2.3 Méthodes expérimentales pour caractériser le comportement de panneau
2.3.3 Synthèse d’excitations aléatoires
Les méthodes directes, présentées dans les deux sections précédentes, sont à la fois très coûteuses, sujettes à des problèmes de répétabilités des mesures d’un laboratoire à un autre et le champ de pression reproduit n’est pas forcément représentatif de l’excitation à étudier. Pour le cas particulier du CAD, par exemple, le champ de pression reproduit en chambre réverbérante n’est pas parfaitement représentatif d’un CAD idéal (tout particulièrement en dessous de la fréquence de Schroeder). Depuis quelques décennies, un travail considérable a été adressé pour synthétiser ces excitations, le but étant de disposer d’un outil plus robuste, moins coûteux et offrant une meilleure répétabilité des mesures. Une liste non exhaustive des méthodes expérimentales alternatives est présentée dans cette section.
2.3.3.1 Synthèse de champs de pression pariétale
Les méthodes présentées dans cette partie visent à reproduire un champ de pression aléa- toire en utilisant un réseau de sources acoustiques. Les sources acoustiques sont réparties sur une surface Σ′, parallèle à la surface Σ
p sur laquelle le champ de pression est repro-
duit (cf. figure 2.8). La surface de reproduction, correspondant en pratique au panneau à étudier, est supposée infiniment bafflée.
Figure 2.8 Description du problème et système de coordonnées : surface de reproduction Σp et réseau de sources en Σ′.
2.3.3.1.1 Méthode des moindres carrés
La méthode dite des moindres carrés a été introduite par Maury et al. [83] avec pour but de simuler le champ de pression pariétal induit par une CLT. Ils cherchent donc à synthétiser les statistiques d’un champ de pression pariétale connu d à partir de sources pilotées via des signaux de commande u, comme illustré en figure 2.9. Une matrice de filtres de contrôle W est calculée de façon à ce que les signaux de sortie y obtenus via une matrice de transfert acoustique G correspondent au mieux à la pression cible d. Cela revient donc à résoudre le système suivant :
GW = D, (2.47)
où D est la matrice de filtres générateurs obtenue par décomposition en valeurs propres de la matrice interspectrale du champ de pression pariétale désiré [22]. Étant donné que la matrice G (qui est à inverser) n’est pas carrée, le système est dit sur-contraint (il y a plus d’équations que d’inconnues) et il n’existe pas de solution exacte. Maury propose de résoudre le système en minimisant, au sens des moindres carrés, l’erreur entre les données générées par synthèse et les données cibles, pour ainsi trouver une solution approchée.
Figure 2.9 Schéma de principe [81] (a) mesure des fluctuations de pression pariétale ou des vibrations d’une plaque sous CLT. (b) moyen d’essai proposé
pour synthétiser l’excitation.
Cette méthode a été reprise par différents auteurs [22, 23,44,80–83, 98], tous s’accordent sur le fait que la matrice à inverser n’est pas très bien conditionnée, ce qui rend la méthode sensible aux erreurs (dans la définition de la matrice de transfert G principalement) et bruits de mesure. Des méthodes de régularisation peuvent être utilisées pour limiter cette sensibilité aux erreurs, mais au prix d’une moins bonne qualité de reproduction [98]. Globalement, les différentes études menées ont montré qu’il fallait un minimum d’environ 4 sources par longueur d’onde à reproduire dans le plan du panneau pour reconstruire correctement le champ de pression cible. Selon l’excitation considérée, le nombre de sources peut donc devenir prohibitif. En pratique, le nombre de sources est fixé et limite donc la fréquence maximale atteignable pour une synthèse de champ de pression représentative du champ de pression cible. Typiquement, la synthèse d’un CAD est acceptable jusqu’à une fréquence plus élevée que pour la synthèse d’une CLT subsonique, du fait que dans le cas de la CLT le nombre de sources devient plus rapidement insuffisant pour reproduire les longueurs d’onde cibles dans le plan du panneau que dans le cas du CAD.
Cela-dit, comme le montre la figure2.9, les vibrations induites par une excitation aléatoire peuvent également être synthétisées. La synthèse de la réponse vibratoire du panneau, et non du champ excitateur, permettrait d’atteindre des fréquences plus élevées [23], mais nécessite pour cela de connaître le champ vibratoire cible de la structure sous l’excitation considérée, qui peut être déduit d’un modèle d’excitation pariétale. L’intérêt semble donc plus se porter vers le rayonnement acoustique de la structure après synthèse du champ vibratoire.
Dans une publication récente, Maury & al. proposent de ne synthétiser les vibrations d’une plaque sous CLT que sur un sous-domaine de la plaque [82]. Cette approche permet, en
effet, de reproduire correctement les vibrations d’une plaque induites par une CLT jusqu’à des fréquences plus élevées que si les vibrations étaient synthétisées sur toute la plaque, mais sont, a priori, mal reconstruites en dehors de ce sous-domaine.
Robin et al. [98] synthétisent un CAD par la méthode des moindres carrés et prédisent le TL d’une plaque à partir de sa réponse vibratoire sous ce champ de pression pariétale synthétisé. Pour ce faire, ils définissent la puissance acoustique transmise comme étant :
Πtr(ω) =Tr ([Svv(x, x′, ω)] · [Rray(x, x′, ω)]) , (2.48)
où Tr désigne la trace d’une matrice, [Svv(x, x′, ω)] est la matrice des interspectres de
vitesse entre chaque combinaison de points x et x′ du panneau, [R
ray(x, x′, ω)] est une
matrice appelée « matrice des résistances de rayonnement » de même dimension que la matrice des interspectres de vitesse et · désigne le produit matriciel. Dans le cas d’un panneau bafflé, la matrice des résistances de rayonnement est donnée par [47]
Rray(rij, ω) = ω2ρ 0Ae 4πc0 ⎡ ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ ⎢ ⎣ 1 sin(k0r12) k0r12 · · · sin(k0r1N) k0r1N sin(k0r21) k0r21 ... ... ... ... ... sin(k0rN 1) k0rN 1 · · · · sin(k0rN N) k0rN N ⎤ ⎥ ⎥ ⎥ ⎥ ⎥ ⎦ , (2.49)
où Ae est la surface des éléments discrétisant le panneau, r est la distance entre les deux
points x et x′ considérés et N est le nombre de points total discrétisant le panneau.
En synthétisant un champ de pression équivalent à un CAD et en mesurant la réponse vibratoire en N points d’un panneau, le TL peut être déterminé par post-traitement à partir des équations (2.39) et (2.45). L’application expérimentale présentée dans [98], montre que la méthode permet de prédire de manière acceptable le TL d’un panneau sous CAD, mais une régularisation qui peut être coûteuse en temps de calcul est nécessaire.
2.3.3.1.2 « Wave Field Synthesis »
La méthode « Wave Field Synthesis » (WFS) est une méthode de reproduction de champ de pression introduite par Berkhout [12] à la fin des années 80 et reprise plus récemment par Berry et al. [13] avec l’objectif de reproduire des champs de pression aléatoires en temps réel à partir d’un réseau de sources. La méthode WFS repose sur le principe de Huygens, qui stipule qu’un champ d’onde produit par une source primaire peut être reconstruit, à
un moment ultérieur, en remplaçant un front d’onde donné par une répartition continue de sources secondaires sur le front d’onde initial.
Cette méthode est dérivée de l’intégrale de Kirchhoff-Helmholtz en y implémentant les principes de bases de la WFS. Les développements mathématiques [13] conduisent à une expression liant la vitesse particulaire normale à imposer sur la surface Σ′ (donc au réseau
de sources) au champ de pression cible. Ce champ de pression cible peut aussi bien être déterministe que stochastique (en considérant des quantités interspectrales).
Une étude numérique a montré que la méthode WFS permet une bonne reconstruction du champ de pression cible dans le domaine des nombres d’onde (kx, ky)délimité par un cercle
dont le rayon est le nombre d’onde acoustique. Les composantes reproduites en dehors du cercle acoustique décroissent plus rapidement que les composantes cibles avec l’augmenta- tion du nombre d’onde. Ce phénomène est illustré en figure 2.10 où le champ de pression pariétale induit par une CLT selon le modèle de Corcos [33] est reconstruite par WFS pour deux vitesses d’écoulement. La reconstruction des composantes les plus énergétiques de la CLT (au pic convectif) est donc erronée pour des écoulements subsoniques (figure2.10(a)).
Figure 2.10 Reproduction par WFS d’une CLT selon le modèle de Corcos s’écoulant suivant y [13]. (a) subsonique (U∞ = 300m.s−1). (b) supersonique
(U∞= 600 m.s−1). Interspectre de pression pariétale suivant ky (kx = 0) cible
(ligne noire épaisse) et reconstruit (ligne grise fine) en dB. Nombre d’onde acoustique |k0| représenté par les lignes verticales en tirets. Pic convectif
indiqué par une flèche.
Cela-dit, la méthode WFS s’avère adaptée pour reconstruire des ondes planes pariétales de nombre d’onde inférieur au nombre d’onde acoustique et, a fortiori, pour reconstruire une excitation de type CAD [13]. La figure2.10(b) montre également que les composantes principales d’une CLT supersonique peuvent être bien reconstruites, car elles se situent dans le domaine acoustique.
Une application expérimentale pour déterminer le TL d’un panneau plan sous CAD [98] a montré que la méthode est probante pour ce type d’application.
2.3.3.1.3 Holographie acoustique plane de champ proche
La méthode « Planar Nearfield Acoustic Holography » (PNAH) est une méthode faisant intervenir les principes de l’holographie acoustique puisqu’elle permet de reconstruire un champ de pression à partir d’un champ de pression cible assimilable à l’hologramme. L’ho- lographie acoustique est souvent utilisée pour prédire la distribution de pression sur un plan à partir de connaissances sur la pression acoustique et la vitesse particulaire distri- buées sur un plan parallèle [87,115,118]. Cette méthode trouve également des applications dans la reproduction de champ de pression [49,97].
Le développement mathématique est détaillé dans [97] et permet, à nouveau, de lier la vitesse dans le plan source au champ de pression pariétale à reconstruire. La méthode PNAH est d’abord développée pour des excitations déterministes puis étendue aux pro- blèmes stochastiques.
Cette méthode présente des avantages et limitations similaires à la méthode WFS, à savoir une capacité à reproduire le champ de pression cible dans le domaine acoustique exclu- sivement. En lien avec le résultat présenté en figure 2.10, on montre en figure 2.11, dans les mêmes conditions, l’interspectre de pression pariétale reproduit par PNAH dans le cas d’une CLT selon le modèle de Corcos [33] (subsonique et supersonique).
Figure 2.11 Reproduction par PNAH d’une CLT selon le modèle de Corcos s’écoulant suivant x [97]. (a) subsonique (U∞ = 300 m.s−1). (b) supersonique
(U∞= 600 m.s−1). Interspectre de pression pariétale suivant kx (kx= 0) cible
(ligne grise épaisse) et reconstruit (ligne noire fine) en dB. Pic convectif indiqué par un carré.
Encore une fois, cette méthode s’avère adaptée pour reconstruire des ondes de nombre d’onde inférieur au nombre d’onde acoustique. La méthode PNAH est donc particuliè- rement intéressante pour reconstruire une excitation de type CAD [97] et est capable
de reproduire les composantes les plus énergétiques d’une CLT supersonique, comme le montre la figure 2.11(b). Elle n’est, cependant, pas adaptée pour la reproduction de CLT subsonique, puisque le pic convectif se trouve en dehors du domaine acoustique (voir fi- gure 2.11(a)).
Tout comme la WFS, la méthode PNAH est capable de prédire expérimentalement le TL d’un panneau plan sous CAD [98] de manière satisfaisante.
2.3.3.2 Synthèse par excitations mécaniques
Dans sa thèse, Robert [95] propose une méthode pour substituer une excitation de type CLT hydrodynamique par un ensemble restreint de forces ponctuelles aléatoires et sta- tionnaires, le but étant de restituer au mieux la réponse vibro-acoustique d’une structure en l’absence d’écoulement. Pour ce faire, il part de la formulation analytique de la réponse vibratoire d’une plaque plane sur appuis simples basée sur une approche modale.
Pour synthétiser l’effet d’une CLT, l’égalité entre la densité spectrale des forces généralisées induites par une CLT et la densité spectrale des forces généralisées dans le cas de N forces ponctuelles est posée. Via un algorithme de convergence, les positions des N forces excitatrices et les gains entre densité spectrale de l’effort injecté et densité spectrale de la CLT (signaux d’entrée pour chaque effort ponctuel) ont pu être déterminés pour vérifier l’égalité précédente.
Figure 2.12 Comparaison de la réponse reconstruite avec 5 efforts ponctuels s5
˙
w ˙w à la réponse de référence sCLw ˙˙w [95].
Par simulation numérique d’une plaque plane immergée sous l’eau et excitée par une CLT selon le modèle de Davies [39] (à U∞ = 8 m.s−1), il montre qu’à partir de 5 forces
excitatrices, la réponse vibratoire de la plaque peut être reconstituée sur toute la bande de fréquence de son étude (comme illustré en figure 2.12).
Même si la méthode semble probante, une hypothèse forte dans le développement mathé- matique implique de considérer une fréquence d’excitation supérieure à la fréquence de coïncidence hydrodynamique [95]. En plus de cela, une étude préliminaire (algorithme de convergence) est requise pour déterminer les positions et gains à considérer pour chaque force excitatrice. Finalement, du fait que l’approche soit modale, elle nécessite une connais- sance, a priori, sur le comportement modal de la structure à étudier, ce qui n’est pas toujours évident.