29
Concentration de contrainte dans une plaque trou´ ee en traction Ce probl` eme a pour objectif de montrer que la pr´ esence de trous, et plus g´ en´ eralement d’entailles et autres cong´ es de raccordement conduit ` a un affaiblissement de la structure en raison de surcontraintes locales, appel´ ees concentrations de contrainte. Il est donc bon d’´ eviter, autant que possible, le per¸ cage ou l’usinage de d´ efauts ou de parties fonctionnelles de ce type. Lorsque la pr´ esence de concentrateurs de contraintes est in´ evitable, il est n´ ecessaire de connaˆ ıtre le facteur de concentration de contrainte associ´ e` a chaque g´ eom´ etrie, notion introduite dans ce probl` eme, afin de dimensionner les structures. Le cas de la traction d’une plaque perc´ ee d’un trou circulaire est analys´ e dans le d´ etail avant d’´ evoquer d’autres concentrateurs tels que les trous elliptiques. L’´ etude est men´ ee dans le contexte des petites perturbations pour un milieu isotrope, dans son ´ etat naturel, au comportement ´ elastique lin´ earis´ e. On commence par la description de l’outil de r´ esolution privil´ egi´ e pour les probl` emes trait´ es, ` a savoir les fonctions de contraintes ou fonctions d’Airy, qui sera appliqu´ e dans les sections suivantes. 1 Pr´ eliminaire : fonction de contraintes et coordonn´ ees cylindriques La r´ esolution d’un probl` eme bidimensionnel d’´ elasticit´ e isotrope lin´ earis´ ee peut se ramener ` a la recherche d’une fonction, appel´ ee fonction de contraintes introduite au paragraphe 8.3.3 du cours dont le contenu est bri` evement rappel´ e ici. En coordonn´ ees cart´ esiennes dans une base orthonorm´ ee et dans le cas o` u les contraintes sont recherch´ ees sous la forme : σ 11 (x 1 ,x 2 )22 (x 1 ,x 2 )12 (x 1 ,x 2 )33 (x 1 ,x 2 )31 = σ 32 =0 (1) et, en l’absence d’efforts volumiques, il existe une fonction χ(x 1 ,x 2 ) telle que σ 11 = 2 χ ∂x 2 2 , σ 22 = 2 χ ∂x 2 1 , σ 12 = - 2 χ ∂x 1 ∂x 2 Les ´ equations de compatibilit´ e exigent alors que cette fonction soit biharmonique : Δ 2 χ = χ ,1111 + χ ,2222 +2χ ,1122 =0 Les relations pr´ ec´ edentes peuvent ˆ etre traduites dans un syst` eme de coordonn´ ees cylindriques, pour un champ de contraintes recherch´ e de la forme σ rr (r, θ)θθ (r, θ)(r, θ)zz = σ rz = σ θz =0 (2) Il existe une fonction de contraintes χ(r, θ) telle que σ rr = 1 r ∂χ ∂r + 1 r 2 2 χ ∂θ 2 (3) σ θθ = 2 χ ∂r 2 (4) σ = - ∂r 1 r ∂χ ∂θ (5) 1

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Concentration de contrainte dans une plaquetrouee en traction

Ce probleme a pour objectif de montrer que la presence de trous, et plus generalementd’entailles et autres conges de raccordement conduit a un affaiblissement de la structure enraison de surcontraintes locales, appelees concentrations de contrainte. Il est donc bon d’eviter,autant que possible, le percage ou l’usinage de defauts ou de parties fonctionnelles de ce type.Lorsque la presence de concentrateurs de contraintes est inevitable, il est necessaire de connaıtrele facteur de concentration de contrainte associe a chaque geometrie, notion introduitedans ce probleme, afin de dimensionner les structures.

Le cas de la traction d’une plaque percee d’un trou circulaire est analyse dans le detailavant d’evoquer d’autres concentrateurs tels que les trous elliptiques. L’etude est menee dansle contexte des petites perturbations pour un milieu isotrope, dans son etat naturel, aucomportement elastique linearise.

On commence par la description de l’outil de resolution privilegie pour les problemes traites,a savoir les fonctions de contraintes ou fonctions d’Airy, qui sera applique dans les sectionssuivantes.

1 Preliminaire : fonction de contraintes et coordonnees

cylindriques

La resolution d’un probleme bidimensionnel d’elasticite isotrope linearisee peut se ramener ala recherche d’une fonction, appelee fonction de contraintes introduite au paragraphe 8.3.3 ducours dont le contenu est brievement rappele ici. En coordonnees cartesiennes dans une baseorthonormee et dans le cas ou les contraintes sont recherchees sous la forme :

σ11(x1, x2), σ22(x1, x2), σ12(x1, x2), σ33(x1, x2), σ31 = σ32 = 0 (1)

et, en l’absence d’efforts volumiques, il existe une fonction χ(x1, x2) telle que

σ11 =∂2χ

∂x22

, σ22 =∂2χ

∂x21

, σ12 = − ∂2χ

∂x1∂x2

Les equations de compatibilite exigent alors que cette fonction soit biharmonique :

∆2χ = χ,1111 + χ,2222 + 2χ,1122 = 0

Les relations precedentes peuvent etre traduites dans un systeme de coordonnees cylindriques,pour un champ de contraintes recherche de la forme

σrr(r, θ), σθθ(r, θ), σrθ(r, θ), σzz = σrz = σθz = 0 (2)

Il existe une fonction de contraintes χ(r, θ) telle que

σrr =1

r

∂χ

∂r+

1

r2

∂2χ

∂θ2(3)

σθθ =∂2χ

∂r2(4)

σrθ = − ∂

∂r

(1

r

∂χ

∂θ

)(5)

1

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L’operateur bilaplacien s’ecrit :

∆2χ =

(∂2

∂r2+

1

r

∂r+

1

r2

∂2

∂θ2

) (∂2χ

∂r2+

1

r

∂χ

∂r+

1

r2

∂2χ

∂θ2

)= 0 (6)

Une famille assez vaste de fonctions biharmoniques est la suivante :

χ(r, θ) = A0 log r + B0r2 log r + C0r

2 + D0

+ (A1r log r + B1r3 + C1r +

D1

r) cos θ + (A?

1r log r + B?1r

3 + C?1r +

D?1

r) sin θ

+∞∑

k=2

(Akrk + Bkr

−k + Ckrk+2 + Dkr

−k+2) cos kθ

+∞∑

k=2

(A?kr

k + B?kr−k + C?

krk+2 + D?

kr−k+2) sin kθ (7)

Elle permet de resoudre de nombreux problemes aux limites d’elasticite lineaire plane avecdes conditions de chargement periodiques en θ. Les constantes Ak, A

?k, Bk, B

?k, Ck, C

?k , Dk, D

?k

doivent etre determinees grace aux conditions a la frontiere, lorsque cela est possible.

2 Champ de contraintes dans une plaque trouee en

traction simple

Une plaque d’epaisseur 2h percee d’un trou cylindrique a section circulaire de rayon a estsoumise a ses extremites a un etat de traction simple. La geometrie et les donnees de ce problemesont illustrees par le schema de la figure 1. L’axe du trou est e 3 et la direction de traction este 1. La longueur et la largeur L de la plaque sont supposees suffisamment grandes par rapporta a pour que l’etat de contrainte loin du trou ne soit pas affecte par la presence du trou etpuisse donc etre assimile a l’etat homogene suivant :

σ∼∞ = σ∞ e 1 ⊗ e 1 (8)

ou σ∞ > 0 est la contrainte imposee, donnee du probleme. Dans tout le probleme, le bord dutrou ainsi que les surfaces z = ±h sont libres d’effort.

Un systeme de coordonnees cylindriques (O, r, θ) est adopte, O etant le centre du trou, l’angleθ etant mesure par rapport a e 1.

Compte tenu des caracteristiques du chargement, le traitement du probleme est justiciabled’une resolution en contraintes planes, fut–elle approchee. Le champ de contraintes est doncrecherche sous la forme (2).

2.1 Champ de contraintes loin du trou

Donner les composantes du tenseur des contraintes loin du trou dans le systeme decoordonnees cylindriques.Donner une fonction de contraintes χ(r, θ) correspondant a un champ de traction simple enintegrant les relations (3) a (5).

2

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a 1

2

e 1

e 2

� e re θr

θ

σ∞

Fig. 1 – Plaque percee d’un trou circulaire de rayon a et soumise, loin du trou, a une sollicitationde traction simple d’intensite σ∞.

On substituee 1 = cos θe r − sin θe θ

dans l’etat de contrainte (8) pour trouver

σ∼∞ =

σ∞

2((1 + cos 2θ)e r ⊗ e r + (1− cos 2θ)e θ ⊗ e θ − sin 2θ(e r ⊗ e θ + e θ ⊗ e r)) (9)

Autrement dit, σ∞rr =

σ∞

2(1 + cos 2θ)

σ∞θθ =σ∞

2(1− cos 2θ)

σ∞rθ = −σ∞

2sin 2θ

(10)

Pour trouver une fonction de contraintes conduisant au champ de traction simple, on integrel’equation (4) en

χ =σ∞

2(1− cos 2θ)

r2

2+ g(θ)r + h(θ)

En calculant σrθ grace a (5), on trouve que h = Cste. En calculant σrr grace a (4), on trouveque g = g1 cos θ + g2 sin θ. On verifie que la contribution aux contraintes des termes en h, g1, g2

est nulle de sorte qu’on ne perd pas en generalite en prenant h = g1 = g2 = 0. Finalement, unefonction de contraintes associee a l’etat de traction simple est

χ =σ∞

2(1− cos 2θ)

r2

2(11)

2.2 Forme generale des contraintes

Le resultat precedent nous incite a rechercher, au sein de la collection repertoriee en (7), lafonction de contraintes, en tout point de la plaque trouee, sous la forme :

χ(r, θ) = A log r + Br2 log r + Cr2 + (A2r2 + B2r

4 +C2

r2+ D2) cos 2θ (12)

3

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ou A, B, C,A2, B2, C2, D2 sont des constantes a determiner. D’apres les relations (3) a (5), ontrouve aussitot l’expression generale du champ de contraintes :

σrr =A

r2+ 2B log r + B + 2C + (−2A2 −

6C2

r4− 4D2

r2) cos 2θ (13)

σθθ = −A

r2+ 2B log r + 3B + 2C + (2A2 + 12B2r

2 +6C2

r4) cos 2θ (14)

σrθ = 2 sin 2θ(A2 + 3B2r2 − 3C2

r4− D2

r2) (15)

Identifier certaines des constantes grace a l’expression du champ de contraintes a l’infini miseen evidence en 2.1.

Loin du trou, i.e. lorsque r est suffisamment grand, le champ precedent prend la formeasymptotique

σ∞rr = 2B log r + B + 2C − 2A2 cos 2θ (16)

σ∞θθ = 2B log r + 3B + 2C + (2A2 + 12B2r2) cos 2θ (17)

σ∞rθ = 2 sin 2θ(A2 + 3B2r2) (18)

L’identification entre ce champ et celui de traction simple (9) permet de determiner lesconstantes :

B = 0, C =σ∞

4, A2 = −σ∞

4, B2 = 0

2.3 Prise en compte des conditions a la frontiere

A l’aide des conditions aux limites non prises en compte a ce stade, etablir le systeme lineaireportant sur les constantes encore inconnues. Le champ de contraintes complet ainsi obtenu estdonne ci–dessous :

σrr =σ∞

2(1− a2

r2) +

σ∞

2(1 +

3a4

r4− 4a2

r2) cos 2θ (19)

σθθ =σ∞

2(1 +

a2

r2)− σ∞

2(1 +

3a4

r4) cos 2θ (20)

σrθ = −σ∞

2(1− 3a4

r4+

2a2

r2) sin 2θ (21)

L’analyse du paragraphe precedent a permis d’aboutir a la forme suivante du champ descontraintes dans la plaque :

σrr =A

r2+

σ∞

2+ (

σ∞

2− 6C2

r4− 4D2

r2) cos 2θ (22)

σθθ = −A

r2+

σ∞

2+ (−σ∞

2− 6C2

r4) cos 2θ (23)

σrθ = 2 sin 2θ(−σ∞

4− 3C2

r4− D2

r2) (24)

4

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σrr(r,0)/σ∞σθθ(r,0)/σ∞

σrr(r,π/2)/σ∞σθθ(r,π/2)/σ∞

r/a54.543.532.521.51

3

2.5

2

1.5

1

0.5

0

-0.5

-1

Fig. 2 – Profils des contraintes radiale et orthoradiale normalisees par la contrainte appliqueeen partant du pole (θ = 0) et de l’equateur (θ = π/2) en fonction de la distance relative r/apar rapport au trou.

Les bords du trous sont libres d’effort de sorte que σ∼ (r = a).e r = 0, ce qui implique lanullite en r = a des composantes σrr et σrθ, pour toutes les valeurs de l’angle θ :

σrr(r = a) =A

a2+

σ∞

2+ (

σ∞

2− 6C2

a4− 4D2

a2) cos 2θ = 0

σrθ(r = a) = 2 sin 2θ(−σ∞

4− 3C2

a4− D2

a2) = 0

Un systeme lineaire portant sur les inconnues A, C2, D2 en decoule :

A

a2+

σ∞

2= 0,

σ∞

2− 6C2

a4− 4D2

a2= 0,

σ∞

4+

3C2

a4+

D2

a2= 0

dont la resolution fournit

A = −σ∞

2a2, C2 = −σ∞

4a4, D2 =

σ∞

2a2 (25)

Finalement, le champ de contraintes et la fonction de contraintes identifies sont

σrr =σ∞

2(1− a2

r2) +

σ∞

2(1 +

3a4

r4− 4a2

r2) cos 2θ (26)

σθθ =σ∞

2(1 +

a2

r2)− σ∞

2(1 +

3a4

r4) cos 2θ (27)

σrθ = −σ∞

2(1− 3a4

r4+

2a2

r2) sin 2θ (28)

χ = −σ∞

2a2 log r +

σ∞

4r2 +

σ∞

4(−r2 + 2a2 − a4

r2) cos 2θ (29)

5

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Il s’agit d’un etat de contraintes planes (CP), tel qu’il a ete recherche dans cette section.La fonction de contrainte loin du trou s’obtient, a r fixe, en faisant tendre a → 0 (situationcorrespondant au trou dans une plaque infinie). L’expression precedente conduit alors a lafonction de contrainte (11) associee a la traction simple.

3 Concentration de contrainte au bord du trou

Le champ de contraintes trouve precedemment indique que les contraintes ne sont pashomogenes dans une plaque trouee sollicitee en traction a ses extremites. La decroissancerapide en 1/r2 du champ de contraintes assure que ces heterogeneites se developpent seulementau voisinage du trou et que le champ suffisamment loin du trou peut etre considere commehomogene. Cette decroissance en fonction de r/a est visible sur la figure 2 ou sont traceesles contraintes a partir du pole et de l’equateur. Le champ de contraintes σθθ est representesur la figure 3(a), ce qui permet de voir que cette composante est plus forte au bord du trouque partout ailleurs dans la plaque. Les cartes des contraintes principales des figures 3(b) et (c)montrent que celles-ci sont maximales au bord du trou. Il existe donc des surcontraintes en bordde trou, appelees concentrations de contraintes. Elles jouent un role essentiel dans l’amorcagede la rupture dont l’etude fait l’objet de cette partie.

3.1 Facteur de concentration de contrainte

Donner la valeur de la contrainte orthoradiale σθθ au bord du trou en fonction de l’angle θ.Indiquer a quel endroit cette contrainte est maximale et quelle valeur elle y prend. Calculer lefacteur de concentration de contrainte defini par

Kt :=σmax

θθ

σ∞(30)

La contrainte orthoradiale vaut

σθθ(r = a) = σ∞(1− 2 cos 2θ) (31)

au bord du trou. On distingue deux situations :• traction simple : la contrainte σθθ est maximale en θ = ±π/2 et vaut trois fois la

contrainte appliquee. Le facteur de concentration de contraintes vaut donc :

Ktractiont = 3

La contrainte σθθ est minimale en θ = 0 et θ = π ou elle vaut −σ∞.• compression simple : la contrainte σθθ est maximale en θ = 0 et θ = π et vaut|σ∞|. Le facteur de concentration de contraintes vaut donc :

Kcompressiont = 1

La contrainte σθθ est minimale en θ = ±π/2 ou elle vaut −3σ∞.Le facteur de concentration de 3 en traction montre l’affaiblissement qu’apporte la presenced’un trou dans une plaque. Il peut conduire a une rupture precoce de la plaque etudiee auparagraphe suivant. Les facteurs de concentration contrainte se lisent aussi sur les courbes dela figure 2.

6

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1

2

3

-1.2 -0.9 -0.6 -0.3 0 0.3 0.6 0.9 1.2 1.5 1.8 2.1 2.4 2.7 3

1

2

3

0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6 1.8 2 2.2 2.4 2.6 2.8

(a) σθθ/σ∞ (b) σ1/σ

1

2

3

-1.05 -0.975 -0.9 -0.825 -0.75 -0.675 -0.6 -0.525 -0.45 -0.375 -0.3 -0.225 -0.15 -0.075 0

(c) σ2/σ∞

Fig. 3 – Representation par lignes de niveaux du champ de contraintes autour d’un trou dansune plaque en traction selon la direction 1. Les grandeurs representees sont : (a) la composanteσθθ, (b) la plus grande contrainte principale en chaque point, (c) la plus petite contrainteprincipale en chaque point. Toutes les contraintes sont normalisees par la valeur de la contrainteaxiale loin du trou. Pour des raisons de symetrie, un quart seulement de la plaque trouee estrepresente.

7

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3.2 Rupture fragile en traction (σ∞ > 0)

Donner les contraintes principales au bord du trou en fonction de l’angle θ. En deduire a quelendroit et pour quelle valeur de la contrainte imposee σ∞ la rupture risque de se produire.Pour prevoir la rupture d’une plaque trouee constituee d’un materiau fragile, le critere decontrainte principale maximale est adopte. La contrainte a rupture du materiau constitutif dela plaque est notee σ0.

3.3 Cas de la compression simple (σ∞ < 0)

Reprendre les questions des paragraphes 3.1 et 3.2 dans le cas d’un chargement de la plaqueen compression simple, c’est–a–dire pour σ∞ < 0.

3.4 Fissuration

Faire un dessin representant schematiquement la forme et l’orientation des fissures qui peuventapparaıtre au bord du trou, lorsque la charge appliquee est trop forte, en traction simple puisen compression simple. On supposera pour cela que la fissure est orthogonale a la directionprincipale associee a la contrainte principale maximale.

Les composantes σrr et σrθ sont nulles en bord de trou de sorte que l’etat de contrainte entout point du bord de trou est un etat de traction ou compression simple d’intensite σθθ, seulecontrainte principale non nulle. La direction principale associee est e θ.On envisage d’abord le cas de plaque trouee chargee en traction σ∞ > 0. Au bord du trou,la contrainte principale est σθθ. Elle est maximale en θ = ±π/2 et vaut 3σ∞. La directionprincipale correspondante est e θ qui coıncide avec ∓e 1 a cet endroit–la. Dans une plaqueconstituee d’un materiau fragile, une fissure perpendiculaire a e 1 risque donc d’apparaıtre apartir de la charge appliquee :

σ∞rupture =σ0

3(32)

On envisage ensuite le cas de la plaque trouee chargee en compression σ∞. Au bord du trou,la contrainte principale est maximale en θ = 0 et θ = π et vaut |σ∞|. La direction principalecorrespondante est e θ qui coıncide avec ±e 2 a cet endroit–la. Dans une plaque constituee d’unmateriau fragile, une fissure perpendiculaire a e 2 risque donc d’apparaıtre a partir de la chargeappliquee :

σ∞rupture = −σ0 (33)

Les differentes situations de fissuration sont representees sur la figure 4.Les concentrations de contraintes representent un danger majeur pour le

fonctionnement des structures puisqu’elles multiplient les risques d’amorcage localde la rupture ou de la plasticite. Le facteur 3 rencontre dans le cas du trou dansune plaque est, a ce titre, remarquable.

Le facteur de concentration de contrainte est independant de la taille a du trou,c’est un resultat important. Les petits trous sont aussi dangereux que les grostrous !

8

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e 1

e 2σ∞

Fig. 4 – Apparition de fissures dans une plaque trouee soumise a une sollicitation uniaxiale ases extremites. La direction de sollicitation est e 1. Les fissures en trait plein sont induites parun etat de traction simple loin du trou (σ∞ > 0). Les fissures en trait pointille sont induitespar un etat de compression loin du trou (σ∞ < 0).

4 Deformations et deplacements

D’apres (19) et (20), on a

σrr + σθθ = σ∞(1− 2a2

r2cos 2θ)

Cette expression n’etant pas affine vis–a–vis des coordonnees cartesiennes (x1, x2), la resolutionen contraintes planes n’est donc qu’approchee. Il est impossible d’associer au champ decontraintes calcule precedemment un champ de deplacements defini dans toute l’epaisseur dela plaque. La seule connaissance a laquelle on peut acceder est la restriction dans le plan z = 0du champ de deplacements de la solution exacte du probleme, grace au fait que la satisfactionde la relation de compatibilite strictement “bidimensionnelle”

ε11,22 + ε22,11 − 2ε12,12 = 0

y est rigoureusement assuree.Le travail d’integration a venir sera donc mene dans un univers purement bidimensionnel (leplan z = 0) a l’aide d’un tenseur des deformations reduit a ses composantes εrr, εθθ, εrθ = εθr,sans utiliser en aucune facon la variable z.

4.1 Determination partielle des deformations et des deplacements

A partir du champ de contraintes identifie en 2.3, donner le champ de deformationsbidimensionnel correspondant.Trouver alors les composantes de deplacements ur et uθ qui lui sont associees.

Les composantes de deformations sont liees aux composantes de contraintes par les lois del’elasticite isotrope linearisee :

εrr =1

E(σrr − νσθθ) (34)

9

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εθθ =1

E(σθθ − νσrr) (35)

εzz = − ν

E(σrr + σθθ) (36)

εrz =1 + ν

Eσrθ (37)

ou E et ν sont respectivement le module de Young et le coefficient de Poisson. La substitutiondes relations (26) a (28) dans les expressions precedentes fournit les deformations

Eεrr =σ∞

2

(1− ν + (1 + ν)((1 +

3a4

r4) cos 2θ − a2

r2)− 4a2

r2cos 2θ

)(38)

Eεθθ =σ∞

2

(1− ν + (1 + ν)(

a2

r2− (1 +

3a4

r4) cos 2θ) + ν

4a2

r2cos 2θ

)(39)

Eεzz = −νσ∞(

1− 2a2

r2cos 2θ

)(40)

Eεrθ = −(1 + ν)σ∞

2

(1− 3a4

r4+

2a2

r2

)sin 2θ (41)

Ces composantes de deformation sont reliees aux composantes du vecteur deplacement par lebiais de l’operateur gradient en coordonnees cylindriques :

εrr =∂ur

∂r(42)

εθθ =ur

r+

1

r

∂uθ

∂θ(43)

2εrθ =∂uθ

∂r+

1

r

∂ur

∂θ− uθ

r(44)

La composante radiale de deplacement est evaluee en integrant l’equation (42) :

Eur =σ∞

2

((1− ν)r + (1 + ν)(

a2

r+ (r − a4

r3) cos 2θ) +

4a2

rcos 2θ

)+ f(θ) (45)

La composante orthoradiale est estimee ensuite en integrant l’equation (43) :

Euθ = −σ∞

2

((1 + ν)(1 +

a4

r4)r + (1− ν)

2a2

r

)sin 2θ −

∫ θ

0

f(θ) dθ + g(r) (46)

Ces expressions font intervenir des fonctions inconnues f(θ) et g(r) a determiner. Elles doiventalors etre substituees dans la relation (44), ce qui fournit une equation differentielle portant surces fonctions inconnues :

f ′(θ) + rg′(r) +

∫ θ

0

f(θ) dθ − g(r) = 0 (47)

A l’evidence, la relation (47) est satisfaite par le couple de fonctions

f(θ) = 0, g(r) = 0

10

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Le champ de composantes

Eur =σ∞

2

((1− ν)r + (1 + ν)(

a2

r+ (r − a4

r3) cos 2θ) +

4a2

rcos 2θ

)(48)

Euθ = −σ∞

2

((1 + ν)(1 +

a4

r4)r + (1− ν)

2a2

r

)sin 2θ (49)

est donc un champ de deplacement solution pour le probleme pose, dans le contexte indique.La resolution exhaustive de (47) ne fournira donc rien d’autre que le deplacement d’ensemblearbitraire qu’il est loisible d’ajouter aux expressions precedentes.En effet, la derivation de l’equation (47) par rapport a r et a θ conduit respectivement auxdeux equations

d

dr(rg′(r)− g(r)) = 0, f”(θ) + f(θ) = 0

qui suffisent a determiner

f(θ) = A cos θ + B sin θ, g(r) = Cr + D (50)

Muni de ces expressions, on revient a la relation (47) qui exige alors que B + D = 0. Quelle estla signification de la partie du champ de deplacements trouve (45) et (46) faisant intervenir lesconstantes d’integration A, B, C ? Un changement de bases permet de le voir precisement :

u 0 = (A cos θ + B sin θ)e r + (B cos θ − A sin θ − Cr)e θ

= (A cos θ + B sin θ)(cos θe 1 + sin θe 2) + (B cos θ − A sin θ − Cr)(− sin θe 1 + cos θe 2)

= (A + Cr sin θ)e 1 + (B − Cr cos θ)e 2

= (A + CX2)e 1 + (B − CX1)e 2 (51)

Il s’agit donc effectivement d’un mouvement de corps rigide infinitesimal, compose d’unetranslation caracterisee par les constantes A et B, et d’une rotation infinitesimale d’axe e 3

d’angle C. C’est bien ce que l’on attend d’une procedure d’integration du champ de deformation.Dans la suite, ce mouvement d’ensemble est fixe a 0 :

A = B = C = 0

4.2 Precision du contexte infinitesimal

Preciser les conditions de validite du contexte infinitesimal adopte dans ce probleme, enfonction du chargement applique et des caracteristiques du materiau.

Le gradient de la transformation fait intervenir le gradient du champ de deplacements calculeprecedemment. Les termes qui apparaissent peuvent systematiquement etre majores par unmultiple de σ∞/E puisqu’ils ne font intervenir que des fonctions bornees de r et de θ. Lesdeformations et rotations restent infinitesimales tant que

σ∞E� 1

i.e. la meme condition que pour la traction simple infinitesimale.

11

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4.3 Deformee du trou

Donner, dans le contexte infinitesimal, en utilisant les expressions des deplacements ur et uθ

trouvees precedemment, l’equation de la deformee du trou initialement circulaire, en fonctionde la charge appliquee. Ce travail peut etre realise en coordonnees cartesiennes dans le repere(e 1, e 2).Dessiner le trou initial et sa deformee. Calculer la variation relative de l’aire du trou apresdeformation.

Les deplacements au bord du trou sont

ur(r = a) =σ∞

Ea(1 + 2 cos 2θ) (52)

uθ(r = a) = −σ∞

E2a sin 2θ (53)

On va donner l’equation de la deformee du trou dans le systeme de coordonnees associe a labase (e 1, e 2). Ce changement de base pour les composantes de deplacement en r = a se traduitpar :

u = ur e r + uθ e θ

= (ur cos θ − uθ sin θ)e 1 + (ur sin θ + uθ cos θ)e 2

=σ∞

E3a cos θ e 1 −

σ∞

Ea sin θ e 2 (54)

La position actuelle (x1, x2) des points materiels appartenant au bord du trou s’exprime doncen fonction de leur position initiale (X1, X2) en tenant compte du fait que (X1 = a cos θ, X2 =a sin θ) :

x1 = X1(1 + 3σ∞

E), x2 = X2(1−

σ∞

E) (55)

Comme ces points sont initialement sur le cercle d’equation X21 +X2

2 = a2, on obtient l’equationde la surface deformee :

x21

(1 +3σ∞

E)2

+x2

2

(1− σ∞

E)2

= a2 (56)

Cette deformee est illustree par la figure 5 et comparee a la forme initiale. Il s’agit d’une ellipsedont le grand axe est dans la direction de traction. Remarquer que la forme du trou apresdeformation depend du module de Young du materiau mais pas du coefficient de Poisson.L’aire du trou deforme est celle de l’ellipse qui vaut

πab = π(1 +3σ∞

E)(1− σ∞

E) ' π(1 + 2

σ∞

E)a2

puisque σ∞/E � 1. La variation relative d’aire est donc

∆S

S0

= 2σ∞

E(57)

12

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-3

-2

-1

0

1

2

3

-3 -2 -1 0 1 2 3

Fig. 5 – Trace de la deformee du trou initialement circulaire dans le plan (X1/a,X2/a). Lechargement applique est σ∞/E = 0.1, valeur touchant les limites du contexte infinitesimal pourl’illustration. Le coefficient de Poisson utilise est ν = 0.3. La forme initiale est en trait pointilletandis que la deformee est en trait plein.

5 Trou elliptique dans une plaque en traction

Une plaque infinie est percee d’un trou cylindrique de section elliptique caracterisee par lesparametres a (demi grand axe) et b (demi petit axe), 0 < b < a, comme sur la figure 6. Legrand axe de l’ellipse est parallele a l’axe 1.La plaque est soumise, loin du trou, a un effort de traction simple σ∞ > 0 selon une directionfaisant un angle α avec l’axe 1. On s’interroge sur l’etat de contrainte autour du trou et sur lefacteur de concentration de contrainte introduit par la presence du trou. La resolution completede ce probleme est plus delicate que dans le cas du trou circulaire. Seuls quelques aspects de lasolution sont etudies ici.

5.1 Contrainte au bord du trou elliptique

On adopte la representation parametrique suivante des points du bord du trou elliptique :

X1 = a cos θ, X2 = b sin θ (58)

Dans le contexte des contraintes planes, justifier qu’il n’existe, au bord du trou elliptique, qu’uneseule contrainte principale non nulle que l’on exprimera a l’aide de σ∼ et d’un vecteur unitaireadapte (sans explicitation detaillee).Dans la suite on note σ cette contrainte principale, en vue de l’application d’un critere derupture fragile.

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σ∞

ba

1

2

e 1

e 2

α

Fig. 6 – Plaque percee d’un trou elliptique et soumise, loin du trou, a une sollicitation detraction simple d’intensite σ∞, inclinee d’un angle α par rapport au grand axe de l’ellipse.

Le bord du trou est libre d’effort. Le vecteur–contrainte est donc nul en chaque point dubord. Dans le repere local (m , n ) ou m est tangent a l’ellipse et n normal (rentrant), et sousl’hypothese de contraintes planes, seule la composante σmm = m .σ∼ .m = σ est non nulle.

Lorsque la plaque trouee est soumise a une traction simple selon une direction faisant unangle α avec l’axe 1, on admettra que σ vaut, en un point (X1, X2) de l’ellipse, caracterise parle parametre θ de (58) :

σ = σ∞1−m2 + 2m cos 2α− 2 cos 2(θ − α)

1− 2m cos 2θ + m2(59)

L’expression fait intervenir la quantite suivante, fonction des parametres de l’ellipse :

m =a− b

a + b, 0 ≤ m ≤ 1 (60)

Compte tenu de la periodicite de σ, l’etude doit etre menee a priori pour θ ∈ [−π/2, π/2] etα ∈ [−π/2, π/2]. Toutefois, l’invariance du probleme vis–a–vis de la transformation (α, θ) →(−α,−θ) permet de se limiter a α ∈ [0, π/2].

5.2 Cas d’une sollicitation perpendiculaire au grand axe de l’ellipse

On considere d’abord le cas α = π/2, c’est–a–dire une traction dans la direction 2,perpendiculaire au grand axe de l’ellipse. Preciser alors σ et calculer la contrainte maximaleσmax et la contrainte minimale σmin. Remarquer que σmin est independante de m et donc desparametres de l’ellipse.

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A quel endroit ces valeurs extremales sont–elles atteintes ?Le facteur de concentration de contrainte Kt est toujours defini par (30). Le calculer pour letrou elliptique en fonction de m puis en fonction du rapport b/a.On etudie ensuite les cas particuliers suivants :

5.2.1 Trou circulaire

Dans le cas a = b, retrouver les resultats etablis au paragraphe 3.1, a ceci pres que la directionde traction est l’axe 2 au lieu de l’axe 1.

5.2.2 Ellipse infiniment aplatie

Que devient le facteur de concentration de contrainte Kt, pour une ellipse de plus en plusaplatie, c’est–a–dire lorsque b/a→ 0 ou, de maniere equivalente, m→ 1.Quelle situation physique ce cas asymptotique evoque–t–il pour vous ?Que suggere l’analyse precedente a propos du tenseur des contraintes dans cette circonstance ?

Pour une traction dans la direction 2, on a α = π/2 et la contrainte au bord du trou donneepar (59) vaut

σ = σ∞1−m2 − 2m + 2 cos 2θ

1− 2m cos 2θ + m2(61)

La derivee de cette fonction de θ est

dθ= −4σ∞ sin 2θ

1 + m−m2 −m3

(1− 2m cos 2θ + m2)2(62)

Cette fonction est du signe de − sin 2θ, en tenant compte du fait que 0 ≤ m ≤ 1. La contrainteσ est donc croissante pour θ ∈ [−π/2, 0] et decroissante pour θ ∈ [0, π/2]. Compte tenu de laperiodicite de σ, les contraintes maximale et minimale sont

σmax = σ(θ = 0) =3 + m

1−mσ∞ (63)

σmin = σ(θ =π

2) = −σ∞ (64)

La contrainte est donc maximale au bord du trou en r = a (θ = 0) et minimale en r = b(θ = ±π

2). C’est une situation comparable au cas du trou circulaire deja traite. On retrouve

d’ailleurs le cas circulaire pour m = 0 pour lequel σmax = 3σ∞.Dans le cas du trou elliptique en traction simple, le facteur de concentration de contrainte vautdonc :

Kt :=σmax

t

σ∞=

3 + m

1−m= 1 + 2

a

b(65)

On retrouve le facteur de concentration de contrainte Kt = 3 pour le trou circulaire. Pourb/a = 1/2, il vaut 5, ce qui correspond a une concentration de contrainte tres severe.On exprime parfois le facteur Kt pour le trou elliptique en fonction du rayon de courbure R del’ellipse au point (X1 = 0, X2 = ±a) qui vaut

R =b2

a(66)

15

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de sorte que

Kt = 1 + 2

√a

R(67)

La concentration de contrainte devient d’autant plus severe que l’ellipse est aplatie, ou, demaniere equivalente, que le rayon de courbure est petit. A la limite,

limb/a→0

Kt = limR→0

Kt = ∞

L’ellipse infiniment aplatie fait penser a une fissure. L’analyse precedente suggere l’existenced’une singularite des contraintes en pointe de fissure. Nous reviendrons plus precisement surces remarques dans la suite.

5.3 Cas d’une sollicitation parallele au grand axe de l’ellipse

On considere cette fois–ci le cas α = 0, c’est–a–dire une traction dans la direction paralleleau grand axe. Reprendre les questions de la section precedente dans ce cas.En comparant les cas α = π/2 et α = 0, quelle est la situation la plus penalisante du point devue des concentrations de contraintes ?Quelle difference essentielle observe–t–on pour une ellipse infiniment aplatie ?

Pour une traction dans la direction 1, on a α = 0 et la contrainte au bord du trou donneepar (59) vaut

σ = σ∞1−m2 + 2m− 2 cos 2θ

1− 2m cos 2θ + m2(68)

La derivee de cette fonction de θ est

dθ= 4σ∞ sin 2θ

1−m−m2 + m3

(1− 2m cos 2θ + m2)2(69)

Cette fonction est du signe de sin 2θ, en tenant compte du fait que 0 ≤ m ≤ 1. La contrainteσ est donc decroissante pour θ ∈ [−π/2, 0] et croissante pour θ ∈ [0, π/2]. Compte tenu de laperiodicite de σ, les contraintes maximale et minimale sont

σmin = σ(θ = 0) = −σ∞ (70)

σmax = σ(θ =π

2) =

3−m

1 + mσ∞ (71)

La contrainte est donc maximale au bord du trou en r = b (θ = ±π2) et minimale en r = a

(θ = 0). Le facteur de concentration de contrainte vaut :

Kt =3−m

1 + m(72)

Il reste borne pour 0 ≤ m ≤ 1, contrairement a l’expression (65) pour la traction selon 2. Laconcentration de contrainte en θ = π/2 est moins severe et reste inferieure a 3. La situationla plus penalisante est donc celle d’une plaque sollicitee perpendiculairement au grand axe del’ellipse.

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5.4 Cas d’une ellipse infiniment aplatie sollicitee en traction dansune direction quelconque 0 < α < π/2

On envisage les autres situations pour lesquelles 0 ≤ α ≤ π/2, mais seulement dans le casd’une ellipse infiniment aplatie :

m = 1− η, η =2b

a� 1 (73)

On montre alors que le maximum de σ est atteint en

θ = −η

2tan(

π

4− α

2) + o(η) (74)

Le maximum vaut

σ∞(

2 sin α(1 + sin α)

η+O(1)

)et est donc positif.Identifier alors (pour η → 0) le point du bord de l’ellipse et la facette correspondante oula contrainte est maximale. L’orientation de cette facette par rapport a l’axe 1 est notee β.Determiner β et tracer la courbe de −β en fonction de α pour 0 < α < π/2. Completer cettecourbe avec le resultat acquis au paragraphe 5.2 (α = π/2). Tracer en outre la courbe de −βen fonction de α pour −π/2 ≤ α < 0.En supposant un mecanisme de rupture fragile, dessiner schematiquement une fissure amorcee al’endroit critique trouve pour un chargement de traction de la plaque dans la direction α = π/6.

La convergence simple a θ 6= 0 fixe de la contrainte (59) conduit a la limite

limm→1

σ/σ∞ =cos 2α− cos 2(θ − α)

1− cos 2θ= cos 2α− sin 2α cotan θ (75)

La contrainte devient infiniment grande pour θ → 0− ou la rupture est attendue quel que soitl’angle α 6= 0, π/2 de la sollicitation.Le cas α = 0 presente une indetermination mais ce cas particulier a deja ete etudie auparagraphe 5.3. Il est illustre par la figure 7(a) pour differentes valeurs de m proches de 1.Le cas limite ne donne pas lieu a une singularite.Le cas α = ±π/2 presente un indetermination mais ce cas particulier a deja ete etudie auparagraphe 5.2. Il est illustre par la figure 7(b) pour differentes valeurs de m proches de 1. Lecas limite donne lieu a une singularite en θ = 0 .Pour les autres cas et pour m proche de 1, on attend un minimum et un maximum de σ d’autantplus proche de θ = 0 que m est proche de 1. Cette intuition est confirmee par le trace de lafigure 7(c). C’est pourquoi on recherche les angles ou σ est extremal sous la forme

θ = kη (76)

Pour etudier les extrema de σ, on calcule la derivee de l’expression generale (59). On trouveque la derivee s’annule lorsque

2m sin 2α + sin 2θ(1−m2)(cos 2α−m)− sin 2α cos 2θ(1 + m2) = 0 (77)

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Les zeros de cette fonction sont de la forme kη, η � 1 lorsque m est proche de 1. Ledeveloppement limite de l’expression precedente par rapport a η fournit l’equation suivante :

2(1− η) sin 2α + 4kη2(cos 2α− 1)− sin 2α(1− 2k2η2)(2− 2η + η2) = 0

qui se simplifie en4k2 − 4k tan α− 1 = 0

Cette equation possede deux racines, l’une positive, l’autre negative :

k+ =1 + sin α

2 cos α=

1

2tan (

π

4+

α

2) (78)

k− =sin α− 1

2 cos α= −1

2tan(

π

4− α

2) (79)

L’evaluation de la contrainte σ en θ = k−η et θ = k+η fournit respectivement le maximum etle minimum cherches lorsque m est proche de 1 :

σmax/σ∞ ' 2 sin α(1 + sin α)

1−m, σmin/σ

∞ ' −2 sin α(1− sin α)

1−m(80)

La direction principale associee a la contrainte principale σ est tangente a l’ellipse. Le vecteurtangent de l’ellipse en θ est colineaire a [−a sin θ, b cos θ]T . La facette dont la normale esttangente a l’ellipse est donc parallele a [b cos θ, a sin θ]T . La facette fait un angle β avec ladirection 1, qui vaut donc

tan β =a

btan θ (81)

La contrainte est maximale en θ = k−(1−m). A cet endroit, la facette est orientee selon :

tan β ' a

bk−(1−m) ' a

b

2b

ak− = 2k− =⇒ −β =

π

4− α

2(82)

angle represente, en fonction de α sur la figure 8. A la limite m→ 1, le point ou la contrainte estmaximale est en θ = 0− et l’orientation de la facette correspondante est donnee par l’expressionprecedente, independante de η. Noter que l’equation (82) fournit aussi la solution β = α/2+3π/4qui n’a de sens qu’en θ = π−. Les situations suivantes meritent d’etre distinguees :• Lorsque α = π/2, on a β = 0, ce qui correspond a la situation etudiee au paragraphe 5.2.

L’amorcage de la fissuration et la propagation suivante se font dans le prolongement dutrou elliptique initial.

• Lorsque α = π/6, on a β = −π/6. L’orientation de la fissure attendue dans un materiaufragile est illustree sur la figure 9.

• Lorsque α = 0, la limite du facteur de concentration de contraintes (5.3) est finie lorsquem→ 1. Aucune singularite n’est attendue dans ce cas. Toutefois, une legere deviation de αpar rapport a cette orientation ideale fait apparaıtre une singularite en θ = 0 pour m→ 1.Conformement a l’etude precedente, une fissure va s’amorcer en θ = 0−. Elle fait un angleβ = −π/4 avec le grand axe de l’ellipse.

Le diagramme de la figure 8 est complete pour des angles α negatifs en remarquant qu’unchargement dans la direction −α conduit a un amorcage de fissure d’angle −(−β(α)).

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(a)

α = 0,m = 0.98α = 0,m = 0.8α = 0,m = 0.5

α = 0,m = 0

θ (degres)

σ/σ∞

806040200-20-40-60-80

3

2.5

2

1.5

1

0.5

0

-0.5

-1

(b)

α = π/2,m = 0.99α = π/2,m = 0.8α = π/2,m = 0.5

α = π/2,m = 0

θ (degres)

σ/σ∞

806040200-20-40-60-80

30

25

20

15

10

5

0

(c)

α = π/6,m = 0α = π/6,m = 0.5α = π/6,m = 0.8α = π/6,m = 0.9

α = π/6,m = 0.95

θ (degres)

σ/σ∞

806040200-20-40-60-80

30

25

20

15

10

5

0

-5

-10

Fig. 7 – Contrainte principale au bord d’un trou elliptique dans une plaque sollicitee en tractionparallelement (a), perpendiculairement (b), ou dans une direction faisant un angle α = π/6 (c)par rapport au grand axe de l’ellipse.

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α

−β

π4

π2−

π2

−π4

Fig. 8 – Orientation de la fissure attendue par rapport a l’axe 1 pour un trou elliptiqueinfiniment aplati sollicite en traction dans une direction faisant l’angle α avec l’axe 1 qui estpar ailleurs parallele au grand axe de l’ellipse. Cette fissure s’amorce en θ = 0−.

σ∞

α =

π6

β =−

π6

Fig. 9 – Amorcage de la rupture d’une plaque percee d’un trou elliptique infiniment aplatisollicite en traction dans une direction inclinee a 30◦ par rapport au grand axe de l’ellipse.

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5.5 Experience de mecanique de la rupture

Concevoir et realiser une (petite) serie d’experiences susceptibles d’illustrer les conclusionsprecedentes relatives a l’ellipse infiniment aplatie. Critiquer la fidelite du dispositif retenu vis–a–vis de la definition du probleme que nous venons d’etudier.Joindre les echantillons experimentaux a la copie.

L’ellipse infiniment aplatie evoque une coupure dans le materiau, ou fissure. L’analyse directede la fissure conduit effectivement a un comportement singulier des contraintes (voir paragraphe6). Le fait que Kt → ∞ pour le trou infiniment aplati semble confirmer la similarite avec unefissure. Pour voir si l’analogie fissure/ellipse aplatie peut etre poussee plus loin encore, on peutrealiser l’experience simple qui consiste, a l’aide d’un cutter, a introduire une fissure au centred’une feuille de papier de format A4 par exemple et a solliciter la feuille incisee en tractionselon une direction donnee jusqu’a la dechirer. On mesure alors l’angle que fait la fissure quis’est amorcee a chaque pointe de la fissure initiale. Les resultats d’une telle serie d’experiencessont consignes sur la figure 10 et compares au critere etabli pour l’ellipse aplatie. Ces resultatspresentent une dispersion importante due au caractere rudimentaire du dispositif experimental.Des resultats moins disperses ont ete obtenus au debut des annees 1960 avec du plexiglas(materiau polymere fragile) et confirment le resultat entrevu ici avec le papier : l’angle debifurcation observe experimentalement s’ecarte notablement de la valeur prevue pour l’ellipseinfiniment aplatie des que l’angle α s’eloigne de π/2. L’ecart le plus important est obtenu pourα proche de 0. Dans ce cas d’ailleurs l’experience est difficile a realiser et demande un surcroıtd’effort. On se rapproche en effet du cas strict α = 0 pour lequel aucune singularite n’existe ala pointe de la fissure et aucune rupture precoce n’est attendue. Toutefois, l’experience pour αs’approchant de 0 indique l’existence d’un angle limite proche de −β = 70◦. Un tel angle debifurcation peut en fait etre obtenu pour une sollicitation differente de la plaque fissuree, a savoirun cisaillement simple parallelement a direction de fissure initiale. Dans ce cas, la singularitedes contraintes existe bel et bien et conduit a la rupture de la plaque si un cisaillement suffisantest applique. Ce cas est traite au paragraphe 6.4.On ne peut donc pas dire qu’un trou elliptique infiniment aplati correspondeexactement a une fissure. Cela est du a la courbure imposee par la forme elliptiquepour tout η 6= 0, par opposition au caractere aigu de la fissure. En fait, on pourraitetudier des formes differentes de trous (rectangles, losanges aplatis...) et comparerle cas limite infiniment aplati avec la fissure ideale. Pour bien comprendre cette subtiledistinction entre fissure et ellipse aplatie, un complement d’information sur les contraintes enpointe de fissure est necessaire et fait l’objet du paragraphe suivant. En particulier, on vamontrer au paragraphe 6 que le critere de rupture fragile applique en pointe de fissure prevoit,pour le cas limite α = 0 l’amorcage d’une nouvelle fissure a la pointe de la premiere et faisantun angle de 70◦ avec la fissure initiale. Ce resultat differe du branchement a 45◦ prevuprecedemment pour une ellipse infiniment aplatie.

6 Difference entre le comportement d’un trou elliptique

infiniment aplati et celui d’une fissure

D’apres l’analyse precedente, on s’attend a l’existence d’une singularite des contraintes a lapointe d’une ellipse infiniment aplatie dont la forme s’approche de celle d’une fissure. Le champ

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experience papierellipse infiniment aplatie

α(◦)

−β(◦)

9080706050403020100

100

90

80

70

60

50

40

30

20

10

0

Fig. 10 – Angle de bifurcation de fissure dans une plaque en traction : resultat theorique pourle trou elliptique infiniment aplati et resultats experimentaux pour du papier.

de contraintes en pointe de fissure, donne dans ce paragraphe, sans l’etablir, pour deux modesde sollicitations, comporte effectivement une telle singularite. Toutefois, le comportement d’unefissure differe fondamentalement de celui de l’ellipse infiniment aplatie quant a l’amorcage d’unenouvelle fissure lorsque le chargement applique est trop fort. C’est ce qu’a montre l’experiencede dechirure d’une feuille de papier fissuree au paragraphe 5.5. Ce fait est illustre ici dans lecas d’une sollicitation de la fissure en mode mixte (traction/cisaillement).

6.1 Champ de contraintes en pointe de fissure

Une fissure est une surface de coupure au sein d’un materiau au travers de laquelle le champde deplacement peut presenter des discontinuite. On considere le cas d’une fissure plane delongueur 2a presente dans une plaque dont les dimensions sont grandes par rapport a a. Lageometrie et les systemes de coordonnees adoptes sont donnes sur la figure 11. Lorsque la plaqueest soumise, loin du trou, a une sollicitation homogene, on dispose d’une solution asymptotiquedonnant les termes preponderants du champ de contrainte autour, et suffisamment pres, de lapointe de la fissure. La fissure peut etre chargee en mode d’ouverture (traction σ∞ a l’infini),appele mode I en mecanique de la rupture, ou/et en cisaillement dans le plan de la fissure(cisaillement τ∞ a l’infini), appele mode II en mecanique de la rupture :

σ∼∞ = σ∞ e 1 ⊗ e 2 + τ∞ (e 1 ⊗ e 2 + e 2 ⊗ e 1)

Les levres de la fissure sont supposees libres d’effort. Le champ de contrainte proche de la pointede la fissure prend la forme suivante, d’apres les resultats de la mecanique de la rupture donton trouvera un expose par exemple dans (Francois et al., 1993; Miannay, 1995; Kachanov et al.,2003) :

σrr =1√2πr

cosθ

2

(KI(1 + sin2 θ

2) + KII

(3

2sin θ − 2 tan

θ

2

))(83)

22

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2a

1

2

e 1

e 2

e re θ

σ∞

σ∞

τ∞

τ∞

Fig. 11 – Plaque munie d’une fissure de longueur 2a et soumise, loin du trou, a une sollicitationde traction σ∞ et de cisaillement τ∞.

σθθ =1√2πr

cosθ

2

(KI cos2 θ

2− 3

2KII sin θ

)(84)

σrθ =1

2√

2πrcos

θ

2(KI sin θ + KII(3 cos θ − 1)) (85)

dans un systeme de coordonnees cylindriques dont l’origine est a la pointe de la fissure, rdesignant la distance du point courant a cette pointe, comme sur la figure 11. Les expressionsfont intervenir les coefficients KI et KII , appeles facteurs d’intensite de contrainte, reliesau chargement applique par :

KI = σ∞√

πa, KII = τ∞√

πa (86)

Le champ de contrainte presente une singularite en r = 0. Le fait que le facteur d’intensitede contrainte puisse devenir infini pour une ellipse infiniment aplatie a permis de soupconnerl’existence d’une telle singularite dans le cas d’une fissure. La forme de la singularite s’avereetre en 1/

√r.

6.2 Quelques paradoxes lies a la rupture

La mise en evidence d’une singularite des contraintes en pointe de fissure suscite denombreuses interrogations.

Comment un materiau peut–il resister a une contrainte locale infinie sans rompre a la moindrecharge appliquee ? On montre en fait que la singularite du champ de contraintes est telle que

23

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σ∞

α

β

Fig. 12 – Plaque munie d’une fissure de longueur 2a et soumise, loin du trou, a une sollicitationde traction σ∞ inclinee de l’angle α par rapport a la direction de la fissure initiale. Sous la chargeappliquee, la fissure initiale se propage en bifurquant sur un plan faisant un angle β avec ladirection initiale de la fissure.

l’energie elastique contenue dans un volume fini entourant la fissure reste finie. Par consequent,la rupture ne se produit que lorsque cette energie est suffisante pour creer des surfaces nouvellescorrespondant a la propagation de la fissure sur une certaine distance.

Mais alors, pourquoi une plaque fragile percee d’un trou circulaire et chargee en tractioncasse–t–elle pour une valeur critique finie atteinte a l’equateur tandis qu’une plaque fissuree necasse pas spontanement sous l’effet de la moindre charge ? C’est la notion de defaut qu’il fautinvoquer ici. Le volume de matiere fragile fortement sollicite a l’equateur contient des defauts(microfissures, microcavites, microinclusions, defauts de surface...). Des lors la contrainte arupture n’est pas une donnee intrinseque du materiau mais depend de la statistique de defautspresents, qui est intimement liee a son elaboration et aux traitements de surface.

On est en droit aussi de retorquer que l’existence d’un champ de contraintes singulier n’est pascompatible avec l’hypothese des petites perturbations qui a preside a l’etablissement de cettesolution. Il est legitime de s’interroger sur la pertinence du champ trouve pres de la pointe dela fissure. On peut, pudiquement, s’interdire d’appliquer alors un critere rupture en–deca d’unedistance critique a la pointe de la fissure. Cette precaution ne leve toutefois pas le doute emissur la legitimite de la solution exhibee.

Le critere simple de rupture consistant a decreter qu’un materiau fragile rompt lorsque lacontrainte principale maximale atteint un valeur critique contient en germe un autre paradoxe.C’est que la rupture ne dependrait pas de la taille du defaut. Or les grande fissures sont plusdangereuses que les petites. A nouveau, c’est l’approche energetique signalee precedemment quipermet de lever ce paradoxe et de modeliser un effet d’echelle en rupture.

Considerons enfin un barreau soumis a une sollicitation de traction simple. Quel que soit le

24

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niveau de contrainte applique, une barre suffisamment longue devrait permettre de mobilisersuffisamment d’energie elastique dans le volume sollicite pour conduire a l’amorcage d’unefissure si l’on en croit le critere energetique invoque deja a plusieurs reprises. A la limite, unebarre tres longue devrait rompre a la moindre charge...

En fait, la rupture resulte bel et bien de la combinaison d’une condition de contrainte critiqueatteinte localement et d’un critere energetique (McClintock and Argon, 1966).

6.3 Un critere simple de bifurcation de fissure

Lorsqu’une plaque fissuree est sollicite mecaniquement, on peut se demander, d’une part, apartir de quelle charge appliquee la fissure initiale va se propager et, d’autre part, dans quelledirection aura lieu cette propagation. La fissure va–t–elle continuer a se propager dans sonplan initiale ou bifurquer sur un plan incline ? On presente un element de reponse a cettedeuxieme question, a savoir une estimation de l’angle de bifurcation de la fissure par rapport ason orientation initiale. L’approche proposee est due a (Erdogan and Sih, 1963).

Une plaque fissuree est soumise, loin de la fissure, a une sollicitation de traction σ∞ selon unedirection faisant un angle α avec la fissure, comme sur la figure 12. Le champ de contraintes enpointe de fissure est obtenu a partir des expressions (83) a (85) en prenant

KI = σ∞√

πa sin2 α, KII = σ∞√

πa sin α cos α (87)

En effet, la charge de traction appliquee se decompose en une composante d’ouverture en modeI σ∞ sin2 α et en une composante de cisaillement (mode II), σ∞ sin α cos α.

Le critere de bifurcation propose est base sur deux hypotheses initiales, certes confortees parl’intuition, mais pour le moins discutables, et dont le merite est la simplicite :(i) la bifurcation s’effectue sur un plan radial a partir de la pointe initiale de la fissure ;(ii) le plan de bifurcation est celui pour lequel la contrainte normale d’ouverture est maximale(a r 6= 0 fixe).

Ces hypotheses ont pour consequence que la fissure va bifurquer sur le plan radial pour lequella contrainte tangentielle σθθ est maximale et la contrainte de cisaillement σrθ est nulle. Surun plan radial, la contrainte normale est effectivement σθθ. Cette contrainte est maximale pourl’angle θ tel que

∂σθθ

∂θ= 0

La seconde equation d’equilibre statique indique qu’alors

∂σrθ

∂r+

2σrθ

r= 0

Or, d’apres (85), la derivee de la contrainte de cisaillement est egale a −σrθ/r, de sorte quel’equation precedente implique que σrθ s’annule a l’endroit ou la contrainte tangentielle estmaximale.

Il est important de noter que ce critere de contrainte σθθ maximale ne coıncide pas avec lecritere de contrainte normale maximale. Pour le voir, on donne les composantes cartesiennesdes contraintes, d’apres (Francois et al., 1993; Miannay, 1995), selon le repere de la figure 11 :

σ11 =KI√2πr

cosθ

2

(1− sin

θ

2sin

2

)− KII√

2πrsin

θ

2

(2 + cos

θ

2cos

2

)(88)

25

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σ22 =KI√2πr

cosθ

2

(1 + sin

θ

2sin

2

)+

KII√2πr

sinθ

2cos

θ

2cos

2(89)

σ12 =KI√2πr

cosθ

2sin

θ

2cos

2+

KII√2πr

cosθ

2

(1− sin

θ

2sin

2

)(90)

En mode I pur par exemple (KII = 0), on peut verifier que les contraintes principales sont

σ1 =KI√2πr

cosθ

2(1 + sin

θ

2), σ2 =

KI√2πr

cosθ

2(1− sin

θ

2) (91)

La contrainte principale σ1, a r fixe, est maximale en θ = π/3 ou elle vaut

σmax1 =

KI√2πr

3√

3

4' 1.3σθθ(r, θ = 0)

La contrainte tangentielle σθθ est clairement maximale en θ = 0 ou elle prend une valeur plusfaible que la contrainte principale maximale. On verifie en fait que, en θ = π/3, la contrainte decisaillement σ12 est nulle de sorte que les contraintes σ11 et σ22 sont principales. La contrainteσ22(r, θ = π/3) n’est autre que la contrainte principale maximale σmax

1 .Pourquoi ne pas utiliser le critere de contrainte normale maximale en presence d’une fissure ?En mode I pur, le critere de contrainte principale maximale prevoit une propagation de fissuresur un plan incline de π/3 par rapport a la direction initiale de la fissure. L’observation couranteindique au contraire qu’elle se propage selon sa direction initiale sans bifurquer, c’est–a–direen suivant le plan ou σθθ est maximal. D’autre part, la facette correspondant a la contrainteprincipale maximale, a une distance r 6= 0, ne passe pas, en general, par la pointe de la fissureinitiale de sorte que la rupture se produirait par multifissuration non radiale, ce qui n’est, engeneral, pas observe dans les materiaux fragiles.

La mise en œuvre du critere de bifurcation (ii) passe par le calcul de la derivee par rapporta θ de la composante (84) :

∂σθθ

∂θ= −3

4

1√2πr

cosθ

2

(KI sin

θ

2+ KII(3 cos θ − 1)

)En consequence, la contrainte tangentielle presente des extremas en

θ = ±π, KI sinθ

2+ KII(3 cos θ − 1) = 0 (92)

Les angles θ = ±π correspondent aux levres de la fissures ou les efforts sont supposes nuls. Leplan de bifurcation est donc donne par la seconde equation.En mode I pur (KII = 0), ce critere prevoit une propagation coplanaire de la fissure (β = 0).En mode II pur (KI = 0), ce critere prevoit une bifurcation sur le plan incline de l’angle1

β = −acos1

3' −70.5◦ (93)

Dans le cas d’une plaque fissuree en traction, les facteurs d’intensite de contraintes sont donnespar (87) et peuvent etre substitues dans l’equation precedente. Lorsque α 6= 0 (le cas α = 0 ne

1 Parmi les solutions possibles β = ±acos(1/3), seul l’angle β = −acos(1/3) conduit a une contrainte σθθ

positive, d’apres (84).

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experience papierellipse infiniment aplatie

fissure

α(◦)

−β(◦)

9080706050403020100

100

90

80

70

60

50

40

30

20

10

0

Fig. 13 – Angle de bifurcation de fissure dans une plaque en traction : resultat theorique pourla fissure, le trou elliptique infiniment aplati et resultats experimentaux pour du papier.

conduit pas a une singularite des contraintes en pointe de fissure), l’angle de bifurcation β dela fissure lors de sa propagation est solution de l’equation suivante :

sin β + (3 cos β − 1)cotanα = 0 (94)

Pour 0 < α < π/2, cette equation indique que β est negatif, conformement a l’intuition (cf.figure 12). La courbe correspondante donnant l’angle β en fonction de α est tracee sur la figure13. Cette courbe se prolonge en α = π/2 par la valeur β = 0.F.A. McClintock, dans sa discussion de l’article de (Erdogan and Sih, 1963), remarque que cettecourbe est distincte de celle correspondant au trou elliptique infiniment aplati. L’experience surle papier, comme sur le plexiglas dans l’article original, corrobore indiscutablement le critereetabli dans cette section, comme l’indique la figure 13.

6.4 Trou elliptique infiniment aplati charge en mode II

La plaque munie d’un trou elliptique est soumise a un chargement de cisaillement simple loindu trou, σ∞12 = τ∞ dans le repere de la figure 6. La contrainte σ au bord du trou s’obtient enutilisant l’expression (59) successivement pour σ∞ = τ∞, α = π/4 et σ∞ = −τ∞, α = −π/4. Lasuperposition de ces chargements de traction simple a 45◦ et de compression simple a -45◦, dememe amplitude, est equivalente au chargement de cisaillement simple envisage ici. On trouve

σ = −τ∞4 sin 2θ

1− 2m cos 2θ + m2(95)

Cette contrainte est extremale lorsque

cos 2θ =2m

1 + m2(96)

Pour m proche de 1, les angles solutions sont proches de 0. Seule la solution θ < 0 de l’equationprecedente fournit un maximum positif de σ pour τ∞ > 0. La tangente de l’angle correspondant

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vaut

tan θ = −1−m

1 + m

et peut alors etre inseree dans l’equation (97) donnant l’angle de bifurcation

tan β = − 1

1− b/a(97)

dont la limite lorsque b/a → 0 fournit β = −π/4. On retrouve l’angle de bifurcation limitetrouve pour lors de la traction de la plaque pour α → 0+ (cf. figure 8).

Dans le cas d’une fissure chargee en mode II, on a trouve β ' −70.5◦, valeur qui distingueclairement le cas de la fissure du cas du trou elliptique infiniment aplati.

6.5 Comportement asymptotique de trous de formes plus generales

On peut imaginer d’autres formes geometriques de trous cylindriques dans une plaquesusceptibles de ressembler a une fissure lorsqu’on les aplatit indefiniment. Une famille generiquede telles geometries est decrite par l’equation suivante(

|X1|a

)n

+

(|X2|

b

)n

= 1 (98)

ou l’exposant n caracterise la geometrie intrinseque de la zone amenee a jouer le role de lapointe de fissure. Le cas n = 2 correspond au trou elliptique etudie dans ce chapitre. D’autresformes sont illustrees sur la figure 14. Les puissances elevees sont proches du trou rectangulairepour lequel la courbure en θ = 0 est nulle. Les puissances plus petites que 1 conduisent a unpoint de rebroussement en θ = 0, les deux levres ayant une tangente commune, situation quisemble plus proche de l’image de la fissure. Le cas intermediaire n = 1 introduit un angle vifen θ = 0, angle qui devient nul pour n < 1 et plat pour n > 1. En faisant tendre b/a vers 0,ces figures ressemblent de plus en plus a une fissure.

A la lumiere de l’etude precedente, on peut suspecter que chacune de ces geometries a uncomportement asymptotique specifique qui differe, a la limite, de celui de la fissure, en raisonde la forme particuliere associee a chaque valeur de n. Il reste toutefois a mener cette etudejusqu’au bout pour s’en assurer.

References

Erdogan, F. and Sih, G. (1963). On the crack extension in plates under plane loading andtransverse shear. Journal of Basic Engineering, 85 :519–527.

Francois, D., Pineau, A., and Zaoui, A. (1993). Comportement mecanique des materiaux.Volume 2 : viscoplasticite, endommagement, rupture. Hermes.

Kachanov, M., Shafiro, B., and Tsukrov, I. (2003). Handbook of Elasticity Solutions. KluwerAcademic Publishers.

Leblond, J.-B. (2003). Mecanique de la rupture fragile et ductile. Hermes.

McClintock, F. and Argon, A. (1966). Mechanical behavior of materials. Addison–Wesley.

Miannay, D. (1995). Mecanique de la rupture. Editions de Physique.

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-1

-0.5

0

0.5

1

-1.5 -1 -0.5 0 0.5 1 1.5-1

-0.5

0

0.5

1

-1.5 -1 -0.5 0 0.5 1 1.5

-1

-0.5

0

0.5

1

-1.5 -1 -0.5 0 0.5 1 1.5-1

-0.5

0

0.5

1

-1.5 -1 -0.5 0 0.5 1 1.5

Fig. 14 – Trous dans une plaque de forme geometrique d’equation (98) avec : n = 2 en haut agauche, n = 1 en haut a droite, n = 10 en bas a gauche, n = 0.5 en bas a droite. Dans chaquecas, deux trous sont representes pour b/a = 0.5 et b/a = 0.1.

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