Le problème intérieur d'ordre 1

2.3.3 Le problème intérieur d'ordre 1

Notons que l'on n'utilise qu'une partie des conditions de raccord dans la formulation de ce problème. On verra dans la suite des développements que les autres conditions sont vériées automatiquement. Les paramètres de chargement de ce problème sont la prédé- formationε_x′(u⁰), et la contrainte exercée aux bords du domaineσ⁰·e₁. Ces chargements sont prédéterminés par la résolution du problème extérieur d'ordre 0 (2.17).

On choisit de reformuler ce problème, en eectuant le changement de variable suivant :

˚v¹(x^′,y) =v¹(x^′,y) +y1

∂u⁰₁

∂x_α(0,x^′)e_α

À l'instar dev¹, ce champ de déplacement est bieny^′-périodique. On peut réexprimer la relation de comportement en fonction de ce nouveau champ :

τ⁰=A: (ε_x′(u⁰) +ε_y(v¹))

=A: (ε_x^′(u⁰)− ∂u⁰₁

∂x_α(x^′)eα⊗^se₁+ε_y(˚v¹))

=A: (ε_Γ(u⁰) +ε_y(˚v¹))

Le tenseurε_Γ(u⁰) est le tenseur des déformations membranaires de l'interface, introduit dans (2.9).

Les conditions de raccord en contrainte sont inchangées. En revanche, les conditions de raccord en déplacement deviennent :

u^1± = lim

y1→±∞

˚v¹−y₁∂u⁰₁

∂x_α(0,x^′)e_α−y₁∂u⁰

∂x₁(0,x^′)

= lim

y1→±∞ ˚v¹−y₁ε₁₁(u⁰)e₁−2y₁ε_1α(u⁰)e_α

(2.19) Ces conditions de raccord ne font intervenir que la déformation du milieu environnant. Le changement de variable a donc permis d'éliminer la rotation de corps rigide de l'interface, qui n'a pas d'inuence sur le comportement mécanique des hétérogénéités. Le champ de déplacement˚v¹ s'interprète donc comme un champ de déplacement pivoté à l'échelle de la cellule élémentaire.

Le problème mécanique d'ordre 1 dans le domaine intérieur s'écrit alors :















τ⁰ =A: (ε_Γ(u⁰) +ε_y(˚v¹)) dans Γ×Y div_y(τ⁰) =0 dans Γ×Y

y1lim→±∞τ⁰·e₁ =σ⁰·e₁

˚v¹ et τ⁰ sont y^′−p´eriodiques

(2.20)

Ce problème est un problème élastique posé sur le domaine inni Γ×Y. Ce type de problème a déjà été étudié par Sanchez-Palencia et Dumontet [49,67]. Il admet une solution unique pourτ⁰, et unique à une translation près pour˚v¹, cette translation étant une fonction indéterminée de x^′. En raison de la périodicité des champs vis-à-vis de y^′,

et de l'homogénéité du comportement de la cellule lorsque |y1| → ∞, la contrainte τ⁰ dans la cellule converge de façon exponentielle vers σ⁰ lorsque y₁ tend vers ±∞. Les conditions limite pour la contrainte sont donc entièrement respectées.

On peut de même démontrer que les conditions de raccord en déplacement (2.19) sont bien posées. Pour cela, intéressons-nous à la forme du champ de déplacement :

v(xˆ ^′,y) =˚v¹(x^′,y)−y₁ε₁₁(u⁰)(x^′)e₁−2y₁ε_1α(u⁰)(x^′)e_α (2.21) Si l'on calcule la déformation de ce champ de déplacement par rapport à la variable y, on obtient

ε_y(ˆv) =ε_y(˚v¹)−ε11(u⁰)e1⊗^se₁−2ε1α(u⁰)eα⊗^se₁,

où l'on omet la dépendance spatiale des champs. En passant à la limite y₁ → ±∞, on obtient :

y¹lim→±∞ε_y(ˆv) = lim

y¹→±∞

ε_y(˚v¹)

−ε₁₁(u⁰)e₁⊗se₁−2ε_1α(u⁰)e_α⊗se₁

Or la relation de comportement du problème intérieur d'ordre 1 (2.20) peut s'écrire ε_y(˚v¹) =A⁻¹:τ⁰−ε_Γ(u⁰). Comme on a lim_y1→±∞τ⁰ =σ⁰, on en déduit :

y1lim→±∞ε_y(ˆv) =ε(u⁰)−ε_Γ(u⁰)−ε11(u⁰)e1⊗^se₁−2ε1α(u⁰)eα⊗^se₁

=0

Le champ de déplacementvˆconverge donc exponentiellement vers deux mouvements de corps rigide distincts lorsquey1tend vers±∞. En raison des conditions de périodicité, ces mouvements de corps rigide ne peuvent être que de simples translations, qui ne dépendent que dex^′. Ainsi, la limite qui apparaît dans les conditions de raccord (2.19) est bien nie, et ne dépend pas dey^′. Ces conditions de raccord sont donc bien posées, et seront utilisées dans la formulation du problème extérieur d'ordre 1. Notons cependant que, comme les champs de déplacement solution de (2.20) ne sont uniques qu'à une translation près, seule la diérence entre ces deux translations est bien dénie. Comme pour le problème intérieur d'ordre 0, la valeur exacte de ces translations sera déterminée par le problème extérieur d'ordre 1.

Remarque 2. Dans le cas où la cellule élémentaire est homogène, la solution du problème intérieur à l'ordre 1 est triviale. On peut vérier en eet que le champ de déplacement

˚v¹(x^′,y) =y1ε11(u⁰)(x^′)e1+ 2y1ε1α(u⁰)(x^′)eα, (2.22) constitue l'unique solution (à une translation près) du système d'équations (2.20). D'après la relation de comportement du système (2.20), le champ de contrainte dans la cellule élémentaire est homogène, et égal à σ⁰.

Les problèmes élémentaires

Les paramètres de chargement de ce problème intérieur sont doncε_Γ(u⁰)etσ⁰·e₁, qui sont respectivement la déformation membranaire de l'interface, et la contrainte exercée sur l'interface à l'ordre 0. Chacun de ces paramètres de chargement compte trois compo- santes indépendantes. On compte donc au total six modes de chargement indépendants de la cellule élémentaire. Comme ce problème est linéaire, le principe de superposition est valable. Il sut donc de résoudre six problèmes élémentaires posés sur la cellule élémentaire Y pour connaître son comportement quel que soit le chargement extérieur.

Considérons tout d'abord les problèmes élémentaires associés aux forces exercées sur l'interface. On note Vⁱ et Tⁱ les champs de déplacement et de contrainte solution du i^`eme problème élémentaire, qui s'écrit :















Tⁱ =A:ε_y(Vⁱ) dans Y div_y(Tⁱ) =0 dans Y

y1lim→±∞Tⁱ·e₁ =δⁱ

Vⁱ et Tⁱ sont y^′−p´eriodiques

(2.23)

Dans ces équations, δⁱ est le symbole de kronecker usuel, qui s'écrit en composantes δ_jⁱ, et qui vaut 1 si et seulement si i = j. De même, on note W^αβ et S^αβ les champs de déplacement et de contrainte solution du problème élémentaire (αβ), associé aux déformations membranaires de la surfaceΓ, qui s'écrit :















S^αβ =A: (I^αβ+ε_y(W^αβ)) dans Y div_y(S^αβ) =0 dans Y

y1lim→±∞S^αβ·e₁ =0

W^αβ et S^αβ sont y^′−p´eriodiques

(2.24)

Dans ce système, I^αβ est le tenseur du second ordre déni par I^αβ = δ^α ⊗s δ^β. Par symétrie du tenseur I^αβ, les problèmes (αβ) et (βα) sont identiques, et il existe donc bien trois problèmes élémentaires indépendants associés aux déformations membranaires de l'interface.

Chacun des six problèmes élémentaires admet une solution unique pour le champ de déplacement, à une translation uniforme près. Pour bloquer cette translation, on peut imposer une contrainte arbitraire sur le déplacement d'ensemble. En utilisant les conditions de raccord du champ de déplacement (2.19), on peut imposer par exemple que la moyenne des limites en ±∞soit nulle. Ceci revient à imposer simplement :

y1lim→∞ Vⁱ(y₁,y^′) +Vⁱ(−y₁,y^′)

=0

y¹lim→∞

W^αβ(y₁,y^′) +W^αβ(−y₁,y^′)

=0

En utilisant ces solutions élémentaires, la solution générale du problème intérieur d'ordre 1 peut s'écrire

˚v¹(x^′,y) =Vⁱ(y)σ_1i⁰(0,x^′) +W^αβ(y)ε_αβ(u⁰)(0,x^′) +vˇ¹(x^′), (2.25) τ⁰(x^′,y) =Tⁱ(y)σ⁰_1i(0,x^′) +S^αβ(y)ε_αβ(u⁰)(0,x^′), (2.26) où la convention de sommation implicite est utilisée. Dans (2.25), ˇv¹(x^′) représente la translation qui reste inconnue à cette étape, et qui sera déterminée par le problème extérieur d'ordre 1.

Les grandeurs caractéristiques

On introduit à présent quelques grandeurs caractéristiques du comportement mé- canique du problème intérieur, qui s'avèreront pertinentes dans la suite des développe- ments. Intéressons-nous tout d'abord aux conditions de raccord en déplacement (2.19), qui s'écrivent :

u^1±= lim

y1→±∞ ˚v¹−y₁ε₁₁(u⁰)e₁−2y₁ε_1α(u⁰)e_α

Dans le problème extérieur d'ordre 1, le saut du champ de déplacement u¹ à travers la surface Γ joue un rôle important. On introduit donc la grandeur d(˚v¹) = [[u¹]]/H, qui s'écrit :

Hd(˚v¹) = lim

y¹→+∞ ˚v¹−y1ε11(u⁰)e1−2y1ε1α(u⁰)eα

− lim

y1→−∞ ˚v¹−y₁ε₁₁(u⁰)e₁−2y₁ε_1α(u⁰)e_α

(2.27) La longueur H est ici introduite pour que dsoit un vecteur sans dimension.

Cette dénition dedfait intervenir des déformations non membranaires du problème d'ordre 0. On peut donc chercher à réexprimer cette relation en termes deε_Γ(u⁰)etσ⁰·e₁. La relation de comportement dans le domaine extérieur à l'ordre 0 s'écritσ⁰ =A^m:ε(u⁰),

d'où

σ₁₁⁰ σ_α1⁰

=

A^∗₁₁₁₁ A^∗_11β1 A^∗_α111 A^∗_α1β1

ε11(u⁰) 2ε_β1(u⁰)

+

A^∗_11γδε_γδ(u⁰) A^∗_α1γδ ε_γδ(u⁰)

.

Si l'on introduit le tenseur symétrique du second ordreC^m, inverse du tenseure₁·A^m·e₁, on peut inverser la relation précédente pour obtenir :

ε11(u⁰) 2ε_δ1(u⁰)

=

C₁₁^m C_1γ^m C_δ1^m C_δγ^m

σ₁₁⁰ −A^∗_11αβ ε_αβ(u⁰) σ_γ1⁰ −A^∗_γ1αβ ε_αβ(u⁰)

Le second terme s'écrit en notation condenséeC^m·(σ⁰−A^m:ε_Γ(u⁰))·e₁. On peut donc réécrire (2.27) sous la forme :

Hd(˚v¹) = lim

y1→+∞ ˚v¹−y₁ C^m·(σ⁰−A^m:ε_Γ(u⁰))·e₁

− lim

y¹→−∞ ˚v¹−y₁ C^m·(σ⁰−A^m:ε_Γ(u⁰))·e₁

(2.28)

Par linéarité ded, on a immédiatement

d(˚v¹) =d(Vⁱ)σ⁰_1i+d(W^αβ)ε_αβ(u⁰), (2.29) avec

Hd(Vⁱ) = lim

y¹→+∞ Vⁱ(y₁,y^′)−Vⁱ(−y₁,y^′)−2y₁ C^m·δⁱ , Hd(W^αβ) = lim

y1→+∞

W^αβ(y₁,y^′)−W^αβ(−y₁,y^′) + 2y₁ C^m·(A^m:I^αβ)·e₁

.

On peut noter ici quedne dépend pas d'une éventuelle translation de la cellule de base.

Cette grandeur caractéristique de la cellule élémentaire est donc entièrement déterminée par la résolution des problèmes élémentaires au sein de la cellule périodique.

Une autre grandeur caractéristique pertinente du comportement de la cellule élémen- taire est la moyenne de τ⁰ −σ⁰ sur la cellule de base. On introduit donc la notation

hfi_Y= 1 Hmesure(Y)

Z

Y

f(y) dy, (2.30)

où la longueur caractéristique H de la structure est introduite de sorte que hfi_Y a la même dimension physique que f. Notons également que hfi_Y est bien dénie lorsque f décroît exponentiellement vers zéro avec |y1|. On dénit donc

σ^Γ(τ⁰) =

τ⁰−σ⁰

Y. (2.31)

Comme τ⁰ converge exponentiellement versσ⁰ lorsque |y₁| → ∞, la relation précédente est bien dénie. Le tenseur σ^Γ présente a priori six composantes indépendantes, mais on peut montrer que seules les composantes de membrane sont non nulles. En eet, en intégrant l'équation d'équilibre div_yτ⁰ = 0 sur Y, et en utilisant la périodicité des champsτ⁰ eny^′, on obtient

∂

∂y₁

τ⁰·e₁

Y= 0.

Comme τ⁰ tend versσ⁰ à l'inni, on en déduit τ⁰·e₁

Y(y₁) =σ⁰·e₁, ∀y₁ ∈R. En intégrant par rapport à y₁, on obtient le résultat escompté.

σ^Γ(τ⁰)·e₁=

τ⁰−σ⁰

Y·e₁=0 (2.32)

Ainsi, seules les composantes σ_αβ^Γ du tenseur σ^Γ sont non nulles. Le tenseur σ^Γ s'inter- prète donc comme une contrainte de membrane, qui transite dans l'interface homogénéi- sée. Ceci apparaîtra plus clairement dans le problème extérieur d'ordre 1 détaillé dans la section suivante.

Exprimons à présent σ⁰ en fonction deσ⁰·e₁ etε_Γ(u⁰). Le lien est évident pour les composantes (1i). Pour les composantes membranaires (αβ) en revanche, on utilise la relation de comportement

ε_γδ(u⁰) =S_γδαβ^m σ⁰_αβ+S_γδ11^m σ⁰₁₁+ 2S_γδ1θ^m σ_1θ⁰ ,

avec S^m le tenseur de souplesse d'ordre 4 inverse de A^m. On peut alors inverser cette relation en

σ_αβ⁰ =K_αβγδ^m ε_γδ(u⁰)−S_γδ11^m σ⁰₁₁−2S_γδ1θ^m σ_1θ⁰ ,

où Km est un tenseur d'ordre 4, de composantes K_αβγδ^m , inverse du tenseur d'ordre 4 dont les composantes sontS_αβγδ^m . En introduisant la relation précédente dans (2.31), on montre alors que, pour les problèmes élémentaires :

σ^Γ(T¹) =

T¹−δ¹⊗sδ¹+K^m:S^m: (δ¹⊗sδ¹)

Y

σ^Γ(T^α) =

T^α−2δ¹⊗sδ^α+ 2K^m:S^m: (δ¹⊗sδ^α)

Y

σ^Γ(S^αβ) =D

S^αβ−K^m:I^αβE

Y

Commeσ^Γ(τ⁰)est une fonction linéaire de son argument, on en déduit dans le cas général σ^Γ(τ⁰) =σ^Γ(Tⁱ)σ_1i⁰ +σ^Γ(S^αβ)ε_αβ, (2.33) où l'on utilise la convention de sommation implicite.

Remarque 3. Dans le cas où la cellule élémentaire est homogène, on peut calculer ana- lytiquement le saut de déplacement et la contrainte membranaire. En utilisant le champ de déplacement (2.22) calculé pour la cellule homogène, et les conditions de raccord en déplacement (2.19), on démontre facilement que d(˚v¹) =0. De même comme le champ de contrainte est homogène et égal àσ⁰ dans la cellule élémentaire, d'après la dénition (2.31), on a directement σ^Γ(τ⁰) =0.

No documento Approche multi-échelle du comportement mécanique des structures en béton armé - Application aux enceintes de (páginas 58-64)