Épaisseur de l’onde de choc

m

.s

)



y (mm)

T

(m

/s

)

y (mm)

Figure 3.24 – a. Fraction volumique φtot ^{et vitesse moyenne longitudinale V}para pour toutes les particules à M = 1, 27 comparés au modèle bimodal dissipatif (λ = 8 mm et k = 3). b. Températures granulaires longitudinale T_paraet transverse T_perppour toutes les particules à M = 1, 27 comparées au modèle bimodal dissipatif. Insert : Distribution des vitesses longitudinales (f_y(v)) et transverses (f_x(v)) dans la zone où T_para− T_perpatteint son maximum. y = 0 indique la position de l’obstacle.

le nombre de Mach est petit. La dissipation, à travers les valeurs de la constante k, est d’autant plus faible que le nombre de Mach est petit. Lorsque le nombre de Mach tend vers 1, le modèle prédit correctement la température longitudinale. Ce résultat conforte l’hypothèse formulée précédemment selon laquelle l’écart entre les prédictions du modèle et les mesures expérimentales serait principalement dû à la présence de nombreuses particules avec des vitesses intermédiaires. Plus les populations supersonique et subsonique sont différentes, plus il est nécessaire de tenir compte de ces états intermédiaires, ajoutant ainsi une sous-population supplémentaire.

3.3.5 Épaisseur de l’onde de choc

Le modèle bimodal dissipatif a été confronté à de nombreuses mesures expérimentales. Les ondes de choc ont été réalisées à nombre de Mach variable, pour trois températures différentes à une fraction volumique donnée, et également pour une des températures à une fraction volumique supérieure. Les différentes températures sont obtenues en faisant varier les paramètres de vibration (voir Sec. 3.1.2). La plage de variation de ces paramètres est conditionnée par la possibilité d’obtenir un état homogène dans le bain vibré (voir Sec. 3.1.1). Pour chaque configuration, l’obstacle a été déplacé à différentes vitesses afin d’obtenir les propriétés du gaz granulaire vibré dans le front d’onde. Le modèle bimodal dissipatif a ensuite été utilisé pour interpréter ces mesures expérimentales. Dans chaque cas, la valeur du paramètre λ, nécessaire pour un bon accord entre le modèle et les

96 CHAPITRE 3. ONDES DE CHOC DANS UN GAZ GRANULAIRE VIBRÉ mesures, a été relevée et reportée sur la figure 3.25. Plus le nombre de Mach est élevé,

1 10

0

10

20



/l

(



 su

p

)

M

Figure 3.25 – Épaisseur λ de l’onde de choc normalisée par le libre parcours moyen l φ^∞sup
pour différentes fractions volumiques φ et températures T du bain granulaire vibré ,en fonction du nombre de Mach M comparé à l’épaisseur prédite par le modèle de Mott-Smith pour un gaz de sphères dures avec 6 degrés de liberté.

plus l’épaisseur λ de l’onde de choc, normalisée par le libre parcours moyen l φ∞ sup

, décroit. Elle augmente fortement quand M se rapproche de 1 et tend vers un plateau pour M > 3. La figure 3.25 est à rapprocher de la figure 1.4 montrant un comportement similaire pour l’épaisseur de l’onde de choc dans les gaz moléculaires.

Afin de pousser plus loin la comparaison avec les gaz moléculaires, la solution du mo-dèle de Mott-Smith a été calculée pour un gaz de sphères dures avec 6 degrés de libertés. Il s’agit de la solution B0 déterminée dans [8] à l’aide du moment v2

y. De manière surpre-nante, les points expérimentaux, déterminés dans le gaz granulaire vibré pour φ = 0, 07, semblent suivre cette solution, pourtant valable dans un gaz de sphères dures élastiques. Une interprétation possible est que la dissipation d’énergie n’est active que tardivement dans le front d’onde et ne change pas significativement l’épaisseur de celui-ci. Il est égale-ment remarquable que la température initiale du gaz, pourtant variée d’un facteur 3, ne semble pas avoir d’influence sur l’épaisseur dans l’onde de choc.

Toutefois, contrairement au cas des gaz moléculaires, l’épaisseur de l’onde de choc ne diverge pas dans le cas du gaz granulaire vibré étudié ici. L’épaisseur augmente fortement mais ne diverge pas puisque un profil de fraction volumique continue à exister dans le régime subsonique en l’absence d’onde de choc (voir Fig. 3.17). D’autres mécanismes, à l’origine de l’existence de ces profils dans le régime subsonique, empêchent la divergence de cette épaisseur dans le régime supersonique, lorsque le nombre de Mach tend vers 1.

Les ondes de choc formées à une fraction volumique φ = 0, 14 ont un comportement légèrement différent. Si les tendances restent les mêmes, la valeur plateau de l’épaisseur

3.3. LE MODÈLE BIMODAL DISSIPATIF 97 λ est légèrement supérieure aux autres configurations. et donc différentes de la solution de Mott-Smith. Le volume fini occupé par les particules peut intervenir de manière plus conséquente à travers le terme de pression et modifier la relation existant entre les fractions volumiques des populations supersonique et subsonique, inconnue dans le gaz granulaire vibré.

L’étude d’une expérience de piston supersonique déplacé dans un gaz granulaire vibré a permis l’observation et la description des ondes de choc formées dans ce milieu de température et de fraction volumique contrôlables. Les ondes de choc formées ont des distributions bimodales dans le front d’onde, avec deux pics d’autant plus séparés que le nombre de Mach est grand, de la même manière que dans les gaz moléculaires. Lorsque le nombre de Mach tend vers 1, la bimodalité n’est plus apparente. Si les températures transverse et longitudinale sont bien anisotropes et augmentent au début du front d’onde, elles finissent par décroître. La fraction volumique peut augmenter jusqu’à la compacité maximale, le milieu n’est alors plus à l’état de gaz granulaire.

En associant le modèle bimodal de Mott-Smith dans les gaz moléculaires avec une description de la dissipation due aux collisions inélastiques issue de la théorie cinétique granulaire, il a été possible de modéliser les structures formées dans de nombreuses confi-gurations. Ce modèle bimodal dissipatif ne rend cependant pas parfaitement compte de la température et des distributions des vitesses dans le gaz granulaire vibré pour de grands nombres de Mach. La présence de nombreuses particules avec des vitesses intermédiaires, n’étant plus les particules supersoniques initiales mais pas encore les particules subso-niques aux températures isotropes, montre la nécessité d’un modèle plus précis. L’étude de ces particules intermédiaires à travers les distributions des vitesses sera l’objet du cha-pitre 4. Le deuxième résultat notable de cet étude est le peu d’influence que semble avoir la dissipation sur l’épaisseur des ondes formée ici. L’épaisseur du front d’onde est la même que dans le cas d’un gaz de sphères dures élastiques. Toutefois elle permet d’expliquer la forte décroissance de la température et l’augmentation de la fraction volumique jusqu’à la compacité maximale, qui montre que le milieu a quitté son état de gaz granulaire.

Chapitre 4

Les distributions des vitesses dans une

onde de choc normale

Sommaire

4.1 Structure d’une onde de choc normale induite par un écou-lement granulaire dilué . . . 100 4.1.1 Structure de l’onde de choc . . . 100 4.1.2 Évolution des distributions de vitesses . . . 104 4.1.3 Les particules intermédiaires . . . 107 4.2 Modèles à plusieurs populations . . . 109 4.2.1 Les particules intermédiaires (1) . . . 110 4.2.2 Les particules intermédiaires (2) . . . 113 4.3 Description des distributions de vitesses . . . 116

4.3.1 Prévision des distributions de vitesses pour les particules inter-médiaires . . . 116 4.3.2 Reconstruction des distributions de vitesses locales . . . 118 4.4 Distributions de vitesses dans un gaz granulaire vibré et dans

les gaz moléculaires . . . 120 4.4.1 Dans les gaz granulaires vibrés . . . 120 4.4.2 Dans les gaz moléculaires . . . 122 4.4.3 Nombre de particules intermédiaires . . . 126

100 CHAPITRE 4. LES DISTRIBUTIONS... ONDE DE CHOC NORMALE Le chapitre précédent a montré qu’un gaz granulaire vibré permet de générer des ondes de choc normales très semblables à celles rencontrées dans les gaz moléculaires. La version dissipative du modèle bimodal de Mott-Smith rend bien compte des grandeurs macrosco-piques mesurées que sont la fraction volumique φ, la vitesse moyenne ^−→V et assez bien de la température granulaire transverse. La température longitudinale Tk, et en particu-lier son maximum, reste mal décrite (voir Fig. 3.23). Cette erreur de prédiction est liée à l’écart entre les distributions de vitesses observées et celles obtenues par le modèle pour de grands nombres de Mach. Dans le front d’onde, ces distributions ne sont pas simplement la somme des deux distributions de vitesses de la population initiale supersonique et la population subsonique. De nombreuses particules avec des vitesses intermédiaires ont déjà été observées dans les gaz moléculaires (voir Fig. 1.5 d.). Le chapitre précédent a montré des résultats similaires dans les ondes de choc générées par un piston supersonique dans un gaz granulaire vibré (voir Fig. 3.23 b.).

Ce chapitre se propose d’interpréter la forme des distributions de vitesses dans ces deux cas en expliquant notamment l’origine des particules avec des vitesses intermédiaires. Á l’aide de l’étude des trajectoires des particules dans une onde de choc générée par un écou-lement granulaire dilué, il est démontré que ces particules proviennent des collisions entre une population supersonique et une population subsonique. Cette description permet l’éla-boration d’un modèle permettant de prédire la quantité de ces particules intermédiaires. Ce modèle permet la reconstruction des distributions des vitesses, non seulement dans les expériences faites dans les gaz granulaires, mais aussi dans les gaz moléculaires.

4.1 Structure d’une onde de choc normale induite par

un écoulement granulaire dilué

Comprendre l’origine des particules "intermédiaires" présuppose de pouvoir aller isoler ces états pour les observer. Dans le gaz granulaire vibré, les particules supersoniques ont des collisions entre elles bien avant le front d’onde. Il n’est pas possible d’étudier leur évolution. Dans ce but, nous reprenons un montage déjà utilisé auparavant dans le groupe, décrit dans la section 2.1.1. Dans ce montage, un écoulement granulaire dilué sous gravité génère une onde de choc sur un obstacle circulaire. Les particules supersoniques tombent sans avoir de collisions entre elles, ce qui permet d’étudier leur évolution au fur et à mesure des collisions dans un écoulement à très grand nombre de Mach. La première collision et les collisions successives des particules tombant sous gravité peuvent en effet être isolées.