Comportement m´ ecanique et vibratoire

A l’aide de la mod´elisation ´electrom´ecanique ´evoqu´ee `` a la section 2.2, nous d´eterminons les efforts radiaux comme une superposition de champs

3Cette notion de spectre deux dimensions est tr`es utilis´ee en acoustique pour d´ecrire les ph´enom`enes d’ondes progressives ou stationnaires, on la retrouve ´egalement dans quelques travaux relatif au sujet abord´e dans ce m´emoire, par exemple dans [MikamiIdeTakahashi99]

-40 -30 -20 -10 0 10 20 30 40 -2000

-1500 -1000 -500

0 500 1000 1500 2000

0 10 20 30 40

rang d'espace tenseur des contraintes de Maxwell

fréquence (Hz)

Amplitude (dB)

Fig.2.4 – spectre deux dimensions du tenseur de Maxwell (temps et espace)

tournants harmoniques. Les vibrations (et donc le bruit) g´en´er´ees par une machine ´electrique vont ˆetre r´eduites de mani`ere significative si les forces produites pendant le fonctionnement normal ne peuvent exciter de r´esonances m´ecaniques du stator. Ainsi, une d´etermination pr´ecise des caract´eristiques et fr´equences de r´esonance du stator des machines semble pour le moins in´evitable. En ayant `a sa disposition un mod`ele de comportement vibratoire, le concepteur pourra estimer le niveau de vibration et optimiser sa concep-tion de machine et de convertisseur dans la perspective de r´educconcep-tion du bruit et des vibrations. En regard de l’allure des efforts r´esultant de la conversion

´electrom´ecanique (champs tournants sinuso¨ıdaux), la m´ethode qui apparait imm´ediatement comme la plus adapt´ee semble ˆetre la m´ethode de super-position modale. Un rappel du principe de cette m´ethode de mod´elisation m´ecanique permettra d’´etayer cette affirmation.

2.3.1 Notions d’analyse et de superposition modales

Dans cette sous-section, nous allons expliquer les fondements de l’analyse modale et en quoi elle parait bien adapt´e `a notre cas d’´etude. Pour introduire les notions nouvelles pour les´electrotechniciens, nous partirons d’un syst`eme discret simple que nous ´etudierons d’abord sans amortissement puis avec.

Nous g´en´eraliserons ensuite au cas d’un syst`eme continu.

Mise en ´equation d’un syst`eme `a deux degr´es de libert´e (2 DDL) Les structures m´ecaniques r´eelles sont analys´ees de mani`ere courante en utilisant un mod`ele de syst`emes vibratoires comportant de multiples degr´es de libert´e. Ainsi, les propri´et´es d’un syst`eme continu peuvent ˆetre simul´ees avec le d´egr´e de pr´ecision voulu en le remplacant par un systeme approchant

ayant un nombre fini de degr´es de libert´e (syst`eme discret ou discr´etis´e).

En partant de l’exemple d’un syst`eme `a deux degr´es de libert´e repr´esent´e sur laFig2.5, nous d´evelopperons la construction des ´equations du mouve-ment.

Fig. 2.5 – exemple d’un syst`eme discret `a deux degr´es de libert´e Pour ce syst`eme, les ´equations du mouvement peuvent ˆetre obtenues, soit en utilisant le principe deNewton – d’Alembert –, soit en utilisant le principe de Hamilton– les ´equations de Lagrange.

1. Newton : P

f = m·γ, d’Alembert : P

f +f_inertie = 0. Pour chacune des deux masses du syst`eme, en utilisant l’un ou l’autre de ces principes, nous trouvons :

m1·x¨1+ (c1+c2)·x˙1−c2·x˙2+ (k1+k2)·x1−k2·x2 =f1 (2.1) m₂·x¨₂+ (c₂+c₃)·x˙₂−c₂·x˙₁+ (k₂+k₃)·x₂−k₂·x₁ =f₂ (2.2) ce qui peut s’´ecrire de mani`erematricielle :

m1 0

= 0, ´equations de Lagrange. Pour utiliser ces principes, il est n´ecessaire de d´evelopper des fonctionnelles d’´energie :

(a) ´energie cin´etique : T = 1

2·m1·x˙²₁+1

2 ·m2·x˙²₂ (2.5)

= 1

2· {x˙}^T·[m]· {x˙} (2.6)

(b) ´energie potentielle :

(c) fonction de dissipation : D= 1 Ces trois fonctions conduisent aux mˆemes ´equations que (2.4), si nous utilisons les ´equations deLagrangesolution du probl`eme de minimi-sation de Hamiltondans le cas o`u apparait une fonction dissipative [GeradinRixen96] [Lesueur88]. q_i rep´esente une des coordonn´ees g´en´eralis´ees –x1 oux2 dans notre exemple :

−d On obtient alors :

m1 0

L’une ou l’autre de ces deux m´ethodes peuvent ˆetre utilis´ees pour obte-nir les ´equations de n’importe quel syst`eme discret ou discr´etis´e – syst`eme continu que l’on discr´etise plus ou moins en fonction de la pr´ecision re-cherch´ee.

Analyse et superposition modale d’une structure conservative Dans un premier temps, nous allons ´etudier le cas d’un syst`eme sans amortissement. L’analyse du syst`eme discret peut se poser sous forme ma-tricielle :

[m]{x¨}+ [k]{x}={f} (2.13) o`u {x} correspond aux vecteurs des coordonn´ees g´en´eralis´ees du syst`eme discr´etis´e. Lorsque l’on veut r´esoudre un tel syst`eme, la difficult´e vient du couplage entre les diff´erentes coordonn´ees du syst`eme car les diff´erentes ma-trices sont en g´en´eralpleines – non diagonales. Si ce syst`eme pouvait ˆetre

d´ecoupl´e, on obtiendrait des matrices diagonales pour la masse et la raideur ainsi chaque ´equation (ligne du syst`eme d’´equation) deviendrait similaire `a un syst`eme `a un seul degr´e de libert´e ind´ependant des autres. Le processus consistant `a transformer le syst`eme coupl´e en un jeu d’´equations d´ecoupl´ees est appel´e l’analyse modale [Ewins84].

Pour r´esoudre cette ´equation pour des petites oscillations libres, c’est-` a-dire en partant de l’´equation (2.13) sans excitation :

[m]{x¨}+ [k]{x}= 0 (2.14) Nous cherchons une solution particuli`ere dans laquelle toutes les coordonn´ees g´en´eralis´ees suivent, `a une constante pr`es, la mˆeme loi temporelle :

x =X·φ(t) (2.15)

X est un vecteur de constantes constituant ce que l’on appelle la forme propre du mouvement⁴. En rempla¸cant cette solution dans l’´equation (2.14), on obtient :

φ(t)¨ ·[m]{X}+φ(t)·[k]{X}= 0 (2.16) Soit encore, l’´egalit´e :

[k]{X}=−φ(t)¨

φ(t) ·[m]{X} (2.17)

Comme [m] et [k] sont non-nulles et que cette ´equation doit ˆetre v´erifi´ee quel que soitt, les seules solutions non-triviales conduisent `a :

−φ(t)¨

φ(t) =λ_p (2.18)

et

[k]{X}=λ_p·[m]{X} (2.19) Pour des raisons de stabilit´e de la solution, on peut montrer que λ_p est forc´ement r´eelle et positive. Posonsλp =ω².

1. l’analyse de ¨φ(t) +ω²·φ(t) = 0 n´ecessite une d´ependanceharmonique de φ(t) par rapport `a la variablet :

φ(t) =A·cos(ωt) +B·sin(ωt) (2.20)

4propre dans le sens quele rapport de deux coordonn´ees est ind´ependant du temps et toujours ´egal au rapport des ´el´ements correspondants deX[GeradinRixen96]

2. l’analyse de [k]{X}=ω²·[m]{X}nous conduit `a r´esoudre le probl`eme ([k]−ω²·[m])· {X} = 0 qui n’est autre qu’un probl`eme de valeurs propres. L’´equation det([k]−ω<sup>2</sup>·[m]) = 0 est appel´ee l’´equation aux valeurs propres w<sup>2</sup><sub>i</sub>. Les vecteurs X<sub>i</sub> sont les vecteurs propres – ou modes propres– associ´es `a chacunes des valeurs propresω_i². Le nombre de valeurs propres est ´egal `a la dimensionN de {X}donc au nombre de coordonn´ees g´en´eralis´ees.

Intuitivement, la recherche des vecteurs propres va revenir `a trouver labase qui diagonalise le syst`eme (2.14). On pourra obtenir les solutions de ce syst`eme, non pas en r´esolvant en bloc ce syst`eme coupl´e d’ordre N mais en r´esolvant un syst`eme´equivalent deN syst`emes d’ordre un d´ecoupl´es. La base des N vecteurs propresX est une base compl`ete dans laquelle, il est possible d’exprimer les solutions x. En appelant η les coordonn´ees dans la base modale :

{x}= [X]{η} (2.21)

o`u [X] = [X₁X₂· · ·X_N] est appel´e lamatrice modale,{X_i}est le vecteur des d´eform´ees modales – vecteur propre – et enfin {η} est le vecteur des coordonn´ees modales. Finalement, en reportant dans (2.14), nous trouvons : [m][X]{η¨}+ [k][X]{η}={f} (2.22) En pr´e-multipliant les deux cot´es de l’´equation (2.22) par la transpos´ee de la matrice modale, [X]^T et en utilisant les propri´et´es d’orthogonalit´e de la matrice modale qui se traduisent par les relations⁵ :

[X]^T[m][X] = [M_i] (2.23)

[X]^T[k][X] = [K_i]

avec [M_i] et [K_i] matrices diagonales, on obtient le jeu d’´equations ind´ependantes suivant :

[M_i]{η¨}+ [K_i]{η}= [X]^T{f}={F} (2.24) Nous nous ramenons donc `a un syst`eme compos´e deN´equations diff´erentielles ind´ependantes, chacunes traduisant le mouvement d’un syst`eme `a un degr´e de libert´e (M_ii, K_ii), excit´e par une force g´en´eralis´eeF_i. On sait qu’un vec-teur propre est d´efini `a une constante pr`es, en choisissant judicieusement cette constante, on peut s’arranger pour obtenir [M_i] ´egale `a la matrice iden-tit´e. On dit alors que l’on a normalis´e les vecteurs par rapport `a la masse

5Pour la d´emonstrations de ces propri´et´es, nous renverrons le lecteur aux ouvrages classiques de m´ecaniques vibratoire [TimoshenkoYoungWeaver74] [Meirovitch97]

[GeradinRixen96]

(cf. [TimoshenkoYoungWeaver74]). On obtient le syst`eme suivant pour chaque indicei:

¨

η_i+ω_i²·η_i=F_i (2.25) La r´eponse de d´eplacement modal – sur chacun des modes – correspond `a la fonction de r´eponse d’un syst`eme du second ordre. Sous excitation har-monique, la r´eponse d’un tel syst`eme est bien connue, elle correspond `a la r´eponse report´ee `a laFig 2.6 pour un amortissement nul (ε= 0).

Fig. 2.6 – fonction de r´eponse en fr´equence (amplitude et phase) pour un syst`eme du second ordre `a un degr´e de libert´e

Cette approche permet de traiter le probl`eme en deux temps :

1. ´eviter les co¨ıncidences fr´equentielles entre la fr´equence propre d’un mode et les forces projet´ees sur ce mode – forces modales. Cette co¨ınci-dence conduirait `a une forte r´esonance, limit´ee seulement par l’amor-tissement de la structure et on sait qu’une structure telle qu’un stator est tr`es faiblement amortie. Cette premi`ere action permettra de r´eduire fortement les sources de bruits puisque ces co¨ıncidences correspondront aux d´eplacements maximaux donc aux vibrations maximales⁶.

2. le deuxi`eme temps consistera `a pr´ed´eterminer les sources de bruits r´esiduelles – hors r´esonances. Dans ce cas, l’amortissement joue un rˆole faible dans la r´eponse comme on peut l’observer sur la Fig 2.6, suffisamment loin de la r´esonance.

Pour connaˆıtre la r´eponse dans la base initiale, c’est-`a-dire dans la base des coordonn´ees initiales{x}, il suffit de ramener les coordonn´ees {η}

cal-6on notera que le calcul exacte des r´eponses proches d’une r´esonance n´ecessite la d´etermination des coefficients d’amortissements. Ceci sera trait´e `a la sous-section suivante

cul´ees par r´esolution de (2.25) de la base modale vers la base initiale,

c’est-`

a-dire en utilisant l’´equation inverse de (2.21) qui devient :

{η}= [X]⁻¹{x} (2.26)

Analyse et superposition modales d’une structure dissipative Partons maintenant de l’´equation dynamique avec amortissement :

[m]{x¨}+ [c]{x˙}+ [k]{x}={F} (2.27) Le comportement d’un tel syst`eme est beaucoup plus complexe que le pr´ec´edent, pour une ´etude plus compl`ete, on pourra se reporter `a [GeradinRixen96]

p 95.

Conservons ω_i,X_i etη_i les valeurs, vecteurs et coordonn´ees modales du probl`eme sans amortissement. Si nous reconstruisons l’´equation modale `a partir de ces param`etres, nous obtenons :

[M_i]{η¨}+ [X]^T[c][X]{η˙}+ [K_i]{η}={F} (2.28) En normalisant par rapport `a la masse, on obtient pour chaque indicei:

¨ η_i+

XN j=1

X_i·c_ij·X_j

M_ii ·η˙_i+ω²_i ·η_i =F_i (2.29) Du fait que les amortissements peuvent ˆetre r´epartis d’une mani`ere tr`es diff´erente des masses et des raideurs, les coefficients X_i ·c_ij ·X_j sont en g´en´eral non nuls, ce qui fait que l’approche modale perd beaucoup de son sens puisque les ´equations modales restent coupl´ees par les termes d’amor-tissements. Les seules m´ethodes de r´esolution de l’´equation (2.27) sont alors les m´ethodes d’int´egrations directes de ces ´equations du mouvement. Si nous voulons continuer `a utiliser les m´ethodes modales, nous sommes contraints d’utiliser l’hypoth`ese d’amortissement diagonal qui n’est possible que dans la cas d’un amortissement faible.

Pour cela, nous partons de l’hypoth`ese que les forces de dissipation sont r´eparties comme les forces d’inertie ou les forces ´elastiques, ce qui revient `a n´egliger les termes X_i·c_ij ·X_j lorsquei6=j. On obtient alors une matrice d’amortissement diagonale. Cette hypoth`ese ne repose sur aucune justifi-cation physique mais il peut ˆetre montr´e qu’elle est coh´erente avec l’hy-poth`ese d’une structure faiblement dissipative (cf. [GeradinRixen96] pour la d´emonstration). En notant [C_i] la matrice ne contenant que les termes diagonaux de [X]^T·[c]·[X], on se ram`ene au syst`eme :

[M_i]{η¨}+ [C_i]{η˙}+ [K_i]{η}={F} (2.30)

qui correspond `aN syst`emes `a un degr´e de libert´e d´ecoupl´es du second ordre en temps. La mani`ere classique pour construire cette matrice d’amortisse-ment diagonale dans la base des modes propres consiste `a r´ealiser une somme pond´er´ee des termes de masses et de raideurs, ceci est appel´e l’amortissement proportionnel.

c=a·k+b·m (2.31)

Analyse et superposition modale d’une structure continue

Dans les deux sous-sections pr´ec´edentes, nous nous sommes int´eress´es aux structures discr`etes ou discr´etis´ees car une structure continue peut sou-vent ˆetre ramen´ee `a une structure discr`ete ´equivalente. Parfois, il existe des cas o`u l’on pr´ef`ere travailler directement avec des structures conti-nues, soit parce que nous connaissons des solutions, soit parce que nous travaillons avec des m´ethodes variationnelles qui sont bien adapt´ees `a ce genre de probl`emes. Dans le cas ou le nombre de degr´es de libert´e ten-drait vers l’infini, le probl`eme discret tend vers celui d’un probl`eme continu, ainsi, les principes de la m´ethode d’analyse modale vont rester valides pour une structure continue. Pour obtenir les ´equations du mouvement, on part g´en´eralement de consid´erations ´energ´etiques mais pour des cas simples, on peut ´egalement partir du principe de Newton ou de d’Alembert.

L’´equation du mouvement ne prend pas forc´ement la forme de l’´equation (2.4) mais fait g´en´eralement intervenir un op´erateur d’espace traduisant le type de d´eformations rencontr´ees (extension, flexion. . .). Cet op´erateur peut ˆetre d’ordre deux (´elongation pure), quatre (flexion pure) ou autre (compor-tements coupl´es). Quelques exemples seront trait´es au chapitre 4 et C.

En consid´erant les solutions comme harmoniques en temps, on obtient une ´equation des fr´equences `a nombre infini de solutions – analogue au probl`eme de valeurs propres discret. Une fois, les valeurs et vecteurs propres d´etermin´es, nous les utilisons comme base de projection pour d´ecoupler les

´equations du mouvement. Pour un syst`eme continu, la projection ne peut ˆetre obtenue par des matrice de changement de base – matrices modales – mais ceci est r´ealis´e par un produit scalaire entre l’´equation du mouvement et chacun des modes propres⁷. Bien que dans la forme, les techniques soient diff´erentes du cas discret, sur le fond, les cas discrets et continus d’analyse et de superposition modales sont compl´etement analogues.

7un produit scalaire continu entre une fonction f et g sur un domaine S peut ˆetre calcul´e par l’int´egraleR

S f·g dS. On utilise alors des outils typecalculs des variationsou travaux virtuels

2.3.2 Synth`ese des techniques d’analyse et de superposition modale

Pour terminer cette section, il nous a sembl´e int´eressant de citer un paragraphe de Mr C. Lesueur, sp´ecialiste fran¸cais des vibrations, qui, dans son ouvrage [Lesueur88], fait une tr`es bonne description de l’int´erˆet que peuvent apporter les techniques d’analyse modale :

Pourquoi passer dans la base propre, ce qui alourdit la d´emarche ? Au stade projet, cette m´ethodologie a l’avantage de faire ap-paraˆıtre les d´eplacements propres `a chaque configuration et les pulsations propres ; il est donc possible d’´eviter les r´esonances si l’excitation est connue ou de placer les forces excitatrices aux endroits o`u le vecteur propre est voisin de z´ero (nœuds de vi-brations). De sorte que sans faire de calculs de r´eponse, l’ob-tention du sch´ema modal (fr´equences propres, vecteurs propres et caract´eristiques g´en´eralis´eesM_ii,K_ii, C_ii), rend possible une action souvent d´ecisive.

Cette technique a d´ej`a ´et´e utilis´ee en ´el´ements finis pour le calcul des vi-brations de machines ´electriques [VerdyckBelmans94] [Lef`evre97], nous tenterons d’en d´evelopper une version analytique qui nous permettra de d´eterminer la r´eponse dynamique de la structure sur chacune des coor-donn´ees modales sans avoir `a inverser tout le syst`eme (2.4).

Pour tenir compte de l’amortissement complet, la seule m´ethode exacte est la m´ethode d’int´egration directe. Au niveau conception, la m´ethode modale est beaucoup plus pertinente, c’est donc cette derni`ere que nous devrons utiliser. Les matrices d’amortissement doivent alors utiliser l’hy-poth`ese d’amortissement proportionnel qui est acceptable puisque les amor-tissements sont faibles dans les structures statoriques. `A ce stade, Il est n´ecessaire de remarquer que les amortissements ne peuvent bien souvent ˆetre d´etermin´es qu’exp´erimentalement, ce qui rend leurs utilisations lors de la conception tout `a fait impossible.

La grande force de nos travaux est que l’on va tenter de contrˆoler l’emplacement des excitations⁸. Ainsi, si nous sommes en mesure de pla-cerles excitations suffisament loin de chaque fr´equence propre, la r´eponse `a chacun de ces efforts dans la base modale sera relativement ind´ependantes des amortissements (cf. Fig 2.6), nous pourrons alors estimer la r´eponse dynamique en n´egligeant les amortissements.

8par un contrˆole du convertisseur statique et de toute la chaˆıne de conversion

´electrom´ecanique