Tenseur des contraintes

Dans le cas de certaines sollicitations simples (traction ou compression uniaxiale, flexion, torsion), la contrainte peut être représentée par un simple nombre (scalaire). Dans le cas général, on peut définir une contrainte équivalente (ou effective) qui est aussi un scalaire, mais qui ne définit que très incomplètement l'état de contrainte. Pour le décrire complétement il faut utiliser un tenseur d'ordre 2 ou, dans un référentiel donné, une matrice 3×3.

Prenons une base ${\displaystyle ({\vec {e_{1}}},{\vec {e_{2}}},{\vec {e_{3}}})}$ et un point M de la pièce. Considérons un cube de matière autour de M, d'arête infinitésimale dx = a, et dont les arêtes sont parallèles aux axes du repère.

Numérotation des faces du cube.

Numérotons ses faces :

les faces i et −i sont les faces normales à ${\displaystyle {\vec {e_{i}}}}$, en partant du centre du cube, ${\displaystyle {\vec {e_{i}}}}$ pointe vers i, la face −i étant la face opposée.

Nous ne considérons que les faces numérotées positivement. En effet par la troisième loi de Newton (principe d'action-réaction), les forces sur des faces opposées sont elles aussi opposées.

Indices des composantes du tenseur.

Sur la face j s'exerce un vecteur-force ${\displaystyle {\vec {\mathrm {F} }}_{j}}$ qui a trois composantes :

${\displaystyle {\vec {\mathrm {F} }}_{j}={\begin{pmatrix}F_{1j}\\F_{2j}\\F_{3j}\end{pmatrix}}}$,

F_ij étant la composante selon ${\displaystyle {\vec {e_{i}}}}$ du vecteur-force s'exerçant sur la face j.

La surface de chaque facette étant a², on peut définir neuf composantes σ_ij homogènes à des contraintes :

${\displaystyle \sigma _{ij}={\frac {F_{ij}}{a^{2}}}}$

On décrit donc l'état de contrainte par le tenseur :

${\displaystyle \mathrm {T} (\mathrm {M} )={\begin{pmatrix}\sigma _{11}&\sigma _{12}&\sigma _{13}\\\sigma _{21}&\sigma _{22}&\sigma _{23}\\\sigma _{31}&\sigma _{32}&\sigma _{33}\\\end{pmatrix}}}$

T est un tenseur d'ordre 2, à 3 lignes et 3 colonnes. Il est défini localement pour un point M donné.

En mécanique, on n'utilise pas toujours la notation généralisée ${\displaystyle ({\vec {e_{i}}})}$ pour la base. Si l'on note la base ${\displaystyle ({\vec {x}},{\vec {y}},{\vec {z}})}$, les composantes du tenseur se notent alors :

${\displaystyle \mathrm {T} (\mathrm {M} )={\begin{pmatrix}\sigma _{xx}&\sigma _{xy}&\sigma _{xz}\\\sigma _{yx}&\sigma _{yy}&\sigma _{yz}\\\sigma _{zx}&\sigma _{zy}&\sigma _{zz}\\\end{pmatrix}}}$

Les termes hors diagonale correspondant à du cisaillement, on les note souvent τ_ij, les composantes du tenseur se notent alors :

${\displaystyle \mathrm {T} (\mathrm {M} )={\begin{pmatrix}\sigma _{xx}&\tau _{xy}&\tau _{xz}\\\tau _{yx}&\sigma _{yy}&\tau _{yz}\\\tau _{zx}&\tau _{zy}&\sigma _{zz}\\\end{pmatrix}}}$

Le tenseur des contraintes est toujours symétrique, c'est-à-dire que :

${\displaystyle \sigma _{ij}=\sigma _{ji}}$

ce qui traduit l'équilibre en moment d'un volume infinitésimal.

Le tenseur s'écrit donc :

${\displaystyle \mathrm {T} _{ij}={\begin{pmatrix}\sigma _{11}&\sigma _{12}&\sigma _{13}\\\sigma _{12}&\sigma _{22}&\sigma _{23}\\\sigma _{13}&\sigma _{23}&\sigma _{33}\\\end{pmatrix}}}$.

Du fait de cette symétrie, on peut écrire le tenseur comme un vecteur, selon la notation de Voigt : en définissant

• σ₁ = σ₁₁, σ₂ = σ₂₂, σ₃ = σ₃₃ ;
• σ₄ = σ₂₃ = σ₃₂, σ₅ = σ₁₃ = σ₃₁, σ₆ = σ₁₂ = σ₂₁ ;

On peut alors mettre le tenseur sous la forme :

${\displaystyle \mathrm {T} _{i}={\begin{pmatrix}\sigma _{1}\\\sigma _{2}\\\sigma _{3}\\\sigma _{4}\\\sigma _{5}\\\sigma _{6}\\\end{pmatrix}}}$.

Ceci facilite l'écriture de la loi de Hooke généralisée. On voit aussi que l'espace des contraintes est un espace vectoriel à six dimensions.

La contrainte moyenne est la moyenne arithmétique des contraintes normales, donc le tiers de la trace du tenseur :

${\displaystyle {\bar {\sigma }}={\frac {\mathrm {tr} (\mathrm {T} )}{3}}={\frac {\sigma _{11}+\sigma _{22}+\sigma _{33}}{3}}}$

Sa valeur ne dépend pas du repère {x, y, z} utilisé (la trace est un invariant du tenseur).

La pression isostatique p est la pression hydrostatique qui, dans le cas d'un matériau isotrope, produirait la même variation de volume (par rapport à l'état de repos) que le tenseur des contraintes T :

• avec la convention usuelle de la mécanique des milieux continus (contraintes normales positives en extension) :

  ${\displaystyle p=-{\bar {\sigma }}}$ ;

• avec la convention contraire (contraintes normales positives en compression) :

  ${\displaystyle p={\bar {\sigma }}}$.

La pression isostatique est une généralisation de la notion de pression hydrostatique dans les liquides. En sciences de la Terre, on parle de pression lithostatique (avec souvent la convention des contraintes normales positives en compression).

Une manière simple de déterminer le tenseur des contraintes consiste à employer le « principe de la coupure ». Il s'agit d'une opération de pensée dans laquelle on scie l'objet selon un plan donné.

Supposons un solide se déformant sous l'effet de deux forces extérieures opposées. Si l'on coupe le solide en deux et que l'on sépare les moitiés, alors chaque moitié n'est soumise qu'à une seule force et donc n'est plus déformée mais mise en mouvement. Pour que chaque moitié retrouve sa déformation, il faut exercer une pression sur chacune des faces de la coupure.

Lorsqu'il y a des symétries évidentes à un problème, le choix de plans de coupe judicieux permet de déterminer de manière simple le tenseur des contraintes. C'est ainsi que l'on peut déterminer que dans le cas de la torsion d'un tube, on a un cisaillement pur.

Tétraèdre permettant de calculer le vecteur-contrainte normal à une face quelconque

Considérons le petit élément de volume ${\displaystyle d\tau }$ délimité par le tétraèdre de sommets O, (dx₁,0,0), (0,dx₂,0), (0,0,dx₃). Les vecteurs normaux aux faces sont donc ${\displaystyle {\vec {e}}_{1},{\vec {e}}_{2},{\vec {e}}_{3}}$ et le vecteur de composantes ${\displaystyle (1/\mathrm {d} x_{1},1/\mathrm {d} x_{2},1/\mathrm {d} x_{3})}$. La force ${\displaystyle {\vec {\mathrm {F} }}}$ s'exerçant sur une face vérifie

${\displaystyle {\vec {\mathrm {F} }}=\mathrm {T} \cdot {\vec {n}}}$

où ${\displaystyle {\vec {n}}}$ le vecteur caractéristique de la face, c'est-à-dire le vecteur normal ayant pour norme l'aire de la face.

On a par exemple sur la face [O, (dx₁,0,0), (0,dx₂,0)], la relation

${\displaystyle {\vec {\mathrm {F} }}={\begin{pmatrix}\mathrm {F} _{1}\\\mathrm {F} _{2}\\\mathrm {F} _{3}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\sigma _{11}&\sigma _{12}&\sigma _{13}\\\sigma _{12}&\sigma _{22}&\sigma _{23}\\\sigma _{13}&\sigma _{23}&\sigma _{33}\\\end{pmatrix}}\cdot {\begin{pmatrix}0\\0\\{\frac {1}{2}}\,\mathrm {d} x_{1}\,\mathrm {d} x_{2}\\\end{pmatrix}}}$

Puisque le tenseur des contraintes est une matrice symétrique réelle, il existe (au moins) une base orthonormée de l'espace dans laquelle le tenseur des contraintes est une matrice diagonale :

${\displaystyle \mathrm {T} _{ij}={\begin{pmatrix}\sigma _{1}&0&0\\0&\sigma _{2}&0\\0&0&\sigma _{3}\\\end{pmatrix}}}$.

Les valeurs σ₁, σ₂ et σ₃ sont appelées contraintes principales (il ne faut pas les confondre avec les contraintes en notation de Voigt).

On rencontre également souvent la notation :

${\displaystyle \mathrm {\overset {=}{\sigma }} ={\begin{pmatrix}\sigma _{\mathrm {I} }&0&0\\0&\sigma _{\mathrm {II} }&0\\0&0&\sigma _{\mathrm {III} }\\\end{pmatrix}}_{({\overrightarrow {\mathrm {I} }},{\overrightarrow {\mathrm {II} }},{\overrightarrow {\mathrm {III} }})}}$

où σ_I, σ_II et σ_III sont les contraintes principales et ${\displaystyle ({\overrightarrow {\mathrm {I} }},{\overrightarrow {\mathrm {II} }},{\overrightarrow {\mathrm {III} }})}$ un repère principal, c'est-à-dire un repère dans lequel la représentation matricielle du tenseur est diagonale.

Les contraintes principales ${\displaystyle \sigma _{1}}$, ${\displaystyle \sigma _{2}}$ et ${\displaystyle \sigma _{3}}$ permettent de déterminer les invariants du tenseur, c'est-à-dire les grandeurs caractéristiques qui ne dépendent pas de la base choisie :

${\displaystyle \mathrm {I} _{1}=\mathrm {tr} (\mathrm {T} _{ij})=\sigma _{1}+\sigma _{2}+\sigma _{3}\;}$ ;

${\displaystyle \mathrm {I} _{2}=\mathrm {tr} [\mathrm {com} (\mathrm {T} _{ij})]={\frac {1}{2}}[\mathrm {tr} (\mathrm {T} _{ij})^{2}-\mathrm {tr} (\mathrm {T} _{ij}\mathrm {T} _{ij}^{T})]=\sigma _{1}\sigma _{2}+\sigma _{2}\sigma _{3}+\sigma _{3}\sigma _{1}}$ ;

${\displaystyle \mathrm {I} _{3}=\mathrm {det} (\mathrm {T} _{ij})=\sigma _{1}\sigma _{2}\sigma _{3}\;}$.

Notons que l'on a :

${\displaystyle p={\frac {\mathrm {I} _{1}}{3}}}$

Le tenseur des contraintes peut se décomposer en une somme de deux tenseurs : le déviateur (s_ij ) et la pression isostatique p ⋅ (δ_ij ) :

${\displaystyle \mathrm {T} _{ij}={\begin{pmatrix}s_{11}&s_{12}&s_{13}\\s_{12}&s_{22}&s_{23}\\s_{13}&s_{23}&s_{33}\\\end{pmatrix}}+{\begin{pmatrix}p&0&0\\0&p&0\\0&0&p\\\end{pmatrix}}}$.

Cette décomposition simplifie l'expression des énergies de déformation élastique, de changement de volume et de distorsion.

Le déviateur a les mêmes directions principales que le tenseur des contraintes, on a alors dans ce repère :

${\displaystyle s_{ij}={\begin{pmatrix}s_{1}&0&0\\0&s_{2}&0\\0&0&s_{3}\\\end{pmatrix}}}$.

On peut définir des invariants pour le déviateur :

${\displaystyle \mathrm {J} _{1}=s_{1}+s_{2}+s_{3}=\mathrm {tr} (s_{ij})=0}$ ;

${\displaystyle \mathrm {J} _{2}=-s_{1}s_{2}-s_{2}s_{3}-s_{1}s_{3}}$ ;

${\displaystyle \mathrm {J} _{3}=s_{1}s_{2}s_{3}=\mathrm {det} (s_{ij})}$.

Notons que l'on a aussi :

${\displaystyle \mathrm {J} _{1}=s_{11}+s_{22}+s_{33}}$ ;

${\displaystyle {\begin{aligned}\mathrm {J} _{2}&={\tfrac {1}{2}}\sum _{i,j}s_{ij}s_{ji}\\&={\tfrac {1}{2}}(s_{1}^{2}+s_{2}^{2}+s_{3}^{2})\\&={\tfrac {1}{6}}\left((\sigma _{11}-\sigma _{22})^{2}+(\sigma _{22}-\sigma _{33})^{2}+(\sigma _{33}-\sigma _{11})^{2}+6(\sigma _{12}^{2}+\sigma _{23}^{2}+\sigma _{13}^{2})\right)\\&={\tfrac {1}{6}}\left((\sigma _{1}-\sigma _{2})^{2}+(\sigma _{2}-\sigma _{3})^{2}+(\sigma _{1}-\sigma _{3})^{2}\right)\\&={\tfrac {1}{3}}\mathrm {I} _{1}^{2}-\mathrm {I} _{2}\\\end{aligned}}}$ ;

${\displaystyle {\begin{aligned}\mathrm {J} _{3}&={\tfrac {1}{3}}\sum _{i,j,k}s_{ij}s_{jk}s_{ki}\\&={\tfrac {1}{3}}(s_{1}^{3}+s_{2}^{3}+s_{3}^{3})\\&=s_{1}s_{2}s_{3}\\&={\tfrac {2}{27}}\mathrm {I} _{1}^{3}-{\tfrac {1}{3}}\mathrm {I} _{1}\mathrm {I} _{2}+\mathrm {I} _{3}\end{aligned}}}$.

Ces invariants sont utiles pour définir le domaine élastique et la contrainte de comparaison.

Il est souvent utile de synthétiser le tenseur des contraintes par un scalaire, appelé « contrainte équivalente », σ_e :

${\displaystyle \sigma _{e}=f(\sigma _{ij})}$

On peut ensuite comparer cette valeur avec les paramètres du matériau établis par l'essai de traction uniaxial, et notamment la limite d'élasticité R_e et la résistance à la traction R_m. Les deux contraintes équivalentes les plus utilisées sont celles de Tresca et de von Mises.

Cette approche est toutefois insuffisante dans les cas d'endommagement complexe, comme la fatigue pour des contraintes triaxiales.

La triaxialité des contraintes, notée η (lettre grecque « êta »), est le rapport entre la contrainte isostatique et la contrainte équivalente de von Mises :

${\displaystyle \eta ={\frac {{\frac {1}{3}}\mathrm {Tr} ({\overline {\overline {\sigma }}})}{\sigma _{eq}^{VM}}}}$

Ce paramètre est important dans l'étude de l'endommagement et de la mécanique de la rupture. Dans les cas simples, on a :

• cisaillement pur : ${\displaystyle \eta =0}$
• traction uniaxiale : ${\displaystyle \eta =0{,}33}$
• équi-bitraction : ${\displaystyle \eta =0{,}66}$
• compression uniaxiale : ${\displaystyle \eta =-0{,}33}$
• pression hydrostatique : ${\displaystyle \eta \rightarrow -\infty }$

La linéarisation des contraintes est une méthode utilisée pour l'étude des enveloppes minces et en particulier des appareils sous pression. Elle consiste à décomposer le tenseur des contraintes en une contrainte de membrane et une contrainte de flexion.

Pour cela, on définit une ligne perpendiculaire à la surface libre, désignée ci-dessous comme l'axe x, et dont la longueur L est l'épaisseur de la paroi :

contrainte de membrane : ${\displaystyle \sigma _{\mathrm {m} }={\frac {1}{\mathrm {L} }}\int _{0}^{\mathrm {L} }\sigma (x)\cdot \mathrm {d} x}$

contrainte de flexion : ${\displaystyle \sigma _{\mathrm {f} }={\frac {12}{\mathrm {L} ^{3}}}\int _{0}^{\mathrm {L} }\sigma (x)\cdot x\cdot \mathrm {d} x}$

où σ est une composante du tenseur des contraintes. On linéarise ainsi chaque composante du tenseur.