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No dordre : 2012-42 ANNE 2012
THSE
prsente devantLCOLE CENTRALE DE LYON
pour obtenirle grade de DOCTEUR
SPCIALIT ACOUSTIQUE
par
Benot ANDR
tude exprimentale de leffet du vol sur le bruit
de choc de jets supersoniques sous-dtendus
Soutenue le 29 novembre 2012 devant le jury suivant
Prsident : Jean-Paul DUSSAUGE
Examinateurs : Christophe BAILLY (directeur)Guillaume
BODARDThomas CASTELAIN (co-directeur)Daniel JUVYves GERVAIS
(rapporteur)Jayanta PANDA (rapporteur)Mauro PORTA
Laboratoire de Mcanique des Fluides et dAcoustique, UMR CNRS
5509cole Centrale de Lyon
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Remerciements
Cette thse sest droule au Centre Acoustique du Laboratoire de
Mcanique des Fluides et
dAcoustique lEcole Centrale de Lyon, doctobre 2009 novembre
2012, grce une bourse du
ministre de lenseignement suprieur et de la recherche. Les
essais ont t cofinancs par Airbus et
Snecma.
Je tiens dabord remercier chaleureusement mes directeurs de
thse, Christophe Bailly et Thomas
Castelain. Ils se sont tous deux particulirement impliqus tout
au long de ma thse, aussi bien sur le
plan thorique quexprimental, et leur simplicit fait quil est trs
facile et agrable de travailler avec
eux. Leurs grandes disponibilit et comptence, ainsi que leur
enthousiasme ont t de relles forces
motrices pendant ces trois ans. Je les remercie aussi davoir
aussi rapidement relu tout ce que jai pu
crire, non seulement les articles mais surtout ce mmoire.
Je souhaite galement exprimer toute ma gratitude Guillaume
Bodard et Mauro Porta, ingnieurs
Snecma et Airbus, pour avoir suivi cette thse du ct des
industriels, et avoir t membre de mon
jury. Ils ont assurment fait montre de patience et de
comprhension. Jen profite pour remercier
Cyprien Henry, qui a effectu une thse numrique et analytique en
parallle de la mienne Snecma,
sur le mme sujet. Malgr lloignement, nous avons pu changer des
ides et des donnes intressantes,
qui mont permis de trancher certaines questions.
Jexprime ma reconnaissance Messieurs Gervais, professeur
linstitut Pprime, et Panda, cher-
cheur NASA Ames Research Center, pour avoir accept dtre
rapporteurs de mon travail. En parti-
culier, je remercie M. Panda pour avoir pris le temps de rgler
les formalits administratives pralables
un dplacement ltranger, et dtre venu en France pour la
soutenance.
Je tiens remercier tout particulirement M. Juv, professeur
lEcole Centrale de Lyon et directeur
du Centre Acoustique, pour avoir accept dtre membre du jury et
avoir montr un intrt constant
mon travail depuis le dbut.
Merci galement M. Dussauge, directeur de recherche mrite lIUSTI,
pour avoir rempli le rle
de prsident du jury lors de la soutenance.
Le travail de doctorant exprimentateur au Centre Acoustique nest
pas un travail solitaire, et
en plus de celle de Thomas Castelain, jai pu compter sur laide
de Nathalie Grosjean, Emmanuel
Jondeau, Jean-Michel Perrin, Pierre Roland et Pascal Souchotte
lors de la prparation des essais et des
acquisitions. En particulier, Nathalie a beaucoup aid la mise en
uvre et lutilisation du systme PIV.
Emmanuel a dvelopp tous les logiciels dacquisition ncessaires ce
travail et ma aid grandement
lors des mesures au fil chaud et par LDV. Jean-Michel a t trs
impliqu (et galement trs efficace)
lors des tapes de montage de la maquette et de linstrumentation
de mesure, avec en particulier
la confection du chariot de dplacement, qui a t primordial
pendant toute ma thse. Je souhaite
aussi remercier toute lquipe du Centre Acoustique, et en
particulier Pascal, pour sa ractivit et son
implication lorsquil a fallu planifier et construire un
silencieux au-dehors de la chambre sourde, pour
me permettre de continuer travailler sans entraner la colre des
voisins, qui aurait tout bonnement
pu mener larrt des essais.
Je tiens mentionner maintenant laide ponctuelle dun certain
nombre de personnes extrieures
notre Laboratoire. Il sagit de : Isabelle Car (Cetiat) pour ses
indications concernant les diffrentes
possibilits de calibration dun systme LDV ; Delphine Chareyron
(ENS Lyon), pour le prt dune
camra rapide Phantom V12 ; Nicolas Severac (ONERA Meudon), pour
le prt dune sonde de pression
statique ; Kheirul Zaman (NASA Lewis Research Center), pour le
dessin dune tuyre convergente-
divergente.
Je tiens signaler limplication de Laurent Delolme et Benot
Bacher, tous deux stagiaires au
3
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Centre Acoustique sous la direction de Thomas Castelain, pour
leur travail sur les sondes de pression.
Je noublie pas non-plus dans cette longue liste Olivier Marsden
pour ses multiples conseils en
tout genre, Philippe Eyraud, documentaliste du LMFA, pour avoir
command un certain nombre de
publications pour mon compte, ainsi quEvelyne Roche et
Marie-Gabrielle Perriaux pour leur aide lors
des commandes de matriel et les dplacements.
Je souhaite aussi saluer tous les permanents du KCA pour la
bonne humeur qui rgne dans ces
locaux, ainsi que tous les doctorants que jai pu croiser un
moment donn (je ne vais pas les citer de
peur den oublier), qui ont rendu le quotidien plus facile et les
pauses de midi enrichissantes (avec une
priode de bridge, suivie dune priode de baby-foot, qui ont
toutes deux permis de se perfectionner
dans un certain domaine...).
Enfin, je tiens remercier toute ma famille, en particulier mes
parents pour avoir servi de soupape
de scurit selon leurs propres dires, et mon amie Carla pour stre
dmene afin de pouvoir me
rejoindre Lyon et pour mavoir soutenu au quotidien pendant le
sprint final.
4
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Rsum
Leffet du vol davancement sur le bruit de choc de jets
supersoniques sous-dtendus est tudi de
manire exprimentale. La structure de tels jets est dabord
explore, avec et sans vol simul. Lanalyse
employe allie des visualisations strioscopiques des mesures
quantitatives de pression statique et de
vitesse, par vlocimtrie laser Doppler et vlocimtrie par images
de particules. Laccent est mis sur
ltude de lcoulement moyen et des proprits de la turbulence dans
la couche de mlange. Leffet
du vol sur la composante tonale du bruit de choc, le screech,
est ensuite examin. A laide dune
antenne azimutale de microphones place dans le champ proche
acoustique, une analyse fine des modes
du screech est notamment propose. Par ailleurs, plusieurs effets
de cette composante de bruit sur
la dynamique du jet sont mis en vidence, en particulier
loscillation des chocs ; on montre que cette
oscillation est intimement lie au mode du screech. De manire
tudier spcifiquement la composante
large bande du bruit de choc, diverses techniques de suppression
du screech sont ensuite explores.
Lutilisation dune tuyre crnele sest rvle satisfaisante pour
lliminer de manire non-intrusive
et a permis de dduire son influence sur le bruit de choc large
bande. Enfin, leffet du vol sur cette
dernire composante est dtermin par ltude de lvolution de sa
frquence centrale, de son amplitude
et de sa forme spectrale en situation de vol simul. Une
explication des tendances observes est alors
propose la lumire des rsultats arodynamiques obtenus.
Abstract
The flight effects on the shock-associated noise components of
underexpanded supersonic jets are
experimentally studied. To begin with, the jet structure is
investigated, with and without simulated
flight. To that end, Schlieren visualizations are combined with
quantitative measurements of static
pressure and velocity, by laser Doppler velocimetry and particle
image velocimetry. The investigation
focuses on the mean flow and on the properties of the mixing
layer turbulence. Then, the effects
of flight on the tonal component of shock-associated noise, the
so-called screech, are studied. By
means of a near field, azimuthal microphone antenna, a detailed
analysis of its modal behaviour is
proposed. Furthermore, several effects of screech on the jet
dynamics are highlighted, like the shock
oscillations. It is shown that these oscillations are closely
connected to the screech mode. In order
to study specifically the broadband component of
shock-associated noise, several screech suppression
techniques are considered. It is found that a notched nozzle is
successful in non-intrusively suppressing
it. This device is then used to deduce the screech influence on
the broadband shock-associated noise.
Finally, some effects of flight on the latter component are
pinpointed through the study of the evolution
of its amplitude, peak frequency and spectral shape under flight
conditions. The observed tendencies
are explained in light of the aerodynamic results obtained.
5
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Table des matires
Introduction 13
1 Jets supersoniques, bruit de jet et simulation du vol 17
1.1 Jets supersoniques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 171.1.1
Grandeurs utiles pour les coulements compressibles . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . 171.1.2 Importance du taux de dtente .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
18
1.1.2.1 Sortie subsonique . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 191.1.2.2 Jet sonique . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . 191.1.2.3 Jet supersonique sous-dtendu . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
1.1.3 Structure de cellules de choc . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 211.1.4 Grandes
structures turbulentes et ondes dinstabilit . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . 22
1.2 Bruit de jet . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 251.2.1 Ondes
de Mach . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . 261.2.2 Bruit de mlange . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. 261.2.3 Screech . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
1.2.3.1 Mcanisme et frquence . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . 281.2.3.2 Existence de modes . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
301.2.3.3 Amplitude . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 311.2.3.4 Directivit . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . 321.2.3.5 Localisation de sources . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 321.2.3.6 Influence de la
temprature . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . 341.2.3.7 Suppression . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
1.2.4 Bruit de choc large bande . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 341.2.4.1 Mcanisme . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . 351.2.4.2 Importance relative par rapport au bruit de
mlange . . . . . . . . . . . . . . . . 381.2.4.3 Caractristiques
spectrales de la bosse principale . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . 391.2.4.4 Frquence centrale . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 391.2.4.5 Amplitude . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . 401.2.4.6 Directivit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 411.2.4.7 Localisation
de sources . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . 421.2.4.8 Influence de la temprature . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42
1.3 Simulation du vol davancement . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 431.3.1 Techniques
existantes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . 441.3.2 Dimensions et performances des
installations pertinentes . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
441.3.3 Interprtation des mesures acoustiques . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44
2 Dispositifs exprimentaux 47
2.1 Maquette, instrumentation et caractrisation . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 472.1.1 Les systmes
de soufflerie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . 472.1.2 La chambre anchoque . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
472.1.3 La maquette . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 482.1.4 Les tuyres . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . 49
2.1.4.1 Tuyres primaires . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 492.1.4.2 Tuyres secondaires . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
50
2.1.5 Linstrumentation de rglage . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 502.1.5.1 Rglage de
lcoulement supersonique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . 502.1.5.2 Rglage de lcoulement subsonique . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 512.1.5.3 Mesure des conditions
ambiantes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
51
7
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Table des matires
2.1.5.4 Instruments de contrle . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 512.1.5.5 Acquisition et
sauvegarde des conditions de mesure . . . . . . . . . . . . . . . .
. 52
2.1.6 Caractrisation des coulements en sortie dinstallation . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 522.1.6.1 Vrification de
lhomognit des coulements en sortie . . . . . . . . . . . . . . .
522.1.6.2 Profils de nombre de Mach dans lcoulement secondaire . .
. . . . . . . . . . . . 532.1.6.3 Extension du cne potentiel de
lcoulement secondaire . . . . . . . . . . . . . . . 542.1.6.4
Caractrisation de la couche de mlange initiale du jet primaire . .
. . . . . . . . 55
2.2 Techniques de mesure . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57
3 Etude arodynamique de jets supersoniques sous-dtendus 59
3.1 Structure de cellules de choc de jets supersoniques
sous-dtendus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 593.1.1 Jet
supersonique sans vol simul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . 59
3.1.1.1 Exploration de la structure des jets . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 593.1.1.2 Effet du retard des
particules sur les rsultats de vlocimtrie . . . . . . . . . . .
753.1.1.3 Longueur des cellules de choc . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . 773.1.1.4 Force des cellules de
choc . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . 80
3.1.2 Influence du vol davancement . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 823.1.2.1 Effet du vol sur
la structure de cellules de choc . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . 823.1.2.2 Effet du vol sur la longueur des cellules de choc .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 833.1.2.3 Effet du vol sur la
force des cellules de choc . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . 86
3.2 Caractrisation de la turbulence de jets sous-dtendus . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 883.2.1 Turbulence sans
vol simul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . 89
3.2.1.1 Epaisseur de la couche de mlange . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . 893.2.1.2 Taux de turbulence . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
923.2.1.3 Taille et forme des structures turbulentes . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . 953.2.1.4 Vitesse de convection des
structures turbulentes . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1033.2.1.5 Cohrence de la turbulence . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 110
3.2.2 Turbulence avec vol simul . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1153.2.2.1 Epaisseur de
la couche de mlange . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . 1163.2.2.2 Taux de turbulence . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1183.2.2.3 Taille et forme
des structures turbulentes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . 1203.2.2.4 Vitesse de convection des structures turbulentes .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 121
4 Effet du vol davancement sur le screech 125
4.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1254.2
Rptabilit du screech . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1254.3 Influence de la
tuyre secondaire . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . 1264.4 Prdiction de la frquence du
screech . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . 128
4.4.1 Sans vol simul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1284.4.2 Avec vol
simul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . 131
4.5 Etude temporelle et modale du screech en vol . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1354.5.1 Techniques
danalyse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . 1354.5.2 Mode A1 . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. 1364.5.3 Mode A2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1374.5.4 Mode B . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . 1384.5.5 Mode b . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . 1414.5.6 Rsum des analyses de signaux temporels . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 143
4.6 Amplitude du screech en vol . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 145
5 Effet du screech sur le jet et le bruit de choc large bande
149
5.1 Effets du screech sur la dynamique du jet . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1495.1.1
Oscillation des chocs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 149
5.1.1.1 Frquence doscillation . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 1505.1.1.2 Amplitude doscillation
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1515.1.1.3 Oscillation des chocs pour les modes de screech
antisymtriques . . . . . . . . . 154
5.1.2 Battement du jet . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1605.1.3 Augmentation
du mlange turbulent . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . 161
5.2 Suppression du screech . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1635.2.1
Problmatique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 1635.2.2 Essai de diffrentes
techniques de suppression du screech . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . 164
5.2.2.1 Dclenchement de couche limite . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . 164
8
-
Table des matires
5.2.2.2 Fil tendu en travers de la tuyre . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . 1645.2.2.3 Intrusion dune tab en
sortie de tuyre . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1655.2.2.4 Crneaux dans la lvre de la tuyre . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . 167
5.2.3 Effet de la tuyre crnele et du screech sur le jet . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1695.3 Comparaison de jets
screechant et non-screechant . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . 174
5.3.1 Structure de cellules de choc . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1745.3.2 Couche de
mlange . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . 175
5.3.2.1 Epaisseur de la couche de mlange . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . 1765.3.2.2 Echelles de la turbulence
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1775.3.2.3 Taux de turbulence . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 1795.3.2.4 Analyse spectrale par
dflectomtrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1815.3.2.5 Vitesse de convection . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 181
5.3.3 Bruit de choc large bande . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1825.3.3.1 Effet du
screech sur la frquence centrale du BBSAN . . . . . . . . . . . . .
. . . 1835.3.3.2 Effet du screech sur lamplitude du BBSAN . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 1855.3.3.3 Origine des effets du
screech sur le BBSAN . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1865.3.3.4 Conclusions . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 188
5.4 Etude de leffet dune tab sur le jet et le bruit de choc
large bande . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1895.4.1 Mesures
arodynamiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . 1895.4.2 Mesures acoustiques . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. 191
5.4.2.1 Comparaison entre tab, crneaux et tuyre lisse . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . 1915.4.2.2 Influence de la position de
la tab . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
195
5.4.3 Conclusions sur lemploi de la tab . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 195
6 Effet du vol davancement sur le bruit de choc large bande
197
6.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1976.2
Techniques danalyse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1996.3 Suppression de
screech par la tuyre crnele avec coulement secondaire . . . . . . .
. . . . . . . 1996.4 Effet du vol sur le BBSAN angle dmission
constant . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 200
6.4.1 Frquence centrale de la bosse principale . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2006.4.2 Largeur de la
bosse principale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . 2026.4.3 Amplitude du BBSAN . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
203
6.4.3.1 Amplitude maximale de la bosse principale . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . 2036.4.3.2 Niveau global . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2036.4.3.3 Rpartition spectrale de lnergie . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . 204
6.4.4 Directivit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2056.5 Effet du vol
sur le BBSAN angle convect constant . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . 206
6.5.1 Frquence centrale de la bosse principale . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2066.5.2 Largeur de la
bosse principale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . 2076.5.3 Amplitude du BBSAN . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2076.5.4 Directivit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 208
6.6 Analyse des rsultats la lumire des mesures arodynamiques . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 2086.6.1 Prdiction de la
frquence centrale du BBSAN . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . 208
6.6.1.1 Sans simulation de vol . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 2086.6.1.2 Avec simulation de
vol . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . 210
6.6.2 Amplitude du bruit de choc large bande en vol . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 212
Conclusion 215
A Techniques de mesure et validation 221
A.1 Mesures acoustiques en champ lointain . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 221A.1.1
Instrumentation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 221A.1.2 Montage . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . 222
A.1.2.1 Antenne en champ lointain . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 222A.1.2.2 Mesures avec bras
pivotant . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . 223
A.1.3 Points de mesure . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 224A.1.4 Droulement des
mesures . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . 225A.1.5 Quantification du masquage par la tuyre
secondaire . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 225A.1.6
Influence de labsorption atmosphrique . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . 227
A.2 Visualisation par strioscopie . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 227A.2.1
Gnralits . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 227
9
-
Table des matires
A.2.2 Montage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 230
A.3 Mesures de pression . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 231
A.3.1 Mesure de pression totale . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 231
A.3.2 Mesure de pression statique . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 232
A.3.2.1 Problmatique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 232
A.3.2.2 Gomtries . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 233
A.3.2.3 Montage des sondes . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 234
A.3.2.4 Validation des mesures . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 235
A.3.3 Acquisition des signaux de pression . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 237
A.3.4 Calcul du nombre de Mach local partir des pressions . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 238
A.4 Vlocimtrie laser Doppler . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 239
A.4.1 Dispositif de mesure par LDV . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 240
A.4.2 Acquisition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 241
A.4.3 Application dun facteur correctif aux valeurs de vitesse .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 242
A.4.4 Correction du biais inhrent la technique . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 243
A.4.5 Rponse des particules dans les coulements choqus . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 244
A.4.5.1 Histogrammes de vitesse . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 244
A.4.5.2 Equation du mouvement de particules en coulement . . . .
. . . . . . . . . . . . 245
A.4.5.3 Calcul de la vitesse particulaire . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 248
A.4.5.4 Calcul de la vitesse du fluide . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 249
A.4.6 Validation de la LDV . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 250
A.5 Vlocimtrie par images de particules . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 251
A.5.1 Matriel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 251
A.5.2 Montage et rglages . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 253
A.5.3 Paramtres et procdure dacquisition . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 254
A.5.4 Ensemencement et visualisation dun chantillon dimages de
particules . . . . . . . . . . . 255
A.5.5 Choix de lalgorithme de dpouillement . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 256
A.5.5.1 Correction dimages . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 257
A.5.5.2 Effet du recouvrement des fentres pour la premire tape
de calcul . . . . . . . 258
A.5.5.3 Effet de la taille des fentres dinterrogation finales .
. . . . . . . . . . . . . . . . 258
A.5.5.4 Effet de la pondration de la fentre dinterrogation
finale . . . . . . . . . . . . . 260
A.5.5.5 Effet du nombre ditrations pour le calcul final . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . 261
A.5.5.6 Filtrage des champs de vecteurs instantans . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . 261
A.5.5.7 Rsum : algorithme utilis . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . 262
A.5.6 Validation des mesures par PIV . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 263
A.5.6.1 Vrification de labsence de peak locking . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . 263
A.5.6.2 Convergence statistique . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 264
A.5.6.3 Estimation de la rptabilit des mesures . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . 266
A.5.6.4 Comparaison quantitative des rsultats de PIV avec ceux
de LDV . . . . . . . . 268
B Effet du taux de recouvrement lors de lanalyse dimages de la
PIV 271
C Correction de leffet de la couche de mlange externe sur la
propagation acoustique 275
C.1 Problmes lis la simulation du vol par jet secondaire . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 275
C.2 Thories de la rfraction acoustique par une couche de
cisaillement . . . . . . . . . . . . . . . . . . 275
C.3 Correction angulaire . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 276
C.4 Correction en amplitude . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 277
C.5 Validit des corrections prsentes . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 278
C.6 Importance des autres effets de la couche de mlange . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 279
C.7 Application des corrections . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 279
C.7.1 Corrections angulaires . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 279
C.7.2 Corrections en amplitude . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 281
C.8 Conclusions sur les corrections des effets de la rfraction .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 283
D Prcision du rglage du point de fonctionnement du jet
supersonique 285
10
-
Table des matires
E Calibration de la sonde de LDV : mesure de linterfrange
289
E.1 Position du problme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 289E.2 Technique
de calibration . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . 290E.3 Analyse dincertitude
prliminaire . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . 290E.4 Montage, acquisition et analyse des
mesures . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . 291E.5 Rsultats . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 292E.6
Conclusions . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 293
F Cas dune tuyre convergente-divergente 297
F.1 Types dcoulement dans une tuyre convergente-divergente . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 297F.2 Intrts dune tuyre
convergente-divergente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . 298F.3 Longueur des cellules dun jet issu dune
tuyre de Laval . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
298F.4 Choix des paramtres gomtriques . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 298F.5 Etude de
lcoulement issu dune tuyre convergente-divergente et du bruit
rayonn . . . . . . . . 299
F.5.1 Gomtrie de la tuyre convergente-divergente . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 299F.5.2 Performances de la
tuyre CD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . 299F.5.3 Bruit de mlange mis par un jet supersonique
parfaitement dtendu . . . . . . . . . . . . 300F.5.4 Note sur
leffet du screech sur le bruit de choc large bande . . . . . . . .
. . . . . . . . . . 301F.5.5 Etude arodynamique de lcoulement . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 302
F.5.5.1 Profils de pression statique . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . 302F.5.5.2 Visualisations
Schlieren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . 303F.5.5.3 Mesures de vitesse . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 303
Notations 307
Bibliographie 313
11
-
Introduction
Problmatique de ltude
Le bruit des avions au dcollage et latterrissage est un problme
socital bien identifi, provenant
dune part de laugmentation du trafic arien et dautre part de
lextension des agglomrations, qui se
rapprochent ainsi des aroports. Les pressions des populations
concernes par cette gne se font sentir
de plus en plus, ce qui a entran la mise en place dobjectifs
politiques de rduction du bruit peru. En
France, les acteurs du transport arien se sont associs dans le
rseau collaboratif IROQUA (initiative
de recherche pour loptimisation acoustique aronautique) pour
rduire les principales composantes de
bruit, comme le bruit de jet, de soufflante ou de cellule (ce
dernier comprenant le bruit des ailes-volets,
trains datterrissage et cavits). Au sein du Laboratoire, de
nombreuses tudes ont contribu cet
effort, notamment avec les thses de Thomas Castelain [48],
Julien Grilliat [88] et Damien Desvigne
[68].
Un autre sujet dune grande importance pour les acteurs du
transport arien est la consommation
de carburant. Pour la rduire, les constructeurs ont rcemment opt
pour lutilisation intensive de
matriaux composites la place des structures mtalliques
traditionnelles dans le fuselage des appareils
civils, cette mesure visant diminuer la masse des aronefs. On
peut citer lAirbus A350 et le Boeing
787 comme exemples de cette nouvelle gnration (voir les figures
1 et 2). En contrepartie du gain de
masse, les matriaux composites induisent moins de pertes par
transmission de lnergie acoustique
incidente au fuselage : ils sont plus transparents au bruit que
les anciennes structures mtalliques. Ceci
pose bien sr le problme du confort des passagers lintrieur de
lavion, mais aussi des niveaux
sonores auxquels est soumis le personnel naviguant. Le bruit de
jet est une composante importante de
ce bruit incident. Il est mis par les coulements issus des
moteurs, qui sont des racteurs double-flux
sur les avions commerciaux actuels, dont une illustration est
donne en figure 3. Dans les conditions
de croisire, lcoulement central est chaud et subsonique. En
revanche, lcoulement secondaire est
froid, supersonique et imparfaitement dtendu. Il met donc du
bruit de choc. On sait quen conditions
statiques, le bruit de choc large bande (BBSAN pour broadband
shock-associated noise) domine le bruit
de mlange pour toutes les directions dobservation hormis vers
laval (par rapport la direction de
lcoulement). En vol, les mesures de Huber et al. [100] notamment
confirment limportance du BBSAN
parmi toutes les sources de bruit. Il est donc apparu ncessaire
dtudier leffet du vol sur le bruit de
choc large bande de jets supersoniques, cest--dire linfluence de
lcoulement externe au jet rsultant
du dplacement de lavion.
Cette thse, ralise au Laboratoire de Mcanique des Fluides et
dAcoustique (UMR CNRS 5509 &
Ecole Centrale de Lyon) partir doctobre 2009, traite ce sujet de
manire entirement exprimentale.
Trois campagnes de mesure se sont succdes : en octobre 2009, de
mi-aot mi-octobre 2010 et de
mi-aot fin octobre 2011. Hormis pour la premire tranche dessais
o je nai fait que participer aux
mesures, jai ralis lensemble des acquisitions chaque campagne
ainsi que les analyses qui ont suivi.
Les essais ont t cofinancs par les entreprises Airbus et Snecma,
pour qui respectivement Mauro
13
-
Introduction
Fig. 1 Pices du fuselage en matriaux composites de lAirbus A350
au salon du Bourget en 2011.
Fig. 2 Boeing 787 au salon du Bourget en 2011.
Porta et Guillaume Bodard ont suivi ces travaux. La thse de
Cyprien Henry, en convection CIFRE
entre le LMFA et Snecma, sest droule de manire simultane et a
port sur la modlisation et la
simulation de leffet du vol sur le bruit de choc large bande des
jets supersoniques. La proximit des
sujets a entran des changes, aussi bien dides que de donnes.
La gomtrie complte du problme physique rel peut tre visualise en
figure 3. Le vol davan-
cement engendre un coulement extrieur, entourant le jet
secondaire, froid et choqu, qui lui-mme
entoure le jet primaire, chaud et subsonique. On simule dans ce
travail seulement lcoulement froid
choqu, qui sera notre coulement primaire axisymtrique, et
lcoulement subsonique engendr par
lavance de lappareil, qui sera notre coulement secondaire
coaxial.
Dans des expriences de laboratoire bien contrles (o les gomtries
sont simples, les coulements
symtriques, les taux de turbulence faibles, et les effets
dinstallation limits), le bruit de choc se
compose dune partie large bande et dune composante tonale,
appele screech. Sur notre montage
exprimental, de forts niveaux de screech ont t relevs, ce qui a
occasionn une tude de cette
composante de bruit et de leffet du vol davancement sur
celle-ci, utile en pratique puisque le screech
existe sur certains avions militaires [225]. Cependant,
seulement la composante large bande du bruit
de choc semble tre mise par les jets issus des avions civils.
Ainsi, dans un second temps, le screech
a t limin et leffet du vol sur le bruit de choc large bande a pu
tre tudi dans une situation se
rapprochant de celle rencontre dans le transport arien.
14
-
Introduction
(a) (b)
Fig. 3 Gomtrie du problme rel. (a) Photographie dun turboracteur
double flux (source :www.airliners.net), (b) calcul sur une gomtrie
double-flux par Cyprien Henry (Snecma). On distingue descellules de
choc dans lcoulement secondaire.
Organisation du mmoire
Le plan thmatique retenu ne respecte pas la chronologie des
mesures et analyses, ce qui explique
que certains rsultats prsents assez tt dans le mmoire ne sont
pas utiliss directement dans les
chapitres suivants, mme si cela aurait pu tre pertinent.
Le chapitre 1 contient des rappels de dfinitions et formules
utiles pour les coulements compres-
sibles et une synthse bibliographique des composantes du bruit
de jet ; laccent est mis sur le screech
et le bruit de choc large bande. Une courte note sur les mthodes
exprimentales de simulation du vol
davancement est propose en fin de chapitre.
Le dispositif exprimental est prsent au chapitre 2. Celui-ci
comprend la maquette et les moyens
de mesure, savoir les mesures acoustiques, la visualisation
strioscopique, les mesures de pression,
la vlocimtrie laser Doppler (LDV) et la vlocimtrie par images de
particules (PIV). Un travail
consquent a t ddi la validation des moyens de mesure. Il est
cependant report en annexe A
pour ne pas alourdir le corps du texte.
Une tude dtaille du rseau de cellules de choc, directement
responsable du bruit de choc mis
par les jets imparfaitement dtendus, est propose dans le
chapitre 3. Celle-ci contient une exploration
de lcoulement moyen de jets plusieurs points de fonctionnement
laide des diffrentes techniques
de mesure, et une tude de leffet du vol sur cette structure
moyenne. Par ailleurs, la turbulence dans
la couche de mlange du jet supersonique est caractrise, pour un
jet nmettant pas de screech (de
sorte viter le phnomne de forage induit par celui-ci). Lpaisseur
de la couche de mlange, les
taux de turbulence, la taille ainsi que la forme des taches de
corrlation sont dduits des rsultats de
la PIV. En outre, la vitesse de convection des structures et la
cohrence de la turbulence sont tudies
partir de visualisations strioscopiques. Dans une dernire
partie, leffet du vol sur la turbulence est
abord.
Une tude du screech est propose au chapitre 4. Sa sensibilit
lenvironnement de la mesure
est dabord estime. Lvolution de sa frquence est ensuite aborde,
pour un jet statique et avec vol
simul. Le cur du chapitre est ddi ltude du comportement modal du
screech en vol, fonde sur
lanalyse de signaux acquis dans le champ proche acoustique.
Enfin, une quantification de leffet du
vol sur lamplitude du screech clt le chapitre.
Leffet du screech sur le jet est tudi dans le chapitre 5.
Loscillation des chocs et les battements
du jet sont dabord relis au screech. En particulier, une tude de
loscillation dun choc dans une
configuration du screech spcifique est ralise la lumire des
rsultats sur le contenu modal du
screech prsents au chapitre 4. Des essais de suppression du
screech sont ensuite mens, incluant
15
-
Introduction
notamment lutilisation dun crochet mtallique (ou tab), fix en
sortie de tuyre et pntrant dans le
jet supersonique, et dune tuyre possdant des crneaux peu
profonds taills dans la lvre. On vrifie
par diffrents moyens de mesure que cette dernire technique nest
pas intrusive. Leffet du screech sur
la structure de cellules de choc et sur le dveloppement de la
couche de mlange du jet supersonique
est alors dtermin partir des rsultats de la PIV et de
visualisations strioscopiques. Ensuite, une
comparaison du bruit de choc large bande mis par un jet mettant
du screech et un jet sans cette
composante tonale est ralise ; elle permet de dduire leffet du
screech sur le BBSAN. Connaissant
la structure et le champ acoustique dun jet choqu nmettant pas
de screech, on value finalement
leffet dune tab sur le jet et le BBSAN.
Le dernier chapitre est ddi leffet du vol sur le bruit de choc
large bande, dans une configuration
o le screech est absent ou faible. Linfluence du vol est dabord
tudie angle dmission fix, puis
angle convect fix. Lvolution avec la vitesse de vol de la
frquence centrale, la largeur et lamplitude
maximale de la bosse principale du BBSAN est dtermine, ainsi que
lvolution de son niveau intgr
en frquence et de sa directivit. Les volutions de la frquence
centrale et de lamplitude du BBSAN
sont finalement analyses la lumire des modles existant et des
mesures arodynamiques ralises
dans ce travail.
Les enseignements principaux des diffrentes parties sont
rassembls dans la conclusion, o quelques
perspectives sont aussi mentionnes.
16
-
Chapitre 1
Jets supersoniques, bruit de jet
et simulation du vol
Ce chapitre est conu comme une introduction au sujet trait dans
ce travail. Les bases utiles de la
physique des jets supersoniques sont rappeles, et les
caractristiques principales des deux composantes
de bruit de choc sont rsumes. On termine le chapitre par une
courte prsentation des mthodes
exprimentales permettant la simulation du vol davancement.
1.1 Jets supersoniques
1.1.1 Grandeurs utiles pour les coulements compressibles
On crit Ps, Ts et s les pression, temprature et masse volumique
thermodynamiques dun lment
de fluide se dplaant une certaine vitesse v. Elles sont galement
appeles grandeurs statiques pour
les diffrencier des grandeurs totales introduites dans la suite.
On dfinit le nombre de Mach de ce
volume de contrle par
M = v/c (1.1)o c est la clrit du son locale. On fait lhypothse
que lair, qui est le fluide avec lequel on travaille,
peut tre considr comme un gaz parfait. On introduit la constante
du gaz r, qui scrit
r = R/M (1.2)avec R la constante universelle des gaz parfaits et
M la masse molaire de lair. On sait que pour lesgaz parfaits
(relation de Mayer)
r = cp cv (1.3)o cp et cv sont les capacits calorifiques
massiques pression constante et volume constant, respec-
tivement, qui ne dpendent dans ce cas que de la temprature. On
introduit galement le rapport des
capacits calorifiques
= cp/cv (1.4)On fait en outre lhypothse que ce gaz est
calorifiquement parfait, cest--dire que cp et cv sont des
constantes. Dans le cas de lair dans des conditions standard, on
considre que
r = 287.06 J.kg1.K1 et = 1.4 (1.5)Le gaz parfait vrifie la loi
dtat
Ps = srTs (1.6)17
-
Ch.1 Jets supersoniques, bruit de jet et simulation du vol
La clrit du son locale sexprime dans ce cadre comme
c = r Ts = Ps/s (1.7)En plus des grandeurs locales statiques
introduites prcdemment, on dfinit les grandeurs totales,
qui seraient celles quatteindrait un lment de fluide que lon
ferait dclrer de manire isentropique
jusquau repos (v=0). Le qualificatif isentropique signifie que
la transformation doit tre la fois
adiabatique et rversible. On note ces grandeurs totales Pt, Tt
et t pour la pression, la temprature et
la masse volumique, respectivement. En ralit, on na pas besoin
de lhypothse de rversibilit pour
dfinir la temprature totale, voir Anderson [17].
On se place dans le cadre des coulements unidimensionnels pour
dterminer les quations utiles
pour les jets supersoniques. Elles sont dmontres par Anderson
[17]. A partir de la conservation de
lnergie, on peut crire le lien suivant entre la temprature
totale locale Tt et la temprature statique
TsTt
Ts= 1 + 1
2M2 (1.8)
Par ailleurs, comme pour les processus isentropiques (et les
transformations menant des grandeurs
statiques aux grandeurs totales le sont par dfinition), on a
Pt
Ps= (t
s) = (Tt
Ts)/(1) (1.9)
il dcoule de lexpression (1.8) la relation
Pt
Ps= (1 + 1
2M2)/(1) (1.10)
pour la pression, ett
s= (1 + 1
2M2)1/(1) (1.11)
pour la masse volumique.
1.1.2 Importance du taux de dtente
Supposons que lon dispose dune tuyre convergente ronde sortie
parallle, qui relie un rservoir
(o la vitesse est nulle) rempli dair la pression Pr, un volume
la pression ambiante Pamb (le
cas de la tuyre convergente-divergente est trait en annexe F ;
une telle tuyre se caractrise par
un nombre de Mach de fonctionnement, not Md pour Mach design en
anglais, qui est le nombre de
Mach de lcoulement supersonique parfaitement dtendu gnr par la
tuyre). On fait lhypothse
que lcoulement dans la tuyre est unidimensionnel et
isentropique. La pression Pr, ou pression de
rservoir, est aussi nomme la pression gnratrice de lcoulement.
Aucun coulement ne va sinstaller
dans cette tuyre tant que la pression de rservoir nest pas plus
grande que la pression ambiante. Si
lon dfinit le taux de dtente, ou NPR pour nozzle pressure ratio,
par le rapport
NPR = PrPamb
(1.12)
il faut que NPR >1 pour quil existe un coulement au travers
de la tuyre.
En combinant les quations de conservation de la masse, de la
quantit de mouvement et de lnergie,
crites sous forme diffrentielle, on obtient la relation
dHugoniot
dAA= (M2 1)dv
v(1.13)
avec A la section de la tuyre (variable). Cette relation
importante indique que pour les coulements
subsoniques, la vitesse crot dans un convergent, et dcrot dans
un divergent. Linverse est vrai pour
les coulements supersoniques.
18
-
1.1 Jets supersoniques
1.1.2.1 Sortie subsonique
On rgle un taux de dtente lgrement suprieur 1. Ceci induit un
faible coulement (subsonique)
dans la tuyre. Lhypothse disentropicit assure que la pression
totale locale est partout gale la
pression de rservoir. On a alors partout dans la tuyre
Pr
Ps= (1 + 1
2M2)/(1) (1.14)
daprs lquation (1.10), et en particulier
Pr
Pe= (1 + 1
2M2e )/(1) (1.15)
ljection, avec Pe et Me la pression statique et le nombre de
Mach en sortie de tuyre. En sortie, on
a
Pe = Pambpuisquen rgime subsonique, linformation sur la pression
ambiante parvient remonter lcoulement.
Si lon augmente la pression gnratrice Pr, Pamb fixe, le nombre
de Mach en sortie de tuyre
va crotre daprs la loi (1.15), jusqu ce que Me =1. A lintrieur
de la tuyre, M
-
Ch.1 Jets supersoniques, bruit de jet et simulation du vol
1.1.2.3 Jet supersonique sous-dtendu
Lorsquon continue augmenter NPR au-del de NPRc,Me reste 1 daprs
la relation dHugoniot :
M ne peut pas excder 1 quelque endroit lintrieur de la tuyre,
sinon on aurait M =1 dans une
section non extrmale. Ainsi, le profil de M dans la tuyre reste
inchang par rapport au cas o
NPR =NPRc. En appliquant alors lexpression (1.14) connaissant le
profil de M , on voit que celui de
Ps est aussi fixe dans la tuyre, et que la pression de sortie
vaut ncessairement
Pe = Pr ( + 12)/(1) = Pr
NPRc(1.18)
Si lon continue daugmenter Pr tel que NPR >NPRc, la pression
Pe ne va pas avoir dautre choix que
de crotre galement par (1.18), donc
P = Pe Pamb > 0On a ainsi form un jet sous-dtendu : la
pression de sortie est suprieure lambiante.
Pour caractriser le point de fonctionnement dun jet
supersonique, on peut utiliser le NPR ou
aussi le nombre de Mach parfaitement dtendu, not Mj . Il est le
nombre de Mach du jet qui se serait
dtendu de manire isentropique entre Pr et Pamb et sexprime
Mj =
2
1 (NPR1 1) (1.19)
daprs la relation (1.10). On utilisera dans la suite Mj pour
dsigner les conditions des jets. On verra
que ce paramtre revt un sens physique dans un jet sous-dtendu.
Certains utilisent aussi le paramtre
de choc
= M2j 1 (1.20)pour dfinir les conditions du jet. On peut crire
de manire condense la relation entre ces paramtres
de la faon suivante [187]
2 =M2j 1 = 5(NPR)2/7 6 pour = 1.4 (1.21)Les relations entre NPR,
Mj et pour les conditions tudies spcifiquement dans la suite sont
indi-
ques en table 1.1. Notons quen ralit, varie avec la temprature
[13, 59]. Mais si lon ne chauffe
pas les jets, =1.4 est une bonne approximation, qui ne suffit en
revanche plus avec un jet chaud.
A partir de Mj et de la temprature totale Tt de notre coulement
en sortie de tuyre, on peut
calculer la temprature Tj , qui est la temprature statique du
jet parfaitement dtendu, par le biais
de la relation (1.8), selon
Tj = Tt1 +M2j ( 1)/2 (1.22)
de laquelle dcoule j
j = Pambr Tj
(1.23)
et galement la vitesse de lcoulement parfaitement dtendu Uj
Uj =Mj r Tj (1.24)On nintroduit pas la pression statique de ce
jet, qui est par dfinition Pamb. Notons que la temprature
totale Tt considre est aussi appele temprature de rservoir, ou
gnratrice, et est alors note Tr.
20
-
1.1 Jets supersoniques
Mj1.10 1.15 1.35 1.50
NPR 2.14 2.27 2.97 3.67 0.46 0.57 0.91 1.12
Pe/Pamb 1.13 1.20 1.57 1.94P /Pamb 0.13 0.20 0.57 0.94
Uj 345 357 403 435Dj/D 1.004 1.009 1.044 1.085Rej 1.18106
1.27106 1.64106 1.98106
Tab. 1.1 Grandeurs utiles relies aux conditions rcurrentes dans
ce travail. On fait lhypothse quePamb = 98 kPa, Tt = 30
C, et D= 38.5 mm. Rej = jUjD/, avec la viscosit dynamique du
fluide (qui d-pend de Tj , donc de Mj).
Enfin, on peut dfinir le diamtre de sortie de la tuyre
(convergente-divergente) quil aurait fallu,
la place de la tuyre convergente de diamtre djection D menant un
jet non-adapt, pour produire
ce jet parfaitement dtendu. On note cette grandeur Dj et elle
scrit, partir de la relation (1.17),
Dj
D=
1 +M2j ( 1)/21 + ( 1)/2
+1
4(1) ( 1Mj)1/2 (1.25)
La formule (1.25) est une particularisation au cas des tuyres
convergentes dune formule plus gnrale
faisant intervenir le Mach de dessin Md et le diamtre au col de
la tuyre. Le rapport Dj/D est indiquen table 1.1, au milieu dautres
variables utiles. La grandeur Dj intervient dans les modles
linaires
de rseau de cellules de choc, comme on va le voir
maintenant.
1.1.3 Structure de cellules de choc
Lexistence dune diffrence de pression en sortie de tuyre a de
grandes consquences sur le jet,
qui va adopter une allure bien diffrente de celle du jet
subsonique. Le chapitre 3 sera ddi ltude
arodynamique des jets sous-dtendus.
Dans les jets sous-dtendus, la pression ljection est suprieure
la pression ambiante. Pour
assurer la continuit de la pression la frontire du jet, des
ondes de dtente sont accroches la
lvre de la tuyre, et ont pour rle de faire baisser la pression
de sortie jusqu la pression ambiante.
Ces ondes de dtente, expansion fans en anglais et nommes aussi
fans de dtente dans la suite, sont
diffuses dans lespace, et ont un peu la forme dun ventail,
contrairement aux chocs qui sont localiss.
Lcoulement au travers des fans de dtente est isentropique. Ils
entranent un largissement du jet
vers lextrieur ds la sortie de tuyre. En atteignant la frontire
oppose du jet, londe de dtente
se rflchit sous la forme dune onde de compression et fait se
courber vers lintrieur la frontire du
jet. Le jet supersonique agit alors comme un guide donde
(imparfait), dans lequel ondes de dtente
et de compression sont piges lintrieur de la couche de mlange.
Dtentes et compressions se
rptent jusqu ce que le mlange turbulent dans la couche de mlange
ait gomm cette structure,
que lon peut observer en figure 1.1 sur un schma et deux
visualisations strioscopiques, lune court
et lautre long temps dexposition. On lappelle structure ou rseau
de cellules de choc shock-cell
structure en anglais , ou plus simplement structure de cellules
(on distingue clairement sur limage
instantane, figure 1.1 (b), lpaississement de la couche de
mlange vers laval, qui saccompagne dun
amortissement de la structure de cellules (c) ; ceci est
schmatis en (a). En aval de cette structure,
lcoulement ralentit de manire monotone tout en slargissant). On
verra que la pression statique
dans le jet oscille au gr des dtentes et compressions autour de
la pression ambiante, et ce de manire
quasi-priodique. On introduit donc la longueur caractristique du
rseau de cellule Ls, qui serait la
longueur des cellules dans le cas idal o elles seraient toutes
de mme taille.
21
-
Ch.1 Jets supersoniques, bruit de jet et simulation du vol
Pour les besoins de la partie 1.2, on introduit ici brivement
les modles de structure de cellules.
Dans le cadre dune structure faible, cest--dire pour laquelle la
diffrence de pression en sortie de
tuyre est assez basse, les quations de conservation peuvent tre
linarises autour de lcoulement
parfaitement dtendu. Dans le cas de gomtries axisymtriques, une
rsolution des quations de per-
turbation a t initialement propose par Prandtl [220], puis a t
reprise par Pack [191] et Tam [264].
En se conformant lcriture de Tam & Tanna [281], la
perturbation de pression statique p = PsPambsexprime
p
Pamb=
n=1
Ann(r) cos(n x) (1.26)avec
An = 2PnPamb
(1.27)
o n est le ne zro de la fonction de Bessel de premire espce et
dordre zro. Dans la formule (1.26),
r et x sont les coordonnes radiale et axiale, et n sexprime par
fonctions de Bessel. On obtient donc
une somme dune srie de modes du guide donde quest le jet. An est
lamplitude du mode n, n sa
fonction de forme et n, scrivant
n = 2nDjM2j 1
(1.28)
son nombre donde. En premire approximation, on peut dire que la
longueur des cellules est 2/1soit
Lj = DjM2j 11
1.306Dj (1.29)o lon a remplac Ls par Lj , pour signifier que lon
se place ici dans le cadre des modles linaires
de structure de cellules. Notons quune solution plus labore,
prenant en compte lpaississement des
couches de mlange, a t dveloppe par Tam et al. [279] ; cela
permet de reproduire laffaiblissement
axial de la structure et le rapetissement des cellules. Michalke
[154] mentionne galement leffet de
lpaisseur de la couche de mlange sur Lj .
Enfin, diverses tudes montrent que chauffer le jet a peu
dinfluence sur la structure de cellules
[154, 319, 256, 159].
Le rseau de cellules de choc est un des deux ingrdients dans la
gense du bruit de choc, le second
tant la turbulence se dveloppant dans la couche de mlange du
jet.
1.1.4 Grandes structures turbulentes et ondes dinstabilit
Un coulement turbulent contient une grande varit dchelles. Les
plus grosses sont censes tre
de lordre de grandeur du diamtre pour un jet rond, alors que les
plus petites sont de lordre de
lchelle de Kolmogorov. Le rapport de taille entre les plus
grandes et les plus petites chelles dpend
du nombre de Reynolds, selon Re3/4D [25], avec ReD le nombre de
Reynolds construit sur le diamtre
de la tuyre. Plus il est lev, plus lventail des chelles va tre
large.
Lexistence de grandes structures turbulentes dans des couches de
mlange a t reconnue il
y a longtemps dj. A partir dimages de jets ronds ensemencs, des
nombres de Reynolds compris
entre 104 et 105, Crow & Champagne [58] mirent en vidence
lexistence de structures axisymtriques
ressemblant des rouleaux, ou bouffes. Brown & Roshko [42]
visualisrent des enroulements de grands
tourbillons par ombroscopie dans les couches de mlange planes et
incompressibles. Ces structures
occupaient toute la largeur de la couche de mlange. Mme dans les
couches de mlange compressibles,
il est admis que de telles structures sont omniprsentes.
Papamoschou & Roshko [205] en visualisrent
par strioscopie. Ils dfinissent le qualificatif grandes en
ramenant la taille de ces structures
22
-
1.1 Jets supersoniques
(a)
(b)
(c)
Fig. 1.1 (a) Schmatisation de la structure de cellules au sein
dun jet supersonique sous-dtendu (daprs Tamet al. [279]) ; (b)
image strioscopique instantane dun jet Mj = 1.15, reconstitue
partir de trois prises devue (le temps dexposition est de 4s) ; (c)
image strioscopique moyenne du jet montr en (b). Les jets vont dela
gauche vers la droite et le couteau du montage strioscopique est
orient orthogonalement la direction dujet.
celle de la couche de mlange locale. Les visualisations de
Mahadevan & Loth [139] confirmrent
leur existence sous ces conditions. Certaines personnes mirent
cependant des doutes sur lexistence
de telles structures. McIntyre & Settles [145] visualisrent
par strioscopie des couches de mlange
axisymtriques compressibles et ne reprrent pas de grandes
structures videntes. Ils avancrent que
lorsque le nombre de Reynolds augmente, lextension de la gamme
des chelles de structures rend les
plus grosses masques par les plus petites, ce qui rend leur
visualisation difficile. Le mme constat fut
tir chez Goebel & Dutton [85].
Il semble quil existe parfois dans la littrature un amalgame
entre deux notions diffrentes relatives
ces structures : leur taille et leur cohrence. Ces grandes
structures perdurent en effet longtemps dans
un jet faible nombre de Reynolds, comme le montrent les
visualisations de Brown & Roshko [42]. Les
mesures de corrlations spatio-temporelles par dflectomtrie de
McIntyre & Settles [145] leur firent
dire que les grandes structures, si elles existent, sont peu
cohrentes dans un coulement compressible,
et le sont de moins en moins lorsque la compressibilit augmente.
Mahadevan & Loth [139] mirent gale-
23
-
Ch.1 Jets supersoniques, bruit de jet et simulation du vol
ment en exergue le manque dorganisation spatiale des grandes
structures. Ces conclusions contrastent
fortement avec celles de Papamoschou [203] qui visualisa des
structures quasiment geles dans leur
mouvement, de mme quavec la pense de Tam [264, 281, 271, 273].
Dans la premire rfrence, il
mit en vidence une structure turbulente hlicodale perdurant dans
un jet supersonique Mj =2.53
sur de nombreux diamtres de tuyre (voir sa figure 10). Pour
tenter de rconcilier ces deux visions,
on peut citer leffet masquant des petites structures turbulentes
concomitantes aux grands nombres de
Reynolds auxquels seffectue la plupart des tudes sur les jets
compressibles et supersoniques [145], qui
rend difficile la visualisation des grandes structures dans les
cas pratiques.
Ces grandes structures ont t modlises trs tt comme tant des
ondes dinstabilit se dvelop-
pant dans la couche de mlange. Celles-ci ont pour origine de
petites perturbations qui sont capables de
crotre pour certaines frquences, en raison du caractre instable
dune couche de mlange. Une succes-
sion de travaux exprimentaux a montr ladquation du cadre
thorique des ondes dinstabilit pour
comprendre et prdire le comportement des grandes structures
turbulentes, aussi bien en frquence et
vitesse de phase que vis--vis de la croissance exponentielle et
du dclin [58, 51, 146, 170, 171, 291, 249].
Ces travaux ont en gnral t raliss avec des nombres de Reynolds
faibles modrs. Du point de vue
thorique, Tam & Chen [277] dvelopprent un modle statistique
des grandes structures turbulentes
dune couche de mlange bidimensionnelle, o ces structures sont
reprsentes comme une combinai-
son linaire dondes dinstabilit. Leur modle livra des
comparaisons satisfaisantes avec des donnes
exprimentales. Chaque onde, ou mode, dinstabilit peut scrire
simplement daprs Tam & Tanna
[281]
R [a(x)(r)ei(kxt)] (1.30)o R[] reprsente la partie relle de
largument ; a(x) est lamplitude de londe, qui crot puis dcrotdans
lespace, (r) est la fonction propre du mode, k est son nombre
donde, sa pulsation, et x ett les coordonnes despace et de temps.
La vitesse de phase de cette onde, qui est aussi la vitesse de
convection de la structure turbulente associe, est /k.La prise
de conscience de limportance des grandes structures pour le bruit
de jets haute vitesse
a t prcoce. Lide sous-jacente est quelles peuvent tre
responsables directement dune partie du
rayonnement acoustique, ou piloter la dynamique des plus petites
structures elles aussi mettrices de
bruit, ce qui a ouvert la voie au contrle dcoulement. Le premier
point a conduit une nouvelle repr-
sentation des sources de bruit, qui taient jusqu lors considres
comme tant une assemble de petits
tourbillons dcorrls. Michalke [152] reformula lanalogie
acoustique de Lighthill [133] pour faire ap-
paratre une structure modale du champ turbulent, adapte la
reprsentation par ondes dinstabilit.
Ladquation de cette reformulation a t vrifie exprimentalement
[23]. Tam & Burton [276, 275]
sloignrent des analogies acoustiques et considrrent les champs
turbulent et acoustique comme
constituant un tout, quils traitrent dans sa globalit par
dveloppements asymptotiques raccords.
Du ct exprimental, les travaux de McLaughlin [146, 147], sur des
jets supersoniques parfaitement d-
tendus bas nombre de Reynolds, dmontrrent que les ondes
dinstabilit taient directement respon-
sables du bruit rayonn en champ lointain, en se fondant sur les
similitudes entre spectres acoustiques
et spectres de fluctuations dans la couche de mlange, mesurs
avec un fil chaud. Il a t dtermin que
la principale zone source de bruit est la rgion o londe
dinstabilit se dsagrge, aprs sa croissance
exponentielle. Un pont entre ces conditions et dautres plus
ralistes o les nombres de Reynolds sont
plus levs a t propos dans les rfrences [147, 291, 249], qui
relevrent les similitudes existant entre
les champs acoustiques des diffrentes conditions, bien que les
fluctuations dans la couche de mlange
soient trs diffrentes : dans un jet haut nombre de Reynolds, on
ne distingue plus de pics frquen-
tiels marqus correspondant des ondes dinstabilit. Le lien intime
entre ces conditions trs diffrentes
peut tre vu au travers des spectres acoustiques de la figure
1.2, provenant de [249]. Elle a plusieurs
24
-
1.2 Bruit de jet
(a)0 0.2 0.4 0.6 0.8
St
DSP
(b)0 0.2 0.4 0.6 0.8
St
DSP
(c)0 0.2 0.4 0.6 0.8
St
DSP
Fig. 1.2 Similitude des densits spectrales de puissance (DSP) du
bruit de mlange mesur dans la directionprincipale du rayonnement
pour des jets parfaitement dtendus (Mj =Md) lorsque le nombre de
Reynoldsaugmente. (a) Rej = 7.9103, Mj = 2.1, (b) Rej = 7.0104, Mj
= 2.1, (c) Rej = 5.2106, Mj = 2.0. Les axes desordonnes reprsentent
une chelle linaire. Les courbes sont reproduites de [249].
fois t cite [247, 271] comme une preuve tangible du fait que le
mcanisme des ondes dinstabilit
est toujours prpondrant pour lmission acoustique de jets fort
nombre de Reynolds : lorsque Re
augmente, les ondes dinstabilit sont noyes dans la grande gamme
dchelles de turbulence, mais
continuent dterminer le rayonnement sonore. La similitude ne se
restreint pas aux caractristiques
spectrales, mais est galement prgnante au niveau de la
directivit et du niveau de bruit total.
Par analogie avec ce quil se passe dans les jets parfaitement
dtendus nombres de Mach similaires,
certains chercheurs assurrent que les grandes structures
turbulentes / ondes dinstabilit sont aussi
prpondrantes dans la gense du bruit de choc [281, 326, 247, 280,
271].
1.2 Bruit de jet
Les composantes principales du bruit de jets supersoniques
imparfaitement dtendus sont prsentes
maintenant. On ne parle que de jets simples, sans coulement
secondaire. Les travaux tudiant leffet
deu vol sur le bruit de choc sont prsents dans des chapitres
ultrieurs. Un spectre typique mis par
un jet Mj =1.35 est reprsent en figure 1.3. Les diffrentes
composantes de bruit sont mises en
vidence par diverses couleurs. On distingue le bruit de mlange,
le screech (bruit de choc tonal) et
le bruit de choc large bande. Ce dernier est constitu de
plusieurs massifs, que lon va appeler bosses
(broadband hump en anglais). Celle de plus basse frquence est
toujours prsente, contrairement aux
autres. On lappellera dans la suite bosse principale.
25
-
Ch.1 Jets supersoniques, bruit de jet et simulation du vol
0 1 2 3 490
100
110
120
130
140
StSP
L(d
B/St)
Fig. 1.3 Spectre typique en champ lointain du bruit mis par un
jet supersonique imparfaitement dtendu Mj = 1.35 et Md = 1.0, un
angle polaire de 110
en partant de laval (SPL signifie sound pressure level).Bruit de
mlange, screech, bruit de choc large bande, bruit de choc large
bande et bruit de mlange.On crit le nombre de Strouhal St= fD/Uj,
avec f la frquence.
On mentionne dabord brivement le phnomne dondes de Mach, qui est
la base dune partie
du rayonnement acoustique des jets supersoniques.
1.2.1 Ondes de Mach
Lorsque les structures turbulentes dans la couche de mlange sont
convectes avec une vitesse
suprieure celle du son dans le milieu ambiant, des ondes de choc
attaches aux tourbillons [199]
se propagent lextrieur du jet, avec un angle
= arccos (c0/Uc) (1.31)par rapport laxe du jet. Uc est la
vitesse de convection des structures et c0 la clrit du son
dans le milieu ambiant. Lmission donde de Mach est souvent
explique par lanalogie dune paroi
ondule se dplaant vitesse supersonique (wavy wall analogy en
anglais). Une bonne partie des
travaux exprimentaux cits en section 1.1.4 relvent de ce type
dmission sonore. Dans ces conditions,
la corrlation entre une mesure ponctuelle dans la couche de
mlange et un microphone en champ
lointain sera forte, car les grandes structures turbulentes
rayonnent directement le bruit [199]. Ce type
dmission est visible sur les spectres en champ lointain par une
surlvation large bande des niveaux en
hautes frquences (nombre de Strouhal St>1.5). Aux valeurs
deMj et tempratures de jets rencontres
dans cette tude, les structures ne sont pas convectes de manire
supersonique donc on nobserve pas
de fort rayonnement dondes de Mach.
1.2.2 Bruit de mlange
Le bruit de mlange est une composante du bruit de jets
supersoniques galement prsente dans
les jets subsoniques. Il existe depuis longtemps lide que le
bruit de mlange de jets hauts nombres
de Mach pouvait tre reprsent comme provenant de deux types de
sources distincts. Laufer et al.
[126] isolrent ainsi laide dun microphone plac au foyer dun
miroir sphrique et en champ lointain
deux zones sources de bruit : une en amont, associe au
rayonnement dondes de Mach, et une en aval
du cne potentiel, laquelle est associe une mission semblable
celle des jets subsoniques. Tam et
al. [278] tablirent la suite de lanalyse de 1900 spectres mesurs
dans des conditions trs varies
que les spectres de bruit de mlange mesurs en champ lointain
pouvaient tre construits partir de
deux spectres universels. Ils sont reprsents en figure 1.4. Il
en a t dduit que les grandes structures
turbulentes sont responsables de lmission vers laval, alors que
les petites structures rayonnent dans
26
-
1.2 Bruit de jet
0.01 0.1 1 10 10060
40
20
0
20
f/f0SP
L(d
B)
Fig. 1.4 Spectres universels des deux composantes du bruit de
mlange. f0 est la frquence du pic spectral.Spectre des grandes
structures turbulentes, spectre des petites structures
turbulentes.
103
104
45
55
65
75
85
f (Hz)
SP
L(d
B/H
z)
Fig. 1.5 Spectres acoustiques mesurs en champ lointain Mj = 1.0.
= 30, = 40, = 50,
= 90, = 110. est langle polaire, valant zro vers laval.
toutes les directions. Des spectres mesurs en champ lointain Mj
=1.0 sont prsents en figure 1.5.
On reconnat bien le spectre pointu de Tam et al. pour =30, alors
que ds 50, le spectre plus
plat est de rigueur ( est langle polaire, valant zro en aval).
Ladquation de cette reprsentation
a t confirme par Viswanathan [299] et par ltude thorique et
exprimentale de Tam et al. [282].
Dans cette dernire contribution, des techniques de mesure
acoustiques et arodynamiques furent
dployes pour caractriser les localisations, forces, directivit
et cohrence des deux types de sources.
Lexplication du mcanisme de rayonnement par les grandes
structures turbulentes propose dans cette
dernire rfrence sappuie sur les ondes de Mach. Il est montr que
mme pour les ondes dinstabilit
ayant une vitesse de phase infrieure la vitesse du son ambiante,
la variation en amplitude de londe
fait apparatre des composantes spectrales ayant des vitesses de
phase supersoniques, donc pouvant
rayonner des ondes de Mach.
En rsum, les grandes structures turbulentes ont t assimiles des
ondes dinstabilit et le
rayonnement donde de Mach dans un jet o la vitesse de convection
est supersonique a t trs tt
associ ces ondes [146]. Cependant, il existe un autre type
dondes de Mach, qui peuvent tre mises
par les grandes structures turbulentes mme dans un jet o
Uc/c0
-
Ch.1 Jets supersoniques, bruit de jet et simulation du vol
Fig. 1.6 Image strioscopique, reproduite de Raman [223],
permettant de visualiser toutes les phases de laboucle de
rtroaction. Le jet est rectangulaire, Mj = 1.5.
1.2.3 Screech
On nomme screech la composante tonale du bruit de choc. Elle est
visible dans les spectres sous
la forme dun ou plusieurs pics aigus, cf. figure 1.3. Elle a
beaucoup t tudie depuis les premiers
travaux de Powell [215] et seulement les proprits importantes du
screech mis par les jets ronds sont
rappeles ici. Raman [224, 225] proposa une synthse complte sur
ce sujet.
1.2.3.1 Mcanisme et frquence
On peut trouver dans Powell [215] une vue globale des travaux
sur le screech raliss par lui au dbut
des annes 1950. Il proposa que le screech est le produit dun
mcanisme de rtroaction. Des structures
tourbillonnaires advectes dans la couche de mlange traversent
les cellules de choc et interagissent
avec celles-ci. Des ondes acoustiques sont ainsi cres, qui (en
particulier) remontent lcoulement et
viennent exciter la couche de mlange initiale ; ceci gnre un
embryon de perturbation dans celle-ci, et
ferme ainsi la boucle. En suivant Raman [225], on peut se
reprsenter la boucle comme tant constitue
de quatre phases :
1. partie interne : croissance des perturbations dans la couche
de mlange
2. interaction turbulence-cellules de choc
3. partie externe : retour de londe acoustique vers la tuyre
4. excitation de la couche de mlange initiale
Ces lments sont bien reprsents par limage strioscopique de la
figure 1.6.
Lexplication du mcanisme du screech propose par Powell conduisit
la modlisation de lmission
du screech par une srie de monoples localiss sur les chocs, et
dphass dune manire dtermine
par le temps de convection des structures turbulentes dune
source sa voisine. Ce principe permet
de dduire une formule pour la frquence du screech. La dmarche
prsente ici nest peut-tre pas
exactement conforme celle de Powell, qui fournit par ailleurs
une criture diffrente, mais lide est
essentiellement la mme. Powell et al. [218] ont dailleurs formul
les choses dune manire identique
celle adopte ici : pour quil y ait rsonance, il faut quil y ait
un maximum dnergie acoustique
parvenant la lvre de la tuyre, ce qui implique que toutes les
ondes sonores mises par les sources
doivent y arriver en phase. Ainsi, dans le cadre dune structure
de cellules priodique, la priode
temporelle du screech est exprime comme la somme du temps mis
par les tourbillons de la couche de
mlange pour traverser une cellule de choc et du temps mis par
les ondes acoustiques pour remonter
28
-
1.2 Bruit de jet
cette mme distance en direction de la tuyre. Ceci scrit
ts = Ls/Uc +Ls/c0 (1.32)o ts est la priode du screech, Ls la
longueur dune cellule de choc, Uc la vitesse de convection de
la
turbulence dans la couche de mlange et c0 la vitesse du son
lextrieur du jet. Lquation (1.32) se
rcrit facilement pour livrer lexpression suivante pour la
frquence du screech fs
fs = Uc/[Ls(1 +Mc)] (1.33)o lon crit Mc =Uc/c0 le nombre de Mach
convectif. Cette formule est largement admise aujourdhui,mais on
peut dbattre des expressions considrer pour Uc et Ls. Il faut noter
que la frquence du
screech ne dpend pas de la direction dobservation puisque cette
composante de bruit provient dune
rsonance aroacoustique.
Tam et al. [280] reformulrent la thorie de la boucle de
rtroaction de Powell. Ils sappuyrent
sur les travaux thoriques de Tam & Tanna [281] propos du
bruit de choc large bande (BBSAN),
et sur ltude exprimentale de Yu & Seiner [326] sattachant la
partie interne de la boucle de
rtroaction. Les premiers proposrent un modle de gense de BBSAN,
prsent en 1.2.4.1, consistant
en linteraction entre les ondes dinstabilit de la couche de
mlange et le rseau de cellules de choc. Yu
& Seiner, quant eux, rinterprtrent la partie interne de la
boucle de rtroaction du screech par le
biais des ondes dinstabilit. Il existerait donc un lien troit
entre screech et BBSAN. Le modle de Tam
& Tanna [281] fut ainsi appliqu pour prdire la frquence du
screech. Daprs cette thorie, seulement
des ondes acoustiques confines dans une troite bande de frquence
peuvent tre rayonnes vers la
tuyre. Pour viter que la boucle ne se rompe, il faut que
suffisamment dnergie acoustique atteigne
la tuyre pour gnrer de nouvelles perturbations, ce qui implique
que ncessairement, la frquence du
screech doit tre dans cette troite bande de frquence. La
frquence du screech est donc gale la
limite vers lamont de la frquence centrale fp du BBSAN. Au
final, la formule (1.33) est retrouve.
Comme il est explicit par Panda [193, 195], Tam et al. [280]
rcrivent cette formule pour exprimer
fsDj/Uj en fonction des paramtres de contrle du jet, i.e. Mj ,
la temprature de rservoir Tr et latemprature ambiante Tamb. En
prenant Uc gale 0.7Uj , et Ls gale 0.8 fois la longueur prdite
par Prandtl pour obtenir un meilleur accord avec les donnes
exprimentales, soit 0.81.306Dj , ilsobtiennent
fsDj
Uj= 0.67(M2j 1)1/2 [1 + 0.7Mj (1 +
12
M2j )1/2 (TambTr)1/2]1 (1.34)
On reconnat le 0.7 provenant de Uc =0.7Uj . Le 0.67 du premier
facteur provient du groupement
0.7/(0.81.306). Tam et al. [280] obtiennent un assez bon accord
en confrontant cette formule desmesures, pour des jets froids et
chauds. Malgr lidentit de la formule de fs, ce modle est trs
diffrent de celui de Powell. Tam et al. [280] soutiennent que
contrairement dautres phnomnes
auto-entretenus, comme le son de biseau par exemple, il nexiste
pas de longueur de rtroaction fixe
pour le screech et le problme est non-linaire, ce qui fait que
la condition de dphasage nul la fin
dun cycle peut tre vrifie sans modifier la frquence de screech.
Cette condition de dphasage nul
est pourtant un fondement de la dmonstration de lquation (1.33)
par le modle de Powell.
Si les parties interne et externe de la boucle de rtroaction
(points 1. et 3. ci-dessus) sont assez bien
cerns, les deux autres points mritent des commentaires.
Suzuki & Lele [262] proposrent le mcanisme de shock leakage
comme principe de production des
ondes acoustiques par interaction choc-turbulence. Il sagit de
la fuite des chocs au travers de la
couche de mlange. Ils montrrent que la turbulence est ncessaire
pour courber londe de compression
incidente la couche de mlange sinon elle se rflchit entirement
sur celle-ci. Mais il faut aussi que
29
-
Ch.1 Jets supersoniques, bruit de jet et simulation du vol
la turbulence soit assez propre pour que le choc puisse
traverser la couche entre deux structures.
Ce mcanisme a t observ par Berland et al. [33] dans une
simulation dun jet choqu rectangulaire.
Il est souvent admis que cest la diffraction des ondes
acoustiques sur la lvre de la tuyre qui permet
lexcitation de la couche de mlange initiale. Daprs Raman et al.
[226], cette diffraction gnre une
gamme de longueurs donde qui faciliterait lexcitation. Ahuja [5]
tudia la rceptivit dans un contexte
plus large que le problme du screech. Il mentionna lexistence de
thories du couplage localis la
frontire solide et du couplage continu (sur quelques longueurs
de londe dinstabilit excite). A la
suite de divers tests impliquant des baffles en aval de
ljection, il conclut quun couplage est possible
en labsence de frontire solide. Raman et al. [226] aboutirent la
mme conclusion en dplaant un
baffle en amont de la sortie de tuyre, mais se prononcrent pour
une excitation concentre, juste en
aval de la sortie, lintrieur de la premire cellule.
1.2.3.2 Existence de modes
Lorsque lon augmente Mj, le screech montre plusieurs modes, qui
se caractrisent par une frquence
et une structure diffrentes (la structure se manifeste par une
vitesse de convection et une symtrie
particulire du champ acoustique et de londe dinstabilit, entre
autres proprits). Panda et al. [197]
observrent ce comportement pour des tuyres rondes,
rectangulaires et elliptiques, mais le jet rond
possde la structure modale la plus complexe.
Powell [215] isola quatre modes quil appela A, B, C et D. Merle
[150] mit en vidence que le premier
mode peut tre divis en deux, A1 et A2, et nota que ces modes
ntaient pas galement stables.
Davies & Oldfield [61, 62] utilisrent un microphone fixe et
un deuxime tournant azimutalement
autour de laxe du jet. Ils dterminrent que les champs
acoustiques associs aux modes A1 et A2 sont
axisymtriques, et que les modes B et C sont battants et
hlicodaux, respectivement. Ces modes sont
galement dcelables sur les visualisations du jet, de par la
forme des structures tourbillonnaires. Powell
et al. [219] menrent une tude complte sur les diffrents modes
laide dun systme de visualisation
strioscopique et dun arrangement de microphones similaire celui
de Davies & Oldfield [61, 62]. Ils
tudirent leur structure, la vitesse de convection associe, leur
amplitude et leur stabilit. Ils tablirent
que le mode D est antisymtrique, comme le mode B, et
interprtrent ces deux modes comme une
somme de deux hlices contrarotatives de mme frquence et mme
amplitude, de mme que Ponton
& Seiner [213]. Enfin, ils mirent en vidence des modes
secondaires qui peuvent exister en mme temps
que les modes dominants cits ci-dessus. Mentionnons les modes b
et d, prolongement des modes B et
D dans la plage o le mode C est dominant. Tous ces modes sont
visibles sur le trac de la frquence
fondamentale du screech en fonction du taux de dtente, propos en
figure 1.7, provenant de [219].
Il apparat en particulier sur cette courbe que le saut de C D
est hystrtique, ce qui est confirm
par Sherman et al. [257]. Notons que Panda et al. [197]
introduisirent un nouveau mode, nomm E,
apparaissant fort nombre de Mach, au-del du mode D.
Il est possible que plusieurs modes coexistent simultanment sur
les spectres, cette situation corres-
pondant soit une mission simultane soit alternative de deux
frquences distinctes. Si lon modifie
la gomtrie de la tuyre (par exemple son paisseur), de nouveaux
modes peuvent apparatre et les
plages de prpondrance des diffrents modes varier [212].
Il nexiste toujours pas dexplication claire du saut de modes
[225]. Powell [215] donna une explica-
tion apparente au phnomne de son de biseau : lorsque Mj
augmente, il peut arriver que le nombre
de cycles dans la boucle de rtroaction doive changer pour que
toutes les conditions ncessaires son
maintien soient simultanment vrifies. Ultrieurement, dans Powell
et al. [219], cette explication est
teinte par linterprtation des structures turbulentes en tant
quondes dinstabilits : le changement
de nombre de cycles dans la boucle intervient pour se ramener
une onde dinstabilit ayant un taux
30
-
1.2 Bruit de jet
NPR
f(k
Hz)
Fig. 1.7 Rpartition de la frquence fondamentale du screech en
fonction du taux de dtente (daprs Powellet al. [219]). Modes
dominants (lettres majuscules), modes non dominants (lettres
minuscules).
de croissance plus lev. Tam et al. [274] invoqurent plus
directement le caractre primordial de cette
onde en notant daprs des calculs de stabilit que les modes
hlicodaux supplantent les modes axi-
symtriques en tant que modes les plus amplifis lorsque Mj
augmente, ce qui se traduit par le saut
observ du mode A2 au mode B. Parmi les questions sur les modes
encore non rsolues, on peut citer :
Quest-ce qui explique le saut entre A1 et A2, tous deux
axisymtriques ?
Pourquoi nexiste-t-il pas uniquement un mode hlicodal, la place
des modes B et D battants ?
On ne tente pas de rpondre ces interrogations dans ce
travail.
1.2.3.3 Amplitude
Lvolution typique de lamplitude du screech en fonction du point
de fonctionnement est donne
en figure 1.8. Elle augmente pour les faibles nombres de Mach,
puis atteint un plateau avant que le
screech ne disparaisse, pour Mj 1.6 sur ces mesures. Raman [223]
tudia le phnomne dextinctiondu screech et a conclu que cela tait li
une baisse de la rceptivit, issue du masquage des lvres de la
tuyre par le jet sous-dtendu, qui enfle en aval de la sortie de
tuyre. Augmenter la largeur des lvres
permet donc de ractiver le screech, comme le montrrent Raman
[223] et Ponton & Seiner [212]. Yu &
Seiner [326] montrrent par des calculs de stabilit sur une large
gamme de points de fonctionnement
lexistence dun lien entre lamplitude maximale (en fonction de la
frquence) des ondes dinstabilit
et lamplitude du screech mesure (voir leur figure 26). Une
reformulation de cette dcouverte est
propose par Tam et al. [274], qui dirent quil existe un screech
fort lorsque la frquence de screech
concide avec la frquence de londe dinstabilit la plus
amplifie.
Lamplitude du screech est trs sensible lenvironnement de la
mesure. Elle est donc difficilement
reproductible, mme sur une seule installation (voir la partie
4.2). Parmi les paramtres identifis
auxquels le screech est sensible, lpaisseur des lvres de la
tuyre est souvent cite [179, 212, 234].
Cette influence sexplique par le fait quelles jouent un rle
important dans la rceptivit de la couche
de mlange initiale, en tant une surface de diffraction. Leffet
est modr cependant [256]. Jothi
& Srinivasan [105] annoncrent galement que lamplitude du
screech peut baisser de 20 dB lorsque
31
-
Ch.1 Jets supersoniques, bruit de jet et simulation du vol
1 1.2 1.4 1.6 1.8120
130
140
150
MjSP
L(d
B)
Fig. 1.8 Evolution de lamplitude du fondamental du screech en
fonction en fonction de Mj. Mode A1, mode A2, mode B, mode C (daprs
Ponton & Seiner [212]).
lpaisseur initiale de la couche de mlange augmente. Ce phnomne
peut provenir dune stabilisation
de la couche de cisaillement lorsque son paisseur augmente
[153].
1.2.3.4 Directivit
Dans le cadre du modle de Powell [215] de monoples dphass
rpartis sur la frontire du jet,
chaque harmonique du screech a une directivit particulire, due
aux interfrences entre les sources.
Dans son tude sur la suppression du screech, Norum [179] vrifia
la validit de ce modle en
considrant neuf sources associes une distribution parabolique
des forces relatives (il crivit que ces
paramtres nont que peu dinfluence ; prendre trois sources de mme
amplitude suffit reproduire
les diagrammes de directivit). La comparaison entre mesures et
prdiction pour le fondamental et
les deux premires harmoniques du mode antisymtrique B est montre
en figure 1.9. Le fondamental
rayonne principalement vers lamont et laval, alors que la
premire harmonique domine 90. On note
un trs bon accord avec le modle de Powell.
La directivit varie fortement avec Mc et Ls/s, avec s la
longueur donde du screech ; les compa-raisons de Norum pour le mode
C montrent que la force relative des lobes est assez diffrente du
cas
prsent ici.
1.2.3.5 Localisation de sources
Alors quil existe un grand nombre de preuves montrant que la
troisime cellule (voire la quatrime)
est principalement responsable de lmission du screech dans un
jet rectangulaire [89, 113, 261, 223, 3