conduit `a la r´esolution du probl`eme de borne cin´ematique suivant pour la d´etermination du facteur de charge d’adaptation dit cin´ematique.
Probl`eme de borne cin´ematique.
Le facteur de charge d’adaptation λa correspondant `a un champ de d´eformations plastiques admissible au sens de Koiter est le plus petit des λk d´efinis par :
λk= I Z
Ω
D( ˙εp) dΩ dt (I.20)
avec la condition de normalisation (annexe A, paragraphe A.1.3) : I Z
Ω
σe0 : ˙εpdΩ dt = 1 (I.21)
Comme pour l’approche statique, le probl`eme de borne cin´ematique se met sous la forme d’un probl`eme d’optimisation sous contraintes. Sa r´esolution permettra alors de d´eterminer un ma-jorant du facteur de charge d’adaptation. C’est donc principalement aux probl`emes de bornes statique et cin´ematique que le m´ecanicien va s’int´eresser puisque son objectif est de d´eterminer pour quels domaines de chargements la structure s’adapte. En particulier, s’il parvient `a r´esoudre les deux probl`emes, il aura un encadrement (que l’on esp`ere le plus resserr´e possible) du facteur de charge d’adaptation, voire dans certains cas, si les majorant et minorant sont confondus, le facteur de charge lui-mˆeme.
Avant de terminer cette partie sur les th´eor`emes de base de l’adaptation, on peut ajouter la contribution de Halphen (1978) qui a ´enonc´e et d´emontr´e le th´eor`eme dual du th´eor`eme de Melan, constituant une approche cin´ematique :
Th´eor`eme de Halphen.
Si la structure ne s’adapte pas, le champ de vitesses de d´eformations plastiques tend vers un champ admissible.
La d´emonstration de ce th´eor`eme peut ˆetre retrouv´ee dans l’annexe A, paragraphe A.2.
I.3 Introduction de l’´ecrouissage dans les th´eories de
l’adapta-tion ´elastoplastique
Les ann´ees qui suivirent l’´enonc´e du th´eor`eme de Melan donn`erent lieu `a de tr`es nombreuses recherches, visant `a analyser l’influence de l’´ecrouissage, qu’il soit cin´ematique, isotrope ou une combinaison des deux. L’introduction du concept de Mat´eriaux Standards G´en´eralis´es (MSG) par Halphen et Nguyen Quoc Son (1975) a fourni un cadre math´ematique rigoureux pour l’´etude de l’adaptation ´elastoplastique et en particulier pour l’introduction de l’´ecrouissage dans l’´etude de ce ph´enom`ene. C’est pourquoi nous rappelons ici le concept de MSG ainsi que les principaux
Chapitre I. Adaptation ´elastoplastique : fondements th´eoriques travaux reli´es `a celui-ci.
I.3.1 Concept de Mat´eriaux Standards G´en´eralis´es
Lorsqu’on ´etudie le comportement plastique, le concept de potentiel n’est plus applicable. En effet, la correspondance entre les champs de vitesses de d´eformations plastiques et les champs de contraintes n’est plus unique ; la r`egle d’´ecoulement d´efinit une relation multivoque, puisque par exemple, tous les champs de contraintes appartenant au domaine ´elastique sont reli´es `a un champ de d´eformations plastiques nul. En d’autres termes, un ´el´ement de l’espace des champs de vitesses de d´eformations plastiques peut ˆetre reli´e `a une infinit´e de champs de l’espace des contraintes.
Les premiers travaux sur ce sujet sont dus `a Moreau (1966, 1968), qui se place dans le cadre de l’analyse convexe, et introduit le concept de surpotentiel (ou pseudo-potentiel). Soit V l’espace des vitesses g´en´eralis´ees, not´ees ˙κ, incluant la vitesse de d´eformation plastique et des variables internes additionnelles caract´erisant l’´ecrouissage, et F l’espace des contraintes g´en´eralis´ees as-soci´ees, dual de V . Moreau (1966) d´efinit le surpotentiel comme une fonction ϕ, convexe, d´efinie sur V :
ϕ : V → [−∞, +∞] : v 7→ ϕ(v)
et semi-continue inf´erieurement (d´efinition (B.5) de l’annexe B). La fonction polaire χ de ϕ, elle-mˆeme surpotentiel, est d´etermin´ee par le calcul de la transform´ee de Legendre-Fenchel (Fenchel (1949) et d´efinition (B.8) de l’annexe B), ce qui a comme cons´equence la relation suivante (appel´ee in´egalit´e de Fenchel) :
∀ ˙κ0 ∈ V, ∀π0 ∈ F, ϕ( ˙κ0) + χ(π0)≥ ˙κ0.π0 (I.22) Les couples ( ˙κ, π) reli´es par la loi de comportement choisie (la r`egle d’´ecoulement par exemple) seront qualifi´es d’extr´emaux au sens o`u l’´egalit´e est v´erifi´ee dans la relation pr´ec´edente :
ϕ( ˙κ) + χ(π) = ˙κ.π (I.23)
En prenant ˙κ0 = ˙κ dans l’in´egalit´e (I.22) et en soustrayant membre `a membre de (I.23), on peut d´eduire que :
∀π0∈ F, χ(π0)− χ(π) ≥ ˙κ.(π0− π)
Cette derni`ere in´egalit´e signifie que ˙κ est un sous-gradient (d´efinition (B.6) de l’annexe B) de χ en π. La loi de comportement multivoque ainsi que sa loi inverse peuvent donc s’´ecrire sous la forme d’une loi de normalit´e multivoque :
˙κ∈ ∂χ(π) , π ∈ ∂ϕ( ˙κ) (I.24)
o`u ∂χ(π) d´esigne le sous diff´erentiel de χ en π et ∂ϕ( ˙κ) le sous diff´erentiel de ϕ en ˙κ.
Les mat´eriaux dont le comportement peut ˆetre repr´esent´e par de telles lois sont appel´es Mat´e-riaux Standards G´en´eralis´es (Halphen et Nguyen Quoc Son (1975)).
I.3. Introduction de l’´ecrouissage dans les th´eories de l’adaptation ´elastoplastique Exemple de mat´eriau standard g´en´eralis´e :
La r`egle d’´ecoulement du mod`ele parfaitement plastique peut ˆetre formul´ee par l’in´egalit´e sui-vante (principe de Hill (I.7)) :
(
σ ∈ K
˙εp : (σ0− σ) ≤ 0, ∀σ0 ∈ K (I.25)
En introduisant la fonction indicatrice ΨK du domaine ´elastique K : ΨK(σ) =
(
0 si σ ∈ K +∞ sinon
qui est convexe et semi-continue inf´erieurement, comme fonction indicatrice d’un ensemble convexe et ferm´e, mais non diff´erentiable par rapport `a σ, on peut remplacer la relation (I.25) par l’inclusion diff´erentielle :
˙εp∈ ∂ΨK(σ) (I.26)
La transform´ee de Legendre-Fenchel fournit alors : ϕ( ˙εp) = sup
σ
[σ : ˙εp− ΨK(σ)] = sup
σ∈K
[σ : ˙εp] = D( ˙εp) et l’inversion de la loi d’´ecoulement est termin´ee :
σ ∈ ∂D( ˙εp) (I.27)
I.3.2 Introduction de l’´ecrouissage dans le cadre des Mat´eriaux Standards
G´en´eralis´es
Le concept de mat´eriaux standards g´en´eralis´es ´etant rappel´e, int´eressons nous maintenant `a l’introduction de l’´ecrouissage dans ce cadre.
I.3.2.a Ecrouissage cin´ematique lin´eaire illimit´e
En utilisant ce concept de mat´eriaux standards g´en´eralis´es, Ponter (1975) et Mandel (1976) ´etendirent le th´eor`eme de Melan au cas de l’´ecrouissage cin´ematique lin´eaire illimit´e (voir figure I.11). Pour ce mod`ele, le th´eor`eme de Melan prend la forme suivante :
Th´eor`eme de Melan avec ´ecrouissage cin´ematique lin´eaire illimit´e.
S’il existe un champ de contraintes internes X ind´ependant du temps et un champ de contraintes r´esiduelles ind´ependant du temps ρ tel que sa superposition avec le champ de contraintes purement ´elastiques σe = λσe0 appartienne au domaine ´elastique K, i.e. :
(λσe0+ ρ− X) ∈ K
en tout point de la structure Ω et pour tout trajet de chargement P inclus dans le domaine de chargement D, alors la structure s’adapte.
Chapitre I. Adaptation ´elastoplastique : fondements th´eoriques
ε σ
σY
Figure I.11 - Mod`ele d’´ecrouissage lin´eaire illimit´e en chargement uniaxial
Mais Ponter (1975), Zarka et Casier (1981) et K¨onig (1987) constat`erent que l’hypoth`ese d’´ecrouis-sage illimit´e conduit `a l’impossibilit´e de pr´edire la non-adaptation par d´eformations plastiques cumul´ees et que seul l’effondrement de la structure par plasticit´e altern´ee peut ˆetre mod´elis´e. C’est donc ce qui a motiv´e l’introduction de l’´ecrouissage cin´ematique lin´eaire limit´e.
I.3.2.b Ecrouissage cin´ematique lin´eaire limit´e
L’´ecrouissage cin´ematique lin´eaire limit´e a donc ´et´e pris en compte par Weichert et Gross-Weege (1988) pour pallier ce probl`eme. En utilisant le mod`ele des mat´eriaux standards g´en´e-ralis´es, ces derniers propos`erent une limite d’´evolution du param`etre d’´ecrouissage cin´ematique lin´eaire au moyen d’une condition simplifi´ee de deux surfaces : une surface d’´ecoulement et une surface limite au del`a de laquelle la surface d’´ecoulement ne peut aller (figure I.12).
ε σ
σY
Figure I.12 - Mod`ele d’´ecrouissage lin´eaire limit´e en chargement uniaxial
Pour ce mod`ele de comportement, ils ´etablirent une extension du th´eor`eme de Melan qui peut
I.4. Adaptation ´elastoplastique et lois non associ´ees