• Nenhum resultado encontrado

HAL Id: tel-01009856

N/A
N/A
Protected

Academic year: 2023

Share "HAL Id: tel-01009856"

Copied!
179
0
0

Texto

Sww = Densité spectrale de puissance de la fluctuation de vitesse normale à la corde TI = Intensité turbulente. Ces champs de vitesse sont ensuite introduits dans un champ de calcul numérique pour estimer le bruit produit par le.

Pr´ esentation du bruit d’interaction rotor-stator

Le bruit d'impact de turbulence rayonne sous la forme d'une répartition de dipôles situés à la surface des pales. Dans le cadre de cette thèse, la composante du bruit large bande étudiée est donc le bruit d'impact des turbulences.

Fig. 1.1 : Sources de bruit de turbor´eacteurs.
Fig. 1.1 : Sources de bruit de turbor´eacteurs.

Les m´ ethodes analytiques de pr´ evision du bruit d’impact de la turbulencela turbulence

Moreau et al.103 suggèrent des corrections empiriques au modèle Amiet pour tenir compte de la cambrure et de l'épaisseur. Il permet également d'étudier l'effet de la géométrie sur le rayonnement acoustique d'un profil.

Fig. 1.5 : Sch´ema de la rafale (fluctuation de vitesse normale) d’apr`es Roger. 132
Fig. 1.5 : Sch´ema de la rafale (fluctuation de vitesse normale) d’apr`es Roger. 132

Les calculs d’interaction sur un ensemble rotor-stator via la CFD instationnaireCFD instationnaire

Enfin, Sharma et al.145 effectuent également un calcul RANS instationnaire sur un étage rotor-stator, mais n'en extraient pas directement le champ acoustique pour l'injecter dans une méthode de propagation acoustique. Reboul126 utilise les données d'un calcul LES réalisé par Riouet al.131 sur une travée d'un étage rotor-stator (voir Figure 1.10).

Synth` ese et choix d’une m´ ethodologie de calcul

Des conditions aux limites sont ensuite imposées aux limites artificielles de ce domaine de calcul. Ces réflexions peuvent alors se propager dans le domaine informatique et perturber le champ acoustique étudié.

Fig. 1.11 : Sch´ema de la m´ethodologie num´erique propos´ee dans le cadre de la th`ese.
Fig. 1.11 : Sch´ema de la m´ethodologie num´erique propos´ee dans le cadre de la th`ese.

Conditions de rayonnement et de sortie de Tam

Afin de maintenir cette fonctionnalité, les conditions Tam ne sont calculées qu'en points fantômes. 2.3 : Échange parallèle de coins fantômes en cas de coupe du bord Tam.

Tab. 2.1 : Coefficients des sch´emas d´ecentr´es standards d’ordre 6.
Tab. 2.1 : Coefficients des sch´emas d´ecentr´es standards d’ordre 6.

Validation de l’impl´ ementation des conditions de Tam sur des cas acad´ emiquesdes cas acad´emiques

La ligne du haut de la figure 2.4 représente les champs de pression à trois instants différents. En revanche, la condition de sortie Tam permet la relaxation du mode hydrodynamique tout en minimisant l'onde de pression réfléchie (environ 0,7 % de la pression hydrodynamique au centre du vortex initial à t = 0,60 s).

Fig. 2.4 : Impulsion acoustique. En haut : champ de pression fluctuante, niveaux entre ± 0.005 Pa
Fig. 2.4 : Impulsion acoustique. En haut : champ de pression fluctuante, niveaux entre ± 0.005 Pa

Injection de fluctuations de vitesse dans le domaine de calcul

Le fonctionnement de la condition d'injection Tam est évalué par convection en rafale bidimensionnelle. Dans le cas d'une interaction flare-profil, la résolution de l'évasement doit être assurée entre la limite d'injection et le profil.

Fig. 2.6 : Tourbillon convect´e `a travers une condition de rayonnement de Tam. Isocontours de pression
Fig. 2.6 : Tourbillon convect´e `a travers une condition de rayonnement de Tam. Isocontours de pression

Calculs bidimensionnels d’interaction d’une rafale avec une plaque planeplaque plane

Direction du champ acoustique à R= 4c autour de la plaque plane : ( ) résultats numériques et ( ) solution Amite. Champs instantanés de fluctuation de pression à proximité de la plaque plane, niveaux compris entre ±1,104 Pa.

Fig. 2.13 : Convection d’une rafale `a travers une zone d’´etirement. Champ de fluctuation de pression : niveaux entre ± 6 Pa.
Fig. 2.13 : Convection d’une rafale `a travers une zone d’´etirement. Champ de fluctuation de pression : niveaux entre ± 6 Pa.

Conclusion et synth` ese

Les calculs d'interaction avec un burst de forte amplitude semblent conduire à l'apparition d'instabilités numériques dans le cas d'une dalle plane sans épaisseur. Enfin, un calcul numérique tridimensionnel de l'interaction avec une plaque plane est effectué, en limitant le sillage injecté à des rafales dites parallèles, puis en couplant le code sAbrinA.v0 avec une méthode m´-intégrale pour obtenir le rayonnement dans le champ lointain.

Fig. 2.33 : Rafale de forte amplitude, ε = 0.2, maillage T F 1 N L. (a) Saut de pression pari´etale et (b) directivit´e du champ acoustique `a R = 4c
Fig. 2.33 : Rafale de forte amplitude, ε = 0.2, maillage T F 1 N L. (a) Saut de pression pari´etale et (b) directivit´e du champ acoustique `a R = 4c

Aper¸cu des m´ ethodes stochastiques

Billson et al.17 proposent également un modèle qui intègre l'évolution temporelle de la turbulence lors de la génération du champ de vitesse. En deux dimensions, la fonction de flux ψ est scalaire et le champ de vitesse turbulent est obtenu par

Pr´ esentation du mod` ele

Un champ de vitesse instantanée w′ à = 2Lx/U∞ est représenté sur la figure 3.2. Pour obtenir des densités spectrales suffisamment lisses, elles sont moyennées sur 1000 réalisations de fluctuation de vitesse.

Fig. 3.1 : Sch´ema d’une rafale de vitesse normale w ′ d’apr`es Roger. 132 La fluctuation de vitesse normale w ′ est alors ´ecrite par Amiet sous la forme :
Fig. 3.1 : Sch´ema d’une rafale de vitesse normale w ′ d’apr`es Roger. 132 La fluctuation de vitesse normale w ′ est alors ´ecrite par Amiet sous la forme :

Validation de la m´ ethode sur un cas bidimensionnel d’inter- action turbulence-plaque planeaction turbulence-plaque plane

Ces différences peuvent être liées aux effets d'incompatibilité des dalles, notés à la section 2.5. Lorsque la fréquence augmente, des lobes directionnels secondaires apparaissent et le lobe primaire s'incline en aval de la plaque.

Fig. 3.7 : Interaction THI – plaque plane 2D. Spectre `a un nombre d’onde Φ ww (k x ) de la fluc- fluc-tuation de vitesse w ′ inject´ee dans le calcul.
Fig. 3.7 : Interaction THI – plaque plane 2D. Spectre `a un nombre d’onde Φ ww (k x ) de la fluc- fluc-tuation de vitesse w ′ inject´ee dans le calcul.

Analyse des effets de filtrage des rafales obliques par une plaque planeplaque plane

Les champs instantanés de fluctuation de pression sont représentés sur la figure 3.11 pour les deux calculs effectués. Ainsi, dans le cas d'un calcul large bande, il est possible de considérer uniquement les salves supercritiques lors de l'injection de la fluctuation de vitesse w'.

Fig. 3.11 : Filtrage des rafales obliques. Champs instantan´es de la fluctuation de pression
Fig. 3.11 : Filtrage des rafales obliques. Champs instantan´es de la fluctuation de pression

Calcul tridimensionnel de l’interaction turbulence plaque plane restreint aux rafales parall` elesplane restreint aux rafales parall`eles

Les résultats de la méthode semi-analytique sont présentés dans la figure 3.15(a) pour une réalisation et 3.15(b) pour les valeurs moyennes. La figure 3.19 (b) montre l'OASPL calculé à R = 1,2 m autour de la dalle à partir des méthodes FWH intégrales solides et poreuses.

Fig. 3.16 : Interaction THI – plaque plane 3D. Solutions d’Amiet restreintes aux rafales parall`eles
Fig. 3.16 : Interaction THI – plaque plane 3D. Solutions d’Amiet restreintes aux rafales parall`eles

Conclusion du chapitre

Dans la deuxième partie, des simulations numériques sont réalisées pour le profil de référence (sans traitement), ainsi que pour un profil avec traitement de bord d'attaque, en supposant un écoulement moyen complètement uniforme autour des profils.25, 26 Les résultats numériques, ainsi que les les limitations discutées sont liées à la limitation des vagues en amont dans les courants parallèles pour le profil traité. Enfin, les effets de la prise en compte d'un écoulement moyen réaliste autour d'un profil sur sa réponse acoustique sont étudiés en effectuant un nouveau calcul sur le profil de référence avec un champ moyen issu d'un calcul RANS.26.

Pr´ esentation du traitement de bord d’attaque et des r´ esul- tats exp´ erimentaux issus du projet FLOCON

Une représentation tridimensionnelle d'un profil traité est présentée à la figure 4.1 (b). a) Paramètres de la dentelure et (b) vue d'un profil traité. Ainsi, l’intégration de Cp semble indiquer une augmentation de la portance due au traitement de pointe.

Fig. 4.1 : Traitement de bord d’attaque. (a) Param`etres de la dentelure et (b) vue d’un profil trait´e.
Fig. 4.1 : Traitement de bord d’attaque. (a) Param`etres de la dentelure et (b) vue d’un profil trait´e.

Simulation num´ erique sur le profil de r´ ef´ erence en ´ ecoule- ment uniformement uniforme

Cet effet peut être compris à partir de la distribution surfacique de la pression effective sur la figure 4.14(b). Les résultats numériques sont reportés sur une plage angulaire légèrement plus grande que les données expérimentales, pour mettre en évidence l'effet de la géométrie du profil sur l'orientation du rayonnement acoustique, par comparaison avec le résultat d'Amiet.

Fig. 4.12 : Profil de r´ef´erence en ´ecoulement uniforme. Vue d’ensemble du maillage utilis´e et agrandissements sur les r´egions du bord d’attaque et du bord de fuite.
Fig. 4.12 : Profil de r´ef´erence en ´ecoulement uniforme. Vue d’ensemble du maillage utilis´e et agrandissements sur les r´egions du bord d’attaque et du bord de fuite.

Simulation num´ erique sur le profil trait´ e en ´ ecoulement uni- formeforme

Cette concentration d'énergie vers la base de l'indentation est très bien visible sur la figure 4.19(b), comparée aux résultats obtenus dans le profil de référence (figure 4.14(b)). La valeur effective de la fluctuation de pression est indiquée pour une section dans le sens de l'envergure ainsi que sur toute la surface considérée dans le calcul de la Figure 4.26.

Fig. 4.15 : Profil de r´ef´erence en ´ecoulement uniforme. DSP de pression `a R = 1.2 m
Fig. 4.15 : Profil de r´ef´erence en ´ecoulement uniforme. DSP de pression `a R = 1.2 m

Conclusion du chapitre

Après une étape de validation sur des exemples harmoniques issus du benchmark CAA, les premières applications haut débit sont réalisées sur deux configurations étudiées respectivement au LMFA et à la NASA sur le banc d'essai SDT. Il a permis d'estimer le rayonnement acoustique d'une voilure épaisse, avec un accent particulier sur les effets de la prise en compte de l'écoulement réaliste autour de la voilure.

Fig. 4.28 : Profil trait´e en ´ecoulement uniforme. DSP de pression moyenn´ees `a R = 1.2 m.
Fig. 4.28 : Profil trait´e en ´ecoulement uniforme. DSP de pression moyenn´ees `a R = 1.2 m.

Validation de la m´ ethode num´ erique sur des cas de calcul issus d’un benchmark CAA

Pour ces cas standards, le champ de vitesse est défini comme suit. Comme observé sur la figure 5.13, on constate que les variations radiales de la répartition de pression sont très importantes autour de x = 0,5c.

Fig. 5.1 : Coordonn´ees cylindriques utilis´ees pour les g´eom´etries annulaires.
Fig. 5.1 : Coordonn´ees cylindriques utilis´ees pour les g´eom´etries annulaires.

Restriction ` a l’injection de modes plans pour les calculs large bandelarge bande

En amont, l'utilisation d'une méthode de fractionnement d'ondes lors de la décomposition modale permet d'améliorer légèrement les résultats lorsque des différences visibles entre la solution numérique Eric et la solution de référence sont observables. Pour le cas spécifique d'un maillage de pales sans coins, le rayonnement acoustique des pales affecté par un champ de vitesse tel que modélisé ici s'apparente à une répartition de dipôles orientés dans la direction azimutale.

R´ ealisation d’un calcul large bande sur une configuration test´ ee au LMFAtest´ee au LMFA

Champs de fluctuations instantanées de (a) vitesse azimutale (niveaux compris entre ± 2,5 m/s) et (b) pression (niveaux compris entre ± 100 Pa). La solution numérique obtenue ici est en meilleur accord avec les résultats expérimentaux que la prédiction du modèle de réseau déplié de Posson. montré sur la Figure 5.25 pour un réseau de turbulence différent), qui prennent en compte la géométrie du canal annulaire, présentent également des niveaux légèrement supérieurs aux résultats de Posson.

Fig. 5.22 : Configuration LMFA. (a) Vue du montage exp´erimental dans la soufflerie an´echoique de l’ECL
Fig. 5.22 : Configuration LMFA. (a) Vue du montage exp´erimental dans la soufflerie an´echoique de l’ECL

Premi` ere application sur une grille d’aubes cal´ ees en ´ ecou- lement tournantlement tournant

L'évolution radiale de la pression moyenne ainsi calculée est représentée sur la figure 5.32. Champs de fluctuations instantanées de (a) vitesse azimutale (niveaux compris entre ± 2 m/s) et (b) pression (niveaux compris entre ± 100 Pa).

Tab. 5.4 : Nombres de Mach de l’´ecoulement moyen et calage des aubes pour diff´erentes positions radiales.
Tab. 5.4 : Nombres de Mach de l’´ecoulement moyen et calage des aubes pour diff´erentes positions radiales.

Conclusion du chapitre

Une adaptation de la description du champ de vitesse présentée au chapitre 3 aux géométries annulaires a été proposée. Cette dernière est obtenue en reliant la réponse pariétale de la lame à la méthode intégrale.

Rayonnement en champ libre

La densité spectrale du bruit émis par l'ensemble de la plaque dans le champ lointain est alors donnée par . L(x, kx, ky)|2Φww(kx, ky)dky (A.4) avec L(x, kx, ky) la fonction de transfert aéroacoustique totale, calculée à partir de la fonction de portance r moins g(x, kx, ky ) ) , et Φww(kx, ky) le spectre à deux nombres d'onde de la fluctuation de vitesse perpendiculaire à la plaque plane.

Rayonnement en conduit

On peut alors noter que si l'observateur est situé dans le plan médian en span (Y = 0), la densité spectrale ne fait intervenir que des salves parallèles. Le DSP de l'amplitude modale peut alors être réécrit en impliquant à nouveau uniquement les salves parallèles (kr = 0).

Les ´ equations r´ esolues

Le code AbrinA.v développé à l'ONERA résout les équations d'Euler complètes ou linéarisées dans le domaine temporel sous une formulation conservatrice et en utilisant la décomposition en variables perturbées. Une transformation de coordonnées doit ensuite être effectuée pour résoudre le système d'équations (B.1) à l'aide de schémas aux différences finies.

Sch´ emas de discr´ etisation spatiale

Avancement temporel

Echanges parall` eles

Conditions aux limites

Ainsi, la logique d'échange de points fantômes présentée sur la Figure B.1 est appliquée entre les deux limites de périodicité du domaine considéré. Ainsi, les données s'échangent entre ces deux frontières puis subissent une rotation d'un angle θd.

Elaboration d’une zone ´ eponge

Semblable à la condition de périodicité planaire, la condition de périodicité cylindrique assure la continuité entre deux limites azimutales lorsque le domaine de calcul est constitué d'un secteur angulaire θd d'un canal annulaire.

Analogie de Ffowcs-Williams & Hawkings

Fonctions de Green

M., 2008, Effect of turbulence structure on broadband fan noise, Proceedings of the 14th AIAA/CEAS Aeroacoustics Conference, noAIAA-2008-2842. 82Hu, F., 1996, On the perfectly matched layer as an absorbing boundary condition, 2nd AIAA/CEAS Aeroacoustics Conference, nrAIAA-96-1664.

Imagem

Fig. 1.8 : Sch´emas d’aubes pr´esentant (a) une fl`eche d’angle ϕ, et (b) un d´evers d’angle γ.
Fig. 1.9 : Calcul num´erique d’interaction rafale-profil par Le Garrec. 93
Fig. 2.3 : ´ Echange parall`ele des coins fantˆomes dans le cas o` u une fronti`ere de Tam est d´ecoup´ee.
Fig. 2.5 : Tourbillon convect´e `a t = 0.015 s. (a) Isocontours de vitesse axiale u ′ : ( ) Va- Va-leurs positives (5,10,15,20 m/s) et ( ) n´egatives
+7

Referências

Documentos relacionados

Le code de Freeman, introduit la première fois en 1961 dans [Fre61a], a pour but de coder le contour d’un objet par : • une informationabsolue correspondant aux coordonnées d’un point