Spectres acoustiques en champ proche

∑

nest l’amplitude relative du mode de Fourier n.

Les coefficients des modes n = 0, n = 1, n = 2 et n> 2 sont ainsi calculés à r= 9.5, et sont montrés sur la figure 5.2 en fonction de la position axiale. De z=0 à 30r_e, le mode n= 1 domine clairement le champ proche acoustique, à l’exception de la région comprise entre z = 8 et z = 18r_eoù la contribution des modes n > 2 est importante. L’amplitude relative du mode n = 0 devient égale à celle du mode n = 1 autour de z = 30re qui correspond à la position du pic d’OASPL observée sur la figure 5.1(a). En aval de cette position, la composante axisymétrique est prédominante. La contribution du mode n = 2 au champ acoustique rayonné est maximale autour de z = 15r_e, et assez faible partout ailleurs. En champ proche, la prédominance du mode n= 1 puis du mode n = 0 est cohérent avec les résultats obtenus par Bodonyet al. [31] à r=10r_epour un jet sous-détendu avec un nombre de Mach d’éjection M_ede 1.95. 0 10 20 30 40 50 0 0.2 0.4 0.6 0.8 a ⁿ θ z/r e

FIGURE 5.2 – Variations dans la direction axiale des coefficients aθ

n obtenus à r = 9.5re par une décomposition azimutale de la corrélation croisée Rθ de la pression fluctuante : mode n = 0,

n=1, n=2 et modes azimutaux d’ordre supérieur à 2.

5.1.2 Spectres acoustiques en champ proche

Les spectres acoustiques obtenus à r = 9.5r_e, aux positions axiales z = 0, z = 10r_e, z = 15re et z = 20re sont présentés sur la figure 5.3(a). Le spectre à z = 0 est dominé par deux composantes à St_e = 0.08 et St_e = 0.10. La première composante est aussi remarquée sur les spectres à z = 10, 15 et 20re à la même fréquence, alors que la seconde se déplace vers les hautes fréquences lorsque la position axiale augmente. A z = 0, une composante

Chapitre 5. Description des champs acoustiques proche et lointain du jet à Mach 3.30 calculé par simulation des grandes échelles

basse fréquence peut aussi être observée à St_e = 0.05. Aux positions z = 10r_eet z = 15r_e, une composante large bande centrée autour de Ste = 0.30 est trouvée. Enfin, à z = 20re, le spectre acoustique est large bande et centré autour de St_e≃0.13.

Afin d’indentifier les composantes de bruit, la fréquence centrale du bruit d’interaction choc-turbulence se propageant dans la direction amont prédite par le modèle de Tam et al. [182] est représentée sur la figure 5.3(a). Cette fréquence est définie par :

fup= ^uc

Lshock(1+Mc) (5.3) où la vitesse de convection moyenne u_cest estimée à 0.53u_e d’après le chapitre précédent, Mc = uc/c∞ est le nombre de Mach de convection et L_shock, ici prise égale à L₁, est la longueur moyenne des cellules de choc. La fréquence prédite par la formule (5.3), Stup =

2r_efup/u_e = 0.08, coïncide avec celle de la composante de bruit persistante observée à Ste= 0.08 sur la figure 5.3(a). Cette composante de bruit semble donc être associée au bruit d’interaction choc-turbulence se propageant vers l’amont. Les spectres obtenus en champ proche peuvent également être comparés qualitativement aux mesures réalisées par Seiner & Yu [156] pour un jet rond sur-détendu à Me =1.45. Ces spectres obtenus à z =0, 6, 10 et 14r_eet à z=5.4r_eont été reproduits sur la figure 5.3(b). Pour les deux jets, on distingue une composante de bruit, représentée par des tirets gris, qui se déplace vers les hautes fréquences avec la position axiale. Pour leur jet, Seiner & Yu [156] l’ont identifiée comme du bruit d’in-teraction choc-turbulence large bande. Enfin, on peut remarquer que les spectres mesurés par ces auteurs comportent aussi une composante de bruit dont la fréquence n’évolue pas avec la position axiale, et coïncide avec le bruit d’interaction choc-turbulence large-bande en z=0.

Les spectres acoustiques calculés comme précédemment à r = 9.5r_e mais aux positions axiales z =30r_eet 40r_e sont présentés sur la figure 5.4. A z= 30r_e, soit la position du maxi-mum du niveau de bruit d’après la figure 5.1(a), un pic est observé à Ste=0.13. Plus en aval, à z= 40r_e, un pic est observé à St_e =0.10, et une composante de bruit plus large bande ap-paraît vers Ste ≃ 0.05. D’après l’analyse de stabilité linéaire réalisée dans le chapitre précé-dent, le mode de Kelvin-Helmholtz n = 1 rayonne sous forme d’ondes de Mach autour d’une fréquence située à Ste = 0.12. Cette fréquence est en bon accord avec la fréquence Ste ≃ 0.13 des maxima des spectres acoustiques à z = 20 et 30r_e présentés respectivement sur les figures 5.3(a) et 5.4.

Les spectres acoustiques des modes azimutaux n = 0, n = 1, n = 2 et n > 2 sont maintenant présentés sur la figure 5.5 à r = 9.5r_e, à z = 0 et z = 10r_e. A z = 0 sur la

5.1. Champ proche acoustique (a) (b) 10⁻² 10⁻¹ 10⁰ 140 150 160 170

↑

FIGURE 5.3 –Spectres acoustiques en champ proche. (a) Pour le jet calculé à r = 9.5re : de bas en haut : à z = 0, 10re, 15re et 20re; Estimation de la fréquence centrale du bruit d’interaction choc-turbulence se propageant vers l’amont en utilisant l’équation (5.3), Ste = 0.3 et composante de bruit dont la fréquence augmente avec la position axiale. (b) Mesures de Seiner & Yu [156] pour un jet sur-détendu à Mach 1.45 à r= 5.4reet aux positions z = 0, 6, 10 et 14re; bruit d’interaction choc-turbulence large bande.

10⁻² 10⁻¹ 10⁰ 150 155 160 165 170 175 St e PSD (dB/St)

Chapitre 5. Description des champs acoustiques proche et lointain du jet à Mach 3.30 calculé par simulation des grandes échelles

figure 5.5(a), le maximum du spectre du mode n = 0 est atteint pour St_e = 0.05. Pour ce mode, un pic de plus basse amplitude est observé à Ste = 0.10, ce qui correspond à la première harmonique du pic précédent. Le maximum du spectre du mode n = 1 est plus élevé, et il est atteint pour Ste = 0.08. Un second pic est de plus remarqué à Ste = 0.10. Par conséquence, le pic à St_e =0.05 et les pics à St_e =0.08 et St_e= 0.10, observés à z=0 sur la figure 5.3(a), sont respectivement associés aux modes n =0 et n= 1. Sur la figure 5.5(a), le maximum du spectre du mode n = 2 est inférieur à ceux des deux modes précédents, et il est situé à St_e=0.15. Finalement à z=0, les modes n >2 contribuent peu au rayonnement acoustique pour St_e< 0.2, mais ils sont prédominants pour les plus hautes fréquences.

A z = 10resur la figure 5.5(b), les pic observés à Ste = 0.05 et Ste = 0.10 pour le mode n=0 sur la figure 5.5(a) semblent s’être déplacés à St_e = 0.07 et St_e =0.12, et le maximum est maintenant atteint pour la plus haute fréquence. Pour le mode n=1, deux pics distincts sont observés. Le premier, comme sur le spectre à z = 0, est à St_e = 0.08, et le second est à St_e = 0.12, ce qui correspond à la fréquence du maximum du mode n = 0. Ces résultats suggèrent qu’à z = 10re sur la figure 5.3(a), le pic à Ste = 0.08 est toujours connecté au mode n = 1, et que la composante de bruit se déplaçant vers les hautes fréquences est liée aux modes n = 0 et n = 1. Sur la figure 5.5(b), la contribution des modes n > 2 est, comme précédemment, dominante pour les nombres de Strouhal supérieurs à 0.2. Cette contribution est large bande, et le maximum, atteint pour Ste = 0.30, est désormais du même niveau que les maxima des autres modes. La composante haute fréquence du spectre à z=10resur la figure 5.3(a) est donc clairement reliée aux modes n>2.

(a) (b) 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 130 135 140 145 150 155 ↓ ↓_↓ ↓ St e PSD (dB/St) 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 130 135 140 145 150 155 St e PSD (dB/St)

FIGURE 5.5 – Spectres acoustiques des modes azimutaux à (a) (r, z) = (9.5re, 0) et (b) (r, z) = (9.5re, 10re) : n = 0, n = 1, n = 2 et contribution des modes azimutaux d’ordre supérieur à 2. Les flèches désignent Ste=0.05, Ste =0.08, Ste =0.10 et Ste =0.15.