Instabilités hydrodynamiques rencontrées dans les boules de feu

Nous l’avons vu, l’interface de la boule de feu est naturellement instable. Plusieurs types d’insta- bilités hydrodynamiques peuvent alors y être rencontrées. La principale d’entre elles est l’instabilité de Rayleigh-Taylor (RT) qui intervient dès la fin de la détonation. L’instabilité de Richtmyer-Meshkov (RM) assure le brassage des produits de détonation avec l’air lors du rechoc. Enfin, en parallèle, l’in- stabilité de Kelvin-Helmholtz (KH) intervient dans toutes les zones de cisaillement présentes dans la zone de mélange. Chacune de ces instabilités est décrite dans les paragraphes suivants.

Instabilité de Rayleigh-Taylor

Description L’instabilité RT est la première à se développer dans la boule de feu. Elle a lieu à l’interface entre deux fluides de densités différentes lorsque cette dernière est soumise, dans le référentiel qui lui est attaché, à un champ d’accélération orienté du fluide lourd vers le fluide léger. Elle a été dans un premier temps théorisée par Rayleigh en 1880 [121] pour le cas où un fluide lourd est supporté par un fluide léger dans un champ de gravité. Il considéra alors deux fluides non miscibles soumis à un champ de gravité constant. Plus tard, en 1950, Sir G.I. Taylor [132] généralisa les travaux de Rayleigh à une accélération quelconque, constante ou non, dirigée du fluide lourd vers le fluide léger. Cette instabilité a été depuis très étudiée, que ce soit expérimentalement ou numériquement, dans le but de mieux comprendre son comportement et les lois de mélange turbulent qu’elle induit.

Dans le cas des boules de feu, l’interface séparant l’air, léger, des produits de détonation, plus lourds, est accélérée de l’air vers les produits de détonation dans le référentiel de l’observateur. Dans le référentiel lié à l’interface, le système fluide est ainsi soumis à un champ d’accélération orienté des produits de détonation vers l’air, i.e. du fluide lourd vers le fluide léger, ce qui correspond à une configuration instable.

Outre le cas des boules de feu, elle joue un rôle prépondérant dans l’évolution des supernovæ, ou dans la fusion par confinement inertiel [33]. La fusion par confinement inertiel est une des techniques développées pour produire des réactions de fusion nucléaire. Le combustible, usuellement un mélange de deutérium et de tritium solide, est contenu dans une microbille millimétrique dont le revêtement extérieur est vaporisé5_{et éjecté à haute vitesse vers l’extérieur ce qui permet de comprimer fortement} le mélange contenu dans la microbille et d’initier les réactions de fusion en son centre. Comme le front d’ablation est instable du point de vue de l’instabilité RT, des perturbations peuvent se développer ce qui casse la symétrie de l’allumage et nuit à la formation du point chaud central. Le contrôle de l’instabilité RT est ainsi un des principaux sujet de recherche en ce qui concerne la fusion par confinement inertiel.

Perturbation monomode en géométrie plane Pour la suite nous considérerons le cas de deux fluides homogènes de densités différentes notées ρ0et ρ1, telles que ρ1> ρ0, séparés par une interface

plane horizontale, comme cela est représenté sur la Figure 2.2, et soumis, dans le référentiel lié à l’interface, à un champ d’accélération ~g dirigé du fluide 1 vers le fluide 0.

La stabilité de l’interface dépend principalement de trois paramètres : le nombre d’Atwood A, la viscosité des fluides µ, et la tension superficielle σ à l’interface entre les deux fluides. Dans le cas où la tension superficielle est nulle (σ = 0), et pour un fluide parfait (µ = 0), la stabilité est donnée par le signe du nombre d’Atwood. Si A < 0, soit si ρ0 < ρ1, l’interface est stable et inversement,

si A > 0, c’est-à-dire si ρ1 > ρ0 l’interface est instable comme c’est le cas sur la Figure 2.2. Ce

résultat est retrouvé en géométrie sphérique, comme le montrent les travaux de Plesset présentés précédemment. Dans le cas où la tension superficielle n’est pas nulle (σ 6= 0), cette dernière tend à stabiliser l’interface. Elle n’est alors instable que pour des perturbations dont le nombre d’onde κ = 2π/Λ (Λ étant la longueur d’onde) est inférieur à un nombre d’onde critique κc qui est fonction

de la différence de densité, de l’accélération et de la tension superficielle. Par exemple, dans le cas plan et en l’absence de viscosité [29] :

κc=  (ρ1− ρ0) g σ 1 2 . (2.44)

Intéressons-nous désormais à la croissance de l’instabilité à partir d’une perturbation de longueur d’onde Λ et d’amplitude h0 infinitésimale (h0 ≪ Λ), en commençant par considérer un fluide parfait

pour lequel la tension superficielle est négligeable. Sous ces hypothèses, l’instabilité commence par

5. Le revêtement est généralement chauffé par un rayonnement X intense. Deux méthodes existent pour le produire. La première consiste à concentrer des faisceaux laser dans une cible en or contenant la microbille. Il est alors émis lors de l’interaction des laser avec les parois de la cible. Comme il reste piégé dans cette dernière, la température y atteint rapidement plusieurs millions de degrés. Cette technique est utilisée, en France, au Laser Mégajoule du CEA ou, aux Etats-Unis, à la National Ignition Facility du Lawrence Livermore National Laboratory. La seconde méthode consiste à compresser un plasma grâce à un champ magnétique intense. Le rayonnement X est alors également piégé dans une cible contenant la microbille. Cette technique, appelée fusion par confinement inertiel par laser en attaque indirecte, est utilisée par la Z-machine américaine de laboratoire Sandia. Il est également possible de possible de vaporiser le revêtement en ciblant directement la microbille avec des laser sans faire intervenir de rayonnement X. On parle alors de fusion par confinement inertiel par laser en attaque directe.

ρ1 ρ0 < ρ1 ~g (a) ρ1 ρ0 < ρ1 (b) ρ1 ρ0 < ρ1 aiguille bulle (c) ρ1 ρ0< ρ1 (d)

Figure 2.2 – Principe de formation de l’instabilité de Rayleigh-Taylor. Le trait discontinu représente la position initiale de l’interface.

croître exponentiellement et forme, de façon symétrique, comme cela est montré sur la Figure2.2b. Dans le cas plan, l’amplitude h des perturbations est solution de l’équation différentielle [86] :

d2_h

dt2 − gκAh = 0, (2.45)

et a donc pour expression :

h(t) = h0ch ( p gκAt) + √˙h0 gκAsh ( p gκAt). (2.46)

Ainsi, une perturbation de petite longueur d’onde (i.e. de grand nombre d’onde) croît initialement plus vite qu’une perturbation de longueur d’onde plus grande. En l’absence de viscosité, le taux de croissance des perturbations nΛ = √gκA n’est pas borné et tend vers l’infini lorsque la longueur

d’onde tend vers 0.

La présence de viscosité tend à limiter la croissance des perturbations de petite longueur d’onde. Le taux de croissance nΛ présente alors un maximum qui correspond au mode le plus instable, dont

la longueur d’onde est donnée par [29] :

Λm= 4π ν2 gA !1 3 , (2.47)

où ν est la viscosité cinématique moyenne à l’interface définie, à partir de la viscosité dynamique µ et de la densité ρ de chacun des fluides, de la façon suivante :

ν = µ1+ µ0 ρ1+ ρ0

. (2.48)

Le taux de croissance du mode le plus instable est : nm =

s πgA

Λm

Cette croissance exponentielle connaît ensuite une phénomène de saturation lorsque l’amplitude des perturbations devient du même ordre que leur longueur d’onde. La croissance des perturbations devient asymétrique. Il se forme des bulles de fluide léger dans le fluide lourd et des aiguilles de fluide lourd dans le fluide léger comme le montre la Figure2.2c. Les aiguilles sont plus allongées que les bulles et grandissent plus rapidement que ces dernières. Cette asymétrie est davantage marquée lorsque A → 1, et à l’inverse les perturbations restent symétriques lorsque A → 0. Par l’intermédiaire de l’instabilité KH, la croissance des aiguilles s’accompagne d’un élargissement de leur pointe et de la formation de tourbillons qui donnent naissance à des structures en forme de champignon, comme celle présentée sur la Figure 2.3. Le taux de croissance des perturbations tend alors vers une limite proportionnelle à√gΛ. Les perturbations de petite longueur d’onde se mettent alors à croître moins vite que celles de grande longueur d’onde.

Bulle Aiguille

~g

Figure 2.3 – Exemple de structure en champignon développée par l’instabilité RT

Perturbation multi-modes en géométrie plane Dans le cas où les perturbations contiennent un spectre de longueur d’onde large bande, trois phases du développement de l’instabilité RT menant à la formation d’une zone de mélange turbulent ont été identifiées par Youngs [146]. Elles comprennent une phase linéaire, une phase de transition non-linéaire, et une phase turbulente :

1. après un temps caractéristique τm = 1/nm, les perturbations correspondant à la longueur

d’onde la plus instable se développent et dominent l’écoulement. La croissance des perturba- tions est exponentielle et symétrique.

2. Quand h ≈ 1

2Λm, la perturbation dominante sature. Sa croissance ralentit et les perturbations

de plus grande longueur d’onde croissent alors plus rapidement. L’écoulement est dominé par des structures de plus en plus grandes ;

3. Lorsque la longueur d’onde dominante Λdest telle que Λd≈ 10Λm, la mémoire de la condition

initiale est perdue. Λd continue à croître et la viscosité ne joue plus un rôle majeur dans le

développement des structures turbulentes. L’épaisseur de la zone de mélange croît de façon auto-similaire, i.e. la hauteur et le diamètre des structures sont proportionnelles et :

h = αAgt2. (2.50)

La croissance des bulles et des aiguilles est asymétrique, et pour les grands nombres d’Atwood, le taux de croissance des aiguilles αs peut valoir jusqu’à 4 à 5 fois le taux de croissance des

Dans le cas d’une accélération soutenue mais non constante, il est admis que l’expression de l’épaisseur de la zone de mélange devient [42,122] :

h = 2αAS, (2.51)

où S est une longueur caractéristique définie à partir de l’historique de l’accélération : S = 1 2 Z _√ gdt 2 . (2.52)

Géométrie sphérique Jusqu’à maintenant, tous les éléments de théorie qui ont été exposés concer- nent la géométrie plane. Compte tenu de la forme des boules de feu, il convient donc désormais de se demander ce qu’il advient en géométrie sphérique. Comme cela a été évoqué dans la Section 2.3.1, la stabilité d’une interface sphérique, en l’absence de tension de surface, dépend de son accélération et du nombre d’Atwood. Elle est en particulier toujours instable dans le cas d’une bulle de gaz dense (A = 1) en expansion, comme c’est le cas pour les boules de feu. Le développement de petites perturbations sur une interface sphérique diffère ensuite de ce qui est observé en géométrie plane par plusieurs aspects. En premier lieu, le spectre des perturbations n’est pas continu mais discret, la longueur d’onde de chaque mode admissible étant donnée par :

Λn=

2πR

n . (2.53)

où n est le numéro du mode. Ensuite, la phase de croissance initiale, dans l’hypothèse de petites perturbations, n’est plus exponentielle mais dépend du profil d’accélération de l’interface [99, 100]. Dans le cas d’une accélération constante, soit le cas classique de l’instabilité RT, la hauteur des perturbations est, par exemple, donnée par une fonction hypergéométrique (voir AnnexeA) dont les paramètres dépendent du nombre d’Atwood et du numéro du mode considéré, n. On voit dès lors que le rôle joué par la longueur d’onde en géométrie plane l’est ici par le numéro de mode. La question de l’évolution de l’instabilité en régime non linéaire reste en revanche encore largement ouverte.

Un dernier point d’intérêt consiste à déterminer le mode le plus instable en géométrie sphérique. Une fois encore, le changement de géométrie a de lourdes conséquences sur la phénoménologie et tend à la complexifier. Il n’existe ainsi, à la connaissance de l’auteur, pas d’expression simple pour le déterminer comme c’est le cas en géométrie plane (Eq.2.47). Des travaux récents sur l’évolution de l’instabilité RT pendant la phase linéaire [133] montrent que, pour un nombre d’Atwood arbitraire, le mode le plus instable à un instant donné dépend d’un paramètre B fonction du rayon et de l’accélération de l’interface dont l’expression est la suivante :

B = R R¨ρ 2 0 µ2₀ !1 3 , (2.54)

où ρ0 et µ0 sont la masse volumique et la viscosité du gaz situé à l’extérieur de l’interface. Le taux

de croissance de chaque mode possède un maximum qui correspond à une certaine valeur de B. La courbe du taux de croissance maximal en fonction de B est alors donnée par l’enveloppe des courbes des taux de croissance de chacun des modes, comme le montre la Figure 2.4 sur laquelle elle est représentée en rouge. Contrairement à ce qui est observé en géométrie plane, où le mode le plus instable est uniquement fonction de l’accélération de l’interface et de la viscosité de fluides, en géométrie sphérique, ce dernier dépend donc également de la forme de l’interface. Il existe ainsi une compétition entre les modes, et le plus instable d’entre eux, à un instant donné, est « sélectionné »

Figure 2.4 – Taux de croissance adimensionné de l’instabilité RT en fonction du paramètre B pour un écoulement sphérique non visqueux tel que A = 1 [133]

par la dynamique de l’interface. Il est à noter que le mode le plus instable peut ici être double lorsque, pour une valeur de B, son taux de croissance est situé à l’intersection des courbes des taux de croissance de deux modes consécutifs. Ces valeurs de B sont notées Btn sur la Figure2.4.

Le cas de la postcombustion pousse dans leurs limites les actuelles connaissances sur cette instabi- lité pour laquelle la littérature concerne principalement des interfaces planes soumis à une accélération constante et séparant souvent des fluides non miscibles. En effet, dans les cas qui nous intéressent, l’interface n’est pas plane mais sphérique, son rayon varie fortement ce qui influe directement sur le développement de la zone de mélange par effet purement géométrique, et l’accélération n’est pas constante mais variable et dépend de la phase du phénomène considérée.

Instabilité de Richtmyer-Meshkov

L’instabilité RM [98, 123] est rencontrée pendant la phase de rechoc. Elle est provoquée par l’accélération par choc d’une interface séparant deux fluides de densités différentes ρ0 et ρ1 comme

cela est illustré sur la Figure2.5. Même s’il existe un certain nombre de différences avec l’instabilité RT, elle est analogue à celle-ci et présente les trois mêmes phases de développement : une phase linéaire, une phase de transition non-linéaire, et une phase turbulente. Son évolution pendant la phase linéaire peut d’ailleurs être correctement modélisée par un modèle d’instabilité RT avec une accélération impulsionnelle tant que le choc n’est pas trop fort et que l’amplitude des perturbations initiales n’est pas trop importante. Néanmoins, pour des situations où la compressibilité joue un plus grand rôle, cette analogie se vérifie moins bien.

Le développement de l’instabilité est dû à la création de vorticité au passage du choc provoquée par le non alignement du gradient de pression ~_{∇P lié au choc et du gradient de densité ~∇ρ au niveau} de l’interface perturbée. Cet effet est appelé couple barocline. Le taux de production de vorticité par le couple barocline ~˙ωbarocline est donnée par :

~˙ωbarocline=

1

ρ2∇ρ ∧ ~~ ∇P. (2.55)

Le passage du choc donne naissance à une zone comprenant des tourbillons d’intensités6 _variables qui vont ensuite déformer l’interface et donner naissance, comme dans le cas de l’instabilité RT, à des bulles de fluide léger dans le fluide lourd et à des aiguilles de fluide lourd dans le fluide léger.

ρ0 ρ1 > ρ0 h0 (a) ρ0 ρ1 > ρ0 choc ~ ∇P ~ ∇ρ (b) choc (c) choc (d)

Figure 2.5 – Principe de formation de l’instabilité de Richtmyer-Meshkov aux premiers instants Contrairement au cas de l’instabilité RT, l’interface est instable quel que soit le sens de l’accélé- ration (du fluide lourd vers le fluide léger ou l’inverse), comme le montre le modèle impulsionnel de Richtmyer [123]. Cependant dans le cas où le nombre d’Atwood A est négatif (le choc va alors du fluide lourd vers le fluide léger, comme c’est le cas en postcombustion), l’amplitude des perturbations commence par diminuer avant de croître à nouveau après une inversion de phase [22].

Le développement de la zone de mélange est piloté par plusieurs paramètres : le nombre d’Atwood A, le rapport des coefficients polytropiques des deux milieux γ1/γ0, l’amplitude initiale des pertur-

bations h0 et l’intensité du choc ǫ = 1 − Pamont/Paval, Pamont et Paval désignant respectivement

les pressions en amont et en aval du choc. La théorie linéaire compressible donne, par exemple, un taux asymptotique de croissance de l’instabilité de la forme [22] :

˙h∞= k∆uinth0  A + ǫF (z, A) γ0  (2.56) F (z, A) = 1 2 " (z − 1)2− 21 + A 1 − A− 2z + 2 z (1 + A)2 1 − A + (1 − A)y 2 !# 1 − A z + 1, (2.57) où z = r (1+A) (1−A) γ1

γ0, k est le nombre d’onde de la perturbation considérée et où ∆uint est l’impulsion

de vitesse à l’interface due au choc.

La théorie et l’expérience montrent que la dépendance aux conditions initiales (amplitude et nombre d’onde des perturbations) est très marquée. En effet, l’apport d’énergie nécessaire au déve- loppement de la turbulence ne se fait que lors de l’interaction entre l’interface et le choc. Une fois passé le régime linéaire, et par l’intermédiaire de l’instabilité KH, les aiguilles prennent ensuite une forme de champignon et des échelles de turbulence de plus en plus petites apparaissent. Le dévelop- pement de l’interface est asymétrique, les aiguilles de fluide lourd grandissant plus vite que les bulles de fluide léger, comme dans le cas de l’instabilité RT. Il est communément admis dans la littérature que l’épaisseur de la zone de mélange suit alors une évolution en loi de puissance h ∼ tθ _[22].

Dans le cas de la boule de feu, l’instabilité RM intervient dans une zone de mélange déjà dévelop- pée et pleinement turbulente. L’apport d’énergie par le choc se fait sur toute la durée de la traversée de la zone de mélange.

Instabilité de Kelvin-Helmholtz

L’instabilité KH [63, 68] est provoquée par le cisaillement de l’interface entre deux fluides se propageant à des vitesses différentes. La différence de vitesse induit des différences de pression entre les deux fluides qui tendent à étirer davantage l’interface et à augmenter l’amplitude des perturbations initiales. Lorsque l’amplitude devient suffisante, l’interface est entraînée par le fluide et commence à s’enrouler sur elle-même pour former des tourbillons comme cela est illustré sur la Figure2.6.

u1 u2 (a) u1 u2 (b) u1 u2 (c) (d) (e)

Figure 2.6 – Principe de formation de l’instabilité de Kelvin-Helmholtz

Parmi les paramètres importants qui régissent la stabilité de l’interface, on trouve la différence de vitesse u2− u1, le nombre d’Atwood A, ainsi que la tension de surface σ. Dans le cas de deux fluides

non visqueux séparés par une interface horizontale, en l’absence de tension de surface, l’interface est toujours instable pour des nombres d’ondes suffisamment grands quelle que soit la différence de vitesses. La tension superficielle tend à stabiliser l’interface comme dans le cas de l’instabilité RT. Ainsi, lorsqu’elle n’est pas nulle, il existe une différence de vitesses critique en-dessous de laquelle l’interface est stable.

Dans le cas de la boule de feu, l’instabilité KH se développe au niveau des zones de cisaillement qui apparaissent lorsque les structures créées par les instabilités RT et RM grandissent. Elle participe alors à la dissipation de l’énergie vers des échelles plus petites. Bien que présente, elle y joue un rôle moins prépondérant que les deux autres instabilités.