Soutenance mémoire
Origine du jet
Le jet de carburant est non seulement le resultat d’interactions avec l’air environnant, mais aussi la consequence de la dynamique de l’ecoulement dans l’injecteur qui influence particulierement la premiere atomisation (Schmidt et Corradini, 2001; Desantes et al., 2010; Sazhin, 2014), qui sera presentee dans la Section 1.2.2. Cette influence est principalement due a deux phenomenes dominants dans l’injecteur : la turbulence de l’ecoulement et la cavitation, presentes sur le grossissement de la Figure 1.1 (Arcoumanis et al., 1997; Stiesch, 2003; Baumgarten, 2006). Pour sa part, la turbulence a la sortie de l’injecteur depend de la dynamique de l’aiguille de l’injecteur. En effet, la turbulence est creee a basse levee d’aiguille par le mouvement de cette derniere qui engendre l’emission de structures turbulentes, tandis qu’a haute levee d’aiguille, l’ecoulement dans l’orifice devient predominant de part les forts nombres de Reynolds (>105) atteints dans cette zone (Chouak et al., 2015). Cette turbulence participe aux instabilites du jet a la sortie de l’injecteur et donc a la premiere fragmentation (Arcoumanis et al., 1997; Schmidt et Corradini, 2001). Quant a elle, la cavitation est due a l’acceleration du carburant lors de son passage du sac a l’orifice de la buse qui se traduit par un changement de section important, comme presente sur le grossissement de la Figure 1.1.
Cette acceleration entraine une chute de la pression statique du carburant pouvant atteindre des valeurs inferieures a la pression de vapeur du carburant. Ce dernier passe alors de l’etat liquide a sa forme gazeuse, representes respectivement en gris et blanc sur le grossissement de la Figure 1.1. De cette zone gazeuse, des bulles peuvent se detacher et se meler a l’ecoulement de carburant liquide (Schmidt et Corradini, 2001; Desantes et al., 2010)(voir Figure 1.1). Lorsque cet ecoulement biphasique atteint l’exterieur de l’orifice, la pression ambiante est tres superieure a la pression de vapeur du carburant ce qui provoque l’implosion des bulles de cavitation, induisant des perturbations supplementaires et ainsi une partie de la fragmentation (Schmidt et Corradini, 2001; Stiesch, 2003; Baumgarten, 2006). Meme si la turbulence et la cavitation ont ete presentees separement, il faut noter que leurs effets sur la premiere fragmentation sont generalement indiscernables. En effet, peu d’information est disponible sur la dynamique de l’ecoulement a la sortie de l’injecteur, meme avec les techniques de visualisation les plus avancees (MacPhee et al., 2002; Coghe et Cossali, 2012; Payri et al., 2016). De ce fait, les modeles actuels de premiere fragmentation sont globaux et ne prennent pas en compte les effets individuels de ces deux phenomenes (Section 1.2.2.1).
Seconde fragmentation
Apres la premiere fragmentation, les gouttes formees continuent a penetrer le milieu ambiant et sont encore soumises a de fortes contraintes aerodynamiques. Ces dernieres entrainent une deformation des gouttes qui s’amplifie jusqu’a dominer la tension de surface du carburant. Ceci provoque un arrachement de matiere de la goutte qui se traduit par une reduction de son diametre et la creation de nouvelles gouttes. Cette etape, appelee seconde fragmentation, peut etre caracterisee a l’aide du nombre de Weber de la goutte qui represente le rapport des forces aerodynamiques sur la tension de surface du liquide (Stiesch, 2003; Baumgarten, 2006). Ce nombre est calcule suivant l’equation (1.7) ou ur et Dg representent respectivement la vitesse relative et le diametre de la goutte consideree. Weg = ρc u2r Dg σc (1.7) A partir d’etudes experimentales, differents modes de fragmentation ont pu etre identifies et classifies en fonction du nombre de Weber, comme presente sur la Figure 1.3. La plupart de ces classifications distinguent de cinq a sept modes de fragmentation, mais des incertitudes subsistent sur les nombres de Weber associes a ces modes (Wierzba, 1990; Arcoumanis et al., 1997). En effet, meme si un accord est trouve pour le mode vibrationnel (Weg _ 6), les desaccords sont de plus en plus importants pour les modes a forts nombres de Weber, dont le seuil pour le mode catastrophique varie entre 50 et 1000 (Stiesch, 2003; Baumgarten, 2006). Figure 1.3 Regimes de seconde fragmentation. Adaptee de Baumgarten (2006, p. 9) Numeriquement, on peut distinguer deux types de modeles pour la prise en compte de la seconde fragmentation. Le premier type s’interesse au calcul des causes de la fragmentation, c’est-a-dire la deformation de la goutte ou les perturbations a la surface qui en sont a l’origine. Dans cette categorie, le modele TAB (de l’anglais, Taylor Analogy Breakup) assimile une goutte a un oscillateur harmonique unidimensionnel tel un systeme masse-ressort (O’Rourke et Amsden, 1987). A partir de cette analogie, une equation regissant l’expansion radiale de la goutte est etablie en fonction de son nombre de Weber. Lorsque la deformation est maximale, la fragmentation est amorcee et le temps de fragmentation peut etre calcule.
Une fois que ce dernier s’est ecoule, le groupe de gouttes original est detruit et remplace par un nouveau groupe de gouttes ayant un meme nouveau diametre, ce qui tend a limiter la distribution de diametre (Baumgarten, 2006). Cette approximation permet seulement la prise en charge des modes de fragmentation a sac (de l’anglais, bag breakup) et par arrachement (de l’anglais, stripping breakup), en accord avec la theorie originale de Nicholls (1972) sur la fragmentation. Cependant, bien que ces regimes ne soient pas adaptes aux systemes d’injection actuels (Stiesch, 2003; Baumgarten, 2006), ce modele a l’avantage de fournir l’angle du jet a partir du temps et de la longueur de fragmentation (O’Rourke et Amsden, 1987), ainsi que la deformation de la goutte pouvant servir au calcul du coefficient de trainee permettant d’ameliorer les predictions de la penetration du jet dans certains cas (Liu et al., 1993; Margot et al., 2008). Cette meilleure prediction de la trainee des gouttes est un avantage, que les autres modeles courants ne fournissent pas. Pour palier aux limitations du modele TAB, des ameliorations ont ete proposees, mais ne seront pas abordees dans cette etude. En effet, leur utilisation reste marginale dans la litterature due aux faibles gains apportes sur les predictions des penetrations et du SMD par rapport a d’autres modeles vus par la suite (Kaario et al., 2002; Hori et al., 2006; Pizza et al., 2007; Zhou et al., 2011, 2013; Ren et Li, 2016).
Une autre approche utilisee consiste a mettre l’emphase sur les perturbations a la surface des gouttes qui s’apparentent a des instabilites de Kelvin-Helmholtz (KH), hypothese sur laquelle repose le modele WAVE (Reitz, 1987). A partir de l’equation de dispersion de ces instabilites proposee par Reitz et Bracco (1982), la longueur d’onde et le taux d’expansion peuvent etre calcules a partir des proprietes de la phase continue, de la phase dispersee ainsi que de leur vitesse relative. Lorsque la fragmentation apparait, de la matiere est retiree du groupe de gouttes original pour en creer un nouveau avec un diametre plus petit. Cette implementation est un avantage par rapport au modele TAB car elle cree naturellement une distribution bimodale des gouttes (Stiesch, 2003; Baumgarten, 2006). Ce modele s’adresse egalement plus a la fragmentation a sac et par arrachement pour lesquels des resultats equivalents au modele TAB peuvent etre obtenus (Tatschl et al., 2002; Sazhin et al., 2008), mais presente des limitations dans le cas des jets de carburant a haute pression (Von Kuensberg Sarre et al., 1999; Tatschl et al., 2002; Ren et Li, 2016). Toutefois, des modifications du modele pour des systemes a hautes pressions impliquant le mode de fragmentation catastrophique ont ete proposees, et permettent de reproduire avec succes certaines caracteristiques du jet (Sazhin et al., 2008; Turner et al., 2012).
|
Table des matières
INTRODUCTION
CHAPITRE 1 LE DÉVELOPPEMENT DES JETS DE CARBURANTS
1.1 Introduction
1.2 Injection de carburant, une étape multiphénomène
1.2.1 Origine du jet
1.2.2 Fragmentation
1.2.2.1 Première fragmentation
1.2.2.2 Seconde fragmentation
1.2.3 Interaction entre les gouttes
1.2.4 Entraînement de l’air ambiant
1.2.4.1 Mouvement de l’air ambiant
1.2.4.2 Transfert de quantité de mouvement
1.2.4.3 Résolution moyennée de la phase continue
1.2.4.4 Résolution des grandes échelles
1.3 Applications aux jets de carburant et leurs limitations
1.4 Objectifs des travaux de recherche
CHAPITRE 2 MODÉLISATIONS MATHÉMATIQUE ET NUMÉRIQUE
2.1 Introduction
2.2 Équations des phases lagrangienne et eulérienne
2.2.1 Phase lagrangienne
2.2.2 Phase eulérienne
2.3 Discrétisation des équations mathématiques
2.3.1 Méthode des volumes finis
2.3.2 Schéma upwind du premier ordre
2.3.3 Schéma upwind du second ordre
2.4 Méthodes numériques pour la résolution des équations discrétisées
2.4.1 Méthode URANS
2.4.2 Simulation des grandes échelles
2.4.3 Couplage entre les phases
2.5 Sous-modèles pour la résolution de la phase dispersée
2.6 Application au jet de carburant URANS
2.7 Bilan du chapitre
CHAPITRE 3 CARACTÉRISATION DES MODÈLES DE FRAGMENTATION AVEC UNE APPROCHE URANS
3.1 Introduction
3.2 Modèles d’atomisation
3.2.1 Modèle de Reitz & Diwakar
3.2.2 Modèle KHRT
3.2.2.1 Instabilités de Rayleigh-Taylor
3.2.2.2 Instabilités de Kelvin-Helmholtz
3.3 Plan d’expérience
3.4 Influence des constantes de fragmentation
3.4.1 Influence des constantes du modèle de Reitz & Diwakar
3.4.2 Influence des constantes du modèle de KHRT
3.4.3 Calibrations optimales des modèles
3.4.4 Entraînement d’air
3.5 Extension des résultats à haute pression
3.6 Bilan du chapitre
CHAPITRE 4 ÉTUDE DE LA SIMILARITÉ ENTRE UN JET DE CARBURANT ET UN JET D’AIR POUR LA VALIDATION DE LA CONFIGURATION NUMÉRIQUE EN SIMULATION DES GRANDES ÉCHELLES
4.1 Introduction
4.2 Méthodologie basée sur l’hypothèse de similarité entre jet de carburant et jet d’air
4.3 Configuration numérique choisie pour les simulations
4.4 Résolution et similarité du jet d’air rond turbulent
4.4.1 Écoulement moyen
4.4.2 Étude de l’écoulement turbulent
4.4.3 Structure du jet d’air turbulent
4.4.4 Étude du transfert d’énergie entre les échelles
4.5 Application du modèle LES au jet de carburant diesel
4.5.1 Comparaison qualitative de la phase eulérienne
4.5.2 Étude quantitative de la phase eulérienne
4.5.3 Étude de la structure de l’écoulement de la phase eulérienne
4.5.4 Analyse de l’entraînement d’air
4.6 Bilan du chapitre
CHAPITRE 5 ÉTUDE DE L’INTERACTION DU JET DE CARBURANT ET DE LA PHASE EULÉRIENNE ENTRAîNÉE
5.1 Introduction
5.2 Stratégie d’injection simple
5.2.1 Analyse tri-dimensionnelle
5.2.2 Analyse bi-dimensionnelle
5.3 Stratégie d’injection double
5.3.1 Conditions d’injection
5.3.2 Analyse tri-dimensionnelle
5.3.3 Analyse bi-dimensionnelle
5.4 Comparaison qualitative des injections simples et doubles
5.5 Bilan du chapitre
DISCUSSION GLOBALE DES CONTRIBUTIONS
CONCLUSION
RECOMMANDATIONS
ANNEXE I DÉRIVATION DES ÉQUATIONS DE NAVIER-STOKES DANS
LE CADRE D’UNE APPROCHE URANS
ANNEXE II MODÈLES DE TURBULENCE URANS : k-ε
ANNEXE III DÉRIVATION DES ÉQUATIONS DE NAVIER-STOKES DANS
LE CADRE D’UNE APPROCHE LES
ANNEXE IV MODÈLE DE SOUS MAILLE SMAGORINSKY DYNAMIQUE
ANNEXE V PLAN D’EXPÉRIENCE DE BOX-BEHNKEN APPLIQUÉ
AUX MODÈLES D’ATOMISATION
ANNEXE VI COMPLÉMENT DU CHAPITRE 4
ANNEXE VII MÉTHODE DE CALCUL DU SPECTRE D’ÉNERGIE EN LES
ANNEXE VIII COMPLÉMENT DU CHAPITRE 5
BIBLIOGRAPHIE
Télécharger le rapport complet
