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2.8.7 Force transmise par une masse
Lors d’impact par une masse en mouvement, les caractéristiques dynamiques changent si la masse reste
attachée à la structure. On peut faire appel au principe de conservation de la quantité de mouvement.
Dans le cas où la masse m1 qui percute la structure reste en contact avec cette dernière, la conservation
de la quantité de mouvement juste avant et juste après l’impact impose la condition suivante:
Figure 2.47: Impact dû à une masse.
x t
( )
V1
m1
m2
m1 V1 m1 m2
+
( ) V2
⋅
=
⋅
Avec une structure initialement au repos et en négligeant l’amortissement, le mouvement après l’impact
sera décrit par celui des oscillations non amorties avec comme conditions initiales (X0=0 et V0=V2):
La force maximale correspond au produit du déplacement maximal et de la rigidité. Avec la relation
(ωn
2=k/(m1+m2)), la force maximale est égale au produit de l’impulsion (m1·V1) par la pulsation (ωn):
Dans le cas où il y a rebond, il faut tenir compte des quantités de mouvement avant et après impact:
x t
( )
V0
ωn
------
- ωnt
sin
⋅ X0 ωnt
cos
⋅
+
V2
ωn
------
- ωnt
sin
⋅
m1 V
⋅
1
m1 m2
+
( ) ω
⋅
n
------------------------------------
- ωnt
sin
⋅
= = =
Fmax k xmax
⋅ k
m1 V
⋅
1
m1 m2
+
( ) ω
⋅
n
------------------------------------
-
⋅ ωn
2
m1 V
⋅
1
ωn
------------------
-
⋅ ωn m
⋅
1
V
⋅
1
= = = =
x t
( )
V2
ωn
------
- ωnt
sin
⋅
m1 V
⋅
1
( )
avant
m1 V
⋅
1
( )
après
–
m2 ω
⋅
n
----------------------------------------------------------------------------
- ωnt
sin
⋅
= =
2.9 Evaluation numérique
Pour la plupart des charges réelles, la résolution directe de l’équation du mouvement n’est pas indiquée
d’un point de vue pratique et une des méthodes suivantes est généralement préférée:
1) interpolation de l’excitation;
2) différence centrée;
3) méthode de Newmark.
2.9.1 Discrétisation
La discrétisation consiste à découper la fonction de la force à intervalles généralement réguliers et à ne
considérer ses valeurs qu’en ces points, souvent équidistants.
Les méthodes opèrent une intégration numérique pas à pas de l’équation du mouvement discrétisée aux
instants ti et ti+1 selon les équations suivantes:
(2.51)
(2.52)
m x
··
i
⋅ c x
·
i
⋅ k xi
⋅
+ + Fi
=
m x
··
i 1
+
⋅ c x
·
i 1
+
⋅ k xi 1
+
⋅
+ + Fi 1
+
=
Figure 2.48: La discrétisation consiste à ne considérer que des points souvent équidistants pour y intégrer numéri-
quement l’équation du mouvement.
0 t
0
F(t)
t1
F
1
t2
F2
ti
F
i
0 t
0
x(t)
t
1
x
1
t
2
x
2
t
3
x3
t
i
xi
Fi+1
ti+1
xi+1
ti+1
Δti
Dans le cas particulier de l’excitation sismique à la base de l’oscillateur (accélération prescrite), la dis-
crétisation de l’équation du mouvement aux instants ti et ti+1 s’effectue selon les équations suivantes:
(2.53)
(2.54)
2.9.2 Approximation de l’équation du mouvement
Les différentes méthodes se différencient dans l’approximation utilisée. Ces approximations condition-
nent leurs propriétés:
- convergence;
- stabilité;
- précision.
La convergence correspond à la rapidité à laquelle la méthode s’approche de la solution exacte. La sta-
bilité se rapporte à l’intervalle minimal de discrétisation pour éviter une divergence dans la résolution.
La précision correspond à l’écart des résultats de la méthode par rapport à la solution exacte.
m x
··
i
⋅ c x
·
i
⋅ k xi
⋅
+ + m x
··
g i
,
⋅
–
=
m x
··
i 1
+
⋅ c x
·
i 1
+
⋅ k xi 1
+
⋅
+ + m x
··
g i 1
+
,
⋅
–
=
2.9.3 Interpolation linéaire
La méthode de l’interpolation linéaire de l’excitation est basée sur la résolution analytique de l’équation
du mouvement en approximant l’excitation par une interpolation linéaire entre des points de mesure.
Entre les instants ti et ti+1, la force F(τ) est interpolée linéairement:
(2.55)
Figure 2.49: Interpolation linéaire de la force entre les instants ti et ti+1.
Fi
Fi+1
∆t
ti ti+1
∆F
τ
F τ
( ) Fi
Fi 1
+ Fi
–
t
Δ
-----------------------
- τ
⋅
+ Fi
F
Δ
t
Δ
------
- τ
⋅
+
= =
Dans le cas sismique (accélération prescrite), la force est interpolée linéairement entre ti et ti+1:
(2.56)
Partant des conditions initiales en ti (xi, ), la solution générale sans amortissement des oscillations
forcées dans le cas d’une force linéaire contient deux premiers termes dus aux oscillations libres et deux
autres termes correspondant à la force linéaire appliquée (partie constante et partie linéaire):
(2.57)
Pour le pas suivant, le déplacement relatif est évalué en ti+1, i.e. en remplaçant τ par Δt:
(2.58)
m x
··
g τ
( )
⋅ m x
··
g i
,
⋅
m x
··
g i 1
+
,
⋅ m x
··
g i
,
⋅
–
ti 1
+ ti
–
---------------------------------------------------
- τ
⋅
+ m x
··
g i
,
x
··
g
Δ
t
Δ
--------
- τ
⋅
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞
⋅
= =
x
·
i
x τ
( ) xi ωnτ
cos
⋅
x
·
i
ωn
------ ωn
sin τ
⋅
m x
··
g i
,
⋅
k
------------------
- 1 ωnτ
cos
–
( )
⋅
m x
··
g
Δ
⋅
k
-----------------
-
τ
t
Δ
----
-
ωn
sin τ
ωn t
Δ
-----------------
–
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
⋅
+ + +
=
xi 1
+ xi ωn t
Δ
cos
⋅
x
·
i
ωn
------ ωn t
Δ
sin
⋅
m x
··
g i
,
⋅
k
------------------
- 1 ωn t
Δ
cos
–
( )
⋅
m x
··
g
Δ
⋅
k
-----------------
- 1
ωn t
Δ
sin
ωn t
Δ
-------------------
-
–
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
⋅
+ + +
=
L’introduction des constantes A, B, C, D permet de simplifier l’écriture:
(2.59)
La vitesse relative en ti+1 s’exprime de façon analogue, mais avec d’autres constantes A’, B’, C’ et D’:
(2.60)
Les constantes s’adaptent sans problème au cas plus général des oscillations amorties.
xi 1
+ A xi
⋅ B x
·
i
⋅ C x
··
g i
,
⋅ D x
··
g i 1
+
,
⋅
+ + +
=
x
·
i 1
+ A' xi
⋅ B' x
·
i
⋅ C' x
··
g i
,
⋅ D' x
··
g i 1
+
,
⋅
+ + +
=
A e
ζωn t
Δ
– ζ
1 ζ
2
–
------------------
- ωD t
Δ
sin ωD
cos t
Δ
+
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
⋅
= B e
ζωn t
Δ
–
=
1
ωD
-------
- ωD t
Δ
sin
⎝ ⎠
⎛ ⎞
⋅
C
1
ωn
2
------
–
2ζ
ωn t
Δ
-----------
- e
ζωn t
Δ
– 1 2ζ
2
–
ωn t
Δ
-----------------
-
ζ
1 ζ
2
–
------------------
-
–
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
ωD t
Δ
sin 1
2ζ
ωn t
Δ
-----------
-
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞ ωD
cos t
Δ
–
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
⋅
+
⋅
=
ωD
/
D
1
ωn
2
------
– 1
2ζ
ωn t
Δ
-----------
-
– e
ζωn t
Δ
– 2ζ
2
1
–
ωn t
Δ
-----------------
- ωD t
Δ
sin
2ζ
ωn t
Δ
-----------
- ωD
cos t
Δ
–
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
⋅
+
⋅
=
A' e
ζωn t
Δ
–
–
ωn
1 ζ
2
–
------------------
- ωD t
Δ
sin
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
⋅
= B' e
ζωn t
Δ
–
ωD
cos t
Δ
ζ
1 ζ
2
–
------------------
- ωD t
Δ
sin
–
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
⋅
=
C'
1
ωn
2
------
–
1
t
Δ
----
-
– e
ζωn t
Δ
– ωn
1 ζ
2
–
------------------
-
ζ
t
Δ 1 ζ
2
–
-----------------------
-
–
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
ωD t
Δ
sin
1
t
Δ
----
- ωD
cos t
Δ
+
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
⋅
+
⋅
=
D'
1
ωn
2
t
Δ
⋅
---------------
-
– 1 e
ζωn t
Δ
– ζ
1 ζ
2
–
------------------
- ωD t
Δ
sin ωD
cos t
Δ
+
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
⋅
–
⋅
=
ωD
+
+
/
%****************************************************************
%Calcul des coefficients A,B,C,D,Ap,Bp,Cp,Dp
%****************************************************************
%
A=e*(z/Rz*sin(wdt)+cos(wdt));
B=e/wd*sin(wdt);
C=-1/w^2*(2*z/w/dt+e*(((1-2*z^2)/wdt-z/Rz)*sin(wdt)-(1+2*z/w/dt)*cos(wdt)));
D=-1/w^2*(1-2*z/(w*dt)+e*((2*z^2-1)/wdt*sin(wdt)+2*z/w/dt*cos(wdt)));
Ap=-e*(w/Rz*sin(wdt));
Bp=e*(cos(wdt)-z/Rz*sin(wdt));
Cp=-1/w^2*(-1/dt+e*((w/Rz+z/dt/Rz)*sin(wdt)+1/dt*cos(wdt)));
Dp=-1/w^2/dt*(1-e*(z/Rz*sin(wdt)+cos(wdt)));
%
%****************************************************************
%Calcul des deplacements x et des vitesses v
%****************************************************************
%
x(1)=0;
v(1)=0;
%
for I=1:nb-1,
x(I+1)=A*x(I)+B*v(I)+C*Seisme(I)+D*Seisme(I+1);
v(I+1)=Ap*x(I)+Bp*v(I)+Cp*Seisme(I)+Dp*Seisme(I+1);
end
2.9.4 Méthode de la différence centrée
Méthode basée sur l’approximation par différences finies de la vitesse et de l’accélération à l’instant ti:
(2.61)
(2.62)
A partir de l’équation du mouvement à l’instant ti et en supposant que xi et xi-1 soient connus, on peut
extraire le déplacement relatif xi+1 à l’instant ti+1:
(2.63)
(2.64)
x
·
i
xi 1
+ xi 1
–
–
2 t
Δ
------------------------------
-
=
x
··
i
xi 1
+ 2xi xi 1
–
+
–
t
Δ
( )
2
---------------------------------------------
=
m x
··
i
⋅ c x
·
i
⋅ k xi
⋅
+ + m x
··
g i
,
⋅
– m
xi 1
+ 2xi xi 1
–
+
–
t
Δ
( )
2
---------------------------------------------
⎝ ⎠
⎜ ⎟
⎛ ⎞
⋅ c
xi 1
+ xi 1
–
–
2 t
Δ
------------------------------
-
⎝ ⎠
⎛ ⎞
⋅ k xi
⋅
+ +
= =
xi 1
+
m x
··
g i
,
⋅
–
m
t
Δ
( )
2
------------
-
c
2 t
Δ
-------
-
–
⎝ ⎠
⎛ ⎞ xi 1
–
⋅ k
2m
t
Δ
( )
2
------------
-
–
⎝ ⎠
⎛ ⎞ xi
⋅
–
–
m
t
Δ
( )
2
------------
-
c
2 t
Δ
-------
-
+
⎝ ⎠
⎛ ⎞
--------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
-
=
%
%****************************************************************
%Calcul initiaux kksurM, asurM, bsurM
%****************************************************************
%
kksurM=1/dt^2+z*w/dt;
asurM=1/dt^2-z*w/dt;
bsurM=w^2-2/dt^2;
%
%
%****************************************************************
%deplacements x, vitesses v, accelerations a
%****************************************************************
%
for I=2:nb-1,
ppsurM=Seisme(I)-asurM*x(I-1)-bsurM*x(I);
x(I+1)=ppsurM/kksurM;
v(I)=(x(I+1)-x(I-1))/2/dt;
a(I)=(x(I+1)-2*x(I)+x(I-1))/dt^2;
end
La méthode de la différence centrée est une méthode explicite; le déplacement relatif xi+1 à l’instant
ti+1 est déterminé directement par l’équation du mouvement à l’instant ti dans laquelle seuls les dépla-
cements relatifs aux instants ti-1 et ti interviennent; aucune itération n’est nécessaire. Cette propriété est
très intéressante dans le cas non linéaire car la force de résistance peut alors être introduite directement.
La méthode de la différence centrée n’est pas numériquement stable dans toutes les conditions. Si
l’incrément de temps Δt est trop grand par rapport à la période propre Tn de la structure, les erreurs
numériques d’arrondis s’accumulent et la méthode diverge complètement. La condition de stabilité est
donnée par la relation suivante:
(2.65)
En pratique, il faut prendre un incrément de temps plus petit (deux à trois fois plus petit) pour garantir
une précision suffisante des résultats. La condition de stabilité est aisément satisfaite dans le cas
d’oscillateurs simples. Elle devient véritablement contraignante pour les oscillateurs multiples car c’est
la fréquence la plus élevée qui dicte la condition de stabilité.
Δt
Tn
-----
-
1
π
--
-
<
2.9.5 Méthode de Newmark
La méthode de Newmark est la plus utilisée pour l’évaluation numérique de la réponse sismique des
structures. Le déplacement relatif et la vitesse à l’instant ti+1 sont donnés par les relations suivantes:
(2.66)
(2.67)
La méthode de Newmark est en fait une application d’un développement en série limitée (expansion de
Taylor). Les paramètres β et γ définissent la variation de l’accélération sur l’intervalle de temps Δt et
déterminent la stabilité et la précision de la méthode. En général, le paramètre γ est fixé à γ=1/2 et β est
choisi dans l’intervalle . Une valeur de β=1/6 correspond à une variation linéaire de
l’accélération et une valeur de β=1/4 correspond à une accélération constante (accélération moyenne).
La méthode de Newmark est une méthode implicite; le déplacement et la vitesse (relatifs) à l’instant ti+1
sont déterminés par les équations du mouvement aux instants ti et ti+1; plusieurs itérations sont néces-
saires à chaque pas de temps pour déterminer les valeurs de xi+1 et de car l’inconnue est
présente dans le membre de droite des équations.
xi 1
+ xi t
Δ x
·
i
⋅
1
2
--
- β
–
⎝ ⎠
⎛ ⎞ t
Δ
( )
2
x
··
i
⋅ ⋅ β t
Δ
( )
2
x
··
i 1
+
⋅ ⋅
+ + +
=
x
·
i 1
+ x
·
i 1 γ
–
( ) t
Δ x
··
i
⋅ ⋅ γ t
Δ x
··
i 1
+
⋅ ⋅
+ +
=
1 6 β 1 4
⁄
≤ ≤
⁄
x
·
i 1
+
x
··
i 1
+
La méthode de Newmark est soumise à des conditions de stabilité numérique. Le rapport entre l’incré-
ment de temps Δt et la période propre de la structure Tn doit au moins satisfaire la condition suivante:
(2.68)
La méthode est inconditionnellement stable pour γ=2β, i.e. pour γ=1/2 et β=1/4, fréquemment utilisé.
Figure 2.50: Variations de l’accélération dans la méthode de Newmark: constante β=1/4 (a) et linéaire β=1/6 (b).
0 t
0
x(t)
0 t
0
x(t)
a) b)
..
Δt
xi+1
ti+1
ti
ti+1
ti
..
xi
..
..
xi
xi+1
Δt
Δt
Tn
-----
-
1
π 2
----------
1
γ 2β
–
------------------
-
⋅
<
%****************************************************************
%Calcul initiaux kksurM, asurM, bsurM
%****************************************************************
%
%calculs preliminaires
kksurM=w^2+1/(beta*dt^2)+2*z*w*gama/beta/dt;
asurM=1/beta/dt+2*z*w*gama/beta;
bsurM=1/2/beta+2*z*w*dt*(gama/2/beta-1);
%
%
%****************************************************************
%deplacements x, vitesses v, accelerations a
%****************************************************************
%
for I=1:nb-1,
dpsurM=Seisme(I+1)-Seisme(I)+asurM*v(I)+bsurM*a(I);
dxI=dpsurM/kksurM;
dvI=gama/beta/dt*dxI-gama/beta*v(I)+dt*(1-gama/2/beta)*a(I);
daI=1/beta/dt^2*dxI-1/beta/dt*v(I)-1/2/beta*a(I);
x(I+1)=x(I)+dxI;
v(I+1)=v(I)+dvI;
a(I+1)=a(I)+daI;
end

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  • 1. 2.8.7 Force transmise par une masse Lors d’impact par une masse en mouvement, les caractéristiques dynamiques changent si la masse reste attachée à la structure. On peut faire appel au principe de conservation de la quantité de mouvement. Dans le cas où la masse m1 qui percute la structure reste en contact avec cette dernière, la conservation de la quantité de mouvement juste avant et juste après l’impact impose la condition suivante: Figure 2.47: Impact dû à une masse. x t ( ) V1 m1 m2 m1 V1 m1 m2 + ( ) V2 ⋅ = ⋅
  • 2. Avec une structure initialement au repos et en négligeant l’amortissement, le mouvement après l’impact sera décrit par celui des oscillations non amorties avec comme conditions initiales (X0=0 et V0=V2): La force maximale correspond au produit du déplacement maximal et de la rigidité. Avec la relation (ωn 2=k/(m1+m2)), la force maximale est égale au produit de l’impulsion (m1·V1) par la pulsation (ωn): Dans le cas où il y a rebond, il faut tenir compte des quantités de mouvement avant et après impact: x t ( ) V0 ωn ------ - ωnt sin ⋅ X0 ωnt cos ⋅ + V2 ωn ------ - ωnt sin ⋅ m1 V ⋅ 1 m1 m2 + ( ) ω ⋅ n ------------------------------------ - ωnt sin ⋅ = = = Fmax k xmax ⋅ k m1 V ⋅ 1 m1 m2 + ( ) ω ⋅ n ------------------------------------ - ⋅ ωn 2 m1 V ⋅ 1 ωn ------------------ - ⋅ ωn m ⋅ 1 V ⋅ 1 = = = = x t ( ) V2 ωn ------ - ωnt sin ⋅ m1 V ⋅ 1 ( ) avant m1 V ⋅ 1 ( ) après – m2 ω ⋅ n ---------------------------------------------------------------------------- - ωnt sin ⋅ = =
  • 3. 2.9 Evaluation numérique Pour la plupart des charges réelles, la résolution directe de l’équation du mouvement n’est pas indiquée d’un point de vue pratique et une des méthodes suivantes est généralement préférée: 1) interpolation de l’excitation; 2) différence centrée; 3) méthode de Newmark. 2.9.1 Discrétisation La discrétisation consiste à découper la fonction de la force à intervalles généralement réguliers et à ne considérer ses valeurs qu’en ces points, souvent équidistants. Les méthodes opèrent une intégration numérique pas à pas de l’équation du mouvement discrétisée aux instants ti et ti+1 selon les équations suivantes: (2.51) (2.52) m x ·· i ⋅ c x · i ⋅ k xi ⋅ + + Fi = m x ·· i 1 + ⋅ c x · i 1 + ⋅ k xi 1 + ⋅ + + Fi 1 + =
  • 4. Figure 2.48: La discrétisation consiste à ne considérer que des points souvent équidistants pour y intégrer numéri- quement l’équation du mouvement. 0 t 0 F(t) t1 F 1 t2 F2 ti F i 0 t 0 x(t) t 1 x 1 t 2 x 2 t 3 x3 t i xi Fi+1 ti+1 xi+1 ti+1 Δti
  • 5. Dans le cas particulier de l’excitation sismique à la base de l’oscillateur (accélération prescrite), la dis- crétisation de l’équation du mouvement aux instants ti et ti+1 s’effectue selon les équations suivantes: (2.53) (2.54) 2.9.2 Approximation de l’équation du mouvement Les différentes méthodes se différencient dans l’approximation utilisée. Ces approximations condition- nent leurs propriétés: - convergence; - stabilité; - précision. La convergence correspond à la rapidité à laquelle la méthode s’approche de la solution exacte. La sta- bilité se rapporte à l’intervalle minimal de discrétisation pour éviter une divergence dans la résolution. La précision correspond à l’écart des résultats de la méthode par rapport à la solution exacte. m x ·· i ⋅ c x · i ⋅ k xi ⋅ + + m x ·· g i , ⋅ – = m x ·· i 1 + ⋅ c x · i 1 + ⋅ k xi 1 + ⋅ + + m x ·· g i 1 + , ⋅ – =
  • 6. 2.9.3 Interpolation linéaire La méthode de l’interpolation linéaire de l’excitation est basée sur la résolution analytique de l’équation du mouvement en approximant l’excitation par une interpolation linéaire entre des points de mesure. Entre les instants ti et ti+1, la force F(τ) est interpolée linéairement: (2.55) Figure 2.49: Interpolation linéaire de la force entre les instants ti et ti+1. Fi Fi+1 ∆t ti ti+1 ∆F τ F τ ( ) Fi Fi 1 + Fi – t Δ ----------------------- - τ ⋅ + Fi F Δ t Δ ------ - τ ⋅ + = =
  • 7. Dans le cas sismique (accélération prescrite), la force est interpolée linéairement entre ti et ti+1: (2.56) Partant des conditions initiales en ti (xi, ), la solution générale sans amortissement des oscillations forcées dans le cas d’une force linéaire contient deux premiers termes dus aux oscillations libres et deux autres termes correspondant à la force linéaire appliquée (partie constante et partie linéaire): (2.57) Pour le pas suivant, le déplacement relatif est évalué en ti+1, i.e. en remplaçant τ par Δt: (2.58) m x ·· g τ ( ) ⋅ m x ·· g i , ⋅ m x ·· g i 1 + , ⋅ m x ·· g i , ⋅ – ti 1 + ti – --------------------------------------------------- - τ ⋅ + m x ·· g i , x ·· g Δ t Δ -------- - τ ⋅ + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ ⋅ = = x · i x τ ( ) xi ωnτ cos ⋅ x · i ωn ------ ωn sin τ ⋅ m x ·· g i , ⋅ k ------------------ - 1 ωnτ cos – ( ) ⋅ m x ·· g Δ ⋅ k ----------------- - τ t Δ ---- - ωn sin τ ωn t Δ ----------------- – ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ⋅ + + + = xi 1 + xi ωn t Δ cos ⋅ x · i ωn ------ ωn t Δ sin ⋅ m x ·· g i , ⋅ k ------------------ - 1 ωn t Δ cos – ( ) ⋅ m x ·· g Δ ⋅ k ----------------- - 1 ωn t Δ sin ωn t Δ ------------------- - – ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ⋅ + + + =
  • 8. L’introduction des constantes A, B, C, D permet de simplifier l’écriture: (2.59) La vitesse relative en ti+1 s’exprime de façon analogue, mais avec d’autres constantes A’, B’, C’ et D’: (2.60) Les constantes s’adaptent sans problème au cas plus général des oscillations amorties. xi 1 + A xi ⋅ B x · i ⋅ C x ·· g i , ⋅ D x ·· g i 1 + , ⋅ + + + = x · i 1 + A' xi ⋅ B' x · i ⋅ C' x ·· g i , ⋅ D' x ·· g i 1 + , ⋅ + + + = A e ζωn t Δ – ζ 1 ζ 2 – ------------------ - ωD t Δ sin ωD cos t Δ + ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ⋅ = B e ζωn t Δ – = 1 ωD ------- - ωD t Δ sin ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ ⋅ C 1 ωn 2 ------ – 2ζ ωn t Δ ----------- - e ζωn t Δ – 1 2ζ 2 – ωn t Δ ----------------- - ζ 1 ζ 2 – ------------------ - – ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ωD t Δ sin 1 2ζ ωn t Δ ----------- - + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ ωD cos t Δ – ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ⋅ + ⋅ = ωD /
  • 9. D 1 ωn 2 ------ – 1 2ζ ωn t Δ ----------- - – e ζωn t Δ – 2ζ 2 1 – ωn t Δ ----------------- - ωD t Δ sin 2ζ ωn t Δ ----------- - ωD cos t Δ – ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ⋅ + ⋅ = A' e ζωn t Δ – – ωn 1 ζ 2 – ------------------ - ωD t Δ sin ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ⋅ = B' e ζωn t Δ – ωD cos t Δ ζ 1 ζ 2 – ------------------ - ωD t Δ sin – ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ⋅ = C' 1 ωn 2 ------ – 1 t Δ ---- - – e ζωn t Δ – ωn 1 ζ 2 – ------------------ - ζ t Δ 1 ζ 2 – ----------------------- - – ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ωD t Δ sin 1 t Δ ---- - ωD cos t Δ + ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ⋅ + ⋅ = D' 1 ωn 2 t Δ ⋅ --------------- - – 1 e ζωn t Δ – ζ 1 ζ 2 – ------------------ - ωD t Δ sin ωD cos t Δ + ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ⋅ – ⋅ = ωD + + /
  • 10. %**************************************************************** %Calcul des coefficients A,B,C,D,Ap,Bp,Cp,Dp %**************************************************************** % A=e*(z/Rz*sin(wdt)+cos(wdt)); B=e/wd*sin(wdt); C=-1/w^2*(2*z/w/dt+e*(((1-2*z^2)/wdt-z/Rz)*sin(wdt)-(1+2*z/w/dt)*cos(wdt))); D=-1/w^2*(1-2*z/(w*dt)+e*((2*z^2-1)/wdt*sin(wdt)+2*z/w/dt*cos(wdt))); Ap=-e*(w/Rz*sin(wdt)); Bp=e*(cos(wdt)-z/Rz*sin(wdt)); Cp=-1/w^2*(-1/dt+e*((w/Rz+z/dt/Rz)*sin(wdt)+1/dt*cos(wdt))); Dp=-1/w^2/dt*(1-e*(z/Rz*sin(wdt)+cos(wdt))); % %**************************************************************** %Calcul des deplacements x et des vitesses v %**************************************************************** % x(1)=0; v(1)=0; % for I=1:nb-1, x(I+1)=A*x(I)+B*v(I)+C*Seisme(I)+D*Seisme(I+1); v(I+1)=Ap*x(I)+Bp*v(I)+Cp*Seisme(I)+Dp*Seisme(I+1); end
  • 11. 2.9.4 Méthode de la différence centrée Méthode basée sur l’approximation par différences finies de la vitesse et de l’accélération à l’instant ti: (2.61) (2.62) A partir de l’équation du mouvement à l’instant ti et en supposant que xi et xi-1 soient connus, on peut extraire le déplacement relatif xi+1 à l’instant ti+1: (2.63) (2.64) x · i xi 1 + xi 1 – – 2 t Δ ------------------------------ - = x ·· i xi 1 + 2xi xi 1 – + – t Δ ( ) 2 --------------------------------------------- = m x ·· i ⋅ c x · i ⋅ k xi ⋅ + + m x ·· g i , ⋅ – m xi 1 + 2xi xi 1 – + – t Δ ( ) 2 --------------------------------------------- ⎝ ⎠ ⎜ ⎟ ⎛ ⎞ ⋅ c xi 1 + xi 1 – – 2 t Δ ------------------------------ - ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ ⋅ k xi ⋅ + + = = xi 1 + m x ·· g i , ⋅ – m t Δ ( ) 2 ------------ - c 2 t Δ ------- - – ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ xi 1 – ⋅ k 2m t Δ ( ) 2 ------------ - – ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ xi ⋅ – – m t Δ ( ) 2 ------------ - c 2 t Δ ------- - + ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ -------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------- - =
  • 12. % %**************************************************************** %Calcul initiaux kksurM, asurM, bsurM %**************************************************************** % kksurM=1/dt^2+z*w/dt; asurM=1/dt^2-z*w/dt; bsurM=w^2-2/dt^2; % % %**************************************************************** %deplacements x, vitesses v, accelerations a %**************************************************************** % for I=2:nb-1, ppsurM=Seisme(I)-asurM*x(I-1)-bsurM*x(I); x(I+1)=ppsurM/kksurM; v(I)=(x(I+1)-x(I-1))/2/dt; a(I)=(x(I+1)-2*x(I)+x(I-1))/dt^2; end
  • 13. La méthode de la différence centrée est une méthode explicite; le déplacement relatif xi+1 à l’instant ti+1 est déterminé directement par l’équation du mouvement à l’instant ti dans laquelle seuls les dépla- cements relatifs aux instants ti-1 et ti interviennent; aucune itération n’est nécessaire. Cette propriété est très intéressante dans le cas non linéaire car la force de résistance peut alors être introduite directement. La méthode de la différence centrée n’est pas numériquement stable dans toutes les conditions. Si l’incrément de temps Δt est trop grand par rapport à la période propre Tn de la structure, les erreurs numériques d’arrondis s’accumulent et la méthode diverge complètement. La condition de stabilité est donnée par la relation suivante: (2.65) En pratique, il faut prendre un incrément de temps plus petit (deux à trois fois plus petit) pour garantir une précision suffisante des résultats. La condition de stabilité est aisément satisfaite dans le cas d’oscillateurs simples. Elle devient véritablement contraignante pour les oscillateurs multiples car c’est la fréquence la plus élevée qui dicte la condition de stabilité. Δt Tn ----- - 1 π -- - <
  • 14. 2.9.5 Méthode de Newmark La méthode de Newmark est la plus utilisée pour l’évaluation numérique de la réponse sismique des structures. Le déplacement relatif et la vitesse à l’instant ti+1 sont donnés par les relations suivantes: (2.66) (2.67) La méthode de Newmark est en fait une application d’un développement en série limitée (expansion de Taylor). Les paramètres β et γ définissent la variation de l’accélération sur l’intervalle de temps Δt et déterminent la stabilité et la précision de la méthode. En général, le paramètre γ est fixé à γ=1/2 et β est choisi dans l’intervalle . Une valeur de β=1/6 correspond à une variation linéaire de l’accélération et une valeur de β=1/4 correspond à une accélération constante (accélération moyenne). La méthode de Newmark est une méthode implicite; le déplacement et la vitesse (relatifs) à l’instant ti+1 sont déterminés par les équations du mouvement aux instants ti et ti+1; plusieurs itérations sont néces- saires à chaque pas de temps pour déterminer les valeurs de xi+1 et de car l’inconnue est présente dans le membre de droite des équations. xi 1 + xi t Δ x · i ⋅ 1 2 -- - β – ⎝ ⎠ ⎛ ⎞ t Δ ( ) 2 x ·· i ⋅ ⋅ β t Δ ( ) 2 x ·· i 1 + ⋅ ⋅ + + + = x · i 1 + x · i 1 γ – ( ) t Δ x ·· i ⋅ ⋅ γ t Δ x ·· i 1 + ⋅ ⋅ + + = 1 6 β 1 4 ⁄ ≤ ≤ ⁄ x · i 1 + x ·· i 1 +
  • 15. La méthode de Newmark est soumise à des conditions de stabilité numérique. Le rapport entre l’incré- ment de temps Δt et la période propre de la structure Tn doit au moins satisfaire la condition suivante: (2.68) La méthode est inconditionnellement stable pour γ=2β, i.e. pour γ=1/2 et β=1/4, fréquemment utilisé. Figure 2.50: Variations de l’accélération dans la méthode de Newmark: constante β=1/4 (a) et linéaire β=1/6 (b). 0 t 0 x(t) 0 t 0 x(t) a) b) .. Δt xi+1 ti+1 ti ti+1 ti .. xi .. .. xi xi+1 Δt Δt Tn ----- - 1 π 2 ---------- 1 γ 2β – ------------------ - ⋅ <
  • 16. %**************************************************************** %Calcul initiaux kksurM, asurM, bsurM %**************************************************************** % %calculs preliminaires kksurM=w^2+1/(beta*dt^2)+2*z*w*gama/beta/dt; asurM=1/beta/dt+2*z*w*gama/beta; bsurM=1/2/beta+2*z*w*dt*(gama/2/beta-1); % % %**************************************************************** %deplacements x, vitesses v, accelerations a %**************************************************************** % for I=1:nb-1, dpsurM=Seisme(I+1)-Seisme(I)+asurM*v(I)+bsurM*a(I); dxI=dpsurM/kksurM; dvI=gama/beta/dt*dxI-gama/beta*v(I)+dt*(1-gama/2/beta)*a(I); daI=1/beta/dt^2*dxI-1/beta/dt*v(I)-1/2/beta*a(I); x(I+1)=x(I)+dxI; v(I+1)=v(I)+dvI; a(I+1)=a(I)+daI; end