Détermination des contraintes résiduelles par diffractométrie X

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Physique du choc-laser : l’interaction confinée

La formation d’ondes de choc avec une amplitude suffisante pour déformer plastiquement les métaux et modifier leurs propriétés nécessite des impulsions laser de forte énergie pendant des temps très courts afin d’entraîner directement la sublimation des couches atomiques en surface et d’éviter de la fusion superficielle [Clauer, 1981].

Des densités de puissance supérieures à 0,1 GW/cm2 pour des temps d’émissions de l’énergie laser inférieurs à 100 ns sont nécessaires pour obtenir des pressions de choc suffisantes. Les lasers impulsionnels de type Nd-verre ou Nd-YAG délivrant des impulsions de quelques J en quelques ns sont donc adaptés au traitement de CL. Généralement, il s’agit de sources délivrant de 0.5 J à 40 J par impulsion, avec des durées de 5 à 25 ns, et sur des diamètres d’impacts de 0,5 mm à 8-10 mm. Certaines configurations particulières [Zhang, 2004] utilisent des micro-impacts laser de taille moins de 50 µm.

Le mécanisme de l’interaction est décrit comme suit : lors de l’interaction laser-matière, le matériau chauffé se vaporise (sur une épaisseur de l’ordre de 1 µm) jusqu’à atteindre des températures supérieures à plusieurs dizaines de milliers de K, au delà desquelles les atomes s’ionisent en libérant des électrons et forment un plasma. Les températures atteintes dans le plasma correspondent alors à des pressions élevées pouvant atteindre à 0,5 GPa en interaction directe à haute densité de puissance (> 10 GW/cm2). On parle d’ablation directe de la surface (Figure I-1) et, lors de la détente en pression du plasma, deux ondes de choc sont émises simultanément, l’une en retour dans l’air et la seconde vers la surface du matériau qui va se propager en le déformant plastiquement.

Anderholm [Anderholm, 1968] montre alors que, en utilisant un milieu transparent à la lumière laser pressé contre la surface métallique, l’expansion hydrodynamique du plasma au niveau de la région de confinement génère l’impulsion de pression nécessaire (grande amplitude, durée réduite) à l’utilisation du choc-laser comme traitement superficiel des matériaux. C’est la base du traitement en mode de plasma confiné (Figure I-2).

Ce confinement a deux effets : (1) l’augmentation de la pression du plasma par limitation de sa détente, (2) l’allongement du temps de maintien de cette pression pendant le refroidissement adiabatique du plasma.

Pressions induites par choc-laser

Le régime confiné a été modélisé par Fabbro & Fournier [Fabbro, 1990] en considérant le plasma comme un gaz parfait, et pour une densité de puissance laser incidente constante (pulse laser carré) notée I0 (GW/cm2), pendant la durée τ du pulse. On aboutit alors [Fabbro, 1990] à une formulation analytique, pour considérer le taux d’absorption de la densité de puissance I0 incidente : 2α +3P(GPa) = 0,01 α ⋅Z⋅I0 (I-1)

Avec I0 =intensité laser (GW/cm2), Z= impédance de choc réduite (=ρ.D en g.cm-2s-1), u= vitesse matérielle et D= vitesse des ondes de choc (m.s-1), α = proportion d’énergie contribuant à la montée en pression du plasma = 0,3 à 0,4.

Le résultat important de cette modélisation, améliorée récemment [Sollier, 2002], est que, en mode confiné, la pression est fonction de la racine carrée de la densité de puissance incidente. Pratiquement, c’est l’eau qui joue le plus souvent ce rôle de confinement.

En interaction confinée, la formule analytique donnant la pression d’impact pour un confinement par de l’eau ou du verre devient alors : P(GPa) = 1,7 ⋅ I0 (GW / cm2 ) (I-2)

Dans le cas d’un confinement par eau sur une surface d’aluminium, on s’aperçoit alors que le confinement permet d’obtenir des pressions crêtes de 6 à 10 fois supérieures à celles obtenues en ablation directe (exemple : 5 GPa contre 0,6 GPa à 8 GW/cm2), et des pics de pression environ 2 fois plus longs que la durée de l’impulsion laser (Figure I-3).

Au delà d’un certain flux, intervient un phénomène de saturation en pression qui n’est pas prévu par le modèle analytique et qui est dû à un phénomène de claquage diélectrique (l’eau s’ionise autour d’impuretés et absorbe le rayonnement laser) [Berthe, 1998]. Des mesures de pression d’impact par vélocimétrie Doppler- VISAR ([Berthe, 1997], [Berthe, 1999]), permettent de mettre en évidence ce phénomène, et montrent que les seuils de claquage dépendent de la longueur d’onde et de la durée d’impulsion.

Dans les gammes de durée d’impulsion classiquement utilisées pour le choc-laser (10-20 ns), les pressions d’impact sont limitées à environ 5 GPa pour une longueur d’onde de 1,06 µm (à 10 GW/cm2) ou de 0,532 µm (à 7 GW/cm2). Dans notre étude, seule une longueur d’onde de 0,532 µm est utilisée (Figure I-4).

Influence du revêtement thermo-absorbant

L’application du choc laser comme un traitement purement mécanique générateur de contraintes résiduelles de compression passe par l’utilisation d’un revêtement protecteur destiné à éviter tout effet thermique en surface du matériau à traiter (Figure I-5). Même si certaines applications industrielles réalisent un traitement sans revêtement [Sano, 2006], la plupart d’entre elles protègent les surfaces à traiter par des revêtements appropriés (peintures organiques, adhésifs métalliques).

L’épaisseur de ce revêtement est généralement optimisée afin :

–de ne pas limiter les pressions d’impact transférées en surface du matériau traité en augmentant démesurément l’épaisseur du protecteur thermique,

–d’assurer par une épaisseur optimale, une protection efficace à haut flux et pour des tirs répétés. Des études récentes [Sollier, 2002] ont montré que les profils de température induits par des plasmas laser confinés dans le régime 2-8 GW/cm2 et 8-10 ns entraînaient des profondeurs affectées thermiquement toujours inférieurs à 40 µm. En tenant compte des épaisseurs de revêtements (adhésifs aluminium) utilisées dans la présente étude (70-100 µm), on peut considérer que la surface n’est soumise qu’à un impact mécanique.

Enfin, si l’impédance de choc (Z=ρxD) du revêtement est différente de celle du matériau traité, la transmission de l’onde de choc du revêtement au matériau va correspondre à une amplification si Zrevêtement < Zcible ou une atténuation de l’onde si Zrevêtement > Zcible. Le revêtement joue donc un triple rôle : (1) formation du plasma, (2) absorption des effets thermiques, (3) modification du profil de pression lors de la transmission de P(t) dans le matériau traité.

Effets induits dans les matériaux – généralités

La discontinuité de pression P=f(t) induite par le plasma entraîne, pour chaque impact laser, une plastification hétérogène des couches superficielles, à l’origine de la formation d’un champ de contraintes résiduelles de compression. Le mécanisme de formation des contraintes est présenté en Figure I-6. Lors de l’impact, la matière se déforme dans le sens vertical et dans le sens latéral. Ensuite, durant l’atténuation de l’onde de choc, par réaction de la matière environnante, la matière revient à ses côtes initiales élastiquement avec formation de contraintes de compression dans le plan de la surface. La plupart des études réalisées sur le sujet indiquent des niveaux de contraintes résiduelles de compression de l’ordre de 60 % à 80% de la limite d’élasticité du matériau de base. Ainsi, un alliage d’aluminium 7075 avec la limite d’élasticité de 400 MPa, présentera un niveau maximal de contraintes résiduelles de l’ordre de -300 MPa après choc-laser.

En raison des courtes durées d’impulsion de pression, les niveaux de durcissement induits par CL sont en général limités (environ +10 % à +30 %). Seuls les matériaux à écrouissage cyclique (aciers inoxydables 304 et 316) voient leur dureté et leur niveau de contraintes résiduelles augmenter nettement avec la répétition d’impacts [Sano, 2006].

Enfin, le choc-laser modifie assez peu la rugosité superficielle par rapport aux procédés concurrents (grenaillage, martelage), mais crée une ondulation de la surface liée à la répartition de pression sur chaque impact (Figure I-6a) et aux zones de recouvrement inter-impacts [Carboni, 2002].

Applications industrielles

Le choc-laser en tant que traitement générateur de contraintes résiduelles de compression a mis un certain temps avant d’aboutir à des applications industrielles.

L’industrie aérospatiale a été la première à déposer des brevets sur le choc laser en production pour le traitement des bords de turbine et des composants rotors ([Mannava, 1996], [Mannava, 1997]), des disques et des réducteurs [Ferrigno, 2001] ainsi que des composants de roulement [Casarcia, 1996].

General Electric Aircraft Engines aux Etats-Unis traite, par choc-laser, les bords d’attaque des aubes FAN en alliage de titane pour des avions militaires depuis 1997 pour renforcer la durabilité et la résistance à la fissuration sans endommager la surface de finition [Mannava, 1997] (Figure I-7). A partir de 2004, l’utilisation du choc-laser a été étendue aux avions civils.

Depuis 1995, la société Toshiba au Japon a également développé un système de renforcement, par choc-laser, des joints soudés des parois (internes et externes) en acier 304 des cuves de Réacteur à Eau Pressurisée. Les avantages du choc-laser pour cette application sont la possibilité de traiter les joints soudés en immersion dans la cuve d’eau sans arrêter la centrale nucléaire et la génération de contraintes résiduelles de compression profondes (autour de 800 µm) pour éviter la corrosion sous contrainte (Figure I-8).

Enfin, depuis 2002, MIC (Metal Improvement Company) a installé aux Etats-Unis la première usine de traitement par choc-laser, en collaboration avec LNLL (San Francisco), principalement dédiée pour l’instant à des pièces aéronautiques à forte valeur ajoutée. Une seconde usine a été installée en Grande Bretagne en 2005[Guernic, 2002].

Calcul des contraintes résiduelles induites par choc laser

Enfin, le modèle calcule le champ de contraintes résiduelles (CR) issus d’impacts géométriquement carrés et circulaires à partir du modèle d’une inclusion affleurant à la surface d’un massif semi-infini, et ce pour un matériau élasto-parfaitement plastique. La contrainte superficielle pour un impact circulaire de rayon r0, donne alors : σ surf = μ ⋅ ε P 1+ν − 4 2⋅⋅ 1πr02 1−ν (1+ν ) L (I-11)
La valeur de contrainte augmente donc avec la déformation plastique εp et, à εp constant, diminue avec la profondeur plastifiée L.

En présence de CR initiales σ0 la formule devient [Dubouchet, 1993] : −(σY +σ0)⋅ 1πr02σ surf = σ 0 − 4 2 (1+ν ) L (I-12)

La présence de contraintes initiales de compression a donc pour effet d’augmenter le seuil de plastification sous CL.

Simulations numériques (1999-2008)

La première simulation numérique en 2D axisymétrique publiée concernant le CL date de 1999 [Braisted, 1999]. Depuis, différents auteurs ([Chaieb, 2005], [Hirano, 2006], [Hu, 2006], [Peyre, 2007], [Morales, 2008], [Song, 2008-1, 2, 2009]) ont développé des simulations numériques du procédé de CL par la méthode des éléments finis, en utilisant essentiellement des algorithmes explicites pour le calcul des chocs [Braisted, 1999], suivis le plus souvent d’une étape de relaxation en mode explicit-implicit. Une synthèse de l’ensemble des publications ayant traité récemment de la simulation du CL est présentée dans le tableau I-2.

Analyse des contraintes par DRX : aspects théoriques

Différents ordres de contraintes

La méthode de diffractométrie X (DRX) permet d’analyser des déformations élastiques du réseau cristallin. Cependant, selon les conditions expérimentales et la microstructure des matériaux étudiés, l’information recueillie peut aller d’une déformation très locale au sein d’un réseau cristallin jusqu’à une déformation moyenne d’un ensemble de réseaux cristallins. Différentes échelles sont ainsi définies [Macherauch, 73] auxquelles sont associées différents ordres de contraintes internes. La Figure II-1 illustre la variation de la contrainte interne sur une distance traversant plusieurs grains.
Sont ainsi mis en évidence différents ordres de contraintes internes:
Ordre I : ce sont les contraintes internes macroscopiques. Elles s’étendent sur un nombre suffisant de grains et correspondent à une valeur moyenne sur le volume étudié, on les appelle également les contraintes résiduelles (CR) ;
Ordre II : ce sont les contraintes internes moyennes au sein du grain. Elles correspondent aux moyennes des contraintes d’ordre III.
Ordre III : ce sont les contraintes internes intra-cristallites. Elles sont inhomogènes sur quelques distances interatomiques. Elles correspondent aux fluctuations de contraintes à l’intérieur d’un grain.
Nous pouvons également, sur ces 3 ordres de contraintes, faire les remarques suivantes :
Les contraintes d’ordre I sont celles qui sont souvent prises en compte de façon macroscopique (c’est-à-dire de façon mécanique), parce que ce sont elles qui sont atteintes le plus facilement par l’analyse expérimentale et par le calcul, et les contraintes d’ordre III sont reliées à toutes les déformations existant à l’échelle du réseau cristallin. La définition des différentes échelles d’analyse des contraintes internes est donnée dans le Tableau II-1 [JI, 1989]. La relation entre les 3 ordres de contraintes dans un matériel polycristallin est décrite [Noyan, 1995] par : σRS=σI+σII+σIII (II-1)

Estimation des déformations en différentiant la loi de BRAGG

La déformation ε est estimée en différentiant la loi de BRAGG [Bragg, 1912]:
Δλ = 2[Δd ⋅ sin(θ ) + d ⋅ cos(θ )⋅ Δθ ] ⇒ ε = Δd = − cot g(θ ) ⋅ Δθ
Δλ = 0 ⇒ Δd ⋅ sin(θ ) = −d ⋅ cos(θ ) ⋅ Δθ d (II-2)

Système de coordonnées pour l’analyse de CR par DRX

Les méthodes classiques de détermination de la CR sont basées sur la mesure des variations de 2θ (l’angle de Bragg) pour différentes directions du vecteur de diffraction [Noyan, 1987]. Ces directions sont définies par les angles φ et ψ dans le système de coordonnées Cartésiennes qui doivent être distinguées en premier lieu (cf. Figure II-2).
Les coordonnées de l’échantillon (S) : l’axe S3 est perpendiculaire à la surface de l’échantillon et les axes S1 et S2 sont dans le plan de surface. S’il y a un sens préférentiel dans le plan de surface d’échantillon, par exemple, la direction de laminage dans le cas d’une pièce laminée ou la direction de traitement pour une pièce traitée par choc laser, la direction S1 peut être orientée le long de cette direction préférentielle. Dans ce repère, les composants du tenseur de contrainte σ11, σ22 et σ33 sont parallèles aux axes S1, S2 et S3.
Les coordonnés de plan de diffraction (L) : l’axe L3 est perpendiculaire au plan de diffraction {hkl} i.e. il est parallèle au vecteur de diffraction et les axes L1 et L2 sont dans le plan de diffraction. L’angle ψ est l’angle entre L3 et S3, i.e. l’angle de l’inclinaison du vecteur de diffraction par rapport à la normale de la surface, et on peut dire qu’il est la rotation de l’axe L2.
L’angle φ est l’angle de rotation autour de la normale à l’échantillon i.e. l’angle entre la projection de L3 dans la surface de l’échantillon et l’axe S1.
Pour ψ = φ = 0, Les coordonnées de l’échantillon (S) coïncident avec les coordonnées du plan de diffraction.

Angles instrumentaux

Les angles φ et ψ qui définissent la relation entre l’échantillon et la géométrie de diffraction doivent être distingués de la rotation d’angles instrumentaux 2θ, Φ, ω et χ (Figure II-3) par rapport aux coordonnées.
Les angles instrumentaux sont définis ci-dessous :
(i) 2θ= angle de diffraction entre le faisceau de Rayon X et la position du détecteur. 2θhkl est l’angle de diffraction pour un plan de réflexion {hkl} particulier avec θhkl angle de Bragg.
(ii) Φ= angle de rotation autour de la normale au plateau tournant qui porte l’échantillon. Normalement, la surface de l’échantillon et la surface de plateau tournant sont parallèles, et les angles Φ et φ coïncident ou sont reliés par une constante.
(iii) ω= angle de rotation de l’échantillon autour de l’axe perpendiculaire à la normale du plan de diffraction L3 et l’axe χ en même temps (i.e. l’axe ω perpendiculaire au plan composé par le faisceau incident et le faisceau diffracté). Dans le cas de la diffraction symétrique (cf. Figure II-4) (ω mode), ψ=0, χ=0, on peut obtenir la relation : Ω=ω où Ω est l’angle d’incidence entre le faisceau de rayon X et le plan de la surface de l’échantillon.
(iv) χ= angle de rotation de l’échantillon autour de l’axe perpendiculaire à la normale du plan de diffraction L3 et l’axe ω en même temps. L’axe χ est situé dans le plan composé par le faisceau incident et le faisceau diffracté.
Le plan cristallographique {hkl} analysé dans la direction (φ, ψ) par rapport au système de coordonnées de l’échantillon S (cf. Figure II-3), peut être choisi à partir des paramètres 2θ, Φ,
ω et χ. L’ajustement de l’angle ψ peut être réalisé par la rotation de ω (mode ω : Figure II-3a), par la rotation de χ (mode χ : cf. Figure II-3b), ou par la rotation simultanée de ω et χ (mode combiné ω/χ).

Analyse de la profondeur du faisceau des rayons X

La profondeur moyenne de pénétration τ, indique à quelle distance sur l’axe z, l’intensité du faisceau incident I0 a diminué pour atteindre la valeur I0 × 1/e (e=2,71828). La mesure est souvent attribuée au centre de gravité de toute la distribution d’intensité diffractée, i.e. au point situé à la profondeur de pénétration τ, où 33% de l’intensité incidente sort du volume sinΩsinγ irradié , en supposant la couche suffisamment épaisse. L’expression modifiée de la profondeur de pénétration s’écrit de la façon suivante [Genzel, 1998] : τ = µ(sinΩ + sinγ ) (II-3)
Où Ω : l’angle d’incidence qui correspond à la profondeur de pénétration envisagée pour l’expérimentation :
γ : l’angle diffracté i.e. l’angle entre la surface d’échantillon et le faisceau diffracté
μ : le coefficient d’absorption linéaire qui est une constante intrinsèque du matériau et qui dépend de la longueur d’onde λ du rayonnement et de la composition chimique de l’échantillon (cm2·g-1)

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Table des matières

Introduction générale
Chapitre I : Choc laser, principe et modélisation
Introduction
I-1. Principes d’un choc-laser
I-1.1. Historique du développement de traitement
I-1.2. Physique du choc-laser : l’interaction confinée
I-1.3. Pressions induites par choc-laser
I-1.4. Influence du revêtement thermo-absorbant
I-1.5. Effets induits dans les matériaux – généralités
I-2. Applications industrielles
I-3. Modélisation et simulation numérique du procédé
I-3.1. Modèles analytiques
I-3.1.1. Hypothèses et équation de base
I-3.1.2. Seuil de plastification sous choc
I-3.1.3. Calcul des déformations plastiques
I-3.1.4. Calcul des contraintes résiduelles induites par choc laser
I-3.2. Simulations numériques (1999-2008)
I-3.2.1. Différents modèles géométriques (1998-2008)
I-3.2.2. Etapes de calcul
I-3.2.3. Comportement des matériaux sous choc-laser
I-3.2.3.1. Généralités : contraintes et déformations sous CL
I-3.2.3.2. Equations d’état
I-3.2.3.3. Lois de comportement élasto-visco-plastiques
I-3.2.4. Mise en œuvre des simulations
I-3.2.4.1. Optimisation du chargement en pression
I-3.2.4.2. Optimisation du pas de temps
I-3.2.5. Matériaux et conditions de traitement étudiés par simulation numérique
I-4. Conclusion du chapitre, introduction de l’étude
Chapitre II : Détermination des contraintes résiduelles par diffractométrie X
II-1. Analyse des contraintes par DRX : aspects théoriques
II-1.1. Différents ordres de contraintes
II-1.2. Estimation des déformations en différentiant la loi de BRAGG
II-1.3. Système de coordonnées pour l’analyse de CR par DRX
II-1.4. Angles instrumentaux
II-1.5. Analyse de la profondeur du faisceau des rayons X
II-1.5.1. Mode ?, ?=0
II-1.5.2. Mode ? (mode ?), ?=?
II-1.5.3. Mode combiné ?/?
II-1.6. Equations de base pour l’analyses des CR par DRX
II-2. Méthode classique: «méthode des sin2?»
II-3. DRX en faible incidence (GIXRD) : les différentes approches
II-3.1. Méthode des sin2? en faible incidence (sin²?*)
II-3.2. Méthode des multi-réflexions
II-4. Conclusions du chapitre, introduction de l’étude
Chapitre III : Matériaux étudiés et conditions de traitement
III-1. Généralités sur les alliages d’aluminium
III-1.2. Durcissement structural
III-2. Alliages utilisés : 6056 et 2050
III-2.1. Alliage 6056
III-2.2. Alliage 2050
III-3. Analyse de la texture initiale par DRX
III-4. Conditions expérimentales de choc-laser
Chapitre IV : Caractérisation expérimentale des matériaux traités par choc-laser
Introduction
IV-1. Analyse de la topographie superficielle – Influence sur l’analyse des surface
IV-1.1. Modification de la topographie superficielle
IV-2. Caractérisation de durcissement induit par choc-laser
IV-3. Analyse des contraintes résiduelles par la méthode des sin2?
IV-3.1. Etats de contraintes résiduelles sur les matériaux polis
IV-3.1.1. Procédure
IV-3.1.2. Résultats
IV-3.2. Largeurs intégrale-Ecrouissage du matériau
IV-3.3. Contraintes résiduelles induites par choc-laser
IV-3.3.1. Tendances générales – Anisotropie du champ de contrainte résiduelle
IV-3.3.2. Influence de la pression d’impact
IV-3.3.3. Influence du taux de recouvrement (alliage 6056)
IV-3.3.4. Influence du diamètre d’impact
IV-3. Analyse de CR en faible incidence
IV-3.1. Conditions expérimentales pour l’analyse des CR en faible incidence
IV-3.1.1. Paramètres de goniomètre par la méthode des sin²?*
IV-3.1.2. Conditions de diffraction pour la méthode des multi-réflexions
IV-3.1.3. Limite de la méthode des multi-réflexions
IV-3.2. Résultats sur 6056-T4
IV-3.3. Résultats sur 2050-T8
IV-3.4. Discussion
IV-4. Conclusion du chapitre
Chapitre V : Simulation numérique des modifications de surface induites par CL
V-1. Simulation numérique en 2D-axisymétrique
V-1.1. Modèle géométrique, les éléments utilisés, les conditions aux limites
V-1.2. Choix de la loi de comportement des matériaux
V-1.3. Chargement en pression : description de la routine FORTRAN
V-1.4. Optimisation des conditions d’un calcul 2D sur ABAQUS Explicit
V-1.5. Optimisation du profil spatial de pression P=f(x,y)
V-1.6. Optimisation du pas de temps en 2D Explicit
V-1.7. Comparaison des différentes lois de comportement
V-1.8. Comparaison avec une relaxation sur ABAQUS Standard
V-1.9. Influence des paramètres expérimentaux sur les champs de contrainte et de déformation induits par CL – Calculs en 2D-axisymétriques
V-1.9.1. Simulation d’impacts multiples
V-1.9.2. Influence de la pression d’impact
V-1.9.3. Influence du diamètre d’impact
V-1.9.4. Influence d’un champ de contraintes résiduelles initiales
V-1.10. Conclusion sur les calculs en 2D axisymétriques
V-2. Simulation numérique en 3D du choc-laser
V-2.1. Calculs en 3D d’un mono-impact de laser
V-2.1.1. Présentation du modèle en 3D : géométrie, maillage, conditions aux limites. –
V-2.1.2. Routine de chargement
V-2.1.3. Mise en œuvre du calcul : cas d’un mono-impact
V-2.1.4. Test de convergence sur le pas de temps
V-2.1.5. Influence du maillage
V-2.2. Simulation en 3D d’un traitement de surface par recouvrement d’impacts de laser sur l’alliage 2050-T8
V-2.2.1. Conditions de calcul
V-2.2.2. Calculs sur AA2050-T8
V-2.2.3. Influence de la pression d’impact
V-2.2.4. Influence du diamètre d’impact
V-2.2.5. Influence du taux de recouvrement (33%, 50%, 67%)
V-2.2.6. Comparaison des résultats expérimentaux (DRX classique et en faible incidence) avec ceux de la simulation numérique sur 2050-T8
V-2.2.6.1. Problème d’échelle
V-2.2.6.2. Simulation de deux cas réels sur 2050-T8
V-2.3. Résultats des calculs numériques sur 6056-T4
V-2.3.1. Influence des paramètres expérimentaux
V-2.3.2. Comparaison expérience/simulation (DRX classique et en faible incidence) sur 6056-T4
V.2.4. Discussion
V.2.5. Influence de la stratégie (ou chronologie) de traitement sur les champs de contraintes résiduelles
V-3. Conclusion et discussion
Conclusion générale et perspectives
Références bibliographiques