Fluide parfait

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En mécanique des fluides, un fluide est dit parfait s'il est possible de décrire son mouvement sans prendre en compte les effets de viscosité et de la conductivité thermique[1]. Avec en plus l'hypothèse, de validité très générale, de conservation de la masse[2], le mouvement du fluide est donc isentropique[3].

Mathématiquement cela revient à annuler les termes correspondants dans l'équation de Navier-Stokes, on obtient ainsi l'équation d'Euler des fluides. Ce sont le produit des coefficients de viscosité et de conductivité thermique (et pas seulement ces coefficients) avec respectivement les cisaillements de vitesse et les gradients thermiques, qui doivent être négligeables.

Tous les fluides ayant une viscosité (sauf un superfluide, ce qui en pratique ne concerne guère que l'hélium à très basse température et l'intérieur d'une étoile à neutrons), le fluide parfait ne peut être qu'une approximation pour une viscosité tendant vers zéro. Cela revient à faire tendre le nombre de Reynolds vers l'infini. Ce type de situation est cependant très courant, par exemple en aérodynamique (où des nombres de Reynolds très grands sont en jeu). Dans ces conditions, les zones de cisaillement important (où la viscosité et la turbulence sont influentes) sont concentrées dans des espaces restreints, appelés couches limites, et la description globale de l'écoulement par un fluide parfait peut être adéquate.

En cosmologie, les différentes formes de matière qui emplissent l'univers peuvent être considérées, du moins aux échelles où l'univers est homogène comme des fluides parfaits. Comme l'écoulement d'un fluide parfait est isentropique, l'expansion de l'univers est parfois décrite comme étant adiabatique, s'identifiant sous certains aspects à la détente d'un gaz sans échange de chaleur avec l'extérieur.

Propriétés essentielles[modifier | modifier le code]

Un fluide parfait obéit à l'équation de conservation de la masse, à l'équation d'Euler sans viscosité, ces deux équations formant les équations de base des fluides non dissipatifs, ainsi qu'à une version du premier principe de la thermodynamique, ce deux aspects (mécanique des fluides et thermodynamique) étant intimement liés.

Les deux premières équations s'écrivent, en notant ρ la masse volumique du fluide, P sa pression et v sa vitesse :

\frac{\partial \rho}{\partial t} + \nabla \cdot (\rho {\mathbf{v}}) = 0 ,
\frac{\partial {\mathbf{v}}}{\partial t} + ({\mathbf{v}} \cdot \nabla) {\mathbf{v}} = - \frac{\nabla P}{\rho} + {\mathbf{f}} ,

{\mathbf{f}} représente la densité de forces s'exerçant sur le fluide. Par exemple, si l'on considère la pesanteur terrestre, on a

{\mathbf{f}} = {\mathbf{g}},

{\mathbf{g}} représentant l'accélération de la pesanteur.

Aspects thermodynamiques[modifier | modifier le code]

D'ordinaire, la densité d'énergie interne d'un système physique (dans le présent contexte, une petite région contenant un fluide donné) dépend de la densité de celui-ci et de son entropie. En effet, le premier principe de la thermodynamique stipule que l'énergie interne U d'un système varie selon

{\mathrm{d}} U = - P {\mathrm{d}} V + T {\mathrm{d}} S,

P représente sa pression, V le volume, T la température et S l'entropie. Dans le cas d'un fluide parfait, on a par définition {\mathrm{d}} S = 0, d'où

{\mathrm{d}} U = - P {\mathrm{d}} V,

ce qui équivaut à dire que l'élément de fluide possède une relation univoque entre sa densité d'énergie et sa pression, ne dépendant pas d'un paramètre extérieur. Si l'on passe à la densité d'énergie interne définie par

\epsilon = \frac{U}{V},

on obtient alors

{\mathrm{d}} (\epsilon V) = - P {\mathrm{d}} V,

d'où

{\mathrm{d}} \epsilon = - (P + \epsilon) \frac{{\mathrm{d}} V}{V}.

Formalisme mathématique[modifier | modifier le code]

Un fluide parfait peut être décrit à l'aide d'un tenseur énergie impulsion T. À partir duquel on peut retrouver les équations (conservation de la masse et Euler, plus premier principe de la thermodynamique) auxquelles obéit le fluide parfait. Celui-ci s'écrit

{\mathbf{T}} = \left(P + \rho\right) \frac{{\mathbf{u}} \otimes {\mathbf{u}}}{c^2} - P {\mathbf{g}},

ou, en termes de composantes,

T^{\alpha \beta} = \left(P + \rho\right) \frac{u^\alpha u^\beta}{c^2} - P g^{\alpha \beta},

\rho représente la densité d'énergie du fluide, somme de sa densité d'énergie interne \epsilon et de sa densité d'énergie de masse \mu c^2, \mu étant la masse volumique de l'élément de fluide et c la vitesse de la lumière, u la quadrivitesse du fluide (c'est-à-dire la vitesse d'ensemble de cet élément), et g le tenseur métrique. La relativité restreinte et la relativité générale stipulent que le tenseur énergie impulsion d'un fluide est « conservé », c'est-à-dire que sa divergence est nulle. Cette équation s'écrit, en termes de composantes,

D_\alpha \left(\left(P + \rho\right) \frac{u^\alpha u^\beta}{c^2} - P g^{\alpha \beta}\right) = 0,

D représentant la dérivée ordinaire (en relativité restreinte) ou la dérivée covariante (en relativité générale). Le calcul donne alors

\frac{u^\alpha u^\beta}{c^2} D_\alpha \left(P + \rho\right) + \left(P + \rho\right) \frac{u^\alpha}{c^2} D_\alpha u^\beta + \left(P + \rho\right) \frac{u^\beta}{c^2} D_\alpha u^\alpha - D^\beta P = 0.

C'est cette équation qui permet de retrouver les trois équations précitées.

Obtention[modifier | modifier le code]

À un niveau microscopique, le tenseur énergie impulsion d'un fluide peut toujours être déterminé par un processus rigoureux, en partant d'une quantité appelée lagrangien. Par exemple, le tenseur énergie impulsion d'une particule ponctuelle se déduit immédiatement du lagrangien la décrivant. En mécanique des fluides, on considère que la distribution des particules composant le fluide peut, au-delà d'une certaine échelle, être considérée comme un milieu continu.

Par contre, à un niveau macroscopique, rien ne permet d'affirmer avec certitude que le tenseur énergie impulsion puisse être dérivé d'un lagrangien macroscopique. D'ordinaire, le tenseur énergie impulsion d'un fluide est déterminé dans un premier temps par l'écriture du tenseur énergie impulsion d'une particule, puis en supposant une certaine distribution de particules dans une région de l'espace (une fonction de distribution), puis en effectuant la moyenne des tenseurs énergie impulsion individuels sur un volume petit devant les dimensions du problème, mais grand devant la séparation inter particules. Rien ne permet d'affirmer qu'il est possible de trouver un tenseur énergie impulsion à partir d'un lagrangien qui serait déjà « moyenné » sur un ensemble de particules. Le fluide parfait est à ce titre un cas particulier, car il est possible de le déterminer de cette façon, quoique la démonstration en soit non triviale[4].

Généralisation[modifier | modifier le code]

Au-delà de l'approximation de fluide parfait, on parle de fluide non parfait. Celui-ci se caractérise soit par le fait qu'il possède une certaine viscosité soit par le fait qu'il possède un flux de chaleur. Elle s'accompagne de modifications de l'équation d'Euler, dans laquelle deux termes proportionnels aux viscosités sont ajoutés, ainsi que la prise en compte explicite de la thermodynamique associée au fluide, par le fait que l'entropie d'un élément de fluide varie avec le temps.

Voir aussi[modifier | modifier le code]

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Références[modifier | modifier le code]

Notes[modifier | modifier le code]

  1. Lev Landau et Evgueni Lifchits, Physique théorique, éd. MIR, Moscou [détail des éditions], page 12
  2. Plutôt que de parler de conservation de la masse, il faudrait parler de la conservation du nombre de particules, les deux notions étant identiques dans la limite non relativiste. En revanche, dans la limite relativiste, on ne peut parler de conservation de la masse pour un fluide de photons, qui, s'il est à l'équilibre thermique correspond pourtant exactement à un fluide parfait.
  3. Lev Landau et Evgueni Lifchits, Physique théorique, éd. MIR, Moscou [détail des éditions], page 13
  4. La démonstration de ceci n'est que très rarement donnée. Ses grandes lignes figurent dans (en) S. W. Hawking et G. F. R. Ellis, The Large Scale Structure of Space-Time, Cambridge University Press, coll. « Cambridge Monographs on Mathematical Physics », 1975, 400 pages (ISBN 0521099064), page 69 et 70.