Comparaison linéaire élastique et élastoplastique

Les cas test 3D précédents nous ont permis de vérifier l’implémentation de la source ainsi que des conditions limites (surfaces libres, absorbantes)8. Le cas test présent permettra quant à lui d’observer et commenter les effets nonlinéaires. On considère le cas de la propagation d’un mode propre dans une cube. Le domaine est le cube unitaire [0, 1 m]³, chacune de ses surfaces est considérée comme une surface libre. DELCOURTEet GLINSKY

8. Voir section 3.2, p 41.

[DG15] ont montré que dans le cas linéaire élastique, une solution exacte en temps et en espace est donnée par le système suivant, en formulation vitesse/contrainte :

                                    

vx(x, t) = cos (πx) [sin (πy) − sin (πz)] cos (Ωt) , vy(x, t) = cos (πy) [sin (πz) − sin (πx)] cos (Ωt) , v_z(x, t) = cos (πz) [sin (πx) − sin (πy)] cos (Ωt) , σ_xx(x, t) = −A sin (πx) [sin (πy) − sin (πz)] sin (Ωt) , σyy(x, t) = −A sin (πy) [sin (πz) − sin (πx)] sin (Ωt) , σzz(x, t) = −A sin (πz) [sin (πx) − sin (πy)] sin (Ωt) , σ_xy(x, t) = σ_xz(x, t) = σ_yz(x, t) = 0,

(6.5)

avec A =^√2ρµet Ω = π^q2µ_ρ.

La condition initiale en formulation vitesse/contrainte peut être transformée en formulation vitesse/déformation en utilisant la matrice C⁻¹ telle que définie par l’Équation (2.16), p. 18. On notera que la partie isotrope de tenseur des contraintes est nulle pour tout (x, t), donc la partie isotrope des déformations l’est également. De fait, dans ce cas test il y a seulement des ondes de cisaillement qui se propagent, puisque le changement de volume est nul.

Le cas linéaire élastique avec un schéma temporel saute-mouton a été étudié par DELCOURTE

et GLINSKY[DG15], notamment à travers une étude de convergence. Nous proposons ici

d’observer et d’analyser les effets d’une loi de comportement nonlinéaire en comparant les cas linéaire élastique et nonlinéaire élastoplastique.

On considère un milieu dont les paramètres mécaniques sont ρ = 1 kg/m3, λ = 0.5 Pa et µ = 0.25 Paet deux cas :

— le cas linéaire élastique, où la loi de Hooke est utilisée ;

— le cas élastoplastique, où le modèle de MPII est utilisé. On considère une courbe G/Gmax hyperbolique, avec γ_ref = 5. La valeur choisie pour ce paramètre n’est pas réaliste, mais adaptée pour être en adéquation avec les valeurs utilisées pour ρ, λ et µ.

Dans les deux cas, la condition initiale est choisie grâce à l’équation (6.5) évaluée à t = 0 s. Ce système n’est pas une solution pour tout (x, t) dans le cas élastoplastique ; en particulier il n’est pas possible de connaitre la solution exacte à t = ^∆t₂ et donc d’utiliser un schéma temporel de type Saute-Mouton. C’est pourquoi nous avons choisi ici la méthode de Runge-Kutta à faible stockage d’ordre quatre, notée LSRK4-DG-P4. Le maillage utilisé est structuré et fin. Nous utilisons des tétraèdres dont l’arête mesure 0.1 m ce qui implique que les diamètres des sphères inscrites sont d’environ 0.05 m. En supposant une forte nonlinéarité

et une chute de la vitesse de propagation v_sde 50%, alors, en utilisant une interpolation d’ordre quatre, la simulation est précise jusqu’à f_max= (0.50 × v_s)/(2 × 0.05) = 2.5 Hz. Les calculs sont réalisées sur le cluster de l’INRIA, en utilisant 20 processeurs.

La Figure 6.9 décrit l’évolution temporelle des composantes de la vitesse particulaire obtenues au point (1.0, 1.0, 0.5). On observe une diminution de la vitesse de propagation, ainsi qu’une diminution de l’amplitude dans le cas élastoplastique. La vitesse de propagation est diminuée parce que le matériau s’affaiblit, on observe donc un déphasage par rapport à la solution du cas linéaire. L’amplitude de la vitesse est quant à elle diminuée par l’amortissement hystérétique. Dans un premier temps, l’amplitude de vitesse est grande et donc la déformation également, ce qui produit de grandes boucles d’hystérésis et par conséquent un amortissement important. Au fur et à mesure que l’amortissement fait diminuer les amplitudes de vitesse et de déformation, la taille des boucles d’hystérésis diminue également et de fait, l’amortissement aussi. C’est pourquoi, à partir d’un certain temps, on ne distingue plus les « effets nonlinéaires ». Il n’y a plus d’amortissement de la vitesse particulaire et la vitesse de propagation ne change plus. Dans ce cas là, c’est aux alentours de 70 s. Il y a un retour dans la zone d’élasticité du matériau.

1 0 1 vx (m ·s ¹) 1 0 1 vy (m ·s ¹) 0 20 40 60 80 100 t (s) 1 0 1 vz (m ·s ¹) ^Linéaire_{Élastoplastique}

Figure 6.9.: Traces des composantes de la vitesse particulaire au point (1.0, 1.0, 0.5) dans les cas linéaire élastique et élastoplastique (avec γ_ref= 5).

Les Figures 6.10 montrent le champ de vitesse à quatre instants dans les deux cas. Sur chaque sous-figure, est présentée à gauche la solution linéaire et à droite la solution élastoplastique. Le même type de visualisation que précédemment est utilisé, à savoir

que la couleur correspond à la norme du vecteur vitesse v. L’échelle de couleurs varie linéairement du bleu (kvk = 0) au rouge (kvk =^√2 m/s). Et, à l’instant t, chaque point de visualisation est déplacé de sa position initiale x0 en x(t) = x0+ αv(t)où α est une constante choisie pour une meilleure visibilité. Les différents instants de visualisation sont des multiples de la période ; ainsi comme on peut le voir dans le cas linéaire, chacune des figures est identique. En revanche, dans le cas élastoplastique, on observe les effets d’amortissement et de déphasage.

(a)t = 0 s. (b)t = T0.

(c)t = 2T0. (d)t = 3T0.

Figure 6.10.:Évolution du champs de vitesse dans le cas du mode propre. Sur chaque figure, on compare le cas d’un milieu linéaire élastique (gauche) au cas d’un milieu nonlinéaire élastoplastique (droite). Les champs de vitesse sont montrés sur quatre périodes (T 0 =^√2 s), ce qui permet d’avoir, dans le cas linéaire, le même champs. Chaque point de visualisation est déplacé en x(t) = x0+ αv(t), α ∈ R.

Enfin, le spectre de Fourier de la composante vx de la vitesse au point (1.0, 0.7, 0.5) est représenté sur la Figure 6.11 pour les deux cas, linéaire élastique et nonlinéaire élastoplas-tique. Les deux spectres ont été normalisés et lissés par la méthode proposée par KONNOet

OHMACHI[KO98], classique en sismologie.

Comme nous l’attendions, la composante x de la vitesse dans le milieu linéaire élastique est composée d’une seule fréquence. On retrouve bien la fréquence théorique attendue, à savoir flin

0 = _2π^Ω = ¹₂^q2µ_ρ = √

2

4 Hz ≈ 0.3535 Hz. Concernant le spectre de la composante xde la vitesse dans le milieu élastoplastique, nous mesurons une baisse de fréquence de l’ordre de 4.79% pour atteindre f₀^plas≈ 0.3366 Hz. Nous notons l’apparition d’harmoniques. Compte tenu du fait que nous avons utilisé une loi nonlinéaire présentant un phénomène

0.25 0.50 0.75 1.00 1.25 1.50 1.75 2.00 Fréquence (Hz) 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 Unités arbitraires Linéaire Élastoplastique 0.30 0.32 0.34 0.36 ^0.00 0.25 0.50 0.75 1.00

Figure 6.11.:Spectre de Fourier de la composante x de la vitesse au point (1.0, 0.7, 0.5). La ligne verticale verte représente la fréquence propre théorique flin

0 = √

2

4 Hzdu cube dans une configuration élastique. La première ligne verticale rouge représente la fréquence propre f₀^plas mesurée du cube dans une configuration élastoplastique. Les lignes rouges suivantes sont les harmoniques.

d’hystérésis, nous nous attendons à voir la présence d’harmoniques impaires [VJS00]. Cela a également été mis expérimentalement en évidence par REMILLIEUXet al. [Rem+17] par la propagation d’un pulse dans un milieu unidimensionnel. Dans notre cas, les fréquences 3f₀^plaset 5f₀^plassont clairement visibles. On observe également la présence d’énergie autour de 4f₀^plas ainsi qu’entre 2f₀^plaset 3f₀^plasqui pourrait être liée à l’excitation d’autres types de modes (comme une torsion). La présence d’énergie à cette fréquence pourrait être due à un effet de la nonlinéarité dans un milieu tridimensionnel.

6.2.2 Influence de l’amplitude sur le temps de calcul, en fonction de la