Mastère COMADIS Lois de comportement non linéaires des matériaux
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¡J78 Mécanique <strong>non</strong> linéaire <strong>de</strong>s matériauxLe premier terme <strong>de</strong> l’expression précé<strong>de</strong>nte donne l’intensité <strong>de</strong> l’écoulement, il estbien égal à σ K¡ n pour une sollicitation <strong>de</strong> traction simple. La dérivée partielle <strong>de</strong>J par rapport à σ¨ s’évalue simplement par :∂J∂σ¨∂J∂s ¨¢:∂s ¨¢32 ∂σ¨¨sJ : I ¨¨¥13 I I ¨ ¡ ¢32¨¨sJ(3.14)Comme on l’a déjà souligné, pour un tel type <strong>de</strong> modèle, la limite d’élasticité estnulle en permanence, et le domaine d’élasticité est réduit à un point. Ce cas serait sansintérêt pour un modèle <strong>de</strong> plasticité indépendante du temps.Pour retrouver le modèle <strong>de</strong> Bingham, il suffirait <strong>de</strong> prendre une fonction du second<strong>de</strong>gré :σ¨ η ¡ ¥2σ yΩ (3.15)2 η¢ ¤3.2.3. De la viscoplasticité à la plasticitéLa figure 3.1a montre la forme du potentiel viscoplastique Ω, fonction monotonecroissante <strong>de</strong> f , telle que Ω 0¡ ¢ 0, qui illustre le fait que l’intensité <strong>de</strong> l’écoulementdépend <strong>de</strong> l’«altitu<strong>de</strong>» du point <strong>de</strong> fonctionnement courant, et que, géométriquement,la direction du vecteur vitesse <strong>de</strong> déformation inélastique est normale auxsurfaces équipotentielles. Lorsque la fonction Ω <strong>de</strong>vient <strong>de</strong> plus en plus <strong>non</strong> linéaire,(par exemple en faisant le choix d’une fonction puissance dont l’exposant n tend versl’infini), les projections <strong>de</strong>s équipotentielles sur l’espace (σ¨ ¡ A I ) se resserrent autour<strong>de</strong> la surface f ¢ 0. On définit ainsi une zone <strong>de</strong> l’espace dans laquelle le potentielest nul, et une autre où il varie très rapi<strong>de</strong>ment. A la limite, Ω se confond avec lafonction indicatrice du domaine d’élasticité (figure 3.1b), et on ne peut plus définirl’intensité <strong>de</strong> l’écoulement par ∂Ω ∂ f . Cet effet correspond naturellement au fait quela vitesse d’écoulement en viscoplasticité est définie par l’«excès <strong>de</strong> contrainte», oudistance entre le point <strong>de</strong> fonctionnement courant et la surface <strong>de</strong> charge, et que cet excès<strong>de</strong> contrainte reste nul en plasticité, puisque le point <strong>de</strong> fonctionnement reste sur lasurface <strong>de</strong> charge pendant l’écoulement ( f σ¨ ¡ A I ¡ ¢ 0). On illustre ainsi la différence<strong>de</strong> nature entre les théories <strong>de</strong> viscoplasticité et <strong>de</strong> plasticité. Le cadre viscoplastiqueautorise, pour écrire un modèle, une gran<strong>de</strong> liberté dans le choix <strong>de</strong> la fonction <strong>de</strong> viscosité,alors que, dans le cadre <strong>de</strong> la plasticité (dans les conditions examinées jusqu’àprésent), l’expression même du domaine d’élasticité détermine l’intensité <strong>de</strong> l’écoulement.Il faut donc introduire un élément supplémentaire pour traiter le problème en plasticité.On suppose alors que l’on maximise la dissipation intrinsèque Φ 1 . Commecette maximisation doit être effectuée sous contrainte, pour exprimer le fait que freste négatif ou nul, on forme [LUE 84] :Z¡ ¢ Zż ¥ ˙λ f (3.16)