MODELISATION
2.1. Introduction:
Les matériaux à gradient fonctionnel sont une nouvelle classe de matériaux composites dont les propriétés thermomécaniques varient selon une loi de fonction continue (figure 2.1) ou discrète (figure 2.2) à travers l’épaisseur (Hirai [136] ). Grâce à la structure spéciale de ces matériaux, il est possible d’éviter les concentrations de contraintes au niveau des interfaces (provoquant délamination et décollement) et d’améliorer les propriétés mécaniques et thermiques des pièces par association de matériaux. Ces matériaux sont de plus en plus utilisés dans les industries aéronautique, aérospatiale, biomécanique, automobile et dans bien d’autres applications technologiques.
La variation continue des propriétés (figures 2.3 et 2.4) trouve son application lorsque, par exemple, la face supérieure est exposée à une haute température alors que la face inférieure est exposée à une basse température. Dans ce cas, la face supérieure est à Figure 2.1: Variation continue des
propriétés
Figure 2.2: Variation discrète des propriétés
100% céramique et la face inférieure est à 100% métal, avec une transition graduelle entre les deux. L’utilisation de la céramique n’est pas fortuite. Ce matériau est choisi grâce à ses caractéristiques exceptionnelles :
- faible réactivité chimique, bonne tenue à la corrosion ; - haute température de fusion ou de décomposition ; - haut module d’élasticité et haute dureté ;
- charge à la rupture élevée ;
- bas coefficient de frottement, bonne résistance à l’usure ; - conservation des propriétés à haute température ;
- faible coefficient de dilatation thermique (donc bonne résistance aux chocs thermiques) ;
- faible conductivité thermique (donc bonne résistance à la température).
Cependant, les céramiques sont réputées être fragiles et très vulnérables aux défauts de petites tailles.
Figure 2.3: Variation continue de la microstructure (schématisée)
Figure 2.4: Variation continue de la microstructure (photo)
En ajustant la microstructure de transition d’une façon appropriée, il est possible d’obtenir une distribution optimale de la température, de la déformation et des contraintes.
Cette possibilité d’ajustement est demandée lors de la conception des structures thermiques aéronautiques et spatiales (moteurs, tuyères, revêtements thermiques, etc.). Ce concept a aussi été utilisé pour améliorer la résistance à la fatigue thermique et la durée de vie des revêtements pare-feu (Jian, Hashida et al. [137], Kawasaki et Watanabe [138] ).
Faire varier la microstructure en assurant un espacement non uniforme (figure 2.5) ou en incluant plusieurs renforcements (figure 2.6) trouve son application dans la réduction des différences entre les propriétés thermomécaniques des différentes couches adjacentes des plaques multicouches.
Figure 2.5: Variation discrète de la microstructure avec espacement non-uniforme
Figure 2.6: Variation multi-phases de la microstructure
La réduction des contraintes thermiques induites entre couches au niveau des bords libres peut être obtenue en appliquant la technique de la variation fonctionnelle des propriétés afin d’obtenir une transition douce entre couches dont les propriétés peuvent être totalement différentes. De même qu’il est possible d’étendre ces possibilités à la réalisation de jonctions efficaces des matériaux dissemblables en formant des joints à gradient fonctionnel (Drake, Williamson et al. [80], Williamson, Rabin et al. [81], Williamson, Rabin et al. [139] ). Dans le domaine de la résistance à la rupture, l’introduction d’une deuxième phase permet de créer des champs de contraintes locales de compression dans les zones critiques sujettes à des amorces de criques (Erdogan [140] ). De nombreuses autres possibilités d’application des FGM existent. Certaines sont au stade théorique car la réalisation technologique reste encore très coûteuse, d’autres font partie du domaine pratique, tels que les systèmes de conversion thermique (Koizumi [141] ) et les implants dentaires (Watari, Yokoyama et al. [142] ).
La nature est la première à nous offrir des exemples stupéfiants d’optimisation de la matière (terre, atmosphère, océans) pour une fonction donnée. C’est ainsi que les milieux biologiques (figures 2.7 et 2.8), après des millions d’années d’évolution, présentent des microstructures à gradient de propriétés. Les milieux vivants (Nogata et Takahashi [143], Amada, Ichikawa et al. [144] ) sont des milieux adaptatifs à l’environnement (bambou, os, coquillage, les dents, les ailes de certains insectes, etc.) et présentent aussi des microstructures à gradient matériel (composition du matériau) et à gradient structurel (porosité).
Figure 2.7: Variation de la (micro)structure (porosité) de l’Os
Figure 2.8: Variation de la (micro)structure (porosité) du bambou
2.2. Lois de distribution des propriétés :
Un des paramètres clé à déterminer lors de la fabrication des matériaux à gradient fonctionnel est la composition multiphase à travers l’épaisseur. Afin de modéliser correctement ces matériaux, les propriétés doivent dépendre à la fois de la position et de la température du point considéré.
Figure 2.9: Elément structural en FGM z
y
x Pt
Tt
Pb
Tb
Pmp
Tmp
La figure 2.9 représente un élément structural en FGM dont la face supérieure de propriétés Pt est soumise à la température Tt, la face inférieure de propriétés Pb est soumise à la température Tb et la face médiane de propriétés Pmp est soumise à la température Tmp.
La dépendance des propriétés de la position implique la prise en compte de la loi des mélanges correspondant au modèle de Voigt (Shen [145] ):
1
Pi et Vi représentent respectivement la propriété mécanique et la fraction volumique du constituant i, avec : céramique et du métal inoxydable en général. Dans ce cas, la loi de Voigt se réduit à :
1 1 2 2
PPV PV (2.3)
Avec :
1 2 1
V V (2.4)
Etant donné que les FGM sont utilisés dans des environnements où le gradient de température de fonctionnement est important, les propriétés thermomécaniques doivent dépendre de la température. C’est ainsi que le module de Young, le coefficient de Poisson, le coefficient de dilation thermique et la conductivité thermique obéissent à la loi PT non linéaire, fonction de la température T, suivante (Touloukian [146] ):
1 2 3
0( 1 1 1 2 3 )
PT P P T PTP T PT (2.5) Où: P0, P-1, P1, P2 et P3 sont les coefficients de température qui sont propres à chaque constituant (voir tableau 2.1).
La température en un point de côte z est donnée par :
0
( )
T z T T z (2.6)
Où: T z
est l’élévation de la température dépendant de la position dans la direction de l’épaisseur du FGM et est la température de référence.Tableau 2.1: Coefficients de température du module de Young E (Pa), de la masse volumique ρ (kg/m3), du coefficient de Poisson ν, du coefficient de dilation thermique α (1/K) et de la conductivité thermique κ (W/mK)
P P-1 P0 P1 P2 P3 P (T = 300K)
Données extraites de: Shen [145], Reddy et Chin [147]
Sachant que h est l’épaisseur de l’élément structural considéré et afin de prédire les propriétés physiques globales P(z,T), des lois de distribution simples peuvent être utilisées (Chi et Chung [148] ):
2.2.1. Loi de mélange en puissance (P–FGM) : La fraction volumique d’un P-FGM est définie par :
/ 0.5
n, / 2 / 2V z z h h z h (2.7)
n étant l’index de la fraction volumique du P-FGM.
Et la propriété du P-FGM s’écrit en fonction de la fraction volumique comme suit :
,
t
b
b
, / 2 / 2P z T P T P T V z P T h z h (2.8)
2.2.2. Loi de mélange exponentielle (E–FGM) : La propriété d’un E-FGM s’écrit comme suit :
,
b( ) ( / 0.5) ln
t( ) / b(
, / 2 / 2P z T P T Exp z h P T P T h z h (2.9)
2.2.3. Loi de mélange sinusoïdale (S–FGM) : La fraction volumique d’un S-FGM est définie par :
p étant l’index de la fraction volumique du S-FGM.
Et la propriété du S-FGM s’écrit en fonction de la fraction volumique comme suit :
Les fractions volumiques du P-FGM, du S-FGM ainsi que le module de Young obéissant à la loi E-FGM sont représentés graphiquement sur les figures 2.10, 2.11 et 2.12 respectivement.
Figure 2.10: Variation de la fraction volumique du P-FGM
Figure 2.11: Variation de la fraction volumique du S-FGM
Figure 2.12: Variation du module de Young E ([Pa] x 10-11) du E-FGM (SUS304-Al2O3)
Pour le cas d’une poutre ou d’une plaque FGM symétrique, nous avons modifié les équations (2.8), (2.9) et (2.10) pour obtenir (Mahi, Adda Bedia et al. [149] ):
2.2.4. Loi de mélange en puissance (P–FGM) symétrique:
La propriété du P-FGM symétrique s’écrit comme suit :
2.2.5. Loi de mélange exponentielle (E–FGM) symétrique : La propriété du E-FGM symétrique s’écrit comme suit :
2.2.6. Loi de mélange sinusoïdale (S–FGM) symétrique : La propriété du S-FGM symétrique s’écrit comme suit :
propriétés à travers l’épaisseur.Les fractions volumiques du P-FGM symétrique, du S-FGM symétrique ainsi que le module de Young obéissant à la loi E-FGM symétrique sont représentés graphiquement sur les figures 2.11, 2.12 et 2.13 respectivement.
Figure 2.13: Variation de la fraction volumique du P-FGM symétrique
Figure 2.14: Variation de la fraction volumique du S-FGM symétrique
Figure 2.15: Variation du module d’Young E ([Pa] x 10-11) (E-FGM Al2O3-SUS304-Al2O3)
En considérant par exemple la loi de variation P-FGM métal-céramique (surface supérieure 100% céramique (indice c) et surface inférieure 100% métal (indice m)), les différentes propriétés s’écrivent comme suit :
,
[ c( ) m( )]
/ 0.5
n m( )E z T E T E T z h E T
z T,
[ c( )T m( )]T
z h/ 0.5
n m( ) T
z T,
[ c( )T m( )]T
z h/ 0.5
n m( ) T
z T,
[ c( )T m( )]T
z h/ 0.5
n m( ) T
(2.15)
Lorsque n = 1, la composition change linéairement à travers l’épaisseur, tandis que lorsque n = 1/2 ou 2, la composition change d’une manière quadratique ou parabolique.
Dans le cas par exemple d’un revêtement d’isolation thermique, il est souhaitable d’avoir le maximum de céramique sur la face exposée à de fortes températures pour améliorer l’isolation sans sacrifier les aspects mécaniques des zones gradées. Pour répondre à ce besoin, un profil parabolique (figure 2.16) est tout à fait adapté. D’un autre côté, un profil linéaire peut être un choix optimal pour d’autres types d’applications (figure 2.17).
Figure 2.16: Profil parabolique (n = 2) d’un FGM Céramique-Métal (PSZ-NiCrAlY)
Figure 2.17: Profil linéaire (n = 1) d’un FGM Céramique-Métal (PSZ-NiCrAlY)
Dans les deux figures précédentes, PSZ (céramique) représente du zircone partiellement stabilisé et NiCrAlY (métal) représente un alliage à base de nickel.
2.2.7. Schéma de Mori-Tanaka :
Les lois de mélange (P-FGM, S-FGM et E-FGM) sont pratiques et simples à utiliser mais elles ne permettent pas de connaître la taille, la forme et la distribution des particules au niveau de la microstructure. Plusieurs modèles permettant d’évaluer les propriétés globales, existent. Le plus utilisé est basé sur le schéma de Mori et Tanaka [126]
qui permet d’estimer les modules effectifs valables pour des zones de la microstructure où la variation de la matrice (continue) et celle des phases particulaires (discontinues) sont bien connues (figure 2.18). Ce modèle tient compte de l’interaction des champs élastiques des inclusions voisines. Il suppose que la phase matrice dénotée par l’indice 1 est renforcée par des particules sphériques de la phase particulaire dénotée par l’indice 2.
Figure 2.18: Matériau FGM à deux phases avec microstructure particulaire
Si on note par K le module de compressibilité, par G le module de cisaillement et par V la fraction volumique, les différentes propriétés locales obtenues par le modèle de Mori et Tanaka [126] , pour une distribution aléatoire des particules isotropes dans une matrice isotrope, sont alors données par (Vel et Batra [65], Shen [145] ):
1 2
2 1 1 1 2 1 / ( 1 4 1)
3
K K V
K K V K K K G
(2.16)
α est le coefficient de dilatation thermique et κ est la conductivité thermique
2.2.8. Schéma auto-cohérent de Hill :
La méthode du schéma auto-cohérent de Hill [150] (self-consistent method) suppose que chaque inclusion de renforcement est contenue dans un matériau continu pour lequel les propriétés sont celles d’un composite. Cette méthode ne différencie pas entre la phase matrice et la phase renforcement ; impliquant que le même module global est estimé dans un autre composite où les rôles des deux phases sont permutés. Ceci permet l’estimation du module effectif dans les régions dont le squelette de la microstructure a une forme continue telle que montrée sur la figure 2.19.
Figure 2.19: Matériau FGM à deux phases avec microstructure squelettique
Les modules élastiques effectifs sont donnés par :
Le module G est obtenu en résolvant l’équation suivante :
Pour les deux schémas précédents, le module de Young et le coefficient de Poisson sont calculés par :
9 / (3 )
E KG KG (2.27)
(3K 2 ) / 2(3G K G)
(2.28)
La masse volumique est évaluée à partir de la loi de Voigt (2.3) selon :
1 1V 2V2
(2.29)
Il est bien connu que le modèle de Mori-Tanaka conduit à une estimation précise des propriétés mécaniques lorsque la continuité de la matrice et la discontinuité des inclusions sont bien définies alors que le modèle de Hill est mieux adapté pour une microstructure squelettique caractérisée par une zone de transition large entre régions où il y a prédominance de l’un ou l’autre des constituants.
2.3. Gradient de température dans l’épaisseur du FGM :
Les matériaux à gradient fonctionnel sont les candidats idéaux pour des applications subissant des gradients de température sévères. C’est pourquoi la prise en compte du facteur température dans l’étude de ces matériaux est de première importance.
Pour évaluer l’influence de la température sur les vibrations libres des poutres et des plaques FGM, nous imposons des valeurs de température Tt et Tb sur les surfaces supérieure et inférieure de la structure respectivement. En résolvant l’équation de conduction thermique suivant l’épaisseur, nous pouvons connaître le gradient de température appliqué.
Pour le cas d’une structure FGM non symétrique, l’équation différentielle de Fourier est donnée par :
dT z 0d z
dz dz
(2.30)
Les conditions aux limites sur la température sont :
/ 2
t, ( / 2) bT h T T h T (2.31)
En tenant compte de ces dernières conditions, la solution de l’équation de Fourier peut être obtenue par :
La loi de variation (2.32) est représentée sur la figure 2.20 pour différentes températures imposées sur la surface supérieure.
Dans le cas d’une structure FGM symétrique, sachant que les propriétés physiques dépendent de la température, les conditions aux limites doivent être comme suit afin d’assurer un gradient symétrique (Mahi, Adda Bedia et al. [149] ) :
2 t, (0) mp, ( 2) bT h T T T T h T (2.33)
En appliquant les conditions aux limites ci-dessus, la solution T z
devient :
Où κ est la conductivité thermique dépendant de la position et de la température.
L’élévation locale de la température est:
0T z T z T
(2.35)
La loi de variation de T z
symétrique est représentée sur la figure 2.21 pour différentes températures imposées sur la surface supérieure/inférieure d’un P-FGM.Dans le cas où le coefficient κ obéit à la loi des mélanges P-FGM non symétrique, la solution de l’équation de Fourier, en termes de séries polynômiales, s’écrit (Javaheri et Eslami [93] ):
b ( t b) ( )T z T T T z (2.36)
Avec :
Pour le cas d’une poutre ou d’une plaque isotrope, la solution se réduit à :
2Figure 2.20: Variation de la température à travers l’épaisseur (P-FGM, n = 0.5)
Figure 2.21: Variation de la température à travers l’épaisseur (P-FGM symétrique, n = 0.5)
2.4.Influence de la température sur les propriétés thermomécaniques :
Le changement de température provoque des variations plus ou moins importantes des propriétés thermomécaniques des FGM. Les figures 2.22 à 2.25 montrent la variation du module de Young, du coefficient de Poisson, du coefficient de dilatation thermique et de la conductivité thermique à travers l’épaisseur en fonction de la température d’une plaque métal-céramique (SUS304-Al2O3). Nous remarquons au passage que l’élévation de la température a plus d’effet sur le module de Young et sur la conductivité thermique que sur les autres propriétés. L’écart de température est plus important au niveau de la face supérieure (z = h/2), alors que la face inférieure est maintenue à 300K ; c’est ce qui explique l’écart plus important entre les différentes courbes du module de Young E et les différentes courbes de la conductivité thermique κ lorsqu’on s’approche de la surface supérieure. Cet exemple est pris pour un FGM métal-céramique (SUS304-Al2O3) où la face inférieure est à 100% métal et la face supérieure est à 100% céramique. Le profil de température obéit à la loi non linéaire représentée par l’équation (2.32) et la dépendance à la température est calculée par l’équation non linéaire (2.5).
Figure 2.22: Variation du module de Young E (Pa x 10-10) dans l’épaisseur en fonction de la température T (K) (P-FGM, n = 0.5)
Figure 2.23: Variation du coefficient de Poisson ν dans l’épaisseur en fonction de la température T (K) (P-FGM, n = 0.5)
Figure 2.24: Variation du coefficient de dilation thermique α (K-1 x 105) dans l’épaisseur en fonction de la température T (K) (P-FGM, n = 0.5)
Figure 2.25: Variation de la conductivité thermique κ (W/m K) dans l’épaisseur en fonction de la température T (K) (P-FGM, n = 0.5)
2.5. Les théories de déformation des plaques:
L’utilisation intensive des plaques isotropes et des plaques composites dans diverses industries, particulièrement dans les domaines de l’aéronautique, de l’automobile, et de la construction navale, a stimulé les chercheurs à développer des théories capables de décrire correctement leur comportement structural.
L’analyse des plaques est un problème tridimensionnel. Presque toutes les théories développées ont eu pour principal objet la réduction du problème 3-D à un problème 2-D en se servant des hypothèses simplificatrices concernant la cinématique des déformations et l’état des contraintes à travers l’épaisseur. Dans ce qui suit, seules les théories les plus utilisées dans l’analyse des plaques FGM, seront exposées.
2.5.1.Théorie classique des plaques (CPT):
En 1850, Kirchhoff [151], [152] a développé la plus connue des théories des plaques appelée « théorie classique des plaques », basée sur les hypothèses citées dans le chapitre 1. Le champ des déplacements d’un point de coordonnées (x,y,z) à l’instant t s’écrit :
, , ,
, ,
wu x y z t u x y t z x
, , ,
, ,
wv x y z t v x y t z y
, , ,
, ,
w x y z t w x y t
(2.41)
Où u v w, , sont les déplacements le long des axes de coordonnées x, y et z d’un point du plan moyen (plan z = 0).
Etant donné que les hypothèses de Kirchhoff négligent le cisaillement transverse et l’effet de la déformation axiale dans la direction transversale, la déformation de la plaque est due essentiellement à la flexion et aux déformations en plan (figure 2.26); ce qui limite la validité de cette théorie aux plaques minces (Ashton et Whitney [153], Timoshenko et Woinowsky-Krieger [154] )
Figure 2.26: Schématisation des déformations dans le cas de la théorie classique des plaques
2.5.2.Théorie des plaques du premier ordre (FSDPT) :
Cette théorie (également appelée théorie de Mindlin) est une extension des travaux de Timoshenko([7], [8] ) et est considérée comme une amélioration de la théorie classique des plaques minces (théorie de Kirchhoff). Cette amélioration consiste à rajouter la déformation en cisaillement transverse dans les hypothèses cinématiques. La distribution de cette déformation est supposée constante dans l’épaisseur. Le champ des déplacements est alors le suivant (figure 2.27):
, , ,
, ,
x
, ,
u x y z t u x y t z x y t
, , ,
, ,
y
, ,
v x y z t v x y t z x y t
, , ,
, ,
w x y z t w x y t
(2.42)
Où u v w, , sont les déplacements le long des coordonnées x, y et z d’un point du plan moyen (plan z = 0); xet y sont les rotations de la normale à la section transversale par rapport aux axes y et x respectivement.
La théorie des déformations du premier ordre nécessite un facteur de correction du cisaillement qui est difficile à déterminer à cause de sa dépendance à la fois, de la géométrie, du coefficient de Poisson à travers l’épaisseur, des charges appliquées et des conditions aux limites.
Timoshenko a été le premier à avoir étudié les effets des déformations de cisaillement et de l’inertie de rotation dans l’analyse des poutres, c’est pourquoi le modèle de la poutre avec une théorie du premier ordre est aussi appelé modèle ou poutre de Timoshenko.
Figure 2.27: Schématisation des déformations dans le cas de la théorie des plaques du premier ordre
2.5.3.Théories des plaques d’ordre supérieur (HSDPT) :
Dans le cas où un schéma du premier degré ne permettrait pas d’approcher convenablement un problème donné, il sera alors nécessaire de passer à un schéma d’ordre supérieur (2ème ordre, 3ème ordre, voire plus), dans le développement des déplacements en séries. Par conséquent, ces théories introduisent des fonctions supplémentaires dont les termes sont souvent difficiles à interpréter.
2.5.3.1. Théorie des plaques du second ordre :
Le champ des déplacements de la théorie du second ordre s’exprime par :
, , ,
, ,
x
, ,
2 x
, ,
premier ordre tout en nécessitant un facteur de correction comme pour la FSDPT.2.5.3.2. Théorie des plaques du troisième ordre :
Dans la quête de théories plus raffinées et dans le souci de supprimer les limitations des précédentes théories, de nouvelles théories d’ordre supérieur ont vu le jour. Le champ des déplacements s’écrit comme suit :
, , ,
, ,
x
, ,
2 x
, ,
3 x
, ,
satisfaisant les conditions de contraintes nulles sur les faces inférieure et supérieure de la plaque ont été développées. Leur champ de déplacements s’écrit comme suit :
, , ,
, ,
1 4 2
, ,
rapport aux axes y et x respectivement.La théorie dominante, utilisée dans les études de flexion, de flambage et de vibrations des plaques FGM est la théorie du troisième ordre de Reddy [21], [23], [49], [88], [124], [155] . Le champ des déplacements de Reddy est le suivant (figure 2.28):
, , ,
, ,
, ,
3 42
, ,
Le champ des déplacements inclut une variation parabolique des déformations en cisaillement transversal et des contraintes qui leurs sont associées. Les contraintes de cisaillement s’annulent au niveau des surfaces supérieure et inférieure de la plaque. Cette théorie ne nécessite donc pas de facteur de correction des contraintes puisqu’elle fournit une distribution plus réaliste des déformations et des contraintes à travers l’épaisseur. Elle fournit également de meilleures précisions par rapport aux théories précédentes quant à la réponse globale des plaques minces et des plaques épaisses et une meilleure estimation des déflexions moyennes, des charges critiques de flambage, des fréquences de vibration et de leurs modes propres associés.
Figure 2.28: Schématisation des déformations dans le cas de la théorie des plaques d’ordre supérieur
D’autres théories raffinées ont vu le jour plus récemment. Leur champ de déplacements sous la forme unifiée s’écrit comme suit :
, , ,
, ,
x
, ,
w w
u x y z t u x y t z z x y t
x x
, , ,
, ,
y
, ,
w w
v x y z t v x y t z z x y t
x y
, , ,
( , , )w x y z t w x y t
(2.47)
Où:
z est la fonction de forme pilotant la distribution des déformations de cisaillement et des contraintes à travers l’épaisseur de la plaque. Elle est propre à chaque théorie (tableau 2.2).Tableau 2.2: Différentes fonctions de forme des théories des plaques isotropes et FGM
Reissner [157] Théorie d’ordre supérieur
Parabolique Non requis Plaques minces et épaisses
Parabolique Non requis Plaques minces et épaisses
Parabolique Non requis Plaques minces
et épaisses
Parabolique Non requis Plaques minces
et épaisses
Parabolique Non requis Plaques minces et épaisses
Atmane, Tounsi
Parabolique Non requis Plaques minces et épaisses
Shimpi [54] (*) Théorie raffinée des plaques
Parabolique Non requis Plaques minces
et épaisses
(*) Pour ce modèle, le champ des déplacements s’écrit :
, , ,
, ,
wb ( ) ws2.5.3.3. Nouvelle théorie raffinée de déformation des plaques :
Dans la présente thèse, nous proposons une nouvelle théorie de déformation d’ordre supérieur dont le paramétrage permet l’adaptation au problème structural étudié. Les conditions aux limites sur les surfaces supérieure et inférieure de la plaque sont rigoureusement satisfaites. Aucune restriction n'est portée sur l'épaisseur de la plaque, ce
Dans la présente thèse, nous proposons une nouvelle théorie de déformation d’ordre supérieur dont le paramétrage permet l’adaptation au problème structural étudié. Les conditions aux limites sur les surfaces supérieure et inférieure de la plaque sont rigoureusement satisfaites. Aucune restriction n'est portée sur l'épaisseur de la plaque, ce