Ecoulement instationnaire

Nous avons montré, dans le paragraphe précédent, que l’écoulement moyen était com- posé de trois grandes régions : un jet central traversant le bassin et deux grandes zones de recirculation contra rotatives de part et d’autre du flux principal (Figure 3.13). Cependant, l’écoulement au sein d’une passe à poissons à fentes verticales est en réalité fortement ins- tationnaire (Tarrade et al.(2011)).

FIGURE3.13 – Topologie de l’écoulement au sein d’un bassin de grande largeur (G.Pineau

2011)

Afin d’étudier l’évolution temporelle de l’écoulement et de caractériser les principales phases de sa topologie, une approche qualitative préliminaire consiste à analyser les champs de vitesses instantanées réalisés à partir des mesures. Ces séquences de champs de vitesses instantanées (Figure 3.14) ont montré que le jet bat alternativement de haut en bas sous les

3.1. CARACTERISTIQUES DE L’ECOULEMENT AU SEIN DES PASSES A POISSONS

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actions combinées de « bouffées » de vitesses issues de la fente et d’échanges de fluide avec les tourbillons principaux (PE).

Au niveau de l’écoulement de type 1 (écoulement au sein de la passe de largeur B /b = 9), le battement de jet se fait de la gauche vers la droite en regardant vers l’aval, ce qui alimente la zone de recirculation située entre les déflecteurs latéraux ou celle située entre les déflec- teurs centraux (Figure 3.14-Phase (a)). Cette phase de l’écoulement est quasiment identique à la topologie de l’écoulement moyen où nous retrouvons les trois grandes régions citées précédemment.

Quand le jet issu de la fente est constitué de fortes vitesses, il s’élargit et a tendance à s’orienter vers la paroi latérale supérieure. En conséquence, le jet se divise en deux parties au contact du déflecteur central, la majeur partie est directement convectée vers la fente sui- vante alors que le reste alimente la zone tourbillonnaire supérieure avec des vitesses élevées en proches parois (Figure 3.14-Phase (b)). Cet écoulement de retour perturbe le jet et modifie de façon sensible sa direction.

Cette réorientation du jet influence la topologie de l’écoulement au sein du bassin. En effet, par la suite, le jet devient moins large et prend une trajectoire qui converge directement vers la fente suivante. Dans cette phase, le jet n’alimente que le tourbillon inférieur dont la forme évolue rapidement avec le temps et où les vitesses augmentent. Les vitesses au niveau du tourbillon supérieur qui n’est quasiment plus alimenté par le jet diminuent (Figure 3.14- Phase (c)).

Contrairement à l’écoulement au sein de la passe de grande largeur, celui dans la passe de petite largeur (B /b = 6,67) est moins marqué : le battement du jet est moins intense. Quand le jet est puissant (écoulement à vitesses élevées), il s’étire en longueur en impactant de fa- çon marquée la paroi latérale, longe celle-ci puis la cloison reliée au déflecteur central à vi- tesses élevées (Figure 3.15-Phase (d)).

En croisant le grand déflecteur à fortes vitesses, le jet a tendance à revenir vers l’amont du bassin. Ce phénomène génère une zone tourbillonnaire au niveau du déflecteur central et donne naissance à une structure tourbillonnaire contra rotative localisée dans le coin su- périeur amont.

Un deuxième comportement de l’écoulement a été remarqué, celui-ci se génère quand le jet est moins intense (écoulement à vitesses plus faibles). Le jet impacte la paroi latérale plus en amont et il converge directement vers la fente suivante sans se diriger vers l’amont du bassin (Figure 3.15-Phase (e)).

Par la suite, une évolution temporelle de la norme de la vitesse, de la norme de la vitesse fluctuante et de la vorticité est tracée pour les deux largeurs de la passe à poissons (Figure 3.16)

Le fait de réduire la largeur de la passe, les quantités cinématiques de l’écoulement évo- luent avec le temps en augmentant leurs intensités. Au sein de la passe de petite largeur,

(A) Phase (a) (B) Phase (b)

(C) Phase (c)

FIGURE3.14 – Champs de vitesses instantanées PIV caractérisant les trois phases de l’écou- lement au sein de la passe de B /b = 9

la vitesse est importante, en moyenne temporelle, sa valeur atteint < ||V2D||

Vd >= 0.36 et elle

atteint < ||V2D||

Vd >= 0.33 au sein de la passe de grande largeur. L’écoulement semble être

plus turbulent pour B /b = 6.67 que pour B/b = 9, en calcul moyen de la vitesse fluctuante, sa valeur est plus importante au sein de la passe de petite largeur. En ce qui concerne la vorticité, cette dernière augmente en réduisant la largeur du bassin, elle atteint une valeur moyenne < |ωz−adi m| >= 0.84 pour B/b = 6.67, cependant elle ne dépasse pas la valeur

< |ωz−adi m| >= 0.76 pour B/b = 9.

L’évolution temporelle des grandeurs physiques de l’écoulement montre que celui-ci est fortement instationnaire et dépend du type de bassin (bassin de grande ou de petite largeur). Les quantités cinématiques de l’écoulement évoluent différemment en fonction du temps d’un type de bassin à l’autre. L’analyse instationnaire des champs de vitesses est nécessaire afin de bien comprendre l’écoulement turbulent dont ses caractéristiques évoluent énor-

3.1. CARACTERISTIQUES DE L’ECOULEMENT AU SEIN DES PASSES A POISSONS

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(A) Phase (d) (B) Phase (e)

FIGURE3.15 – Champs de vitesses instantanées PIV caractérisant les deux phases de l’écou- lement au sein de la passe de B /b = 6,67

mément au cours du temps et auxquelles les petites espèces de poissons sont réellement confrontées. Nous avons pu différencier quelques cas pour lesquels la norme de la vitesse atteint son maximum (minimum) au sein des deux types de la passe (Figure 3.17).

En analysant la Figure 3.16-(A), nous constatons qu’à l’instant t+δ(t)=35s, la norme de la vitesse atteint son maximum au sein de la passe de grande largeur et son minimum à celle de petite largeur. Les vecteurs vitesses (Figure 3.17-(A)) à cet instant montrent que le jet issu de la fente pour B /b = 9 est constitué de fortes vitesses et il s’élargit en s’approchant du grand déflecteur. Au niveau de celui-ci, une grande partie du jet alimente le tourbillon supérieur et l’autre partie est convectée vers la fente suivante en alimentant le tourbillon inférieur. Cependant, au même instant, l’écoulement au sein de la passe de petite largeur semble être moins intense et le jet est plus court (Figure 3.17-(D)). L’écoulement converge directement vers la fente suivante, cela réduit la taille du tourbillon créé le long du grand déflecteur.

En revanche, à l’instant t+δ(t)=79s, l’écoulement dans le bassin de largeur B/b = 6.67 est caractérisée par l’arrivée d’une grande quantité de fluide issue de la fente (Figure 3.17-(C)). Le jet impacte la paroi latérale avec des vitesses très élevées. Ces dernières provoquent un contournement du jet qui a tendance à revenir vers l’amont du bassin. A cet instant, l’écou- lement semble être plus stable au sein de la passe de grande largeur (Figure 3.17-(B)), en effet, le jet converge directement vers la fente suivante sans avoir alimenté les deux tour- billons. Cela réduit l’activité tourbillonnaire des deux zones de recirculation.