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3 Oscillateur simple équivalent pour
systèmes à masse répartie
3.1 Introduction
Figure 3.1: Exemple d’assemblage de corps rigides (a). Oscillateur simple équivalent (b).
a) b)
m*
c*
q*
z(t)
k*
3.2 Assemblage de corps rigides
L’objectif est d’aboutir à un système à un degré de liberté équivalent. Conformément à la deuxième loi
de Newton, l’équation du mouvement s’exprime:
(3.1)
m*, k*, c*, q*: masse, rigidité, constante d’amortissement et force généralisées
z, , : coordonnées généralisées du déplacement, de la vitesse et de l’accélération
En analogie avec les oscillateurs simples, la pulsation propre du système équivalent se détermine à par-
tir des grandeurs généralisées:
(3.2)
Les grandeurs généralisées sont liées à l’équilibre dynamique de l’assemblage de corps rigides et peu-
vent être déterminées à partir du principe des travaux virtuels.
m∗ z
··
⋅ c∗ z
·
⋅ k∗ z
⋅
+ + q∗
=
z
· z
··
ωn k∗ m∗
⁄
=
3.2.1 Formulation à l’aide des travaux virtuels
Le travail virtuel est composé de deux parties, le travail virtuel externe (δWext) et le travail virtuel
interne (δWint). Le travail virtuel externe est lié aux forces extérieures (Fext), aux ressorts (FS) et aux
amortisseurs (FD). Le travail virtuel interne est lié à la force d’inertie (FI et MI). Le travail virtuel total
est constitué par les sommes des travaux virtuels individuels:
(3.3)
3.2.2 Exemple: assemblage de deux poutre rigides
Pour l’analyse d’assemblages de corps rigides, la procédure consiste d’abord à spécifier la position
déformée du système par une coordonnée généralisée z(t) et à identifier les forces qui y sont liées. Le
principe des travaux virtuels est ensuite appliqué sur la base du déplacement virtuel constitué par un
supplément de déformée et défini par un incrément de déplacement (δz). Aux forces des ressorts (FS) et
des amortisseurs (FD) qui s’opposent aux mouvements, il faut ajouter les forces d’inertie (FI et MI) qui
agissent dans le sens du mouvement.
δWext δWint 0
=
– FSi δzSi
⋅
i
∑ FDj δzDJ
⋅
j
∑ Fext δzF
⋅
∑ FIk δzIk
⋅
k
∑ MIk δθk
⋅
k
∑
–
–
+ +
=
La déformée étant composée de segments rigides, les forces et les déplacements virtuels associés aux
différents éléments sont déterminés à partir de considérations géométriques, sous l’hypothèse de petits
déplacements.
Figure 3.2: Déformée de l’assemblage de corps rigides de la figure 3.1a avec les forces associées.
Ressorts
La contribution du premier ressort et celle du second ressort s’expriment:
(3.4)
(3.5)
Amortisseurs
La contribution du premier amortisseur et celle du second s’expriment:
(3.6)
(3.7)
FS1 δzS1
⋅ K1
3
4
--
- z t
( )
⋅ ⋅
–
3
4
--
- δz
⋅
⋅ K1
9
16
-----
- z t
( ) δz
⋅
⋅ ⋅
–
= =
FS2 δzS2
⋅ K2
1
3
--
- z t
( )
⋅ ⋅
–
1
3
--
- δz
⋅
⋅ K2
1
9
--
- z t
( ) δz
⋅
⋅ ⋅
–
= =
FD1 δzD1
⋅ C1
1
4
--
- z
· t
( )
⋅ ⋅
–
1
4
--
- δz
⋅
⋅ C1
1
16
-----
- z
· t
( ) δz
⋅
⋅ ⋅
–
= =
FD2 δzD2
⋅ C2 z
· t
( )
⋅
–
[ ] δz
[ ]
⋅ C2 z
· t
( ) δz
⋅
⋅
–
= =
Masses
La contribution de la masse répartie et celle de la seconde masse s’expriment:
(3.8)
(3.9)
Les équations ci-dessus considèrent l’inertie en translation des masses. Pour la masse répartie, il faut
encore tenir compte de l’inertie en rotation de la barre rigide:
(3.10)
FI1 δzI1
⋅ m1
1
2
--
- z
·· t
( )
⋅ ⋅
1
2
--
- δz
⋅
⋅ m 4a
1
2
--
- z
·· t
( )
⋅ ⋅ ⋅
1
2
--
- δz
⋅
⋅ m a z
·· t
( ) δz
⋅
⋅ ⋅
= = =
FI2 δzI2
⋅ m2
2
3
--
- z
·· t
( )
⋅ ⋅
2
3
--
- δz
⋅
⋅ m2
4
9
--
- z
·· t
( ) δz
⋅
⋅ ⋅
= =
MI1 δθ
⋅ I0 θ
··
δθ
⋅ ⋅ I0
z
·· t
( )
4a
--------
-
⋅
δz
4a
-----
-
⋅ 4a m
4a
( )
2
12
------------
-
z
·· t
( )
4a
--------
-
⋅ ⋅ ⋅
δz
4a
-----
-
⋅
m a
⋅
3
----------- z
·· t
( ) δz
⋅
⋅
= = = =
I0 représente le moment d’inertie en rotation d’une barre rigide avec une masse répartie uniforme:
Figure 3.3: Moment d’inertie en rotation de quelques corps rigides avec une masse répartie uniforme.
Force
La contribution de la force répartie de manière triangulaire et agissant sur la première barre s’exprime:
(3.11)
D’un point de vue pratique, le regroupement de toutes les contributions dans un tableau facilite la vue
d’ensemble de la procédure.
Fext δzF
⋅ 8aq ξ t
( )
⋅
[ ]
2
3
--
- δz
⋅
⋅
16
3
-----
- aq ξ t
( ) δz
⋅
⋅ ⋅
= =
En réunissant les contributions, on obtient l’équation du mouvement de l’oscillateur simple équivalent:
(3.12)
On peut alors facilement identifier les paramètres de l’oscillateur simple équivalent:
La pulsation propre du système est donnée par la relation suivante:
9
16
-----
-K1
K2
9
------
-
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞ z t
( ) δz
⋅
⋅
C1
16
------ C2
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞ z
· t
( ) δz
⋅
⋅ ma
ma
3
------
-
4
9
--
-m2
+ +
⎝ ⎠
⎛ ⎞ z
·· t
( ) δz
⋅
⋅
+ +
16
3
-----
- aq ξ t
( ) δz
⋅
⋅ ⋅
=
4ma
3
----------
-
4
9
--
-m2
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞ z
·· t
( )
⋅
C1
16
------ C2
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞ z
· t
( )
⋅
9
16
-----
-K1
K2
9
------
-
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞ z t
( )
⋅
+ +
16
3
-----
- aq ξ t
( )
⋅ ⋅
=
m∗ 4ma
3
----------
-
4
9
--
-m2
+
= k∗ 9
16
-----
-K1
K2
9
------
-
+
= c∗
C1
16
------ C2
+
= q∗ 16
3
-----
- aq ξ t
( )
⋅ ⋅
=
ωn
k∗
m∗
------
-
9
16
-----
-K1
K2
9
------
-
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞
4ma
3
----------
-
4
9
--
-m2
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞
---------------------------------
-
= =
3.2.3 Influence d’un effort normal
Un effort normal modifie la rigidité du système et son influence peut être prise en compte par sa contri-
bution aux travaux virtuels. Pour une force de compression horizontale N, il faut déterminer l’incrément
de déplacement virtuel horizontal (δh) avec l’hypothèse de petits déplacements.
Figure 3.5: Influence d’une force de compression.
Le déplacement virtuel horizontal (δh) est constitué de la somme des composantes horizontales des
déplacements virtuels des extrémités des deux barres rigides. Il s’exprime de la manière suivante:
La contribution de la force de compression N au travail virtuel est donc:
(3.13)
La rigidité équivalente doit alors être corrigée de la manière suivante:
(3.14)
La rigidité équivalente corrigée (k*) permet de déterminer la charge critique de flambage:
(3.15)
δh δz α β
+
( )
⋅ δz
z t
( )
4a
--------
-
z t
( )
3a
--------
-
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞
⋅
7
12a
--------
- z t
( ) δz
⋅ ⋅
= = =
δWN N
= δh
⋅ N
7
12a
--------
- z t
( ) δz
⋅ ⋅ ⋅
=
k∗ k∗ N
7
12a
--------
-
⋅
⎝ ⎠
⎛ ⎞
–
9
16
-----
-K1
K2
9
------
-
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞ 7N
12a
--------
-
–
= =
k∗ 0 N
⇒ cr
9
16
-----
-K1
K2
9
------
-
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞ 12a
7
--------
-
⋅
= =
3.2.4 Exemple: plaque rigide rectangulaire
La masse de la plaque est uniformément répartie (γ). Des considérations géométriques permettent
d’exprimer les déplacements virtuels en fonction de δz (angle de rotation δz/a). Le déplacement virtuel
vertical du centre de masse de la plaque est δz/2 et son déplacement virtuel horizontal est b/2·δz/a.
Figure 3.6: Plaque rigide avec masse répartie (a). Forces à considérer (b). Déformée (c).
b) c)
a)
Figure 3.7: Tableau synthétisant le calcul des contributions au travail virtuel.
En réunissant les contributions, on obtient l’équation du mouvement de l’oscillateur simple équivalent:
(3.21)
On peut alors facilement identifier les paramètres de l’oscillateur simple équivalent:
La pulsation propre du système est donnée par la relation suivante:
γab
4
-------
- 1
b
a
--
-
⎝ ⎠
⎛ ⎞
2 a
2
b
2
+
3a
2
----------------
-
+ +
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
z
·· t
( )
⋅
b
a
--
-
⎝ ⎠
⎛ ⎞
2
K z t
( )
⋅
+
γab
4
--------
3a
2
3b
2
a
2
b
2
+ + +
3a
2
-----------------------------------------------
-
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
z
·· t
( )
⋅
b
a
--
-
⎝ ⎠
⎛ ⎞
2
K z t
( )
⋅
+ q t
( )
= =
γb
3a
-----
- a
2
b
2
+
( ) z
·· t
( )
⋅ ⋅
b
a
--
-
⎝ ⎠
⎛ ⎞
2
K z t
( )
⋅ ⋅
+ q t
( )
=
m∗ γb
3a
-----
- a
2
b
2
+
( )
⋅
= k∗ b
a
--
-
⎝ ⎠
⎛ ⎞
2
K
⋅
= c∗ 0
= q∗ q t
( )
=
ωn
k∗
m∗
------
-
γb
3a
-----
- a
2
b
2
+
( )
⋅
b
a
--
-
⎝ ⎠
⎛ ⎞
2
K
⋅
--------------------------------
-
γa a
2
b
2
+
( )
⋅
3b K
⋅
-------------------------------
-
= = =
b
a
--
-
⎝ ⎠
⎛ ⎞
2
K
⋅
γb
3a
-----
- a
2
b
2
+
( )
⋅
--------------------------------
-
=
3b K
⋅
γa a
2
b
2
+
( )
⋅
-------------------------------
-
=
3.2.5 Exemple: balancement latéral d’un mur rigide
La rupture de murs en maçonnerie non armée hors de leur plan est un dégât sismique typique. L’analyse
dynamique de ce mode de rupture peut être effectuée à l’aide des assemblages de corps rigides. Le mur
en console est idéalisé par une poutre infiniment rigide, élastiquement encastrée à sa base.
Figure 3.8: Analyse dynamique d’un panneau de maçonnerie basculant hors de son plan comme un corps rigide (a).
Modélisation par une poutre infiniment rigide, élastiquement appuyée à sa base (b).
hw
tw
q
M g
F (t)
0
C = M g
2
hw
3
2
z(t)
hw
hw
2
3
M= m.hw
.
.
a) b)
En réunissant les contributions, on obtient l’équation du mouvement de l’oscillateur simple équivalent:
(3.26)
On peut alors facilement identifier les paramètres de l’oscillateur simple équivalent:
La pulsation propre du système ne dépend que de la hauteur du mur (hw). Elle est donnée par:
Un pendule formé d’une barre rigide avec une masse répartie se résout de façon similaire.
La pulsation propre ne dépend que de la longueur (L) de la barre; elle s’exprime:
M
4
----
-
M
12
-----
-
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞ z
·· t
( )
⋅
3Mg
4hw
-----------
- z t
( )
⋅
+
M
3
----
- z
·· t
( )
⋅
3Mg
4hw
-----------
- z t
( )
⋅
+
2
3
--
- F0 t
( )
⋅
= =
m∗ M
3
----
-
= k∗ 3Mg
4hw
-----------
-
= q∗ 2
3
--
- F0 t
( )
⋅
=
ωn
k∗
m∗
------
-
3Mg
4hw
-----------
-
M
3
----
-
-----------
-
9g
4hw
---------
-
3
2
--
-
g
hw
------
-
⋅
= = = =
ωn
k∗
m∗
------
-
3g
2L
------
-
= =
3.3 Assemblage de corps flexibles
En présence de corps flexibles avec des masses réparties, il y a une infinité de degrés de liberté. Cepen-
dant si la forme de la déformée est fixée a priori, il est possible d’appliquer le principe des travaux vir-
tuels pour déterminer les caractéristiques d’un oscillateur simple équivalent.
L’hypothèse de forme inchangée de la déformée (u(x,t)) permet de décomposer le mouvement du sys-
tème par l’intermédiaire d’un produit de fonctions:
(3.27)
La forme de la déformée est fixe dans le temps et est définie par la fonction Ψ(x). Son évolution au
cours du temps est spécifiée par la coordonnée généralisée z(t) qui marque l’amplitude du déplacement
dans un point caractéristique. Mathématiquement, il s’agit d’une séparation de variables. A partir de
cette hypothèse, l’expression des différentes dérivées se simplifie:
u x t
,
( ) Ψ x
( ) z t
( )
⋅
=
u' x t
,
( ) Ψ' x
( ) z t
( )
⋅
= u'' x t
,
( ) Ψ'' x
( ) z t
( )
⋅
=
u
· x t
,
( ) Ψ x
( ) z
· t
( )
⋅
= u
·· x t
,
( ) Ψ x
( ) z
·· t
( )
⋅
=
Figure 3.9: Corps flexibles. Console verticale soumise à une accélération de sa base (séisme).
3.3.1 Exemple: console verticale soumise à un séisme
Pour l’exemple de la console verticale soumise à une excitation de sa base (mouvement sismique), le
déplacement latéral relatif de la console le long de sa hauteur est spécifié par la fonction u(x,t). La coor-
donnée généralisée z(t) caractérise l’amplitude du déplacement relatif latéral au sommet.
Rigidité en flexion
Pour un petit élément de longueur dx en position déformée, le travail du moment de flexion correspon-
dant sur la rotation relative virtuelle δ(dφ) s’exprime comme suit:
Il faut intégrer sur la longueur de la console pour obtenir le travail virtuel total:
M δ dφ
( )
⋅ EI x
( ) u'' x t
,
( )
⋅
–
[ ] δ
dx
ρ
-----
-
⎝ ⎠
⎛ ⎞
–
⋅ EI x
( ) Ψ'' x
( ) z t
( )
⋅ ⋅
–
[ ] δ u'' x t
,
( ) dx
⋅
( )
–
[ ]
⋅
= =
EI x
( ) Ψ'' x
( ) z t
( )
⋅ ⋅
–
[ ]
= Ψ'' x
( ) δz dx
⋅ ⋅
–
[ ]
⋅ EI x
( ) Ψ'' x
( )
[ ]
2
dx z t
( ) δz
⋅
⋅ ⋅ ⋅
=
M δ dφ
( )
⋅
0
L
∫ EI x
( ) Ψ'' x
( )
[ ]
2
dx z t
( ) δz
⋅
⋅ ⋅ ⋅
0
L
∫ z t
( ) δz EI x
( ) Ψ'' x
( )
[ ]
2
dx
⋅ ⋅
0
L
∫
⋅
⋅
= =
Figure 3.10: Détail de l’influence d’une force de compression. Position déformée (a). Rotation relative virtuelle (b).
Déplacement virtuel vertical (c).
a) b)
c)
Force d’inertie (petit élément dx)
Le travail de la force d’inertie sur le déplacement relatif virtuel horizontal δu s’exprime:
Il faut intégrer sur la longueur de la console pour obtenir le travail virtuel total:
Forces extérieures
Le travail de la force extérieure (N) sur l’incrément de déplacement virtuel vertical δe s’exprime:
FI δu
⋅ m x
( ) dx u
·· x t
,
( )
⋅ ⋅
[ ] δ u x t
,
( )
( )
[ ]
⋅ m x
( ) dx Ψ x
( ) z
·· t
( )
⋅ ⋅ ⋅
[ ] Ψ x
( ) δz
⋅
[ ]
⋅
= =
m x
( ) Ψ x
( )
[ ]
2
dx z
·· t
( )
⋅ ⋅ ⋅ δz
⋅
=
FI δu
⋅
0
L
∫ m x
( ) Ψ x
( )
[ ]
2
dx z
·· t
( )
⋅ ⋅ ⋅ δz
⋅
0
L
∫ z
·· t
( ) δz m x
( ) Ψ x
( )
[ ]
2
⋅ dx
⋅
0
L
∫
⋅
⋅
= =
N δe
⋅ N
–
[ ] δu' x t
,
( ) dx u' x t
,
( )
⋅
⋅
[ ]
⋅ N
–
[ ] Ψ' x
( ) δz
⋅ Ψ' x
( ) z t
( )
⋅ dx
⋅ ⋅
[ ]
⋅
= =
Il faut intégrer sur la longueur de la console pour obtenir le travail virtuel total:
Avec l’accélération prescrite à la base, on considère la force équivalente appliquée directement sur la
masse d’un petit élément de longueur dx dans le système à base fixe de remplacement. Le travail de
cette force sur le déplacement relatif virtuel horizontal δu s’exprime :
Il faut intégrer sur la longueur de la console pour obtenir le travail virtuel total:
N
– Ψ' x
( )
[ ]
2
dx
⋅ z t
( ) δz
⋅ ⋅
⋅
=
N δe
⋅
0
L
∫ N
– Ψ' x
( )
[ ]
2
dx
⋅ z t
( ) δz
⋅ ⋅
⋅
0
L
∫ N z
⋅
– t
( ) δz Ψ' x
( )
[ ]
2
dx
⋅
0
L
∫
⋅
⋅
= =
FR δu
⋅ m x
( ) dx u
··
g
⋅ ⋅
[ ] δ u x t
,
( )
( )
[ ]
⋅ m x
( ) dx u
··
g
⋅ ⋅
[ ] Ψ x
( ) δz
⋅
[ ]
⋅ m x
( ) Ψ x
( ) u
··
g
⋅ ⋅ dx δz
⋅ ⋅
= = =
FR δu
⋅
0
L
∫ m x
( ) Ψ x
( ) u
··
g
⋅ ⋅ dx δz
⋅ ⋅
0
L
∫ u
··
g δz m x
( ) Ψ x
( )
⋅ dx
⋅
0
L
∫
⋅
⋅
= =
Figure 3.11: Tableau synthétisant le calcul des contributions au travail virtuel.
Après regroupement et identification, les valeurs équivalentes sont les suivantes:
(3.28)
(3.29)
(3.30)
La rigidité équivalente permet de déterminer la charge critique de flambage:
(3.31)
m∗ m x
( ) Ψ x
( )
[ ]
2
⋅ dx
⋅
0
L
∫
=
k∗ EI x
( ) Ψ'' x
( )
[ ]
2
dx
⋅ ⋅
0
L
∫ N Ψ' x
( )
[ ]
2
dx
⋅
0
L
∫
⋅
–
=
q∗ u
··
g m x
( ) Ψ x
( )
⋅ dx
⋅
0
L
∫
⋅
=
k∗ 0 N
⇒ cr EI x
( ) Ψ'' x
( )
[ ]
2
dx
⋅ ⋅
0
L
∫
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
Ψ' x
( )
[ ]
2
dx
⋅
0
L
∫
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
⁄
= =

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  • 1. 3 Oscillateur simple équivalent pour systèmes à masse répartie 3.1 Introduction Figure 3.1: Exemple d’assemblage de corps rigides (a). Oscillateur simple équivalent (b). a) b) m* c* q* z(t) k*
  • 2. 3.2 Assemblage de corps rigides L’objectif est d’aboutir à un système à un degré de liberté équivalent. Conformément à la deuxième loi de Newton, l’équation du mouvement s’exprime: (3.1) m*, k*, c*, q*: masse, rigidité, constante d’amortissement et force généralisées z, , : coordonnées généralisées du déplacement, de la vitesse et de l’accélération En analogie avec les oscillateurs simples, la pulsation propre du système équivalent se détermine à par- tir des grandeurs généralisées: (3.2) Les grandeurs généralisées sont liées à l’équilibre dynamique de l’assemblage de corps rigides et peu- vent être déterminées à partir du principe des travaux virtuels. m∗ z ·· ⋅ c∗ z · ⋅ k∗ z ⋅ + + q∗ = z · z ·· ωn k∗ m∗ ⁄ =
  • 3. 3.2.1 Formulation à l’aide des travaux virtuels Le travail virtuel est composé de deux parties, le travail virtuel externe (δWext) et le travail virtuel interne (δWint). Le travail virtuel externe est lié aux forces extérieures (Fext), aux ressorts (FS) et aux amortisseurs (FD). Le travail virtuel interne est lié à la force d’inertie (FI et MI). Le travail virtuel total est constitué par les sommes des travaux virtuels individuels: (3.3) 3.2.2 Exemple: assemblage de deux poutre rigides Pour l’analyse d’assemblages de corps rigides, la procédure consiste d’abord à spécifier la position déformée du système par une coordonnée généralisée z(t) et à identifier les forces qui y sont liées. Le principe des travaux virtuels est ensuite appliqué sur la base du déplacement virtuel constitué par un supplément de déformée et défini par un incrément de déplacement (δz). Aux forces des ressorts (FS) et des amortisseurs (FD) qui s’opposent aux mouvements, il faut ajouter les forces d’inertie (FI et MI) qui agissent dans le sens du mouvement. δWext δWint 0 = – FSi δzSi ⋅ i ∑ FDj δzDJ ⋅ j ∑ Fext δzF ⋅ ∑ FIk δzIk ⋅ k ∑ MIk δθk ⋅ k ∑ – – + + =
  • 4. La déformée étant composée de segments rigides, les forces et les déplacements virtuels associés aux différents éléments sont déterminés à partir de considérations géométriques, sous l’hypothèse de petits déplacements. Figure 3.2: Déformée de l’assemblage de corps rigides de la figure 3.1a avec les forces associées.
  • 5. Ressorts La contribution du premier ressort et celle du second ressort s’expriment: (3.4) (3.5) Amortisseurs La contribution du premier amortisseur et celle du second s’expriment: (3.6) (3.7) FS1 δzS1 ⋅ K1 3 4 -- - z t ( ) ⋅ ⋅ – 3 4 -- - δz ⋅ ⋅ K1 9 16 ----- - z t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ – = = FS2 δzS2 ⋅ K2 1 3 -- - z t ( ) ⋅ ⋅ – 1 3 -- - δz ⋅ ⋅ K2 1 9 -- - z t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ – = = FD1 δzD1 ⋅ C1 1 4 -- - z · t ( ) ⋅ ⋅ – 1 4 -- - δz ⋅ ⋅ C1 1 16 ----- - z · t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ – = = FD2 δzD2 ⋅ C2 z · t ( ) ⋅ – [ ] δz [ ] ⋅ C2 z · t ( ) δz ⋅ ⋅ – = =
  • 6. Masses La contribution de la masse répartie et celle de la seconde masse s’expriment: (3.8) (3.9) Les équations ci-dessus considèrent l’inertie en translation des masses. Pour la masse répartie, il faut encore tenir compte de l’inertie en rotation de la barre rigide: (3.10) FI1 δzI1 ⋅ m1 1 2 -- - z ·· t ( ) ⋅ ⋅ 1 2 -- - δz ⋅ ⋅ m 4a 1 2 -- - z ·· t ( ) ⋅ ⋅ ⋅ 1 2 -- - δz ⋅ ⋅ m a z ·· t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ = = = FI2 δzI2 ⋅ m2 2 3 -- - z ·· t ( ) ⋅ ⋅ 2 3 -- - δz ⋅ ⋅ m2 4 9 -- - z ·· t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ = = MI1 δθ ⋅ I0 θ ·· δθ ⋅ ⋅ I0 z ·· t ( ) 4a -------- - ⋅ δz 4a ----- - ⋅ 4a m 4a ( ) 2 12 ------------ - z ·· t ( ) 4a -------- - ⋅ ⋅ ⋅ δz 4a ----- - ⋅ m a ⋅ 3 ----------- z ·· t ( ) δz ⋅ ⋅ = = = =
  • 7. I0 représente le moment d’inertie en rotation d’une barre rigide avec une masse répartie uniforme: Figure 3.3: Moment d’inertie en rotation de quelques corps rigides avec une masse répartie uniforme.
  • 8. Force La contribution de la force répartie de manière triangulaire et agissant sur la première barre s’exprime: (3.11) D’un point de vue pratique, le regroupement de toutes les contributions dans un tableau facilite la vue d’ensemble de la procédure. Fext δzF ⋅ 8aq ξ t ( ) ⋅ [ ] 2 3 -- - δz ⋅ ⋅ 16 3 ----- - aq ξ t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ = =
  • 9.
  • 10. En réunissant les contributions, on obtient l’équation du mouvement de l’oscillateur simple équivalent: (3.12) On peut alors facilement identifier les paramètres de l’oscillateur simple équivalent: La pulsation propre du système est donnée par la relation suivante: 9 16 ----- -K1 K2 9 ------ - + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ z t ( ) δz ⋅ ⋅ C1 16 ------ C2 + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ z · t ( ) δz ⋅ ⋅ ma ma 3 ------ - 4 9 -- -m2 + + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ z ·· t ( ) δz ⋅ ⋅ + + 16 3 ----- - aq ξ t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ = 4ma 3 ---------- - 4 9 -- -m2 + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ z ·· t ( ) ⋅ C1 16 ------ C2 + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ z · t ( ) ⋅ 9 16 ----- -K1 K2 9 ------ - + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ z t ( ) ⋅ + + 16 3 ----- - aq ξ t ( ) ⋅ ⋅ = m∗ 4ma 3 ---------- - 4 9 -- -m2 + = k∗ 9 16 ----- -K1 K2 9 ------ - + = c∗ C1 16 ------ C2 + = q∗ 16 3 ----- - aq ξ t ( ) ⋅ ⋅ = ωn k∗ m∗ ------ - 9 16 ----- -K1 K2 9 ------ - + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ 4ma 3 ---------- - 4 9 -- -m2 + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ --------------------------------- - = =
  • 11. 3.2.3 Influence d’un effort normal Un effort normal modifie la rigidité du système et son influence peut être prise en compte par sa contri- bution aux travaux virtuels. Pour une force de compression horizontale N, il faut déterminer l’incrément de déplacement virtuel horizontal (δh) avec l’hypothèse de petits déplacements. Figure 3.5: Influence d’une force de compression.
  • 12. Le déplacement virtuel horizontal (δh) est constitué de la somme des composantes horizontales des déplacements virtuels des extrémités des deux barres rigides. Il s’exprime de la manière suivante: La contribution de la force de compression N au travail virtuel est donc: (3.13) La rigidité équivalente doit alors être corrigée de la manière suivante: (3.14) La rigidité équivalente corrigée (k*) permet de déterminer la charge critique de flambage: (3.15) δh δz α β + ( ) ⋅ δz z t ( ) 4a -------- - z t ( ) 3a -------- - + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ ⋅ 7 12a -------- - z t ( ) δz ⋅ ⋅ = = = δWN N = δh ⋅ N 7 12a -------- - z t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ = k∗ k∗ N 7 12a -------- - ⋅ ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ – 9 16 ----- -K1 K2 9 ------ - + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ 7N 12a -------- - – = = k∗ 0 N ⇒ cr 9 16 ----- -K1 K2 9 ------ - + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ 12a 7 -------- - ⋅ = =
  • 13. 3.2.4 Exemple: plaque rigide rectangulaire La masse de la plaque est uniformément répartie (γ). Des considérations géométriques permettent d’exprimer les déplacements virtuels en fonction de δz (angle de rotation δz/a). Le déplacement virtuel vertical du centre de masse de la plaque est δz/2 et son déplacement virtuel horizontal est b/2·δz/a. Figure 3.6: Plaque rigide avec masse répartie (a). Forces à considérer (b). Déformée (c). b) c) a)
  • 14. Figure 3.7: Tableau synthétisant le calcul des contributions au travail virtuel.
  • 15. En réunissant les contributions, on obtient l’équation du mouvement de l’oscillateur simple équivalent: (3.21) On peut alors facilement identifier les paramètres de l’oscillateur simple équivalent: La pulsation propre du système est donnée par la relation suivante: γab 4 ------- - 1 b a -- - ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ 2 a 2 b 2 + 3a 2 ---------------- - + + ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ z ·· t ( ) ⋅ b a -- - ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ 2 K z t ( ) ⋅ + γab 4 -------- 3a 2 3b 2 a 2 b 2 + + + 3a 2 ----------------------------------------------- - ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ z ·· t ( ) ⋅ b a -- - ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ 2 K z t ( ) ⋅ + q t ( ) = = γb 3a ----- - a 2 b 2 + ( ) z ·· t ( ) ⋅ ⋅ b a -- - ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ 2 K z t ( ) ⋅ ⋅ + q t ( ) = m∗ γb 3a ----- - a 2 b 2 + ( ) ⋅ = k∗ b a -- - ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ 2 K ⋅ = c∗ 0 = q∗ q t ( ) = ωn k∗ m∗ ------ - γb 3a ----- - a 2 b 2 + ( ) ⋅ b a -- - ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ 2 K ⋅ -------------------------------- - γa a 2 b 2 + ( ) ⋅ 3b K ⋅ ------------------------------- - = = = b a -- - ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ 2 K ⋅ γb 3a ----- - a 2 b 2 + ( ) ⋅ -------------------------------- - = 3b K ⋅ γa a 2 b 2 + ( ) ⋅ ------------------------------- - =
  • 16. 3.2.5 Exemple: balancement latéral d’un mur rigide La rupture de murs en maçonnerie non armée hors de leur plan est un dégât sismique typique. L’analyse dynamique de ce mode de rupture peut être effectuée à l’aide des assemblages de corps rigides. Le mur en console est idéalisé par une poutre infiniment rigide, élastiquement encastrée à sa base. Figure 3.8: Analyse dynamique d’un panneau de maçonnerie basculant hors de son plan comme un corps rigide (a). Modélisation par une poutre infiniment rigide, élastiquement appuyée à sa base (b). hw tw q M g F (t) 0 C = M g 2 hw 3 2 z(t) hw hw 2 3 M= m.hw . . a) b)
  • 17. En réunissant les contributions, on obtient l’équation du mouvement de l’oscillateur simple équivalent: (3.26) On peut alors facilement identifier les paramètres de l’oscillateur simple équivalent: La pulsation propre du système ne dépend que de la hauteur du mur (hw). Elle est donnée par: Un pendule formé d’une barre rigide avec une masse répartie se résout de façon similaire. La pulsation propre ne dépend que de la longueur (L) de la barre; elle s’exprime: M 4 ---- - M 12 ----- - + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ z ·· t ( ) ⋅ 3Mg 4hw ----------- - z t ( ) ⋅ + M 3 ---- - z ·· t ( ) ⋅ 3Mg 4hw ----------- - z t ( ) ⋅ + 2 3 -- - F0 t ( ) ⋅ = = m∗ M 3 ---- - = k∗ 3Mg 4hw ----------- - = q∗ 2 3 -- - F0 t ( ) ⋅ = ωn k∗ m∗ ------ - 3Mg 4hw ----------- - M 3 ---- - ----------- - 9g 4hw --------- - 3 2 -- - g hw ------ - ⋅ = = = = ωn k∗ m∗ ------ - 3g 2L ------ - = =
  • 18. 3.3 Assemblage de corps flexibles En présence de corps flexibles avec des masses réparties, il y a une infinité de degrés de liberté. Cepen- dant si la forme de la déformée est fixée a priori, il est possible d’appliquer le principe des travaux vir- tuels pour déterminer les caractéristiques d’un oscillateur simple équivalent. L’hypothèse de forme inchangée de la déformée (u(x,t)) permet de décomposer le mouvement du sys- tème par l’intermédiaire d’un produit de fonctions: (3.27) La forme de la déformée est fixe dans le temps et est définie par la fonction Ψ(x). Son évolution au cours du temps est spécifiée par la coordonnée généralisée z(t) qui marque l’amplitude du déplacement dans un point caractéristique. Mathématiquement, il s’agit d’une séparation de variables. A partir de cette hypothèse, l’expression des différentes dérivées se simplifie: u x t , ( ) Ψ x ( ) z t ( ) ⋅ = u' x t , ( ) Ψ' x ( ) z t ( ) ⋅ = u'' x t , ( ) Ψ'' x ( ) z t ( ) ⋅ = u · x t , ( ) Ψ x ( ) z · t ( ) ⋅ = u ·· x t , ( ) Ψ x ( ) z ·· t ( ) ⋅ =
  • 19. Figure 3.9: Corps flexibles. Console verticale soumise à une accélération de sa base (séisme).
  • 20. 3.3.1 Exemple: console verticale soumise à un séisme Pour l’exemple de la console verticale soumise à une excitation de sa base (mouvement sismique), le déplacement latéral relatif de la console le long de sa hauteur est spécifié par la fonction u(x,t). La coor- donnée généralisée z(t) caractérise l’amplitude du déplacement relatif latéral au sommet. Rigidité en flexion Pour un petit élément de longueur dx en position déformée, le travail du moment de flexion correspon- dant sur la rotation relative virtuelle δ(dφ) s’exprime comme suit: Il faut intégrer sur la longueur de la console pour obtenir le travail virtuel total: M δ dφ ( ) ⋅ EI x ( ) u'' x t , ( ) ⋅ – [ ] δ dx ρ ----- - ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ – ⋅ EI x ( ) Ψ'' x ( ) z t ( ) ⋅ ⋅ – [ ] δ u'' x t , ( ) dx ⋅ ( ) – [ ] ⋅ = = EI x ( ) Ψ'' x ( ) z t ( ) ⋅ ⋅ – [ ] = Ψ'' x ( ) δz dx ⋅ ⋅ – [ ] ⋅ EI x ( ) Ψ'' x ( ) [ ] 2 dx z t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ = M δ dφ ( ) ⋅ 0 L ∫ EI x ( ) Ψ'' x ( ) [ ] 2 dx z t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ 0 L ∫ z t ( ) δz EI x ( ) Ψ'' x ( ) [ ] 2 dx ⋅ ⋅ 0 L ∫ ⋅ ⋅ = =
  • 21. Figure 3.10: Détail de l’influence d’une force de compression. Position déformée (a). Rotation relative virtuelle (b). Déplacement virtuel vertical (c). a) b) c)
  • 22. Force d’inertie (petit élément dx) Le travail de la force d’inertie sur le déplacement relatif virtuel horizontal δu s’exprime: Il faut intégrer sur la longueur de la console pour obtenir le travail virtuel total: Forces extérieures Le travail de la force extérieure (N) sur l’incrément de déplacement virtuel vertical δe s’exprime: FI δu ⋅ m x ( ) dx u ·· x t , ( ) ⋅ ⋅ [ ] δ u x t , ( ) ( ) [ ] ⋅ m x ( ) dx Ψ x ( ) z ·· t ( ) ⋅ ⋅ ⋅ [ ] Ψ x ( ) δz ⋅ [ ] ⋅ = = m x ( ) Ψ x ( ) [ ] 2 dx z ·· t ( ) ⋅ ⋅ ⋅ δz ⋅ = FI δu ⋅ 0 L ∫ m x ( ) Ψ x ( ) [ ] 2 dx z ·· t ( ) ⋅ ⋅ ⋅ δz ⋅ 0 L ∫ z ·· t ( ) δz m x ( ) Ψ x ( ) [ ] 2 ⋅ dx ⋅ 0 L ∫ ⋅ ⋅ = = N δe ⋅ N – [ ] δu' x t , ( ) dx u' x t , ( ) ⋅ ⋅ [ ] ⋅ N – [ ] Ψ' x ( ) δz ⋅ Ψ' x ( ) z t ( ) ⋅ dx ⋅ ⋅ [ ] ⋅ = =
  • 23. Il faut intégrer sur la longueur de la console pour obtenir le travail virtuel total: Avec l’accélération prescrite à la base, on considère la force équivalente appliquée directement sur la masse d’un petit élément de longueur dx dans le système à base fixe de remplacement. Le travail de cette force sur le déplacement relatif virtuel horizontal δu s’exprime : Il faut intégrer sur la longueur de la console pour obtenir le travail virtuel total: N – Ψ' x ( ) [ ] 2 dx ⋅ z t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ = N δe ⋅ 0 L ∫ N – Ψ' x ( ) [ ] 2 dx ⋅ z t ( ) δz ⋅ ⋅ ⋅ 0 L ∫ N z ⋅ – t ( ) δz Ψ' x ( ) [ ] 2 dx ⋅ 0 L ∫ ⋅ ⋅ = = FR δu ⋅ m x ( ) dx u ·· g ⋅ ⋅ [ ] δ u x t , ( ) ( ) [ ] ⋅ m x ( ) dx u ·· g ⋅ ⋅ [ ] Ψ x ( ) δz ⋅ [ ] ⋅ m x ( ) Ψ x ( ) u ·· g ⋅ ⋅ dx δz ⋅ ⋅ = = = FR δu ⋅ 0 L ∫ m x ( ) Ψ x ( ) u ·· g ⋅ ⋅ dx δz ⋅ ⋅ 0 L ∫ u ·· g δz m x ( ) Ψ x ( ) ⋅ dx ⋅ 0 L ∫ ⋅ ⋅ = =
  • 24. Figure 3.11: Tableau synthétisant le calcul des contributions au travail virtuel.
  • 25. Après regroupement et identification, les valeurs équivalentes sont les suivantes: (3.28) (3.29) (3.30) La rigidité équivalente permet de déterminer la charge critique de flambage: (3.31) m∗ m x ( ) Ψ x ( ) [ ] 2 ⋅ dx ⋅ 0 L ∫ = k∗ EI x ( ) Ψ'' x ( ) [ ] 2 dx ⋅ ⋅ 0 L ∫ N Ψ' x ( ) [ ] 2 dx ⋅ 0 L ∫ ⋅ – = q∗ u ·· g m x ( ) Ψ x ( ) ⋅ dx ⋅ 0 L ∫ ⋅ = k∗ 0 N ⇒ cr EI x ( ) Ψ'' x ( ) [ ] 2 dx ⋅ ⋅ 0 L ∫ ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ Ψ' x ( ) [ ] 2 dx ⋅ 0 L ∫ ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ⁄ = =