1.3. Choix du modèle <strong>de</strong> perméabilitéFibres perp<strong>en</strong>diculaires à l’écoulem<strong>en</strong>t Comme pour le modèle cellulaire, la fonction <strong>de</strong>courant est déterminée pour l’écoulem<strong>en</strong>t <strong>de</strong> Stokes et l’écoulem<strong>en</strong>t <strong>de</strong> Brinkman. Pour 1 < ¯r a :Ψ 2 =[¯r − Ā ]r + Bα ⊥K 1 (α ⊥¯r) sin θA, B, C et D sont <strong>de</strong>s constantes d’intégration. Celles-ci sont déterminées grâces aux conditionslimites <strong>en</strong> ¯r = 1, ¯r = a et pour la limite <strong>en</strong> ā∞. Voir Li et Park [78] pour les détails.La force <strong>de</strong> traînée par unité <strong>de</strong> longueur, adim<strong>en</strong>sionnée par µu f , est alors donnée par :F d⊥ =∫ 2π0(σ¯r¯r |¯r=1cos θ − σ¯rθ |¯r=1sin θ)dθ = 4πDoù D est la constante définie précé<strong>de</strong>mm<strong>en</strong>t.On aboutit ainsi à une fonction implicite <strong>de</strong> la perméabilité pour <strong>de</strong>s fibres perp<strong>en</strong>diculairesà l’écoulem<strong>en</strong>t :α 2 ⊥ = 4(1 − ε)α ⊥QAvec :[(−2α2⊥ a 2 + 3a 4 α⊥ 2 + 16a2 − α⊥2 )K1 (α ⊥ a) + 8a 3 α ⊥ K 0 (α ⊥ ) ] (1.14)Q = ( 16α ⊥ a 2 ln a − α 3 ⊥ ln a + α3 ⊥ a4 ln a − α 3 ⊥ a4 − α 3 ⊥ + 2a2 α 3 ⊥)K1 (α ⊥ a)+ ( −α 2 ⊥ + 16a2 + 4α 2 ⊥ a4 ln a − α 2 ⊥ a4 + 4α 2 ⊥ a2) K 0 (α ⊥ a)(1.15)Pour a = 1 (modèle <strong>de</strong> Spielman et Gor<strong>en</strong>) l’équation (1.14) se simplifie pour donner :( )1α⊥ 2 = 4(1 − ε) 2 α2 ⊥ + α K 1 (α ⊥ )⊥K 0 (α ⊥ )Ecoulem<strong>en</strong>t dans un milieu fibreux tridim<strong>en</strong>sionnel(1.16)À partir <strong>de</strong>s résultats obt<strong>en</strong>us pour un écoulem<strong>en</strong>t bidim<strong>en</strong>sionnel, il est possible <strong>de</strong> déterminerl’écoulem<strong>en</strong>t pour une structure tridim<strong>en</strong>sionnelle par superposition du fait <strong>de</strong> la linéarité <strong>de</strong>séquations <strong>de</strong> Stokes et <strong>de</strong> Brinkman. Ainsi, Jackson et James [60] ont déterminé la perméabilité<strong>de</strong> milieux fibreux tridim<strong>en</strong>sionnels à partir <strong>de</strong>s modèles bidim<strong>en</strong>sionnels <strong>de</strong> Drummond et Tahir[34]. Li et Park [78] propos<strong>en</strong>t une approche semblable.Higdon et al. [53] se sont intéressés aux écoulem<strong>en</strong>ts dans <strong>de</strong>s milieux fibreux particulierset calcul<strong>en</strong>t la perméabilité à partir <strong>de</strong> simulations numériques sur <strong>de</strong>s géométries tridim<strong>en</strong>sionnelles.L’arrangem<strong>en</strong>t tridim<strong>en</strong>sionnel <strong>de</strong>s fibres est représ<strong>en</strong>té dans un cube. <strong>Les</strong> différ<strong>en</strong>tesgéométries étudiées sont :– Cubique simple– Cubique c<strong>en</strong>trée– Cubique face c<strong>en</strong>tréeUne approche différ<strong>en</strong>te <strong>de</strong> toutes ces métho<strong>de</strong>s est l’approche <strong>de</strong> Lattice-Boltzman. De nombreusesétu<strong>de</strong>s pour déterminer la perméabilité <strong>de</strong> médium fibreux et le colmatage <strong>de</strong> médiumfibreux ont utilisé cette métho<strong>de</strong> [47, 48, 74, 130].37
<strong>Chapitre</strong> 1. Médium PlanFibres polydisperse<strong>Les</strong> modèles basés sur une approche cellulaire ou sur l’approximation <strong>de</strong>s milieux effectifsdétermin<strong>en</strong>t la perméabilité d’un milieu monodisperse <strong>en</strong> taille <strong>de</strong> fibres. Or la plupart <strong>de</strong>s médiasont polydisperses <strong>en</strong> diamètre <strong>de</strong> fibre.L’approche choisi par Bergman et al. [10] ou Li et Park [78], pour déterminer la perméabilité<strong>de</strong> tel milieux, est semblable à celle utilisée pour un milieu monodisperse. Ils détermin<strong>en</strong>t laforce <strong>de</strong> trainée, par unité <strong>de</strong> longueur, pour chacun <strong>de</strong>s diamètres <strong>de</strong> fibres pour <strong>en</strong> déduire laforce totale.Il est possible d’utiliser les différ<strong>en</strong>ts modèles <strong>de</strong> perméabilité, cellulaires ou EMA, pourdéterminer la force <strong>de</strong> trainée. Cela revi<strong>en</strong>t dans ce cas à considérer que les différ<strong>en</strong>tes catégories<strong>de</strong> fibres ont une contribution indép<strong>en</strong>dante les unes <strong>de</strong>s autres. L’exemple choisi par Bergmanet al. [9] va permettre <strong>de</strong> l’illustrer. L’indice 1 désignera le premier type <strong>de</strong> fibre et l’indice 2 lesecond. À partir <strong>de</strong> l’équation (1.8), nous obt<strong>en</strong>ons :∆P = l f1 F d1 e + l f2 F d2 e = ∆P 1 + ∆P 2Il est possible <strong>de</strong> décomposer la chute <strong>de</strong> pression <strong>en</strong> une contribution <strong>de</strong>s fibres 1 et d’unecontribution <strong>de</strong>s fibres 2, soit respectivem<strong>en</strong>t ∆P 1 et ∆P 2 . Le médium est équival<strong>en</strong>t à <strong>de</strong>uxmédia fibreux <strong>en</strong> série. Chacun <strong>de</strong> ces média possè<strong>de</strong> la même épaisseur et la fraction volumiquepartielle φ i . Si nous avons, φ 1 = φ 2 = 0, 5, si l’hypothèse d’additivité <strong>de</strong> la contribution <strong>de</strong>chacune <strong>de</strong>s couches est exacte, alors, la fraction volumique totale du médium serait φ = 1. Cemédium est imperméable, et la chute <strong>de</strong> pression est celui <strong>de</strong> la pression atmosphérique. Parcontre, aucun <strong>de</strong>s <strong>de</strong>ux média <strong>en</strong> série n’est imperméable. La chute <strong>de</strong> pression totale est alorsla somme <strong>de</strong> chacun <strong>de</strong> ces média.Bergman et al. [9, 10] et Li et Park [78] ti<strong>en</strong>n<strong>en</strong>t compte <strong>de</strong> l’interaction <strong>de</strong>s fibres <strong>en</strong>treelles. Bergman et al. propos<strong>en</strong>t d’augm<strong>en</strong>ter la fraction volumique par le rapport l fl fi, avec l f quidésigne la longueur <strong>de</strong> fibre par unité <strong>de</strong> volume, soit :∆P = ∑ ( )l fel fi F di φ ilifiIl est possible <strong>de</strong> déterminer le rayon R e équival<strong>en</strong>t dans le cas du modèle <strong>de</strong> Davies :Avec :φ 3 2R 2 e=( ∑iφ iR 2 i) 1 ( )2∑ φ iR iiφ = ∑ iφ i et l f = ∑ il fiLi et Park [78] détermin<strong>en</strong>t la force totale <strong>de</strong> traînée. La force <strong>de</strong> traînée est calculée selonle modèle EMA. La prise <strong>en</strong> compte <strong>de</strong> l’interaction <strong>de</strong>s autres fibres est intrinsèque à cetteapproche. Elle intervi<strong>en</strong>t par la résolution d’une équation implicite <strong>de</strong> la perméabilité. Ainsi, lesauteurs détermin<strong>en</strong>t la force totale <strong>de</strong> trainée :∫F t = Sel f (R)F d (a, R, k)dRavec k la perméabilité du milieu fibreux. La force <strong>de</strong> trainée par unité <strong>de</strong> longueur dép<strong>en</strong>d durayon <strong>de</strong> la fibre, R, du ratio a <strong>en</strong>tre le rayon <strong>de</strong> l’<strong>en</strong>veloppe avec le rayon <strong>de</strong> la fibre, et <strong>de</strong> la38