électriques
Sommaire
1 Introduction . . . 27
2 Modélisation magnétostatique . . . 27
2 - a Choix de l’outil de calcul . . . 27
2 - b Les formulations de la magnétostatique . . . 28
Approche via le potentiel vecteur magnétique . . . 31
Approche via le potentiel scalaire magnétique . . . 32
Résultats préliminaires. . . 34
2 - c Grandeurs du post-processeur . . . 36
Loi de comportement des matériaux ferromagnétiques doux . . . 36
Densité d’énergie magnétique . . . 37
Coénergie magnétique . . . 38
Forces magnétiques. . . 39
Couple. . . 40
Flux et Forces électromotrices. . . 42
3 Validation des formulations sur un cas d’étude. . . 43
3 - a Le cas d’étude choisi : électroaimant à géométrie axi-symétrique . . . 43
3 - b Modèle 2D axi-symétrique . . . 43
3 - c Modèles 3D . . . 46
4 Application et adaptation à une machine électrique. . . 48
4 - a Choix du cas d’étude : Machine Synchrone à Aimants Permanents . . . 48
4 - b Modèles 2D de la machine à aimants . . . 50
4 - c Modèle 3D de la machine synchrone à aimants . . . 55
4 - d Prise en compte du mouvement par des couplages géométriques . . . 59
1 Introduction
Dans ce chapitre, nous allons nous intéresser à la modélisation par éléments finis de dispositifs électrotechniques. Nous considèrerons des études de dispositifs électrotechniques lorsque ceux-ci fonc-tionnent en régime permanent. Il va de soi que l’ensemble des sources de champs (sources de courants via des inducteurs ou sources d’aimantations) sont connues. Nous nous intéresserons donc à la déter-mination des grandeurs globales d’un actionneur électromécanique telles que sa force électromotrice pour un fonctionnement à vide et son couple pour un fonctionnement en charge.
Dans la suite de ce chapitre, nous allons nous attacher à définir dans un premier temps l’outil de modélisation dans lequel la formulation magnétostatique sera implémentée. Les différentes formulations ainsi que les espaces fonctionnels associés seront par la suite détaillés et appliqués à un cas d’étude : un électroaimant à géométrie cylindrique permettant de valider les modèles en 2D et en 3D par rapport à un logiciel commercial. Enfin, une dernière partie permettra de traiter de la réduction de domaine dans le cas d’une modélisation 2D et 3D. Cette approche reposera sur un nouveau cas d’étude, une machine synchrone à aimants permanents.
2 Modélisation magnétostatique
2 - a Choix de l’outil de calcul
Dans la majorité des cas de modélisation, il est nécessaire de développer un modèle fin afin de pré-dimensionner ou de valider des calculs effectués via des modèles analytiques ou des essais expé-rimentaux. C’est à ce moment-ci que les logiciels éléments finis interviennent. Dans le cadre de cette thèse, nous souhaitons avoir à notre disposition des logiciels qui permettent un couplage aisé avec des algorithmes d’optimisation. De plus, il ne faut pas perdre de vue, que le logiciel éléments finis devra modéliser une géométrie complexe purement tridimensionnelle. Il est donc nécessaire d’avoir à notre disposition un outil de calcul 3D performant, entièrement paramétrable et qui plus est, facilement pilotable par un code externe.
À l’heure actuelle, au sein du laboratoire, deux logiciels commerciaux peuvent répondre à ces besoins :
1. Fluxrversion 3D qui est le plus orienté « métier » et qui permet donc de résoudre des problèmes d’électromagnétisme et de thermique.
2. Comsol Multiphysicsr qui est plus général.
Ces logiciels possèdent divers inconvénients. Il est nécessaire d’effectuer des imports CAO pour la construction de géométries complexes. Ils sont particulièrement gourmands en ressources numériques : carte graphique, RAM, et CPU [11]. Ces logiciels étant fermés, il est impossible pour l’utilisateur d’adapter finement les méthodes de résolution à son problème. Afin de s’affranchir de ces différents inconvénients, il existe à ce jour différents logiciels libres développés par la communauté scientifique tels que FEMM (Aladdin Free Public License) [17] ou FreeFem++ [18] par exemple.
Parmi l’ensemble des logiciels disponibles, il existe deux solutions libres sous licence GNU GPL par-ticulièrement bien adaptées qui peuvent nous fournir les outils dont nous avons besoin pour modéliser des dispositifs purement 3D comme notre machine synchrone à griffes. Il s’agit de :
1. Gmsh : mailleur 1D/2D/3D performant et reconnu par la communauté scientifique pouvant servir à la fois en pré et en post-processing. ce dernier a été développé par J.F Remacle et C. Geuzaine [19] ;
2. GetDP : solveur général éléments finis qui peut interagir facilement avec Gmsh, développé par P. Dular et C. Geuzaine [20] .
Toutefois, la liberté et le contrôle que ces deux outils procurent ne sont pas sans contrepartie. D’un point de vue « programmation », l’ergonomie présentée par les logiciels commerciaux n’est pas aussi poussée sous Gmsh - GetDP et nécessite un travail supplémentaire de l’utilisateur afin que le dispositif électrotechnique puisse être modélisé :
— Pour Gmsh : la définition de la géométrie par entités élémentaires peut s’avérer fastidieuse. — Pour GetDP :
— la définition des espaces fonctionnels, des fonctions d’interpolation, des méthodes d’intégra-tion et surtout de la formulad’intégra-tion faible (variad’intégra-tionelle).
— la définition de toutes les grandeurs à calculer post-résolution (couple, flux, coénergie, etc. . .). Ces légers points faibles sont compensés par le large éventail de possibilités présentes au sein de ces deux outils. Par exemple, le côté généraliste du solveur nous permet d’envisager de résoudre des pro-blèmes multi-physiques (phénomènes transitoires, thermique, mécanique, etc . . .)
De plus, l’accès aux sources via la licence GNU GPL, nous permet de les recompiler afin d’obtenir des éxécutables optimisés pour chaque station de travail. Par ailleurs, nous avons à notre disposition trois stations de calcul avec des performances différentes, présentées dans laTable 2.1, où sur chacune d’entre elles sont installées des versions compilées de GetDP. L’ensemble des calculs éléments finis seront effectués à l’aide du solveur MUMPS [21] lié à la libraire PETSc [22,23,24].
Station 0 Station 1 Station 2 Station 3
Processeur Intel Xeon Intel Xeon Intel Xeon Intel Xeon
E5420 E5-2609 E5-2640 E5-2690
Cadance (GHz) 2,50 2,40 2,50 2,60
Nombre de processeurs 2 2 2 2
Nombre de cœurs/processeur 4 4 12 24
RAM (Go) 32 32 96 192
Type de système 64 bits 64 bits 64 bits 64 bits
OS Debian 8 CentOS 7 CentOS 6 CentOS 7
Table2.1 – Caractéristiques des stations de calcul
Finalement, cette thèse ouvrira la voie à la création d’un outil « maison » général, pratique, évolutif et performant que mes encadrants auront la charge de capitaliser et faire perdurer.
2 - b Les formulations de la magnétostatique
Compte-tenu des objectifs de modélisation de notre machine synchrone à griffes que nous nous sommes imposés, il est nécessaire de déterminer les formulations variationnelles de la magnétostatique pour que l’on puisse les insérer dans le logiciel GetDP. Pour ce faire, il est nécessaire d’utiliser les équations de Maxwell [25,26] : rot(h) =j+∂d ∂t (2.1) div(b) = 0 (2.2) rot(e) =−∂b ∂t (2.3) div(d) =ρ (2.4)
avec h le champ magnétique (A·m−1), b l’induction magnétique (T), e le champ électrique (V·m−1),
volumiques (C·m−3).
Dans notre cas d’étude, les phénomènes que nous cherchons à modéliser sont indépendants du temps, ce qui permet dans un premier temps de simplifier les équations (2.1) à (2.4). Dans un second temps, les équations du magnétisme peuvent être découplées à celles de l’électrocinétique afin d’aboutir aux relations (2.5) et (2.2).
rot(h) =j (2.5)
Cependant ces seules lois ne suffisent pas à décrire entièrement les phénomènes liés à la magnéto-statique. Il est même nécessaire d’utiliser les lois de comportement des différents matériaux :
j=σe (2.6)
(
b=µ(||h||)h si le matériau magnétique est un matériau ferromagnétique doux
b=µ0µah+br si le matériau magnétique est un matériau ferromagnétique dur (2.7) avec σ la conductivité électrique (S·m−1), µa la perméabilité relative de l’aimant et br l’induction rémanente de l’aimant (T).
(2.2) implique l’existence du potentiel vecteur magnétiqueatel que :
b=rot(a) (2.8)
Cependant, la définition du potentiel ne permet pas de le rendre unique. D’après la relation (2.8), le potentiel vecteur est défini à un champ de gradient près. Afin de le rendre unique, il est nécessaire d’imposer une contrainte, ou plus communément appelée une jauge. Il existe différents types de jauge, la plus fréquemment rencontrée en magnétostatique étant la jauge de Coulomb (notée (JC) par la suite) qui permet d’imposer la divergence du champ de vecteurs.
div(a) =0 (2.9)
Une autre jauge est également utilisée notamment par les numériciens, la jauge de d’arbre (notée (JA) par la suite) qui permet d’imposer :
a·w= 0 (2.10)
où wreprésente un champ de vecteurs formant un arbre liant chaque nœud du domaine sans que des boucles d’arêtes soient formées [27].
Une autre manière de procéder consiste en l’utilisation d’un potentiel scalaire magnétique. De (2.5) découle la loi d’Ohm locale :
div(j) = 0 (2.11)
Ainsi il existe, un champ source hs tel que :
j=rot(hs) (2.12)
L’équation de Maxwell - Ampère devient :
rot(h−hs) =0 (2.13)
Ceci implique qu’il existe un potentiel scalaire magnétique Um tel que :
En couplant les relations (2.5), (2.7) et (2.8), il est possible de lier le potentiel vecteur magnétique aux différentes sources (inducteurs et aimants) de notre problème de magnétostatique. Ce couplage permettra de créer une relation unique (2.15) qui permettra de déterminer l’ensemble des grandeurs caractéristiques du système électrotechnique modélisé.
rot
ν(||rot(a)||) (rot(a)−br)
=jdansΩ (2.15)
Cette démarche est également envisageable en utilisant le potentiel scalaire magnétique. Il est alors nécessaire de coupler les relations (2.2), (2.7) et (2.14) afin d’obtenir la relation (2.16).
div
µ(||hs−grad(Um)||) (hs−grad(Um)
= 0 dansΩ (2.16)
De plus, dans certains problèmes de magnétostatique, des conditions aux limites sont appliquées sur certaines parties du contour (δΩ) du domaine. Des conditions homogènes sont appliquées sur le champ ou l’induction magnétiques. Ces dernières sont regroupées dans l’équation (2.17).
n∧h|δΩh=0, n·b|δΩb= 0 (2.17)
Afin de résoudre les équations (2.15) et (2.16), il est nécessaire de définir le cadre mathématique. Pour ce faire, plusieurs personnes l’ont formalisé dans le cadre de leurs travaux [28, 29, 30] . De ce fait, le domaine dans lequel nous souhaitons résoudre ce problème est un espace euclidien ouvert et borné. Dans cet ensemble, une structure mathématique composée de quatre espaces fonctionnels est définie, dérivant deL2(Ω)(espace des champ scalaires de carré sommable surΩ) et de L2(Ω)(espace des champs de vecteurs dont le carré de la norme euclidienne est intégrable sur Ω) associés à trois opérateurs différentiels :grad,rot et div. Les domaines de définition de ses opérateurs sont définis de la manière suivante :
Eu0(Ω) ={u∈L2(Ω);grad(u)∈L2(Ω), u|δΩh=cste} (2.18)
Eu1(Ω) ={u∈L2(Ω);rot(u)∈L2(Ω),n∧u|δΩh= 0} (2.19)
Eu2(Ω) ={u∈L2(Ω);div(u)∈L2(Ω),n·u|δΩh= 0} (2.20) Au vu des équations (2.2) et (2.5) et des conditions aux limites associées, il va de soi que nous cherchons h dans Eh1 et b dans Eb2. Nous pouvons donc exprimer l’ensemble des résultats dans le diagramme de Tonti représenté par la Figure 2.1.
Um gradh h roth j divh 0
µ, ν
0 divb b rotb a
Figure 2.1 – Diagramme de Tonti pour la magnétostatique.
De ce diagramme, nous pouvons constater qu’il existe deux directions bien distinctes pour la mo-délisation magnétostatique. Par souci de clarté, nous allons dans la suite, développer dans un premier temps la formulation variationnelle utilisant le potentiel vecteur magnétique avant de se diriger dans un second temps vers la formulation variationnelle utilisant le potentiel scalaire magnétique.
Approche via le potentiel vecteur magnétique
Afin de déterminer la formulation variationnelle pour le calcul du potentiel vecteur magnétique, il est nécessaire de reprendre la relation (2.15) et d’utiliser une fonction testa0∈E1
a0(Ω)tel que ∀a0, rot ν(||rot(a)||) (rot(a)−br) ·a0 =j·a0 dansΩ (2.21)
En intégrant sur tout le domaine Ω la relation (2.21) et en effectuant une intégration par parties du membre de gauche, il vient :
< ν(krot(a)k)rot(a), rot(a0)>Ω=<j, a0>ΩS +< ν(krot(a)k)br, rot(a0)>ΩM (2.22)
avec Ω le domaine du problème, ΩS le domaine regoupant les sources, ΩM le domaine regroupant les matériaux ferromagnétiques durs.
Il est important de noter que la densité volumique de courant peut-être soit imposée par l’utilisateur, ou par une pré-résolution électrocinétique utilisant le potentiel scalaire électrique. La formulation variationnelle peut également être étendue par l’utilisation d’un champ source à la place d’une densité de courant.
La formulation variationnelle du problème de magnétostatique dans le cas où le potentiel vecteur est l’inconnue est déduite de l’équation (2.22). En lien avec les définitions des espaces fonctionnels précédents,adoit être dansEa1(Ω)défini par la relation (2.19). L’association de l’espace fonctionnel et de la formulation variationnelle ne rend pas le potentiel vecteuraunique en 3D, il est alors nécessaire d’utiliser une jauge. Pour ce faire, deux solutions sont envisageables dans un solveur général d’équations aux dérivées partielles (EDP) tel que GetDP. La première méthode consiste en l’utilisation de la jauge d’arbre [31, 32, 33]. L’arbre est alors construit sur l’ensemble des nœuds du maillage permettant de relier l’ensemble des nœuds de celui-ci sans pour autant effectuer une boucle fermée. Afin d’appliquer la jauge de l’équation (2.10), il est nécessaire de construire l’arbre à partir des nœuds où des conditions aux limites particulières (Neumann, Dirichlet ou périodicité) sont imposées pour ensuite l’étendre à tous les autres nœuds du maillage.
Figure 2.2 – Exemple d’un arbre (trait bleu) et d’un co-arbre (trait noir) sur des éléments 3D.
La deuxième méthode envisageable consiste en l’utilisation de la jauge de Coulomb. En pratique, cela revient à imposer a orthogonal à un champ de gradient grad(F), avec F dans E0F(Ω), ce qui donne :
∀a0,∀F0 <a, grad(F0)>Ω +<grad(F), a0>Ω= 0 (2.23) La relation (2.23) est donc à rajouter à la formulation variationnelle (2.22) afin d’obtenir l’unique potentiel vecteur magnétique régissant notre problème au sens de la jauge de Coulomb.
À ce stade, nous avons défini la structure mathématique et la formulation variationnelle pour un calcul éléments finis 3D en utilisant le potentiel vecteur magnétique. Cette démarche peut également être entreprise pour le potentiel scalaire magnétique.
Approche via le potentiel scalaire magnétique
Tout comme dans le cas du potentiel vecteur, il est nécessaire de combiner les relations (2.14) et (2.15). Il suffit alors de multiplier par une fonction test Um0 ∈Ev0(Ω)tel que
∀Um0 , div
µ(||hs−grad(Um)||)(hc+hs−grad(Um)
Um0 = 0 dansΩ (2.24)
avec hc le champ coércitif des aimants tel quehc= br
µ0µa .
En intégrant sur tout le domaine et en effectuant une intégration par partie du membre de gauche, nous aboutissons à la formulation variationnelle :
< µ(||h||)hs, grad(Um0 )>Ω+< µ(||h||)hc, grad(Um0 )>Ω
−< µ(||h||) grad(Um), grad(Um0 )>Ω= 0 (2.25) avec h le champ magnétique et hs le champ créé par les différents inducteurs présents au sein du problème de magnétostatique.
Il est donc possible d’implémenter la relation (2.25) dans un solveur tel que GetDP en choisissant le bon espace fonctionnel. Cela se traduit par chercher Um, un champ scalaire dans EU0(Ω), reposant sur les nœuds du maillage.
Dans les différents cas que nous allons traiter par la suite, le calcul du champ source (hs) dans l’espace où il est définiΩhn’est pas immédiat. Il est alors nécessaire d’utiliser des techniques numériques qui ont été développées par différents laboratoires. On peut alors citer le travail :
— de Patrick Dular notamment avec [34,35], ou celui des chercheurs du L2EP avec [36]. Dans le cas d’inducteur de forme quelconque, l’utilisateur doit définir une surface de coupure associée aux domaines connexes permettant d’assurer la forme intégrale du théorème d’Ampère ; — cette surface de coupure peut être créée de façon automatique via la théorie de l’homology et
de la cohomology comme présentée par Christophe Geuzaine dans [37] ;
— on peut également étendre le calcul à un domaine connexe plus large (voire tout le domaine) comportant les inducteurs considérés
Par la suite, ces 3 méthodes de calcul dehsporteront les dénominations « cohomology », « coupure » et « directe ». Ces 3 méthodes peuvent être implémentées dans les logiciels Gmsh-GetDP. Deux mé-thodes de résolutions sont envisageables :
— un couplage faible : mise en place d’une pré-résolution afin de calculer hs avant de l’utiliser dans la résolution principale.
— un couplage fort : calcul simultané de hs et du potentiel choisi (Um ou a). Dans les deux cas, cela revient à résoudre la forme faible associée àhs :
∀hs∈Eh1s(Ωh), <rot(hs), rot(h0s)>Ωh −<j, rot(h0s)>ΩS= 0 (2.26) Afin de comparer ces différentes méthodes du calcul dehs, il est intéressant de les tester sur un cas simple : un inducteur dans l’air représenté sur laFigure 2.3. Pour ce faire, deux maillages tétraédriques sont utilisés, représentés sur la Figure 2.4. Le maillage 1 comporte 8 190 nœuds alors que le maillage 2 en compte 29 782.
Figure 2.3 – Cas test 1 : inducteur dans l’air
Figure 2.4 – Représentation des maillages du cas test : maillage 1- maillage 2
Cette comparaison portera sur le temps de calcul et sur la précision associée au calcul des pertes Joule données par la formule (2.27) présentes au sein de l’inducteur.
PJ =
Z Z Z
ΩS
ρj2dV (2.27)
L’inducteur a été modélisé et maillé à l’aide du logiciel Gmsh, ce qui a permis par la suite de calculer
hs à partir de la densité de courant imposée. Les Figure 2.5etFigure 2.6représentent respectivement la densité de courant imposée, les densités de courant calculées via le logiciel GetDP en utilisant la relation (2.26), et respectivement les champ sources associés à ces densités de courant.
Figure2.5 – Les densités de courant obtenus via les différentes méthodes : référence - « cohomology »
- « coupure » - « directe »
Les trois méthodes de calcul du champ source permettent de retrouver la densité de courant de référence. Toutefois les trois méthodes présentées transforment légèrement l’aspect de la densité de courant. L’inducteur correspond à un conducteur massif, on observe une légère striction des lignes de courant. Afin de quantifier l’erreur commise par ces 3 approches, il est intéressant de comparer les
Figure 2.6 – Le champ source calculé via les différentes méthodes : « cohomology » « coupure »
-« directe »
pertes Joule pour les différentes méthodes. L’ensemble des résultats sont regroupés dans la Table 2.2
et ont été effectués sur la station de calcul notée 1 de la Table 2.1.
Methode de calcul dehs Référence « cohomology » « coupure » « directe »
Nombre de noeuds - 29 782 29 782 29 782 Temps de maillage (s) - 47,90 27,74 27,85 Nombre de DOFs - 12 831 11 675 176 630 Temps de calcul (s) - 3,57 2,08 19,74 Temps total (s) - 51,47 29.82 47,59 PJ (W) 0,5291 0,5253 0,5291 0,5289 Écart (%) 0 0,726 -0,000 0,039
Table2.2 – Performances des méthodes associées au calcul du champ source
Malgré cette légère modification, les méthodes du calcul du champ source présentent des résultats équivalents par rapport au modèle de référence concernant les pertes Joule : écart relatif inférieur à 1%. De ces trois méthodes présentées, la seule différence réside dans leurs temps d’exécution. Il est donc préférable de choisir la méthode de calcul de hs en fonction de la complexité de l’inducteur tout en gardant en tête que la méthode la plus rapide est celle de la « coupure » [35].
Résultats préliminaires
Maintenant que l’obtention du champ source est résolue, il est intéressant de comparer les per-formances des différentes formulations magnétostatiques. Pour ce faire, l’exemple de l’inducteur a été repris en insérant dans GetDP les formulations variationnelles (2.22) et (2.24). En ce qui concerne la formulation (2.22), une variante est également implémentée permettant de réaliser une formulation de type (a−hs) au lieu d’une simple (a−j) pour les deux jauges précédemment développées. À travers ce problème simple, nous serons en mesure de comparer les performances des différentes formulations mises en jeu, les écarts liés au potentiel vecteur ou scalaire, voire même l’utilisation d’un champ source au lieu d’une densité de courant, et cela en absence de saturation. De ce fait, les écarts liés à la conver-gence de la résolution d’un problème non-linéaire et au traitement de la saturation dans les modèles seront abordées par la suite.
De notre point de vue, il est plus judicieux de comparer les formulations sur des grandeurs globales, telle que l’énergie magnétique (W). Celle-ci est calculée à partir de la formule (2.28).
W = Z Z Z Ω wdV = Z Z Z Ω Z bf 0 hdbdV = Z Z Z Ω b2 2µ0 dV = Z Z Z Ω µ0h2 2 dV (2.28)
une plus grande clarté, l’ensemble des résultats des vingt simulations sont regroupés en Annexe A. Seulement une partie des résultats de ces simulations sont regroupés sur lesFigure 2.7 etFigure 2.8.
0 2 4 6 8
(a−j)(JA)
(a−hs)couplage faible « coupure » (JA)
(Um−hs)couplage faible « coupure »
temps (s) maillage résolution
0 5 10 15 20 25 30 35 40 (a−j)(JA)
(a−hs)couplage faible « coupure » (JA)
(Um−hs)couplage faible « coupure »
temps (s) maillage résolution
Figure 2.7 – Temps de calcul pour les différentes formulations dans le cas des maillages 1 et 2
0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 (a−j)(JA)
(a−hs)couplage faible « coupure » (JA)
(Um−hs)couplage faible « coupure »
W (10−5J)
0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 (a−j)(JA)
(a−hs)couplage faible « coupure » (JA)
(Um−hs)couplage faible « coupure »
W (10−5J)
Figure 2.8 – Energie pour les différentes formulations dans le cas des maillages 1 et 2
Lorsque nous analysons les résultats de la Figure 2.7, il est intéressant de notifier qu’à maillage donné la formulation (Um - hs) est la plus rapide. Cela s’explique bien évidemment par un nombre moins élevé d’inconnues du système à résoudre (DOFs,Degrees Of Freedom). Plus le maillage comporte un nombre de nœuds important, plus cet écart augmente. Néanmoins, si on s’intéresse à la grandeur de comparaison, suivant le choix du potentiel magnétique cette dernière varie. Cela ne provient pas du calcul du champ source puisqu’il existe un faible écart entre la formulation (a - j) et (a - hs), mais uniquement du choix du potentiel. Toutefois, lorsque le nombre de nœuds du maillage augmente, cet écart diminue, il est donc intéressant de modifier le maillage de l’inducteur (domaine entier) afin de visualiser l’influence de celui-ci sur l’énergie magnétique.
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 ·106 3 3.1 3.2 ecart relatif : 2,59% Nombre de DOFs W ( 10 − 5 J) (a−j)
(Um−hs)« coupure » - couplage faible
0 200 400 600 800 1,000 3 3.1 3.2 ecart relatif : 2,59% temps (s) W ( 10 − 5J) (a−j)
(Um−hs)« coupure » - couplage faible
Figure2.9 – Energie magnétique en fonction du nombre de DOFs et du temps de calcul pour les deux
formulations retenues
Pour ce faire, les formulations(a−j)et(Um−hs)avec un couplage faible et la méthode utilisant les « coupures » pour le calcul du champ source vont être reprises pour différents maillages. Les résultats de ces tests sont regroupés dans laFigure 2.9. De cette façon, augmenter le nombre de DOFs ne permet pas d’obtenir un résultat identique avec les deux formulations, mais l’écart reste très faible. Pour cet
exemple, les deux courbes tendent vers une limite qui est la valeur de l’énergie du problème magnéto-statique. Utiliser les deux formulations, permet d’obtenir un encadrement de la solution finale. Pour