xref: /dports/science/tfel/tfel-3.4.0/docs/tutorial/ViscoCompressible.tex.in

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%%	Fichier	   : ViscoCompressible
%%	Auteur     : th202608@pleiades077.intra.cea.fr
%%	Date       : 29 avril 2014
%%	Répertoire : /home/th202608/Documents/notes/2014/TutorielMFront/
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\section{Implantation d'une loi viscoplastique isotrope compressible}
\label{sec:impl-dune-loi}

Cette section décrit les étapes de l'implantation d'une loi de
comportement élasto-viscoplastique typique du combustible nucléaire~:
\begin{itemize}
\item nous commençons par décrire la loi de comportement en la
  décomposant en parties élémentaires (élasticité, viscoplasticité)~;
\item nous détaillons ensuite comment implanter les propriétés
  élastiques de la loi (module d'\nom{Young}, coefficient de
  \nom{Poisson}, coefficient de dilatation thermique)~;
\item une première implantation est alors proposée. Elle se base sur
  une méthode de résolution par perturbation qui ne nécessite pas de
  fournir le jacobien du système. L'implantation obtenue n'est pas
  optimale mais permet de réaliser rapidement des tests~;
\item nous montrons ensuite comment réaliser des premiers tests de
  vérifications~;
\item nous reprenons ensuite le travail d'implantation de la loi pour
  obtenir une implantation optimisée de la loi~:
  \begin{itemize}
  \item par le calcul des termes du jacobien du système implicite~;
  \item par le calcul de la matrice tangente cohérente.
  \end{itemize}
% \item nous montrons ensuite comment supporter les hypothèses de
%   contraintes planes.
% \item nous concluons en montrant quelques résultats sur un calcul de
%   structure en grandes transformations~;
\end{itemize}

\subsection{Description de la loi de comportement}

Nous considérons ici l'implantation d'une loi de comportement
viscoplastique isotrope et compressible. Cette loi couple l'écoulement
viscoplastique à l'évolution de la porosité du matériau.

\subsubsection{Partition des déformations}

On fait l'hypothèse classique en petites transformations que la
déformation totale \(\tepsilonto\) se répartit additivement en une
déformation élastique \(\tepsilonel\), une déformation viscoplastique
\(\tepsilonvis\) et une déformation thermique \(\tepsilonth\)~:
\begin{equation}
  \label{eq:1}
  \tepsilonto=\tepsilonel+\tepsilonvis+\tepsilonth
\end{equation}

Soulignons dès à présent que cette relation, d'apparence anodine, sera
en réalité centrale dans l'implantation que nous allons proposer~:
\begin{itemize}
\item elle permet une grande modularité. Nous décrivons ailleurs qu'il
  \og~suffit~\fg{} d'ajouter un nouveau terme de déformation pour
  représenter un nouveau phénomène (écoulement viscoplastique sous
  irradiation, plasticité dilatante représentant la décohésion des
  joints de grains, fissuration macroscopique) sans que cela impacte
  l'implantation de la partie viscoplastique
  (voir~\cite{helfer14:_prise_mfron}).
\item elle permet un calcul quasi-automatique de la matrice tangente
  cohérente. Si la matrice tangente cohérente n'est pas utilisée par
  le code éléments finis \castem{}, c'est un élément important pour
  les performances de la loi dans l'application combustible
  Cyrano~\cite{thouvenin_edf_2010}~;
\item elle permet un support simple et non intrusif des hypothèses en
  contraintes planes, notamment l'hypothèse d'axisymétrie en
  contrainte plane généralisée utilisée par l'application combustible
  Cyrano~\cite{thouvenin_edf_2010}.
\end{itemize}

Ces différents points justifient largement de conserver cette équation
dans le système implicite que nous allons étudier dans la
suite. L'implantation proposée pourra apparaître comme moins optimisée
que ce que nous avons proposé par
ailleurs~\cite{helfer_implantation_2005}.

\subsubsection{Élasticité}

Le comportement élastique relie les déformations élastiques
\(\tepsilonel\) aux contraintes \(\tsigma\) par la loi de \nom{Hooke}
isotrope~:
\[
\tsigma=\tDq\,\tepsilonel{}=\lambda\,\trace{\tepsilonel}\,\tenseur{I}+2\,\mu\,\tepsilonel
\]
où nous avons utilisé les notations suivantes~:
\begin{itemize}
\item
  \(\tDq\paren{T,p}=\lambda\,\tenseur{I}\,\otimes\,\tenseur{I}+2\,\mu\,\tenseurq{I}\)
  est la matrice de raideur, supposée dépendre de la température \(T\)
  et de la porosité~;
\item \(\lambda\paren{T,p}\) et \(\mu\paren{T,p}\) sont respectivement les
premier et second coefficients de \nom{Lamé} du matériau~;
\item \(\trace{\tepsilonel}\) désigne la trace du tenseur \(\tepsilonel\), c'est
  à dire la somme de ses termes diagonaux~;
\item \(\tenseur{I}\) est le tenseur identité d'ordre \(2\)~;
\item \(\tenseurq{I}\) est le tenseur identité d'ordre \(4\)~;
\item \(\tenseur{I}\otimes\tenseur{I}\) est le tenseur d'ordre \(4\)
  tel que pour tout tenseur \(\tenseur{s}\)~:
\[
\tenseur{I}\otimes\tenseur{I}\,\tenseur{s} = \trace{s}\,\tenseur{I}
\]
\end{itemize}

\paragraph{Propriétés élastiques} En pratique, les coefficients de
\nom{Lamé} se déduisent du module d'\nom{Young} \(E\paren{T,p}\),
fonction de la température et de la porosité \(p\) du matériau, et du
coefficient de \nom{Poisson} \(\nu\), supposé constant~:
\[
\lambda\paren{T,p}=\Frac{\nu\,E\paren{T,p}}{\paren{1+\nu}\paren{1-2\,\nu}} \quad\quad \mu\paren{T,p}=\Frac{E\paren{T,p}}{2\,\paren{1+\nu}}
\]

Pour illustrer notre propos, nous utiliserons une loi qui n'est pas
celle des applications combustible \cea{}, mais une loi librement
accessible~\cite{fink_thermodynamic_1981}~:
\[
E\paren{T,p}=2,26\,10^{11}\,\paren{1-2,62\,p}\,\paren{1-1,31\,10^{-4}\,\paren{T-273,15}}
\]
Cette même référence préconise un coefficient de \nom{Poisson}
constant d'une valeur de \(0,316\).

\subsubsection{Dilatation thermique}

Dans le cas des petites transformations, la dilatation thermique d'un
corps est généralement traitée par le code appelant, en amont de la
loi de comportement qui reçoit en entrée une déformation totale
parfois appelée \og~mécanique~\fg. Nous avons choisi de traiter
explicitement la dilatation thermique pour pouvoir~:
\begin{itemize}
\item traiter de manière exacte la dilatation thermique, la plupart
  des codes réalisant une approximation que nous décrirons plus
  loin~;
\item utiliser notre loi en grandes déformations.
\end{itemize}

L'annexe~\ref{sec:rappels-sur-la} donne des précisions sur le
traitement de la dilatation thermique. Dans la suite, le coefficient
de dilatation thermique \(\alpha\) sera supposé constant et égal à
\(10^{-5}\,K^{-1}\).

\subsubsection{Écoulement viscoplastique}

Nous supposons qu'il existe un potentiel de dissipation \(\Phi\)
fonction des contraintes dont dérive l'écoulement
viscoplastique~\cite{moreau_sur_1970,besson_mecanique_2001,chaboche_mecanique_2009}.

La vitesse de déformation viscoplastique \(\tdepsilonvis\) s'exprime
alors~:
\[
\tepsilonvis = \deriv{\Phi}{\tsigma}
\]

\paragraph{Contrainte équivalente} Dans la suite, nous faisons
l'hypothèse que le potentiel de dissipation \(\Phi\) est en fait une
fonction d'une contrainte équivalente (scalaire) \(s_{eq}\) telle
que~:
\[
s_{eq}=\sqrt{A\paren{f}\,p^{2}+B\paren{f}\,\sigmaeq^{2}}
\]
où \(p\) est la pression hydrostatique et \(\sigmaeq\) est la
contrainte équivalente au sens de \textsc{Von Mises}~:
\[
\begin{aligned}
  p = \Frac{1}{3}\trace{\sigma}\\
  \sigmaeq = \sqrt{\Frac{3}{2}\mathop{dev}\paren{\tenseur{s}}\,\colon\,\mathop{dev}\paren{\tenseur{s}}}
\end{aligned}
\]
où \(\mathop{dev}\paren{\tenseur{s}}\) est la partie déviatorique des contraintes~:
\[
\mathop{dev}\paren{\tenseur{s}}=\sigma-\Frac{1}{3}\,\trace{\sigma}\tenseur{I}
\]
Par définition, \(\mathop{dev}\paren{\tenseur{s}}\) est de trace nulle.

Les fonctions \(A\paren{f}\) et \(B\paren{f}\) dépendent de la porosité. Un
choix possible pour ces fonctions est~:
\[
  \begin{aligned}
    A\paren{f} &= \Frac{9}{4}\paren{E\,\paren{f^{-1/E}-1}}^{-\frac{2\,E}{E+1}}\\
    B\paren{f} &= \paren{1+\frac{2}{3}\,f}\,\paren{1-f}^{-\frac{2\,E}{E+1}}
  \end{aligned}
\]
où \(E\) est une constante. Nous verrons dans la suite qu'il est
intéressant d'introduire un coefficient \(C_{A}\) tel que~:
\[
A\paren{f} = \Frac{9\,C_{A}}{4}\paren{E\,\paren{f^{1/E}-1}}^{-\frac{2\,E}{E+1}}
\]
Si \(C_{A}\) est nul, on retrouve une loi viscoplastique isotrope
incompressible (sans effet de la porosité), ce qui est utile lors de
l'étape de vérification de la loi.

Cette forme de potentiel de dissipation provient de l'homogénisation
du problème d'une matrice poreuse incompressible isotrope supposée
obéir à une loi viscoplastique de
\nom{Norton}~\cite{Michel1992783}. Elle a été utilisée à plusieurs
reprises pour décrire le combustible
nucléaire~\cite{monerie_overall_2006}. La constante \(E\) apparaissant
dans la définition des fonctions \(A\paren{f}\) et \(B\paren{f}\) est
l'exposant de la loi de de \nom{Norton} de la matrice.

\paragraph{Potentiel elliptique} Les mêmes résultats d'homogénéisation
conduisent à proposer comme potentiel de dissipation un potentiel dit
\og~elliptique~\fg{} qui généralise l'expression d'une loi de
\nom{Norton}~:
\[
\Phi\paren{s_{eq}}=\Frac{A_{\Phi}}{E+1}\,s_{eq}^{E+1}
\]

\paragraph{Expression usuelle de l'écoulement plastique} Développons
maintenant l'expression de la vitesse d'écoulement viscoplastique~:
\[
\tepsilonvis = \deriv{\phi}{\tsigma} = \deriv{\phi}{s_{eq}}\deriv{s_{eq}}{\tsigma}
= \deriv{\phi}{s_{eq}}\left[\deriv{s_{eq}}{p}\deriv{p}{\tsigma}+\deriv{s_{eq}}{\sigmaeq}\deriv{\sigmaeq}{\tsigma}\right]
= \deriv{\phi}{s_{eq}}\left[\Frac{1}{3}\deriv{s_{eq}}{p}\tenseur{I}+\deriv{s_{eq}}{\sigmaeq}\tenseur{n}\right]
\]
où nous avons introduit le classique tenseur normal \(\tenseur{n}\)
égal à la dérivée de la contrainte équivalente de \nom{Von Mises} par
rapport au tenseur des contraintes~:
\[
\tenseur{n}=\deriv{\sigmaeq}{\tsigma}=\Frac{3}{2\,\sigmaeq}\mathop{dev}\paren{\tenseur{s}}
\]
où \(s\) est le déviateur des contraintes introduit plus haut. Le
tenseur \(n\) est donc également déviatorique (de trace nulle).

Nous pouvons alors donner les expressions des différentes dérivées
apparaissant dans cette expression~:
\[
\deriv{\phi}{s_{eq}}     = s_{eq}^{E}\quad\quad
\deriv{s_{eq}}{p}        = \Frac{1}{s}\,A\paren{f}\,p \quad\quad
\deriv{s_{eq}}{\sigmaeq} = \Frac{1}{s}\,B\paren{f}\,\sigmaeq
\]

\subsubsection{Évolution de la porosité}

L'évolution de la porosité est donnée par~:
\[
\dot{f}=\paren{1-f}\,\trace{\tdepsilonvis}
\]

\subsection{Propriétés matériau}

Telle que nous l'avons présentée, notre loi de comportement s'appuie
sur différentes propriétés du matériau~:
\begin{itemize}
\item le module d'\nom{Young}~;
\item le coefficient de \nom{Poisson}~;
\item le coefficient de dilatation thermique.
\end{itemize}

Afin de traiter la question de leur implantation en \mfront{}, prenons
le temps d'examiner deux questions~:
\begin{itemize}
\item ces propriétés doivent-elles être évaluées par la loi de
  comportement ou par le code appelant ?
\item vaut-il mieux utiliser des coefficients matériaux ou des
  paramètres ?
\end{itemize}

\subsubsection{Évaluation par la loi ou par le code appelant ?}

Ces propriétés doivent-elles être implantées dans la loi de
comportement ou implantées à part, par exemple pour être accessibles
dans d'autres lois de comportement ou, dans le cas du code aux
éléments finis \castem{}, pour permettre la construction d'une matrice
de raideur ?

La première solution nous apparaît comme la plus satisfaisante sur le
principe~: l'identification de la loi se fait pour des propriétés
élastiques données qui font donc partie intégrante de la loi. En
pratique, la seconde solution a pour l'instant toujours été retenue
car elle minimisait le travail d'implantation d'une propriété.

Dans le cas du code \castem{}, cette propriété était souvent écrite en
langage \gibiane{} dans le jeu de données de la simulation, ce qui
n'était pas sans poser de nombreux problèmes~:
\begin{itemize}
\item l'écriture du code était fastidieuse pour les propriétés
  complexes et d'une mise en \oe{}uvre délicate dès lors qu'une
  propriété dépendait de plusieurs paramètres~;
\item le code était \og~copier/coller~\fg{} d'un jeu de données à un
  autre. Des tentatives de mutualisation ont bien été menées en se
  basant sur un fichier \og~UTILPROC~\fg{} commun, mais force est de
  constater que malgré les efforts déployés, ces tentatives ne se sont
  pas révélées pérennes~:
\item l'implantation ne peut être réutilisée dans d'autres
  solveurs. Or, nous verrons dans la suite qu'il est intéressant et
  pratique de réaliser des tests unitaires sur la base du logiciel
  \mtest{} puis de réaliser les calculs de structure à l'aide de
  \castem{}.
\end{itemize}

\mfront{} apporte une solution quelque peu différente qui concilie les
deux solutions évoquées plus haut~: un même fichier source peut servir
à générer une bibliothèque appelée depuis \castem{} (ou \aster{}) ou
directement être intégrée à l'implantation de la loi.

\begin{figure}[htbp]
  \centering
  \lstinputlisting{@top_srcdir@/docs/tutorial/mfront/UO2_PoissonRatio_Fink1981.mfront}
  \caption{Implantation du coefficient de \nom{Poisson} du dioxide d'uranium.}
  \label{fig:tutorial:uo2:Poisson}
\end{figure}

\subsubsection{Implantation du coefficient de \nom{Poisson}} La
figure~\ref{fig:tutorial:uo2:Poisson} présente l'implantation du
coefficient de Poisson de la loi. Nous renvoyons à la documentation
générale de \mfront{} pour les détails liés à l'implantation d'une
propriété matériau~\cite{helfer_generateur_2013-1}.

Il peut sembler lourd d'écrire un fichier source pour une propriété
constante, à la fois en terme d'implantation, mais aussi en terme
d'efficacité numérique (les codes de calcul savent gérer des valeurs
constantes !). Cela présente cependant plusieurs avantages~:
\begin{enumerate}
\item il est possible de stocker ce fichier dans une base de données,
  la base de données \sirius{} de la plate-forme \pleiades{}
  notamment~;
\item cette valeur n'est pas dans les jeux de données des codes
  appelant, mais conservée à un endroit unique~: on ne duplique pas
  d'information physique à chaque nouveau calcul~;
\item certains codes permettent d'optimiser l'évaluation d'une
  fonction sans argument (le code \licos{}
  notamment~\cite{helfer_licos_2011}) et l'appel ne se fait qu'une
  fois.
\end{enumerate}

\paragraph{Choix du nom du fichier \mfront{}} Le nom de la fonction
générée sera \texttt{UO2\_\-Poisson\-Ratio\_\-Fink\-1981} (combinaison
du nom du matériau donné en ligne \(2\) et du nom de la loi donnée en
ligne \(3\)). Les noms des sources \cxx{} générées commenceront par ce
nom de fonction. Pour simplifier l'intégration de ce fichier \mfront{}
dans un environnement de compilation, il est recommandé de nommer le
fichier source \mfront{}
\og~\texttt{UO2\_\-Poisson\-Ratio\_\-Fink\-1981\-.mfront}~\fg{} car
cela permet d'utiliser des règles de compilation génériques.

\begin{figure}[htbp]
  \centering
  \lstinputlisting{@top_srcdir@/docs/tutorial/mfront/UO2_YoungModulus_Fink1981.mfront}
  \caption{Implantation du module d'\nom{Young} du dioxide d'uranium.}
  \label{fig:tutorial:uo2:YoungModulus}
\end{figure}

\subsubsection{Implantation du module d'\nom{Young}}  La
figure~\ref{fig:tutorial:uo2:YoungModulus} montre comment est implanté
le module d'\nom{Young} du dioxide d'uranium. Notons quelques
nouveautés~:
\begin{itemize}
\item la définition de bornes physiques de la loi en lignes \(21\) et
  \(22\) (mot clé {\tt @Physical\-Bounds}). En dehors de ces bornes,
  les arguments ont des valeurs non physiques~;
\item la définition de bornes de la loi en ligne \(24\). Cette borne
  indique la limite de validité de la corrélation (mot clé {\tt
    @Bounds})~;
\item la définition de noms de glossaire pour les variables d'entrée
  en lignes \(16\) et \(17\). Ces noms de glossaire permettent à des
  codes comme \mtest{} et \licos{} d'évaluer la propriété.
\end{itemize}

\begin{figure}[htbp]
  \centering
  \lstinputlisting{@top_srcdir@/docs/tutorial/mfront/UO2_ThermalExpansion_MATPRO.mfront}
  \caption{Implantation du coefficient de dilatation thermique du
    dioxide d'uranium.}
  \label{fig:tutorial:uo2:thermalexpansion}
\end{figure}

\paragraph{Implantation du coefficient de dilatation thermique}
L'implantation du coefficient de dilatation thermique est similaire à
celle du coefficient de Poisson. Elle est indiquée en
figure~\ref{fig:tutorial:uo2:thermalexpansion}. Notons que nous avons
explicitement indiqué la température de référence \(T_{\alpha}\) dans
une constante nommée {\tt Reference\-Temperature}. Cette constante
sera utilisée par la loi de comportement pour le calcul de la
dilatation thermique.

\paragraph{Compilation}
Pour pouvoir être utilisé avec \mtest{}, l'outil de test unitaire
livré avec \mfront{}, les propriétés matériau précédentes doivent être
compilées avec l'interface \castem{}~:

\begin{flushleft}
  {\tt
    \$ \small mfront -{}-obuild -{}-interface=castem UO2\_PoissonRatio\_Fink1981.mfront UO2\_YoungModulus\_Fink1981.mfront UO2\_ThermalExpansion\_MATPRO.mfront\\
    Treating target : all\\
    The following library has been build :\\
    - libCastemUO2.so
  }
\end{flushleft}

Cette commande crée une librairie nommée {\tt libUO2Castem.so} dans un
sous-répertoire nommé {\tt src}.

Dans une phase de vérification, d'autres interfaces peuvent être
intéressantes. Par l'exemple, l'interface \python{} crée un module qui
peut être utilisé pour la vérification.

\begin{figure}[htbp]
  \centering
  \lstinputlisting[language=gnuplot]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mfront/UO2.tplot}
  \caption{Script \tplot{} permettant de tracer l'évolution du module
    d'\nom{Young} de l'uranium au travers de son implantation
    \mfront{} et de la comparer à une expression analytique.}
  \label{fig:tutorial:uo2:youngmodulus:tplot}
\end{figure}

\begin{figure}[htbp]
  \centering
  \includegraphics[width=10cm]{@top_srcdir@/docs/tutorial/images/UO2_YoungModulus_Fink1981.png}
  \caption{Évolution du module d'\nom{Young} de l'$UO_{2}$. Données
    libres~\cite{fink_thermodynamic_1981}}
  \label{fig:tutorial:uo2:youngmodulus:check}
\end{figure}

\paragraph{Vérification} Il existe différentes façons de vérifier
l'implantation d'une loi \mfront{}. \licos{} propose un utilitaire
graphique nommée \tplot{} qui propose un langage de script proche de
celui du classique \gnuplot{} et qui permet de comparer les valeurs
retournées par la fonction générée avec \mfront{} à l'expression
analytique. La figure~\ref{fig:tutorial:uo2:youngmodulus:tplot}
présente le script utilisé pour tracer la
figure~\ref{fig:tutorial:uo2:youngmodulus:check}~: la seule
spécificité par rapport à \gnuplot{} est la ligne \(4\) (mot clé {\tt
  import}) qui permet d'utiliser la fonction générée par \mfront{}.

Pour une vérification systématique, les applications de la plate-forme
\pleiades{} peuvent utiliser l'utilitaire \mpplot{} qui permet de
sortir des fichiers colonnes qui peuvent être comparés à des fichiers
de référence à l'aide de l'utilitaire \pcheck{}.

\subsubsection{Les coefficients de la loi~: propriété matériau ou paramètre ?}

En plus des propriétés thermoélastiques, la loi de comportement qui
nous intéresse dans cette section présente de nombreux coefficients~:
\begin{itemize}
\item exposant \(E\) de la loi de \nom{Norton}~;
\item intensité \(A_{\phi}\) de l'écoulement~;
\item le coefficient \(C_{A}\) de la loi de comportement.
\end{itemize}
Par rapport aux propriétés thermoélastiques traitées au paragraphes
précédents, ces coefficients sont propres à la loi et ont peu de
chances d'être réutilisés dans d'autres lois.

Ces coefficients peuvent être déclarés soit comme des propriétés
matériau {\em que le code appelant doit fournir} soit comme des {\em
  paramètres}. Chacune de ces modalités présente des avantages et des
inconvénients que nous allons maintenant détailler~: le fait de
déclarer un coefficient comme étant un paramètre ou une propriété
matériau est une affaire de compromis et d'habitude de travail.

\paragraph{Propriétés matériau}
Afin de pouvoir modifier les valeurs des coefficients d'une loi depuis
un jeu de données \castem{} ou \aster{}, l'interface {\tt castem}
\og~standard~\fg{} impose de déclarer ces coefficients comme des
propriétés matériau (mot clé {\tt @Material\-Property}) que doit
fournir le code appelant.

Le principal avantage de cette méthode est de permettre l'écriture de
lois de comportement génériques. En effet, l'écriture d'une loi de
comportement avec un langage de bas niveau ({\tt fortran} ou {\tt C}
par exemple) est une tâche longue, difficile et fastidieuse. L'usage
de \mfront{} limite considérablement la portée de cet argument.

Le second avantage de cette méthode est que l'utilisateur a une grande
liberté et peut faire des tests en dehors de la loi de comportement,
par exemple faire varier \(A_{\phi}\) avec le taux de combustion.

Or, cet avantage est à notre avis le principal défaut de cette méthode
puisqu'une partie de l'information physique est dissociée de
l'implantation de la loi~: nous considérons préférable de rassembler
toutes les informations physiques dans un unique fichier \mfront{} (ou
éventuellement dans des fichiers dédiés comme pour le module
d'\nom{Young}) et cela d'autant plus que l'on souhaite capitaliser les
lois dans des bases de données (la base \sirius{} de la plate-forme
\pleiades{} par exemple).

L'autre défaut de cette méthode est que la gestion des propriétés
matériau par le code appelant peut être coûteuse~: une implantation
d'une loi utilisant de nombreuses propriétés matériau est
significativement plus lente à l'exécution que l'implantation de la
même loi utilisant des propriétés matériau \og~en dur~\fg{}.

\paragraph{La notion de paramètres} Le besoin de modifier à
l'exécution des coefficients de la loi demeure cependant, par exemple
dans le cadre d'études de sensibilité. Dans ce cas, \mfront{} propose
une alternative efficace aux propriétés matériau~: la notion de
paramètre (mot clé {\tt @Parameter}). Un paramètre se comporte comme
une variable globale dont la valeur par défaut est spécifiée dans le
fichier \mfront{} (ce qui est impossible avec une propriété
matériau). La valeur d'un paramètre peut être modifiée à l'exécution
sans passer par l'appel standard à la loi de comportement et donc sans
induire de coût supplémentaire, si le code appelant le permet. Seul le
code \castem{} ne le permet pas, mais les applications de la
plate-forme \pleiades{}, le code \aster{} ou \mtest{}, peuvent
modifier les paramètres de la loi depuis le langage \python{} ou le
\cxx{}.

Insistons sur le fait qu'un paramètre est alors une caractéristique
propre à une loi et non à un matériau~: si deux matériaux distincts
utilisent la même loi, la modification d'un paramètre affecte le
comportement des deux matériaux.

Dans la suite, nous déclarerons les coefficients \(E\), \(A_{\phi}\)
et \(C_{A}\) comme des paramètres.

\subsection{Discrétisation et implantation par une $\theta$ méthode}

Nous avons choisi d'intégrer notre loi de comportement par une
$\theta$-méthode pour différentes raisons~:
\begin{itemize}
\item c'est la méthode la plus performante~;
\item on a accès à la matrice tangente cohérente~;
\item les autres lois du combustible (modèle de fissuration DDIF2
  notamment) sont déjà implantées dans ce formalisme.
\end{itemize}

\subsubsection{Gestion de la dilatation thermique}

Nous utilisons le mot clé {\tt @Compute\-Thermal\-Expansion} pour que
\mfront{} gère la dilatation thermique. Celle-ci sera gérée
différemment selon que la loi est utilisée en petites déformations ou
en grandes déformations. Les variables {\tt eto} et {\tt deto} qui
apparaîtront dans l'implantation sont respectivement la déformation
totale mécanique (déformation totale moins la dilatation
thermique) en début de pas et son incrément.

\subsubsection{Réduction du nombre de variables internes}

Telle que présentée au paragraphe précédent, notre loi possède \(3\)
variables internes~:
\begin{itemize}
\item la déformation élastique \(\tepsilonel\)~;
\item la déformation viscoplastique \(\tepsilonvis\)~;
\item la porosité~;
\end{itemize}

\paragraph{Cas de l'écoulement viscoplastique}
Commençons par traiter le cas de la déformation viscoplastique
\(\tepsilonvis\). Il serait assez simple de retirer complètement cette
variable du système et économiser ainsi \(6\) variables internes dans
le système. Pour simplifier l'écriture du système implicite et pour
simplifier les post-traitements, nous avons choisi dans ce tutoriel un
choix moins optimal qui introduit deux variables internes
supplémentaires. L'origine de ces variables provient du fait qu'il est
possible de décomposer la vitesse d'écoulement viscoplastique suivant
deux directions orthogonales dans l'espace des contraintes: notons
respectivement \(\dot{p}_{v}\) et \(\dot{p}_{d}\) la trace de
\(\tepsilonvis\) et la projection de \(\tepsilonvis\) suivant
\(\tenseur{n}\). Nous avons~:
\[
\begin{aligned}
  \dot{p}_{v} &= \deriv{\phi}{s_{eq}}\deriv{s_{eq}}{p}\\
  \dot{p}_{d} &= \deriv{\phi}{s_{eq}}\deriv{s_{eq}}{\sigmaeq}\\
\end{aligned}
\]

Ces équations introduisent les deux variables internes recherchées~:
\begin{itemize}
\item la variable \(p_{v}\) qui représente le changement de volume dû
  à l'écoulement viscoplastique (liés à la croissance ou la diminution
  de la porosité)~;
\item la variables \(p_{d}\) qui représente la déformation
  viscoplastique déviatorique cumulée.
\end{itemize}

\paragraph{Traitement de la porosité} En utilisant la variable
\(p_{v}\), l'équation d'évolution de la porosité est donnée par~:
\[
\dot{f}=\paren{1-f}\dot{p}_{v}
\]
Cette relation explicite entre \(p_{v}\) et \(f\) va nous permettre
d'exclure la porosité du système implicite. Dans \mfront{}, ce type de
variable interne est qualifiée d'auxiliaire.

\subsubsection{Écriture du système implicite}

Connaissant les valeurs des variables internes à l'instant \(t\), nous
cherchons à connaître leurs valeurs en fin de pas de temps, à
l'instant \(t+\Delta\,t\).

\paragraph{Quelques notations}
Dans la suite, pour chacune des variables internes \(x\), nous
noterons~:
\begin{enumerate}
\item \(\Delta x\) son incrément sur le pas de temps~;
\item \(\bts{x}\) sa valeur en début de pas de temps~;
\item \(\mts{x}=\bts{x}+\theta\,\Delta\,x\) l'estimation de sa valeur
  au temps intermédiaire \(t+\theta\,\Delta\,t\). Nous parlerons
  souvent, de manière abusive, de la valeur en milieu de pas de temps
  de la variable \(x\) (en pratique, \(\theta\) est souvent pris égal
  à \(0,5\), sauf pour le traitement des lois plastiques)~;
\item \(\ets{x}=\bts{x}+\Delta\,x\) sa valeur en fin de pas de temps~;
\end{enumerate}

\paragraph{Équation relative à la déformation élastique} La partition
des déformations s'écrit, sous forme incrémentale~:
\[
\Delta\tepsilonel+\Delta\tepsilonvis-\Delta\tepsilonto=0
\]
En introduisant les incréments des variables \(p_{v}\) et \(p_{d}\),
nous obtenons l'équation \(f_{\tepsilonel}\) associée à la déformation
élastique~:
\[
f_{\tepsilonel}=\Delta\tepsilonel+\Frac{1}{3}\,\Delta\,p_{v}\,\tenseur{I}+\Delta\,p_{d}\mts{\tenseur{n}}-\Delta\tepsilonto
\]
où \(\mts{\tenseur{n}}\) est l'évaluation du tenseur normal à
l'instant \(t+\theta\Delta\,t\).

\paragraph{Équation relative au changement de volume viscoplastique}
L'équation \(f_{p_{v}}\) associée à la variable \(p_{v}\) est~:
\[
f_{p_{v}}=\Delta\,p_{V}-\Delta\,t\,\mts{\deriv{\phi}{s}}\,\mts{\deriv{s}{p}}
\]

\paragraph{Équation relative à la déformation viscoplastique cumulée}
L'équation \(f_{p_{d}}\) associée à la variable \(p_{d}\) est~:
\[
f_{p_{d}}=\Delta\,p_{d}-\Delta\,t\,\mts{\deriv{\phi}{s}}\,\mts{\deriv{s}{\sigmaeq}}
\]

\paragraph{Mise à jour de la porosité} La porosité est mise en jour au
cours des itérations de \nom{Newton} par la relation~:
\[
\mts{f}=\bts{f}+\Frac{\paren{1-f}\,\theta\,\Delta\,p_{v}}{1+\theta\,\Delta\,p_{v}}
\]

\subsubsection{Implantation}

Les équations définissant \(f_{\tepsilonel}\) \(f_{p_{v}}\) et
\(f_{p_{d}}\) forment un système de trois équations pour trois
inconnues~: elles sont donc suffisantes pour déterminer les incréments
des variables internes sur un pas de temps. Reste donc à réaliser
l'implantation de la loi. Nous commençons par utiliser un algorithme
de \nom{Newton-Raphson} dont la jacobienne est calculée numériquement.

\begin{figure}[htbp]
  \centering
  \lstinputlisting[firstline=1,lastline=41]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mfront/EllipticCreep-1.mfront}
  \caption{Première implantation de la loi d'écoulement viscoplastique
    isotrope incompressible, première partie~: déclaration des
    variables.}
  \label{fig:tutorial:uo2:EllipticCreep1-1}
\end{figure}

\paragraph{La partie déclarative} Un fichier \mfront{} commence
généralement par une partie déclarative reprise en
figure~\ref{fig:tutorial:uo2:EllipticCreep1-1}~:
\begin{itemize}
\item la ligne \(1\) précise que nous allons utiliser une méthode
  d'intégration implicite~;
\item la ligne \(2\) donne le nom de la loi~;
\item les lignes \(3\) et \(4\) renseignent les noms des auteurs et
  la date~;
\item les lignes \(6\) à \(7\) demandent l'inclusion d'un fichier
  d'entête de la bibliothèque \TFEL{} permettant de calculer les
  coefficients de \nom{Lamé} et la matrice d'élasticité à partir de
  ces coefficients~;
\item la ligne \(10\) précise que l'on utilise un algorithme de
  \nom{Newton} avec jacobienne numérique~;
\item les lignes \(12\) à \(20\) déclarent les variables internes et
  leur associent des noms pour l'extérieur. Ces noms de glossaire sont
  importants pour une adhérence aux applications de la plate-forme
  \pleiades{} et pour \mtest{}~;
\item les lignes \(22\) à \(27\) définissent les paramètres de la loi
  et les noms à utiliser pour les modifier depuis \mtest{}, \aster{}
  ou les applications de la plate-forme \pleiades{}~;
\item les lignes \(26\) à \(36\) définissent quelques variables
  locales qui seront utilisables dans l'ensemble des blocs de
  code. Notons que pour traiter l'évolution de la porosité, nous
  introduisons une variable interne représentant sa valeur au cours du
  pas~: \mfront{} ne définit pas d'incrément pour les variables
  auxiliaires~;
\item les lignes \(38\) et \(39\) indiquent dans quels fichiers sont
  implantés le module d'\nom{Young} et le coefficient de
  \nom{Poisson}~;
\item la ligne \(41\) demande le calcul de la dilatation thermique.
\end{itemize}

\paragraph{Remarque sur le type des variables} Certaines variables
sont déclarées de type {\tt stress} et d'autres de type {\tt real}. Il
s'agit dans les deux cas d'un alias vers un type de nombre réel
(double précision dans toutes les interfaces considérées jusqu'à
présent). Le choix d'utiliser le type {\tt stress} est uniquement
informatif et vise à rendre le code plus explicite.

\begin{figure}[htbp]
  \centering
  \lstinputlisting[firstline=43,lastline=48,firstnumber=43]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mfront/EllipticCreep-1.mfront}
  \caption{Première implantation de la loi d'écoulement viscoplastique
    isotrope incompressible, seconde partie~: initialisation des
    variables locales.}
  \label{fig:tutorial:uo2:EllipticCreep1-2}
\end{figure}

\paragraph{Initialisation des variables locales} La
figure~\ref{fig:tutorial:uo2:EllipticCreep1-2} montre comment
initialiser les variables locales de la loi. Le coefficient de
\nom{Poisson} étant constant, nous l'évaluons un fois pour l'ensemble
de l'intégration. Nous y sauvegardons également la valeur de la
porosité en début de pas.

\begin{figure}[htbp]
  \centering
  \lstinputlisting[firstline=50,lastline=71,firstnumber=50]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mfront/EllipticCreep-1.mfront}
  \caption{Première implantation de la loi d'écoulement viscoplastique
    isotrope incompressible, troisième partie~: calcul des contraintes
    en milieu de pas et en fin de pas.}
  \label{fig:tutorial:uo2:EllipticCreep1-3}
\end{figure}

\paragraph{Évaluation des contraintes en milieu et fin de pas de
  temps} La figure~\ref{fig:tutorial:uo2:EllipticCreep1-3} montre
comment sont évaluées les contraintes en milieu de pas et en fin de
pas. Nous tombons ici sur une spécificité de l'implantation proposée.

En effet, la plupart des lois peuvent se contenter de ne définir que
le bloc {\tt @Compute\-Stress}~: \mfront{} évalue dans ce cas les
différentes variables à l'instant considéré (milieu de pas ou fin de
pas).

\begin{figure}[htbp]
  \centering
  \includegraphics{@top_srcdir@/docs/tutorial/images/ImplicitDSL.pdf}
  \caption{Ordre d'évaluation des différents blocs de code fournis par
    l'utilisateur dans le cas d'une intégration implicite.}
  \label{fig:ImplicitOrder}
\end{figure}

Ce n'est pas possible ici du fait de l'utilisation de la porosité
comme variable auxiliaire~: celle-ci doit être mise à jour
explicitement avant l'évaluation des propriétés élastiques. Pour bien
comprendre ce point, on peut se référer à la
figure~\ref{fig:ImplicitOrder} qui montre l'ordre d'appel des
différents blocs de code définis par l'utilisateur.


Le bloc de code {\tt @Compute\-Stress} sera utilisé pour évaluer les
contraintes en milieu de pas et le bloc de code {\tt
  @Compute\-Final\-Stress} en fin de pas de temps.

\begin{figure}[!htbp]
  \centering
  \lstinputlisting[firstline=304,lastline=352,firstnumber=304]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mfront/EllipticCreep.hxx}
  \caption{Première implantation de la loi d'écoulement viscoplastique
    isotrope incompressible, code généré par \mfront{} pour
    l'évaluation des contraintes en milieu et en fin de pas.}
  \label{fig:tutorial:uo2:EllipticCreep1-3b}
\end{figure}

Pour se convaincre que les contraintes sont évaluées correctement, il
peut être intéressant de regarder quel est le code généré par
\mfront{} pour ces deux blocs
(figure~\ref{fig:tutorial:uo2:EllipticCreep1-3b}).

\begin{figure}[!htbp]
  \centering
  \lstinputlisting[firstline=74,firstnumber=74]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mfront/EllipticCreep-1.mfront}
  \caption{Première implantation de la loi d'écoulement viscoplastique
    isotrope incompressible, quatrième partie~: système implicite.}
  \label{fig:tutorial:uo2:EllipticCreep1-4}
\end{figure}

La figure~\ref{fig:tutorial:uo2:EllipticCreep1-4} constitue le
c\oe{}ur de la résolution.

Le code contenu dans le bloc \texttt{@Integrator} est appelé après
l'évaluation des contraintes en milieu de pas. La variable \(f\)
contient l'estimation de la porosité en milieu de pas de temps et la
variable \(sig\) l'estimation du tenseur des contraintes.

Nous commençons donc par évaluer la pression \(p\), la contrainte
équivalente au sens de \nom{Von Mises} \(\sigmaeq\) et la contrainte
équivalente \(s\) en milieu de pas à l'aide de la contrainte en milieu
de pas.

Dans le cas où les contraintes ne sont pas trop faibles, nous
définissons les équations associées aux variables viscoplastiques
\(p_{v}\) et \(p_{d}\). Nous utilisons ici les conventions implicites
de \mfront{}~: les variables \(f_{x}\) sont initialisées avant chaque
appel à \(\Delta\,x\). Ainsi, si les contraintes sont trop faibles,
les équations associées aux variables \(p_{v}\) et \(p_{d}\) seront~:
\[
\begin{aligned}
  f_{p_{v}}&=\Delta\,p_{v}&=0 \\
  f_{p_{d}}&=\Delta\,p_{d}&=0 \\
\end{aligned}
\]
qui se résolvent trivialement en~:
\[
\Delta\,p_{v}=\Delta\,p_{d}=0
\]

\subsection{Premiers tests}

\subsubsection{Compilation}

La première étape des tests est la compilation de la loi. Nous
utilisons l'interface {\tt castem} utilisée par le code \castem{}~:
\begin{flushleft}
  {\tt
    \$ \small mfront -{}-obuild -{}-interface=castem EllipticCreep.mfront \\
    Treating target : all \\
    UO2\_ThermalExpansion-mfront.cxx: In function ‘double mfront::UO2\_ThermalExpansion()’: \\
    UO2\_ThermalExpansion-mfront.cxx:21:22: warning: unused variable ‘ReferenceTemperature’ [-Wunused-variable] \\
    The following libraries have been build : \\
    - libCastemUO2.so \\
    - libMFrontMaterialLaw.so \\
    - libCastemBehaviour.so
  }
\end{flushleft}
Le message d'avertissement relatif à la variable {\tt
  Reference\-Temperature} est sans importance.

\paragraph{Analyse des messages d'erreurs} La phase de compilation
peut montrer des problèmes de syntaxe. Par exemple, remplaçons la
ligne \(59\) de la figure~\ref{fig:tutorial:uo2:EllipticCreep1-3} par
celle-ci, contenant une faute de frappe ({\tt lamdba} au lieu de {\tt
  lambda})~:
\begin{center}
  \lstinputlisting[firstline=59,lastline=59,firstnumber=59]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mfront/EllipticCreep-1.mfront}
\end{center}
Dans ce cas, le compilateur GNU
g++~\cite{fsf_gnu_2014} affichera le message
d'erreur suivant~:
\begin{flushleft}
  {\tt
    In file included from EllipticCreep.cxx:13:0:
    EllipticCreep-1.mfront: In member function ‘void tfel::material::EllipticCreep<hypothesis, Type, false>::computeStress()’:
    EllipticCreep-1.mfront:59:13: error: ‘lamdba’ was not declared in this scope
    compilation terminated due to -Wfatal-errors.
    make: *** [EllipticCreep.o] Erreur 1
    terminate called after throwing an instance of 'std::runtime\_error'
    what():  MFront::buildLibraries : libraries building went wrong
    Abandon
  }
\end{flushleft}

La ligne importante ici est la troisième~:
\begin{flushleft}
  {\tt
    EllipticCreep-1.mfront:59:13: error: ‘lamdba’ was not declared in this scope
  }
\end{flushleft}
qui indique qu'en ligne \(59\) à la colonne \(13\) la variable {\tt
  lamdba} n'est pas connue. Un effort particulier a été fait pour que
le compilateur affiche l'erreur dans le fichier source \mfront{} et
non dans le fichier généré. Le code étant transformé par \mfront{}, le
numéro de colonne n'est pas fiable.

\subsubsection{Essai de compression hydrostatique}

\paragraph{Description} Une des spécificités de la loi est d'être
compressible. Pour vérifier cet aspect de la loi, nous considérons un
essai de compression hydrostatique à pression imposée constante de
\(70\,MPa\) durant \(1\) heure. La porosité initiale est de
\(5\,\%\). La température est de \(293,15\,K\).

\begin{figure}[htbp]
  \centering
  \lstinputlisting{@top_srcdir@/docs/tutorial/mtest/castemellipticcreep.mtest}
  \caption{Modélisation d'un essai de compression hydrostatique avec
    \mtest{}.}
  \label{fig:tutorial:uo2:castemellipticcreep}
\end{figure}

\paragraph{Mise en données} La
figure~\ref{fig:tutorial:uo2:castemellipticcreep} présente la mise en
donnée utilisée. La principale difficulté est ici la définition de
l'état initial (en contraintes, déformations totales et variables
internes).

\paragraph{Solution approchée}
Afin de vérifier la solution obtenue, il est intéressant de disposer
d'une solution analytique. Il s'avère que même dans ce cas très
simple, les calculs deviennent rapidement rédhibitoires. Nous
considérons donc une solution approchée considérant le coefficient
\(A\paren{f}\) constant. La contrainte équivalente \(s\) est alors
également constante et la variable \(p_{v}\) est linéaire en temps~:
\[
p_{v}\paren{t}=\left.\deriv{\phi}{s}\right|_{t=0}\,\left.\deriv{s}{p}\right|_{t=0}\,\,t
\]

\begin{figure}
  \centering
  \includegraphics[width=12cm]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mtest/castemellipticcreep-porosity.png}
  \caption{Évolution de la porosité au cours de l'essai de compression hydrostatique.}
  \label{fig:tutorial:uo2:mtest1:porosity}
\end{figure}

\paragraph{Comparaison} La
figure~\ref{fig:tutorial:uo2:mtest1:porosity} compare la solution
\mtest{} à la solution approchée. Les deux solutions coïncident bien
au début de l'essai. Les deux solutions s'écartent en fin d'essai car
l'approximation faite dans la solution approchée cesse d'être
satisfaisante.

\begin{figure}
  \centering
  \includegraphics[width=12cm]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mtest/castemellipticcreep-convergence.png}
  \caption{Convergence vers l'équilibre mécanique.}
  \label{fig:tutorial:uo2:mtest1:convergence}
\end{figure}

\paragraph{Convergence} Il est intéressant d'étudier la convergence de
l'algorithme d'équilibre de \mtest{}. Celui-ci est représenté en
figure~\ref{fig:tutorial:uo2:mtest1:convergence} pour le dernier pas
de temps. Il faut environ \(50\) itérations pour que la norme du
résidu soit inférieure à la valeur du critère utilisé par \mtest{}. La
vitesse de convergence est visiblement linéaire. Cela est dû au fait
que \mtest{} utilise un opérateur tangent élastique (c'est le choix
par défaut pour les lois compilées avec l'interface {\tt castem}).

\begin{figure}
  \centering
  \includegraphics[width=12cm]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mtest/castemellipticcreep-convergence-2.png}
  \caption{Convergence vers l'équilibre mécanique avec l'algorithme
    d'accélération de \castem{}.}
  \label{fig:tutorial:uo2:mtest1:convergence2}
\end{figure}

\paragraph{Accélération de convergence} Il est possible d'activer dans
\mtest{} l'algorithme d'accélération utilisée par les procédures de
résolution de \castem{}~\cite{verpeaux_algorithmes_2014}. Il s'agit
d'une généralisation de la méthode des sécantes, la plus simple à
mettre en \oe{}uvre et la moins coûteuse (à notre connaissance). Pour
cela, il suffit de rajouter la ligne suivante dans le fichier de
donnée précédent~:
\begin{center}
  \lstinputlisting[firstline=10,lastline=10,numbers=none]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mtest/castemellipticcreep-2.mtest}
\end{center}

La figure~\ref{fig:tutorial:uo2:mtest1:convergence2} compare les
vitesses de convergence avec et sans l'utilisation de l'accélération
de convergence. L'effet est net~: avec l'accélération de convergence,
il ne faut que \(11\) itérations pour atteindre la précision requise
(en fait, dans cet exemple, le résidu est indiqué nul à la précision
machine absolue près (\(\approx{} 2,3\,10^{-308}\)).

\paragraph{Le mode {\tt debug}} Il est
également intéressant de regarder comment converge localement
l'intégration de la loi. Pour cela, \mfront{} dispose d'une option
{\tt -{}-{}debug}. Recompilons la loi~:
\begin{flushleft}
  {\tt
    \$ \small mfront -{}-obuild -{}-debug -{}-interface=castem EllipticCreep.mfront
  }
\end{flushleft}

Lors de l'exécution du cas test, la loi affiche certains détails sur
sa convergence locale~:
\begin{flushleft}
  {\tt
    EllipticCreep::integrate() : beginning of resolution\\
    EllipticCreep::integrate() : iteration 1 : 2.14848e-05\\
    EllipticCreep::integrate() : iteration 2 : 1.48821e-10\\
    EllipticCreep::integrate() : convergence after 2 iterations
  }
\end{flushleft}

Cet exemple montre que l'algorithme de \nom{Newton} local converge en
\(2\) itérations (la précision par défaut est de \(10^{-8}\)).

\paragraph{Choix des paramètres numériques} Nous allons maintenant
nous intéresser à deux paramètres numériques~:
\begin{itemize}
\item la valeur du critère de convergence \(\varepsilon\)~;
\item la valeur de la perturbation \(\varepsilon_{p}\) pour le calcul
  de la jacobienne numérique.
\end{itemize}
Pour comprendre ce que représente ce dernier paramètre, il faut
rappeler comment la valeur de la jacobienne est approchée~:
\[
J\paren{i,j}=\deriv{f_{i}}{\Delta\,x_{j}}\approx\Frac{f_{i}\paren{x_{j}+\varepsilon_{p}}-f_{i}\paren{x_{j}-\varepsilon_{p}}}{2\,\varepsilon_{p}}
\]

Par défaut, la valeur du critère de convergence \(\varepsilon\) est de
\(10^{-8}\). Il est intéressant de remarquer qu'elle est plus lâche
que la précision utilisée pour l'équilibre global.

Dans la suite, nous verrons qu'il est nécessaire de baisser ce seuil
pour obtenir une matrice tangente cohérente de bonne qualité,
typiquement vers \(10^{-11}\).

La valeur par défaut du second seuil, \(\varepsilon_{p}\), est dix
fois inférieure à celle du critère de convergence. Dans notre exemple,
nous avons donc une valeur de \(10^{-9}\), ce qui est une valeur
acceptable dans la plupart des cas. Précisons que cette valeur est
fixée à la compilation et n'est pas affectée par une modification de
la valeur de \(\varepsilon\) à l'exécution.

Ces deux valeurs peuvent être modifiées par les paramètres {\tt
  epsilon} et {\tt numerical\_\-jaco\-bian\_\-epsilon}. Il est possible
de modifier ces valeurs depuis \mtest{} à l'aide du mot clé {\tt
  @Para\-meter}~:
\begin{center}
  \lstinputlisting[firstline=12,lastline=13,numbers=none]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mtest/castemellipticcreep-2.mtest}
\end{center}

Avec un seuil à \(10^{-13}\) et une perturbation de \(10^{-9}\), nous
obtenons la sortie suivante~:
\begin{flushleft}
  {\tt
    EllipticCreep::integrate() : beginning of resolution\\
    EllipticCreep::integrate() : iteration 1 : 2.14849e-05\\
    EllipticCreep::integrate() : iteration 2 : 1.48417e-10\\
    EllipticCreep::integrate() : iteration 3 : 9.80423e-16\\
    EllipticCreep::integrate() : convergence after 3 iterations
  }
\end{flushleft}

Avec un seuil à \(10^{-13}\) et une perturbation de \(10^{-18}\), nous
pouvons voir deux effets. En premier lieu, la qualité de la jacobienne
numérique est moindre, ce qui augmente le nombre d'itération dans
l'algorithme local.
\begin{flushleft}
  {\tt
    EllipticCreep::integrate() : beginning of resolution\\
    EllipticCreep::integrate() : iteration 1 : 2.14849e-05\\
    EllipticCreep::integrate() : iteration 2 : 4.17309e-08\\
    EllipticCreep::integrate() : iteration 3 : 8.06865e-10\\
    EllipticCreep::integrate() : iteration 4 : 6.27906e-11\\
    EllipticCreep::integrate() : iteration 5 : 1.30492e-12\\
    EllipticCreep::integrate() : iteration 6 : 1.78654e-14\\
    EllipticCreep::integrate() : convergence after 6 iterations
  }
\end{flushleft}
Dans ce cas, on note que la valeur finale du résidu est moins bonne
que dans le cas précédent. Cela a un effet très fort sur la
convergence globale, qui nécessite dans ce cas \(53\) itérations (avec
une précision de \(10^{-12}\) le calcul ne converge même pas). Ceci
est dû au critère très serré utilisé par \mtest{} sur la valeur de
contraintes. Qualitativement, nous pouvons dire que la réponse de la
loi de comportement est moins \og~stable~\fg{} que précédemment,
malgré une valeur plus basse du critère de convergence.

La diminution de la qualité de l'approximation de la dérivée avec la
valeur de la perturbation est un phénomène numérique
connu~\cite{fortin_analyse_2001}.

Nous avons présenté ici un cas favorable où il faut donner une valeur
très basse à \(\varepsilon_{p}\) pour voir un effet notable. Pour
d'autres lois, des effets de ce type peuvent se faire sentir dès
\(10^{-12}\). Nous recommandons donc de toujours explicitement
préciser une valeur de l'ordre de \(10^{-9}\) à l'aide du mot clé {\tt
  @Pertubation\-Value\-For\-Numerical\-Jacobian\-Computation}~:
\begin{center}
  \lstinputlisting[firstline=10,lastline=11,firstnumber=10]{@top_srcdir@/docs/tutorial/mfront/EllipticCreep-2.mfront}
\end{center}

% \subsubsection{Essai de traction uniaxiale}
%
% \subsection{Les hypothèses de contraintes planes}
%
% \subsubsection{L'hypothèse de contraintes planes}
%
% \subsubsection{L'hypothèse d'axisymétrie et de contraintes planes}
%
% \subsection{Optimisations numériques}
%
% \subsubsection{Matrice tangente cohérente}
%
% \subsubsection{Jacobienne analytique}
%
% \subsection{Essai de structure avec \castem{}}

%%% Local Variables:
%%% mode: latex
%%% TeX-master: "tutoriel"
%%% End: