Constante de relaxation linéaire

Suivant le plan fixé en début de section, on souhaite maintenant mettre en évi-dence le temps de relaxation des perturbations interfaciales. De manière pragma-tique, cela signifie qu’on résout le problème à l’ordre 1. Méthodiquement, on effectue

– la résolution des équations hydrodynamiques à l’ordre 1,

– puis le développement des conditions limites afin d’obtenir l’expression des constantes définies par le champ de vitesse.

Ces deux étapes nous permettent de remplacer les composantes de la vitesse dans la condition d’immiscibilité 3.6 par leur expression en fonction de la perturbation interfaciale et par conséquent, d’obtenir la relaxation de cette dernière.

Forme générale du champ de vitesse

Le champ de vitesse vérifie les équations hydrodynamiques 3.7. Toutes deux, la condition d’incompressibilité et l’équation de Stokes, présentent l’avantage d’être li-néaires. Le champ de vitesse de l’ordre 1 v(1)

j est alors défini par ces mêmes équations hydrodynamiques 3.7. Cette remarque est valable quel que soit l’ordre considéré v(n)

j . La résolution suivante est donc utile à la fois en ce qui concerne la relaxation linéaire des perturbations interfaciales, et à la fois pour les contributions des ordres plus éle-vés. En d’autres termes, la forme générale du champ de vitesse mise en évidence dans ce paragraphe est réutilisée dans les paragraphes suivants à propos du problème aux ordres plus élevés.

Les paragraphes précédents, et en particulier celui du chapitre 2 sur la relation de dispersion, ont permis de souligner la commodité des représentations des pertur-bations interfaciales dans l’espace de Fourier. Les transformées de Fourier directe et inverse reliant les descriptions dans les espaces de Fourier et réel sont données par les égalités suivantes :

f (q, z, t) = Z R² d2r f (r, z, t) exp (−iq.r) f (r, z, t) = Z R² d2q (2π)2 f (q, z, t) exp (iq.r)

où f désigne la perturbation interfaciale u, le champ de vitesse v(1)

j ou le champ de pression P(1)

équations à 4 inconnues (les 3 composantes de la vitesse et la pression). Il est pos-sible de simplifier ce système en considérant la vitesse dans la base polaire (ˆq, ˆt, ez) associée au vecteur d’onde q.

– Le vecteur unitaire ˆq a les mêmes direction et sens que le vecteur d’onde q : ˆ

q = q/q avec q la norme du vecteur d’onde.

– Le vecteur ez reste le vecteur unitaire vertical pointant vers le haut, vecteur suivant la direction du gradient de l’écoulement de Couette plan.

– Le vecteur unitaire ˆt est choisi tel que la base (ˆq, ˆt, ez)forme un trièdre direct. On repère les vecteurs ˆq et ˆt par rapport aux vecteurs de la base traditionnelle cartésienne sur la fig. 3.3. Les équations hydrodynamiques se décomposent alors en

e

e

ˆ

q

ˆ

t

q

/q

q

/q

Figure 3.3 – Représentation schématique de la base polaire dans le plan horizontal. deux systèmes :

– le premier porte sur v(1)

j,t, projection de la vitesse sur la direction ˆt. L’équation de Stokes selon l’axe ˆt s’écrit :

ηj ∂_z²− q²
v⁽¹⁾_j,t(z) = 0 (3.14) Seule la dépendance en z est notée, convention qu’on généralise dans la suite pour des raisons de lisibilité.

– le second système implique les 3 quantités v(1) j,q, v(1)

j,z et P(1)

j avec v(1)

j,q la projec-tion de la vitesse à l’ordre 1 sur la direcprojec-tion ˆq. La condiprojec-tion d’incompressibilité et l’équation de Stokes selon ˆq et ez se mettent sous la forme :

iqv⁽¹⁾_j,q(z) + ∂zv_j,z⁽¹⁾(z) = 0 ηj ∂²_z − q2

v⁽¹⁾_j,q(z)− iqPj⁽¹⁾(z) = 0 ηj ∂_z² − q2

v⁽¹⁾_j,z(z)− ∂zP_j⁽¹⁾(z) = 0 La condition d’incompressibilité relie v(1)

j,q à la dérivée première de la compo-sante verticale de la vitesse : v(1)

selon ˆq permet d’exprimer la pression, toujours en fonction de la composante verticale de la vitesse, expression qui fait intervenir sa dérivée troisième : P_j⁽¹⁾(z) = (ηj/q2)(∂3

z − q2∂z)v_j,z⁽¹⁾(z). En utilisant ces deux égalités, l’équation de Stokes selon ezdevient une équation différentielle du 4ième ordre vérifiée par v_j,z⁽¹⁾ :

(∂_z⁴− 2q2∂_z²+ q⁴)v_j,z⁽¹⁾(z) = 0 (3.15) Les deux équations 3.14 et 3.15 peuvent être résolues. Les solutions sont des sommes d’exponentielles. On suppose que le système a de grandes dimensions et par conséquent qu’on peut confondre les conditions limites au niveau des parois solides avec des conditions limites en z → ±∞. Précisément, on suppose limz→±∞v_j(z) = 0. On obtient alors : v_j,t⁽¹⁾(z) = α⁽¹⁾_j e^−q|z| (3.16) v_j,z⁽¹⁾(z) = A⁽¹⁾_j + B_j⁽¹⁾qz e^−q|z| (3.17) où α(1) j , A(1) j et B(1)

j sont des constantes à déterminer à l’aide des conditions limites. Cette première perturbation à l’écoulement de Couette, le champ de vitesse d’ordre 1, décroît de manière exponentielle lorsqu’on s’éloigne de l’interface. Cette décrois-sance a lieu sur une profondeur de l’ordre de la longueur d’onde. Il est possible alors de préciser ce qu’on entend par « grande » dimension du système ou ce qu’on en-tend aussi quand on affirme qu’on néglige les effets de confinement. On suppose que la perturbation des champs hydrodynamiques est négligeable au niveau des parois solides, soit que les vecteurs d’onde sont tels que qLj  1, avec j = 1 ou 2. Ceci revient à affirmer que les épaisseurs des deux fluides Lj sont plus grandes que les longueurs d’onde considérées.

Conditions limites

On obtient l’expression des six constantes α(1) j , A(1)

j et B(1)

j en fonction de la perturbation interfaciale à l’aide des conditions limites à l’interface. De manière cohérente avec le développement envisagé pour les champs hydrodynamiques, on développe les conditions limites à l’ordre 1. Les conditions limites étant vérifiées en z = h, deux types de termes rentrent alors en jeu.

– En premier lieu, il y a naturellement les contributions des champs à l’ordre 1. Le développement à l’ordre 1 identifie leur valeur en z = h avec leur valeur en z = 0.

– Ensuite, les conditions limites ayant lieu en z = h, les champs de référence doivent aussi être pris en compte via leur développement autour de z = 0. Par exemple, v(0)(h) = v(0)(0) + ε u∂zv(0)(0).

A l’ordre 1, la condition limite cinématique, soit la continuité des vitesses à travers l’interface, s’écrit :

La vitesse à l’ordre 1 est continue excepté selon la direction ex. La discontinuité de cette composante pallie la discontinuité de l’écoulement de référence en z = h.

Concernant les contraintes dynamiques, soit l’équilibre des forces à l’interface, le développement ressemble à celui du champ de vitesse. Il est important de se rappeler néanmoins que le champ de pression intervenant dans le tenseur des contraintes diffère du champ de pression « réduit » par un terme de gravité. Le développement du champ de pression fait alors intervenir un terme de gravité à l’ordre 1 :

pj(h) = P0+ ε [P_j⁽¹⁾(0)− ρjgu] A l’interface, les contraintes sont alors reliées par :

T_1,xz⁽¹⁾ (0) = T_2,zx⁽¹⁾ (0) T_1,yz⁽¹⁾(0) = T_2,yz⁽¹⁾(0)

T_2,zz⁽¹⁾(0)− T1,zz⁽¹⁾(0) =−σ∆u + ∆ρgu

On retrouve que les contraintes horizontales sont continues à travers l’interface tan-dis que celles verticales sont tan-discontinues. Cette tan-discontinuité équilibre les effets stabilisants, dus à la tension de surface et à la gravité.

Notre but est l’expression des six constantes α(1) j , A(1)

j et B(1)

j . Dans cette optique, on représente à nouveau les champs hydrodynamiques dans l’espace de Fourier et on décompose à nouveau la vitesse dans la base polaire (ˆq, ˆt, ez). On retrouve que la composante v(1)

j,t est découplée des autres quantités v(1) j,q, v(1)

j,z et P(1) j . – Les deux constantes α(1)

j sont données par la discontinuité de la vitesse à l’ordre 1 selon ˆt et la continuité des contraintes tangentielles selon ˆt.

v⁽¹⁾_1,t(0)− v2,t⁽¹⁾(0) =−( ˙γ2− ˙γ1)(qy/q)u (3.19) η2∂zv⁽¹⁾_2,t(0) = η1∂zv_1,t⁽¹⁾(0) (3.20) – Les quatre constantes A(1)

j et B(1)

j sont obtenues à l’aide de la discontinuité de la vitesse selon ˆq, la continuité de la vitesse selon ez, la continuité des contraintes tangentielles selon ˆq et enfin la discontinuité des contraintes verticales.

∂zv⁽¹⁾_1,z(0)− ∂zv⁽¹⁾_2,z(0) = iqx( ˙γ1− ˙γ2)u (3.21) v⁽¹⁾_1,z(0) = v⁽¹⁾_2,z(0) (3.22) η₂(∂2 z + q2)v⁽¹⁾_2,z(0) = η₁(∂2 z + q2)v⁽¹⁾_1,z(0) (3.23) −^η_q²₂(∂_z³− 3q²∂z)v_2,z⁽¹⁾(0) + ^η1 q2(∂_z³− 3q²∂z)v_1,z⁽¹⁾(0) = σ(q²+ l⁻²_c )u (3.24) On a directement remplacé v(1) j,q et P(1)

j par leur expression en fonction de v(1) j,z.

En exprimant les dérivées par leur expression en fonction des constantes, on obtient tout d’abord leur expression, puis l’expression générale du champ de vitesse en fonction de la perturbation interfaciale.

v_1,t⁽¹⁾(z) = ^η2− η1 2η ^˙γ1 qy q^{u exp(qz)} (3.25) v_2,t⁽¹⁾(z) = ^η1− η2 2η ^˙γ2 qy q^{u exp(}−qz) (3.26) v_1,z⁽¹⁾(z) =−^σ(q 2+ l−2 c ) 4ηq ^u(1− qz) exp(qz) + i^{η2− η1} 2η ^{˙γ1uqxz exp(qz)} (3.27) v_2,z⁽¹⁾(z) =−^σ(q 2+ l⁻²_c ) 4ηq ^{u(1 + qz) exp(}−qz) + i^{η1− η2} 2η ^{˙γ2uqxz exp(}−qz) (3.28) aL -4 -2 0 2 4 -4 -2 0 2 4 x z bL -4 -2 0 2 4 -4 -2 0 2 4 x z

Figure 3.4 – Représentation schématique des deux contributions du champ de vitesse (en unité de lc/τc) pour η2/η1 = 0, 5, ˙γ1 = 1, et ˜q = ex(soit q = qx = 1et qy = 0). La ligne rouge correspond à la perturbation interfaciale h/lc = 0, 1× cos(q.x). a) perturbation du champ de vitesse en l’absence de cisaillement, autrement dit v(1)

j

lorsque ˙γapp = 0. b) contribution de la perturbation du champ de vitesse due à l’écoulement de cisaillement, soit v(1)

j ( ˙γapp)− vj⁽¹⁾(0) où on note v(1)

j ( ˙γapp)le champ de vitesse à l’ordre 1 v(1)

j lorsque le taux de cisaillement appliqué est ˙γapp. – v(1)

1,t est entièrement dû à l’écoulement de cisaillement. Il est proportionnel et en phase (à un signe près) avec le cisaillement, ou plutôt à la projection du cisaillement sur ˆt. Il est aussi entièrement dû à la stratification en viscosité. – v(1)

1,z est la somme de deux termes. La première contribution existe même lorsque l’écoulement extérieur appliqué est nul ( ˙γapp = 0). Elle explique la relaxation

de la perturbation et est due, de même que la relaxation, aux effets stabilisants, la tension de surface et la gravité. Il s’agit d’une contribution en phase avec la perturbation interfaciale. La seconde contribution retranscrit l’advection due à l’écoulement de Couette, advection nulle en z = 0. Elle provient de la projection du cisaillement sur ˆq et est en quadrature de phase avec l’interface. Elle est également conditionnée par la stratification en viscosité.

Mise en évidence de la relaxation linéaire de la perturbation interfaciale Afin d’établir l’équation d’évolution temporelle vérifiée par la perturbation in-terfaciale, on développe la condition d’immiscibilité 3.6 à l’ordre 1. On obtient que la dérivée partielle temporelle de la perturbation est simplement la composante ver-ticale de la vitesse en z = 0 : ∂th = vj,z(0). Peu importe que l’on choisisse j = 1 ou j = 2, puisque fondamentalement et pragmatiquement (continuité des compo-santes verticales de la vitesse à l’ordre 1), le résultat reste identique. Finalement, la perturbation interfaciale relaxe selon :

∂th =−^σ(q

2+ l−2 c )

4ηq ^h (3.29) On retrouve une relaxation identique à la relaxation en l’absence d’écoulement ap-pliqué (voir chapitre 2). L’expression du champ de vitesse est modifiée par le ci-saillement mais pas au niveau de sa composante verticale en z = 0. La condition d’immiscibilité doit être considérée au moins à l’ordre 2. On peut prédire sans risque une modification de la dynamique à cet ordre car l’ordre 2 est couplé à l’ordre 1, où déjà le champ de vitesse présente des modifications.