La description cin´ematique de la phase 1 repose sur le choix du champ de d´eplacement propos´e par Denoual et Diani (2002), qui fait intervenir deux potentiels de d´eplacement ϕ(t) et ω(t) :
r(r0, t)3 = ϕ(t)[r30+ ω(t)], a 6 r 6 b (IV.2)
Le premier, ϕ, rend compte d’un ´etat de dilatation pure uniforme au sein de la matrice liquide. L’expression de la conservation de la masse conduit `a ϕ = ρ0/ρ, ρ d´esignant
la masse volumique du liquide `a l’instant t et ρ0 sa valeur `a l’instant initial. Le second
potentiel, ω, d´ecrit l’expansion de la sph`ere creuse par la croissance de la cavit´e interne. Lorsque ϕ = 1, la forme du champ de d´eplacement correspond `a celle classiquement utilis´ee sous l’hypoth`ese d’incompressibilit´e de la matrice (voir, par exemple, Johnson, 1981). Les quantit´es cin´ematiques utiles (vitesse, acc´el´eration, tenseur des taux de d´eformation) d´erivent de l’´equation (IV.2).
La matrice de la sph`ere creuse est constitu´ee d’´etain liquide dont le comportement est choisi compressible et visqueux. La loi de comportement repose sur une partition du ten- seur des contraintes en une partie sph´erique et r´eversible (pression d´efinie par une r´eponse ´
elastique lin´eraire) et une partie d´eviatorique et irr´eversible (contraintes visqueuses new- toniennes), i.e. = σij = −p δij + τij1. En tenant compte du champ de d´eplacement (IV.2)
et en notant dij le tenseur des taux de d´eformation, on obtient :
σij = K ln ρ0 ρ δij + 2η(dij − 1 3dkkδij) (IV.3a) = K ln ϕ δij + 4 3η ϕ ˙ω r3 −1 0 0 0 1/2 0 0 0 1/2 (IV.3b)
Le module de compressibilit´e K et le coefficient de viscosit´e en cisaillement (ou viscosit´e dynamique) η sont donn´es dans le tableau IV.2 qui regroupe les propri´et´es physiques de l’´etain utiles `a cette ´etude et choisies identiques `a celles employ´ees pour l’application num´erique des mod`eles de fragmentation (chapitre III).
Le bilan de quantit´e de mouvement est ´ecrit en repr´esentation spatiale (eul´erienne), en tenant compte de la sym´etrie sph´erique du probl`eme :
∂σrr
∂r +
2
r(σrr− σθθ) = ρ¨r (IV.4)
En y joignant la relation constitutive (IV.3b), l’´equation du mouvement (IV.4) est int´egr´ee de a `a b, avec une fronti`ere libre de contraintes en r = a (premi`ere condition aux limites) :
1 Le terme de pression hors-´equilibre d’origine visqueuse - p
∗= −(23η + ζ)dkk - qui r´esulte de la prise en compte du second coefficient de viscosit´e ζ (´egalement appel´e viscosit´e d’expansion ou de volume), est n´eglig´e. Ceci revient `a accepter la relation de Stokes (3ζ +2η = 0), usuellement v´erifi´ee exp´erimentalement et justifi´ee th´eoriquement pour les gaz monoatomiques. En absence de donn´ees quantifi´ees sur ζ, qui reste un probl`eme ouvert de la m´ecanique et la physique de l’´etat liquide (Gosse, 1995, p. 11), nous admettrons cette hypoth`ese.
2. Etude de la phase 1 : Expansion impos´ee 121
Tab. IV.2: Propri´et´es physiques de r´ef´erence de l’´etain liquide, pour l’´etude de sph`ere creuse (voir annexe A).
Propri´et´e Symbole Valeur Unit´e
Masse volumique de r´ef´erence ρ0 6500 kg.m−3
Module de compressibilit´e K 40 GPa
Viscosit´e dynamique η 10−3 Pa.s
Tension superficielle γ 0, 5 N.m−1 K ln ϕ = 4 3η ˙ ω a3 0+ ω + Z b a ρ¨rdr (IV.5)
En raison de sa longueur, l’expression d´etaill´ee de la quantit´e d’acc´el´eration Rabρ¨rdr n’apparaˆıt pas dans l’´equation (IV.5) ; elle d´erive du champ de d´eplacement donn´e par l’´equation (IV.2).
La vitesse ˙b impos´ee sur la fronti`ere ext´erieure (r = b) est connect´ee `a la vitesse de dilatation macroscopique D et au volume total de la sph`ere creuse V = 43πb3 :
D = ˙ V V = 3 ˙b b = ˙ ω b3 0+ ω + ϕ˙ ϕ (IV.6)
Les conditions initiales du probl`eme sont :
ϕ(0) = 1, ω(0) = 0, ϕ(0) = D,˙ ω(0) = 0˙ (IV.7)
On note que la sph`ere creuse est initialement `a pression nulle (ϕ = ρ0/ρ = 1) mais
qu’elle poss`ede une vitesse initiale. Les conditions initiales en vitesse doivent en effet ˆ
etre compatibles avec la condition aux limites en vitesse telle qu’elle est formul´ee dans l’´equation (IV.6). Le choix particulier ˙ϕ(0) = D et ˙ω(0) = 0 traduit la r´eponse instantan´ee due `a l’´elasticit´e volumique de la matrice liquide. De plus, en pratique, l’´etain liquide atteint un ´etat de tension `a partir d’un ´etat comprim´e (sous choc) et poss`ede r´eellement une vitesse d’expansion initiale associ´ee `a sa compressibilit´e.
2.2
R´esultats
La formulation du probl`eme de sph`ere creuse pour la phase 1 conduit `a un syst`eme de deux ´equations diff´erentielles non-lin´eraires du second ordre donn´e par les relations (IV.5) et (IV.6). Les solutions ϕ et ω, obtenues par la r´esolution num´erique de ce syst`eme `a l’aide du logiciel Mathematica, permettent de calculer l’´evolution temporelle de la pression macroscopique pmacro(t) = −σrr(b, t) `a partir de l’´equation (IV.3b) et de la porosit´e f (t) =
a(a0, t)3/b(b0, t)3 donn´ee par l’´equation (IV.2).
La figure IV.2 repr´esente l’´evolution de la pression macroscopique (a) et de la porosit´e (b) aux premiers instants de l’expansion impos´ee (0 6 t 6 0.01τ ) pour le cas de chargement No. 1. Les deux solutions du syst`eme (IV.5)-(IV.6) obtenues pour b0 = 10−7 m et b0 =
122 Chapitre IV. Description de la cavitation dynamique des liquides statique, pour laquelle la quantit´e d’acc´el´eration est n´eglig´ee dans le bilan de quantit´e de mouvement (IV.5), est repr´esent´ee par les deux courbes noires en trait ´epais. Les courbes noires en trait fin illustrent l’influence de la viscosit´e, dans ce cas fix´ee `a 0, 002 Pa.s, sur la solution quasi-statique. Enfin, les courbes noires en traits pointill´es correspondent `
a la solution incompressible ω∗(t) qui r´esulte de la condition aux limites en vitesse, i.e.
l’´equation diff´erentielle (IV.6) avec ϕ = 1 et ˙ϕ = 0 :
ω∗(t) = b30[exp(Dt) − 1] (IV.8)
Pour cette solution incompressible, l’´evolution de la porosit´e f∗(t) est alors d´eduite du
champ de d´eplacement (IV.2) avec ϕ = 1 :
f∗(t) = 1 + (f0− 1)exp(−Dt) ≈ 1 − exp(−Dt) ≈ Dt (IV.9)
Lorsque les effets inertiels sont n´eglig´es (solutions quasi statiques) ou peu marqu´es (courbes bleues pour b0 = 10−7 m), le d´ebut de l’expansion de la sph`ere creuse peut ˆetre d´ecrit
en trois phases et met en ´evidence le ph´enom`ene d’explosion de cavit´e (Denoual et Diani, 2002). Pendant une phase d’incubation (t < 0.8 ns sur la figure IV.2), la matrice liquide emmagasine de l’´energie de d´eformation ´elastique sans augmentation notable de la poro- sit´e, i.e. de la taille de la cavit´e interne. Ceci se traduit par une augmentation lin´eaire de la pression macroscopique qui correspond `a la r´eponse purement ´elastique du liquide (pmacro≈ −KDt). L’augmentation brutale de la porosit´e est due `a la croissance rapide de
la cavit´e interne au cours d’une phase d’inflation qui s’accompagne d’une relaxation quasi totale de la pression macroscopique. L’´evolution s’ach`eve par une phase de croissance pen- dant laquelle l’augmentation de la taille de la cavit´e accommode seule l’expansion totale impos´ee, de la mˆeme mani`ere que la solution incompressible.
Le ph´enom`ene d’explosion de la cavit´e peut ˆetre interpr´et´e comme sa germination `a partir d’un site de nucl´eation. Celui-ci est repr´esent´e par un vide de rayon a0 qui correspond `a
une pertubation des conditions initiales de la r´eponse du milieu liquide intact en dilatation pure. Dans le cas des solutions quasi-statiques o`u la r´eponse de la sph`ere creuse d´epend uniquement de f0 et non des valeurs absolues de a0 et b0, la phase d’inflation s’initie pour
une pression critique pc :
pc = −σrr(b, tc) = pmacro(tc), avec tc tel que p˙macro(tc) = 0 (IV.10)
L’effet stabilisant de la viscosit´e se manifeste par un retard `a l’apparition de l’explosion de la cavit´e (voir aussi Kl¨ocker et Montheillet, 1991). La phase d’incubation se maintient plus longtemps et la pression critique de cavitation augmente. Pour l’´etain liquide et dans les conditions de chargement ´etudi´ees, l’explosion de la cavit´e se produit bien avant la fin de la phase 1 et correspond `a des niveaux de porosit´e n´egligeables devant la valeur critique de fragmentation fc.
Les pressions critiques de cavitation pc, issues des solutions quasi statiques obtenues pour
une large plage de vitesse de dilatation D et de porosit´e initiale f0 avec les propri´et´es
physiques de l’´etain liquide du tableau IV.2, sont report´ees sur la figure IV.3. En raison des effets visqueux, la pression de cavitation pc ne tend pas vers une valeur finie lorsque
2. Etude de la phase 1 : Expansion impos´ee 123 a.)
b.)
Fig. IV.2: Evolution de la pression macroscopique (a) et de la porosit´e (b) pendant les premiers instants de la phase 1 pour le cas de chargement No. 1 (Table IV.1). Les r´esultats sont obtenus avec les propri´et´es de l’´etain liquide donn´ees dans la table IV.2, `a l’exception des courbes noires en trait continu fin (solution quasi-statique obtenue pour une viscosit´e η = 2 × 10−3P a.s). Les courbes en pointill´es correspondent `a la solution incompressible.
124 Chapitre IV. Description de la cavitation dynamique des liquides ne peut pas ˆetre strictement ´etablie. N´eanmoins, les valeurs obtenues pour les plus faibles porosit´es (10−12 6 f0 6 10−8) forment un plateau l´eg`erement d´ecroissant dont la valeur
moyenne peut d´efinir une approximation acceptable de la pression de cavitation de l’´etain liquide intact. Les valeurs ainsi obtenues ´evoluent entre 1 MPa et 0,6 GPa et encadrent les mesures de la tension d’´ecaillage de l’´etain partiellement ou compl`etement fondu (chapitre II). Elles sont de plus coh´erentes avec les pr´edictions du mod`ele de fragmentation de Grady (1988) (pression critique de fragmentation ps report´ee par des traits rouges sur la figure
IV.3) notamment du point de vue de la d´ependance `a la vitesse de dilatation.
Fig. IV.3: Pression critique de cavitation pc en fonction de la vitesse de dilatation macroscopique D et de la porosit´e initiale f0. Les traits rouges repr´esent´es `a gauche correspondent `a la pression critique de fragmentation ps, ind´ependante de la porosit´e initiale f0, obtenue avec le mod`ele de Grady (1988) appliqu´e `a l’´etain liquide (voir la figure III.3.b et l’´equation III.15).
Les solutions g´en´erales (dynamiques) du probl`eme prennent en compte les effets micro- inertiels, associ´es `a la quantit´e d’acc´el´eration Rabρ¨rdr. Ils se manifestent par un ralentis- sement de l’initiation de la croissance de la cavit´e, permettant ainsi `a la pression macro- scopique de croˆıtre au-del`a de la pression critique de cavitation pc . Les effets conjugu´es
de l’inertie, de la compressibilit´e du liquide et de l’expansion totale impos´ee provoquent des oscillations pendant la croissance de la cavit´e, qui se r´epercutent sur la pression ma- croscopique et sur la porosit´e. Ces effets sont principalement contrˆol´es par b0 qui d´efinit
la masse totale du motif de sph`ere creuse.
L’´evolution de la porosit´e correspondant `a ces solutions g´en´erales dynamiques est repr´e- sent´ee sur les figures IV.2 et IV.4 pour diff´erentes ´echelles de temps. Trois types de com- portement peuvent ˆetre distingu´es en fonction de b0 :
1. Tant que b0 demeure inf´erieur `a 10−7 m, la solution dynamique est pratiquement
identique `a la solution quasi statique. Les oscillations induites sont faibles, rapide- ment amorties par la viscosit´e du liquide et, apr`es l’explosion de la cavit´e, sa crois- sance suit la solution incompressible. Les courbes bleues des figures IV.2 et IV.4.a
2. Etude de la phase 1 : Expansion impos´ee 125 en fournissent un exemple. Pour le cas de chargement No. 2, ce comportement est observ´e lorsque b0 reste inf´erieur `a 10−8 m.
2. Lorsque que b0 est compris entre environ 10−7 et 5. 10−5 m, les oscillations prennent
une plus grande importance, comme l’illustre la solution ´etablie pour b0 = 10−6 m
(courbe rouge sur les figures IV.2 et IV.4.a). Cependant, si l’´evolution de la po- rosit´e est observ´ee sur toute la dur´ee τ d’application du chargement, les oscilla- tions correspondent `a des fluctuations de porosit´e qui peuvent raisonnablement ˆetre n´eglig´ees devant la croissance globale qui suit la tendance d´efinie par la solution in- compressible. Les solutions obtenues pour b0 = 10−6 m (Fig. IV.4.b, courbe rouge)
et b0 = 10−5 m (IV.4.b, courbe verte) correspondent `a cette situation. Dans ce cas,
l’expansion de la sph`ere creuse peut ˆetre consid´er´ee comme quasi incompressible pendant la phase 1. Les effets de la compressibilit´e et de l’inertie sont alors n´eglig´es du point de vue de l’´evolution de la porosit´e. Ce r´egime correspond `a des valeurs de b0 comprises approximativement entre 10−8 et 10−6 m pour le cas de chargement
No. 2.
3. Si b0 > 5. 10−5 m (respectivement 10−6 m pour le cas de chargement No. 2), les
oscillations induites deviennent trop importantes pour confondre l’´evolution de la porosit´e avec celle d´efinie par la solution incompressible. Un exemple de ce cas de figure est donn´e pour b0 = 10−4 m sur la figure IV.4.b (courbe bleue). Pour des
valeurs extrˆemes de b0, la croissance de la cavit´e est mˆeme gel´ee par l’inertie de la
matrice liquide entourant le noyau de cavitation activ´e : la porosit´e commence `a peine `a croˆıtre `a l’issue du chargement appliqu´e.
Hormis cette derni`ere exception, le niveau de porosit´e atteint au terme de la phase 1, i.e. `
a t = τ , est de l’ordre de 0, 2 pour les deux cas de chargement, ce qui reste largement inf´erieur `a la valeur critique fc (∼ 0, 6 − 0, 8) pour laquelle la fragmentation est suppos´ee
se produire. Ainsi le traitement de la phase 2 est n´ecessaire afin d’´evaluer si la croissance de la cavit´e en expansion libre apr`es l’arrˆet du chargement peut conduire `a des niveaux de porosit´e critiques.
En outre, nous tirons les enseignements de l’´etude de la phase 1 en supposant que l’ex- pansion ult´erieure de la sph`ere creuse, i.e. pendant la phase 2, se produit de mani`ere incompressible. De plus, les conditions initiales de ce nouveau probl`eme sont d´efinies `a partir de la solution incompressible ω∗(t) `a t = τ qui d´ecrit la tendance principale de
l’´evolution de la porosit´e pendant l’expansion impos´ee. Cela revient `a ignorer le cas de figure 3 d´efini ci-dessus et correspondant aux solutions obtenues pour les plus grandes valeurs de b0. Cependant, la s´eparation des ´echelles n’est plus rigoureusement respect´ee
pour ces valeurs de b0 et pour lesquelles la sph`ere creuse n’est plus repr´esentative du
processus de cavitation que nous souhaitons d´ecrire. La mˆeme plage de valeurs de b0 est
toutefois explor´ee pour la phase 2 en gardant `a l’esprit ces remarques.
L’action de la tension superficielle sur la paroi de la cavit´e interne a ´et´e n´eglig´ee pendant la phase 1. Ce choix est justifi´e aux premiers instants car la cavit´e initiale ne repr´esente pas une micro-bulle physique, mais un site de germination activ´e. Attribuer une telle propri´et´e `
a cette cavit´e fictive n’a pas de signification physique et conduit `a son effondrement quasi imm´ediat. En absence de donn´ees pr´ecises sur la taille des cavit´es form´ees pendant la
126 Chapitre IV. Description de la cavitation dynamique des liquides
a.)
b.)
Fig. IV.4: Evolution de la porosit´e en fonction du rayon b0 pour deux ´echelles de temps. Solutions du probl`eme g´en´eral (dynamique) du probl`eme de sph`ere creuse pour la phase 1 et le cas de chargement No. 1.
2. Etude de la phase 1 : Expansion impos´ee 127 phase de germination, il est d´elicat de d´eterminer quand la cavit´e interne du motif de sph`ere creuse peut ˆetre vue comme une bulle r´eelle et donc quand la tension superficielle doit ˆetre consid´er´ee. La fin de l’explosion de cavit´e semble pouvoir d´efinir cet instant, mais la taille de la cavit´e interne, et l’action de la tension superficielle qui lui est inversement proportionnelle, restent conditionn´ees par le choix de b0. La tension superficielle n’est
donc prise en compte que pendant la phase 2. Ce choix revient `a consid´erer la phase 1 comme une germination prolong´ee.
128 Chapitre IV. Description de la cavitation dynamique des liquides