nouvelles corr´elations, de plus en plus complexes, apparaˆıtraient.
3.2.1 Dissipation
Le tenseur nomm´eεij dans (I.36) est le tenseur de dissipation. Il repr´esente la dissipation d’´energie cin´etique turbulente par la viscosit´e. Sa mod´elisation s’effectue au travers de sa demi-trace ε= 12εkk pour laquelle on r´esout une ´equation de transport calqu´ee sur celle de k pour obtenir (I.25).
Les composantes du tenseur de dissipation s’obtiennent ensuite par une relation alg´ebrique, qui est, dans le cas localement isotrope :
εij = 2
3εδij (I.39)
3.2.2 Terme de pression
Le terme de pression, ou encore de corr´elation vitesse - gradient de pression a une fonction
`
a la fois diffusive et redistributive. En effet, on peut le d´ecomposer ainsi : φ∗ij =−1
Dijp est appel´e terme de diffusion par la pression, en raison du fait qu’il se pr´esente sous la forme d’une divergence. Aussi, on l’associe souvent aux corr´elations triples afin de les mod´eliser ensemble (cf. la section 3.2.3).
Pour sa part,φij constitue la corr´elation pression - d´eformation, ou terme de redistribution. Sa trace est nulle ; c’est pour cette raison que seul le terme de diffusion par la pression apparaˆıt dans l’´equation de transport dek(I.37).
Il est important de noter que la d´ecomposition (I.40) n’est pas unique, comme l’a not´e Lumley [Lum75]. Ce dernier propose la d´ecomposition suivante, en parties sph´erique et d´eviatorique :
φ∗ij =−1
On voit que dev(φ∗ij) est de trace nulle ; c’est un terme de nature redistributive, `a l’instar de φij. De mˆeme,Dpij′ est aussi un terme de diffusion.
La non-unicit´e ainsi d´emontr´ee de la d´ecomposition deφ∗ijplaide en d´efaveur d’une mod´elisation s´epar´ee, en parties diffusive et redistributive.
Chou [Cho45] montra que, loin de toute paroi, la pression fluctuante est solution d’une ´equation de Poisson :
En l’absence de paroi, la solution de cette ´equation s’´ecrit : Cette expression illustre le caract`ere non-local de la turbulence. En effet, la pression fluctuante d´epend des vitesses moyenne et fluctuante sur l’ensemble du domaine consid´er´e.
Le terme de redistributionφij peut s’´ecrire : φij = 1
La partie φsij est ce qu’on appelle le terme lent. En effet, il n’est pas li´e au champ de vitesse moyen. Une variation de ce dernier n’aura donc pas de cons´equence directe sur le terme lent.
A contrario, φrij d´epend du gradient de vitesse moyenne ; l’influence d’un changement de ce dernier sera directement ressentie parφrij, qu’on appelle le terme rapide.
Partant de ces expressions, on peut d´evelopper un mod`ele pour ces deux termes, posant dans un premier temps, `a des fins uniquement heuristiques, les hypoth`eses suivantes :
– quasi-homog´en´eit´e : les gradients de vitesse moyenne varient faiblement, en comparaison aux corr´elations en deux 2 points,
– localit´e : il est possible d’exprimer les int´egrales composant (I.45) en un seul point.
Mod´elisation du terme lent En 1951, Rotta, dans le cadre de ses travaux sur le retour `a l’isotropie d’une turbulence initialement anisotrope [Rot51], proposa le mod`ele suivant :
φsij =−C1εaij (I.46)
Le coefficient C1 est calibr´e pour reproduire correctement le retour `a l’isotropie, et vaut 1.8 [Lau96].
Mod´elisation du terme rapide La th´eorie de la distorsion rapide [Cro68] inspira `a Naot, Shavit et Wolfshtein [NSW73] le mod`ele IP (Isotropization of Production) pour le terme rapide :
φrij =−C2(Pij− 2
3P δij) (I.47)
en supposant que la pression rapideφrij s’oppose `a la tendance qu’a la production `a accroˆıtre l’anistropie du tenseur de Reynolds. PourC2, la valeur de 0.6 est consistante avec la th´eorie de la distorsion rapide.
G´en´eralit´es sur la mod´elisation du terme de pression Les mod`eles g´en´eriques simples ci-dessus sont pr´esent´es par souci de clart´e de l’expos´e, afin de mettre l’accent sur les id´ees de base qui ont amen´e la construction de ces mod`eles. Ces derniers ont, depuis, gagn´e en sophistication.
Il est possible, `a l’instar de la loi de comportement pour les contraintes turbulentes (I.16), de d´eterminer une base d’int´egrit´e pour les deux termes de pression.
La forme g´en´erale pour le terme lent est alors : φs=g1εb+g2ε et celle pour le terme rapide :
φr =h1kS+h2k
Les coefficients gi et hi sont des fonctions des invariants principaux des tenseurs formant les bases d’int´egrit´e.
Le mod`ele SSG En cherchant des solutions d’´equilibre pour une turbulence homog`ene soumise `a des d´eformations planes, Sarkar, Speziale et Gatski [SSG91] ont montr´e que celles-ci, donn´ees par la formulation suivante (pour le terme rapide) :
φr=−C1∗Pb+ sont ´equivalentes `a la relation (I.49).
Pour un mod`ele complet du terme de pression, ils associent le terme rapide d´efini par (I.50) `a l’expression suivante pour le terme lent :
φs=−C1εb+C2ε Les constantes du mod`ele sont les suivantes9 :
C1 C1∗ C2 C3 C3∗ C4 C5
3.4 1.8 4.2 0.8 1.3 1.25 0.4 Table I.1 – Constantes du mod`ele SSG
3.2.3 Corr´elations triples
Le terme Tij de l’´equation (I.36) n´ecessite lui aussi d’ˆetre mod´elis´e. Il se pr´esente sous la forme d’un gradient de corr´elations triples de vitesses fluctuantes :
Tij =−∂uiujuk
∂xk (I.52)
Il est suppos´e traduire l’agitation de la turbulence sur/par elle-mˆeme. C’est pourquoi on le mod´elise `a l’aide d’une hypoth`ese de gradient :
Tij =− ∂
9. Il est courant de supprimer la non-lin´earit´e du terme lent, en annulantC2.
Cette ´equation constitue le c´el`ebre mod`ele de Daly et Harlow [DH70], le plus souvent uti-lis´e, mˆeme s’il n’est sym´etrique par rapport aux indices i, j, k. Mais il est consid´er´e comme satisfaisant, et constitue un compromis honorable entre le mod`ele de Shir [Shi73] :
Tij =− ∂
∂xk
CSk2 ε
∂uiuj
∂xk
(I.54) qui, en plus de ne pas satisfaire la permutation des indices ´evoqu´ee plus haut, pr´esente une forme trop isotrope, et le mod`ele de Hanjali´c et Launder [HL72] :
uiujuk=−CSk ε
uiul∂ujuk
∂xl +ujul∂uiuk
∂xl +ukul∂uiuj
∂xl
(I.55) qui pour sa part est `a la fois anisotrope et respectueux de la permutation des indices, mais est plus ”lourd” que le mod`ele de Daly et Harlow.
On notera que les mod`eles cit´es plus haut sont inspir´es de l’´equation exacte des corr´elations triplesuiujuk(moyennant quelques hypoth`eses simplificatrices, ainsi que des mesures exp´erimentales.
En ce qui concerne le coefficientCS apparaissant dans ces divers mod`eles, on utilise classique-ment la valeur de 0.22 pour le mod`ele de Daly et Harlow.
4 Physique de proche paroi
Les ´ecoulements dont la configuration fait intervenir une ou plusieurs parois sont nombreux et complexes. On peut les classer en deux cat´egories :
– les ´ecoulements internes ; canal, conduite...
– les ´ecoulements externes ; autour d’un cylindre, d’un profil d’aile...
Intuitivement, on comprend que la pr´esence de parois dans un ´ecoulement introduit une in-homog´en´eit´e dans les statistiques de celui-ci. En outre, les effets de la paroi peuvent se faire sentir jusqu’`a une distance non-n´egligeable, `a l’int´erieur de l’´ecoulement.
La cons´equence fondamentale de la pr´esence d’une paroi, est qu’au contact de celle-ci, le fluide consid´er´e ob´eit `a la condition d’adh´erence10:
U∗=0 (I.56)
Il apparaˆıt de ce fait un domaine de transition entre l’´ecoulement loin de la paroi, et la zone proche de celle-ci, o`u la quantit´e de mouvement des particules fluides varie continˆument entre ces deux limites, en raison de la viscosit´e du fluide. Ce domaine est appel´ecouche limite.
4.1 Effets et ph´enom´enologie