Cours Treillis

L3 STPI Meca Parcours STM et MI FLSI655 : Structures et Dimensionnement

Les treillis

1

Les treillis et portiques 1. 2. 3. 4. 5.

Rappel su sur le les po poutres re rectilig ign nes Généralités ssuur tr treillis Cal alcu culs ls des ef effforts orts dan anss le less ba barr rres es Calcul des déplacements Exemple complet

2


Rappel su sur le les po poutres re rectilig ign nes Généralités su sur tr treillis Cal alcu culs ls des ef efffor orts ts dan anss le less ba barr rres es Calcul des déplacements Exemple complet

3

Sollicitations dans une barre quelconque

s e n g i l i t c e r s e r t u o p s e l r u s l e p p a R

B

r

F '

r

F

E, S, L

A

L : longueur initiale S : section E : module d’Young

Contrainte normale F N

r

FL ES

r

− F

F Extension

S

Allongement L

Conditions d’équilibres r r La barre AB, soumise aux forces F et F ' est à l’équilibre sir et seulement si r F et F ' sont colinéaires à B , de même normes et, de sens opposés

r

r

− F

F Compression

Remarque : dans le cas de barres comprimées, il convient en pratique d’examiner les risques de flambage

4

Formulaires des déformations de flexion plane simple


5

Principe de superposition Principe de superposition des déformations s Dans la limite des déformations élastiques, le vecteur déformation en un e n point, dû à un système de forces extérieures est égal à la somme g géométrique des vecteurs déformations dus à chacune des forces du i l i système agissant séparément.

t c e r s e r t u o p s e l r u s l e p p a R

Application Soit une poutre AB de longueur l. Cette poutre est encastré en B et supporte : - Une charge verticale uniformément répartie de densité p (N/m); - Une charge concentrée F appliquée en C d’abscisse a Valeur de la flèche en A Considérons les charges extérieures comme la superposition : - de la charge répartie seule (Cas 6) - de la charge concentrée seule (Cas 4) Principe de superposition : y A y Acas 6 y Acas 4

y A

F 6 EI

4

l a

2

2l

a

pl

8 EI

6

Systèmes hyperstatiques d’ordre 1 Système hyperstatique en équilibre Nombre d'inconnues de liaison Ns > Nombre d'équations algébriques d'équilibre rs h définit le degré d'hyperstatisme (nombre d'équations complémentaires qu'il faudra écrire pour résoudre le système).

s e n g i l i t c e Exemple d’un cas de systèmes hyperstatiques de degré 1 r s Une poutre 1 de section constante repose sur trois appuis de niveau sans e r adhérence 2,3 et 4 respectivement en A, B et C; ces appuis sont équidistants. t u Le plan (A, x, y ) est un plan de symétrie pour la poutre et pour les forces o extérieures qui lui sont appliquées. La poutre est soumise sur toute sa longueur à p une charge uniformément répartie de densité p (Nlm). s e l r u s l e p p 7 a R r

r

r

r

r

Systèmes hyperstatiques d’ordre 1 r

r

r

Désignons par A, B et C les résultantes des actions mécaniques des appuis 2, 3, s 4 en A, B, C. Modélisons la poutre 1 par sa ligne moyenne et plaçons les e résultantes A, B, C des actions des appuis.

n g i l i t c e r s e r t u  Étude de l'équilibre de la poutre o On note A, B, C les normes des vecteurs A, B et C . p s Équations algébriques d'équilibre de 1 : e l A+B+C-pl = 0 (a) r A=C (b) u s l Les équations algébriques d'équilibre de 1 sont au nombre de rs = 2 alors que le e p nombre des inconnues de liaison est de Ns = 3. La poutre 1 est donc bien en p équilibre hyperstatique d'ordre h = 1. 8 a Pour résoudre ce système il faut donc une équation complémentaire. R r

r

r

Systèmes hyperstatiques d’ordre 1 Principe de superposition des déformations s Il nous permet de trouver cette équation. e 

n g Modèle de la poutre 1 soumise seulement à la charge répartie p ; l'appui central i l 3 en B a été supprimé. i t c e r s e r t u o p s 4 e pl 5 pl l A1 = C1 = et pour la flèche partielle en B: y1B = r 2 384EI Gz u s l e p p 9 a R

Systèmes hyperstatiques d’ordre 1

s Modèle de la poutre 1 soumise seulement à l'action extérieure de l'appui 3 en B. e Bien entendu ce cas de charge est fictif et on observe que les actions partielles n des appuis 2 et 4 en A et C sont inversées. g i l i t c e r s e r t u o p s 3 e B Bl l A 2 = C 2 = et pour la flèche partielle en B : y 2 B = 2 48EI Gz r u s l e p p 10 a R

Systèmes hyperstatiques d’ordre 1 Modèle initial de la poutre et des charges

s e n g i l i t c e r s e r 5 pl 4 Bl3 t y B = y1B + y 2 B donc − + =0 u 384EI Gz 48EI Gz o p s La résolution du système (a), (b), (c) permet d’écrire e l r u 3 pl 5 pl 3 pl s A= ; B= ; B= l 16 8 16 e p p a R

( c)

11

Energie de déformation dans une poutre 

Energie de déformation dans un tronçon de poutre

s Soit une poutre sollicitée dans une section droite (S) de centre de surface G et e de repère local principal (G, x, y, z ) , par son torseur de cohésion. n g i Rappel : en sollicitations simples, en un point M quelconque de (S), l’état de l i t contrainte est tel que les termes σ y , σ z ,τ yz = τ zy sont nuls et par conséquent c l’expression caractéristique des contraintes dans la section droite est donnée e r sur une facette de normale x par : s Σ(M, x ) = σ x x + τ xy y + τ xz z = σ x x + τ xt t e r 2 2 2 t Avec : τ xt = τ xy + τ xz et t vecteur unitaire de la contrainte tangentielle dans la u section o p s e l r u s l e p p 12 a R r

r r

r

r

r

r

r

r

r

r

r

Energie de déformation dans une poutre 

Energie de déformation dans un tronçon de poutre

s Le torseur de cohésion ne dépend que de l'abscisse x, sur la ligne moyenne, de e n la section (S). Sur un tronçon infiniment petit dx autour de (S), on considère g négligeable les variations du torseur de cohésion. i l En considérant dans le tronçon de poutre, le prisme de volume élémentaire i t dv = dx dy dz autour d'un point M, on en déduit pour l'énergie de déformation c e élémentaire : r 1 ⎡1 2 1 2 ⎤ s dU = ⎢ σ x + τ xt ⎥ dx dydz e 2 ⎣E G ⎦ r t u o Aussi dans une section droite (S) donnée, les contraintes σ et τ ne varient x xt p s qu'en fonction des coordonnées locales (y, z ) du point M considéré d'où e l'expression : l ⎤ r 1 ⎡1 1 2 2 dU = ⎢ ∫ σ x dS + ∫ τ xt dS⎥ dx u s 2 ⎢⎣ E (S) G (S) ⎥⎦ l e p p 13 a R

Energie de déformation dans une poutre

s  Cas de l’extension compression e n g Soit une sollicitation d’extension dans la section droite (S) de la poutre. Le i l torseur de cohésion dans cette section est défini en G par : i t c ⎧ N 0⎫ e r {τ coh }= ⎪⎨ 0 0⎪⎬ avec N > 0 s ⎪ 0 0⎪ e ⎭(x, y,z ) G⎩ r t u Donc l’énergie de déformation d’une poutre en extension s’écrit : o p s 1 N 2 e dU = dx l 2 ES r u s l e p p a R r v r

14

Energie de déformation dans une poutre

s  Cas de la flexion e n g Soit une sollicitation de flexion autour de l’axe (G, y) dans la section droite (S) i l de la poutre. Le torseur de cohésion dans cette section est défini en G par : i t c ⎧0 0 ⎫ e r {τ coh }= ⎪⎨0 M fy ⎪⎬ s ⎪0 0 ⎪ e ⎭( x, y,z ) G⎩ r t u Donc l’énergie de déformation d’une poutre en extension s’écrit : o p 2 s 1 M fy e dU = dx l 2 EIGY r u s l e p p 15 a R r

r v r

Théorème de Castigliano : énoncé


r

Fi r

Fi

∂U = ui ∂Fi Les déplacements et les forces sont pris au sens généralisé. r Par exemple pour un couple C,r d’axe n i , et de déplacement de rotation θi, autour de l’axe (Pi , n i ) , le théorème de Castigliano s’écrit :

∂U = θi ∂Fi 16

Théorème de Castigliano

s  Cas particulier e Considérons le cas particulier où parmi l'ensemble des n forces appliquées Fi; au n solide (E), les deux représentants F1 et F2 (appliqués respectivement en P et P ) 1 2 g i soient directement opposées et de même norme F. l i t On montre que si l'on exprime l'énergie de déformation U à l'aide de la valeur c commune F à F1 et F2 soit U = U(F, F3, . . . , Fn,), l'application du théorème de e r Castigliano donne : s ∂U e =u / r ∂F t u o p avec u1/2 déplacement relatif des deux points d'application P1 et P2. s Ce résultat sera utile pour la résolution des systèmes hyperstatiques. e l r u s l e p p 17 a R r

r

r

r

1 2

r

Théorème de Castigliano : Théorème de la charge fictive Le théorème de Castigliano => déplacement dans la direction d'un effort appliqué au solide étudié. Par contre, il semble ne pas permettre de déterminer des déplacements : - en un point du solide où aucune force n'est appliquée ; - si les charges sont réparties sur une partie du solide.

s e n g i l i t c La méthode de la charge fictive permet de répondre à cette interrogation. e r Considérons un solide (E) soumis à un ensemble quelconque de forces s concentrées Fi ou réparties pi . On souhaite déterminer en un point P le e déplacement algébrique u dans une direction n. r t u Considérons une charge fictive F appliquée en P dans la direction de n . o f p L'énergie de déformation dans le solide est alors une fonction de l'ensemble des s forces : U = U(pi Fi,Ff ). e Appliquons ensuite le théorème de Castigliano en introduisant au terme de la l r dérivation, le fait que la charge fictive Ff soit nulle d'où : u s ⎛ ∂U pi , F i , F f ⎞ l ⎜ ⎟ =u e ⎜ ⎟ p ∂ F f ⎝ ⎠F f = 0 p 18 a R r

r

r

r

r

)

Résolution des systèmes extérieurement hyperstatiques

s Soit une structure (E) soumise à un ensemble e n de m forces Fi appliquées aux points Pi. g L’énergie de déformation est : i l U = U(F1, F2, …, Fi, …, Fm) i t c e r Solide en liaison avec l’extérieur de telle sorte s que l’ensemble soit extérieurement e r hyperstastique de degré n. t u o (E) est soumis à k action de liaison R de norme Rj. On considère les n j p premières composantes comme les inconnues hyperstatique s e l r u Equation de la statique  k-n actions de liaison Rj en fonction des m forces Fi s et des n inconnues de liaison choisies comme inconnues hyperstatiques : l e R j=f i(F1, F2, …, Fi, …, Fm, R1, R2, …, Rn) avec j=n+1 à k p p 19 a R r

r

r

Résolution des systèmes extérieurement hyperstatiques

s e Soit une structure (E’) rendu isostatique en n libérant les ddl correspondant aux n inconnues g hyperstatiques de liaison et en considérant ces i l i t derniers comme des forces données dont les c points d’application ont un déplacement nul. e Energie de déformation de (E’) : r s U’ = U’(F1, F2, …, Fi, …, Fm, R1, R2, …, Rn) e r t u o ∂U′ p =0 Théorème de Ménabréa : ∂R j s e l r u s l e p p a R

j = 1 à n

20


Rappel sur les poutres rectilignes Généralités sur treillis Calculs des efforts dans les barres Calcul des déplacements Exemple complet

21

Définition Un système réticulé (ou treillis) est un système composé de barres droites articulées entre elles à leurs extrémités. On appelle nœuds les points d’articulation communs à plusieurs barres. Lorsque les barres et les forces appliquées sont dans un même plan, le système est un système réticulé plan.

s Un système triangulé est un système réticulé formé de triangles juxtaposés. i l l i e r t s e l r u s s é t i l a r é n é 22 G

Utilisation Avantages : légèreté, économique, inertie flexionnelle adaptée par variation de hauteur de la poutre Inconvénients : temps de mise en œuvre importants

s i l l i e r t s e l r u s s é t i l a r é n é G

Matériaux : acier, bois, aluminium 23

Hypothèses Pour déterminer les actions de liaison, on assimilera le système réticulé à un système matériel rigide 

Par définition, un système matériel est constitué de solides au sens de la statique, ces solides sont donc indéformables, les barres ont une longueur invariante quel que soit l’intensité des efforts normaux et on néglige la déformation axiale des barres provenant des sollicitations de traction ou compression. Par rigide, on entend que le treillis est stable (isostatique ou hyperstatique)

s  Les barres sont modélisées par leur ligne moyenne (ligne passant par le i l l i CDG des sections droites). e  On suppose les barres articulées sans frottement aux nœuds (articulation r parfaite d’axe z perpendiculaire au plan du treillis) t s En pratique, en construction métallique le nœud est constitué d’une plaque nommée gousset sur e laquelle les barres sont le plus souvent boulonnées ou soudées. De plus certaines barres sont l continues au passage d’un nœud. Parfois, lorsque les barres sont des profils creux, elles sont soudées r au niveau de leurs intersections. Néanmoins tant que la longueur des barres reste grande devant les u dimensions l’assemblage, on peut considérer sans grande erreur (quelques %) que cet assemblage s se comportedecomme une articulation. s é t i l a r é n é 24 G

Hypothèses On néglige le poids propre des barres devant les autres charges sollicitant le treillis. 



Les forces extérieures sont toujours ponctuelles et appliquées au nœuds.



Les calculs sont conduit exclusivement en élasticité.

s i l  Les liaisons avec l’extérieur sont des appuis fixes ou des appuis mobiles l i e r t s e l r u s s é t i l a r é n é 25 G

Degré d’hyperstatisme extérieur et intérieur

Avant de résoudre un système à nœuds articulés, il convient d'examiner les degrés d'hyperstatisme extérieur et intérieur pouvant compliquer la résolution. On note pour un système plan donné : - b le nombre de barres ; - n le nombre de nœuds ; s i l - r le nombre d'inconnues de liaison avec l'extérieur.

l i e  Le nombre total n d'inconnues statiques est la somme des b efforts intérieurs i r t dans les barres et des r inconnues de liaisons : ni = b + r . s e l  Si l'on isole un nœud, on remarque que les forces s'exerçant sur ce nœud r sont toutes concourantes en celui-ci. En conséquence, l'équilibre statique du u nœud implique la nullité de la résultante des forces, soit l'obtention dans le plan s s de deux équations algébriques d'équilibre statique par nœud. Le nombre total ne é d'équations de la statique disponible dans le plan est donc : ne = 2n. t i l a  Le degré d'hyperstatisme h du système se décompose en he degrés r é d'hyperstatisme extérieur et hi degrés d'hyperstatisme intérieur. Aussi, on a la n relation : h=he+hi=ne-ni. é 26 G

Degré d’hyperstatisme extérieur et intérieur Parmi les ne équations, trois suffisent à déterminer les inconnues de liaison d'un système isostatique extérieurement. Cette remarque amène à écrire la dernière relation sous la forme :

h

r

3

1 2 3

b

2 n

3

142 4 43 4

s he hi i l l i e  Degré d'hyperstatisme extérieur r t Si r <3 ; he< 0 : le système est instable extérieurement . Les conditions d'appuis s -sont insuffisantes. e l r - Si r = 3 ; he = 0 : le système est isostatique extérieurement . Les actions de u liaisons sont entièrement déterminées par les équations de la statique. s s - Si r > 3 ; he > 0 : le système est hyperstatique extérieurement . Il est nécessaire é d'écrire des équations supplémentaires pour déterminer les actions de liaisons. t i l a r é n é 27 G

Degré d’hyperstatisme extérieur et intérieur



Degré d'hyperstatisme intérieur

- Si b < 2n - 3 ; hi < 0 : le système est instable intérieurement . Les efforts extérieurs déforment énormément la structure si bien qu'elle ne satisfait plus à l'hypothèse des petits déplacements énoncée en résistance des matériaux.

s i - Si b = 2n - 3; hi = 0 : le système est isostatique intérieurement . Les efforts l l i intérieurs dans les barres sont entièrement déterminés par les équations de la e statique. r t s - Si b > 2n-3 : hi > 0 : le système est hyperstatique intérieurement . Il est e nécessaire d'écrire des équations supplémentaires pour déterminer les efforts l r intérieurs. u s s é t i l a r é n é 28 G



29

Méthode d’équilibre des nœuds

Système plan isostatique

Soit un système plan à n nœuds articulés dans r r un repère (O, x, y ) . Isolons un nœud quelconque i reliant plusieurs barres. Sur ce nœud s'exercent un certain nombrer r d'efforts extérieurs Fk et d'efforts normaux N N jdans les barres.

s e r r a b s e l s n r r r a Fk + N j = 0 L’équilibre du nœud i s’écrit : d k j s t r Soit ϕk et ϕ j les angles entre l'axe x et respectivement la droite d'action des o efforts extérieurs et intérieurs. La projection de la relation vectorielle ci-dessus f f sur les axes du repère permet d'écrire pour le nœud i deux équations e s algébriques : e ⎧∑ Fk cos ϕ k +∑ N j cos ϕ j = 0 d ⎪ k j l ⎨ u ⎪∑ Fk sin ϕ k +∑ N j sin ϕ j = 0 c l k j ⎩ 30 a

∑

r

∑

Méthode d’équilibre des sections

Système plan isostatique

s e Les équations de la statique fournissent trois équations d'équilibre pour tout ou r r partie d'un système plan isolé. Si le système est isostatique, l'isolement de la a structure entière permet d'obtenir les actions de liaisons. b s e l La méthode d'équilibre des sections ou << méthode de Ritter >> consiste à s isoler une partie du système de telle sorte que n'apparaissent que trois n a inconnues d'efforts intérieurs. Les droites d'action de ces inconnues étant d souvent concourantes, on écrit de préférence, parmi les équations de la statique s disponibles, les équations de moment par rapport à ces points de concours. t r Cette démarche a pour effet de ne conserver qu'une inconnue dans l'équation o obtenue. f f e s e d l u c l 31 a

Méthode d’équilibre des sections

Exemple

Soit un système triangulé constitué de barres de longueur unitaire et sollicité aux nœuds sommets r r r C et D par deux forces F1 = F2 = −F y.

s e r r Equilibre statique a  R A = R B = F y b de la structure entière s e l s Isolons la partie gauche de la structure en effectuant une coupure fictive au n travers des sections des barres 2, 3 et 4. On remarque qu'une équation a algébrique de moment en E permet le calcul de l'inconnue N4. d s t Hypothèse de travail. On suppose chaque effort r normal positif (N > O, barre en extension). Si le o f calcul contredit cette hypothèse (N < O), la barre f e est donc comprimée. s e La méthode d'équilibre des sections est simple d et applicable dans la plupart des systèmes à l u nœuds articulés. Elle est très pratique pour c l obtenir un effort particulier 32 a r

r

r

Levée de l’hyperstatisme

s e r r a b s e l s n a d s t r o f f e s e d l u c l a

Dans le cas d'un système hyperstatique extérieurement et/ou intérieurement, il convient d'appliquer les méthodes de levée de l'hyperstatisme utilisant les théorèmes de Catigliano-Ménabréa. Rappelons que dans une barre i d'un système à nœuds articulés ne règne qu'un effort normal Ni constant tout le long de la barre. L'énergie de déformation Ui de cette barre de longueur Li, de section Si et de module d'Young Ei s'écrit donc :

Ui

=

1 N i2 Li 2 E iSi

Pour un système composé de b barres, l’énergie totale U a pour expression : U=

b

b

1 N i2 Li

∑U = ∑ 2 E S i

i =1

i =1

i

i

33



34

Théorème de Castigliano et de la charge fictive La connaissance des efforts intérieurs et de liaison permet d'écrire l'expression de l'énergie de déformation du système, ceci à l'aide de la relation (voir partie rappel). Au nœud et dans la direction d'un effort extérieur, le déplacement est donné par le théorème de Castigliano. Pour tout autre déplacement, on a recours à l'introduction d'une charge extérieure fictive (voir le théorème de la charge fictive).

s e r r a b s e l s n Méthode de compatibilité des déplacements a d Soit une barre i de longueur Li dans un plan (O, x, y ) . Les nœuds extrémités s de la barre ont pour coordonnées : A (x , y ) et A (x , y ). La barre fait un angle ϕ t i i i j j j i r avec l'axe (O, x ). o f f e s e d l u c l 35 a r

r

r

Méthode de compatibilité des déplacements

s e r r a b s e l s n a d 2 2 2 ( ) ( ) = − + − L x x y y Longueur de la barre L : i j i i j i s t r o Au cours d'une petite déformation, les nœuds Ai et A j viennent se positionner en f f A i' (x i + dx i , yi + dyi ) et A j' (x j + dx j , y j + dy j ) et la barre subit en conséquence e s un petit allongement dLi. Faisons apparaître ces termes en différenciant la e relation précédente : d l 2Li dLi = 2 x j − x i dx j − dx i + 2 y i − y j dyi − dy j u c l 36 a

Cours Treillis

Recommend Documents