2.1 Introduction : diffusion acoustique par une sphère pleine immergée _____ 51
2.2 Dispositif expérimental ___________________________________________ 52
Cas de la sphère __________________________________________________ 53 Traitement de l'émission directe : application à la sphère uniquement _________ 55
2.3 Etude en configuration monostatique _______________________________ 57
Obtention des résultats théoriques ____________________________________ 57 Analyse comparative des signaux temporels expérimentaux et théoriques _____ 59
2.4 Etude en configuration bistatique __________________________________ 60
Diagramme angulaire ______________________________________________ 61 Pression calculée avec et sans approximation de champ lointain _____________ 63 Analyse temporelle en zone d’ombre __________________________________ 67 Identification des ondes pour une sphère pleine __________________________ 69
51
2.1 Introduction : diffusion acoustique par une sphère
pleine immergée
La théorie de l’élasticité appliquée à des objets immergés de forme canonique, comme la sphère ou le cylindre, a d’abord été développée dans les années 50 [20], avant d’être ensuite employée dans plusieurs travaux [5], [15], [21], [17], [20], [23]. Afin de calculer le champ de pression diffusée par une sphère pleine excitée par une onde plane, un développement en série modale est utilisé et formulé dans le domaine fréquentiel. En outre, l’étude des différentes ondes impliquées dans la diffusion acoustique a été réalisée via plusieurs analyses basées sur la théorie de l’élasticité [2], [6], [32]. Il a ainsi été montré qu’il existe de nombreux types d’onde de surface [1]–[9], [36]–[39] qui prennent part au mécanisme de diffusion. Celles-ci ont été identifiées lors d’études réalisées sur des objets de forme simple comme la sphère ou le cylindre. Parmi elles, figurent les ondes de Franz et de Stoneley. Il s’agit d’ondes de surface subsoniques et externes, se propageant à une vitesse proche de celle de celle du son dans le fluide aux hautes fréquences (§1.2.2). D’autres comme les ondes de Rayleigh ou de Galerie à échos sont des ondes dispersives, supersoniques et internes, se propageant en hautes fréquences à une vitesse limite tendant vers CT (vitesse de propagation des ondes transversales du matériau support) ou CR (vitesse de l’onde de Rayleigh, légèrement inférieure à CT), suivant l’onde considérée (§1.2.1). Compte tenu de leurs vitesses supersoniques, les ondes de Rayleigh et de Galerie à échos sont donc générées à un angle critique pouvant être calculé (§1.4.4). Expérimentalement, des études concernant la diffusion acoustique par une sphère pleine ont également été menées à partir des deux configurations monostatique et bistatique [13], [40]. Ces études ont notamment porté sur l’analyse de la réponse résonante de l’objet.
Ainsi dans ce qui suit, nous n’effectuons pas uniquement une analyse de la réponse résonante d’une sphère pleine. Nous nous intéressons principalement au rayonnement acoustique de forte amplitude observé dans la zone d’ombre de cet objet. Notre objectif est ainsi l’analyse des mécanismes physiques à l’origine de ce lobe de grande amplitude que nous observons dans la zone d’ombre de la sphère.
L’identification des ondes responsables de ce rayonnement localisé dans la zone d’ombre sera menée au cours de ce chapitre selon les étapes suivantes. Tout d’abord, une première étude en configuration monostatique est menée afin de valider le dispositif expérimental utilisé via
52 une bonne corrélation entre l’expérience et la théorie de l’élasticité. Puis, l’étude se poursuit en configuration bistatique avec l’analyse de diagrammes angulaires expérimentaux et théoriques du rayonnement de la sphère pleine. Cette analyse permet notamment de révéler le phénomène de lobe d’amplitude importante dans la zone d’ombre. Enfin, on se propose d’analyser les résultats expérimentaux enregistrés dans cette zone d’ombre en vue d’identifier les ondes responsables de la diffusion vers l’avant d’une sphère pleine.
2.2 Dispositif expérimental
Le plan géométrique de l’étude en configuration bistatique est défini par les centres géométriques de l'objet étudié (centre de notre repère), de l'émetteur et du récepteur. Dans ce plan azimutal, l'angle de bistatisme θ est défini par l'écart angulaire entre l’axe de l’émetteur et celui du récepteur, comme illustré sur la Figure 22. Notons que l’angle de bistatisme ainsi défini respecte les conventions de l’angle θ utilisé par Hickling sur la Figure 14 du §1.4.2.1. Néanmoins, il est à noter que R. Hickling ne désigne pas cet angle sous le nom d’angle de bistatisme. Il est toutefois possible d’utiliser le même angle θ dit de bistatisme pour l’application de la théorie de Hickling et pour les expériences en configuration bistatique.
Pour rappel, la configuration monostatique correspond au cas où l'émetteur et le récepteur sont confondus sur une position spatiale donnée de notre plan d'étude. La configuration bistatique correspond au cas où l'émetteur et le récepteur sont dissociés et occupent deux positions distinctes dans notre plan d'étude [33],[34].
L'onde diffusée en direction du récepteur est dénommée "onde rétrodiffusée" dans la configuration monostatique. Cette dernière est équivalente à un cas bistatique avec un angle θ égal à 180°. Les mesures en configuration bistatique sont inexploitables au voisinage d’un angle de bistatisme de 180°, puisque le récepteur passe devant l'émetteur. Les résultats ne sont donc pas utilisables entre 5 et -5 degrés (valeurs déterminées expérimentalement) autour de l'axe d'émission de l'onde incidente.
53 Une méthode de mesure impulsionnelle est utilisée [16] dans nos travaux. Elle fournit la réponse acoustique temporelle de l’objet. Le spectre de cet objet est alors obtenu via une transformée de Fourier en prenant en compte la bande passante de la chaîne de mesure (§1.3.2.3). La méthode de mesure quasi-harmonique permet, quant à elle, d’exciter l’objet à une fréquence particulière [2], [12], [14]. Cette dernière méthode est intéressante puisqu’elle permet d’obtenir le rayonnement de l’objet à une fréquence donnée sans traitement numérique. Néanmoins, par comparaison à la méthode impulsionnelle, cela implique une durée relativement importante pour obtenir un spectre en fréquence avec la méthode quasi-harmonique.