5.3 Contrôle et étude paramétrique
5.3.1 Analyse d’un régime manipulé
Nous allons désormais analyser l’écoulement manipulé par un apport d’énergie. Les pa- ramètres de la source sont les suivants : Lc
c = 2.6%, rcc = 1.75%, θc= 20◦ et PPD = 34%. La
distribution spatiale de la source d’énergie est représentée à la figure 5.3. La densité de flux thermique maximale qmax vaut 10 kW cm−3. Comme le montre la figure 5.10, les caractéris- tiques de la source utilisées permettent l’arrêt des battements de l’onde choc. Les champs manipulés présentés dans la suite sont donc les champs obtenus après stabilisation de l’écou- lement. Les champs correspondant au régime naturel sont quant à eux moyennés.
Figure 5.3: Distribution spatiale du terme source q∗=[p1.5 q
∞/(ρ0.5∞c)] - M∞= 0.73, Rec= 3.106 et α = 4.5◦
5.3.1.1 Action sur les grandeurs thermodynamiques
Les figures 5.4 à 5.6 présentent l’action de l’apport d’énergie sur les variables thermody- namiques dans la zone d’interaction et plus largement autour de l’aile. On rappelle que les échanges thermiques sont de trois natures : conductif (ou diffusif), convectif (naturelle ou for- cée) et radiatif. La diffusion est décrite par la loi semi-empirique de Fourier (équation (2.8)) qui s’interprète comme l’inhomogénéité du paramètre intensif, la température provoquant un phénomène de transport tendant à combler le déséquilibre et conduit à un équilibre des
gradients de température. La convection est caractérisée par le transport d’énergie par dé- placement de matière. La radiation correspond à l’émission ou l’absorption par la matière d’un rayonnement électromagnétique. Elle n’a donc pas d’influence ici. Nous allons réaliser une comparaison des nombres adimensionnels pour voir quelle est la nature de l’échange thermique prédominant.
Le nombre de Péclet P e compare les effets convectifs aux effets de diffusion thermique. L’application numérique donne : P e = RecP r = 2.2 106>> 1. Le transport thermique est
donc réalisé par convection et non par diffusion. Bien entendu, la convection forcée domine la convection naturelle. En effet, le calcul du nombre d’Archimède donne Ar =Grc
Re2c = 4.5 10
−6<< 1, où Gr correspond au nombre de Grashof. Comme attendu, cette étude des nombres adimen- sionnés indique que le transport de la source de chaleur est dominé par la convection forcée produite par l’écoulement incident.
On rappelle que la paroi de l’aile est considérée comme étant une paroi adiabatique. Elle interdit ainsi les transferts de chaleur entre l’écoulement et le solide en imposant la condi- tion : ∂T∂n
w= 0, où n représente la normale à la paroi.
Figure 5.4 on observe que la source d’énergie modifie son environnement proche par une augmentation importante de la température (Tmax∗ = 3.6). On note que le flux de chaleur subit une dissipation qui est mise en évidence par une diminution de la température en aval de la source de l’ordre de 20%. Plus en aval, la nature convective de l’écoulement implique qu’au cœur du flux, la température reste constante jusqu’au choc en xc 0.45. Par consé- quent, comme indiqué lors de l’analyse dimensionnelle, on constate que la diffusion dans la direction normale est faible. Lors du passage à travers le choc, le flux subit une diffusion normale qui est due au ralentissement de la vitesse du fluide. Le flux de chaleur est ensuite transporté dans la zone de recirculation de la couche limite décollée.
L’apport d’énergie qui conduit à une augmentation importante de la température induit une division par trois de la masse volumique (cf. figure 5.5). L’examen de la figure 5.6 montre que l’apport d’énergie provoque une diminution de la pression dans la zone d’apport d’éner- gie et une augmentation de la pression en amont de la source. Le champ de pression sur la partie extrados semble peu perturbé. Sur toutes ces figures on observe également une forte déviation des lignes de courant à l’approche de la source d’énergie. On peut donc conclure de ces figures que l’apport d’énergie a un effet notable sur les grandeurs thermodynamiques. Nous allons à présent observer ce qu’il en est pour le champ de vitesse.
5.3.1.2 Analyse du champ de vitesse
Le mécanisme présenté au § 5.1 est bien retrouvé à la figure 5.7. En effet, on observe que l’augmentation de la température (figure 5.4) provoque une modification de la vitesse du son locale et conduit à une diminution du nombre de Mach dans la zone d’influence de l’actionneur. Ainsi, cette diminution du nombre de Mach provoque un abaissement de l’in- tensité du choc, ce qui conduit à une diminution du décollement et à l’arrêt du tremblement (figure 5.10).
a) b)
Figure 5.4: Température statique T∗=TT∞ - a) Zone d’interaction - b) Zone autour de l’aile - M∞= 0.73, Rec= 3.106 et α = 4.5◦
a) b)
Figure 5.5: Masse volumique ρ∗= ρρ
∞ - a) Zone d’interaction - b) Zone autour de l’aile - M∞= 0.73, Rec= 3.106 et α = 4.5◦
a) b)
Figure 5.6: Pression statique p∗= pp
∞ - a) Zone d’interaction - b) Zone autour de l’aile - M∞= 0.73, Rec= 3.106 et α = 4.5◦
La figure 5.8 compare les profils de vitesse longitudinale en cinq positions de l’extrados dans le cas manipulé et non manipulé. On remarque à la position xc = 0.28 que l’écoulement est fortement accéléré avec une augmentation de 75% de la vitesse longitudinale par rapport au cas naturel. Cette poche de survitesse se situe dans la partie extérieure de la couche limite. Cependant, on observe que la couche limite est affectée avec un remplissage du profil de vitesse indiquant une diminution du facteur de forme. En xc = 0.45, on note que l’inten- sité de la survitesse a diminué (+65%) et qu’elle s’est éloignée de la paroi. Cette dernière remarque reste valable pour les positions suivantes. Ainsi, l’écoulement chaud et accéléré suit l’écoulement eulérien de par l’épaississement de la couche limite. On remarque aux deux positions suivantes, xc = 0.6 et xc = 0.75, que l’augmentation de la vitesse de l’écoulement permet une diminution de l’effet du gradient de pression adverse avec une suppression du décollement de la couche limite. Au bord de fuite, position xc = 1, la couche limite est dans les deux cas décollée et le profil manipulé est proche du profil naturel avec néanmoins une vitesse plus importante dans le cas contrôlé.
Le mécanisme présenté initialement (§ 5.1) semble donc plus complexe. En effet, à celui-ci il faut ajouter une augmentation importante de la vitesse de l’écoulement qui est la consé- quence d’un apport d’énergie réalisé sur l’énergie totale, c’est-à-dire sur l’énergie interne mais également sur l’énergie cinétique. Cette augmentation de vitesse a alors pour conséquence la diminution du facteur de forme de la couche limite qui est alors plus résistante au gradient de pression adverse.
Nous allons désormais étudier les grandeurs de paroi telles que la répartition du coefficient de pression et du coefficient de frottement ainsi que l’évolution temporelle des efforts.
Figure 5.7: Nombre de Mach M - M∞= 0.73, Rec= 3.106 et α = 4.5◦
Figure 5.8: Profils de vitesse moyenne aux points de l’extrados : xc = 0.28, xc = 0.45, xc = 0.6, x
c = 0.75, xc = 1 en régime naturel et manipulé - M∞= 0.73, Rec= 3.106 et α = 4.5◦
5.3.1.3 Les efforts appliqués sur l’aile
La figure 5.9.a montre qu’au niveau du plateau supersonique la pression est peu modifiée par la source. Ceci est en accord avec la visualisation du champ de pression (cf. figure 5.6). On remarque que la recompression présente dans le cas manipulé une pente plus importante indiquant que l’onde de choc est stabilisée. En aval du choc, la suppression du décollement est bien visible. Sur l’intrados, on observe dans la cas manipulé une diminution de la pression sur la partie amont. Les grandeurs thermodynamiques (figure 5.4 et 5.5) n’indiquent pas une influence directe de la source d’énergie sur cette zone de l’écoulement. Ainsi, cette diminution de la pression provient probablement de la modification importante de l’écoulement extrados qui par circulation affecte l’intrados. En amont de la transition le coefficient de frottement est peu modifié (figure 5.9.b). Ensuite, en accord avec le tracé des profils de vitesse (figure 5.8),
on note une augmentation du coefficient de frottement dans la zone supersonique. Plus en aval, on retrouve la diminution du décollement avec un coefficient de frottement positif. Par conséquent, au lieu d’un décollement sur toute la partie arrière de l’aile dans le cas naturel, nous sommes dans le cas manipulé en présence d’un décollement scindé en deux avec une poche de recirculation au pied de choc et une autre au bord de fuite. La figure 5.10 montre l’évolution du coefficient de portance en fonction du temps. On remarque dans le cas manipulé après quelques oscillations une suppression des fluctuations. Cette méthode de contrôle présente des résultats intéressants, néanmoins, on observe dans le cas manipulé une réduction de 8% du coefficient de portance par rapport au coefficient de portance moyen du cas naturel. Nous allons désormais tenter d’optimiser les paramètres de la source d’énergie.
a) b)
Figure 5.9: Comparaison entre le régime naturel et manipulé - a) Coefficient de pression - b) Coefficient de frottement - M∞= 0.73, Rec= 3.106 et α = 4.5◦
Figure 5.10: Coefficient de portance en fonction du temps - M∞ = 0.73, Rec = 3.106 et