ = −0.421mm ⎪V4 = Ee (ν 2 − 2ν − 7 ) ⎩

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(8.71)

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Figure 8.10 – Exemple 6 : déformée (Effel) avec nœuds 1 et 2 bloqués.

La même structure modélisée avec un élément quadrangle Q4 donnerait, a contrario de l’élément triangle, des résultats symétriques. Pour ce faire, on reprend la matrice de rigidité trouvée en (8.21) :

[K ] = ⎡ 3 −ν ⎢ 6 ⎢ ⎢ 1 +ν ⎢ 8 ⎢ −3 −ν ⎢ ⎢ 12 ⎢ −1 + 3ν ⎢ Ee ⎢ 8 1 −ν 2 ⎢ −3 + ν ⎢ 12 ⎢ −1 −ν ⎢ ⎢ 8 ⎢ ν ⎢ ⎢ 6 ⎢ 1 − 3ν ⎢⎣ 8

1 +ν 8 3 −ν 6 1 − 3ν 8 ν 6 −1 −ν 8 −3 + ν 12 −1 + 3ν 8 −3 − ν 12

−3 −ν 12 1 − 3ν 8 3 −ν 6 −1 −ν 8 ν 6 −1 + 3ν 8 −3 + ν 12 1 +ν 8

−1 + 3ν 8 ν 6 −1 −ν 8 3 −ν 6 1 − 3ν 8 −3 −ν 12 1 +ν 8 −3 + ν 12

−3 + ν 12 −1 −ν 8 ν 6 1 − 3ν 8 3 −ν 6 1 +ν 8 −3 − ν 12 −1 + 3ν 8

−1 −ν 8 −3 + ν 12 −1 + 3ν 8 −3 −ν 12 1 +ν 8 3 −ν 6 1 − 3ν 8 ν 6

ν 6 −1 + 3ν 8 −33 + ν 12 1 +ν 8 −3 −ν 12 1 − 3ν 8 3 −ν 6 −1 −ν 8

1 − 3ν ⎤ 8 ⎥ ⎥ −3 −ν ⎥ 12 ⎥ 1 +ν ⎥ ⎥ 8 ⎥ −3 + ν ⎥ 12 ⎥ (8.72) ⎥ −1 + 3ν ⎥ 8 ⎥ ν ⎥ ⎥ 6 ⎥ −1 − ν ⎥ ⎥ 8 ⎥ 3 −ν ⎥ 6 ⎦⎥

[ K LL2 ] et on résout [ K LL 2 ] ⋅ {Q L 2 } = {Fext } d’où : 152

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⎧ 6qhν (1 − ν 2 ) U = 0.0956 mm = − ⎪ 3 Ee ( 6ν 2 + ν − 9 ) ⎪ ⎪ qh (ν − 9 ) (1 −ν 2 ) ⎪V3 = − = −0.462 mm Ee ( 6ν 2 + ν − 9 ) ⎪⎪ ⎨ 2 ⎪U = 6qhν (1 −ν ) = −0.0956 mm ⎪ 4 Ee ( 6ν 2 + ν − 9 ) ⎪ ⎪ qh (ν − 9 ) (1 −ν 2 ) = −0.462 mm ⎪V4 = − Ee ( 6ν 2 + ν − 9 ) ⎪⎩

(8.73)

A



Figure 8.11 – déformée (Effel) avec nœuds 1 et 2 bloqués (Q4).

Figure 8.12 – Déplacements /X (Effel) – T3 / Déplacements /Y (Effel) – T3.

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Bien évidemment, la diminution de la taille des éléments triangulaires fera disparaître peu à peu la dissymétrie, l’idéal étant bien sûr de réaliser un maillage le plus homogène possible (cf. figure 8.13). Dans le cas contraire et comme il est possible de le constater à la figure 8.12, les résultats pourront être parfois assez curieux, ceci se traduisant dans notre cas par des différences entre les déplacements latéraux et verticaux. Bien évidemment, tout rentrera dans l’ordre avec un maillage plus homogène.

Figure 8.13 – Déplacements /X (Effel) – T3 / Déplacements /Y (Effel) – T3.

En conséquence, l’utilisation de triangles hétérogènes peut perturber assez sensiblement les résultats. En effet et sachant qu’en théorie, le déplacement vertical de cette membrane doit être égal à : qh Δv σ −qh he ε= = = ⇒ Δv = − = −0.476 mm 1 h E E Ee

Figure 8.14 – Déplacements /X (Effel) – Q4 / Déplacements /Y (Effel) – Q4.

1. On néglige dans ce calcul l’effet dû au coefficient de Poisson. De ce fait, on retrouve le résultat (8.24).

154

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La comparaison démontre un bon comportement des maillages quadrangles et triangles homogènes, le premier dissymétrique restant approximatif.

8.3 Exemple 7 : étude d’une plaque trouée 0,6 m

0,1 m

0,2 m

0,05 m

A q

Y X

Figure 8.15 – Exemple 7 : plaque rectangulaire trouée.

Application numérique : L = 0.60 m, E = 2.1 1011 N/m2, n = 0.3, h = 0.20 m, q = 1 106 N/m, e = 1 cm (épaisseur de la tôle), r = 5 cm (rayon du trou). 8.3.1 Principe de la modélisation géométrique


Comme vu précédemment, l’approche par éléments finis est essentiellement basée sur une notion d’éléments. Chacun de ces éléments doit être décrit suivant son type à partir des nœuds sommets caractérisant sa géométrie. On parlera alors de connectivité élémentaire. Cette approche par discrétisation élémentaire pouvant devenir très lourde dans le cas de structures complexes, il a été fait appel à des techniques empruntées à la CAO (Conception Assistée par Ordinateur) qui permettent une description précise de la géométrie avec un minimum d’entrées de données. De manière très synthétique, il s’agit en fait de décrire la structure à partir de points, de lignes, de surfaces ou de volumes, chacune de ces entités géométriques devant être associée à un type d’élément. Par exemple, une ligne géométrique pourra être discrétisée avec des éléments poutres, une surface avec des éléments membranes, un volume avec à des éléments hexaédriques.

Figure 8.16 – modélisation géométrique.

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Dans notre cas d’étude, cette modélisation se réduira à la création d’une surface rectangulaire de 0.6 par 0.2 m et à la soustraction d’un disque de 0.05 m de rayon. Cependant, cette séquence pourra varier en fonction du logiciel utilisé, certains prenant en charge automatiquement la création de la plaque trouée dès génération du rectangle et du cercle. Finalement et comme indiqué à la figure 8.16, le modèle comportera une surface trouée et cinq lignes, quatre pour le rectangle, une pour le cercle. 8.3.2 La problématique du maillage

Une fois la géométrie définie, la phase suivante consiste à transformer celle-ci en un modèle éléments finis. Cette opération est prise en charge par un outil appelé « mailleur » dont le rôle est de définir automatiquement les coordonnées des nœuds et la connectivité élémentaire. Les formes pouvant être complexes, le succès de cette opération n’est pas garanti, l’utilisateur doit alors itérer en modifiant les différents paramètres de maillage. Pour réaliser cette tâche, le mailleur fait appel à diverses informations relatives aux tailles d’éléments qui sont généralement imposées par l’utilisateur. Deux approches complémentaires sont généralement mises à la disposition de celui-ci pour les définir. La première permet de spécifier une taille minimale pour les éléments, le mailleur prenant ensuite en charge la discrétisation proprement dite. Très souvent utilisée en première approche, elle a pour principal avantage sa rapidité qui permet d’obtenir un premier résultat et donc une première évaluation du comportement du modèle.

Figure 8.17 – Maillage avec une taille minimale de 0.02 m.

Pour piloter le mailleur plus précisément, une deuxième technique consiste à définir un nombre de divisions ou des tailles minimales d’éléments sur les lignes géométriques. Le mailleur suit alors ces informations tout en essayant d’assurer une certaine progressivité dans les tailles d’éléments. Ainsi et pour obtenir le maillage de la figure 8.18, les lignes verticales, horizontales et le cercle ont été scindées respectivement en 12, 40 et 26 divisions. Il est également possible d’imposer des tailles d’éléments sur certaines zones tout en laissant le mailleur gérer le complémentaire avec une taille minimale d’élément. Enfin, cette approche automatique a pour grand intérêt d’autoriser la modification, l’augmentation ou la diminution des tailles de mailles à volonté. 156

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A

Figure 8.18 – Divisions des lignes.


Ceci étant, la forme de l’élément n’a pas été évoquée jusqu’à maintenant. En effet généralement, les mailleurs offrent deux possibilités : les maillages en quadrangles ou en triangles, le mixe des deux étant peu conseillé compte tenu de leurs différences de formulation. Incluant les maillages volumiques hexaédriques ou tétraédriques dans ces deux options, l’approche triangulaire reste la plus simple et la plus rapide. Le succès du maillage est dans ce cas quasiment garanti ce qui a pour corollaire un très grand nombre d’éléments de dimensions et d’orientations très diverses. Ce sont ses principaux désavantages. Le maillage quadrangulaire n’a pas tous ces inconvénients. Il nécessite néanmoins beaucoup de soins avec des structures de géométries complexes. Bien que les mailleurs soient de plus en plus performants, il est parfois nécessaire de « reprendre les commandes » et ainsi de le piloter presque manuellement. Dans ce cas, il est utile de se rappeler que la forme de base idéale est soit la surface à quatre cotés, soit le volume à six faces. De ce fait et pour mailler une structure en quadrangles, il est souvent nécessaire de partitionner la géométrie en entités de ce type. Cependant, cette règle n’est qu’indicative, les mailleurs quadrangles ou hexaédriques arrivant suivant leurs origines à discrétiser des formes plus évoluées. Néanmoins et sans ce travail préalable, le mailleur pourra être mis en défaut. Ceci étant, certaines formes comme le cercle posent un léger problème, le quadrangle n’étant pas l’idéal pour reconstituer une géométrie curviligne. On utilise alors une astuce qui consiste, comme décrit à la figure 8.19, à insérer une forme carrée dans le cercle et à couper les différents segments ainsi obtenus avec le même nombre de divisions. Prenant comme exemple un disque à mailler en quadrangles, on voit figure 8.19 que chacun des éléments a bien quatre faces. Si la discrétisation devait être augmentée, il suffirait alors de prendre chacun des segments et de les fractionner en un nombre égal de divisions. La même démarche peut également être utilisée pour les objets cylindriques. En plus d’une grande souplesse en terme de maillage, l’approche géométrique a également l’avantage de permettre l’attribution de données comme les conditions d’appui ou les charges à des entités géométriques. On pourra par exemple lier la charge répartie q ou des conditions d’appui à des lignes géométriques différentes. Dans ce cas, les attributs correspondants seront transmis automatiquement aux nœuds et aux éléments lors de l’opération de maillage.

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157

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Figure 8.19 – Maillage d’un cercle avec des quadrangles.

8.3.3 Continuité – convergence-conformité

L’approximation polynomiale décrite au chapitre 4.1, base de la méthode des éléments finis fait que la solution obtenue n’est pas forcément exacte. En d’autres termes, les fonctions de forme des éléments utilisés reconstituent la forme des déplacements de la structure avec plus ou moins de précision. La solution exacte est donc sensée être approchée lorsque la taille des éléments diminue. Néanmoins, cette convergence monotone du champ de déplacement ne peut être effective qu’à condition de satisfaire à la condition de mouvement de corps rigide (MCR), au critère de la déformation constante, et de garantir la continuité des déplacements sur l’élément et aux frontières de celui-ci (cf. § 7.2). Dans ce cas, l’élément est qualifié de conforme. A contrario, les éléments non conformes qui n’assurent pas la continuité aux frontières ont une convergence lente et non assurée. Cependant, certains d’entre eux ont des performances parfois supérieures à leurs homologues conformes. Ceci doit être vérifié par la technique du patch test. De plus, [3] précise que l’élément doit posséder une base polynomiale complète jusqu’à l’ordre n pour garantir la convergence des dérivées de u, v ou w d’ordre n. 8.3.4 Discontinuité du champ de contraintes-déformations

La continuité du champ de déplacement étant garantie dans la majorité des cas (les éléments utilisés sont généralement conformes et convergents), il n’en est pas de même pour les champs de déformations, de contraintes et d’efforts. Ceux-ci sont en effet continus sur l’élément mais en aucune façon sur ses frontières. Dans ce cas de figure, les équations d’équilibre de volume (3.5) et de surface (3.6) ne sont pas forcément satisfaites. Deux modes de visualisation des contraintes, des déformations ou des efforts sont généralement disponibles dans les codes de calcul pour aider l’utilisateur à vérifier l’équilibre de son modèle : les modes lissé ou non lissé1. 1. On utilise également parfois le terme de moyenné.

158

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Le premier consiste à lisser les champs de contraintes, de déformations ou d’efforts en rendant ces valeurs continues. Considérant un nœud précis1, le principe revient à calculer en ce point les valeurs des contraintes, des déformations ou des efforts dans les éléments liés à ce nœud et à en retenir la moyenne. Par exemple et pour un nœud i connecté à m éléments, la contrainte lissée ou moyennée σ xx en i sera donnée par : m

(σ xx )i = e =1

m

(8.74)

Généralement, ce calcul est effectué à partir des valeurs calculées aux points de Gauss. Bien évidemment, ce mode de calcul ne permet plus d’estimer les discontinuités des contraintes, des déformations ou des efforts. Il a de plus comme principal inconvénient d’écrêter ces valeurs en cas de fortes discontinuités. Le deuxième mode de visualisation en valeurs non lissées ou non moyennées revient à afficher l’évolution des contraintes, des déformations ou des efforts sur les éléments pris un à un. On peut se servir dans ce cas de la méthodologie de calcul utilisée pour les exemples 5 et 6 aux chapitres 8.1.6 ou 8.2.6. Certains logiciels se limitent cependant à une seule valeur calculée au centre de gravité de l’élément. 2

3

9

1

4


A

∑ ⎡⎣(σ xx )i ⎤⎦e

8

4

(σ xx )1 =

∑ [(σ ) ] e =1

xx 1 e

4

5

Points de Gauss

6

Figure 8.20 – Calcul de la contrainte moyennée

7

σ xx

au nœud 1.

1. Dans notre exemple de la figure 8.20, le nœud 1.

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159

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8.3.5 Validation du modèle ■■ Maillage en quadrangles

Choisissant de discrétiser notre cas d’étude en quadrangles, la principale difficulté se situe au niveau du maillage du trou circulaire. Pour résoudre ce problème, il suffit d’inscrire ce cercle dans un carré (cf. figure 8.21) soit une approche inverse à celle décrite au chapitre 8.3.2. La périphérie du trou est alors divisée en quatre aires de dimensions égales garantissant ainsi un maillage symétrique et homogène.

Figure 8.21 – Exemple 7 : modèle géométrique Abaqus.

En l’absence de solution connue, la mise au point d’un modèle de calcul par éléments finis passe en premier lieu par une vérification de la convergence des déplacements. Dans un deuxième temps, on compare les solutions lissées et non lissées pour valider les contraintes et estimer leurs discontinuités. Pour valider notre modèle, trois densités de maillage imposant respectivement 24, 32 et 48 divisions au niveau du trou circulaire ont été retenues. Choisissant dans un premier temps un élément linéaire Q4, les déplacements obtenus avec le logiciel Abaqus™ se résument aux graphiques pages suivantes.

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A

Figure 8.22 – Déplacements – Élément Q4 (Abaqus).

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161

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Figure 8.23 – Contraintes σ max lissées – Élément Q4 (Abaqus).

162

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A

Figure 8.24 – Contraintes σ max non lissées – Élément Q4 (Abaqus).

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163

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On retiendra donc une valeur de 0.36 mm pour le déplacement maximal. L’affichage en mode non lissé met en évidence l’évolution des discontinuités de contraintes. L’élément utilisé étant un Q4, l’évolution des contraintes sur celui-ci est linéaire (cf. § 8.1.6). On reconstitue en fait le champ de contraintes à partir de tronçons de droites d’où une convergence plus lente que pour son homologue quadratique (Q8). En effet et en utilisant ce type d’élément, on obtient pour les trois types de discrétisation :

Figure 8.25 – Déplacements – Élément Q8 (Abaqus).

164

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A

Figure 8.26 – Contraintes σ max lissées – Élément Q8 (Abaqus).

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165

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Figure 8.27 – Contraintes σ max non lissées – Élément Q8 (Abaqus).

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On s’aperçoit dans ce cas que les contraintes lissées et non lissées sont tout à fait équivalentes, les variations entre les deux étant négligeables. On notera également que la continuité des contraintes non lissées est quasi parfaite quelle que soit la densité de maillage. La contrainte maximale retenue sera donc comprise entre 433 (Q4) et 438 MPa (Q8), valeur tout à fait comparable à celle calculée à partir du coefficient de concentration de contrainte ( K = 2.16 ) issu des courbes de Peterson (cf. [4]).

A

0,6 m B q×h

=

1 10 6 × 0,2

(h − 2r ) × e (0,2 − 0,1) × 0,01

= 200MPa

A σ A = σ A' = K ⋅ σ AB = = 2,16 ⋅ σ AB = 432 MPa

A’

q

0,05 m

h = 0,2 m

d = 0,1 m

σ AB =

Figure 8.28 – Calcul de la contrainte au point A.

Finalement, les deux types de maillage Q4 et Q8 donnent des résultats tout à fait similaires, le deuxième convergeant plus rapidement du fait de sa formulation mais avec bien sûr un nombre de nœuds plus important à nombre de divisions égal. Tout est en fait une affaire de compromis entre rapidité de convergence et temps de calcul. ■■ Maillage en triangles


Le maillage en triangles est bien évidemment beaucoup plus simple. Il suffit de reprendre la description géométrique de la figure 8.16, soit un rectangle et un cercle, et d’imposer les mêmes nombres de divisions au niveau du trou. De plus, deux sortes de maillage en éléments T3 et T6 sont envisagées successivement. Par rapport à un Q4, le T3 est beaucoup plus lent à converger vers la solution. Ceci tient au fait que la reconstitution de la continuité des contraintes est plus délicate, celles-ci étant constantes sur l’élément (cf. § 8.2.6). On s’aperçoit par ailleurs que les contraintes non lissées sont beaucoup plus proches de l’objectif que celles lissées et ce toujours pour la même raison. De plus, il est légèrement plus rigide que son homologue quadrangle. Le même modèle maillé en T6 donne de bien meilleurs résultats dès le premier type de discrétisation. Néanmoins et bien que la continuité soit quasi réalisée sans moyennage, les contraintes maximales lissées et non lissées sont dans tous les cas différentes, l’une tendant peu à peu vers l’autre.

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Figure 8.29 – Déplacements – Élément T3 (Abaqus).

168

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A

Figure 8.30 – Contraintes σ max lissées – Élément T3 (Abaqus).

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Figure 8.31 – Contraintes σ max non lissées – Élément T3 (Abaqus).

170

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A

Figure 8.32 – Déplacements – Élément T6 (Abaqus).

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Figure 8.33 – Contraintes σ max lissées – Élément T6 (Abaqus).

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A

Figure 8.34 – Contraintes σ max non lissées – Élément T6 (Abaqus).

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173

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■■ Critères d’évaluation de la qualité d’un modèle

L’utilisateur ayant généralement peu de références pour valider son modèle, celui-ci sera immanquablement amené à s’interroger sur la qualité des résultats obtenus. Pour ce faire, il devra développer une méthodologie lui permettant de s’assurer de leur stabilité. En préalable, deux options s‘offrent à lui, soit un maillage en quadrangles, soit celui en triangles. Généralement et à densité de maillage constante, ce dernier converge plus lentement et génère plus d’éléments ce qui est un léger handicap. Comme indiqué précédemment, il a cependant pour principal avantage de libérer l’utilisateur des opérations géométriques1 nécessitées par les mailleurs hexaédriques. Il s’agit en fait d’un compromis entre le temps passé pour la modélisation et celui nécessité par le calcul. Pour valider son modèle, l’utilisateur devra dans un premier temps contrôler la stabilité des déplacements. Les modèles éléments finis convergeant assez vite dans ce cas2, une variation inférieure à 5% entre deux maillages successifs constitue un critère d’acceptation.

0,362

Déplacement maxi (mm)

0,361 0,360 Q4

0,359

Q8 T3

0,358

T6

0,357 0,356 0,355 24

32 40 Maillage (nombre de divisions)

48

Figure 8.35 – Évolution du déplacement maximum en fonction du maillage.

1. Ces opérations ont pour but d’obtenir un maximum de surfaces à 4 côtés ou de cubes à 6 faces. 2. Les éléments utilisés sont très souvent conformes.

174

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Généralement, les déplacements obtenus avec des éléments quadrangles sont assez rapidement représentatifs, ceux associés à des triangles évoluant plus lentement. Ceci vérifié, il devra examiner les tracés des contraintes non lissées et statuer sur leur continuité. Bien évidemment, plus l’élément utilisé est riche, plus cette continuité est établie rapidement. Pour les éléments linéaires, celle-ci peut évoluer assez lentement et contraindre1 l’utilisateur à se contenter de maillages de densité insuffisante. Dans ce cas, il sera préférable de retenir les contraintes non lissées à celles lissées, ces dernières pouvant être altérées éventuellement par de fortes variations entre éléments. Une autre approche consiste à comparer les maximums des contraintes lissées et non lissées puis à vérifier leur convergence. Ceci étant, on se méfiera dans ce cas de figure des discontinuités géométriques ou des changements de matériaux qui peuvent provoquer des concentrations de contraintes non convergentes2.

A


440 430

Contrainte max lissée (MPa)

420 410

Q4

400

Q8

390

T3

380

T6

370

Objecf

360 350 340 330 320


24

32

40

48

Maillage (nombre de divisions) Figure 8.36 – Évolution de σ max lissée en fonction du maillage.

1. Pour des raisons de capacités informatiques ou de temps de calcul par exemple. 2. La contrainte ne fait qu’augmenter au fur et à mesure que la taille des éléments diminue.

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175

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Contrainte max non lissée (MPa)

450 440 430

Q4 Q8

420

T3 T6

410

Objecf

400 390 380 24

32

40

48

Maillage (nombre de divisions) Figure 8.37 – Évolution de σ max non lissée en fonction du maillage.

8.4 Exemple 8 : étude d’une poutre console y q = 10 000 N/ml

x

C

A

h = 0,5 m

B b = 0,2 m

L/2 L = 10 m Figure 8.38 – Exemple 8 : poutre console.

Application numérique : L = 10 m, E = 2.1 1011 N/m2, n = 0.3, h = 0.50 m, b = 0.2 m, q = 1 104 N/m.

176

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8.4.1 Modélisation filaire

Considérant dans un premier temps un élément de poutre plane (cf. § 6.2) de longueur L et d’inertie I , le système sans prise en compte de l’effet de l’effort tranchant s’écrit d’après (6.21) et (6.24). y q

A

1

L

x 2

Figure 8.39 – Exemple 8 : modélisation poutre.

ES ⎡ ES ⎤ 0 0 0 0 ⎥ ⎢ L ⎧0 ⎫ L ⎢ ⎥ ⎪ qL ⎪ EI EI EI EI 12 6 12 6 ⎢ 0 ⎥ ⎧u ⎫ ⎪− ⎪ ⎧H ⎫ 0 − 3 ⎢ L3 L2 L L2 ⎥ ⎪ 1 ⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪ 1 ⎪ V ⎢ ⎥ v 6 EI 4 EI 6 EI 2 EI ⎥ ⎪ 1 ⎪ ⎪− qL2 ⎪ ⎪ 1 ⎪ ⎢ 0 ⎪ ⎪ − 0 ⎪M ⎪ ⎪β ⎪ ⎢ L2 L L2 L ⎥ ⋅ ⎪⎨ 1 ⎪⎬ = ⎪⎨ 12 ⎬⎪ + ⎪⎨ 1 ⎪⎬ (8.75) ⎢ ES ⎥ u2 0 ES ⎪ ⎪0 ⎪ 0 0 0 0 ⎥ ⎪ ⎪ ⎪ ⎢− L ⎢ L ⎥ ⎪v2 ⎪ ⎪− qL ⎪ ⎪0 ⎪ 12 EI 6 EI 12 EI 6 EI ⎥ ⎪⎪ β 2 ⎪⎪ ⎪ 2 ⎪ ⎪⎪0 ⎪⎪ ⎢ ⎩ ⎭ ⎪ 2 ⎪ ⎩ ⎭ − − − 0 0 ⎢ 3 2 3 2 ⎥ L L L L ⎪ qL ⎪ ⎢ ⎥ ⎪⎩ 12 ⎪⎭ EI EI EI EI 6 2 6 4 ⎢ 0 ⎥ 0 − 2 2 ⎢⎣ L ⎥⎦ L L L Comme u2 est forcément nul du fait de l’hypothèse de petits déplacements, on obtient après introduction des conditions d’appui :


⎧ qL ⎫ − 12 − 6 L v ⎤ ⎧ 2 ⎫ ⎪⎪ 2 ⎪⎪ EI ⎡ ⎬ ⎢ ⎥⋅⎨ ⎬ = ⎨ L3 ⎣ −6 L 4 L2 ⎦ ⎩ β 2 ⎭ ⎪ qL2 ⎪ ⎪⎩ 12 ⎪⎭ d’où les déplacements du nœud 2 (point C) :

avec I =

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qL4 = −28.57 mm 8EI qL3 β2 = − = −0.003809 rad 6 EI

v2 = −

(8.76)

(8.77)

bh 3 = 0.002083 m 4 . 12 177

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Maintenant et afin de mesurer les effets de l’effort tranchant, il suffit de reprendre les développements du chapitre 6.3.2 en posant : T2 = −

qL qL2 5 ; M2 = ; S1, y = bh = 0.08333 m 2 . 2 12 6

On trouve alors à partir de (6-37) :

avec G =

L ⎡ L3 + ⎢ ⎧ v2 ⎫ ⎢ 3 EI z GS1, y ⎨ ⎬= L2 ⎩β2 ⎭ ⎢ ⎢ 2 EI z ⎣

L2 ⎤ 2 EI z ⎥ ⎧ T2 ⎫ ⎧ −28.65 mm ⎫ ⎥⋅⎨ ⎬ = ⎨ ⎬ L ⎥ ⎩ M 2 ⎭ ⎩−0.003809 rad ⎭ ⎥ EI z ⎦

(8.78)

E . 2 (1 + ν )

L’effet de l’effort tranchant est donc quasi négligeable ce qui était prévisible compte ⎛L ⎞ tenu de l’élancement géométrique de la poutre ⎜ = 20 > 5 ⎟ . La contrainte maxih ⎝ ⎠ male de flexion située au niveau de l’encastrement (point A) vaut par ailleurs : qL2 Mh h =± 2 = ± 60 MPa σ xx = ± (8.79) I 2 I 2 Celle à mi-portée (point B) est quant à elle égale au quart de cette valeur, soit 15 MPa. 8.4.2 Modélisation surfacique

Compte tenu de la géométrie de cette poutre console, il est bien évidemment préférable de s’orienter vers une modélisation en quadrangles. De plus et comme pour l’exemple précédent, celle-ci sera effectuée dans un premier temps avec des éléments membranes Q41 ce qui reste tout à fait conforme à la théorie des poutres puisque la variation des contraintes sur cet élément est linéaire (cf. § 8.1.6). Enfin et afin de mettre en évidence l’influence du nombre d’éléments sur la précision des résultats, deux discrétisations différentes sont envisagées verticalement et horizontalement : 2, 4, 8 ou 16 éléments suivant y ; 20, 40, 80, 120 ou 160 éléments par rapport à x. Le nombre d’éléments fixé horizontalement peut cependant paraître élevé. Pour l’expliquer, il est nécessaire de rappeler que l’élément membrane utilisé n’a que deux degrés de liberté de translation par nœud ce qui est insuffisant pour modéliser un problème de flexion tel que le nôtre. En effet, les rotations nodales qui en théorie des poutres sont issues de la dérivée de la ligne élastique sont reconstituées dans notre cas par des déplacements différentiels. 1. D’épaisseur b.

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30

20

2 4

15

8

10

A

16 Objecf

Déplacement VC (mm)

25

5 0 20

40

60

80

100

120

140

160

Maillage horizontal (nombre d'éléments) Figure 8.40 – Évolution du déplacement en C en fonction du maillage vertical.

À l’analyse des déplacements, on notera tout d’abord une relative faible influence de la discrétisation verticale, 4 ou 8 éléments étant largement suffisants pour approcher les résultats du modèle filaire.


Figure 8.41 – Déformée (Effel) avec éléments Q4 – 8 divisions verticales et 160 horizontales.

Ceci étant et comme pour l’exemple précédent, on constate une convergence lente de l’élément Q4 vers la valeur objective, celle-ci n’étant atteinte à moins de 1% qu’au bout de 160 divisions horizontales et 8 verticales. Bien évidemment, un élément quadratique aurait permis d’avoir une bien meilleure précision plus rapidement. Par exemple, un élément Q9 avec 40 divisions horizontales et 4 verticales permet d’obtenir 28.6 mm en extrémité de console soit une erreur de 0.07 % :

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179

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Figure 8.42 – Déformée (Effel) avec éléments Q9 – 4 divisions verticales et 40 horizontales.

Au niveau des contraintes1 de flexion, celles au point B convergent bien de manière monotone vers la valeur objective de 15 MPa. 16

Contrainte sxx en B (MPa)

14 12 2

10

4

8

8

6

16 Objecf

4 2 0 20

40

60

80

100

120

140

160

Maillage horizontal (nombre d'éléments) Figure 8.43 – Évolution des contraintes

σ xx

en B en fonction du maillage vertical.

Par contre celles associées au point A divergent pour atteindre une valeur nettement supérieure à 60 MPa2. On est en fait en présence d’un effet local lié à l’encastrement et dû au coefficient de Poisson. En effet, le raccourcissement au niveau de l’encastrement est rendu impossible par le blocage des nœuds à ce niveau. Il en résulte la création d’une contrainte verticale qui via le coefficient de Poisson se projette horizontalement et explique l’excès de contrainte constatée. Pour s’en convaincre, il suffit de refaire le calcul avec un coefficient de Poisson nul. 1. Cette comparaison a été faite uniquement avec des contraintes non lissées. 2. 68.85 MPa pour 16 divisions verticales et 160 horizontales.

180

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On retrouve alors la contrainte longitudinale de 60 MPa calculée par la théorie des poutres. 70,00

2

50,00

A

4

40,00

8

Contrainte sxx en A (MPa)

60,00

16

30,00

Objecf

20,00 10,00 0,00 20

40 60 80 100 120 140 Maillage horizontal (nombre d'éléments)

Figure 8.44 – Évolution des contraintes

σ xx

160

en A en fonction du maillage vertical.

Contrainte sxx en A (MPa)


80 68,85 60,31 60 52,01 54,63 44,20 45,09 40 36,63 36,81 29,19 29,07 21,83 21,63 20 14,52 14,35 7,25 7,15 0 – 0,01 0,00 – 7,16 0 0,1 0,2 – 7,26 0,3 0,4 0,5 – 14,53 – 14,35 – 20 – 21,84 – 21,63 – 29,19 – 29,08 – 36,63 – 36,80 – 40 – 44,20 – 45,08 – 51,99 – 54,61 – 60 – 60,26 – 68,79 – 80 Hauteur h

0,3 0

Figure 8.45 – Comparaison des résultats1 pour v = 0 et v = 0.3.

1 Maillages vertical = 16 – horizontal = 160.

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181

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On peut également mettre en évidence le phénomène en affichant sous forme de vecteurs les contraintes principales dans chacun des éléments. On s’aperçoit alors que la mineure est quasiment nulle pour ν = 0 (cf. figure 8.47). Ce mode d’affichage dont la symbolique peut varier en fonction du code de calcul utilisé est toujours très intéressant pour mettre en relief les flux de contraintes et leur distribution dans la matière.

Figure 8.46 – Contraintes principales non lissées (Effel) à l’encastrement pour v = 0.3 (maillage 160).

Figure 8.47 – Contraintes principales non lissées (Effel) à l’encastrement pour v = 0 (maillage 160).

182

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De plus et comme la concentration de contrainte pour ν = 0.3 est liée à l’appui, celle-ci croît au fur et à mesure que la taille des éléments diminue. Il serait donc illusoire de vouloir affiner ce résultat en augmentant la discrétisation à nouveau. Le phénomène constaté à l’encastrement incite à faire un parallèle avec le calcul thermo-élastique qui consiste à introduire une déformation initiale liée à une variation de température. Cette déformation généralement notée ε 0 est alors prise en compte dans la loi contrainte-déformation (3.21) en posant :

{σ } = [ H ] ⋅ ({ε } − {ε 0 })

(8.80)

A

avec

{ε 0 }T = {α x ΔT α y ΔT α z ΔT 0 0 0} � DT : Variation de température (généralement en °C). α x ,α y ,α z : Coefficients de dilatation thermique (en m/m.C°) associés aux directions x, y, z. En reprenant l’expression de l’énergie de déformation élémentaire établie en (4.11) T 1 We = ∫ {ε } ⋅ {σ } ⋅ dVe , le calcul permet de déduire le vecteur des forces nodales 2V e

internes { f e0 } liées à cette variation de température, soit : We =

T T 1 1 {ε } ⋅ {σ } ⋅ dVe = ∫ {qe } ⋅ [ B ]T ⋅ [ H ] ⋅ ([ B ] ⋅ {qe } − {ε 0 }) ⋅ dVe (8.81) ∫ 2V 2V e

e

d’où, We =


T 1 1 {qe }T ⋅ [ke ] ⋅ {qe } − ∫ {qe } ⋅ [ B ]T ⋅ [ H ] ⋅ {ε 0 } ⋅ dVe 2 2V e

1 1 T T We = {qe } ⋅ [ ke ] ⋅ {qe } − {qe } ⋅ { f e0 } 2 2

(8.82)

Une fois calculées, ces forces viennent s’ajouter purement et simplement à celles associées aux charges appliquées sur l’élément (4.16). Le schéma de résolution est alors identique à celui vu au chapitre 4.2. Ces forces nodales s’auto équilibrant avec les efforts calculés lors de la résolution, il est assez délicat de vérifier la bonne entrée des données1. En d’autres termes, quelles que soient les températures et coefficients de dilatation introduits, les réactions sont systématiquement nulles. Une solution pour résoudre ce problème consiste à isoler une partie du modèle et à intégrer quand c’est possible, les efforts afin de vérifier que ceux-ci correspondent bien aux données introduites. Ceci étant, deux cas extrêmes peuvent se présenter après calcul. Soit le modèle est complètement libre de se déformer et dans ce cas, la déformation thermique se traduira uniquement par des déplacements sans apparition de contraintes. 1. Généralement, on vérifie la correspondance entre charges appliquées et réactions.

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183

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Par exemple et si on applique une variation de température de 20°C à la poutre console sans chargement décrite à la figure 8.39, le déplacement horizontal sera de :

ε 0 = α ⋅ ΔT ⇒ u = ε 0 ⋅ L = α ⋅ ΔT ⋅ L = 1.2 ⋅10−5 ⋅ 20 ⋅10 = 2.4 mm

Figure 8.48 – Allongement d’une poutre console pour DT = 20°.

On notera dans ce cas que l’effort normal est nul dans l’élément. Inversement et si on applique la même charge thermique à une poutre bi-encastrée de mêmes caractéristiques, on n’obtiendra aucun déplacement mais un effort normal de compression de :

ε 0 = α ⋅ ΔT ⇒ N = σ xx ⋅ S = E ⋅ ε 0 ⋅ S = E ⋅ α ⋅ ΔT ⋅ S N = 2.1 ⋅1011 ⋅1.2 ⋅10−5 ⋅ 20 ⋅ 0.5 ⋅ 0.2 = 5040 kN soit une contrainte normale σ xx de compression dans l’élément égale à 50.4 MPa.

Figure 8.49 – Effort normal dans une poutre bi-encastrée soumise à

ΔT = 20° .

Il est donc très important de ne pas perdre de vue ces aspects lorsque l’on effectue un calcul thermo-élastique car suivant la nature des appuis ou des rigidifications liées à la géométrie de la structure, on peut voir apparaître des contraintes parfois très importantes dans certaines zones bridées ou au contraire observer une déformation libre dans certaines autres.

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A 9.1 Rappels sur les théories des plaques 9.1.1 Théorie des plaques minces

La théorie de Kirchhoff relative aux plaques minces qui revient à ne pas prendre en compte le cisaillement transverse, est applicable lorsque le rapport de la plus petite de leurs dimensions sur l’épaisseur est supérieur ou égal à 201 (cf. [5]). ■■ Relations moments-courbures

z, w( x, y)

y, v (x, y)

u

v

e

a


x, u (x, y)

b

Figure 9.1 – Plaques minces de côtés a, b.

Les déplacements horizontaux peuvent être exprimés en fonction de w en posant que : ∂w u = −z ⋅ ∂x (9.1) ∂w v = −z ⋅ ∂y

1.

a b ou ≥ 20 . e e

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185

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z

z

v

u

x

∂w <0 ∂x

y

∂w <0 ∂y

Figure 9.2 – Calcul des déplacements horizontaux.

Les déformations correspondantes sont donc égales à : ∂u ∂ 2w ε xx = = −z ⋅ 2 ∂x ∂x ∂v ∂ 2w ε yy = = −z ⋅ 2 ∂y ∂y

(9.2)

La relation (9.2) est analogue à l’expression (6.6) issue de la théorie des poutres (cf. § 6.1). La théorie de Kirchhoff s’apparente en fait à celle des poutres élancées. Le comportement des structures planes en flexion relevant de l’hypothèse de contrainte plane (cf. 3.3.4), la relation entre contraintes et déformations normales s’écrit d’après (3.27) :

σ xx =

σ yy

E E ⋅ z ⎛ ∂ 2w ∂ 2w ⎞ ε x +ν ⋅ ε y = − ⎜ 2 +ν ⋅ 2 ⎟ 2 2 1 −ν 1 −ν ⎝ ∂x ∂y ⎠

(

)

E ⋅ z ⎛ ∂ 2w E ∂ 2w ⎞ ν ε = − ν ε + ⋅ + ⋅ = ⎜ ⎟ y x 1 −ν 2 ⎝ ∂y 2 1 −ν 2 ∂x 2 ⎠

(

(9.3)

)

d’où l’expression des moments de flexion M xx et M yy à partir des équations d’équilibre correspondantes : M xx ⋅ dy =

e 2

∫e σ xx ⋅ z ⋅ dzdy

−

M yy ⋅ dx =

2 e 2

(9.4)

∫e σ yy ⋅ z ⋅ dzdx

−

2

En injectant (9.3) dans (9.4), on obtient finalement :

⎛ ∂ 2w ∂ 2w ⎞ M xx = −D ⋅ ⎜ 2 + ν ⋅ 2 ⎟ ∂y ⎠ ⎝ ∂x ⎛ ∂ 2w ∂ 2w ⎞ M yy = −D ⋅ ⎜ 2 + ν ⋅ 2 ⎟ ∂x ⎠ ⎝ ∂y

(9.5)

186

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E 1 −ν 2

∫e

−

z 2 ⋅ dz =

Ee 3 . 12 (1 −ν 2 )

2

On notera que le paramètre D est assimilable au terme EI de la théorie des poutres, la valeur e 3 12 correspondant à l’inertie d’une section rectangulaire de largeur unitaire. Encore une fois, on retrouve la similitude avec cette théorie puisque (9.5) est analogue à (6.7). De la même façon et d’après (3.11), (3.20) et (9.1), on aura pour la contrainte de cisaillement :

A

avec D =

e 2


⎛ ∂v ∂u ⎞ ∂ 2w τ xy = G ⋅ γ xy = G ⋅ ⎜ + ⎟ = −2G ⋅ z ⋅ (9.6) ∂x ∂y ⎝ ∂x ∂y ⎠ On sait par ailleurs que ces contraintes de cisaillement, intégrées sur l’épaisseur, s’équilibrent avec un moment de torsion noté M xy :

M xy =

e 2

∫e τ xy ⋅ z ⋅ dz

−

(9.7)

2

d’où M xy = −

Ge 3 ∂ 2w ⋅ 6 ∂x ∂y

(9.8)

soit en fonction de D :

M xy = −D (1 −ν ) ⋅

∂ 2w ∂x ∂y

(9.9)

■■ Relations moments-contraintes


Les relations (9.3) et (9.5) ayant des termes communs, les contraintes normales peuvent être directement reliées aux moments de flexion M xx et M yy par : 12 z ⋅ M xx σ xx = e3 (9.10) 12 z ⋅ M yy σ yy = e3 e⎞ ⎛ ce qui donne pour les fibres extrêmes de la plaque ⎜ z = ± ⎟ : 2⎠ ⎝

σ xx = ± σ yy = ±

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6 M xx e2 6 M yy

(9.11)

e2 187

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L’expression (9.11) est de plus tout à fait équivalente à celle utilisée pour la vérification des poutres en flexion simple. En effet, (9.10) peut être aisément retrouvée à partir de (8.79) en posant que l’inertie I est égale à e 3 12 . De même et pour la contrainte de cisaillement, (9.6) et (9.8) permettent de déduire : 12 z ⋅ M xy τ xy = (9.12) e3 e soit pour z = ± : 2 6 M xy τ xy = ± 2 (9.13) e ■■ Flexion des plaques sous charges latérales réparties

En étudiant l’équilibre d’un tronçon de plaque soumis à une charge répartie q , on obtient :

En sommant les forces par rapport à l’axe z z

q y

x

Ty +

∂T Tx + x dx ∂x

e

∂T y ∂y

dy

Tx Ty dx

dy Figure 9.3 – Sommation des forces par rapport z.

∂T y ⎞ ⎛ ∂Tx ⎞ ⎛ dx ⎟ ⋅ dy − Tx ⋅ dy + ⎜T y + dy ⎟ ⋅ dx − T y ⋅ dx + q ⋅ dx ⋅ dy = 0 ⎜Tx + ∂x ∂y ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ d’où après simplification :

∂Tx ∂T y + = −q ∂x ∂y

(9.14)

188

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En sommant les moments par rapport à l’axe y z

q y M xy

x

M xx +

M xx

∂M xx dx ∂x

M xy +

∂M xy ∂y

Tx

e

A

dy

dx dy Figure 9.4 – Sommation des moments par rapport à l’axe y.

∂M xy ⎞ ⎛ ∂M xx ⎞ ⎛ Tx ⋅ dy ⋅ dx = 0 dx ⎟ ⋅ dy − M xx ⋅ dy + ⎜ M xy + dy ⎟ ⋅ dx − M xy ⋅ dx −T ⎜ M xx + ∂x ∂y ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ d’où après simplification : ∂M xx ∂M xy (9.15) + = Tx ∂x ∂y

De la même manière et en étudiant l’équilibre suivant l’axe x, on trouvera comme troisième équation d’équilibre :


∂M xy ∂x

+

∂M yy ∂y

= Ty

(9.16)

En reportant (9.15) et (9.16) dans (9.14), on déduit :

∂ ⎛ ∂M xx ∂M xy + ⎜ ∂x ⎝ ∂x ∂y

⎞ ∂ ⎛ ∂M xy ∂M yy + ⎟+ ⎜ ∂y ⎠ ∂y ⎝ ∂x

⎞ ⎟+q =0 ⎠

(9.17)

Soit

∂ 2 M xy ∂ 2 M yy ∂ 2 M xx 2 + + = −q ∂x 2 ∂x ∂y ∂y 2

(9.18)

En injectant maintenant (9.5) et (9.9) dans (9.18), on obtient la deuxième forme de cette équation en fonction de w :

9782100544639.indb 189

189

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∂ 4w ∂ 4w ∂ 4w q 2 + + = = ΔΔ ( w ) ∂x 4 ∂x 2 ∂y 2 ∂y 4 D

(9.19)

L’expression (9.19) est en fait une extension de la relation (6.9) relative à la théorie des poutres élancées. 9.1.2 Théorie des plaques épaisses

La théorie de Henky-Mindlin relative aux plaques épaisses s’applique quand les rapports dimensions-épaisseur sont compris entre 4 et 201 (cf. [5]). z , w( x, y )

y , v ( x, y )

θx

θy

e

a x, u ( x, y )

b

Figure 9.5 – Plaques épaisses de côtés a, b.

La prise en compte du cisaillement transverse revient à considérer que les points situés sur la normale au plan moyen de la plaque ne sont plus forcément sur cette même normale après déformation. Les déplacements horizontaux sont alors fonction de rotations θ x ( x , y ) et θ y ( x , y ) mesurées par rapport à la normale au plan moyen non déformé d’où : u = u ( x, y ) = z ⋅θ x ( x, y ) (9.20) v = v ( x, y ) = z ⋅θ y ( x, y ) Les déformations relatives à la flexion sont par définition égales à :

{ε f }

⎧ ∂θ ⎫ ⎧ ∂u ⎫ x ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ∂ x ∂ x ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎧ε xx ⎫ ⎪⎪ ∂θ y ⎪⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ∂v ⎪ = ⎨ε yy ⎬ = ⎨ ⎬ ⎬ = z ⋅⎨ ∂y ⎪γ ⎪ ⎪ ∂y ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ xy ⎭ ⎪ ∂v ∂u ⎪ ⎪ ∂θ y ∂θ x ⎪ + ⎪ ⎪ + ⎪ ⎪ ∂y ⎪⎭ ⎪⎩ ∂x ⎩ ∂x ∂y ⎭

(9.21)

a b 1. 4 < ; < 20 . e e

190

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Supposant les déformations liées au cisaillement transverse constantes sur l’épaisseur, il est alors possible d’écrire que : ⎧ ∂w ⎫ +θy ⎪ ⎪ γ ⎧ yz ⎫ ⎪ ∂y ⎪ {ε c } = ⎨ ⎬ = ⎨ ⎬ ⎩γ xz ⎭ ⎪ ∂w + θ ⎪ x ⎪⎭ ⎩⎪ ∂x

(9.22)

(

)

Par conséquent, la non prise en compte du cisaillement transverse i .e . γ yz = γ xz = 0 ∂w ∂w et θ y = − revient à poser θ x = − ce qui permet de retrouver (9.1) à partir ∂x ∂y

A

de (9.20). L’hypothèse de contrainte plane nous permet donc de déduire :

Pour la flexion

{σ f }

⎧ ∂θ ⎫ x ⎪ ⎡ ⎤ ⎪ ∂x ⎪ ⎢1 ν ⎧σ xx ⎫ 0 ⎥ ⎪ ⎪⎪ ⎥ ⎪⎪ ∂θ y Ez ⎢ ⎪ ⎪ ν = ⎨σ yy ⎬ = 1 0 ⋅ ⎨ ⎬ = ⎡⎣ H f ⎤⎦ ⋅ ε f ⎢ ⎥ 2 − ν y ∂ 1 ⎪τ ⎪ ⎪ ⎢ 1 −ν ⎥ ⎪ ⎩ xy ⎭ ⎢0 0 ⎥ ⎪ ∂θ y ∂θ x ⎪ ⎣ 2 ⎦ ⎪ + ⎪ ∂y ⎪⎭ ⎪⎩ ∂x

{ }

(9.23)

Pour le cisaillement

⎧ ∂w ⎫ +θy ⎪ ⎧τ yz ⎫ ⎡1 0 ⎤ ⎪⎪ ∂y E ⎪ {σ c } = ⎨ ⎬ = ⎬ = [ H c ] ⋅ {ε c } ⎢ ⎥⋅⎨ ⎩τ xz ⎭ 2 (1 + ν ) ⎣0 1 ⎦ ⎪ ∂w + θ ⎪ x ⎪⎩ ∂x ⎪⎭

(9.24)

L’énergie de déformation élastique totale sera alors égale à la somme des énergies de flexion et de cisaillement : © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

W =

T 1 1 {ε } ⋅ {σ } ⋅ dV = ∫ ε f ∫ 2V 2V

{ } ⋅ {σ f } ⋅ dV + k2 ∫ {ε c } T

T

⋅ {σ c } ⋅ dV

(9.25)

V

avec k : facteur de correction de cisaillement. Ce coefficient k est généralement pris égal à 5/6 ce qui correspond à la section d’effort tranchant d’une section rectangulaire. Cela signifie que la théorie de HenkyMindlin s’apparente à celle de Timoshenko relative aux poutres avec cisaillement transverse (cf. § 6.3.2). W =

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1 εf 2 V∫

T

{ }

T k ⋅ ⎡⎣ H f ⎤⎦ ⋅ ε f ⋅ dS ⋅ dz + ∫ {ε c } [ H c ] ⋅ {ε c } ⋅ dS ⋅ dz 2

{ }

(9.26)

V

191

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soit après intégration sur l’épaisseur : W =

1 εf 2 ∫S

T

{ }

T k ⋅ ⎡⎣ H 1 f ⎤⎦ ⋅ ε f ⋅ dS + ∫ {ε c } ⋅ [ H 1c ] ⋅ {ε c } ⋅ dS (9.27) 2

{ }

S

⎡ ⎤ ⎢1 ν 0 ⎥ ⎢ ⎥ Ee 3 ⎡⎣ H 1 f ⎤⎦ = 0 ⎥ ν 1 ⎢ 2 12 (1 −ν ) ⎢ 1 −ν ⎥ ⎢0 0 ⎥ 2 ⎦ ⎣

avec

[ H 1c ] =

Eek ⎡1 0 ⎤ ⎢ ⎥ 2 (1 + ν ) ⎣0 1 ⎦

9.2 Exemple 9 : plaque simplement appuyée sur 4 côtés Soit une plaque rectangulaire de largeur a, de longueur b et d’épaisseur e subissant une charge répartie transversale q , on désire calculer le déplacement vertical w et les moments M xx et M yy au centre de la plaque en fonction d’une densité de maillage variable (2 ¥ 2, 4 ¥ 4, etc.), le but étant comparer les résultats à ceux de la théorie des plaques. L’effet du cisaillement sera dans ce cas négligé. 2b

A

y Appuis simples

2a

Appuis simples

Appuis simples

a

Appuis simples b x Figure 9.6 – Exemple 9 : plaque simplement appuyée en flexion.

Les bords de la plaque étant simplement appuyés, les déplacements w et les moments sont nuls sur tout le contour. D’après (9.5), on a par rapport à : 192

9782100544639.indb 192

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• x (y = 0)

( w ) x =0 = 0 ⎛ ∂ 2w ⎛ ∂ 2w ∂ 2w ⎞ ∂ 2w ⎞ = ν ν 0 + ⋅ ⇔ + ⋅ ⎜ ⎟ ⎟ 2 2 ∂y 2 ⎠ x =0 ∂y 2 ⎠ x =0 ⎝ ∂x ⎝ ∂x

( M xx )x =0 = 0 = −D ⋅ ⎜

(9.28)

• y (x = 0) 2

2

( M yy ) y =0 = 0 = −D ⋅ ⎜ ∂∂yw2 +ν ⋅ ∂∂xw2 ⎟ ⎛ ⎝

⎞ ⎠ y =0

⎛ ∂ 2w ∂ 2w ⎞ =0 ⇔ ⎜ 2 +ν ⋅ 2 ⎟ ∂x ⎠ y =0 ⎝ ∂y

(9.29)

A

( w ) y =0 = 0

Pour résoudre l’équation générale des plaques (9.19) avec ce type de conditions d’appui, une méthode consiste à décomposer les fonctions de déplacement et de charge en séries de fonctions sinus. On pose alors que :

⎛ m ⋅π ⋅ x ⎞ ⎛ n ⋅π ⋅ y ⎞ w ( x , y ) = ∑ ∑ amn ⋅ sin ⎜ ⎟ ⋅ sin ⎜ ⎟α ⎝ 2b ⎠ ⎝ 2a ⎠ m =1 n =1

(9.30)

⎛ m ⋅π ⋅ x ⎞ ⎛ n ⋅π ⋅ y ⎞ q ( x , y ) = ∑ ∑ qmn ⋅ sin ⎜ ⎟ ⋅ sin ⎜ ⎟α ⎝ 2b ⎠ ⎝ 2a ⎠ m =1 n =1

(9.31)

∞

∞

∞

∞

avec amn et qmn constantes. Après calculs, ceci permet de trouver :

Pour les déplacements (cf. [6])

⎛ n ⋅π ⋅ y ⎞ ⎛ m ⋅π ⋅ x ⎞ ⋅ sin ⎜ sin ⎜ ⎟ ⎟ 16 ⋅ q ⎝ 2b ⎠ α ⎝ 2a ⎠ w ( x, y ) = 6 ∑ ∑ 2 π ⋅ D m =1 n =1 ⎛ m2 n2 ⎞ m ⋅n ⋅⎜ + ⎟ ⎜ ( 2 a )2 ( 2b )2 ⎟ ⎝ ⎠ ∞

∞

(9.32)


Pour les moments ⎛ ∂ 2w ∂ 2w ⎞ M xx ( x , y ) = −D ⋅ ⎜ 2 + ν ⋅ 2 ⎟ ∂y ⎠ ⎝ ∂x 16 ⋅ q ∞ ∞ ⎛ m 2π 2 n 2π 2 + ν M xx ( x , y ) = 6 ∑ ∑ ⎜ π m =1 n =1 ⎜⎝ ( 2a )2 ( 2b )2

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⎛ n ⋅π ⋅ y ⎞ ⎛ m ⋅π ⋅ x ⎞ ⎞ sin ⎜⎝ 2 a ⎟⎠ ⋅ sin ⎜⎝ 2b ⎟⎠ (9.33) ⎟ 2 ⎟ ⎛ m2 ⎠ n2 ⎞ m ⋅n ⋅⎜ + ⎟ ⎜ ( 2 a )2 ( 2b )2 ⎟ ⎝ ⎠

193

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⎛ ∂ 2w ∂ 2w ⎞ M yy ( x , y ) = −D ⋅ ⎜ 2 + ν ⋅ 2 ⎟ ∂x ⎠ ⎝ ∂y ⎛ n 2π 2 16 ⋅ q m 2π 2 + ν M yy ( x , y ) = 6 ∑ ∑ ⎜ π m =1 n =1 ⎜⎝ ( 2b )2 ( 2 a )2 ∞

∞


⎛ n ⋅π ⋅ y ⎞ ⎛ m ⋅π ⋅ x ⎞ ⎞ sin ⎜⎝ 2 a ⎟⎠ ⋅ sin ⎜⎝ 2b ⎟⎠ (9.34) ⎟ 2 ⎟ ⎛ m2 ⎠ n2 ⎞ m ⋅n ⋅⎜ + ⎟ ⎜ ( 2 a )2 ( 2b )2 ⎟ ⎝ ⎠

9.2.1 Plaque carrée de 2 m de côté

Appliquer à une plaque carrée de 2 m de côté avec des séries de 10 termes1, (9.32), (9.33) et (9.34) avec E = 2.1 1011 N/m2, n = 0.0, q = –1 104 N/m2, a = b = 1 m, e = 0.02 m permettront d’obtenir au centre de la plaque : w ( a,b ) = −0.00464 m M xx ( a,b ) = M yy ( a,b ) = −1476 Nm

Figure 9.7 – Plaque 2 ¥ 2 m – Déformée (Mathcad) w ( x , y ) .

Figure 9.8 – Plaque 2 ¥ 2 m – Moment (Mathcad) M xx ( x , y ) .

1. Les termes de ces séries doivent être impairs.

194

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Il est cependant important de préciser que les moments et autres efforts sont indiqués par unité de longueur le long de l’axe considéré et non autour de l’axe comme cela a été le cas lors de l’étude des systèmes de poutres. 9.2.2 Plaque rectangulaire de 2 m ¥ 4 m

De même, l’étude d’une plaque rectangulaire de caractéristiques identiques1 mais de longueur 4 m donnera au point A :

A

w ( a,b ) = −0.01053 m

M xx ( a,b ) = −4073 N.m M yy ( a,b ) = −1865 N.m


Figure 9.9 – Plaque 2 ¥ 4 m – Déformée (Mathcad) w ( x , y ) .

Figure 9.10 – Plaque 2 ¥ 4 m – Moment (Mathcad)

M xx ( x , y ) .

1. À l’exception du coefficient de Poisson qui vaut dans ce cas 0.3.

9782100544639.indb 195

195

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Figure 9.11 – Plaque 2 ¥ 4 m – Moment (Mathcad)

M yy ( x , y ) .

9.2.3 Maillage 2 ¥ 2

La division de chacun des côtés de la plaque de la figure 9.6 en deux segments entraîne la génération de quatre éléments. De plus et du fait de la symétrie, il est possible de réduire le problème à un seul élément. On pourra par exemple conserver celui formant le coin supérieur gauche de la plaque. On a donc : β1 y = β3 x = β 4 x = β 4 y = 0 . Les conditions d’appui nous permettent également de poser que w1 = w2 = w3 = 0 . Le problème se résume donc à cinq inconnues. y 1

2

x

a

3

b

4

Figure 9.12 – Élément plaque de côtés a ¥ b.

Par ailleurs et plutôt que de se servir de l’élément de plaque C1 décrit au chapitre 7.2.2 et qui reste relativement compliqué à mettre en œuvre, on préférera utiliser un élément Q4 (cf. § 7.2.1) comportant trois champs de déplacement indépendants w( x , y ) , θ x ( x , y ) , θ y ( x , y ) (cf. [7]), qui sous leurs formes isoparamétriques s’écrivent :

196

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9.2 Exemple 9 : plaque simplement appuyée sur 4 côtés 4

w(ξ ,η ) = ∑ N i ⋅ wi i =1 4

θ x (ξ ,η ) = ∑ N i ⋅ βiy

(9.35)

i =1 4

θ y (ξ ,η ) = −∑ N i ⋅ βix i =1

A

1 (1 + ξi ⋅ ξ ) ⋅ (1 + ηi ⋅η ) . 4

avec N i =

■■ Calcul de la matrice jacobienne et de son inverse

La formulation de cet élément étant analogue à celle utilisée au chapitre 8.1.1, le jacobien est égal d’après (8.6) et (8.7) à : 1 ⎡(1 + η ) − (1 + η ) − (1 − η ) [J]= ⎢ 4 ⎣(1 + ξ ) (1 − ξ ) − (1 − ξ )

⎡ x1 (1 − η ) ⎤ ⎢⎢ x2 ⎥⋅ − (1 + ξ ) ⎦ ⎢ x3 ⎢ ⎣ x4

y1 ⎤ ⎡b y2 ⎥ ⎢ 2 ⎥=⎢ y3 ⎥ ⎢ 0 ⎥ y 4 ⎦ ⎢⎣

⎤ 0⎥ ⎥ (9.36) a⎥ 2 ⎥⎦


Son determinant et son inverse ont donc pour expressions : ⎡2 ⎤ ⎢a 0⎥ ab −1 det [ J ] = [ J ] = ⎢ ⎥ 4 ⎢0 2⎥ ⎢⎣ b ⎥⎦ d’où : ∂ Ni 2 ∂ Ni = ∂x a ∂ξ ∂ Ni 2 ∂ Ni = b ∂η ∂y

(9.37)

(9.38)

■■ Matrice de rigidité en repère local

Reprenant l’expression de l’énergie de déformation (9.27) : W =

1 εf 2 ∫S

T

{ }

T k ⋅ ⎡⎣ H 1 f ⎤⎦ ⋅ ε f ⋅ dS + ∫ {ε c } ⋅ [ H 1c ] ⋅ {ε c } ⋅ dS (9.39) 2

{ }

S

La matrice de rigidité en repère local sera obtenue en posant :

[k1 ] = ⎡⎣k1 f ⎤⎦ + [k1c ] = 1 1

∫

T

∫ ⎡⎣B f ⎤⎦ ⋅ ⎡⎣H 1 f ⎤⎦ ⋅ ⎡⎣B f ⎤⎦ ⋅ det [ J ] ⋅ d ξ dη +

−1 −1

9782100544639.indb 197

1 1

T ∫ ∫ [ Bc ] ⋅ [ H 1c ] ⋅[ Bc ] ⋅ det [ J ] ⋅ d ξ dη

(9.40)

−1 −1

197

09/02/10 14:58



avec : ⎡ ⎤ ⎢1 ν 0 ⎥ ⎢ ⎥ Ee 3 0 ⎥ ν 1 • ⎡⎣ H 1 f ⎤⎦ = ⎢ 2 12 (1 −ν ) ⎢ 1 −ν ⎥ ⎢0 0 ⎥ 2 ⎦ ⎣ • [ H 1c ] =

Eek ⎡1 0 ⎤ ⎢ ⎥ 2 (1 + ν ) ⎣0 1 ⎦

{ }

• ε f = ⎡⎣ B f ⎤⎦ ⋅ {q1} = ⎡⎣ B f 1 B f 2 B f 3

• {ε c } = [ Bc ] ⋅ {q1} = ⎡⎣ Bc1

Bc 2

Bc 3

⎧ w1 ⎫ ⎪β ⎪ ⎡ ⎪ 1x ⎪ 0 ⎢0 ⎪ β1 y ⎪ ⎢ ⎪ ⎪ 2 ∂ Ni ⎪ . ⎪ ⎢ B f 4 ⎤⎦ ⋅ ⎨ ; ⎡⎣ B fi ⎤⎦ = ⎢0 − ⎬ a ∂η ⎪ . ⎪ ⎢ ⎪ w4 ⎪ ⎢0 − 2 ∂ N i ⎪ ⎪ ⎢⎣ b ∂ξ ⎪β4 x ⎪ ⎪β4 y ⎪ ⎩ ⎭

Bc 4 ⎤⎦ ⋅ {q1}

⎡ 2 ∂ Ni ⎢ a ∂η ; [ Bci ] = ⎢ ⎢ 2 ∂ Ni ⎢⎣ b ∂ξ

−N i 0

2 ∂ Ni ⎤ b ∂ξ ⎥⎥ ⎥ 0 ⎥ ⎥ 2 ∂ Ni ⎥ a ∂η ⎥⎦

⎤ 0⎥ ⎥ Ni ⎥ ⎥⎦

■■ Intégration réduite – blocage en cisaillement

L’élément décrit précédemment qui est basé sur la théorie de Henky-Mindlin, est de par sa conception, adapté au calcul des plaques épaisses. Il devrait donc se révéler peu efficace dans la mesure où notre plaque a un élancement géométrique égal à 100. L’expérience montre d’ailleurs que les résultats donnés par ce type d’élément se détériorent très rapidement lorsque l’allongement augmente. Il s’avère en fait que la part de rigidité relative au cisaillement [ k1c ] est très surévaluée dans ce cas d’où la notion de blocage en cisaillement1. Pour pallier ce problème et afin de permettre une utilisation sans restriction de ce type d’élément, une technique consiste à sous intégrer [ k1c ] . On parlera alors d’intégration réduite. De plus et dans la mesure où les termes relatifs à la flexion ⎡⎣k1 f ⎤⎦ sont intégrés de manière exacte (2 ¥ 2 points de Gauss pour notre Q4), elle est dite sélective car réservée uniquement au cisaillement. 1. Shear locking en anglais. Ce verrouillage en cisaillement doit être analysé avec précaution dans la mesure où celui-ci peut amener à des erreurs grossières.

198

9782100544639.indb 198

09/02/10 14:58



Dans notre cas, les termes associés à θ x et θ y seront intégrés avec deux points de Gauss dans la direction considérée et un seul perpendiculairement. Par exemple, ceci donnera pour le terme 2,2 de la matrice [ k1c ] : 1 1

Eek ab N12 ⋅ d ξ dη 2 (1 + ν ) 4 −∫1 −∫1 =1

3 2 2 2 ⎞⎤ Eek ab ⎡ 1 ⎞ 1 ⎞ 2 ⎛ 2 ⎛ 1 ⎞ ⎛⎛ ⋅ ⎢2 ⋅1 ⋅ ⎜ ⎟ ⎜ ⎜1 + 1 + 0 ) + ⎜1 − 1 + 0) ⎟⎥ = ( ( ⎟ ⎟ ⎟⎥ 2 (1 + ν ) 4 ⎢ 3⎠ 3⎠ ⎝ 4 ⎠ ⎜⎝ ⎝ ⎝ ⎠⎦ ⎣

(9.41)

A

k1c 22 =

À titre de comparaison et si une intégration à 2 ¥ 2 points avait été faite, le terme entre crochets dans (9.41) aurait valu 4/9 au lieu de 1/3. La nouvelle matrice de rigidité ainsi obtenue par intégration réduite sera notée [k1, réduite] dans ce qui suit. ■■ Vecteur charges en repère local

La charge répartie s’appliquant transversalement, soit suivant l’axe z, seuls les degrés de liberté associés à cette direction sont intéressés par ce calcul. Le vecteur des charges nodales peut alors être établi en ne prenant en compte que les déplacements verticaux w , soit d’après (4.18) : T

{ f zs } = ∫s [ N ] ⋅ { f s } ⋅ dS 2

1 1

=

∫

∫ ⎡⎣ N1

N2

N3

−1 −1

T

N 4 ⎤⎦ ⋅ ( −q ) ⋅ det [ J ] ⋅ d ξ dη

(9.42)

On trouve ainsi pour chacun des nœuds de l’élément : f1z = f 2 z = f 3 z = f 4 z = − ■■ Résolution du système

qab . 4

[ K ]{q} = {F }


Le repère local de l’élément étant confondu avec le repère global, il n’a donc pas lieu d’effectuer de changement de base. Le système peut donc être résolu directement en posant [K ] = [k1, réduite] matrice de rigidité de l’élément 1 obtenue par intégration réduite et {F } = { f zs } . □□ Plaque carrée

Dans le cas de la plaque carrée, l’écriture de cette matrice [K ] = [k1, réduite] est considérablement simplifiée par le fait de la prise en compte de ν = 0 . On obtient après intégration :

9782100544639.indb 199

199

09/02/10 14:58

40a −40a ⎡160 ⎢ 24e 2 + 20a 2 −6e 2 ⎢ ⎢ ⎢ 24e 2 + 20a 2 ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ Ee ⎢ 576 ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ SYM ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ ⎢⎣

9782100544639.indb 200

−6e 2

−40a 6e 2

10a 2 6e 2 −40a 24e 2 + 20a 2

−20a −40a 160

20a

−80

−40a

6e 2

−12e 2 + 5a 2

−20a 40a

−40

−6e 2

24e 2 + 20a 2

20a

−40

20a

20a

−80

160

24e 2 + 20a 2 40a

−40a

40a

160

10a 2

6e 2

−6e 2

−20a

−12e 2 + 5a 2 20a

6e 2

20a

24e 2 + 20a 2 −20a

40a −12e 2 + 10a 2

−40

−12e 2 + 10a 2 −20a

40a

−20a

−40

20a

⎤ ⎥ −12e 2 + 10a 2 6e 2 ⎥ ⎥ ⎥ −6e 2 10a 2 ⎥ ⎥ −20a −20a ⎥ ⎥ −12e 2 + 5a 2 −6e 2 ⎥ −6e 2 −12e 2 + 5a 2 ⎥ ⎥ ⎥ (9.43) 20a −40a ⎥ ⎥ 2 2 10a −6e ⎥ ⎥ 6e 2 −12e 2 + 10a 2 ⎥ ⎥ 40a 40a ⎥ ⎥ 24e 2 + 20a 2 6e 2 ⎥ ⎥ 2 2 24e + 20a ⎥⎦

−40a

9 • Éléments de plaque 9.2 Exemple 9 : plaque simplement appuyée sur 4 côtés

200

09/02/10 14:58



Après introduction des conditions aux limites w1 = w2 = w3 = 0 et β1 y = β3 x = β 4 x = β 4 y = 0 β1 y = β3 x = β 4 x = β 4 y = 0 , le système devient : 40a ⎤ ⎧ β1x ⎫ ⎥ 20a ⎥ ⎪⎪ β 2 x ⎪⎪ ⎪ ⎪ 20a ⎥ ⎨ β 2 y ⎬ ⎥ 40a ⎥ ⎪ β3 y ⎪ ⎪ ⎪ 160 ⎥⎦ ⎪⎩ w4 ⎪⎭

⎧ 0 ⎫ ⎪ 0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 0 ⎪ =⎨ ⎬ ⎪ 0 ⎪ ⎪ qa 2 ⎪ ⎪− ⎪ ⎩ 4 ⎭

A (9.44)

10a 2 6e 2 −6e 2 ⎡24e 2 + 20a 2 ⎢ 10a 2 24e 2 + 20a 2 6e 2 −6e 2 Ee ⎢ ⎢ −6e 2 6e 2 24e 2 + 20a 2 10a 2 576 ⎢ 6e 2 10a 2 24e 2 + 20a 2 −6e 2 ⎢ ⎢ 40a 20a 20a 40a ⎣

Ce qui permet d’obtenir après résolution :

⎧ ⎫ 6 a 3 (11e 2 + 5a 2 ) ⎪ ⎪ e2 ⎪ ⎪ ⎧ β1x ⎫ 42 a 3 ⎪ ⎪ ⎪β ⎪ ⎪ ⎪ 3 ⎪⎪ 2 x ⎪⎪ 42 a q ⎪ ⎪ β = ⎨ 2y ⎬ ⎬ 2 + 25a 2 ⎨ 3 2 2 Ee 48 e ( )⎪ 6 a (11e + 5a ) ⎪β ⎪ ⎪ ⎪ 3y ⎪ ⎪ ⎪ 2 e ⎪⎩ w4 ⎪⎭ ⎪ ⎪ 2 4 2 2 4 ⎪− 3a ( 72e + 110a e + 25a ) ⎪ ⎪⎩ ⎪⎭ 5e 2

(9.45)

soit w4 = −0.357 ⋅10−2 m ; β1x = β3 y = 0.714 ⋅10−2 rad ; β 2 x = β 2 y = 0.399 ⋅10−5 rad . © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

□□ Plaque rectangulaire

En appliquant la même démarche au cas de la plaque rectangulaire, on déduit pour les déplacements et rotations : w4 = −0.8233 ⋅10−2 m

β1x = 0.1646 ⋅10−1 rad ; β 2 x = 0.202 ⋅10−5 rad ; β 2 y = 0.4041 ⋅10−5 rad ; β3 y = 0.8227 ⋅10−2 rad ■■ Moments – contraintes de flexion

Les contraintes de flexion sont obtenues à partir de la relation contrainte – déformation (9.23) :

9782100544639.indb 201

201

09/02/10 14:59


{σ f }


⎧ ∂θ ⎫ x ⎪ ⎡ ⎤ ⎪ ∂x ⎪ ⎢1 ν ⎧σ xx ⎫ 0 ⎥ ⎪ ⎪⎪ ⎥ ⎪⎪ ∂θ y Ez ⎢ ⎪ ⎪ ν = ⎨σ yy ⎬ = 1 0 ⋅ ⎨ ⎬ ⎢ ⎥ 2 ∂y ⎪ τ ⎪ 1 −ν ⎢ ⎪ ⎪ ⎥ ν − 1 ⎩ xy ⎭ ⎢0 0 ⎥ ⎪ ∂θ y ∂θ x ⎪ ⎣ 2 ⎦ ⎪ + ⎪ ∂y ⎪⎭ ⎪⎩ ∂x

(9.46)

{σ f } = ⎡⎣H f ⎤⎦ ⋅ {ε f } = ⎡⎣H f ⎤⎦ ⋅ ⎡⎣B f ⎤⎦ ⋅ {q1}

e avec z correspondant aux fibres inférieure et supérieure de la plaque, soit z = ± . 2 ⎧σ xx ⎫ ⎧ M xx ⎫ ⎪ ⎪ 12 z ⎪ ⎪ On sait par ailleurs d’après (9.10) et (9.12) que ⎨σ yy ⎬ = 3 ⎨ M yy ⎬ ce qui per⎪τ ⎪ e ⎪ M ⎪ ⎩ xy ⎭ ⎩ xy ⎭ met de déduire pour les moments :

⎧ M xx ⎫ ⎪ ⎪ ⎨ M yy ⎬ = ⎡⎣ H 1 f ⎤⎦ ⋅ ⎡⎣ B f ⎤⎦ ⋅ {q1} ⎪M ⎪ ⎩ xy ⎭

(9.47)

Pour l’exemple de la plaque carrée, les expressions obtenues pour les moments sont : ⎧ M xx ⎫ ⎧ ⎫ e 2 ( 4η − 18 ) + 5a 2 (η − 1) 2 qa ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ 2 2 −e ( 4ξ + 18 ) − 5a (ξ + 1) ⎨ M yy ⎬ = ⎬ 2 + 25a 2 ⎨ 4 48 e ( ) ⎪2e 2 ( 4ξ − 4η − 8) + 10a 2 (ξ − η − 2 )⎪ ⎪M ⎪ ⎩ ⎭ ⎩ xy ⎭ soit en fonction des coordonnées x, h :

ξ = −1;η = 1 ⎧ M xx ⎫ ⎧−0.56 N.m ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {M } = ⎨ M yy ⎬ = ⎨−0.56 N.m ⎬ ⎪ M ⎪ ⎪ −999 N.m ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

ξ = 1;η = 1 ⎧ M xx ⎫ ⎧ −0.56 N.m ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {M } = ⎨ M yy ⎬ = ⎨−1000 N.m ⎬ ⎪ M ⎪ ⎪ −499 N.m ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

ξ = 0 ;η = 0 ⎧ M xx ⎫ ⎧−500 N.m ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {M } = ⎨ M yy ⎬ = ⎨−500 N.m ⎬ ⎪ M ⎪ ⎪−499 N.m ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩ 202

9782100544639.indb 202

ξ = −1;η = −1 ⎧ M xx ⎫ ⎧−1000 N.m ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {M } = ⎨ M yy ⎬ = ⎨ −0.56 N.m ⎬ ⎪ M ⎪ ⎪ −499 N.m ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

ξ = 1;η = −1 ⎧ M xx ⎫ ⎧−1000 N.m ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {M } = ⎨ M yy ⎬ = ⎨ −1000 N.m ⎬ ⎪M ⎪ ⎪ 0 N.m ⎪⎭09/02/10 ⎩ xy ⎭ ⎩

14:59

ξ = 0 ;η = 0 ⎧ M xx ⎫ ⎧−500 N.m ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {M } = ⎨ M yy ⎬ = ⎨−500 N.m ⎬ 9 • Éléments de plaque 9.2 Exemple 9 : plaque ⎪ M ⎪ ⎪−499 N.m ⎪ ⎭simplement appuyée sur 4 côtés ⎩ xy ⎭ ⎩

ξ = −1;η = −1

ξ = 1;η = −1

⎧ M xx ⎫ ⎧−1000 N.m ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {M } = ⎨ M yy ⎬ = ⎨ −0.56 N.m ⎬ ⎪ M ⎪ ⎪ −499 N.m ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

⎧ M xx ⎫ ⎧−1000 N.m ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {M } = ⎨ M yy ⎬ = ⎨ −1000 N.m ⎬ ⎪M ⎪ ⎪ 0 N.m ⎪⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

e d’où les valeurs des contraintes pour z = + : 2 ξ = −1;η = 1

⎧σ xx ⎫ ⎧ ≈ 0 ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨ − 15 MPa ⎬ ⎪ τ ⎪ ⎪−7.5 MPa ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

⎧σ xx ⎫ ⎧ ≈ 0 ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨ ≈ 0 ⎬ ⎪ τ ⎪ ⎪−15 MPa ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

A

ξ = 1;η = 1

ξ = 0 ;η = 0 ⎧σ xx ⎫ ⎧−7.5 MPa ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨−7.5 MPa ⎬ ⎪ τ ⎪ ⎪−7.5 MPa ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

ξ = −1;η = −1 ⎧σ xx ⎫ ⎧ − 15 MPa ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨ ≈ 0 ⎬ ⎪ τ ⎪ ⎪−7.5 MPa ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

ξ = 1;η = −1 ⎧σ xx ⎫ ⎧−15 MPa ⎫ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ {σ } = ⎨σ yy ⎬ = ⎨−15 MPa ⎬ ⎪τ ⎪ ⎪ ≈ 0 ⎪ ⎭ ⎩ xy ⎭ ⎩

■■ Efforts tranchants – contraintes de cisaillement

Reprenant l’expression (9.24) liant contraintes et déformations de cisaillement :


⎧ ∂w ⎫ +θy ⎪ ⎧τ yz ⎫ ⎡1 0 ⎤ ⎪⎪ ∂y E ⎪ {σ c } = ⎨ ⎬ = ⎬ = [ H c ] ⋅ {ε c } = [ H c ] ⋅ [ Bc ] ⋅ {q1} (9.48) ⎢0 1 ⎥ ⋅ ⎨ τ + ν 2 1 w ∂ ( ) ⎣ ⎦ ⎪ +θ ⎪ ⎩ xz ⎭ x ⎪⎩ ∂x ⎪⎭ On pose que l’effort tranchant dans la direction x et y est égal à l’intégrale des contraintes de cisaillement sur l’épaisseur e . On a donc après correction des contraintes de cisaillement par le facteur k : e ⎧Txz ⎫ 2 {T } = ⎨ ⎬ = k ∫ e {σ c } ⋅ dz = k ⋅ e ⋅ {σ c } = [ H 1c ] ⋅ {ε c } = [ H 1c ] ⋅ [ Bc ] ⋅ {q1} (9.49) − ⎩T yz ⎭ 2

9782100544639.indb 203

203

09/02/10 14:59


avec [ H 1c ] =


Eek ⎡1 0 ⎤ ⎢ ⎥. 2 (1 + ν ) ⎣0 1 ⎦

9.2.4 Augmentation du maillage ■■ Plaque carrée

Les résultats obtenus au chapitre précédent n’étant pas conformes avec la théorie des plaques, il est alors nécessaire d’augmenter le maillage afin d’approcher au mieux la solution objective. Pour ce faire, chacune des lignes d’appui a été divisée en un nombre de segments pair. Tableau 9.1 – wA en fonction du maillage. Déplacement au centre de la plaque (mm) Maillage

wA

Objectif

Erreur

2¥2

–3.57

–4.64

23.06%

4¥4

–4.52

–4.64

2.59%

6¥6

–4.60

–4.64

0.86%

8¥8

–4.62

–4.64

0.43%

10 ¥ 10

–4.63

–4.64

0.22%

12 ¥ 12

–4.64

–4.64

0.00%

14 ¥ 14

–4.64

–4.64

0.00%

Il apparaît après calculs que les déplacements sont très rapidement proches de la valeur escomptée et ce dès un maillage 4 ¥ 4. Ceci était néanmoins prévisible puisque l’équation générale des plaques (9.19) suppose une fonction de déplacement w du quatrième degré. Notre élément de plaque ayant une fonction d’approximation linéaire en w , cinq points sont nécessaires pour la reconstituer soit quatre éléments. Il est donc recommandé, avec ce type d’élément, d’avoir au minimum quatre divisions entre lignes d’appui. Bien évidemment, cette règle, qui n’a rien d’absolu, varie en fonction du degré de sophistication de l’élément choisi. En effet, nous verrons au chapitre 10 qu’il sera possible d’obtenir des résultats similaires à ceux du maillage 4 ¥ 4 avec un élément dit à intégration réduite Q4R. Cet élément dont les caractéristiques sont similaires à celles du Q4 de base se différencie par une intégration réduite à un point des termes de rigidité de flexion, ceci ayant pour effet de réduire le caractère trop rigide du Q4. Pour ce qui concerne les moments M xx et M yy qui sont égaux dans ce cas, le même constat est valable pour le maillage. Ceci étant, il faut distinguer les résultats 204

9782100544639.indb 204

09/02/10 14:59



lissés et non lissés qui n’évoluent pas de la même façon. En effet et comme constaté au chapitre 8.3.5, on s’aperçoit qu’il est préférable de retenir les efforts non lissés avec des maillages peu denses. 2×2 0

4×4

6×6

Maillage 8 × 8 10 × 10 12 × 12 14 × 14

A

– 400

Moments lissés au centre de la plaque (N.m)

– 200

– 600

Mxx

– 800

Objecf Mxx

– 1 000 – 1 200 – 1 400 – 1 600 – 1 800

Figure 9.13 – Plaque carrée – Moments lissés (N.m).

Maillage 2×2 0

4×4

6×6

8 × 8 10 × 10

12 × 12 14 × 14


Moments non lissés au centre de la plaque (N.m)

– 200 – 400 – 600

Mxx – 800

Objecf Mxx

– 1 000 – 1 200 – 1 400 – 1 600

Figure 9.14 – Plaque carrée – Moments non lissés (N.m).

9782100544639.indb 205

205

09/02/10 14:59



Figure 9.15 – Déformée (Effel) – maillage 6 ¥ 6. ■■ Plaque rectangulaire

Tableau 9.2 – wA en fonction du maillage. Déplacement au centre de la plaque (mm) Maillage

w

Objectif

Erreur

2¥2

–8.23

–10.53

21.84%

4¥4

–10.39

–10.53

1.33%

6¥6

–10.44

–10.53

0.85%

8¥8

–10.48

–10.53

0.47%

10 ¥ 10

–10.50

–10.53

0.28%

12 ¥ 12

–10.51

–10.53

0.19%

14 ¥ 14

–10.52

–10.53

0.09%

Les conclusions pour la plaque rectangulaire sont tout à fait similaires à celles établies à partir des résultats du tableau 9.1, les déplacements se rapprochant de la théorie dès un maillage à quatre divisions. Concernant les moments, la progression est toujours légèrement plus lente puisque les résultats sont conformes dès six mailles pour les valeurs lissées et quatre pour celles non lissées. On notera encore une fois une meilleure convergence des résultats non lissés. 206

9782100544639.indb 206

09/02/10 14:59



A

Figure 9.16 – Moments Mxx lissés (Effel) – maillage 12 ¥ 12.

2×2 0

4×4

6×6

Maillage 8 × 8 10 × 10

12 × 12 14 × 14

– 500


Moments lissés au centre de la plaque (N.m)

– 1 000 – 1 500

Myy Objecf Myy Mxx Objecf Mxx

– 2 000 – 2 500 – 3 000 – 3 500 – 4 000 – 4 500 – 5 000

Figure 9.17 – Plaque rectangulaire – Moments lissés (N.m).

9782100544639.indb 207

207

09/02/10 14:59



Maillage 2×2 0

4×4

6×6

8 × 8 10 × 10

12 × 12 14 × 14

Moments non lissés au centre de la plaque (N.m)

– 500 – 1 000

Myy Objecf Myy Mxx Objecf Mxx

– 1 500 – 2 000 – 2 500 – 3 000 – 3 500 – 4 000 – 4 500

Figure 9.18 – Plaque rectangulaire – Moments non lissés (N.m).

9.3 Exemple 10 : plancher dalle On désire étudier le plancher dalle suivant : b

a

a a/2

a A’

Y

B

A

Appuis simples

Appuis simples

2a

X

Appuis simples Figure 9.19 – Exemple 10 : plancher dalle.

Application numérique : – a = 2 m, b = 4 m. – Module longitudinal E = 1.962 ¥ 1010 N/m2. – Coefficient de Poisson n = 0.1. – Épaisseur de la dalle e = 0.2 m. – Charge répartie transversale q = 25000 N/m2. – Conditions d’appui : appuis simples aux extrémités + 4 appuis simples (poteaux). 208

9782100544639.indb 208

09/02/10 14:59



9.3.1 Modélisation filaire

A

Dans un premier temps, une modélisation filaire de la demi-dalle est effectuée afin de se donner un référentiel de comparaison. De plus et pour être conforme aux éléments plaques de Henky-Mindlin, l’élément poutre choisi sera celui avec prise en compte de l’effet de l’effort tranchant (cf. § 6.3.3). Le modèle dont la fibre moyenne passe par le segment AA’, reconstitue donc une poutre continue de largeur a et de longueur 2 a + b. Les données à prendre en compte pour le calcul sont alors pour : a ⋅ e3 = 0.0133 m 4 . – L’inertie I z = 12 5 – La section d’effort tranchant S1, y = a ⋅ e = 0.333 m 2. 6 – La charge linéairement répartie p = q ⋅ a = 50000 N/m. y p x a

b

a

Figure 9.20 – Exemple 10 : modélisation filaire.

Sachant que la taille retenue pour chacun des éléments est de 0.5 m, les résultats obtenus sont :

Pour les déplacements

Figure 9.21 – Déformée (Effel) en mm. © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

Pour les moments

Figure 9.22 – Diagramme des moments (Effel) Mz en N.m.

9782100544639.indb 209

209

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9.3.2 Modélisation surfacique

Avec l’élément Q4 décrit au chapitre 9.2.3 et des mailles de 0.5 mètre de côté, les résultats obtenus montrent une légère divergence entre les modèles surfaciques et poutres, le déplacement vertical en B étant de 2.21 mm pour 2.11 attendu. Ceci étant, il faut relativiser ce constat dans la mesure où la flexion transversale n’est pas prise en compte par la modélisation filaire. Enfin, il y a également un effet minime dû à l’influence du coefficient de Poisson. En intégrant le moment sur une coupe correspondant à la demi-largeur de la dalle, on trouve respectivement 43685 N.m et – 44023 N.m pour les moments résultants sur appui et en milieu de travée. Comparée au modèle poutres, la résultante en travée reste conforme aux attentes. Par contre, celle sur appui diverge sensiblement de la valeur objective. Ceci peut s’expliquer par le caractère linéaire de l’élément Q4 utilisé qui engendre une progression également linéaire du moment sur son domaine. De ce fait et en raison de la forte variation sur appui, celui-ci est incapable de reconstituer correctement cette courbe. Deux options s’offrent alors à nous, soit augmenter la densité de maillage dans la direction longitudinale, soit utiliser un élément plus performant. Tableau 9.3 – Moments résultants obtenus avec différentes tailles d’éléments. Déplacement vertical en B (mm)

Moment en travée (N.m)

Moment sur appui (N.m)

Q4 – 0.50

–2.21

–44023

43685

Q4 – 0.25

–2.28

–43975

49789

Q4 – 0.17

–2.29

–43996

51846

Q9 – 0.50

–2.35

–45293

55433

On constate alors une légère évolution des déplacements et du moment en travée mais également une nette amélioration de celui sur appui. Bien évidemment, il serait illusoire de vouloir faire converger exactement les approches filaire et surfacique. Ces deux modèles, bien que comparables, n’utilisent pas les mêmes hypothèses, la théorie des poutres ne prenant pas en compte dans les contraintes normales (et donc dans les moments) les effets dus au coefficient de Poisson. Pour les quantifier, une astuce consiste à fixer « provisoirement » ν à zéro dans le modèle surfacique et de comparer les résultats à ceux du modèle avec ν réel.

210

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A


Figure 9.23 – Déformée (Effel) – éléments Q4.

Figure 9.24 – Moment longitudinal (Effel) – éléments Q4.

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211

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Largeur a 0

0

0,25

0,5

0,75

1

1,25

1,5

1,75

2

– 2 500

Moment en travée (N.m)

– 5 000 – 7 500

Q9 - 0,5

– 10 000

Q4 - 0,50

– 12 500

Q4 - 0,25

– 15 000

Q4 - 0,17

– 17 500 – 20 000 – 22 500 – 25 000

Figure 9.25 – Coupe en milieu de travée centrale. 55 000 50 000

Moment sur appui (N.m)

45 000 40 000

Q9 - 0,50

35 000

Q4 - 0,50

30 000

Q4 - 0,25

25 000

Q4 - 0,17

20 000 15 000 10 000 5 000

0 0

0,25

0,5

0,75

1

1,25

1,5

1,75

2

Largeur a Figure 9.26 – Coupe sur appui.

212

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A


Figure 9.27 – Déformée (Effel) – éléments Q9.

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A 10.1 Aspects théoriques


Une coque est un élément surfacique tridimensionnel prenant en compte simultanément les effets de membrane et de flexion. Les surfaces à modéliser peuvent être planes ou éventuellement gauches. On distinguera ainsi deux grandes familles d’éléments relatives aux coques ; les coques planes ou courbes qui sont elles-mêmes divisées en deux sous catégories : les coques peu profondes (shallow shell) ou profondes (deep shell). Du fait de son caractère tridimensionnel, l’élément coque possède six degrés de liberté par nœud. Pour les structures formées de surfaces planes telles que les bâtiments constitués de voiles en béton armé ou les ponts caissons, le recours à un élément de coque plane se justifie amplement. Ceci étant, la même démarche est généralement adoptée pour les surfaces gauches car les éléments de coques courbes qui sont difficiles à formuler, sont d’une utilisation délicate. La surface gauche est donc, dans ce cas, reconstituée par un assemblage de surfaces planes. Cette approche présente néanmoins plusieurs inconvénients. Le premier concerne la précision de cette reconstitution qui suppose des éléments de petites tailles et donc un nombre de facettes important. Les charges appliquées perpendiculairement sur ces facettes ne sont pas non plus parfaitement représentatives de la réalité du fait de la non prise en compte de la courbure dans le calcul des vecteurs charges. Comme pour les arcs maillés avec des éléments de poutres droites, on constate des « poussées au vide » liées aux efforts de membrane. Bien évidemment, ces poussées n’existent pas dans la réalité puisque ces efforts sont toujours tangents à la courbure de la coque. Le principe généralement le plus répandu pour la formulation d’un élément de coque plane consiste à considérer la superposition d’un élément de membrane à celui d’une plaque de même géométrie quadrangulaire ou triangulaire. Toutefois, cette approche suppose que ces deux effets sont découplés. L’élément membrane amenant deux degrés de liberté en translation u et v , la plaque un seul en translation w et deux en rotation β x et β y , le sixième associé à la normale au plan de la coque β z est donc absent ce qui pose un réel problème

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pour les éléments de coques coplanaires puisque les termes de rigidité associés sont nuls1. Il en résulte une singularité de la matrice de rigidité. w βx 0 0

βy

βz

0

0

0

0

0 0

0 0

0 0

0

0 0 0 0

0 0

u v

Membrane Flexion

0

0

0

0

u v w

βx βy βz

Figure 10.1 – nœud d’un élément coque (DDL)

Pour résoudre ce problème, une solution proposée par [8] consiste à associer des termes de rigidité fictifs faibles à la rotation β z assurant ainsi la stabilité numérique du système sans en perturber la solution. On pose alors que l’énergie de déformation associée à l’élément est égale à : We = We + Weβ z

(10.1)

Le principe de l’approximation polynomiale (cf. § 4.1) nous permet également d’écrire que β z peut être exprimée à partir des fonctions de forme de l’élément et des rotations nodales, soit : β z = [ N ] ⋅ {β ze } (10.2) Ainsi et pour un élément à quatre nœuds de type Q4 (cf. § 7.2.1), on aura :

β z = N 1 ⋅ β z1 + N 2 ⋅ β z 2 + N 3 ⋅ β z 3 + N 4 ⋅ β z 4

(10.3)

1 (1 + ξi ⋅ ξ ) ⋅ (1 + ηi ⋅η ) . 4 Les déformations associées étant directement dépendantes des variations de β z par rapport à x et y, on peut écrire pour un élément à n nœuds d’après (7.36) que : avec N i =

∂N i ∂N n ⎤ ⎧ ∂β z ⎫ ⎡ ∂N1 ⎧ ∂β z ⎫ . . ⎪ ⎪ ⎢ ⎪⎪ ∂x ⎪⎪ ∂ξ ∂ξ ∂ξ ⎥ −1 ⎪ ∂ξ ⎪ −1 ⎥ ⋅ {β ze } (10.4) ⎬ =[J] ⋅⎢ ⎨ ∂β ⎬ = [ J ] ⋅ ⎨ N N N β ∂ ∂ ∂ ∂ z ⎢ ⎥ i n z 1 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ . . ⎢⎣ ∂η ⎪⎩ ∂η ⎪⎭ ⎪⎩ ∂y ⎪⎭ ∂η ∂η ⎥⎦ ⎡⎣ Bβ z ⎤⎦

En s’inspirant du principe utilisé pour la construction des matrices de rigidité (cf. § 4.2.2), on déduit :

T

⎡⎣kβ z ⎤⎦ = α ⋅ ∫ ⎡⎣ Bβ z ⎤⎦ ⋅ ⎡⎣ H β z ⎤⎦ ⋅ ⎡⎣ Bβ z ⎤⎦ ⋅ dSe

(10.5)

Se

1. Certains logiciels utilisent cependant des éléments de coque à 5 DDL par nœud.

216

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Ee 3 ⎡1 0 ⎤ ⋅⎢ avec ⎡⎣ H β z ⎤⎦ = ⎥. 12 ⎣0 1 ⎦ Ee 3 provient du fait que cette démarche s’inspire de celle rete12 nue pour le calcul de la part de rigidité associée à la flexion. Le coefficient α qui varie en fonction de la précision de l’ordinateur utilisé, doit être choisi suffisamment « petit1 » pour ne pas affecter les résultats. Pour établir la matrice de rigidité d’un élément de coque plane à quatre nœuds, il suffira donc de reprendre l’expression (8.12) obtenue pour la membrane quadrangulaire au chapitre 8.1 et de l’additionner à celle de la plaque (9.40) du chapitre 9.2.3.2. On notera cependant que dans ce cas la formulation retenue pour la partie flexion, est celle de la plaque épaisse. Cet élément de coque « épaisse » reprend donc intégralement les développements relatifs au blocage en cisaillement (cf. § 9.2.3) et à la prise en compte du cisaillement transverse. Il serait également tout à fait possible de développer un élément de coque « mince » se basant la théorie de Kirchhoff. Le choix du terme


u1 v1 w1 βx1βy1 βz1 u2 v2 w2 βx2 βy2 βz2 u3 v3 w3 βx3 βy3 βz3 u4 v4 w4 βx4 βy4 βz4

Figure 10.2 – Matrice

A

u1 v1 w1 βx 1 βy 1 βz 1 u2 v2 w2 βx 2 βy 2 βz 2 u3 v3 w3 βx 3 βy 3 βz 3 u4 v4 w4 βx 4 βy 4 βz 4

[ke ] d’un élément de coque plane à 4 nœuds.

1. De l’ordre de 10–3-10–4.

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10.2 Exemple 11 : coque plate comprimée fléchie Reprenant la géométrie de l’exemple 9 avec la même charge transversale q (cf. chapitre 9.2), on sollicite, de manière symétrique, la tranche de cette plaque par une charge uniformément répartie qh. 2b y Appuis simples

Appuis simples

2a

A

qh

qh

Appuis simples

a

Appuis simples b x Figure 10.3 – Exemple 11 : coque comprimée – fléchie.

Avec un maillage 2 ¥ 2, les conditions de symétries et d’appui permettent d’écrire comme au chapitre 9.2.3 pour le modèle maillé en éléments plaques :

β1 y = β3 x = β 4 x = β 4 y = w1 = w2 = w3 = 0 De plus et pour simplifier le problème, on considérera uniquement le déplacement u4 non nul. Il reste donc six inconnues. y 1

2

x

a

3

b

4

Figure 10.4 – Élément coque de côtés a ¥ b.

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Considérant les mêmes hypothèses de calcul que celles utilisées au chapitre 9.2.1 (E = 2.1 1011 N/m2, n = 0.0, q = –1 104 N/m2, a = b = 1 m, e = 0.02 m), on ajoute à celles-ci une charge uniformément répartie qh = 1 ⋅107 N / m appliquée dans l’épaisseur de la coque. Étant donné qu’il s’agit d’une simple superposition des effets de membrane et de flexion, on trouve bien évidemment pour la partie flexion les mêmes résultats que ceux résultants de (9.45) soit : Pour ce qui concerne les effets de membrane, le déplacement u3 peut être directement déduit des résultats de l’exemple 5 pour ν = 0 (cf. § 8.1.5) en posant que les déplacements du nœud 1 dans (8.23) sont nuls. On a donc : q ⋅a u3 = h = 0.00238 m . E ⋅e

A

w4 = −0.357 ⋅10−2 m ; β1x = β3 y = 0.714 ⋅10−2 rad ; β 2 x = β 2 y = 0.399 ⋅10−5 rad


Figure 10.5 – Déformée (Effel) – élément Q4.

Ceci étant, l’utilisation d’un élément de coque avec intégration réduite (Q4R) pour les parties membrane et flexion amènera à une amélioration sensible des résultats pour le déplacement w et les rotations : w4 = −0.447 ⋅10−2 m ; β1x = β3 y = 0.893 ⋅10−2 rad ; β 2 x = β 2 y = 0.286 ⋅10−5 rad mais également à une augmentation de ceux associés aux effets de membrane ( u3 = 0.00317 m ) . Bien évidemment, l’augmentation du maillage amènera encore une fois à la superposition des résultats obtenus en § 9.2.4 à ceux des effets de membrane proprement dits.

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Figure 10.6 – Déformée (Abaqus) – élément Q4R.

Figure 10.7 – Déformée (Abaqus) – élément Q4.

220

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10.3 Exemple 12 : étude d’une poutre en I y y P

A

z

h

x

L/2

b

L Figure 10.8 – Exemple 12 : étude d’une poutre en I.


Les données sont : L= 3m Hauteur h = 320 mm Largeur b = 300 mm Épaisseur semelles tf = 20 mm Épaisseur âme tw = 11.5 mm Module d’élasticité longitudinal E = 2.1 1011 N/m2 Coefficient de Poisson n = 0.30 Module d’élasticité transversal G = 8.0769 1010 N/m2 P= 200000 N 152.2 cm2 Section S = Inertie Iz = 29144 cm4 Module de flexion élastique Wz = 1821.5 cm3 Section d’effort tranchant S1,y = 34.5 cm2 10.3.1 Modélisation filaire

Sachant qu’il est admis de prendre la section d’effort tranchant égale à la section de l’âme (30 ¥ 1.15 cm), la déformée au centre de la poutre sera donnée par :

⎛L⎞ v ⎜ ⎟ = vM ⎝2⎠

flexion tranchant 3 PL PL + vT = + 48EI z 4GS1, y

(10.6)

On a en effet d’après (6.35) et (6.36) :

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221

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vT = γ xy


P Ty L L L PL = = 2 = 2 GS1, y 2 GS1, y 2 4GS1, y

(10.7)

PL3 PL ⎛L⎞ + = 1.838 + 0.538 = 2.376 mm . d’où v ⎜ ⎟ = ⎝ 2 ⎠ 48EI z 4GS1, y L’effet de l’effort tranchant n’est donc pas négligeable. Par ailleurs et d’après la théorie des poutres, les contraintes normales dans les semelles devraient être égales en milieu de travée à : PL M (10.8) σ max/min = ± z = ± 4 = ± 82.35MPa Wz Wz 10.3.2 Modélisation surfacique

La modélisation surfacique revenant à une représentation des plans moyens d’un solide de faible épaisseur, il est tout d’abord nécessaire de s’interroger sur la jonction âme-semelles de cette poutre. La représentation de l’âme par un surfacique de hauteur h amènera immanquablement à un modèle trop rigide du fait de l’écartement trop important des semelles. Il est donc préférable de relier le plan moyen de l’âme à ceux des semelles. Par conséquent, le modèle aura une hauteur d’âme légèrement plus grande que la réalité1.

h-t

Plans moyens des éléments coques

b Figure 10.9 – Plans moyens.

L’élément retenu pour le calcul est un élément de coque épaisse carré à quatre nœuds de côté 5 cm et de type Q4 tel que celui décrit au chapitre 10.1. Le modèle comporte un peu plus d’un millier de nœuds et autant d’éléments. Pour se conformer au mieux avec la géométrie filaire, les conditions d’appui sont introduites au niveau de la fibre moyenne de la poutre. Le nœud correspondant à l’appui gauche est donc bloqué dans les trois directions de l’espace alors que celui de l’appui droit est laissé libre horizontalement suivant x. 1. h-tf au lieu de h-2tf .

222

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A


Figure 10.10 – Déformée (Abaqus) avec n = 0.3.

Une première analyse de la déformée de la figure 10.10 met en évidence un déplacement légèrement supérieur (2.5 mm) à celui obtenu avec le modèle filaire (2.38 mm). Il convient néanmoins de relativiser ce résultat et donc de ne pas perdre de vue l’effet local dû à la charge ponctuelle mais également l’influence du coefficient de Poisson. En effet et en recalculant le modèle avec n égal à zéro, on obtient un déplacement en milieu de poutre de 2.37 mm (cf. figure 10.12). Une fois les déplacements validés, il est alors possible de passer à la comparaison des contraintes normales. Il faudra néanmoins prendre garde à bien exprimer celles-ci au niveau des fibres extrêmes des semelles. Les fibres inférieure et supérieure des éléments coques et plaques étant repérées par rapport à leurs normales sortantes, il faudra bien vérifier que le postraitement s’effectue au niveau de la bonne fibre et ce tout particulièrement pour les coques épaisses. Pour ce faire, on pourra afficher les repères locaux des éléments coques ou plaques et ainsi vérifier leurs orientations. Dans notre cas d’étude, les contraintes normales au niveau des semelles sont égales à ± 89 MPa (cf. figure 10.11), valeurs légèrement supérieures à celles escomptées. Il faut encore une fois relativiser ce résultat dans la mesure où l’effet du coefficient de Poisson n’est pas pris en compte dans la référence. Pour s’en assurer, il suffira de recalculer le modèle avec une valeur de n nulle. Dans notre exemple, cet effet représente une majoration des contraintes de l’ordre de 4 MPa1.

1. La contrainte obtenue dans ce cas est de 85.35 MPa (cf. figure 10.13).

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223

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Figure 10.11 – Contraintes normales avec n = 0.3.

Figure 10.12 – Déformée (Abaqus) avec n = 0.0.

224

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A


Figure 10.13 – Contraintes normales avec n = 0.0.

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225

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A 11.1 Aspects théoriques 11.1.1 Notion de grandes déformations ∂u dx ∂x

dx

v

v

v+ ∂v ∂x


∂v dx ∂x

dx’

y

∂v dx ∂x

∂v ∂x

 ∂u  ∂v  dx  ⋅  ∂x  ∂x

x Figure 11.1 – Calcul de exx.

Considérant un tronçon de longueur dx infiniment petit et déformable dans le plan, on calcule tout d’abord les variations des déplacements suivant x et y, soit ∂u ∂v ∂u ∂v dx et dx . est assimilable dans ce cas à un taux de variation alors que ∂x ∂x ∂x ∂x correspond à la tangente d’un angle. La longueur finale du tronçon dx ¢ obtenu après déformation sera donc égale à :

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11.1 Aspects théoriques 2

2

∂u ⎞ ⎛ ∂v ⎛ ⎛ ∂u ⎞ ∂v ⎞ dx ʹ = ⎜ dx + dx ⎟ + ⎜ dx + ⎜ dx ⎟ ⋅ ⎟ ∂x ⎠ ⎝ ∂x ⎝ ⎝ ∂x ⎠ ∂x ⎠

2

soit dx ʹ = dx 1 + 2 ⋅

2

2

2

(11.1) 2

∂u ⎛ ∂u ⎞ ⎛ ∂v ⎞ ⎛ ∂v ⎞ ∂u ⎛ ∂u ⎞ ⎛ ∂v ⎞ + ⎜ ⎟ + ⎜ ⎟ + 2 ⋅ ⎜ ⎟ ⋅ + ⎜ ⎟ ⋅ ⎜ ⎟ . x x x ⎝∂ ∂x ∂x ⎝ ∂x ⎠ ⎝ ∂x ⎠ ⎠ ⎝ ⎠ ⎝∂ ⎠ ∂ →0

→0

En ne prenant en compte que les différentielles de 1er ordre, on obtient finalement : ⎡ 1 ⎛ ∂u ⎛ ∂u ⎞2 ⎛ ∂v ⎞2 ⎞ ⎤ dx ʹ ≈ dx ⎢1 + ⎜ 2 ⋅ + ⎜ ⎟ + ⎜ ⎟ ⎟ ⎥ ⎢⎣ 2 ⎜⎝ ∂x ⎝ ∂x ⎠ ⎝ ∂x ⎠ ⎟⎠ ⎥⎦ ⎛ ∂u 1 ⎡⎛ ∂u ⎞2 ⎛ ∂v ⎞2 ⎤ ⎞ = dx + ⎜ + ⎢⎜ ⎟ + ⎜ ⎟ ⎥ ⎟ dx ⎜ ∂x 2 ⎢⎝ ∂x ⎠ ⎝ ∂x ⎠ ⎥ ⎟ ⎦⎠ ⎣ ⎝ La déformation par rapport à x est donc égale à :

ε xx =

2 2 ∂u 1 ⎡⎛ ∂u ⎞ ⎛ ∂v ⎞ ⎤ + ⎢⎜ ⎟ + ⎜ ⎟ ⎥ = ε xx 0 + ε xxL ∂x 2 ⎢⎣⎝ ∂x ⎠ ⎝ ∂x ⎠ ⎥⎦

(11.2)

(11.3)

∂u déformation correspondant à l’hypothèse des petites déformations. ∂x On pourrait également démontrer (cf. [9]) que :

avec ε xx 0 =

ε yy

γ xy

2 2 ∂v 1 ⎡⎛ ∂u ⎞ ⎛ ∂v ⎞ ⎤ = + ⎢⎜ ⎟ + ⎜ ⎟ ⎥ ∂y 2 ⎢⎝ ∂y ⎠ ⎝ ∂y ⎠ ⎥ ⎣ ⎦ ∂v ∂u ⎡ ∂u ∂u ∂v ∂v ⎤ + = + +⎢ ⎥ ∂x ∂y ⎣ ∂x ∂y ∂x ∂y ⎦

(11.4)

11.1.2 Expression de la rigidité tangente

Le chapitre 4.1 consacré à l’étude des principes de la méthode a permis d’établir que le champ de déplacement {u} était égal au produit de la matrice [ N ] regroupant les fonctions de forme de l’élément et des déplacements nodaux {qe } , soit : {u} = [ N ] ⋅ {qe } . Considérant dans un premier temps l’hypothèse des grandes déformations/grands déplacements sur un élément barre, le champ de déplacement d’après (4.3) aura pour expression : ⎧u ⎫ ⎨ ⎬ = [ N ] ⋅ {qe } ⎩v ⎭ ⎡ N1 =⎢ ⎣0 228

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0 N1

N2 0

⎧ u1 ⎫ ⎡ x 0 0 ⎤ ⎪⎪ v1 ⎪⎪ ⎢1 − L ⋅⎨ ⎬ = ⎢ N 2 ⎥⎦ ⎪u2 ⎪ ⎢ x 0 1− ⎢ ⎪⎩v2 ⎪⎭ ⎣ L

x L 0

u ⎤ ⎧ 1⎫ 0 ⎥ ⎪v ⎪ ⎪ 1⎪ ⎥⋅⎨ ⎬ x ⎥ ⎪u2 ⎪ L ⎥⎦ ⎪⎩v2 ⎪⎭

(11.5)

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11.1 Aspects théoriques v2

Y

1

1

x

2

A

u2 u1

v1

2

X

Figure 11.2 – Déplacements des nœuds d’un élément barre.

Les variations de u et v par rapport à x pourront alors être reliées aux déplacements nodaux par la matrice [G ] en posant que : ⎧ du ⎫ ⎡ dN1 ⎪⎪ dx ⎪⎪ ⎢ dx ⎨ ⎬=⎢ ⎪ dv ⎪ ⎢ 0 ⎪⎩ dx ⎪⎭ ⎢⎣

⎡ 1 ⎢− L =⎢ ⎢ 0 ⎢⎣

dN 2 dx

0 dN1 dx 0 −

1 L

0 1 L 0

u ⎤ ⎧ 1⎫ 0 ⎥ ⎪v ⎪ ⎪ 1⎪ ⎥⋅⎨ ⎬ dN 2 ⎥ ⎪u2 ⎪ dx ⎥⎦ ⎪⎩v2 ⎪⎭

u ⎤ ⎧ 1⎫ 0 ⎥ ⎪v ⎪ ⎪ 1⎪ ⎥ ⋅ ⎨ ⎬ = [G ] ⋅ {qe } 1 ⎥ ⎪u2 ⎪ L ⎥⎦ ⎪⎩v2 ⎪⎭

(11.6)


La matrice [G ] étant associée aux dérivées de 1er ordre des fonctions de forme, celle-ci aura pour expression dans le cas plan :

⎧ ∂u ⎫ ⎡ ∂ ⎪ ∂x ⎪ ⎢ ∂x ⎪ ⎪ ⎢ ⎪ ∂u ⎪ ⎢ ∂ ⎪ ∂y ⎪ ⎢ ∂y ⎨ ⎬=⎢ ⎪ ∂v ⎪ ⎢ 0 ⎪ ∂x ⎪ ⎢ ⎪ ∂v ⎪ ⎢ ⎪ ⎪ ⎢0 ⎩ ∂y ⎭ ⎣

⎤ ⎡∂ 0⎥ ⎢ ∂x ⎥ ⎢ ⎥ ⎢∂ 0 u ⎥ ⎧ ⎫ ⎢ ∂y ⎥⋅⎨ ⎬ = ⎢ ∂ ⎥ ⎩v ⎭ ⎢ 0 ⎢ ∂x ⎥ ⎢ ∂⎥ ⎥ ⎢0 ∂y ⎦ ⎣

⎤ 0⎥ ⎥ 0⎥ ⎥ ⎥ ⋅ [ N ] ⋅ {qe } = [G ] ⋅ {qe } ∂⎥ ∂x ⎥ ∂⎥ ⎥ ∂y ⎦

(11.7)

Le terme ε xxL issu de (11.3) qui est lié aux grandes déformations, peut alors s’écrire :

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229

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ε xxL


⎧ ∂u ⎫ ∂v ⎫ ⎪⎪ ∂x ⎪⎪ ⎬⋅ ⎨ ⎬ ∂x ⎭ ⎪ ∂v ⎪ ⎪⎩ ∂x ⎪⎭

2 2 1 ⎡⎛ ∂u ⎞ ⎛ ∂v ⎞ ⎤ 1 ⎧∂u = ⎢⎜ ⎟ + ⎜ ⎟ ⎥ = ⎨ 2 ⎢⎣⎝ ∂x ⎠ ⎝ ∂x ⎠ ⎥⎦ 2 ⎩∂x

ε xxL =

(11.8)

1 1 {qe }T ⋅ [G ]T ⋅ [G ] ⋅ {qe } = ⎡⎣ BL ( q )⎤⎦ ⋅ {qe } 2 2

d’où la nouvelle expression de (11.3) : 1 ⎛ ⎞ ε xx = ε xx 0 + ε xxL = ⎜ [ B0 ] + ⎡⎣ BL ( q ) ⎤⎦ ⎟ ⋅ {qe } 2 ⎝ ⎠

(11.9)

1 ⎧ 1 ⎫ 0 0⎬ ⋅ {qe } correspondant aux petites déforavec ε xx 0 = [ B0 ] ⋅ {qe } = ⎨− L L ⎩ ⎭ mations (cf. § 4.2.2). Par extension, le vecteur des déformations aura pour expression : 1 2

{ε } = {ε 0 } + {ε L } = ⎛⎜ [ B0 ] + ⎡⎣ BL ( q )⎤⎦ ⎟⎞ ⋅ {qe }

⎝

⎠

(11.10)

avec [ B0 ] et ⎡⎣ BL ( q ) ⎤⎦ correspondant respectivement aux petites et grandes déformations/grands déplacements. On notera cependant que la matrice ⎡⎣ BL ( q ) ⎤⎦ est elle-même fonction des déplacements. Le problème étant non linéaire, il n’est pas possible d’utiliser directement l’expression de l’énergie potentielle (4.5). Il est donc nécessaire, pour caractériser l’équilibre, d’utiliser sa forme dite variationnelle soit : dE = dW − dT =

T

T T ∫ {d ε } ⋅ {σ } ⋅ dV − ∫ {du} ⋅ { f v } ⋅ dV − ∫ {du} ⋅ { f s } ⋅ dS = 0

Ve

Ve

(11.11)

Se

σ

ε dε Figure 11.3 –

σ

fonction de

ε

230

9782100544639.indb 230

09/02/10 14:59



On peut déduire à partir de (11.10) que :

(

)

{d ε } = [ B0 ] + ⎡⎣ BL ( q )⎤⎦ ⋅ {dqe } = [ B ] ⋅ {dqe } d’où l’expression de l’équilibre élémentaire :

(11.12)

T

T T ∫ {dqe } ⋅ [ B ] ⋅ {σ } ⋅ dVe − {dqe } ({ f ev } + { f es }) = 0

(11.13)

Ve

{dqe }T

⎤ ⎡ T ⎢ ∫ [ B ] ⋅ {σ } ⋅ dVe − { f ext }⎥ = 0 ⎥⎦ ⎢⎣Ve

{ f ext } , on (11.14)

A

En regroupant les forces de volume et de surface au sein du vecteur obtient finalement :

Soit : T

∫ [ B ] ⋅ {σ } ⋅ dVe − { f ext } = 0

(11.15)

Ve

Le terme

T

∫ [ B ] ⋅ {σ } ⋅ dVe

Ve

la différence

étant équivalent au vecteur des efforts internes

T

∫ [ B ] ⋅ {σ } ⋅ dVe − { f ext }

{ fi } ,

correspond en fait aux forces résiduelles

Ve

{re ( q )} dans l’élément. Bien évidemment et en vertu de (11.15), ces forces rési-

duelles doivent tendre vers 0. On a donc : T

{re ( q )} = ∫ [ B ] ⋅ {σ } ⋅ dVe − { f e } = { f i } − { f ext } → 0

(11.16)

Ve

Lors d’un faible accroissement des déplacements, on devra malgré tout encore vérifier {re ( q + dq )} → 0 . Comme {re ( q + dq )} peut être exprimé sous la forme :

{re ( q + dq )} = {re ( q )} + {dre ( q )} ≈ 0

On a de même :

(11.17)

{dre ( q )} ≈ −{re ( q )} = {Re ( q )} = { f ext } − { f i } La dérivation de (11.16) permet également de déduire que {dre ( q )}


produit de la rigidité tangente [ K Te ] par le vecteur {dqe } , soit :

{dre ( q )} = ∫ [dB ]T ⋅ {σ } ⋅ dVe + ∫ [ B ]T ⋅ {d σ } ⋅ dVe = [ KTe ] ⋅ {dqe } Ve

(11.18) est égal au (11.19)

Ve

Comme {dB } = {dBL } 1 et {d σ } = [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ {dqe } , ceci devient :

Ve

1. Seule [BL ] est fonction des déplacements.

9782100544639.indb 231

⎛

⎞

⎝ Ve

⎠

{dre ( q )} = ∫ [dBL ]T ⋅ {σ } ⋅ dVe + ⎜⎜ ∫ [ B ]T ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ dVe ⎟⎟ ⋅ {dqe } (11.20) 231

09/02/10 14:59



{dre ( q )} = [ KTe ] ⋅ {dqe } = {Re ( q )}

(11.21) T

Ce qui donne en multipliant chacun des membres par {dqe } :

{dqe }T ⋅ [ K Te ] ⋅ {dqe } = {dqe }T ⋅ {Re ( q )}

avec :

(11.22)

T T ∫ [ B ] ⋅ [ H ] ⋅ [ B ] ⋅ dVe = ∫ [ B0 ] ⋅ [ H ] ⋅ [ B0 ] ⋅ dVe +

Ve

Ve

(11.23)

[ke 0 ]

T T T ∫ [ B0 ] ⋅ [ H ] ⋅ [ BL ] ⋅ dVe + ∫ [ BL ] ⋅ [ H ] ⋅ [ B0 ] ⋅ dVe + ∫ [ BL ] ⋅ [ H ] ⋅ [ BL ] ⋅ dVe

Ve

Ve Ve

[keL ]

T T ∫ [dBL ] ⋅ {σ } ⋅ dVe = ∫ [G ] ⋅ [G ] ⋅ {dqe } ⋅ {σ } ⋅ dVe = [keσ ] ⋅ {dqe }

Ve

(11.24)

Ve

qui peut être mis sous la forme : T

[keσ ] = ∫ [G ] ⋅ [σ ] ⋅ [G ] ⋅ dVe

(11.25)

Ve

De part sa formulation, la matrice de rigidité élémentaire [ ke0 ] est associée à l’hypothèse des petites déformations (établie au § 4.2.2) alors que [ keL ] qui est fonction des déplacements nodaux, correspond à celle des grandes déformations/grands déplacements. [ keσ ] est appelée matrice des contraintes initiales et correspond à l’état de rigidification d’une structure due à son état de contrainte. Cet effet de rigidification couple la géométrie d’une structure à l’état de ses déplacements transversaux. Elle nécessite d’être prise en compte tout particulièrement dans le cas des structures fines et élancées. [ keσ ] vaut par exemple pour un élément barre :

T

L

[keσ ] = ∫ [G ] ⋅ [σ ] ⋅ [G ] ⋅ dVe = ∫ [G ]T ⋅ ⎛⎜ ⎝ Ve

0

N S

⎞ ⎟ ⋅ [G ] ⋅ ∫ dS ⋅ dx (11.26) ⎠ S  =S

⎡ 1 0 −1 0 ⎤ ⎢ ⎥ N ⎢ 0 1 0 −1⎥ (11.27) [keσ ] = ⎢ −1 0 1 0 ⎥ L ⎢ ⎥ ⎣ 0 −1 0 1 ⎦ Les règles d’assemblage étant identiques à celles établies au chapitre 4, il est possible de généraliser les développements précédents à l’ensemble de la structure en posant :

[ K T ] ⋅ {dq} = {F } ⇔ ([ K 0 ] + [ K L ] + [ K σ ]) ⋅ {dq} = {F }

(11.28)

232

9782100544639.indb 232

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avec :

[ K T ] : Matrice de rigidité tangente. [ K 0 ] : Matrice de rigidité globale associée aux petites déformations. [ K L ] : Matrice de rigidité globale associée aux grandes déformations/

grands déplacements. [ K σ ] : Matrice de rigidité globale associée aux contraintes initiales.

En l’absence de grandes déformations ou grands déplacements, l’équilibre (11.28) établi au chapitre précédent devient après suppression de la matrice [ K L ] :

[ K T ] ⋅ {dq} = {F } ⇔ ([ K 0 ] + [ K σ ]) ⋅ {dq} = {F }

A

11.1.3 Instabilité

(11.29)

Supposant maintenant que [ K T ] intègre des conditions d’appui, ce système admettra une solution non nulle si det ([ K 0 ] + λ .[ K σ ]) ≠ 0 . Dans le cas contraire, [ K T ] est singulière et l représente le coefficient multiplicateur de charges permettant d’atteindre l’instabilité. Cette instabilité, appelée également flambement généralisé, est dépendante des efforts normaux ou des contraintes de membrane de compression liées à la matrice [K σ ] . La charge critique de flambement s’écrit donc :

{Fcritique } = λ ⋅ {F }

(11.30)


Le calcul de ce coefficient critique λ est basé sur une recherche de valeurs et de vecteurs propres qui dans ce cas particulier, seront appelés « modes de flambement ». Les méthodes utilisées pour déterminer λ sont généralement identiques à celles utilisées pour le calcul des pulsations propres w en dynamique des structures. Cependant, seul le premier mode caractérisant l’instabilité de la structure aura un vrai sens physique. Généralement, il s’agit du mode n° 1 de coefficient multiplicateur λ1 et de déformée modale {ϕ1 } mais ceci n’est pas systématique car tout dépend de la nature de la structure. Enfin et si la structure, supposée instable, admet des grandes déformations ou des grands déplacements, ce type d’analyse ne pourra être utilisée que dans le but de borner le chargement nécessaire à l’analyse non linéaire géométrique. La démarche consistera alors à initier une analyse de ce type en appliquant au chargement {F } un scalaire λC positif. Si les effets des grandes déformations-grands déplacements sont négligeables, l’instabilité de flambement, qui se traduit numériquement par l’arrêt du calcul du fait de la singularité de la matrice [ K T ] sera ª⊕λλ11 . Dans le cas contraire, l’instabilité surviendra pour une atteinte lorsque λλCC ⊕ valeur de λC inférieure à λ1 . La charge critique associée à cette nouvelle valeur de λ , Fcritique = λC .{F } sera de fait inférieure à celle calculée par l’analyse modale de flambement.

{

9782100544639.indb 233

}

233

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Nous verrons au chapitre 11.3 qu’il est également possible d’évaluer le comportement des structures dans le domaine post critique soit au-delà de la charge critique. La grande difficulté sera alors de pouvoir s’affranchir des singularités de la matrice tangente [ K T ] . 11.1.4 Les méthodes de calcul non linéaire

Les fonctions de chargement1 associées à ce type de calcul nécessitent généralement d’être décomposées en une série de paliers ou incréments de charges intermédiaires. Ces incréments peuvent être définis manuellement par l’utilisateur en fonction de la vitesse de convergence ou au contraire déterminés automatiquement. Chaque incrément de charges fait appel à un processus de convergence itératif de nature variant en fonction de la méthode utilisée. Généralement, les codes de calcul aptes à résoudre ce type de problème non linéaire proposent comme méthode de base celle Newton-Raphson qui se décline en deux variantes dites complète et modifiée. À ceci vient s’ajouter pour certains la méthode de longueur d’arc qui permet de résoudre des problèmes très particuliers tels que ceux liés au domaine post critique. Au niveau de la résolution proprement dite, un nombre d’incréments insuffisant entraînera une montée en charge trop rapide et donc une divergence du processus. L’utilisateur pourra alors augmenter le nombre maximum d’incréments et/ou éventuellement agir sur celui correspondant au maximum d’itérations de convergence permis sur l’incrément. Cette approche suppose néanmoins de refaire le calcul depuis le début ce qui est parfois rédhibitoire pour les modèles de grandes tailles. Cas de Charges F3 F2

2

3

Incrément

n itéraons

1

5 itéraons

3 itéraons

F1

Figure 11.4 – Incréments de charges et itérations de convergence.

1. Charges ponctuelles, linéaires, surfaciques et/ou déplacements imposés.

234

9782100544639.indb 234

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Aussi, l’utilisateur aura parfois la possibilité de reprendre directement un calcul non convergé à partir du dernier cas de charges convergé1. ■■ Méthode de Newton-Raphson

La résolution d’un problème non linéaire fait appel généralement à la méthode de Newton-Raphson2 dont les grandes lignes sont explicitées ci-après. Considérant un système non linéaire à un incrément donné, on aura en vertu de (11.28) : (11.31)

Le principe consistera à mettre en œuvre un processus itératif permettant d’équilibrer les charges statiques et ainsi de trouver une suite d’incréments de déplacements satisfaisant à la relation d’équilibre :

[ K T i ] ⋅ {Δqi } = {F } − {Fi }

A

[ K T ] ⋅ {dq} = {R }

(11.32)

avec {Δqi } = {qi +1} − {qi } et {Fi } : efforts internes calculés à l’itération i. Dans l’absolu, l’arrêt du processus itératif s’effectue lorsque le reste à l’itération i {Ri } c’est-à-dire la différence entre {F } et {Fi } tend vers 0. On parlera alors de convergence en forces. Il est possible également d’envisager une convergence en déplacements en posant que la différence {Δqi } = {qi +1} − {qi } tend vers 0 ou celle en énergie qui correspond en fait à un mixe des deux précédentes. Ces trois approches pourront d’ailleurs être utilisées de manière simultanée. F Fi+2 Fi+1


Fi

q qi

qi+1

qi+2

Figure 11.5 – Méthode Newton – Raphson complète.

1. Cette opération est généralement appelée « restart ». 2. Newton (1642-1727), Raphson (1648-1715).

9782100544639.indb 235

235

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La rigidité tangente [ K T ] étant définie à partir des rigidités induites par les petits déplacements [ K 0 ] , les grandes déformations ou grands déplacements [ K L ] et les contraintes initiales [ K σ ] , les matrices [ K L ] et [ K σ ] restent néanmoins dépendantes de l’état de déformation de la structure. Elles doivent donc être mises à jour suivant une fréquence dépendant de la méthode de Newton Raphson utilisée. Dans le cas de l’utilisation d’une méthode de Newton Raphson complète, ces deux matrices seront actualisées à chaque itération de convergence. Si cette remise à jour induit des temps de calcul trop importants par rapport au nombre d’itérations nécessitées par la convergence, il est possible d’utiliser la méthode de Newton Raphson modifiée qui consiste à ne redéfinir ces matrices qu’au début de chaque incrément. Ceci revient à utiliser la même rigidité tangente sur l’incrément de charges considéré.

F

Fi+2 Fi+1 Fi

q qi qi+1 qi+2 Figure 11.6 – Méthode Newton – Raphson modifiée.

Des méthodes complémentaires de types : – Quasi-Newton (cf. [10]) : le principe consiste à « estimer » la matrice de rigidité [ K T ] à l’itération i à partir de celle obtenue à l’itération i –1 et ce sans la recalculer de manière proprement dite, – « Line Search » (cf. [11]) : estimation des déplacements de l’itération i à partir de ceux de l’itération i-1 et des forces résiduelles (le reste {Ri } ). De ce reste, on déduit une estimation de la correction à effectuer sur les déplacements {δ q} soit {qi } = {qi −1} + η ⋅ {δ q} avec η : coefficient correctif. Cette technique est entre autre utilisée comme accélérateur de convergence dans le cas des problèmes non linéaires géométriques, 236

9782100544639.indb 236

09/02/10 15:00



peuvent éventuellement être utilisées pour optimiser les temps de calcul. De plus et en présence de courbes non linéaires présentant des inflexions, asymptotes ou extremums, il est parfois nécessaire lorsque l’on ne dispose pas de la méthode de longueur d’arc de « piloter » la montée en charge en déplacement imposé. Cependant, ce type de solution n’est applicable que dans des cas très spécifiques. ■■ Méthode de longueur d’arc

{Δqi }T ⋅ {Δqi } + Δλi 2 = Δl 2

A

Le principal avantage de cette méthode est de pouvoir pallier les problèmes de convergence rencontrés avec des fonctions de charges-déplacements présentant extremums, inflexions ou asymptotes. Son principe est basé sur le contrôle d’un incrément de facteur de charge D λi qui, associé à une variation compatible des déplacements D qi , permet d’évaluer l’accroissement de longueur d’arc D l supposé constant. D l doit donc vérifier à l’itération i que : (11.33)

Cependant, la relation (11.33) n’est pas directement exploitable car celle-ci ne prend pas en compte les signes de D qi et D λi . La solution proposée par Crisfield [12] qui s’inspire d’une technique de Batoz et Dhatt [13], considère un incrément de déplacement {δ qi } égal à la somme des déplacements associés au déséquilibre des forces : et au chargement initial :

{δ di } = [ K T i ]−1 ⋅ {Ri }

(11.34)

{δ Lqi } = [ K T i ]−1 ⋅ {F }

(11.35)

pondéré par D λi . On a donc :

{δ qi } = {δ di } + Δλi ⋅ {δ Lqi }

(11.36)


Enfin, la suite du processus consiste à couper la courbe avec une surface de forme variable. Riks [14] et Wempner [15] proposent dès les années 70 une projection perpendiculaire à la matrice tangente. C’est celle que nous retiendrons dans les exemples qui suivent. Plus récemment, Crisfield [11] [12] a développé une méthode basée sur un arc sphérique qui prend en compte uniquement le terme D qi dans le calcul de la longueur d’arc soit :

{Δqi }T ⋅ {Δqi } = Δl 2

(11.37)

Au début de l’itération i, l’équilibre des forces est caractérisé par la différence entre charges extérieures pondérées par le facteur λi et les efforts internes {Fi } . Ce calcul revient à évaluer le reste :

{Ri } = λi ⋅ {F } − {Fi }

(11.38)

qui doit dans l’absolu tendre vers 0. Si tel n’est pas le cas, il est alors nécessaire de déterminer un nouvel incrément de charge D λi . Reprenant la méthode du plan

9782100544639.indb 237

237

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  normal (cf. [16]), on pose tout d’abord que les vecteurs t0 et ni sont respective⎧δ qi ⎫ ⎧ Δq0 ⎫ ment égaux à ⎨ ⎬ . Ces deux vecteurs ont de fait un produit scalaire ⎬ et ⎨ ⎩Δλi ⎭ ⎩Δλ0 ⎭ nul soit :

{Δq0 }T ⋅ {δ qi } + Δλ0 ⋅ Δλi

=0

(11.39)

λ δd1 ∆λ1

Plan de coupure

λ1

t0 ∆λ0

n1

n0 q q1

q2 δq1

∆q0

Figure 11.7 – Méthode de longueur d’arc (Riks, Wempner).

En remplaçant {δ qi } par son expression (11.36), on obtient finalement pour D λi : T

Δλi =

− {Δq0 } ⋅ {δ d i }

{Δq0 }T ⋅ {δ Lqi } + Δλ0

(11.40)

Les différentes variables sont ensuite mises à jour pour le calcul de l’itération suivante : λi +1 = λi + Δλi

{qi +1} = {qi } + {δ qi } {Δqi +1} = {Δqi } + {δ qi }

(11.41)

Cependant et pour démarrer le processus, l’utilisateur devra estimer la valeur initiale D λ0 à partir d’un l’incrément de longueur d’arc. Sachant que la variation de déplacement à l’itération 0 peut être estimée par : 238

9782100544639.indb 238

09/02/10 15:00



{Δq0 } = Δλ0 ⋅ {δ Lq0 } = Δλ0 ⋅ [ K T 0 ]−1 ⋅ {F }

(11.42)

on déduit en remplaçant (11.42) dans (11.33) que : Δλ0 =

± Δl T

1 + {δ Lq0 } ⋅ {δ Lq0 }

(11.43)

Ceci étant et s’il s’agit de la première itération (i = 0) du premier incrément de charges, l’utilisateur devra définir de manière arbitraire la valeur de D l 1. Dans le cas contraire, on estimera la valeur de D l à partir de la variation des déplacements de l’incrément de charges précédent soit :

{Δqi −1}T ⋅ {Δqi −1} = Δl 2

A

(11.44)

De plus et en vertu de (11.43), il sera nécessaire de préciser le signe de D λ0 . Généralement, trois critères [17] sont utilisés pour déterminer la direction du processus : – Le signe du déterminant de la matrice tangente [ K T ] . T

– Le signe du travail des forces {F } – {δ Lqi } ⋅ {F } . – Le signe du produit scalaire des vecteurs {Δqi } et {δ Lqi } . ■■ Critère de convergence


Les méthodes de Newton – Raphson et de longueur d’arc étant itératives, il s’agit désormais de définir les critères permettant l’arrêt du processus qui d’une manière générale correspond à un reste {Ri } et/ou une variation de déplacement {Δqi } tendant vers 0. Aussi et pour caractériser l’état d’équilibre, plusieurs approches seront possibles [16]. Une première consiste à vérifier que le maximum, la somme ou la norme euclidienne2 de {Ri } et/ou de {Δqi } sont inférieures à une tolérance ε 3. Celles-ci étant un peu restrictives, on pourra parfois améliorer les temps de calcul en comparant {Ri } et {Δqi } à {F } et {Δq0 } de début d’incrément. On posera alors que :

{Ri } ≤ ε ⋅ {F }

{Δqi } ≤ ε ⋅ {Δq0 }

(11.45)

Ces critères n’étant pas exhaustifs, ceux-ci peuvent varier suivant la nature du code de calcul utilisé.

1. Généralement de 0.01 à 0.05. 2.

{Ri }T ⋅ {Ri }, {Δqi }T ⋅ {Δqi }

3. e est pris généralement égal 0.001.

9782100544639.indb 239

239

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11.2 Exemple 13 – Étude d’un shed symétrique F L 2

y

h

x 3

1

L0

Y

L0

X Figure 11.8 – Exemple 13 : shed symétrique.

P = F/2

2

N

L

V2 h

θ 1

Lj

θj

L0 Figure 11.9 – Exemple 13 : modélisation barre.

Ce shed1 constitué de deux barreaux de longueur L est soumis à une charge F à son sommet. Sa modélisation peut être réduite à un seul élément barre du fait de la symétrie. La prise en compte de cette hypothèse simplificatrice nécessite 1. Ce shed s’inspire de l’exemple 6.3 proposé par Bathe [18].

240

9782100544639.indb 240

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néanmoins de bloquer horizontalement le nœud 2 et de ne considérer que la moitié de la charge appliquée. Deux cas de figure sont ensuite à envisager en fonction de la nature de sa hauteur h . Si h est significatif par rapport à la base L0 du shed, la longueur L du barreau sera directement fonction du déplacement V2 . Si au contraire h est supposé petit par rapport à L0 alors L pourra être considéré comme invariant. On aura alors quel que soit l’incrément de charge j : Lj ≃ L. Considérant l’hypothèse h « petit » dans un souci de simplification, les dimensions et caractéristiques du shed prises en compte dans les calculs seront donc : L0 = 2000 mm, h = 20 mm, S = 200 mm2, E = 210000 N/mm2, P ≤ 8.5 N. La longueur initiale L du barreau est ainsi égale à 2000.1 mm. Les déplacements du nœud 1 étant nuls, la déformation dans le barreau est égale d’après (11.3) à :

ε xx =

2 2 2 2 ∂u 1 ⎡⎛ ∂u ⎞ ⎛ ∂v ⎞ ⎤ u2 1 ⎡⎛ u2 ⎞ ⎛ v2 ⎞ ⎤ + ⎢⎜ ⎟ + ⎜ ⎟ ⎥ + ⎢⎜ ⎟ + ⎜ ⎟ ⎥ = ∂x 2 ⎢⎣⎝ ∂x ⎠ ⎝ ∂x ⎠ ⎥⎦ L 2 ⎣⎢⎝ L ⎠ ⎝ L ⎠ ⎥⎦

A

11.2.1 Référence théorique

(11.46)

Ceci étant, l’hypothèse h « petit » implique une petite déformation du barreau et 2 ⎛u ⎞ donc une influence négligeable du terme ⎜ 2 ⎟ . On est donc en présence d’un ⎝L⎠ problème en grands déplacements. Par ailleurs, les déplacements dans le repère local u2 et v2 peuvent être exprimés en fonction de V2 (cf. figure 11.10) en posant que : v2 = V2 ⋅ cos (θ ) ≈ V2 (11.47) h u2 = V2 ⋅ sin (θ ) ≈ V2 ⋅ L


v2

V2 θ

u2 2 Figure 11.10 – Décomposition de V2

L’expression (11.46) de la déformation devient donc :

9782100544639.indb 241

ε xx =

2

u2 1 ⎛ v2 ⎞ V22 + 2h ⋅V2 + ⎜ ⎟ = L 2⎝ L ⎠ 2 L2

(11.48) 241

09/02/10 15:00



Par ailleurs, la contrainte associée est donnée par σ x = E ⋅ ε xx ⇔

N = E ⋅ ε xx d’où S

l’expression de l’effort normal dans le barreau : ⎛ V 2 + 2 h ⋅ V2 ⎞ N = ES ⋅ ε xx = ES ⋅ ⎜ 2 ⎟ 2 L2 ⎝ ⎠

(11.49)

De plus et en cours de déformation, l’équilibre des charges au nœud 2 s’écrit :

( )

N ⋅ sin θ j − P = 0

soit :

N⋅

(11.50)

h + V2 PL −P =0⇒ N = L h + V2

(11.51)

En égalant (11.49) et (11.51), on déduit finalement : P=

ES (V23 + 3h ⋅V22 + 2h 2 ⋅V2 ) 2 L3

(11.52)

9 8 7 6 5 4 3 2 1 0 –1 –2 –3 –4 –5 –6 –7 –8 –9

P(N)

C

B

A

D E

– 45

– 40

– 35

– 30

– 25

– 20 V2 (mm)

– 15

–10

–5

0

Figure 11.11 – Référence P = ƒ(V2).

La courbe non linéaire P = f (V2 ) de la figure 11.11 met en évidence deux extrémums en A et C ainsi qu’un point de changement de courbure en B qui correspond à la position horizontale du barreau. Ensuite, le barreau continue sa course pour atteindre le point D symétrique de celui d’origine par rapport à Y. Enfin, on notera les valeurs de charge nulle associées à B et D. 242

9782100544639.indb 242

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11.2.2 Calcul de la rigidité tangente

Les expressions de [ B0 ] et [G ] établies en § 11.1.2, nous permettent de déduire pour :

T

[k0 ] = ∫ [ B0 ]

0 −1 0 0 0 1 0 0

0⎤ 0⎥ ⎥ 0⎥ ⎥ 0⎦

(11.53)

⎡ 1 0 −1 0 ⎤ ⎢ ⎥ N 0 1 0 −1⎥ ⋅ [σ ] ⋅ [G ] ⋅ dVe = ⎢ L ⎢ −1 0 1 0 ⎥ ⎥ ⎢ ⎣ 0 −1 0 1 ⎦

(11.54)

A

Ve

⎡1 ⎢ ES ⎢ 0 ⋅ [ H ] ⋅ [ B0 ] ⋅ dVe = L ⎢ −1 ⎢ ⎣0

T

[kσ ] = ∫ [G ] Ve

[k0 ]

est identique à la matrice de rigidité de l’élément barre trouvée en (5.1) et qui correspond à l’hypothèse de petites déformations. [ kσ ] est bien évidemment identique à la matrice établie en (11.27). Préalablement au calcul de la matrice [ kL ] , il est tout d’abord nécessaire de déter⎧ u1 ⎫ ⎪v ⎪ ⎪ 1⎪ T T miner ⎡⎣ BL ( q ) ⎤⎦ = {q} ⋅ [G ] ⋅ [G ] issu de (11.8) avec {q} = ⎨ ⎬ : vecteur des ⎪u2 ⎪ ⎪⎩v2 ⎪⎭ déplacements nodaux exprimé dans le repère local du barreau. Comme les déplacements au nœud 1 sont nuls, on obtient : ⎧ u ⎡⎣ BL ( q ) ⎤⎦ = ⎨− 22 ⎩ L

−

v2 L2

u2 L2

v2 ⎫ ⎬ L2 ⎭

(11.55)


Il est d’ailleurs possible de retrouver (11-46) en posant que : 1 2

{ε } = {ε 0 } + {ε L } = ⎛⎜ [ B0 ] + ⎡⎣ BL ( q )⎤⎦ ⎞⎟{q} . ⎝

⎠

On calcule ensuite la matrice des grandes déformations/grands déplacements issue de (11.23) :

[kL ] = ∫ [ B0 ]T ⋅ [ H ] ⋅ [ BL ] ⋅ dVe Ve

+

T T ∫ [ BL ] ⋅ [ H ] ⋅ [ B0 ] ⋅ dVe + ∫ [ BL ] ⋅ [ H ] ⋅ [ BL ] ⋅ dVe

Ve

9782100544639.indb 243

(11.56)

Ve

243

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Soit ⎡ u2 ( 2L + u2 ) v2 ( L + u2 ) −u2 ( 2 L + u2 ) −v2 ( L + u2 ) ⎤ ⎢ ⎥ −v2 ( L + u2 ) −v22 v22 ES ⎢ v2 ( L + u2 ) ⎥ (11.57) [kL ] = 3 ⎢ L −u2 ( 2 L + u2 ) −v2 ( L + u2 ) u2 ( 2 L + u2 ) v2 ( L + u2 ) ⎥ ⎢ ⎥ −vv22 v2 ( L + u2 ) v22 ⎢⎣ −v2 ( L + u2 ) ⎥⎦ La rigidité tangente exprimée dans le repère local étant égale à la somme des trois matrices (11.53), (11.54) et (11.57), on obtient pour finir :

[kT ] = [k0 ] + [kL ] + [kσ ] = ⎡ NL2 ⎤ ⎛ NL2 2⎞ 2 + − + ( L + u2 ) ⎟ −v2 ( L + u2 ) ⎥ + + L u v L u ( ) ( ) 2 2 2 ⎢ ⎜ ⎝ ES ⎠ ⎢ ES ⎥ 2 ⎢ NL ⎛ NL2 ⎞⎥ 2 2 v2 ( L + u2 ) + v2 −v2 ( L + u2 ) −⎜ + v2 ⎟ ⎥ ⎢ ES ES ⎢ ⎝ ES ⎠⎥ 3 2 2 ⎢ ⎥ L NL ⎛ NL 2⎞ 2 + ( L + u2 ) ⎟ −v2 ( L + u2 ) + ( L + u2 ) v2 ( L + u2 ) ⎥ ⎢− ⎜ ES ⎠ ⎢ ⎝ ES ⎥ 2 2 ⎢ ⎥ NL ⎛ NL ⎞ −v2 ( L + u2 ) −⎜ + v22 ⎟ + v22 ⎥ v2 ( L + u2 ) ⎢ ES ⎝ ES ⎠ ⎣ ⎦ (11.58) La dernière étape concerne l’expression de cette matrice en repère global qui consiste, comme en § 5.2, à effectuer le changement de base suivant : T

[ K T ] = ⎡⎣ R (θ ) ⎤⎦ ⋅ [ kT ] ⋅ ⎡⎣ R (θ ) ⎤⎦

⎡ cosθ ⎢ − sin θ avec ⎡⎣ R (θ ) ⎤⎦ = ⎢ ⎢ 0 ⎢ ⎣ 0

sin θ cosθ 0 0

0 0 cosθ − sin θ

(11.59)

0 ⎤ 0 ⎥ ⎥. sin θ ⎥ ⎥ cosθ ⎦

L’expression de la rigidité tangente associée à V2 vaut donc : Comme sin (θ ) =

K T ( N ,V2 ) =

N ES 2 + 3 ( L ⋅ sin θ + V2 ) L L

(11.60)

h , on obtient pour finir : L K T ( N ,V2 ) =

N ES 2 + 3 ( h + V2 ) L L

(11.61)

244

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h + V2 correspond au sinus de l’angle θ j (cf. figure 11.9) obtenu L lors du déplacement à l’incrément de charge j. Ceci permet de retrouver l’expression établie par Bathe (cf. [18]) : En fait, le terme

K T ( N ,V2 ) =

N ES 2 + sin θ j L L

( )

(11.62)

qui découle d’un changement de base effectué uniquement sur les matrices [ k0 ] et [kσ ] . Cette approche revient en fait à calculer la structure dans son état déformé de manière successive en posant que :

T

[ K T ] = ⎡⎣ R (θ j )⎤⎦ ⋅ ([k0 ] + [kσ ]) ⋅ ⎡⎣ R (θ j )⎤⎦

A

(11.63)

11.2.3 Résolution par la méthode de Newton-Raphson

Le chapitre 11.4.1 a permis de présenter deux types de méthodes de NewtonRaphson. Celle consistant à réévaluer la rigidité tangente à chaque itération de convergence, dite complète, est très souvent la plus efficace mais également la plus coûteuse en termes de temps de calcul. Les fortes variations de la déformée de notre cas d’étude justifient néanmoins l’utilisation de cette méthode qui assure une convergence rapide du processus. En application de (11.61), la rigidité tangente fonction de l’effort normal N i et du déplacement V2i , associés à l’itération i, sera donc remise à jour systématiquement et vaudra à cette même itération :

K Ti ( N i ,V2i ) =

N i ES 2 + 3 ( h + V2 i ) L L

⎛ V 2 + 2 h ⋅ V2 i avec d’après (11.49) N i (V2i ) = ES ⋅ ε xx = ES ⋅ ⎜ 2i 2 L2 ⎝

(11.64) ⎞ ⎟. ⎠


P valant toujours 8.5 N, on décide d’effectuer une montée en charge en 100 incréments de longueur égale et de tolérer un maximum de 50 itérations par incrément. P . La convergence Au j ème incrément, la force appliquée vaudra donc : F j = j ⋅ 100 retenue est celle en forces. Le reste à l’itération i aura pour expression d’après (11.50) : h + V2 i Ri = F j − N i ⋅ (11.65) L Le programme Mathcad™ de calcul et l’organigramme correspondant sont indiqués pages suivantes. On notera néanmoins qu’il serait assez simple de transformer celui-ci en méthode de Newton-Raphson modifiée en transférant le calcul de la rigidité tangente dans la boucle j et en utilisant celle-ci à chacune des itérations de convergence.

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Variables : Nsubstp : nombre d’incréments (100) Niter : nombre d’itérations maxi par incrément (50) e : tolérance (0.001 par exemple) : déplacement initial (0 en général) v0 : effort normal initial (0 en général) N0 Conv : convergence (0 en forces, 1 en déplacements) Type : Newton Raphson 0 – Complet, 1 – Modifié Newt onRaphson (NSubst p , NIt er, ε , v0 , N0, Conv , Ty pe) :=

V ← v0 0

N ← N0 0

for j ∈ 1 .. NSubst p CV ← "Diverge" j

j⋅ P

F ← j

NSubst p

i←0 q ←V i

j− 1

( i)

N1 ← EFFN q i

(

K ← KTR N1 , q j

i

)

1

if Ty pe

i

while i ≤ NIt er K ← K if Ty pe

1 h + qi R ← F − EFFN q ⋅ i j i L if Conv 0 ∧ R < ε⋅ F j i

j

( )

V ←q j

i

i

N ← EFFN V

( j)

j

CV ← "Converge" j

break K ← KTR EFFN q , q i

q

i+ 1

←

∆q i ← q if Conv

( i) i)

(

R

i

+q

Ki i+ 1

if Ty pe

0

i

−q

i

1 ∧ ∆q i < ε⋅ ∆q 0

Vj ← q

i+ 1

( )

N j ← EFFN Vj

CVj ← "Converge"

break return ( CV V F N ) if i i←i+ 1

NIt er

( CV V F N )

Programme Mathcad™ 11-1 – Méthode de Newton – Raphson.

246

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Méthode de Newton Raphson Complète

j =1

Fj = j ⋅

P 100

A

i = 0 , V2 i = V2 j −1

 V 2 + 2hV  N i (V2i ) = ESε xx = ES ⋅  2i 2 2i  2L  

Ri = F j − N i ⋅

h + V2i L

Ri ≤ ε ⋅ F j

j = j +1 V2j = V2i

oui

non

N i ES 2 + 3 (h + V2i ) L L

KTi ( N i ,V2i ) =

V2i +1 =

Ri + V2i K Ti


i = i +1 oui

oui

i ≤ 50

non

FIN

j ≤ 100 non FIN

Organigramme 11-1

9782100544639.indb 247

247

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9 8 7 6 5 4 3 2 1 0 –1 –2 –3 –4 –5 –6 –7 –8 –9

P(N)


E

A

Référence Newton -Raphson (0.001)

– 45

– 40

– 35

– 30

– 25

– 20

– 15

–10

–5

0

V2 (mm) Figure 11.12 – Exemple 13 : méthode de Newton – Raphson avec e = 0.001.

Avec une tolérance ε de 0.001, le processus s’arrête à partir du 96e incrément soit approximativement peu avant le point A (figure 11.12). À ce niveau, la rigidité tangente devient peu à peu horizontale, rendant impossible une intersection avec la suite de la courbe. Au mieux et comme indiqué à la figure 11.13, le processus continue après une projection au niveau du point E. P(N)

9 8 7 6 5 4 3 2 1 0 –1 –2 –3 –4 –5 –6 –7 –8 –9

Référence Newton-Raphson (0,01)

– 45

– 40

– 35

– 30

– 25 – 20 V2 (mm)

– 15

– 10

–5

0

Figure 11.13 – Exemple 13 : méthode de Newton – Raphson avec e = 0.01.

248

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La méthode de Newton – Raphson ne permet donc pas de résoudre ce problème dans son intégralité et ce du fait de son incapacité à suivre « précisément » la tangente à la courbe. Ce comportement caractéristique appelé en anglais « snap through » fait partie des trois phénomènes pouvant poser de sérieux problèmes de convergence. Le deuxième appelé « snap back » est assez similaire au précédent puisque la divergence est causée par une tangente non plus horizontale mais verticale cette fois. Le dernier, la bifurcation correspond à une multiplicité des solutions d’équilibre (cf. § 11.3.2).

F

F

A

1re trajectoire possible

2e trajectoire possible q

q Figure 11.14 – « Snap back » / Bifurcation.

11.2.4 Résolution par la méthode de longueur d’arc


P(N)

9 8 7 6 5 4 3 2 1 0 –1 –2 –3 –4 –5 –6 –7 –8 –9

Référence Longueur d'arc

– 45

– 40

– 35

– 30

– 25

– 20

– 15

– 10

–5

0

V2 (mm) Figure 11.15 – Exemple 13 : méthode de longueur d’arc.

9782100544639.indb 249

249

09/02/10 15:00



Variables : Nsubstp : nombre d’incréments Niter : nombre d’itérations maxi par incrément e : tolérance (0.001 par exemple) : déplacement initial (0 en général) v0 : effort normal initial (0 en général) N0 Conv : convergence (0 en forces, 1 en déplacements) ∆lmin : incrément de longueur d’arc mini (= incrément de départ) ∆lmax : incrément de longueur d’arc maxi lmax : longueur d’arc maxi

250

9782100544639.indb 250

09/02/10 15:00




A

Programme Mathcad™ 11-2 – Méthode de longueur d’arc.

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251

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Méthode de longueur d’arc j = 1, λ1 = ∆l

Fj = λ j ⋅ P oui

V2 i = V2 j −1 K Ti (N i , V2i ) =

non

i=0

Ri = (λ j + ∆λ ) ⋅ P − N i ⋅

N i ES 2 + 3 (h + V2i ) L L

h + V2i L oui

Ri ≤ ε ⋅ P

λ j +1 = λ j + ∆λ

V2 j = V2 i

non

P ∆LV2i = K Ti

∆λ 0 =

 V 2 + 2hV  N i (V2i ) = ESε xx = ES ⋅  2i 2 2i  2L  

± ∆l 1 + ∆LV2i

K Ti (N i , V2i ) =

2

∆LV2i =

δV2i = ∆λ 0 ⋅∆LV2i V2i +1 = V2i + δV2i

∆λi =

∆λ = ∆λ0

δdV2i =

Ri K Ti

− δdV20 ⋅ δdV2i δdV20 ⋅ ∆LV2i + ∆λ0

δV2i = ∆λ i ⋅∆LV2i + δdV2i

i = i +1 oui

P K Ti

N i ES 2 + 3 (h + V2i ) L L

V2i +1 = V2i + δV2i non

i≤3 oui

∆λ = ∆λ + ∆λi

FIN

j ≤ 220 non FIN

Organigramme 11-2

252

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L’utilisation d’une méthode de longueur d’arc nécessite tout d’abord de définir l’incrément d’arc Dl du premier incrément de charge (j = 1). Nous avons choisi pour cet exemple 0.01. Cet incrément est néanmoins mis à l’échelle du problème à la 1re itération de convergence (i = 0) lors du calcul de D λ 0 . Ensuite, la procédure suit celle décrite au chapitre 11.1.4 qui consiste en une augmentation de l’incrément de charge λ . La montée en charge est donc proportionnelle à son évolution. La convergence choisie étant toujours celle en forces ( ε = 0.001) , le reste a pour expression :

)

h + V2 i L

(11.66)

A

(

Ri = λ j + Δλ ⋅ P − N i ⋅

Avec λ j facteur de charge associé à l’incrément j. Une fois passé le premier incrément de charge (j = 1), il s’agit ensuite de continuer le processus jusqu’à obtention du déplacement désiré, soit celui du point E. Une première solution consisterait à utiliser un incrément d’arc constant. Une deuxième plus efficace permet d’estimer une nouvelle valeur de Dl à partir des résultats de l’incrément précédent. Pour ce faire, on évalue pour chacun des incréments la variation du déplacement DV2i en posant pour chaque itération de convergence que : ΔV2i +1 = ΔV2i + δV2i

(11.67)

Au terme de l’incrément, soit après convergence, on estime la nouvelle valeur de l’incrément d’arc Δl j +1 à partir de celle calculée à l’incrément précédent T

Δl j = {Δqi +1} ⋅ {Δqi +1} soit dans notre cas Δl j = ΔV2i +1 ⋅ ΔV2i +1 = ΔV2i +1 . Il est également possible d’incrémenter automatiquement cette quantité suivant le rapport entre nombre d’itérations désiré à j+1 et celui obtenu au précédent, soit : n

Δl j +1

⎛ Niterd j +1 ⎞ = Δl j ⋅ ⎜ ⎜ Niter j ⎟⎟ ⎝ ⎠

(11.68)


Généralement, il est admis de prendre Niterd compris entre 3 et 5, le paramètre n étant quant à lui fixé très souvent à ½ ou 1. Reprenant maintenant l’expression (11.62) de la rigidité tangente K T , il est également intéressant de tracer l’évolution de K T en fonction du déplacement V2 , soit :

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253

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11.3 Exemple 14 – Flambement des poutres 9 7

D

5

B C

3 1 –1

A E

–3

P (N) KT (N/mm)

–5 –7

– 45

– 40

– 35

– 30

– 25

– 20

– 15

– 10

–5

0

–9

V2 (mm) Figure 11.16 – Évolution de KT et P en fonction de V2.

On s’aperçoit alors que [ K T ] est positive entre la position initiale et le premier extrémum (point A) mais également après le deuxième situé au point C. Entre ces deux points (A et C), celle-ci est négative. En fait, [ K T ] est définie positive avant A T et après C puisque {q} ⋅ [ K T ] ⋅ {q} > 0 "q. ∀q Elle admet donc des valeurs propres T positives et correspond à un état stable. Inversement, {q} ⋅ [ K T ] ⋅ {q} < 0 "q entre A et C ce qui signifie que [ K T ] possède au moins une valeur propre négative. Cette configuration répond cette fois à un état instable. Le changement de T signe de {q} ⋅ [ K T ] ⋅ {q} implique un passage par zéro ce qui veut dire que [ K T ] n’est pas inversible ( det [ K T ] = 0 ) en ces points. Ceci se vérifie bien évidement au niveau des extrémums (B et C en l’occurrence) mais également pour les points de bifurcation (cf. § 11.3.2). ± Δl Ceci traduit dans le choix du signe de Δλ 0 = qui est pris positif 1 + ΔLV2i 2 lorsque det [ K T ] > 0 et négatif inversement (la variable « Dir » du programme Mathcad™ 11-2).

11.3 Exemple 14 – Flambement des poutres 11.3.1 Étude d’une poutre simplement appuyée ■■ Le flambement Eulérien

Nous avons vu au chapitre 6.1 que le moment fléchissant pouvait être exprimé en fonction de la courbure de la déformée à partir de la relation (6.7) : d 2v EI z 2 = − M z ( x ) . Par ailleurs, le moment fléchissant vaut également en tout dx

254

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y v(x)

P

P

x

L

A

Figure 11.17 – Déformée d’une poutre soumise à une charge de compression.

point de la déformée : M z ( x ) = P ⋅ v( x ) . En égalant ces deux expressions du moment fléchissant, on obtient l’équation différentielle du 2e ordre sans second membre :

EI z

d 2 v( x ) d 2 v( x ) = − M ( x ) = − P ⋅ v ( x ) ⇒ EI + P ⋅ v( x ) = 0 (11.69) z z dx 2 dx 2

En posant α =

P , (11.69) devient : EI z d 2 v( x ) + α 2 ⋅ v( x ) = 0 dx 2

(11.70)

Sachant que la solution générale (réelle) de (11.70) est de la forme :

v( x ) = A ⋅ sin (α ⋅ x ) + B ⋅ cos (α ⋅ x )

(11.71)

avec A et B constantes, et que les conditions aux limites permettent d’écrire en : – x = 0, v(0) = 0 ⇒ B = 0 , – x = L, v(l ) = 0 ⇒ A ⋅ sin (α ⋅ L ) = 0 . L’équilibre se caractérise alors par : A ⋅ sin (α ⋅ L ) = 0

ce qui permet de déduire :

α ⋅ L = kπ ⇒ α =


kπ L

(11.72) (11.73)

d’où

α=

kπ ⇔ L

P kπ k 2π 2 EI z = ⇒P= EI z L L2

(11.74)

k égal à zéro correspondant à la poutre au repos, on déduit pour la charge critique (k =1) : π 2 EI z PCritique = α (11.75) L2

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■■ Calcul de la rigidité tangente

Le fait de considérer encore une fois un problème en grands déplacements revient 2 1 ⎛ dv ⎞ à ajouter le terme ⎜ ⎟ à (6.16) soit : 2 ⎝ dx ⎠ 2 du d 2v 1 ⎛ dv ⎞ ε xx = (11.76) −y 2 + ⎜ ⎟ dx 2 ⎝ dx ⎠ dx L’élément poutre utilisé étant une déclinaison de celui construit au chapitre 6.2, la matrice [ B0 ] associée aux petites déformations sera identique à (6.17). La matrice de rigidité élémentaire en repère local [ k0 ] aura de fait la même expression que (6.21). La démarche étant ensuite similaire à celle du chapitre 11.2, il convient désormais de calculer la matrice [ kσ ] associée aux contraintes initiales. Celle-ci dépendant essentiellement des déplacements transversaux, le calcul de la matrice [G ] associée au champ de déplacement v( x ) (6.14) qui exprimé sous la forme : permet d’établir que :

v ( x ) = {0 N 1 N 2 0 N 3 N 4 } ⋅ {qe }

(11.77)

[G ] = ⎧⎨0

dN 1 dN 2 dN 3 dN 4 ⎫ 0 ⎬ dx dx dx dx ⎭

(11.78)

⎩

d’où l’expression de la matrice [ kσ ] pour ce type d’élément :

T

[kσ ] = ∫ [G ] Ve

⎡0 0 ⎢ 6 ⎢0 5 ⎢ ⎢ L ⎢0 N 10 ⋅ [σ ] ⋅ [G ] ⋅ dVe = ⎢ ⎢ 0 0 L ⎢ ⎢0 − 6 ⎢ 5 ⎢ L ⎢0 10 ⎣⎢

0 L 10 2 L2 15 0 L − 10 L2 − 30

0 0 0 0 0 0

0 6 − 5 L − 10 0 6 5 L − 10

0 ⎤ L ⎥ ⎥ 10 ⎥ L2 ⎥ − ⎥ 30 ⎥ 0 ⎥ ⎥ L − ⎥ 10 ⎥ 2 L2 ⎥ ⎥ 15 ⎥⎦

(11.79)

La matrice tangente [ K T ] exprimée dans le repère global est ensuite obtenue en effectuant un changement de base sur la somme des matrices [ k0 ] et [ kσ ] . En effet, cette solution qui consiste à évaluer la rigidité tangente dans l’état déformé, a été préférée au calcul de la matrice [ kL ] dans un souci de simplification. On utilisera donc la même relation qu’en (11.63) :

T

[ K T ] = ⎡⎣ R (θ )⎤⎦ ⋅ ([k0 ] + [kσ ]) ⋅ ⎡⎣ R (θ )⎤⎦

(11.80)

256

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⎡ cos (θ ) sin (θ ) ⎢ ⎢ − sin (θ ) cos (θ ) ⎢ 0 0 avec ⎡⎣ R (θ ) ⎤⎦ = ⎢ 0 ⎢ 0 ⎢ 0 0 ⎢ 0 ⎢⎣ 0

0 0 0 0 0 0 1 0 0 0 cos (θ ) sin (θ ) 0 − sin (θ ) cos (θ ) 0 0 0

0⎤ ⎥ 0⎥ 0⎥ ⎥ . 0⎥ 0⎥ ⎥ 1 ⎥⎦

A

■■ Calcul de la charge critique d’Euler

Nous avons vu au chapitre 11.1.3 qu’il est possible de calculer la charge critique d’une structure au moyen d’une analyse modale de flambement. Cette analyse basée sur une recherche de valeurs et vecteurs propres, permet de déterminer le plus petit coefficient critique pondérant le chargement appliqué. Si ce coefficient est inférieur à 1, la charge critique est déjà atteinte. La structure est donc considérée dans ce cas comme instable. Bien que la précision de ces coefficients soit directement liée à la qualité du maillage et donc à celle des déformées modales, il est quand même possible d’évaluer correctement la charge critique d’une telle poutre avec un seul élément. Une première solution consisterait à effectuer l’analyse modale en ne considérant que les degrés de liberté de rotation des extrémités libres. Cette approche donnant généralement de piètres résultats, il est préférable d’associer les modes à des degrés de liberté de translation. Aussi et en raison de la symétrie de la déformée, il est possible de réduire le modèle à un seul élément de longueur égale à la moitié de celle de la figure 11.17. V2 Y x 2

y

U1 h

Β1 © Dunod – La photocopie non autorisée est un délit.

P

θ

1

X

L1 Figure 11.18 – Exemple 14-1 : poutre simplement appuyée (L1 = L/2).

U 2 et B2 étant nuls du fait de la symétrie, seuls les degrés de liberté U1, B1 et V2 dans le repère global sont à prendre en compte dans la résolution. Considérant un défaut nul ( h = 0) pour l’analyse de flambement, les dimensions et caractéristiques de cette poutre sont les suivantes : L1 = 2 m, S = 0.0001 m2, I = 6.10–8 m4, E = 2.1 1011 N/m2, P = 10000 N.

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257

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Reprenant les expressions de [k0] et [ks ], respectivement (6.21) et (11.79), le système1 après introduction des conditions aux limites se réduit à :

⎛ ⎡ 4 EI ⎜⎢ det ⎜ ⎢ L ⎜ ⎢ − 6 EI ⎜ ⎢⎣ L2 ⎝

⎡ 2 L2 6 EI ⎤ L2 ⎥ − λ P ⎢⎢ 15 ⎥ 12 EI ⎥ L⎢ L − 3 ⎥ L ⎦ ⎣⎢ 10

−

−

L ⎤⎞ ⎟ 10 ⎥ ⎟ = 0 ⎥ 6 ⎥⎟ 5 ⎥⎦ ⎟⎠

(11.81)

soit après calcul λ1 = 0.783 et λ2 = 10.137 . La charge critique est donc égale à PCritique = λ1 ⋅ P = 7831N avec pour mode de ⎧0.7839 ⎫ flambement associé ϕ1 = ⎨ ⎬ . Cette valeur bien que comparable, diffère ⎩ 1 ⎭ légèrement de celle obtenue avec (11.75) :

PCritique =

ð 2 EI z ð 2 EI z = = 7772 Ná L2 ( 2L1 )2

(11.82)

Il serait néanmoins tout à fait possible de retrouver précisément ce résultat en augmentant le maillage de la poutre. Une fois le chargement critique déterminé, il est possible alors de compléter l’analyse par un calcul non linéaire géométrique basé sur la méthode de longueur d’arc, le défaut h étant fixé suivant le cas à 1 mm ou 0.1 mm. Ce défaut est en effet nécessaire pour initier le processus non linéaire et correspond en fait à une pré déformation de la poutre suivant la déformée du 1er mode. L’algorithme utilisé est identique à celui établi pour l’exemple précédent. La tolérance e est cependant fixée à 0.01 dans ce cas spécifique. Le calcul des efforts internes suit également la même démarche que celle du chapitre 6.2.4, la seule différence se situant dans la prise en compte des grands déplacements dans le calcul de l’effort normal, soit :

N = E ⋅ ε xx

⎡ u2 − u1 1 ⎛ v2 − v1 ⎞2 ⎤ = E ⋅⎢ + ⎜ ⎟ ⎥ 2 ⎝ L ⎠ ⎥⎦ ⎢⎣ L

(11.83)

avec u1 , v1 , u2 , v2 déplacements des nœuds 1 et 2 dans le repère local élémentaire. Bien évidemment et c’était prévisible, le déplacement U1 évolue de manière quasi linéaire jusqu’à la charge critique et progresse ensuite suivant une asymptote horizontale. Plus le défaut est faible et plus la valeur de la charge critique ainsi déduite se rapproche de celle calculée par la théorie d’Euler (7760 N pour h = 1 mm et 7822 N dans l’autre cas). Inversement, un défaut trop important aurait entrainé une progression beaucoup plus lente vers la charge prévue.

1. U1 est considéré comme nul dans l’analyse modale.

258

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09/02/10 15:00



8 000 7 000 6 000 P (N)

5 000 4 000 Défaut 1 mm

3 000

A

Défaut 0,1 mm

2 000

1 000 0 0,00

0,20

0,40

0,60

0,80

1,00

1,20

U1 (mm) Figure 11.19 – Exemple 14-1 : déplacement horizontal.

Ceci étant, il est parfois impossible d’atteindre cette valeur de charge critique. Deux raisons peuvent expliquer ce constat. La première concerne les effets dus aux grands déplacements/grandes déformations. En effet et comme indiqué au chapitre 11.1.3, ceux-ci sont négligés dans l’analyse modale de flambement entraînant parfois une surévaluation du coefficient critique. L’analyse non linéaire géométrique permettra alors de mesurer ces effets et donc de réévaluer le coefficient critique généralement à la baisse. La deuxième est liée au phénomène de bifurcation qui correspond à une multiplicité des solutions d’équilibre. Ce phénomène sera abordé dans l’exemple 14-2. 8 000 7 000 6 000


P (N)

5 000 4 000 Défaut 1 mm

3 000

Défaut 0,1 mm

2 000 1 000 0 0,00

5,00

10,00

15,00

20,00 25,00 V2 (mm)

30,00

35,00

40,00

45,00

Figure 11.20 – Exemple 14-1 : déplacement vertical.

9782100544639.indb 259

259

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11.3.2 Étude d’une poutre sur appuis élastiques Y

V2 V1

x

Β2 y

U1

k2

Β1

P

2

θ

1

h X

k1 L

Figure 11.21 – Exemple 14-2 : poutre sur appuis élastiques.

■■ Calcul de la charge critique

L’analyse du comportement d’une telle poutre sur appuis élastiques amène bien évidemment à s’interroger sur l’influence des ressorts. Une première approche, certes un peu triviale, consiste à prendre en compte des ressorts de rigidité infinie. Dans ce cas, le calcul revient à étudier la poutre sur appuis simples de l’exemple 14-1. A contrario, sa déformée correspondra à celle d’une dénivellation d’appui. Les rotations nodales, supposées petites, seront alors égales à l’angle correspondant au déplacement différentiel des nœuds 1 et 2. De ce fait, on pourra considérer la tangente à la déformée nulle aux extrémités de la poutre. Deux autres conditions aux limites peuvent également être établies en 1 et 2 en posant que l’effort tranchant est égal, au signe près, à la force dans le ressort. Celui-ci est également équivalent à la somme de la dérivée du moment fléchissant et de la projection de la charge P (cf. [9]). On a donc :

Ty =

dM z dv −P⋅ dx dx

(11.84)

d 2v ⎛ ⎞ D’où d’après (6.7) ⎜ EI z 2 = − M z ( x ) ⎟ : dx ⎝ ⎠

T y = − EI z

d 3v dv −P⋅ 3 dx dx

(11.85)

260

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P , (11.85) s’écrit : EI z v ʹʹʹ( x ) + α 2 ⋅ v ʹ( x ) = −

En dérivant maintenant (11.86) et comme

v IV

(x ) + α 2

Ty (x )

dT y

(11.86)

= −q y ( x ) , on obtient :

dx

⋅ v ʹʹ( x ) =

EI z

q y (x ) EI z

= 0

A (11.87)

En posant α =


qui est égale à zéro puisque la poutre n’est pas chargée transversalement. Finalement et en intégrant deux fois (11.87), cette équation différentielle devient :

v ʹʹ( x ) + α 2 ⋅ v( x ) = R1 ⋅ x + M1

(11.88)

Avec R1 et M1 constantes. R x+M La solution de (11.88) étant de la forme v( x ) = A ⋅ sin (α ⋅ x ) + B ⋅ cos (α ⋅ x ) + 1 2 1 α R x+M (α ⋅ x ) + B ⋅ cos (α ⋅ x ) + 1 2 1 avec A et B constantes, on déduit pour ses dérivées : α R v ʹ( x ) = A ⋅ α ⋅ cos (α ⋅ x ) − B ⋅ α ⋅ sin (α ⋅ x ) + 12 (11.89) α

v ʹʹ( x ) = − A ⋅ α 2 ⋅ sin (α ⋅ x ) − B ⋅ α 2 ⋅ cos (α ⋅ x )

(11.90)

v ʹʹʹ( x ) = − A ⋅ α 3 ⋅ cos (α ⋅ x ) + B ⋅ α 3 ⋅ sin (α ⋅ x )

(11.91)

En injectant (11.89) et (11.91) dans (11.86), on obtient également :

v ʹʹʹ( x ) + α 2 ⋅ v( x ) = R1 =

−T y ( x ) EI z

(11.92)


Comme Ty (x) vaut aux appuis k1 ◊ v (0) et – k1 ◊ v (L), les deux premières conditions aux limites s’écrivent :

Au nœud 1

M ⎞ ⎛ R1 = −k1* ⋅ v(0) = −k1* ⋅ ⎜ B + 21 ⎟ α ⎠ ⎝

(11.93)

Au nœud 2 R ⋅L + M ⎞ ⎛ R1 = k2* ⋅ v( L ) = k2* ⋅ ⎜ A ⋅ sin (α ⋅ L ) + B ⋅ cos (α ⋅ L ) + 1 2 1 ⎟ (11.94) α ⎝ ⎠ k avec ki* = i . EI z

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261

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Les tangentes horizontales aux nœuds étant considérées comme nulles aux appuis, on a également :

En x = 0

v ʹ(0) = A ⋅ α +

R1 = 0 α2

(11.95)

En x = L

v ʹ( L ) = A ⋅ α ⋅ cos (α ⋅ L ) − B ⋅ α ⋅ sin (α ⋅ L ) −

R1 = 0 α2

(11.96)

En regroupant les quatre conditions aux limites (11.93) à (11.96), le système à résoudre s’écrit :

1 ⎡ α 0 ⎢ α2 ⎢ 1 ⎢ α ⋅ cos (α ⋅ L ) −α ⋅ sin (α ⋅ L ) − 2 ⎢ α ⎢ ⎢ 0 1 k1* ⎢ ⎢ * k2* ⋅ L ⎢ −k2 ⋅ sin (α ⋅ L ) −k2* ⋅ cos (α ⋅ L ) 1 − 2 α ⎣ ⎧ A ⎫ ⎧0 ⎫ ⎪ B ⎪ ⎪0 ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ = [C ] ⋅ ⎨ ⎬ = ⎨ ⎬ ⎪ R1 ⎪ ⎪0 ⎪ ⎪⎩ M1 ⎪⎭ ⎪⎩0 ⎪⎭

⎤ 0 ⎥ ⎥⎧ A ⎫ 0 ⎥⎪ ⎪ ⎥⎪ B ⎪ ⎨ ⎬ k1* ⎥ ⎪ R1 ⎪ ⎥ α 2 ⎥ ⎪⎩ M1 ⎪⎭ k* ⎥ − 22 ⎥ α ⎦ (11.97)

Le déterminant de [C ] doit donc être différent de 0 pour que (11.97) admette des solutions non nulles. Dans le cas contraire, les racines de l’équation det[C ] = 0 correspondent aux valeurs de charge critique et donc aux différentes instabilités de la structure. Dans notre cas d’étude, cette résolution revient à poser que :

det [C ] = α 2 ⋅ sin (α ⋅ L ) ⋅ ⎡⎣α 2 ⋅ ( k1* + k2* ) − L ⋅ k1* ⋅ k2* ⎤⎦ = 0

(11.98)

soit une première valeur de charge critique identique à celle de la poutre π 2 EI z 1 s implement appuyée (11.75) PCritique = αpuis une deuxième en posant L2 P k* ⋅ k* ⋅ L α2 = = 1 * 2 * ce qui permet de trouver : EI z k1 + k2

2 PCritique =

k1 ⋅ k2 ⋅ L k1 + k2

(11.99)

262

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Bien évidemment, la charge critique finale correspondra au minimum des deux valeurs précédentes, soit : ⎛ k ⋅ k ⋅ L π 2 EI ⎞ PCritique = min ⎜ 1 2 ; 2 z ⎟ α (11.100) L ⎠ ⎝ k1 + k2 Il est néanmoins possible de faire correspondre ces deux valeurs en posant que 1 2 est égale à PCritique ce qui donne dans le cas de ressorts identiques : PCritique 2π 2 EI z k = k1 = k2 = α . L3

■■ Point de bifurcation

A


Par définition, une bifurcation correspond à la possibilité de suivre plusieurs trajectoires équilibrées. Les solutions calculées après ce point de bifurcation peuvent néanmoins traduire des états stables ou instables. Nous avons vu au chapitre 11.2.4 que ces différents états étaient liés aux signes de la matrice de rigidité tangente. Crisfield développe dans (cf. [19]) les méthodologies permettant de calculer avec précision les positions de ces différents points singuliers : extrémums ou points de bifurcation. Sachant que l’incrément de déplacement {Dq} peut être exprimé sous la forme n ⎛ ⎞ d’une combinaison linéaire de n vecteurs propres de [ K T ] ⎜ {Δq} = ∑ Ai ⋅ {φi } ⎟ , i =1 ⎝ ⎠ il établit que : – A1 ≠ 0 et Ai = 0 "i ≠ 1 pour les extrémums. Dans ce cas, il arrive à montrer que la longueur d’arc vaut {Dq}T ◊ {Dq} = Dl 2 = A12. Ce résultat a d’ailleurs été utilisé dans nos différents exemples pour « prédire » la variation de longueur d’arc nécessaire à l’incrément de charge suivant (cf. programme Mathcad™ 11.2). – A1 = 0 et Ai ≠ 0 "i ≠ 1 pour les points de bifurcation. Par ailleurs et dans ces deux cas, le déterminant de [KT ] est d’après les conclusions du chapitre 11.2.4 nul. Celle-ci admet donc à ces endroits une valeur propre w1 de même valeur. Toujours d’après [19], la différentiation entre extrémums et points de bifurcation s’effectue à partir du produit du vecteur des charges extérieures {F } et du vecteur propre associé à {f1}. {F }T {f1} est ainsi nul pour les points de bifurcation et non nul pour les extrémums. Reprenant notre cas d’étude, le point de bifurcation peut être évalué à partir du résultat établi au chapitre précédent, soit :

⎛ k ⋅ k ⋅ L π 2 EI PCritique = min ⎜ 1 2 ; 2 L ⎝ k1 + k2

⎞ ⎟ = min (1890, 7772 ) = 1890 Nα (11.101) ⎠

avec L= 4 m, S = 0.0001 m2, I = 6.10-8 m4, E = 2.1 1011 N/m2, P = 10000 N, 12π 2 EI = 4k2α k1 = . L3 A contrario des programmes commerciaux, la recherche de ce point singulier a été effectuée par approximations successives à l’aide d’un programme Mathcad™ directement inspiré de celui du chapitre 11.2.4. Une fois cette position déterminée, il

9782100544639.indb 263

263

09/02/10 15:01



s’agit ensuite de réaliser un « saut » permettant de suivre la branche bifurquée. Pour ce faire, le programme reprend la solution proposée par Crisfield dans [19] qui consiste à considérer comme « prédicteur » à cet endroit le produit Dl ◊ f1. L’incrément de facteur de charge (11.40) a donc pour expression dans ce cas : Δλi =

−Δl ⋅ φ1T {δ d i } Δl ⋅ φ1T {δ Lqi } + Δλ0

(11.102)

Comme pour le chapitre 11.3.1, on constate une meilleure approche du point de bifurcation pour les valeurs de défaut faibles, la valeur de la charge critique étant parfaitement atteinte pour h égal à la plus petite perturbation. 2 000 1 800 1 600 1 400

P(N)

1 200 1 000

Défaut 5 mm

800

Défaut 1 mm

600

Défaut 0.1 mm

400 200 0 0,00

0,10

0,20

0,30 U1 (mm)

0,40

0,50

Figure 11.22 – Exemple 14-2 : déplacement horizontal au nœud 1.

2 000 1 800 1 600 1 200 1 000

Défaut 5 mm

P(N)

1 400

800

Défaut 1 mm

600

Défaut 0.1 mm

400 200 0

–7,50

–6,50

–5,50

–4,50

–3,50 V (mm)

–2,50

–1,50

–0,50

1

Figure 11.23 – Exemple 14-2 : déplacement vertical au nœud 1.

264

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2 000 1 800 1 600 1 400 1 000

A

800

Défaut 5 mm

600

Défaut 1 mm

400

Défaut 0,1 mm

P(N)

1 200

200 0 0,00

5,00

10,00

15,00 V2 (mm)

20,00

25,00

30,00

Figure 11.24 – Exemple 14-2 : déplacement vertical au nœud 2.

11.4 Exemple 15 – Flambement des plaques 11.4.1 Étude d’une plaque sous chargement uniaxial ■■ Energie de déformation – cas général

y a σ yy


τ xy

b

σ xx

σ xx τ xy

x

σ yy Figure 11.25 – Plaque soumise à un état de contrainte plane.

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Partant de l’expression (3.35) de l’énergie de déformation, celle-ci se réduit du fait de l’hypothèse de contrainte plane à : W =

1 2 + σ 2 ⋅ dV − ν σ ⋅ σ ⋅ dV + 1 σ xx τ xy2 ⋅ dV yy xx yy ∫ E V∫ 2⋅E V 2 ⋅ G V∫

(

)

(11.103)

Les contraintes valant (9.10) et (9.12), cette relation devient : ⎡ ⎛ 12 z ⋅ M 2 ⎛ 12 z ⋅ M ⎞2 ⎞ ⎤ yy xx ⎞ ⎢ ∫ ⎜ ⎛⎜ ⎥ ⎟ ⋅ dV + ⎟ ⎜ ⎟ 3 3 ⎟ ⎜ e e ⎢ ⎥ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ 1 V⎝ ⎠ W = ⎢ ⎥ 2 2⋅E ⎢ ⎥ ⎛ 12 z ⋅ M xy ⎞ ⎛ 12 z ⋅ M xx ⎞ ⎛ 12 z ⋅ M yy ⎞ ⋅ ν ⋅ 2 1 ⋅ dV + + dV ( ) ⎢ −2ν ∫ ⎜ ⎥ ⎟ ⎜ ⎜ ⎟ ⎟ ∫ e3 ⎠ e3 e3 ⎠ ⎝ ⎠ ⎢⎣ ⎥⎦ V⎝ V⎝ (11.104) soit après transformation en une intégrale de surface :

W =

(

)

2 2 12 ⎡⎢ ∫∫ M xx + M yy ⋅ dxdy − 2ν ∫∫ M xx ⋅ M yy ⋅ dxdy ⎤⎥ (11.105) 2 ⋅ E ⋅ e 3 ⎢ +2 (1 + ν ) M xy2 ⋅ dxdy ⎥ ∫∫ ⎣ ⎦

⎛ 12 ⎞ avec dV = dxdydz et ⎜ 3 ⎟ ⎝e ⎠

e 2 2

∫e

−

z2

⎛ 12 ⎞ ⋅ dz = ⎜ 3 ⎟ ⎝e ⎠

2

⎛ h 3 ⎞ 12 ⋅⎜ ⎟ = 3 . ⎝ 12 ⎠ e

2

En remplaçant maintenant les moments Mxx, Myy et Mxy par leurs expressions (9.5) et (9.9), on obtient :

⎡⎛ ∂ 2 w ⎞ 2 ⎛ ∂ 2 w ⎞ 2 ∂ 2w ∂ 2w ⎤ ⎢⎜ ⎥ ν 2 + + ⋅ ⋅ ⎜ ⎟ ⎟ ∂x 2 ∂y 2 ⎥ ⎢⎝ ∂x 2 ⎠ ⎝ ∂y 2 ⎠ 1 W = D ∫∫ ⎢ ⎥ ⋅ dxdy 2 2 2 ⎛ ⎞ ∂ w ⎢ ⎥ ⎢ +2 (1 − ν ) ⎜ ∂x ∂y ⎟ ⎥ ⎝ ⎠ ⎣ ⎦

(11.106)

ou sous une autre forme : ⎡⎛ ∂ 2 w ∂ 2 w ⎞ 2 ⎛ ∂ 2w ∂ 2w ⎛ ∂ 2w ⎞2 ⎞ ⎤ 1 W = D ∫∫ ⎢⎜ 2 + 2 ⎟ − 2 (1 − ν ) ⎜ 2 ⋅ 2 − ⎜ ⎟ ⎟ ⎥ ⋅ dxdy (11.107) ⎜ ∂x ∂y 2 ∂x ∂y ⎠ ⎟ ⎥ ∂y ⎠ ⎢⎝ ∂x ⎝ ⎝ ⎠⎦ ⎣ ■■ Application aux plaques rectangulaires simplement appuyées

Reprenant la même démarche que celle de l’exemple 9, nous savons que la surface élastique d’une plaque rectangulaire simplement appuyée peut être représentée par la double série : 266

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⎛ m ⋅π ⋅ x ⎞ ⎛ n ⋅π ⋅ y ⎞ 1 w ( x , y ) = ∑ ∑ amn ⋅ sin ⎜ ⎟ ⋅ sin ⎜ ⎟α ⎝ a ⎠ ⎝ b ⎠ m =1 n =1 ∞

∞

(11.108)

Après calcul des différentes dérivées secondes de (11.108) nécessaires à la détermination de (11.107), on obtient pour l’énergie de déformation d’une plaque de ce type : 2

∞ ∞ 2 2 2 2 ab 2 ⋅ ⎛ m ⋅π + n ⋅π ⎞ α W = D ⋅ ∑ ∑ amn ⎜ 8 b 2 ⎟⎠ ⎝ a2 m =1 n =1

(11.109)

A

car : ⎡⎛ ∂ 2w ∂ 2w ⎛ ∂ 2w ⎞2 ⎞ ⎤ – ∫ ∫ ⎢⎜ 2 ⋅ 2 − ⎜ ⎟ ⎟ ⎥ ⋅ dx ⋅ dy = 0 . ⎜ ∂ x y x y ∂ ∂ ∂ ⎢ ⎝ ⎠ ⎟⎠ ⎥⎦ 0 0 ⎣⎝ ab

ab

–

⎛ m ⋅π ⋅ x ⎞ 2 ⎛ m ⋅ π ⋅ y ⎞ ⋅ dx ⋅ dy = ab α . ⎟ ⋅ sin ⎜ ⎟ a ⎠ 4 ⎝ b ⎠

∫ ∫ sin2 ⎜⎝ 00

■■ Calcul théorique de la contrainte critique

Reprenant la description de la figure 11.25 en considérant a > b, nous pouvons supposer que la déformée de la plaque soumise uniquement à sxx sera de la forme : ⎛ m ⋅π ⋅ x ⎞ ⎛π ⋅ y ⎞ 2 w ( x , y ) = A ⋅ sin ⎜ ⎟ ⋅ sin ⎜ ⎟α a ⎝ b ⎠ ⎝ ⎠

(11.110)

En application de (11.109), l’énergie de déformation vaut dans ce cas : 2

W =

a ⋅b ⎛ m2 ⋅ π 2 π 2 ⎞ D ⋅ A2 ⋅ ⎜ + 2⎟ α 8 b ⎠ ⎝ a2

(11.111)


Timoshenko établit par ailleurs dans [9] que le travail de la force de compression N xx = σ xx ⋅ e est égal : T =

ab 2 σ xx ⋅ e ⎛ ⎛ ∂w ⎞ ⎞ ⎜ ⎜ ⎟ ⎟ ⋅ dxdy 2 ∫0 ∫0 ⎜⎝ ⎝ ∂x ⎠ ⎟⎠

σ ⋅ e ⎛ m ⋅π ⎞ = A 2 ⋅ xx ⋅ ⎜ ⎟ 2 ⎝ a ⎠

2 ab

⎛ m ⋅π ⋅ x ⎞ ⎛ m ⋅π ⋅ y ⎞ ∫ ∫ cos2 ⎜⎝ a ⎟⎠ ⋅ sin2 ⎜⎝ b ⎟⎠ ⋅ dxdy 00

(11.112)

1. Les termes de la série doivent être impairs. 2. On suppose dans ce cas que la déformée suivant x peut admettre plusieurs ondes alors que celle suivant y n’en comporte qu’une seule.

9782100544639.indb 267

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ab

Comme


⎛ m ⋅π ⋅ x ⎞ 2 ⎛ m ⋅ π ⋅ y ⎞ ⋅ dxdy αéquivaut également à ab , on ⎟ ⋅ sin ⎜ ⎟ a ⎠ 4 ⎝ b ⎠

∫ ∫ cos2 ⎜⎝ 00

obtient pour le travail : T = A2 ⋅

σ xx ⋅ e ⋅ m 2 ⋅ π 2 ⋅ b 8a

(11.113)

Le potentiel total est donc égal à : E = W −T 2

2 2 a ⋅b ⎛ m2 ⋅ π 2 π 2 ⎞ 2 ⋅ σ xx ⋅ e ⋅ m ⋅ π ⋅ b (11.114) − = D ⋅ A2 ⋅ ⎜ + A 8 8a b 2 ⎟⎠ ⎝ a2

L’équilibre critique étant caractérisé par la dérivée seconde du potentiel total par rapport à A, on obtient pour la contrainte critique de flambement : 2

2 ∂2 E crit = k ⋅ π ⋅ E ⋅ ⎛ e ⎞ 0 σ = ⇔ xx ⎜ ⎟ 12 (1 −ν 2 ) ⎝ b ⎠ ∂A 2

(11.115)

2

⎛m φ ⎞ a avec k = ⎜ + ⎟ ; φ = 1. b ⎝φ m⎠ La variable m représentant le nombre d’ondes suivant x de la déformée de flambement, on recherchera la valeur minimale de k correspondant à la plus petite des contraintes critiques. Pour ce faire et en considérant m constant et f variable, on dérive la fonction k par rapport à f soit :

⎛m φ ⎞ ⎛ 1 m ⎞ dk = 2 ⋅ ⎜ + ⎟ ⋅ ⎜ − 2 ⎟ = 0 ⇒ m2 = φ 2 dϕ ⎝ φ m⎠ ⎝m φ ⎠

(11.116)

La contrainte critique minimale sera donc obtenue pour m = f ce qui correspond à k = 4 (cf. figure 11.26).

1. f correspond à l’élancement géométrique de la plaque.

268

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10 9 8 7

A

6 5

k

4 3

m=1

m=2

m=3

m=4

m=5

m=6

2 1 0 0

1

2

3

4

5

6

7

φ Figure 11.26 – k fonction de f pour différentes valeurs de m.


En reprenant l’exemple du chapitre 9.2.2 (plaque rectangulaire a (4 m) ¥ b (2 m) d’épaisseur e (0.02 m) en acier (E = 210000 MPa, n = 0.3) avec m = 1, 2 ou 3, on obtient pour les contraintes critiques et les déformées de flambement (Mathcad™) :

Figure 11.27 – Exemple 15 : mode n° 1 (Mathcad) – m = 1 ; σ xcrit = 118.6 MPa .

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269

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Figure 11.28 – Exemple 15 : mode n°2 (Mathcad) – m = 2 ; σ xcrit = 75.9 MPa .

Figure 11.29 – Exemple 15 : mode n°3 (Mathcad) – m = 3 ; σ xcrit = 89.0 MPa .

On constate bien que la contrainte critique est minimale pour m = ϕ =

a =2. b

■■ Calcul par éléments finis

Le calcul revient à appliquer les résultats du chapitre 11.1.3 et donc à rechercher les valeurs et vecteurs propres du système : det ([ K 0 ] + λ .[ K σ ]) = 0 . L’élément utilisé est un Q4 sans intégration réduite. Le but étant de faire une comparaison précise des résultats avec la solution théorique, la taille retenue pour les éléments est de 10 cm de côté. Il n’est bien évidemment pas nécessaire d’avoir systématiquement une telle densité de maillage. Cependant, il est important de noter que cette précision dépendra de la qualité de reconstitution de la déformée modale et ce d’autant plus que l’élément choisi est «pauvre». 270

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y


a

q

b

A

x Figure 11.30 – Exemple 15-1 : plaque en compression simple.


La plaque étant simplement appuyée, le contour de celle-ci est bloqué verticalement suivant z. Deux lignes d’appuis suivant x et y sont également ajoutées afin d’assurer la stabilité du modèle. Enfin et pour terminer, une pression unitaire q de 100 MPa est appliquée au bord libre suivant y. Il est néanmoins important de noter que celle-ci est introduite sous la forme d’une charge linéaire de compression égale à q ◊ e soit 2 ◊ 106 N/m. La première valeur propre1 trouvée (0.759) par l’analyse modale faite avec Abaqus™ correspond bien non seulement à une contrainte de 75.9 MPa mais également à un mode à deux ondes suivant x.

Figure 11.31 – Exemple 15-1 : mode n° 1 (l1 = 0.759).

1. Les modes sont classés par coefficient critique croissant.

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Figure 11.32 – Exemple 15-1 : mode n°2 (l2 = 0.893).


272

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11.4.2 Étude d’une plaque en cisaillement y

a

τ xy

A

b

x

τ xy Figure 11.34 – Exemple 15-2 : plaque en cisaillement.

Les caractéristiques de la plaque étant identiques à celles de l’exemple 15-1, la contrainte critique théorique peut être évaluée à partir de [9] en posant : D ⋅π 2 e ⋅b2 Celle-ci fait intervenir un coefficient k dépendant de l’élancement f : crit = k ⋅ τ xy

k = 5.35 +

k=

4 φ2

5.35 +4 φ2

(11.117)

si φ ≥ 1 si φ ≤ 1Θ

(11.118)

Comme f est égal à 2 dans notre cas, k vaut 6.35 et donc crit = k ⋅ τ xy

y

D ⋅π 2 = 120 MPa e ⋅b2 a


q

b

q

q q

x

Figure 11.35 – Exemple 15-2 : chargement.

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273

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Les conditions aux limites restant inchangées, on applique sur chacun des côtés du contour (cf. figure 11.35) une charge linéaire transverse de 2 .106 N/m équivalente à une pression q de 100 MPa.

Figure 11.36 – Exemple 15-2 : mode n° 1 (l1 = 1.227).


274

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11.5 Exemple 16 – Déversement d’une poutre 11.5.2 Aspects théoriques

Le déversement appelé également « flambement latéral » est un phénomène d’instabilité qui se caractérise, sous l’effet de charges verticales, par une flexion latérale accompagnée d’une rotation de torsion1. Les forces verticales produisant des déformations latérales2, il est possible de calculer les valeurs critiques associées à cette instabilité. P1

y

A

y

P2

w z

x

L x ϕ

w z


Figure 11.38 – Le phénomène de déversement.

Trois conditions sont nécessaires pour caractériser l’équilibre : d 2v – Dans le plan de flexion xy : EI z ⋅ 2 = − M z ( x ) , dx d 2w – Dans le plan de flexion xz : EI y ⋅ 2 = M y ( x ) , dx d 3ϕ dϕ = − M x 3. – Autour de l’axe x de torsion : − EI ω ⋅ 3 + GJ ⋅ dx dx avec : j : Angle de torsion (rad). J : Inertie de torsion (m4). Iw : Inertie de gauchissement (m6). 1. Dans le cas d’une poutre en I soumise à des charges verticales descendantes, on assiste en fait au flambement de la semelle supérieure comprimée. 2. Bien souvent en raison d’une imperfection de forme. 3. Équation différentielle de torsion.

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y y P

A

x

B

z

h b

L/2 L

Figure 11.39 – Exemple 16 : déversement d’une poutre chargée en son milieu.

Considérant la poutre de la figure 11.39 avec des appuis « à fourche »1, on arrive à démontrer grâce aux travaux de Timoshenko (cf. [9]) et Vlassov (cf. [20]) que la charge critique de déversement d’une telle poutre est égale à : PCR

PCR

2 ⎡ ⎤ ⎞ 3π 2 4π 2 EI y ⎢ I ω L2 GJ ⎛ 4 3 4 3 = + ⋅ +⎜ ⋅ zg ⎟ − ⋅ zg ⎥ 2 ⎥ L3 ⎢ I y π 2 EI y ⎝ π 6 + π 2 6 +π2 6 π π + ⎠ ⎢⎣ ⎥⎦

2 ⎡ ⎤ ⎞ 3π 2 4π 2 EI y ⎢ I ω L2 GJ ⎛ 4 3 4 3 = + ⋅ +⎜ ⋅ zg ⎟ − ⋅ zg ⎥ 2 ⎥ L3 ⎢ I y π 2 EI y ⎝ π 6 + π 2 6 +π2 6 π π + ⎠ ⎢⎣ ⎥⎦

(11.119)

h position du point d’application de la charge P. 2 Le phénomène de déversement étant associé à de la flexion-torsion, on préférera utiliser la notion de moment critique de déversement qui dans notre cas est égal à :

avec z g = ±

MCR =

PCR ⋅ L 4

(11.120)

1. Appuis simples pour la flexion mais rotation de torsion et déplacements latéraux empêchés.

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Reprenant les hypothèses de l’exemple 12 :

Point d’application de la charge zG =

3m 320 mm 300 mm 20 mm 11.5 mm 2.1 1011 N/m2 0.30 8.0769 1010 N/m2 152.2 cm2 29144 cm4 9003 cm4 171 cm4 2025000 cm6

A

L= Hauteur h = Largeur b = Epaisseur semelles tf = Epaisseur âme tw = Module d’élasticité longitudinal E = Coefficient de Poisson n = Module d’élasticité transversal G = Section S = Inertie Iz = Inertie Iy = Inertie de torsion J = Inertie de gauchissement Iw =

+h/2 m

Les moment et charge critiques valent donc respectivement :

MCR =

PCR ⋅ L = 2.94 ⋅103 kN.m et PCR = 3919 kN 4

(11.121)


11.5.2 Calcul par éléments finis

Bien évidemment, l’intensité de la charge critique trouvée en (11.121) incite à penser que cette poutre cèdera avant de déverser1. Il est quand même possible de simuler ce déversement à partir d’une modélisation coques similaire à celle de l’exemple 12. Néanmoins, les conditions aux limites diffèrent légèrement puisque les sections d’extrémités devront être bloquées transversalement pour réaliser les appuis à fourche. Comme pour l’exemple 14, une légère imperfection sera nécessaire pour initier ce déversement. La démarche consistera ici à pré déformer la géométrie du modèle suivant la déformée du premier mode de flambement {f1}. Pour ce faire, on effectue préalablement une analyse de flambement suivant le principe du chapitre 11.1.3. Ainsi et pour une charge P de 5 106 N, ce calcul permet d’établir un premier coefficient critique égal à 0.78488 ce qui correspond à une charge critique de :

Pcritique = λ ⋅ P = 0.78488 ⋅ 5 ⋅106 = 3924 kN

(11.122)

1. La charge ultime peut en effet être atteinte bien avant la charge critique. On a tendance parfois à l’oublier.

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Figure 11.40 – Exemple 16 : déformée (Abaqus) de 1er mode de flambement {f1}.

Figure 11.41 – Exemple 16 : déformée (Abaqus) pour P = 3858 kN.

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Les coordonnées des nœuds du modèle sont ensuite modifiées de telle manière à obtenir : (11.123)

avec m choisi suffisamment petit pour ne pas perturber les résultats du calcul1. Le calcul qui tient compte de la non linéarité géométrique, est basé sur une méthode de longueur d’arc. Les tracés (figures 11.42 et 11.43) de l’évolution de la charge P en fonction des déplacements des jonctions âme-semelle de la section médiane2 mettent en évidence une croissance jusqu’à un maximum de 3858 kN, valeur qui reste proche de la charge critique prévue en (11.121) et (11.122). Au-delà, celle-ci diminue progressivement avec l’accroissement du déplacement latéral. Le passage de cet extrémum traduit le changement prononcé de comportement de la poutre qui passe de la flexion simple à une flexion-torsion. On le vérifie bien en visualisant la déformée après la charge critique qui traduit bien le déplacement transversal lié au flambement de la semelle supérieure. L’analyse des courbes des figures 11.42 et 11.43 permet également de mettre en évidence les différences de comportement des semelles supérieure et inférieure.

A

Géométrie pré déformée = Géométrie initiale + µ ⋅ {φ1 }

P (kN)

4 000 3 500 3 000 2 500 2 000

Semelle sup

1 500

Semelle inf

1 000


500 0 – 0,01

0,01

0,03

0,05

0,07

0,09

Déplacement transversal au milieu de la poutre (m) Figure 11.42 – Exemple 16 : évolution du déplacement transversal en fonction de la charge P.

1. Dans notre cas d’étude 0.01. 2. Semelle supérieure – point A, semelle inférieure – point B.

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4 000 3 500

2 500 2 000

P (kN)

3 000

1 500

Semelle sup

1 000 500 0

– 0,07

– 0,06

– 0,05

– 0,04

– 0,03

– 0,02

– 0,01

0

Déplacement ver cal au milieu de la poutre (m) Figure 11.43 – Exemple 16 : évolution du déplacement vertical en fonction de la charge P.

Comme prédit par la déformée du premier mode de flambement, la semelle inférieure reste presque « immobile » transversalement comparé au déplacement latéral de la semelle supérieure. Cependant, on remarquera que le phénomène de déversement s’initie en fait bien avant le moment critique et ce bien évidemment en raison de la pré-déformation de la poutre. Le choix du coefficient m contenu dans (11.123) est d’ailleurs la principale difficulté de ce type d’analyse puisqu’il doit initier la déformée sans trop la perturber.

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Bibliographie


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A Toute utilisation des ressources mises à disposition sur le site de Dunod implique la prise de connaissance des conditions générales d’utilisation.


1. Notice d’utilisation Vous venez de télécharger les fichiers de données relatifs aux 16 exemples de l’ouvrage Méthode des Éléments Finis, paru chez Dunod. Ces exemples ont été établis à partir de trois logiciels : Abaqus1 6.8.2, Advance Structure2 3.1, et Mathcad3 versions 13 et 14. Les résultats de l’ouvrage peuvent ainsi être reproduits par les détenteurs des logiciels mentionnés ci-dessus. Ceci étant, les utilisateurs d’Effel, édité également par Graitec, pourront utiliser directement ces différents modèles, puisque ceux-ci ont été construits à partir de ce logiciel. Ceux d’Advance devront les importer à partir d’Effel. Les exemples se divisent en trois catégories : – exemples 1 à 4 : éléments barres et poutres ; – exemples 5 à 12 : éléments membranes, plaques et coques ; – exemples 13 à 16 : analyse non linéaire géométrique. Pour différentes raisons, chacun des logiciels ne couvre pas l’intégralité des exemples. Notamment, les n° 10, 12, 15 et 16 ne peuvent être traités qu’avec Abaqus et/ou Effel en raison de leur taille. Pour la même raison, Mathcad ne permet de résoudre que les n° 1, 2, 3, 4, 5, 6, 9, 10, 13 et 144. Les fichiers de données ont des extensions : – « .cae » pour Abaqus (Abaqus CAE) – répertoire ./FichiersAbaqus/, – « .eff » pour Effel/Advance – répertoire ./FichiersEffel/, – « .xmcd » pour Mathcad – répertoire ./FichiersMathcad/. 1 Abaqus™ est un logiciel de simulation numérique édité par la société Dassault Systèmes Simulia Corporation – lien internet : www.simulia.com/products/abaqus_fea.html. 2 Advance Structure™ est un logiciel de calcul édité par la société Graitec et orienté vers les métiers du Génie Civil principalement – lien internet : http://www.graitec.com/fr/ad.asp. 3 Mathcad™ est un logiciel de simulation mathématique édité par la société Parametric Technology Corporation – lien internet : http://www.ptc.com/appserver/mkt/products/home.jsp?k=3901. 4 Certains exemples Mathcad comme les n°13 et 14 nécessitent une mémoire RAM importante (≈ 4 Go).

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1. Notice d’utilisation

Concernant ces derniers, un gestionnaire (cf. figure 1) permettant de les exécuter directement peut être ouvert dans Mathcad à partir du fichier « MEF.hbk ». Chacun d’entre eux comporte généralement une version analytique (= résultats analytiques) et une version numérique intégrant les hypothèses de calcul retenues dans le livre.

Figure 1 – Le gestionnaire d’exemples

Figure 2 – Exemple 1 (analytique)

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A

Article 1 : responsabilités La mise en ligne des différents fichiers de données mentionnés dans la notice d’utilisation n’étant qu’une facilité offerte au lecteur pour suivre pas à pas les développements faits dans l’ouvrage Méthode des Éléments Finis, ni l’auteur, ni l’éditeur ne pourront être rendus responsables de dysfonctionnements liés à l’utilisation de ces fichiers. Les contenus mis à disposition ont été mis en ligne après avoir été jugés raisonnablement conformes à l’état de l’art. Les résultats correspondants restent néanmoins soumis au jugement critique de l’utilisateur. L’auteur et l’éditeur déclinent toute responsabilité quant aux dommages ou pertes pouvant survenir suite à l’utilisation d’un de ces fichiers. Article 2 : licence L’utilisation de ces fichiers suppose que le lecteur possède une licence d’un, de deux

voire des trois logiciels mentionnés.

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Index alphabétique

A Analyse de flambement 257, 277 Approximation polynomiale 33, 65, 158, 204 Arc (longueur d’) 2, 234, 237, 249, 258, 263, 279

B Batoz 237 Bifurcation 249, 254, 259, 263 Blocage en cisaillement. Voir Intégration réduite


C CAO 155 Charge critique 233, 255, 258 Charges nodales équivalentes 70 Cisaillement transverse 185, 190 Coefficient critique 233, 257, 259, 271, 277 de concentration 167 de Poisson 23, 140, 180, 210, 223 Continuité 158, 167 Contrainte critique 273 dans les plaques 187

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de cisaillement 24, 187, 203 lissée 159, 164, 167, 206 non lissée 159, 167, 206 normale 15, 16, 184 plane 26, 127, 186, 191, 265 principale 182 Convergence 158, 160, 167 Crisfield 237, 263

D Déformation plane 25, 127 Déversement 2, 275, 280

E Élancement 178, 198, 273 Élément barre 35, 38, 45, 47, 55 conforme 158 coque 222 isoparamétrique 123, 128, 140 plaque 196 poutre 63, 68, 76, 78, 89, 256 Q4 129, 152, 160, 167, 178, 196, 204, 210, 222, 270 Q8 164 Q9 179

ressort 46, 51 T3 141, 153, 167 T6 167, 171, 172 Énergie de déformation 28, 33, 35, 67, 74, 191, 266 Équation générale des plaques 190, 193, 204 des poutres 63, 65, 80 Équations d’équilibre de surface 19, 31 de volume 18, 31, 158 Extrémums 242, 254, 263

F Flambement 2, 233, 254, 259, 268, 275, 279 Fonctions de forme 32, 228

G Gauchissement 73, 275 Gauss (élimination de) 10 Grandes déformations 228, 236 Grands déplacements 228

I Intégration numérique 123 réduite 198, 204, 219, 270 287

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Index alphabétique

Isoparamétrique. Voir Élément

J Jacobien 122, 129, 142, 197

K Kirchhoff 185

M Maillage 33, 151, 154, 160, 167, 174, 192, 204, 257 Matrice de rigidité contraintes initiales 232, 256 élémentaire 35, 130 grandes déformations 232, 236, 243 membrane 135, 145 petites déformations 232 plaque 197 poutre 3D 76 poutre plane 67 ressort 46

singulière 41, 233 Matrice jacobienne. Voir Jacobien Mindlin 190, 198, 209 Mode de flambement 258, 278 Moment critique 276, 280

N Newton Raphson (Méthode) 2, 234, 239, 245 Non linéarité géométrique 2, 279

P Peterson (Courbes de) 167 Pivot 11, 41 Points de bifurcation. Voir Bifurcation Points de Gauss 123, 199 Post critique 234 Post-processeurs 1 Pré-processeur 1

Processus de convergence 234

R Rigidité tangente 233, 244, 253, 256

S Section d’effort tranchant 75, 78, 191, 209, 221 Snap back 249 Snap through 249 Solveurs 1 Striction 140, 180

T Timoshenko 191, 267, 276 Torsion 73, 187, 275 Transformation géométrique 120 Travail des forces 33, 38, 239, 267

V Voilement 2

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Méthode Des Éléments Finis - Approche Pratique en Mécanique Des Structures

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