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N° dâordre: 280-92 AnnĂ©e 1992
THESE
présentée
devant 1âUNIVERSITE CLAUDE BERNARD - LYON I
pour lâobtention
du DIPLOME DE DOCTORAT(arrĂȘtĂ© du 30.3.92)
Spécialité : Analyse Numérique
par
EMONOT Philippe
METHODES DE VOLUMES ELEMENTS FINIS :APPLICATIONS AUX EQUATIONS DE NAVIER STOKES
ET RESULTATS DE CONVERGENCE
soutenue le 3 DECEMBRE 1992
JURY : J.M. THOMAS : rapporteurR. TOUZANI : rapporteurJ. BARANGERJ.F. MAITRED. GRANDA. BOURG
UNIVERSITE CLAUDE BERNARD - LYON I
Président de l'Université1er Vice-Président Fédération Santé1er Vice-Président Fédération SciencesPrésident du Comité de Coordinationdes Etudes Médicales
'
Secrétaire Général
FĂDĂRATION SANTEĂ
- UFR de MĂ©decine GRANGE-BLANCI-IE- UFR de MĂ©decine ALEXIS-CARREL- UFR de MĂ©decine LYON-NORDâ UFR de MĂ©decine LYON-SUD- Institut des Sciences Biologiques
et Pharmaceutiques- UFR ĆODONTOLOGIE- INSâIâITU'Iâ DES TECHNIQUES DE
READAPTA'IâION- DĂ©partement de BIOLOGIE HUMAINE- DĂ©partement dâINNOVAâIâION ET DE
COORDINATTON PEDAGOGIQUE
FĂDĂRATION SCIENCES
- Institut DES SCIENCES DE LA MATIĂRE- Institut DES SCIENCES DE L'INCE-
NIERIE ET DU DEVELOPPEMENTTECHNOLOGIQUES
- Institut DE CHIMIE ET BIOLOGIE- Institut dâANA.LYSE DES SYSTĂMES
BIOLOGIQUES ET SOCIO-ECONOMIQUES- Institut DES SCIENCES DE LA TERRE
DE UOCEAN, DE UATMOSPHERE, DEL'ESPACE ET DE L'ENVIRONNEMENT
- UFR des ACTIVITES PHYSIQUES ETSPORTIVES
- I.U.T. A- I.U.T. Bâ DĂ©partement de 1er Cyclepluridisciplinaire Sciences
- DĂ©partement de 2Ăšme Cycle- Sciences de la Vie et de laTerre
- Sciences pour Plngénieur- Sciences de PAnaJyse et de
la MatiĂšre
M. le Professeur- G.. FONTAINEM. le Professeur Pâ. ZECHM. Le Professeur Y. LEMOIGNE
M. le Professeur P. ZECHM. F. MARIANI
DirecteurDirecteur :Directeur zDirecteur :Directeur :
Directeur :Directeur :
Directeur :Directeur :
Directeur
Directeur :Directeur
Directeur
Directeur :
Directeur :Directeur :
: M. PONCET, M.C.Directeur
DirecteurDirecteur
Directeur
: M.Directeur : M
: Mme le Pr. PELLET. le Pr. EVREUX. le Pr. PATRICOT. le Pr. DEJOUR. le Pr. VILLARD
MAGLOIRE. le Pr. EYSSETTE
. le Pr.
. le Pr.BRYON
MMMM
M. le Pr.M
MM LLORCA
le Pr...1e Pr.
ELBAZDDĆET
: M. le Pr. ELMI
M. 1e Pr. CAMY
M. le Pr. GIELLYM. le Pr. PIVOT
: M. le Pr. BLANCHET: M. le Pr. BETHOUX
: M. le Pr. VIALLE
Mme VARAGNAT, M.C.: M. le Pr. LEGAY
A Nadine et Margot.
Je remercie Jean Marie Thomas et Rachid Touzani dâavoir acceptĂ© dâĂȘtre rap-porteurs.
Je tiens à . remercier Jacques Baranger et Jean François Maßtre pour leur disponi-bilité et leur soutien tout au long de ce travail.
Je remercie AndrĂ© Latrobe, Dominique Grand, Vincent Pimont et Daniel Meyerpour mâavoir proposĂ© ce sujet de thĂšse.
Je remercie André Bourg et Michel Villand qui ont suivi ce travail pendant troisans.
Je remercie Christophe Terrasson pour tous les dépannages informatiques !
Je remercie Pierre Malartic (stagiaire Ă Cisi IngĂ©nierie) pour la mise en Ćuvrede la thermique dans Nelly : la maquette rĂ©alisĂ©e durant ces trois ans, et JeanChristophe Jardinnier (stagiaire au CENG) pour avoir Ă©crit Pinterface entre Nellyet les mailleurs tĂ©traĂ©driques.
Je remercie Corine Pantigny pour son aide précieuse.
Et un grand MERCI Ă tout le Laboratoire de ModĂ©lisation et de dĂ©veloppementdes Logiciels ainsi quâau personnel de Cisi IngĂ©nierie Ă . Grenoble.
Introduction
La simulation numĂ©rique des Ă©coulements de fluides incompresssibles dans toutela plage des nombres de Reynolds et dans des gĂ©omĂ©tries complexes nĂ©cessite desmĂ©thodes numĂ©riques robustes. La mĂ©thode utilisĂ©e dans TRIO VF [14] qui est lecode de thermoâhydraulique dĂ©veloppĂ© par le CEA et Cisi IngĂ©nierie Ă Grenoble estune mĂ©thode de Volumes Finis inspirĂ©e du schĂ©ma Marker and Cell (M.A.C. [19]).LĂŻnconvĂ©nient principal de cette mĂ©thode est quâelle nĂ©cessite lâemploi de maillagesrectangulaires. Il est donc difficile de faire des calculs dans des gĂ©omĂ©tries complexeset de rafiiner localement le maillage pour lâadapter Ă PĂ©coulement.
Les mĂ©thodes de Volumes Finis sont depuis longtemps employĂ©es dans des codesindustriels et reprĂ©sentent Ă©galement la mĂ©thode de discrĂ©tisation la plus rĂ©panduepour les problĂšmes hyperboliques (tels que les Ă©quations de la dynamique des gaz).Elles apparaissent comme des mĂ©thodes ânaturellesâ de discrĂ©tisation des Ă©quationsde conservation. Lâanalyse mathĂ©matique des mĂ©thodes de Volumes Finis est pourlâinstant restreinte aux problĂšmes hyperboliques; la thĂ©orie existante pour les problĂšmeselliptiques est trĂšs peu dĂ©veloppĂ©e surtout si on la compare Ă la thĂ©orie des mĂ©thodesdâ ĂlĂ©ments Finis .
Le schĂ©ma M.A.C. a Ă©tĂ© interprĂ©tĂ© par Girault et Raviart dans [17] comme Ă©tantla restriction aux maillages rectangulaires de mĂ©thodes ĂlĂ©ments Finis particuliĂšres.Mais ces mĂ©thodes ĂlĂ©ments Finis ne sont pas conservatives en gĂ©nĂ©ral : on ne peutpas exhiber de volumes de contrĂŽle sur lesquels les Ă©quations de conservation sontvĂ©rifiĂ©es. Une autre tentative pour âdestructurerâ le schĂ©ma M.A.C. est donnĂ©e dans[16] par Girault.
La Bore Method [22] est une tentative pour allier la souplesse gĂ©omĂ©trique desĂlĂ©ments Finis et lâaspect conservatif des Volumes Finis , et peut ĂȘtre considĂ©rĂ©ecomme la premiĂšre mĂ©thode de Volumes ĂlĂ©ments Finis pour traiter le problĂšme duLaplacien. LâidĂ©e de la Boa: Method en dimension deux est dâassocier Ă chaque som-met dâune triangulation du domaine de calcul un volume de contrĂŽle et de chercherune fonction continue afline par triangle vĂ©rifiant les Ă©quations de conservation surchaque cellule. Notre objectif est de construire une mĂ©thode de Volumes ĂlĂ©mentsFinis adaptĂ©e au problĂšme de Navier Stokes.
Dans le premier chapitre, on Ă©tablit les Ă©quations de conservation modĂ©lisantles Ă©coulements de fluides incompressibles sous forme dâĂ©quations de bilan et onprĂ©sente briĂšvement les principes des mĂ©thodes de Volumes Finis .
Le second chapitre se veut une introduction aux mĂ©thodes de Volumes ĂlĂ©mentsFinis . On y dĂ©crit la Box Method et on propose une mĂ©thode de Volumes ĂlĂ©mentsFinis adaptĂ©e aux problĂšmes de Stokes et de Navier Stokes. Cette derniĂšre mĂ©thodeest dĂ©crite en dĂ©tail et on donne des rĂ©sultats numĂ©riques obtenus sur deux cas testclassiques.
i
Le troisiĂšme chapitre prĂ©sente une analyse dâerreur de la mĂ©thode des VolumesâĂlĂ©ments Finis pour le problĂšme du Laplacien, et des applications en dimension un,deux ou trois.
Le quatriĂšme chapitre prolonge les techniques du chapitre trois pour faire uneanalyse dâerreur de la mĂ©thode des Volumes ĂlĂ©ments Finis pour le problĂšme deStokes.
Table des matiĂšres
1 Lois de conservation et Volumes Finis. 51 Lois de conservation et lois dâĂ©quilibre. . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
1.1 Conservation de la masse. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51.2 Ăquations dynamiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71.3 Ăquation de PĂ©nergie. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81.4 Lois de comportement . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
2 Volumes Finis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102.1 Les mĂ©thodes centrĂ©es sur les cellules . . . . . . . . . . . . . . . 112.2 Les mĂ©thodes centrĂ©es sur les nĆuds . . . . . . . . . . . . . . . 14
2 Une MĂ©thode de Volumes ĂlĂ©ments Finis pour le problĂšme deNavĂźer Stokes. 171 Introduction aux mĂ©thodes de Volumes ĂlĂ©ments Finis . . . . . . . . . 172 Une premiĂšre mĂ©thode de Volumes ĂlĂ©ments Finis pour le problĂšme
du Laplacien. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 183 Une mĂ©thode Volumes ĂlĂ©ments Finis pour le problĂšme de Stokes. . . 22
3.1 LâĂ©lĂ©ment de Crouzeix Raviart. . . . . . . . . . . . . . . . . . 223.2 Description des volumes de contrĂŽle. . . . . . . . . . . . . . . 243.3 Formulation conservative discrĂšte. . . . . . . . . . . . . . . . . 243.4 Extension Ă la dimension trois. . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
4 Extension aux équations de Navßer Stokes. . . . . . . . . . . . . . . . 334.1 Le schéma centré . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 344.2 Un schéma décentré amont. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 364.3 Calculs instationnaires . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 364.4 Extension à Navßer Stokes anisotherme. . . . . . . . . . . . . . 39
5 Résultats numériques. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 435.1 Cavité à paroi défilante. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 435.2 Cavité de Vahl Davis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
TABLE DES MATIĂRES
Analyse NumĂ©rique des mĂ©thodes de Volumes Ălements Finis pourle problĂšme du Laplacien. 471 Position du problĂšme et notations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 502 Analyse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52
2.1 Un rĂ©sultat de convergence abstrait . . . . . . . . . . . . . . . . 522.2 Un lemme dâapproximation des flux. . . . . . . . . . . . . . . 532.3 RĂ©sultat de convergence. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 562.4 Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
3 Applications . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 613.1 Applications en dimension un . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 613.2 Applications en dimension deux . . . . . . . . . . . . . . . . . . 713.3 Applications en dimension trois . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77
4 Extension au problĂšme de convection difiusion . . . . . . . . . . . . . 774.1 Position du problĂšme. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 774.2 ProblĂšme discret. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78
Analyse NumĂ©rique des mĂ©thodes de Volumes Ălements Finis pourle problĂšme de Stokes. 811 Position du problĂšme. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
1.1 Le problĂšme continu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 811.2 Le problĂšme discret. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82
2 Analyse. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 832.1 Un résultat de convergence abstrait . . . . . . . . . . . . . . . . 832.2 Résultat de convergence. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86
3 Applications. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 903.1 Application Ă . lâĂ©lĂ©ment de Crouzeix Raviart . . . . . . . . . . . 903.2 Application Ă lâĂ©lĂ©ment Pl-bulle P1 . . . . . . . . . . . . . . . . 90
Chapitre 1
Lois de conservation et VolumesFinis.
Introduction.
On montre ici le lien Ă©troit existant entre les mĂ©thodes de Volumes Finis etles lois de conservation. Les lois de conservation expriment la conservation localedâune grandeur physique, dest-Ă -dire la conservation de cette quantitĂ© sur tout sous-domaine. LâidĂ©e de la mĂ©thode des Volumes Finis est dâĂ©crire ces mĂȘmes lois deconservation sur un ensemble fini de volumes de contrĂŽle. On dĂ©crit ici le modĂšlede Navier-Stokes pour un fluide incompressible Ă la fois sous forme dâĂ©quations auxdĂ©rivĂ©es partielles et sous forme dâĂ©quations de bilan exprimant la conservation dela masse, de la quantitĂ© de mouvement et de PĂ©nergie.
1 Lois de conservation et lois dâĂ©quilibre.
On renvoie à [13] pour plus de détails.
1.1 Conservation de la masse.
Variables dâEuler.
La description eulĂ©rienne consiste Ă caractĂ©riser le mouvement par la vitesseĂŒ(:Ăź",t) de la particule qui se trouve au point 5:â Ă Pinstant t. La difficultĂ© inhĂ©renteau point de vue dâEuler est une certaine complication de Pexpression de 1âaccĂ©lĂ©ration
5
dâune particule fluide. On a :
oĂč 7)" est PaccĂ©lĂ©ration.
Dérivée particulaire.
La dĂ©rivĂ©e particulaire dâune fonction f(fit) est la dĂ©rivĂ©e calculĂ©e en suivant laparticule fluide dans son mouvement, elle sâĂ©crit :
Ă€ "=â%t+(ĂŒ.Ă)f
En choisissant pour f PintĂ©grale de volume sur un domaine bornĂ© w(t) de frontiĂšre7(t) que lâon suit dans son mouvement dâune quantitĂ© çb(:Ăź:â,t), on obtient :
d 34sĂ 0m45
_LmĂźt
d
oĂč ñ est la normale uinitaire Ă 7(t) extĂ©rieure Ă w(t).
V + Lâ) 45mn ds
ĂŒâ
51
7U)LâinterprĂ©tation du deuxiĂšme terme est trĂšs simple; il reprĂ©sente le flux du
vecteur 4511â Ă travers la surface 'y(t), dest-Ă -dire le bilan net des quantitĂ©s de çbapportĂ©es par les particules fluides qui sont entrĂ©es (ou sorties) dans le domainew(t) en traversant sa frontiĂšre 7U).
Ăquation de continuitĂ©.
On appelle Ă©quation de continuitĂ© PĂ©quation qui exprime le principe fondamentalde conservation de la masse que doit vĂ©rifier tout Ă©coulement. Si p(a':',t) dĂ©signe lamasse volumique au point 5:â, Ă lâinstant t, la masse dâun domaine w(t) bornĂ© sâĂ©crit :
M(t) = p dVu/(t)
7
Le principe de conservation de la masse impose la nullité de la dérivée particulaire%. En appliquant le résultat du paragraphe précédent, on obtient :
0pâ dV ". " d = 0fus) Ăąt + «(n p" n s
En remarquant que ceci doit ĂȘtre vrai pour tout domaine w(t), on obtient lâexpressiondu principe de conservation de la masse sous forme dâĂ©quation aux dĂ©rivĂ©es par-stielles :
g + div(pĂŒâ) = Ă€ + pdivfĂź = 0
1.2 Ăquations dynamiques.ThĂ©orĂšme des quantitĂ©s de mouvement.
La loi fondamentale de la dynamique dit quâil existe une chronologie (dite galilĂ©enne)et un rĂ©fĂ©rentiel (dit galilĂ©en) tels que, Ă . tout instant et pour toute partie w(t) dâunsystĂšme mĂ©canique, le torseur des quantitĂ©s d ĂŻzccĂ©leration est Ă©gal au torseur desefforts extĂ©rieurs. On note [K] le torseur des quantitĂ©s de mouvement dâun domainew(t) :
I? " dV[MW"A " dVMono
et[F] le torseur des efforts extérieurs :
F AMpĂdVJr/ fidsM45â) = pĂ€ĂA VdV+
UÀÀ/xfigdsoĂč pf; est une densitĂ© volumique de force et f3 une densitĂ© surfacique de force. Ona :
d[K]Ă = ĂŻ 1
Soit :ĂŽpĂčâ -o â»âdv f âfd =/ dV f d 1.1lue) ĂŽt + «(npuun s «Anpfv + «tufs 5 ( )
ĂŽĂź
% âĂ
V
âĂ âĂ
-Ă'âĂAâ) 3th: A pu) d + Aâ) (ĂŠ /\ pu)u n ds
= (1.2)
jpĂŠ/xfidv + j ĂŠ/xfgdsW0) 7U)
LâhypothĂšse de Cauchy conduit Ă Ă©crire :
f} = cm)oĂč a est appelĂ© tenseur des contraintes. La relation (1.2) est alors Ă©quivalente Ă aest symĂ©trique :
03',â = 0j,â
En Ă©crivant que (1.1) est vraie pour tout domaine, on obtient PĂ©quation de conser-vation de la quantitĂ© de mouvement sous forme dâĂ©quation aux dĂ©rivĂ©es partiellessuivantes :
ĂŽpĂ»Ă
+ div(pĂŒÂź Ă»â) = Pf-lâ! + diva
1.3 Ăquation de PĂ©nergie.Le premier principe de la Thermodynamique dit quâil existe une fonction Ă©nergie
interne spécifique (dest-à -dire par unité de masse), telle que la dérivée par rapportau temps de Pénergie totale (énergie cinétique + énergie interne) soit égale à lapuissance des forces extérieures appliquées au systÚme plus les apports de chaleurpar unité de temps :
1 -O fi-â
âC % -Ă(pe + Epwu) dV = Ăâ) pfv.u dV + 1m) a(n).u ds
hdV j "Ăd+ La)â + vu)â SEt- w(t)
e est Pénergie interne spécifique
ph est une source volurnique de chaleur par unité de temps et
Ăąâ est le vecteur flux de chaleur.
1.4 Lois de comportement.
Pour un milieu donnĂ© et un type de mouvement, lâĂ©quilibre entre le nombredâĂ©quations et le nombre dâinconnues est obtenu en nĂ©gligeant ce qui peut lâĂȘtre eten introduisant d'autres relations entre les inconnues, dites lois constitutives ou loisde comportement. Les lois constitutives concernent par exemple a , q , e, mais pasles variables indĂ©pendantes v , p ,T (principe de causalitĂ©). Ces lois doivent ĂȘtrephysiquement admissibles (dĂ©terminisme , action locale , objectivitĂ©.) et ne doiventpas ĂȘtre en contradiction avec les lois fondamentales.
Fluides incompressibles.
Un fluide incompressible est tel que divĂ»â = 0 :
j m ds = 07U)
LâincompressibilitĂ© Ă pour consĂ©quence que Ăż = 0, dest-a-dire que la masse volu-mique est constante le long des lignes de courant.
Fluides Newtoniens.
Pour un fluide Newtonien, le tenseur des contraintes sâĂ©crit :
aâ Ăâ âpId + Ă(divĂč')Id + 2pD
oĂč D Ăâ Ă (ĂĂčâ+ (Ćžzßÿ), p est la pression et p la viscositĂ©.Soit pour un fluide incompressible :
cr = âpld+p(va+(vaĂż)
en remarquant que div(ĂżĂŒ')t = Ă(divĂ»') , on obtient lâĂ©criture simplifiĂ©e de la con-servation de la quantitĂ© de mouvement :
ĂŽpĂčâ -» â»ââdv/ "".*d =/ dv/ _1 V*.*dLU) ĂŽt + m)â; n s «mnpfv + 7(Ăź)( PH" u) n sOU
ĂŽpĂŒâĂąt + div(plĂŻ Âź u â N6 + pIa) = pf?
10
Loi de Fourier.
La loi de Fourier stipule :
et on suppose :
oĂč cp est une fonction croissante de la. tempĂ©rature. En utilisant la symĂ©trie de a,lâincompressibilitĂ© et la conservation de la quantitĂ© de mouvement, on obtient :
Ăpe -vââdV j "Ćžd =/ hdV kVTĂd j 0*fwm ĂŽt
+«(opalin
swmp lL/«w
n 5+DU (u)
RĂ©capitulatif.
On a obtenu le systĂšme dâĂ©quations sous forme Conservative suivant :
t»ÎpĂ»ââ dV j ""."d
La) ĂŽt + 7mmân S
j ĂŽâH-dV+ HĂŒxĂŻids = j ph dv+/ kĆžT.ñds+laD(ĂŒ)wm ĂŽt w) wm w) D
fids = 0:1
âdv f â1 vr ."d[Anpfv + *1(t)( PH" u) n S
oĂč H = pcpT est lâ enthalpie volumique.Pour complĂ©ter le systĂšme, il faut se donner des conditions aux limites et une con-dition initiale. Les conditions aux limites les plus simples sont de se donner surla frontiĂšre du domaine de calcul soit ĂŒâ soit âpñâ + pĂżĂŒĂźĂ± pour lâĂ©quation de con-servation de la quantitĂ© de mouvement, et soit H soit kĆžTfi pour lâĂ©quation deconservation de PĂ©nergie.
2 Volumes Finis.
La méthode des Volumes Finis cherche à approcher la solution de ce systÚmeen se donnant un ensemble fini de domaines w; appelés volumes de contrÎle et unecaractérisation de la solution discrÚte. Il existe deux grandes familles de méthodesde Volumes Finis :
11
o ou bien on se donne les w,- et on caractérise la solution discrÚte par ses valeursmoyennes sur les volumes de contrÎle; il reste alors à . relier les flux aux valeursmoyennes.
o ou bien on se donne un maillage, on caractĂ©rise la solution par ses valeurs auxnĆuds et on associe Ă chaque nĆud un volume de contrĂŽle.cette famille, on distingue les mĂ©thodes de Volumes DiffĂ©rences Finies oĂč lâonse donne un maillage rectangulaire et oĂč lâon approche les flux en Ă©crivant desdĂ©veloppements de Taylor tronquĂ©s et la mĂ©thode des Volumes ĂlĂ©ments FinisoĂč lâon se donne une triangulation et un espace Ă©lĂ©ments finis associĂ©s.
On décrit briÚvement dans la suite un exemple de chacune de ces méthodes sur leproblÚme de la conservation de Pénergie pour un fluide au repos ("° = 0) en dimensiondeux :
j âkĂT.ñ ds = f ph dV (1.3)7 w
avec k constant et la condition aux limites T = 0 sur Iâ.
2.1 Les méthodes centrées sur les cellules.
Maillages structurés.
On prend pour exemple la discrĂ©tisation de lâĂ©quation de la chaleur qui est utilisĂ©edans TRIO VF. On se donne une partition du domaine de calcul en rectangles decĂŽtĂ©s parallĂšles aux axes, on reprĂ©sente les champs de tempĂ©rature par leur valeursmoyennes sur chaque rectangle. On Ă©value les flux par des schĂ©mas aux DiflĂ©rencesFinies :
12
Ă
lhiâ Ă x
Ă THII
ĆžĂ
: _. _.
ha : ÀK . .' ÀK. . _ xà TG _' .' .'T.' à - TD| _ . . . - '
ln'yĂIIl
hiâ : 9KI TBĂ
-< - - â - â - - â â - â - - - - - â->L<- â - - - - - - - - - - ââ>-<- â - â - - - - - â â - ââ>-
hfâ h, hf
4 1 N T-TH T-TB T-TD T-TGĂâkVT.ndsN2k(h,(hy+hĂ+hy+h5)+hy(hĆ+hE+hx+hS))oĂč 7 est la frontiĂšre du rectangle associĂ© Ă T (hachurĂ©).
Maillages non structurés.
I. Faille et T. Gallouet se sont récemment intéressé à . ce type de méthode. Ils ontproposé dans [15], si le maillage garde la. structure 7], = {K,-j,i = 1,. .. , N;j = 1,. . . ,M}, le schéma. suivant :
13
Soient Cg,â le centre de la maille Kgj, 5,-_J-_;5,5,-_j+%,5,-_Ăą__j, 6,4%les quatres arĂȘtes for-
mant la maille Kgj et Ăgdçùani,j+%!niâ%_ja77g+Ăą_'j leurs mĂ©diatrices respectives. Onnote encore nĂŒjfliâ (resp. fg,j+,gifa-g_jyfç+Ăą._j) la droite joignant les points Cm- etC,'_j_1 (resp Cmâ et Cmâ, C,'_j+1 et C,'_1_j, 0.4.1,,â et Câ).
C,â 1L Ă .X2
Ci+1 ,1
ConsidĂ©rons par exemple lâarĂȘte 65,14% sĂ©parant les mailles Kgj et K,'_j+1. Pour
approcher ĆžTfiK au milieu de cette arĂȘte, on construit une approximation de Taux points 2:1 et 2:2 situĂ©s sur la mĂ©diatrice nid-ĂŒ de lâarĂȘte 6,31} Ă , de part et dâautrede celle-ci. On Ă©crit enfin :
f6 VT.nK ĂŠ |5_._J.+Ă€[l_2__1_54+} m2 â x1]
oĂč 01 et 0g sont obtenus par interpolation linĂ©aire le long des droites f.Pour ces deux mĂ©thodes, il faut ajouter des mailles fictives pour traiter les conditionsaux limites de Dirichlet.
14
2.2 Les mĂ©thodes centrĂ©es sur les nĆuds.
Méthodes de Volumes Différences Finies.
On se donne une grille rectangulaire et on associe Ă chaque nĆud un volume decontrĂŽle en joignant les centres de gravitĂ© des rectangles. On Ă©value les flux par desschĂ©mas aux DiflĂ©mnces Finies :
lu THl
:H l
hg I f'Ă'Ă"Ă'Ă"Ă"Ă"Ă"I' l -|l :3 :I ' :v
'..IĂš
i i. âihf 5 t----_----_-.----__J
lElY la
4- - - - - - - - - - â - - - - - - - - - - - -->-<- â - - - â - - - - â â â->-
- G D _ _ h" H âT TâT!â%VTñdsĂŠk(hâ+hâ(T 7% T ĂĂ€)+ y+ y(T D-+ G))7 2 hg hf 2 av hG(B 12
oĂč 7 est la frontiĂšre du rectangle associĂ© Ă T (hachurĂ©).
15
MĂ©thodes de Volumes ĂlĂ©ments finis.
Câest la mĂ©thode qui nous intĂ©resse ici. Elle sera. prĂ©sentĂ©e et analysĂ©e en dĂ©taildans la suite.
16
Chapitre 2
Une MĂ©thode de VolumesElements Finis pour le problĂšmede Navier Stokes.
1 Introduction aux mĂ©thodes de Volumes ĂlĂ©mentsFinis.
LâidĂ©e dâassocier des volumes de contrĂŽle Ă . un maillage triangulaire est une idĂ©eancienne (ref [22]) mais peu Ă©tudiĂ©e. Seule la. Boa: Method (oĂč le terme Box renvoie Ă la notion de volume de contrĂŽle) qui correspond Ă une mĂ©thode de Volumes ĂlĂ©mentsFinis aflines par Ă©lĂ©ments est bien connue (ref [5,18]). Lâanalyse mathĂ©matique dela. Box Method proposĂ©e par Bank et Roseune comparaison entre les solutions ĂlĂ©ments Finis et Boa: Method . Heinrich (ref[20]) a proposĂ© une analyse plus dans Pesprit des DiffĂ©rences Finies . Enfin Cai etMc Cormick (ref [23]) ont proposĂ© une analyse que lâon peut chercher Ă Ă©tendre dâunepart Ă . dâautre lois de conservation que celle du problĂšme du Laplacien et dâautre partĂ dâautres choix dâ ĂlĂ©ments Finis et de volumes de contrĂŽle. Citons enfin Banaszek(ref [4,3]) qui a comparĂ© âexpĂ©rimentalementâ la mĂ©thode des ĂlĂ©ments Finis et lamĂ©thode des Volumes ĂlĂ©ments Finis pour les Ă©lĂ©ments les plus usuels et Baliga etPathankar (ref
aproblÚme de Navier Stokes à partir de Pélément de Pironneau Bercovier (P12 P1).
17
18
2 Une premiÚre méthode de Volumes ElémentsFinis pour le problÚme du Laplacien.
On dĂ©crit ici la Boa: Method qui peut ĂȘtre considĂ©rĂ©e comme Ă©tant la premiĂšremĂ©thode de Volumes ElĂ©ments Finis proposĂ©e pour le problĂšme du Laplacien. Onne considĂšre ici que le problĂšme de la chaleur stationnaire non convectif (ĂŒ = 0)dans 322 avec k =1,pc,, = 1:
_ vïzïñds = [Uhdv vDenwt
T = TosurFg
en = qsurlâ10ĂlĂŽQ=P=P0UPp
Fo
FoOn se donne une triangulation de Q -compatible avec les conditions aux limites :
les points dâintersection de F0 et F1 coincident avec des nĆuds du maillage- a laquelleon associe lâespace ĂlĂ©ments Finis Vh constituĂ© des fonctions dĂ©finies sur Q Ă valeurdans ĂR, continues et afiines par triangle (i.e. de la forme T(a:,y) = an: + by + c). Onnotera 3:,- les sommets de la triangulation et çà ,- la fonction de Vh telle que
«M329 = 5oâde sorte que toute fonction T de Vh vĂ©rifie :
19
On construit le volume de contrĂŽle w,- associĂ© au sommet ĂŠ- de la triangulation n. . I ejoignant dans chaque triangle de sommet ĂŠ,- les milieux des cĂŽtĂ©s Ă un point quel-conque du triangle Ă©ventuellement frontiĂšre par une courbe de sorte quew,-flwj=ĂD.
Exemple de Volume de contrĂŽle.
Les deux choix les plus classiques consistent à . construire les cellules en joignantdans chaque triangle les milieux des cÎtés au point de concours des médiatrices sitous les angles des triangles sont aigus, et au barycentre (point de concours desmédianes) pour les triangulations générales.
20
Construction des Volumes de contrÎle par les médiatrices.
Construction des Volumes de contrÎle par les médianes.
On dĂ©compose la frontiĂšre Ăąw; de la cellule w.- en deux parties :la partie oĂč le flux est connu :
75,1 g auâ; n P1
et le reste :
7.â Ăâ 3Mâ - 75,1
21
On obtient le problĂšme discret : Trouver T G Vh tel que :
_ xĂźmds = fhdV+flqds (Vzyra-QĂFO)v; w: âv.
T(:z:,-) = T0(:c;) (Vi,a:,- e F0)
Soit en développant T suivant les fonctions de base :
Z: (T(x_,-)/W_vqs,.ñds) = ĂWhdV+ĂEqds+j :3,â {F0
z (Tongq/Tvçsjnïds)j rIjGFo '
que lâon peut rĂ©crire sous la forme du systĂšme linĂ©aire suivant :
AT = B
oĂč on a notĂ© :
A,-,- "=â j âv4s,..ñ dsâv;
B,- "Ă€ LhdV+lflqds+ z (T,,(Ć,-)/%Ăżqs,.ñds>i ĆjĂȘro
Ă€ =°f T051)Il est connu que la matrice A est la mĂȘme que celle obtenue par la mĂ©thode deGalerkin (ref [5] ) dans le cas des volumes considĂ©rĂ©s :
Ai,- = fnvaiĂżajdv
de sorte que les deux méthodes ne diffÚrent que par le traitement du second membreet de la condition de Neumann :
ĂĂ€hdv 7e fnhamv
jfiqds se [PlqadvOn peut montrer, en comparant les deux seconds membres, la convergence de cettepremiĂšre mĂ©thode de Volumes ĂlĂ©ments Finis . Au paragraphe suivant, on construitune mĂ©thode de Volumes ĂlĂ©ments Finis pour le problĂšme de Stokes qui conduitĂ un systĂšme linĂ©aire qui ne diffĂšre du systĂšme linĂ©aire obtenu par le mĂ©thode desĂlĂ©ments Finis que par le second membre.
22
3 Une mĂ©thode Volumes ĂlĂ©ments Finis pour leproblĂšme de Stokes.
On propose ici une méthode inspirée de la Boa: Method adaptée au problÚme deStokes stationnaire (p = 1,11 = 1) :
âAĂ» + Ăp = fdivĂŻf = 0
avec les conditions aux limites :
Ă»â = Ăč} sur F0(Vfi-plĂ€yñ = Ăżâ sur F1
OĂč F0 U F1 =
Soit sous forme conservative :
l(âĂĂčâ+pId).ñds = ffdv7 (J)
fanas = o"Y
La difiicultĂ© principale du problĂšme de Stokes rĂ©side dans le couplage vitesse /pression. En DiflĂ©rences Finies et Volumes DiffĂ©rences Finics ce problĂšme se traduitpar 1âapparition Ă©ventuelle de âcheckerboard modesâ quâon supprime par Putilisationde maillages entrelacĂ©s. En ĂlĂ©ments Finis , il est connu que lâespace en vitesse etlâespace en pression doivent vĂ©rifier une condition de compatibilitĂ© dite conditioninf-sup (ref
3.1 LâĂ©lĂ©ment de Crouzeix Raviart.
Câest Ă partir de cet Ă©lĂ©ment proposĂ© par Crouzeix et Raviart dans [11] que lâon vaconstruire notre mĂ©thode de Volumes ĂlĂ©ments Finis pour le problĂšme de Stokes;ce choix sera justifiĂ© dans le chapitre 4. On notera Po(K) l'espace des fonctionsconstantes sur le triangle K et P1(K) celui des fonctions affines (dest-Ă -dire de laforme arc + by + c) sur K. On associe Ă . une triangulation 77, de Q compatible avecles conditions aux limites, les espaces ĂlĂ©ments Finis Ćžh et Qh dĂ©finis par :
Vh d=â {v continues aux ĂŠ,- : VK E 73,12 E P1(K)}V], ĂȘ»! {i7=(u,v) zuevmveVh}
Qh âf-iâ {q :VK e Tmq e P0(K)}
23
oĂč les z.- sont les milieux des cĂŽtĂ©s des triangles de Th.
Localisation desdegrés de libertépour l'élément deCrouzeix Rouiart
UN 9'1-
ĆVOn notera çà ,- la fonction de base de Vh qui vĂ©rifie : «A-(arj) = 6,5 et xbK la fonction
indicatrice du triangle K (câest Ă dire la fonction qui vaut 1 dans K et 0 ailleurs.)de sorte que toute fonction de V}, sâĂ©crit :
17(3) = ("a") = (z"(1âi)45i(-T)az"(ĆilĂ«flclli 1
= Z:l
Les fonctions de base Ă©; sâĂ©crivent sur chaque triangle :
454K = 1- 2â\ilKoĂč ĂglK est la coordonnĂ©e barycentrique de K associĂ©e au sommet faisant face aunĆud 1:,-.De mĂȘme toute fonction de Qh sâĂ©crit :
40v) = Z q(gx)Ăźlâx(ĂŠ)K67},
oĂč gk est le centre de gravitĂ© du triangle K. On supposera les nĆuds 2:,- numĂ©rotĂ©sde façon Ă ce que les NM, premiers nĆuds soient internes :
ISiSNM) => Ćçëro
Nh_o<iSNh => ĆgĂ«l-âg
Remarque : LâĂ©lĂ©ment de Crouzeix Raviart est non conforme : V}. I HI(Q) lesfonctions de Vh Ă©tant discontinues sur les cĂŽtĂ©s des triangles, mais les flux de masse
24-
au travers des arĂȘtes sont bien dĂ©finis :
j Ă€mĂŻm ds + f ĂŒKJiK, ds = oĂŽKgflĂąKg ĂŽKlflĂŽKg
ou K1 et K2 sont deux triangles voisins, ĂŒK, (resp. ĂŒxz) est la restriction Ă K1 (resp.K2) de ĂŒâ, ñKl (resp. ñxz) est la normale unitaire extĂšrieure Ă . K1 (resp. K2).
3.2 Description des volumes de contrĂŽle.Ă tout nĆud 37,â, on associe le volume de contrĂŽle w; obtenu en joignant les
sommets des triangles à leur centre de gravité. Les w,- seront les volumes de contrÎlede la quantité de mouvement, les triangles seront les volumes de contrÎle de la masse.On notera comme pour la Boa: Method :
7:31 = Ăwxâ Ă F17s = 340.â - 7.31
Volume de contrÎle de la quantité de mouvement
3.3 Formulation conservative discrĂšte.
On cherche un champ de vitesse dont chaque composante est affine par élément,continue aux milieux des cÎtés et un champ de pression constant par élémentvérifiant les équations de conservation de la masse et de la quantité de mouvementsur les volumes de contrÎle adéquats z
25
On cherche ĂŒ = (u,v) E Ćžh et p E Qh tels que :
f m ds = _ 5m ds VK e 7,,ĂK-Po ĂKĂPO
Lâkplfl-(ƞûfl.ñds=Ă.ĂdV+[flĂżâds pouriSNhp
En développant suivant les fonctions de base, on obtient :
Nmo
Ă ("W1") [afin âfijnĂŠ dS + 0%â)! qsJ-ny as) = â j «nm ds VK e 7,.ĂK-Fo ĂKĂFQ
qui exprime la conservation de la masse,
Ă (â(32') A âĂż45j-ñ C13) +
= z (udĂrj)'76 Wi T.âJ'=Nr.,o+1
qui exprime la conservation de la premiÚre composante de la quantité de mouvementet :
Ă (v(xj) Aâ âĂçbj.ñ' ds) +Ă«
(PQIK) f7â Ăźfixny ds) =
=ĂIĂĂOH
(vdaĂ€alfi 645,5 as) + mâ fy dV + f7} g, ds Vi g NM,
qui exprime la conservation de la seconde composante de la quantité de mouvement.On peut récrire ces équations sous la forme matricielle :
A c, U = F,A 0,, v = Fy
B, By P GoĂč:
o U est le vecteur de taille NM; des valeurs de la premiĂšre composante du champde vitesses aux nĆuds :U,â =
26
o V est le vecteur de taille NM, des valeurs de la seconde composante du champde vitesses aux nĆuds :
Va = W955)o P est le vecteur des valeurs de la pression sur les triangles :
Px = 149K)-
o A est un matrice NM, x NM, dont les coeflicients sont :
âĂq5,-.ñ ds7|â
A5,â
o BĂŠ et By sont des matrices NK X NM, dont les coefiicients sont :
Lâ, 455m ds
LK çbiny ds
o Câ, et C3, sont des matrices NM, >< NK dont les coefficients sont :
(BaJKi
(B016
(Cz)iK
(ĂzDiK
ĂźxbKna: d'3âh
zjzxny ds'71â
o F, et Fy sont des vecteurs de taille NM, :
N,. _.v(F3); = Z
J'=Nn,o+1 7â
+ âf, dv+/fig, dsN,. _.
(F05 = Ă (âM001â) VĂ©j-ñ ds)j=Nh,o+1 7â
+ fydV+llgy dsWi 7.â
o G est le vecteur de taille NK :
GK â/iĂKnl-âo
27
soit en notant :A 0A=(0 A ,B=(B, By),c=(g=)U Fx _u=(V),f=(fi)aQ_G
AU+ĂP=ĂBU=Ă
Les matrices A B et Câ ont des propriĂ©tĂ©s remarquables que lâon va prĂ©ciser.
La matrice de diffusion : A
La matrice de diffusion sâĂ©crit :
Lemme 2.1 :La matrice A est la mĂȘme matrice que celle obtenue par la mĂ©thode de Galerkin (elleest donc symĂ©trique dĂ©finie positive).
DĂ©monstration :On a pour tout K de la triangulation, si Ćj est le milieu dâun cĂŽtĂ© de K :
fxĂŒqgdv = Ămojñdset
/K ƞéjdV IKIƞM;
-O 1_â
VQĂjIK = âIĂI-âLK qSJ-n dS
Notons 3K,â le cĂŽtĂ© de K portant Ćj, on a :
fmçÀjñ ds=lĂŽKjd>jñ ds+ «pjñ ds3Kâ3Kj
28
Or sur les deux cÎtés de K ne portant pas xj, 45,- est afline et nulle au milieu du cÎtédonc :
j Ăjñ ds = oĂK-ĂK,â
et en notant ñj la. normale à ÎKj extérieure à , K,
aKjçSJ-ñds= |ùK_,-|ñ'j
Lâ 33;.
n \
Dâautre part,
KGTâ. 70K= _ f; (Ăqsmxj ñds
K67}, ' K
- â z 1
K61;
Or
fmnx ñds = â8Kâ ñ ds = 4;;
dâoĂč :
1 -o- âo-A," = :5â .5â soitJ Agi
A5,. = Z jKĂŒĂ§pfiqsjdvK67».
29
qui est bien lâexpression correspondant Ă . la mĂ©thode de Galerkin.
Remarques :
o A a cinq termes non nuls par ligne et par colonne et peut donc ĂȘtre stockĂ©edans un tableau de taille nombre de faces X 5.
'
o Cette propriĂ©tĂ© reste vraie si lâon joint les sommets des triangles Ă un pointquelconque du triangle par des courbes ne se coupant pas.
Les matrices de divergence et de gradient : B et Câ.
La matrice de divergence sâĂ©crit :
(BĂŠ)Ki
(By)Ki = [mçsinyds
Ilc5.><
ÿÀH o. C1:
La matrice de gradient sâĂ©crit :
(Ca:)iK = f ĂźfiknĂŠ dS'76
(Cy)iK = lnbKny ds7|â
zLes matrices B et C sont les mĂȘmes matrices que celles obtenues parla mĂ©thode deGalerkin, et on a B = âCâ.
â t t'oOna:
dâ *= f m
30!
ce qui montre que la matrice B est la mĂȘme que celle obtenue par la mĂ©thode deGalerkin.
B1: i d âo "fOr : ĂBĂĂ; ) = fax 955-71 = 5K et 5
dâ oĂč: B= âC".
Remarques :
o B a trois termes non nuls par ligne et deux par colonne et peut donc ĂȘtrestockĂ©e dans un tableau de taille nombre de faces x 2 ou nombre de trianglesx 3.
o Cette propriĂ©tĂ© reste vraie si lâon joint les sommets des triangles Ă un pointquelconque du triangle par des courbes ne se coupant pas.
On peut donc rĂ©crire (en changeant Ăż en âĂ et B en âB) le systĂšme linĂ©airesous la forme :
AM+BâP = fBU - Ă
Le second membre.
Comme pour la Box Method pour le Laplacien, les seuls termes qui diffÚrent dela méthode de Galerkin sont la partie f et la partie g du second membre :
[wißdv se fflfqÊdvqilsßds ae fnÀaÀgds
31
On remarque que le second membre de la mĂ©thode V.E.F. peut ĂȘtre considĂ©rĂ© commeune intĂ©gration approchĂ©e particuliĂšre du second membre E.F. :
ri " xdv: zd- i2:lfKfdĂ€dV (m; | l )fV2/KAfdVIK-(UAĂK
2\/?_>S Ăv lKHfzILNK)Ăx/IĂTlI(llfxlL°°(K)
= Ă(h2)|fzlL°°(K)
u.â
S
Traitement des conditions de Dirichlet.
La mĂ©thode ainsi dĂ©finie nâest pas globalement conservative en quantitĂ© de mou-vement :
/F0(_ĂŒa+p1d).ñdsaĂŠfißßdiĂŠfilgdscar on nâĂ©crit pas dâĂ©quation de conservation sur les cellules associĂ©es aux nĆudsde Dirichlet. De plus, on traite mal le voisinage de F0 fl F1. On propose ici unemodification palliant ces problĂšmes.On construit les volumes de contrĂŽle en joignant dans chaque triangle
o les sommets au centre de gravitĂ© du triangle si aucun des trois nĆuds dutriangle nâest de Dirichlet.
o le sommet faisant face au nĆud de Dirichlet Ă ce dernier si un seul nĆud estde Dirichlet.
o si deux nĆuds sont de Dirichlet, on affecte tout le triangle au nĆud restant.
Traitggent de la frontiggg.
Fo
32'
Cette modification ne modifie pas les matrices A et B ; câest_cette mĂ©thode quiĂ Ă©tĂ© utilisĂ©e pour les cas tests.
Justification du choix effectué.
On a donc obtenu un systĂšme discret, qui pour le problĂšme de Stokes, est lemĂȘme que celui obtenu par la mĂ©thode des ĂlĂ©ments Finis de Crouzeix-Raviart avecintĂ©gration approchĂ©e du second membre. Ceci assure la stabilitĂ© et la consistancedu schĂ©ma et donc la convergence comme on le verra dans le Chapitre 4. De pluscette mĂ©thode prĂ©sente Pavantage dâĂȘtre conservative et donc atteint lâobjectif fixĂ©.
3.4 Extension Ă la dimension trois.
En dimension trois, la vitesse est cherchĂ©e dans Pespace des fonctions affines partĂ©traĂšdre, continues aux 12,â, oĂč les 3;,- sont les centres de gravitĂ© des faces et la pressionest cherchĂ©e dans lâespace des fonctions constantes par tĂ©traĂšdre. On construitles volumes de contrĂŽle de la quantitĂ© de mouvement en joignant les sommets destĂ©traĂšdres a leur centre de gravitĂ©. Les volumes de contrĂŽle de la masse sont lestĂ©traĂšdres.Pour ce qui est de Pexpression des coefficients des opĂ©rateurs discrets, ils gardent la.mĂȘme expression Ă condition de dĂ©finir :
(figlx = l â 3Ă;IK et
ĂȘâ "=â|ĂąK,-|ñâ,- =/ ñds=/ «M ds8K.â 3K
oĂč 6K; est la face opposĂ©e au sommet i.
33
Comme en dimension deux, on montre que cette méthode ne diffÚre de la méthodede Galerkin que par le second membre.
4 Extension aux Ă©quations de Navier Stokes.On suppose toujours p = 1 et on cherche ĂŒ et p solutions de :
Ăą" -. a -»6-â; _ divuV1ĂŻ+ div(1ߟ ĂŒâ) + vp =divfi = 0
oĂč 1/ = Ă = p.Avec les conditions aux limites :
ĂŒâ ĂŒd sur P0(vVĂ€-pldÿñâ = Ăżâ sur F1
La difficultĂ© supplĂ©mentaire par rapport au problĂšme de Stokes vient du termeconvectif. Il est connu que les schĂ©mas centrĂ©s sont instables si 1/ est petit devanthnĂŒ", aussi a-t-on dĂ©veloppĂ© des mĂ©thodes de dĂ©centrage aussi bien dans le âmondedes diffĂ©rences finiesâ que dans le âmonde des ĂlĂ©ments Finis â. Le schĂ©ma de baseimplantĂ© dans TRIO V.F. est le schĂ©ma amont dont on sâinspire ici. PrĂ©sentonsdâabord le schĂ©ma centrĂ©.
34
4.1 Le schéma centré
Ona:
PourĂŒe Vh, on a:
f1â mm) ds = z; c(a).-,.a(ĂŠ,.)
oĂč:
502),, = Ă. M125) ds= ZÀÊjk-Ăk
k
oĂč
Ă]; =
Ăijk = Lffijf/ĂźkñdĂŽ
On voit que la matrice [(11') nâest pas en gĂ©neral Ă diagonale dominante ce qui peutconduire Ă des instabilitĂ©s.
35
Calculons f5â: (figrfijñ ds (voir figure)qĂ€iqĂ€j est un polynĂŽme de degrĂ© deux dâoĂč :
fâ 4h45; ds = '3â;â" l(45i45j)(3l) + 4(Ăšs<fij)(m1)+(<fiĂŠa5j)(g1)]8
oĂč m1 est le milieu du segment [slgl]. Utilisant les expressions :
(ĂsĂ€jflsx) =
(ĂiĂjXQI) =
(ĂzĂ€jxml) =colrhĂąolr-r
H
on obtient :
91 Islgll 16 1i.d = ___1 _ _fiĂ©â 3 6 [+ 9 +9]
13lfiĂżlllĂż
Calculons maintenant faâ; çfiiqfijñ ds
8
oĂč mg est le milieu du segment [sggl]. Utilisant les expressions :
(455451952) = â1(«z-mies = Ă
(Ă©eĂšjXmz) = Ăon obtient :
= âlszmllĂąl-Ainsi, on a :
.. 13 91 __ 4 91 __,--- = â n â â n.t]
36
De mĂȘme, on obtient :.. 13 91 4 91â° 27 ,, n 9 ,. ns 13 ni
Cgjj =ñ ,1
n
et il est clair que Ăâ; = 0 car 7; est un contour fermĂ©.
4.2 Un schéma décentré amont.
On notera ñâ,- la normale unitaire extĂ©rieure Ă . 7.- et âYzuj = '75 0 7j.Lâ idĂ©e du schĂ©ma dĂ©centrĂ© amont est dâapprocher Ă»â sur 7g,â par u.- sipar u,- si (zßñg) < 0. On obtient le schĂ©ma suivant :
f 5015,.) dsĂŠ / ĂŒ.-max(ĂŒ.ñ.-,0)+1Ăjmin(ĂŒ.ñ;,0)ds75j 75j
Câest Ă dire :
1cw ,3 = f -(a ñâ, _ 112.54) ds < 075.,- 2
1cw ,-,- = j -(ĂŒâ ñâ, + Ianl) ds > o7.- 2On a:
21:02,, _ o
car ñâ,- = âñ_,- et:
ZEĂ-Ăgj: f «m dsJâ âYi
Ainsi si divĂčâ = 0, on obtient une matrice Ă diagonale dominante ce qui assure lastabilitĂ© conditionelle du schĂ©ma.
4.3 Calculs instationnaires.
On cherche Ăčâ et p sous la forme :
Ă = Z 1713,â, ĂQĂKĆ)i
p = Z p(yx,t)'l>r<(=v)KET»
37
En utilisant tout ce qui précÚde, on obtient le systÚme algébro différentiel suivant :
3UMĂĂ+AU+L(U)U+BâP = F (2.1)BU = G (2.2)
avec la condition initiale : U(t = 0) = U0 telle que : BUo = G.u(ĂŠ1,t)
oĂč U; =17
vain, t)MĂ- = f _ 4s,- dV.
Si on approche M par :
Misâ ĂŠ |ws|5ijalors on obtient la matrice de masse de la mĂ©thode de Galerkin. Câ est cette matricede masse approchĂ©e que lâon a programmĂ©e car elle est diagonale et donc facile Ă inverser.
schémas de projection.
Utilisant le fait que le noyau de Bâ est rĂ©duit aux constantes, on peut choisir untriangle K0, imposĂ© p(K0) = 0 et retirer dans B (resp Bâ) la ligne (resp colonne)correspondante. Ainsi Bâ devient injectif.En multipliant lâĂ©quation (2.1)Ă gauche par BMâ et en remarquant que 5% = 0car zĂźd est supposĂ© indĂ©pendant de t, on obtient :
BMâ (AU + L(U)U + BâP) = BMâF
Ainsi en notant :
_ BM"BâN(U) = M" (F â AU â L(U)U)
U: l
38
ou la matrice E est inversible :
Ep=0 Ă (Ep,q)=0 Vq=> (BM"1Btp,q) = 0 Vq
=> (M"BĂŻv, Bâq) = 0 Vq=> Btp = 0Ă p = Craie,
et
âP = I â M'1BâE'1B
on obtient une équation différentielle ordinaire sur U et une équation algébriquereliant P à U :
auĂŻ = mvw) (2.3)
P = E"BN(U) (2.4)
77 est PopĂ©rateur de projection sur Ker(B) parallĂšlement Ă Im(M"1Bâ) :
POP = L; â 2M'1BtE'1B + M'1BâE'1BM'1BtE"1BId â 2M'1BtE'1B + M'1BtE'1B'P
Il
âP(M'1BâP) = Mâ1BâP â MâBâEâ1BMâ1BâP= Mâ1BâP â M'1BâEâ1EP
0
En multipliant (2.3) Ă gauche par M et en utilisant (2.4), on obtient bien (2.1), dâautre part dâaprĂšs les propriĂ©tĂ©s de âP, et la condition BUO = 0, (2.3) implique (2.2).Il reste donc Ă . choisir un schĂ©ma en temps stable et consistant. Le schĂ©ma utilisĂ©dans TRIO V.F. est le schĂ©ma dâEuler explicite :
Un+l _ Un
AtCe schĂ©ma est conditionnellement stable.Ualgorithme dâavance en temps sâĂ©crit :
= âPN(U")
o On se donne e > 0, si on cherche un Ă©tat stationnaire et tma, si on cherche asimuler lâĂ©coulement sur lâintervalle [0, tmaz].
39
o n = O, U0, At donnés.
o Répéter :
Calculer V = N(U")
o Calculer P" = E'1BV
Calculer V = V â M"1BâP"
Calculer U"+1 = U" + AtV
Fairen :=n+1;t=t+At
Jusqu Ă , ce que
4.4 Extension Ă Navier Stokes anisotherme.
On sâintĂ©resse maintenant au systĂšme complet dâĂ©quations modĂ©lisant lâĂ©coulementdâun fluide incompressible. Rappelons dâabord le jeu dâĂ©quations obtenu au chapitre 1Aen nĂ©gligeant le terme de dissipation visqueuse :
/ .74 Var(R?! )T ;
r *âââeâââââ ââ* +âââ4 ââĂ
apaâE
aâdv/ * "."d =/ dv/ â1 *."dfwm Ăąt
+mpiĆĂĂ/ii
swopf"
+mâ p dlflĂżu)"
3l
af iids = 0«(il
tA â(L dV + AnHĂčflñ ds = Lâ) ph dV + f7â) Nm ds |
(t) ĂŽt
l oĂč H = pcpT.l On se donne les conditions aux limites :
.' Ăčâ: "d. sur FĂ€dm et T=Td sur F3pĂĂ»Ăñâpñ=Ăż sur FĂŻdm et kĂTßñĂ=q sur FĂŻ ne
Ăź- â 14-L31__ n _ _ ______ %_ %_ pl} :0âlâ 0 A l. '
r}r
fila/o): l!l/"(m-
o
40=
oĂčIâ = r3â u r34" = r3 u rg.On a choisi de chercher H et T dans le mĂȘme espace que chacune des composantesde la vitesse, les fonctions p(T),C,,(T), k(T) et 1/(T) sont tabulĂ©es.AprĂšs discrĂ©tisation en espace, on obtient le systĂšme suivant -en indiçant par qdmles matrices relatives âa la quantitĂ© de mouvement, et par e les matrices relatives Ă lâ Ă©nergie - :
3pâMqdmĂźtâ + Aqdmu + CqdmiĂŻ-ĂXPĂ) + Ătp = fqdmBU = G
Mg} + Agir + Le(Ăč')H = F,H = pCpT
oĂč les diffĂ©rentes matrices ont les expressions suivantes :
U451
Ă
(Mqdmhj = iwfiqdmlĂŽĂ€j i (Mexj = lwieiĂ€iâ
(Aqdm)ij = ĂKQKQâ) âKfijĂź i (Ac)ij = kQĂKajM-Ăj
(Aqdmhe = "' Z (Aqdmhj 5 (Aehi = â 201ch,-i?â i?â
(L.,4.,.(a>>,.,. = L(timon)..- = f,
(Le(a))_._. = j Ăš(Ăčâ.ñ+|ĂŒ.ñ'|)ds1âŹ
41
(BĂŻ)KĂ=âSĂź(z Ăą (âBy)I\,Ă=âS-;\ây(Fzfimh = fwçdmpfĂŽdV+ qdmgzds
n 76,1
N,. __+ z ud(Êj) fqdm pV45j.ñ' ds
7.âj=Nh,o+1
(Fïdm); = qdmpfÀdV+jfidmgydsNh
+ z vd(:rj) jqdm flVĂj/ñ: dsj=N».,o+1 7-â
(F6), = LçphdV+ Te qdsN).
i
+ z Td(x,.)/ kVçbJñdsJâNh.o+1 âV?
(0)5, = j 11m dsĂŽKflFo
et u =
Les |wfldm| ne diffĂšrent des [wfl quâau voisinage des bords du fait de la prise encompte des conditions aux limites de Dirichlet en vitesse ou tempĂ©rature. De lamĂȘme façon (Lqdm(U ne diffĂšre de (L,,(U quâau voisinage des bords. Il arrivesouvent que Ă dĂ©rive dâun potentiel :
-o
f = Ćžf;
par exemple pour la gravitĂ©, f; = âgz.Il peut alors ĂȘtre intĂ©ressant de discrĂ©tiser le terme source de la façon suivante (enprenant Pexemple de la gravitĂ©) :
pĂżdV=/ pdV/ âĂgzdV = /pdv( âgzñ'ds+fylâgzñ'ds)w.â w.â w.â w.â 7.â .-
ĂŠ âp(:1:,-)g ((3910,. + f7} gzñ as)
42
oĂč XK = (gx), Câest cette discrĂ©tisation de la gravitĂ© qui Ă Ă©te utilisĂ©e pour lesecond cas test.
Dans la suite, on dĂ©crit Palgorithme qui est utilisĂ© dans les codes de thermo-hydraulique dĂ©veloppĂ©s Ă Grenoble par Cisi IngĂ©nierie. Pour construire cet algo-rithme on effectue les mĂȘmes manipulations sur les Ă©quations de la masse et dela quantitĂ©e de mouvement, quâen 4.3. On obtient alors un systĂšme dâĂ©quationsdiffĂ©rentielles sur les variables L! et H et une Ă©quation algĂ©brique reliant P Ă U. OnĂ©crit alors le schĂ©ma dâEuler explicite pour le systĂšme dâĂ©quations diffĂ©rentielles.Ualgorythme sâĂ©crit :
o On se donne 61 > Ă,âŹ2 > 0, si on cherche un Ă©tat stationnaire et tma, si oncherche Ă simuler PĂ©coulernent sur lâintervalle [0, tmw].
o U0,T0,At donnés.
o Calculer H0 = p(T0)C,,(To)Tg.
o Répéter :
o Calculer Aqdm, Fqdm avec p = ,u(Tn) et p = p(Tn).
o Calculer V = pi "1 (Fqdm â AqdmU" â L(U")(p"U"))n qdm
o Calculer P" = E'1BV oĂč E = B âl Bâqdm
o Calculer V = V â ÀënBtP"
o Calculer U"+1 = U" + AtV
o Calculer Ac, avec k = k(Tn).
o Calculer 0 = F6 â AeT â Le(U"+1)H.
o Calculer Hnâ = Hn + AtĂ€.
43
o Calculer Tuâ = f(Hn+1).
o Fairen=n+1ett=t+At
o JusquâĂ ce que n = NmaĂŠ ou 5 e, et
5 Résultats numériques.
On présente ici les résultats obtenus sur deux cas tests classiques :
o La cavité à paroi défilante permet de tester la méthode en hydraulique.
o La cavité de Vahl Davis permet de valider le couplage entre Phydraulique etla thermique.
De nombreux rĂ©sultats ont Ă©tĂ© publiĂ©s sur ces deux cas test.La maquette ayant Ă©tĂ© Ă©crite en 3D, on a ajoutĂ© une Ă©paisseur de Pordre de h etimposĂ© sur les parois latĂ©rales une condition aux limites dite de symĂ©trie :ĂŒfi = 0, Ćžpfi = 0 et ĆžTJĂ = 0 pour le second cas test.Le maillage comprend 265 nĆuds, 1618 faces et 680 tĂ©traedres. Les figures ont Ă©tĂ©obtenues en interpollant la solution calculĂ©e par la mĂ©thode des Volumes ĂlĂ©mentsFinis sur un maillage structurĂ© 20 X 20 de type M.A.C.
5.1 Cavité à paroi défilante.
Description du cas test
On cherche Ă . approcher PĂ©coulement dâun fluide incompressible et isotherme dansun cavitĂ© carrĂ©e de cĂŽtĂ© 1m dont lâune des parois est entraĂźnĂ©e Ă la Vitesse de 1msâ.
44
ĂŒ=:1
cavitĂ© Ă
ĂŒ=0 _ ĂŒ=0paro1
défilante.
ĂŒ=0
Le seul paramĂštre est le nombre de Reynolds qui ici estOn donne les champs de vitesse et les isobares dans les figures qui suivent.
45
5.2 Cavité de Vahl Davis.Description du cas test
On Ă©tudie un Ă©coulement dâair dans une cavitĂ© carrĂ©e de cĂŽtĂ© L dont la paroigauche est Ă la temperature T6 = 315K et la paroi droite Ă T; = 215K, les deuxautres parois Ă©tant parfaitement isolĂ©es.
cavité
Hahl Davis
âen
3T__Ăźyâ0Les paramĂštre de lâĂ©coulement sont les nombres de Prandtl
â c" 3 \ cet de Rayleigh (Ra = ) ou fl = â% et p0 =on a utilisĂ©: p0 = 1, g = 931m3â, fi = 3.41eâ 3, Te â T; = 10, 1/ 21.8s â 5m2sâ1et k = 2.5356 â 5m25â de sorte qu âil suffit de choisir L convenablement pour fixerle Ra.On obtient le tableau suivant :Ra = 1.e3 Leâ 1.e5 LeâL ĂŠ L113-2 236-2 5.1424 1.1e"1
On donne les champs de vitesse et les isothermes dans les figures qui suivent. Lasolution de référence est donnée dans [12].
46
Chapitre 3
Analyse Numérique des méthodesde Volumes Elements Finis pourle problÚme du Laplacien.
Quelques rappels.
Espaces de Sobolev.
On renvoie à [1] pour plus de détails sur les espaces de Sobolev.Soit Q C 5R4 un ouvert borné de frontiÚre lipschitzienne (ref
pour 1 S p < 0o, Pespace des fonctions mesurables dont la norme :l
llvllzan = (/9 Ivnp)âest finie.Lâespa.ce de Sobolev W""â(Q), pour m z 0 et 1 S p < oo est Pensemble desfonctions v E Lâ(Q) dont toutes les dĂ©rivĂ©es partielles au sens des distributions ĂŽavavec |a| 5 m sont dans L"(Q). On munit W""â(Q) de la norme :
lP
llvllmmĂ» = ( Ă f I854â)Ialsm °
On note H"â(Q) Pespace W""2(Q) et :
Ivm = < z IervmÀlal=mffl
47
48
Un théorÚme de trace.
Soit Q C ĂRd un ouvert bornĂ© de frontiĂšre Iâ lipschitzienne. Il existe un opĂ©rateurâtraceâ linĂ©aire continu de H1opĂ©rateur.
Le lemme de Bramble Hilbert.
Ce lemme est montrĂ© dansSoit Q C ĂRd un ouvert de frontiĂšre lipschitzienne. Pour un entier k 2 0 et
p E [1,oo], soit f une forme linĂ©aire continue sur W'°'â"â(Q) vĂ©rifiant :
f(<1)= 0 Vq G 11(9)oĂč Pk(fl) est lâensemble des polynĂŽmes de degrĂ© infĂ©rieur ou Ă©gal Ă k. Alors il existeune constante âŹ(0) telle que Vv E WHIHQ):
|f(v)| S C(9)||f ||Ăź+1,p,nlv|k+1.p.noĂč [LllĂŻflfinn est la norme sur le dual de WHIWQ).
Passage Ă un Ă©lĂ©ment de rĂ©fĂ©rence.On trouve les deux rĂ©sultats qui suivent dansSi K est un polyĂšdre de 9Râ! et K lâ image de K par une transformation afiine
inversible F de 5Râ! dans ĂRd dĂ©finie par F = BĂą: + b, alors :d
nBn s ââ" , |det(B)l = "âĂ' z (E1)Pie IKI hk
oĂč hK (resp. hg) est le diamĂštre de K (resp. de K) et pK (resp. pk) est le plusgrand diamĂštre des boules inscrites dans K (resp. de K) ; de plus ĂIC(K) > 0:
vv e Hkar), IĂ»lm s cllBllkldeĂŒBfl-ĂąlvlklfoĂč Ă»(Ăąc) = v(F(Ăą:)).
Interpolation sur lâĂ©lĂ©ment de rĂ©fĂ©rence.
Soit K un polyĂšdre de ĂRd et Ăźr un opĂ©rateur linĂ©aire continu de Hk+1(K) dansH"â(K),0 5 m S k +1 vĂ©rifiant:
Vv e PbĂźrv = v,
ona :3C(ĂAĆža7AĂâ
Vâ e Hk+1(1Ăż),||v _ Ăźrvnmfl S CIvlk+LK
49
50
1 Position du problÚme et notationsOn considÚre ici le problÚme modÚle dans un ouvert polyédrique :
n c ĂŠd d=1,2,3âAu = f dans
u = 0 sur (F)
On suppose les données telles que :
u e H2(n)nH5(n)
On se donne une famille réguliÚre de triangulations (71),, dest-à -dire vérifiant :
3a>0z VMVKEĆžĂ. , hK SapK
- oĂč hK est le diamĂštre de K, pK est le plus grand diamĂštre des boules inscritesdans K et h = max(hK) ââ> 0 - avec PhypothĂšse :
3K : Vh,VKâŹ77. 35;â; :F,â}(IĆž)=I{
et Ff} afiine et inversible.On notera ĂŠ; les nĆuds de chaque triangulation '17, numĂ©rotĂ©s de sorte que :
lSiSNhp =>
Nhp-I-lSiSNh => rlßgër
et (Vh)h, (V;,_0)h les espaces éléments finis de Lagrange associés :
V}, = 6.1). {çfih 1 S i S Nh}
Vhp = 6.1). {(5,3 1 S i S Nhp}
oĂč les fonctions de bases d),- sont telles que:
ĂJĆJâ) = 54j-A tout nĆud x,- de '17. on associe un ouvert w,- appelĂ© volume de contrĂŽle de sorteque :
ULĂ;=QĂź
93.â G w;
51
On notera :
fl-N:7.â Ăw.â7.3,â = 7; 07j
En intégrant (3.1) sur les volumes de contrÎle w,- pour 1 S i _<_ NM), on obtient:
â6u.ñ ds = Ăż f dV. (3.2)âYi
Le principe de la. mĂ©thode des Volumes ĂlĂ©ments Finis est de chercher une fonctionu}. G Vâ) vĂ©rifiant :
/_Ău,,.ñds = jfdv ISiSNhp.âYi âV!â
Comme uh appartient Ă . Vâ), on a:
J'=Nh,o _Un = z 1119152â
jzl
on obtient donc :
j=Nh.0 __z (u,,(x,.)/ _v4s,-.ñds) = f fdVj=1 âYi Unâ
qui sâĂ©crit encore sous la forme :
AU = F
en notant,
Agj g âly_
F.-U1â = âĂ=uh(=âj)
Remarque : la matrice A nâest pas a priori symĂ©trique.
52
2 AnalyseOn introduit la forme bilinéaire :
ah(u,u) ___ _i=Ă'°i=l '
dĂ©finie pour u et v dans 8;, Ăâ Vh G9 H2(Q)et la forme linĂ©aire dĂ©finie sur 8h:
pour f E L2(Q)de sorte que lâon peut Ă©crire en utilisant (3.2) :
. ahĂŒunvh) = dhĂhvh) = Lh(vh) Vvh E Vh
2.1 Un rĂ©sultat de convergence abstrait.On a le rĂ©sultat suivant dâexistence et unicitĂ© de type Babuska. :
Lemme 3.1 :Soient V un espace de Hilbert, (Vh)h une famille d âespaces de Hilbert de dimensionfinie - non nĂ©cessairement inclus dans V - , munis du produit scalaire (., .);,, (ah),une famille de formes bilinĂ©aires continues sur Vh et u E V. On suppose que (., .)het (ah), se prolongent Ă u G9 Vh. Si,
30h > Ă Z VU}, E V}, Sllp Ăźkvhflivh) Z QhIIĂhIIh (3-3)whĂ«Vh "whiih
alors :
Vu E V 3!uh E V1, : ah(u â umvh) = 0 Vw. E Vh
de plus :
. 1 -Ilâ - uhllh S 4235"" ' âmâ + a .32â;
53
Démonstration :Existence et unicité.Soient u}. et uÀ deux solutions, on a. :
ah(u,1,â ufnvh) = Ă Vvh E V),
dâoĂč par (3.3) :
II"Ă. - "ĂIIh = 0On a. Vvh E Vh:
1 __"uh _ vhnh 5 _ supa1. âwhevh IlwhllhS _1_ Su 411J" - vhawh)
ah WhĂVIn IIwhIIhet
II" - "hIIh S II" - "hIIh + II"h - "hIIhdâoĂč le rĂ©sultat annoncĂ©.
En particulier on aura si 7th est PopĂ©rateur de H21rhv(x,-) = v(:1:,â) :
1 ah(u â 7rhu,w;,)Il" - "hIIh S Il" â "Wlln + â supâĂźââah w:- llwhIlh
2.2 Un lemme dâapproximation des flux.Ce lemme a. Ă©tĂ© montrĂ© en dimension deux pour le P1 par Cai (ref [23]).
54
Lemme 3.2 :Soit R: un polyĂšdre de ĂRd (d S 3) , soit ây inclus dans une face (un cĂŽteâ en dimensiondeux) de Ăź: et âĂźr un opĂ©rateur linĂ©aire continu de Hk+â+1(k) (l z 0) dans Hk+ââ(k)avec k Z 1 et l Z 0 vĂ©rifiant :
VĂEPIĂ 3
Si r: est une partie de 3E4 telle quâil existe une transformation aflĂźne inversible F de?Rd dans 5Râ! pour laquelle n est lâimage par F de Ăźc, si 7 est lâimage par F de ñâ et silâopeârateur 7r est dĂ©fini par :
VvâŹHk+'+l(n),7ârĂź) = inâ),
AoĂč ĂŽ(a:) = v(a:), et si Vv E Pk+;(rc):
Il ĆžĂŒ} â 7rv).ñ dsl = 0v
alors ĂIĂ tel que Vv ⏠Hk+â+l(fl) :
__ A hk+d+l| V(v â 7rv).ñà ds| S C "
d |v|k+1+1_,;'v :4â?
oĂč Ă ne dĂ©pend que de Ă et Ăźr.
DĂ©monstration :En appliquant Cauchy Schwartz, on obtient :
auĂźMW; â 7rv).ñ' 43| 5 mĂą
On note :
j 1% â 7m)? ds s IIB-âIPM (j me â m?)v l7l v
55
oĂč
aĂą1<k>> o z A m» ira)? s ĂĂźllĂ» â ĂŻrĂŽllĂąset donc a fortiori :
A ma â ma»? s ĂfllĂ» â fiĂŽlllĂź+l+nkOr, dâaprĂšs le rĂ©sultat dĂŻnterpolation de degrĂ© k sur lâĂ©lĂ©ment de rĂ©fĂ©rence,
ECAĂĂAĂ k) > 0 tel que "Ă» â ĂźlĂŽllĂźuĂŠc Ă ĂĂąlĂlĂź-f-Lk Ă ĂĂąllĂ»llĂźunĂŠ
et par continuité de ßr :
ĂlĂŽa Ăź IĂ - ĂFĂlk+1+Lk S ĂĂ€lĂlk+l+LñdâoĂč :
L W â ma)!â s Ă :oĂč Ă2Ă3 = 1 si l = 0 et Ăg = 1 si Im(âĂźr) C Pk+1(k).En appliquant le lemme de Bramble Hilbert Ă f(ĂŽ) = f7 V(v â 7rv).ñ' , on obtient :
âY
Or Vv E H"""(n):
|ĂŽlk+z+1.a s Ăs|lBII"+""ldet(B)l'%lvlk+z+xmavec Ăź
IIBII s , IIBâII s pidIdet(B)I z
dâoĂč le rĂ©sultat.
Remarques :
56
o Si h,â _<_ 0p,â alors :
âo E-[ĂVQJ â 7rv).7ĂŻ ds| = O(hĂŻ+l+° l) lvlk+l+lân
o l = 0 convient toujours.
o si ây nâest pas inclus dans une seule face de k, alors en dĂ©composant ây sur lesfaces, on obtient le mĂȘme rĂ©sultat Ă une puissance de % prĂšs.
2.3 RĂ©sultat de convergence.
On suppose Ă partir de maintenant que les volumes de contrĂŽle ont Ă©tĂ© obtenuspar dĂ©coupage de lâĂ©lĂ©ment de rĂ©fĂ©rence :Notons ail, . . . , ĂN les nĆuds de K. On construit une partition polyĂ©drique de Ă en(12,- : ĂȘ; G 0.", on note âĂżifl- = 3L2),- fl ùûaj et on suppose que
Vh, VK e 7h, v(ĂŠ,-,ĂŠ,r) e Kâ, ana-hep e R? : 7,, n K = FK( 33)
oĂč 3:; = FK(:E;).On construit maintenant des domaines dĂźntĂ©gration sâappuyant sur les 7M 0K pourestimer f,â V(v â 7rhv).ñ ds.On note Ăgj le polyĂšdre obtenu en joignant 5:,» aux bords de '3'â et n?) =F
57
Construct ion des nij
cas du P1
On choisit de munir Vâ, de la norme discrĂšte :
|n-
[IvuhK67}. (zgĂŠfieKz
Lemme 3.3 :
3c > o :Vh,âvâI( e Tmvv e v,, :Ă -||v|| 5 ||v||h 5 CHU"
"v" = (z lhfĂżuĂżvĂčzKeßß.
58
DĂ©monstration :
Z (00%) - 005D)? (hKYM Z |Ă(Ăi) â ĂĂĂDV (hfldd(z-âĂŠjlĂȘKâ (I-âIĂGKâe erâ"
il m?
Dâa.utre part, si âI; est une famille rĂ©guliere de triangulations :
, 1 !â1 , , 4-1 ,ac > 0,52m |v|1,r< s Ivm s c ha lvlueIl reste Ă remarquer que 3C3 > 0 : EĂĂIĂILR S lulu? S CglĂ»hâ)? .
On va appliquer le lemme 3.1 au cas de la mĂ©thode des Volumes ĂlĂ©ments Finis(ah, (., .)h dĂ©finis ci-dessus).
ThéorÚme 3.1 :Si : (ah), vérifie uniformément la condition inf-sup ie :
3a>0: inf sup Ă-aĂŒvhflvh) > 3.4uhevmo whevhlo "whllh
â anvhuh ( )
(oĂč a est indĂ©pendant de h) et si la restriction de Vh Ă chaque Ă©lĂ©ment contient lespolynĂŽmes de degrĂ© infĂ©rieur ou Ă©gal Ă k, avec k z 1 alors :
Vu e H2(Q) na;,(u â umvh) = 0 Vin, 6 Vâ,
et si u e H""'1(Q) ,alors:
3C1 > 0 zVh,
si de plus : 3l z 0 tel que V»: E 7}. Vv E Pk+;(n) :
vngj), _ Wu-«huyñ ds = o7mm:
59
et u E HHHKQ) ,alors :
3C2 > Ă Z
DĂ©monstration :On notera e; âif u â nu Perreur dâinterpolati0n et eh = vrhu â uh lâerreur discrĂšte.On a ||e1||h = 0 dâ oĂč
1 â 1inf
"bévue a whevr...) Nwhllh a whevhfl "whuhen prenant vh = 7rhu.On a. de plus :
Nmo aa;,(e1,vh) = â Z (vhĂčĂŻg)! VCIJĂ,â (i3)
{:1 vâ
N}, ĂŒ= -
{:1 j âv6.5Ny. __
= â
s=1 j>i 7-31
oĂč ñâ,- est la normale extĂ©rieure de 7; = 8442;.On a successivement :
lah(ehvh)l S ĂZOvIKĆaĂ-ĂIJĆJĂII/ ĆžeprĂźedĂ€l)i=1 j>i 7-3:
s z z (ivh(ĂŻâ7i)âvh(mj)iiX677. (zeĂŠfleKĂź
s z z (lv».<z.-)âvhtĂŠ,-)lhĂą"lK67] (ĂŠ.-1:,')âŹK3
Ăepñâ;âhuiâ
ƞe ñ- dsIhI-ÀK
I- 1 Kâv5.10
En appliquant Cauchy Schwarz, on fait apparaĂźtre la norme discrĂšte de vh :1a
|ah(âŹ1avh)| S NvhNn ( Z Ă (hKĆžd (A âK V7614? 43V)KGĂĂ. (ĂŠ.'rj)âŹK2
60
Or par construction des m2â, 7'.'j fl K = 7M fl n23â), dâoĂč :tala-
lah(elavh)l S "vhllh ( Z Z (hKĆžd (A AnK(.,-,ĆžâŹ1-ñi 43V)KâŹ7Ă.(1:.â1:j)EK2
Or le lemme 3.2 (avec F = FK , k = Fglngj), et 7"r est PopĂ©rateur dĂŻnterpolationde Lagrange sur K implique quâil existe B1 > 0 tel que :
-* .. (k+4+Iâ1).. Ve.n-ds< h ,2 u (r)lviyinnizirâ)
I z â fil"(KĂ l lk+l+1"âKJ
Ăź Pâ rx (b3" C3DâĂŻ /\m...
Ă©. _filllvhllh ( E z (hxr-d <h1â;;:*â l)lulk+l+lĂźfi(lĂȘi))z)KGT (:5.- ')âŹK7h 1';
1ĂŻ
fllfldlvhllh ( z Z (hK)2(k+l)lulk+j+1_,çgj))2)X677: (Ć.'Ćj)âŹK2
S fllflflhĂŻrlkâllvhllhlulk+z+nnun")
oĂč ,62 _<_ 1 est le sup sur K,i,j des (ĂźfĂš)lk+g+âll, soit finalement :
I/\
sup ĂM S gh(k+t>lulk+,+l_flwnĂȘVnp llwhllh
qui donne en utilisant le lemme 3.1 :
Il" - "nullh = "n" - uhllh S Ăhk+'|u|k+z+1.n
Remarques :
o l = 0 convient toujours.
o Pour les éléments finis Pk continus, on a :
ilâ " "hu" = O(hk)lâlk+1.fl
et en utilisant le lemme 3.3 :
IlĂźh" - "h" S OHMâ - âhllh = O(hk+l)lulk+1+1,9Ilâ - uhll = 0(h'°)lulk+1.n
61
2.4 Conclusion
On vient de montrer sous rĂ©serve de la vĂ©rification de la condition infâsup uni-forme (3.4) que la mĂ©thode des Volumes ĂlĂ©ments Finis est du mĂȘme ordre deconvergence que la mĂ©thode des ĂlĂ©ments Finis . Elle prĂ©sente de plus PavantagedâĂȘtre localement conservative. Le rĂ©sultat obtenu sâĂ©tend au problĂšme :
âdivAĆžu = f
oĂč A vĂ©rifie ĂâA(ĂŠ)Ă Z aCĂ Va: e Q avec a > 0.On peut consulter la thĂšse de Z. Cai [9] pour un rĂ©sultat dâintĂ©gration numĂ©riqueen dimension deux pour le P1. Le rĂ©sultat sâĂ©tend Ă©videmment aux mĂ©thodes con-struites Ă partir dâun nombre fini dâĂ©lĂ©ments de rĂ©fĂ©rence et un nombre fini dedĂ©coupages.
3 Applications
3.1 Applications en dimension un.DĂ©finitions et notations
On considĂšre le problĂšme modĂšle :
âuâ = f dans Q = [0,1]
avec les conditions aux limites homogĂšnes :
11(0) = 0 ; 11(1) = 0
On se limite Ă des maillages uniformes pour allĂ©ger les notations : on se donneh = 51,- et on note s; =ici aux mĂ©thodes de Volumes ĂlĂ©ments Finis Pk. On note Vh lâespace des fonctionscontinues, polynĂŽmiales de degrĂ© infĂ©rieur ou Ă©gal Ă k par Ă©lĂ©ments et Vâ; celuides fonctions de Vh nulles en 0 et en 1. On notera ĂŠ; =nĆuds du maillage. Afin de dĂ©finir les volumes de contrĂŽle, on se donne une suite(Ăjfi-ĂĂ; 0 < 9,- < 1. On dĂ©finit les 7.- par :
7mn = 9jĂŻ0ks+jâ1 + (1 - 9203kmâLes volumes de contrĂŽle sont alors dĂ©finis par :
w; = ]*y;,'y,'+1[, i=1,...kNâ1 ; xgĂ«w;
62
8o 81 31' 5i+i 3Nâ1 SN
«Tik Ćek+1 Ćik-ç-j Ćik+j+1 Ćik+kâ1 ĂŻlĂź(i+1)k
7ik+1 7ik+j+1
Le problĂšme discret sâĂ©crit :Trouver w. E Vâ, :
âIi-Ăżl
w207i) - 14men) = f fdx7âŹ
On introduit la forme bilinéaire :
kN-l
ahĂŒtmvn) =
soit en remarquant que v;.(ĂŠkN) = vh(a:o) = 0 :
kN
aI-(uhavh) = Ă[vh(Će)-vh(=vaâ1)]ui.(7e)i=1
et la forme linéaire :
kN-l m.L,,(v,.) = z ( 7*â fdx v;,(:c,-)>
i=l 5
Le problĂšme discret peut ĂȘtre mis sous la forme :Trouver u}, E Vâ, :
ahĂŒtiuvh) = Lh(vh) VvhĂ«vhp
Analyse.
Comme on lâa. vu prĂ©cĂ©demment, pour que la. mĂ©thode soit dâordre k, il suffitque ah vĂ©rifie uniformĂ©ment la condition inf sup (3.4).
63
Notons
J ' jm0 TĂ 331:4 331
Sj-l 3j
On définit :
azounvh) =et
_L2(vn)= rvhoĂŠ-HZ/ fvh<w:>+/,âfvh<s,-8Ă"1 {:1 fl-l 7k
On a Ă
N .
ahĂHnvh) = zafiumvh).=1
Lhtvh) = Ămvh)Notons K = I0, l] , Ă,â =
ana») = Ă<a<ĂŠ.->âĂ»<ĂŠ.»-n>a'<aoi=l
de sorte que :
64
Ă»jĂŒĂźi) = aux?)
Ainsi si à vérifie :
3a > 0 : va e Pk(Ă) : Ăą(Ă»,Ă») z a|Ă» ĂK (3.5)alors on a aussi :
Vu E Vâ) : ah(u,u) Z a||u||2
oĂč âuâ? = 01 uâ? et donc la condition inf sup. Ainsi il suflit de vĂ©rifier la condition(3.5)sur PĂ©lĂ©ment de rĂ©fĂ©rence ce qui revient Ă montrer que :
i=k
3p> 0:VâAVZ flllvnzvve Ă€nkzzw =0i=l
oĂč la matrice Ă©lĂ©mentaire Ă est dĂ©finie par:
ĂĂŒ = âĂĂWĂAuâ = 4539m1) - ĂĂź-(ij) VJ 6 l2, k]Aik+1= ĂĂĂk)
La condition (3.5) est Ă©galement suffisante pour vĂ©rifier la condition inf sup uniformepour ah associĂ©e au problĂšme : â(auâ)â = f avec a(:r) _>_ a0 > 0 , on obtient alors :
Vu e Vâ, : ah(u,u) 2 a0a||u||2
De plus, pour le problÚme modÚle (a = 1), on peut montrer le résultat suivant :
ThĂ©orĂšme 3.2 :En dimension un les mĂ©thodes de Volumes ĂlĂ©ments Finis Pk pour le problĂšmemodĂšle sont dâordre k.
DĂ©monstration :On dĂ©compose Vâ, sous la forme
Vh,0 = Vh1p+Wh
65
oĂč :
j=NWh = ĂŠ Wh_o(I(j)
j=1
Wh,0(I{j) = {v e o°(o) :1) e Hà (l{j) n Pk(If,-);v|g_;çj = o}et
11,34, = {v e Hgm) : v e mm), Vj}On dĂ©compose de la, mĂȘme façon u sous la forme :
u = u] + w
oĂč u] est PinterpolĂ© de Lagrange de degrĂ© 1 de u sur 7}. :
u1(s,-) = u(s;) Vi et ul E Vhlp
On a
(wnx, e (Hâ(I<j)nHĂą(K,-)) vaâet :
aflw) = Lflvh) vvhewmoug.) v,â
en effet :
auuhvh) === (ul)'[vh<ĂŠz>âvh<ĂŠĂ€>]
dâoĂč :
afiuhvh) = 0 VvhEWh_0(K,-)
On a. donoobtenu N problÚmes élémentaires:Trouver wi e Wh_0(K,-) tel que :
aflwĂźavh) = Ălvh) VUhĂWhpUĆžj)
66
auxquels on veut appliquer le ThĂ©orĂšme 3.1. Or la condition inf sup est vĂ©rifiĂ©e partoutes les formes bilinĂ©aires ai sur Wh_0(K,-) avec la mĂȘme constante a positive:
Vk 3a>0 : Vj, Vh,aĂżxuhavh)l
>"hâŹvl"IIl,0(Kj)vhâŹWh_o(Kj) IĂhILK â aluhlhK
En effet pour tout k et tout choix de cellule, la forme bilinéaire à vérifie :3a > 0
va e (H30?) n mm) , sup â(W07% Z alĂ»lLKĂ»e(Hg(K)nPk(IĂźâ)) lvlLK
sinon :
3a e H30?) n pro?) : a(a,a = 0 va e H;,(1â<)n 19,41?)Pour 0 < i < k, on chosit Ă» tel que ĂŽ(Ăą:,-) = 6;j,0 <j < k, on obtient :
Ă»xĂżg) â Ă»â(âĂż,â+1) âââ O
Ă»â est donc un polynĂŽme de degrĂ© k â 1 sâannulant k â 1 fois, dâoĂč Ă» e P1(Iiâ) etcomme 11(0) = Ăč(l) = 0 , on obtient Ă» = 0.Soit maintenant uh e W;._o(K,-), on note Ă»(:Ăź:) = uh(:c). Il existe ĂŽ tel que :
510*143) 2 alĂ»lLĂlĂŽlLĂsoit alors vh E Wh_o(KJ-) dĂ©finit par vh(ĂŠ) = ĂŽ(rĂź:), on a :
. 1A Maflumvh) =Eafiwa A AZ ĂŻlulnklvhgĂŠ
Z aluhlLKlvhlLKi
puisque IvhILK = hi|Î|kAinsi, on peut appliquer le ThéorÚme 3.1 à chacun des problÚmes élémentaires,
et on obtient :
Vlc, Vh, v,â a! wiâŹWh'0(I(j) :aflwfnvh) = Lflvh) VUhEWhIKIĆžj)
3C > 01 |w â WĂILKâ. S Chklwlkqqgfj = Chklulkqqgçj
67
de plus si:Vv e Hâ°+â(K) v1â (v â fiv)â("y,-) = o (3.6)
oĂč Ăźrv est lâinterpolĂ© de Lagrange sur PkUĆž)alors
3C > 0 Ăź Il!) - wfllixâ. < Chk+2Iwlk+ZKj = Chk+2|Ulk+zKj
oĂč C ne dĂ©pend que de Ăc et de Ăźr.Il reste Ă remarquer que
ah(u1,vh) = L;,(v;,) âah(wh,vh) Vvh E Vhlo eta;,(vh,vh) = |vh|2 Vvh E Vhlp
On a donc :
Un = U1 +10);
et :
IIU-âhll S Ăhklulkun et"rhu-uh" S Chk+2|ulk+mg si (3.6) est vraie.
Ainsi toutes les mĂ©thodes de Volumes ĂlĂ©ments Finis Pk sont dâordre k en dimen-sion 1 pour le problĂšme modĂšle. De plus comme pour la mĂ©thode de Galerkin, onpeut calculer wh Ă©lĂ©ment par Ă©lĂ©ment en inversant une matrice de taille k â 1, puiscalculer a1 en inversant la matrice tridiagonale par Gauss tridiagonal.
Exemples pour le problĂšme modĂšle.
On propose trois choix de cellule :
o Partition par les milieux :
w.- = {ĂŠ :|a:âa:,-|<|:câ:c,-| Vj}
68'
o Partition par la base nodale :
w: = {x ĂŻĂiĂ") > 01(3) V1 9⏠i}oĂč (fi,- est la fonction de Vh qui vĂ©rifie : qĂ€-(ĂŠj) = 5,3.
o Partition par PHI exactitude des flux :Tout polynĂŽme ukH de degrĂ© infĂ©rieur ou Ă©gal Ă , k + 1 sur Ă peut ĂȘtre Ă©critsous la forme :
uk+1 = Uk+/\1/!k+1oĂč uk est un polynĂŽme de degrĂ© infĂ©rieur ou Ă©gal Ă k et ĂŠfikH est le polynĂŽme :
i=k
1/Jk+1(5â7) =i=0
de sorte que si les ây; sont choisis tels que :
ĂźfiĂźmfie) = 0 (3-7)alors, on aura :
7FhUk+1 = Uk
(âH1 â Whulwil/(âĆžaâ) = Ă VUk+1 Ă PkHĂĆž)
Or (3.7) admet toujours une solution car 10kâ, sâannulant aux nĆuds, sadĂ©rivĂ©e sâannule entre les nĆuds. Ce dernier choix permet dâobtenir :
lluh-âhull = 0(h'°")|U|k+2Le P, en dimension un.
Pour le problĂšme modĂšle, la matrice Ă©lĂ©mentaire est la mĂȘme quâen Ă©lĂ©ments finisquel que soit 01 .
A 1 -1A â l â1 1OnĂ qbg=zv(arâl),z,bg=2ĂŠâldâoĂč
1ĂŻbĂ(â3â1)=0<=>âĆž1 = â
2
Les trois choix proposĂ©s ne font donc quâun et on a:
Ilâ - uhll S ĂhlulznIIWW - un" S Chzlulsn
69
Le P2 en dimension un.
La matrice Ă©lĂ©mentaire est symĂ©trique si ĂŽq + 6/2 = 1, dans ce dernier cas, ennotant 7 = ân < Ă , on obtient la matrice Ă©lĂ©mentaire :
A 3-47 4(27â1) 1-47A = 4(27 â 1) 8(1 â 27) 4(27 â 1)
1-47 4(2âyâ1) 3-47
Le premier choix donne :
. _ 1 t71 âZ e
A _ 3'72 â
Z
On obtient la mĂȘme matrice que pour le P1 sur le maillage de pas Ă :1 -1 0
Ă = 2 â1 2 â10 â1 1
et la. majoration dâerreur :
Ilâ * uhll S CĂŻfilulatnLe deuxiĂšme choix donne :
A 1'71 =
Ă« et, _ 5"12 â
On obtient la mĂȘme matrice quâen Ă©lĂ©ments finis P2 :7 â8 1
Ă=g -8 16 -81 -8 7
et la majoration dâerreur :
Il" - uhll S Ch2iui3ynOn a 1/23 = :::(a: â
x/ĂŻĂŻA A 1ĂźfiĂą(7i)=0<=>7s=Ă«iĂź
70
Le troisiÚme choix est donc défini par :
A 1 \/Ă€ 1 1'71 = Ăź"'_ĂŽ_elĂ«azl et. 1 x/zĂź72 - Ă« + Ăźâ
On obtient la matrice élémentaire :
1 + 2Ăš? 4m35 2s? â 1Ă = an? 8Ăš? â4{âĂ
2s? â 1 au? 1+ 2%et les majorations dâerreurs :
llu - uhll S ĂhzlulsxzHwhu-uhâ S Ch3|u|4_g
La résolution élément par élément conduit à :
(2) h2f2i+1 _ hf2z+1u a: ,- = âââââââ g â .h ( 2 +1) 8(72i+2 - 72i+l)f2 +1 A22
oĂč7213}?
f2i+1 = j fdĂźlĂź72i+l
soit :
hui,2)(332i+1) = 1135+;
pour le premier choix,
3hUiĂ)(Ć2t+I) = Ăfzm
pour le second choix et
x/Ă€h8 f2i+1âiĂŠĂŠtĂŠziul =
71
pour le troisiĂšme choix.Le systĂšme tridiagonal Ă inverser sâĂ©crit dans les trois cas :
f2iâ1 +
f2i+1)-"il)(3ĂŻ2iâ2) + ĂulĂŠwĂŠzi) - Uil)(«â02i+2) % h
(W2;+ 2
Remarque :Ă partir du P3, il semble quâ il nâexiste plus de choix de cellule permettant deretrouver la matrice Ă©lĂ©mentaire de Galerkin. En effet la mĂ©thode de Galerkin et lamĂ©thode Volumes ĂlĂ©ments Finis ne diffĂ©reraient alors que par le second membretout en Ă©tant toutes deux exacte pour f pĂŽlynome de degrĂ© k â 2 :Notons uh la solution Volumes ĂlĂ©ments Finis , u la solution ĂlĂ©ments Finis . Si fest une constante, on doit avoir u = uh pour k 2 2 dâoĂč :
|mâLa=ow|mâL&=0w
qui redonne en utilisant la formule de Simpson le deuxiĂšme dĂ©coupage proposĂ© pourle P2. Et pour k = 2 +1, on doit avoir u = uh si f est un polynĂŽme de degrĂ© l dâoĂč :
AwâA@Ă€=ow wgz
ce qui semble impossible.
3.2 Applications en dimension deux.
En dimension 2, on peut toujours définir
flmĂ»)==E:ArâƞûñMĂ )
af(u,v) =
a;,(u, v) =ĂȘ:
alflu, v)
mais on nâa pas trouvĂ© de relation entre cf et Ă permettant de prouver dans le casgĂ©nĂ©ral que si Ă vĂ©rifie la condition dâellipticitĂ©
aa>o;MamzaMmKâweP
72
alors ah vérifie la condition inf sup uniforme. Toutefois, on a :
3Câ > 0: Ă (Ă»,ĂŽ) Z Cal,"(u,v)
-oĂč C ne dĂ©pend que de 0- si les applications FK sont des similitudes ce qui permetde conclure dans le cas des maillages structurĂ©s.
Le P1 continu en dimension deux
Câ est le seul Ă©lĂ©ment pour lequel on sache montrer la condition inf sup uniformepour des maillages gĂ©nĂ©raux. En effet on montre -de la mĂȘme façon que lâon montrele lemme 2.1. - lâidentitĂ©e :
a;,(u,v) = a(u,v) V(u,v) E V};
dĂšs que les volumes de contrĂŽles sont obtenus en joignant les milieux des cĂŽtĂ©s destriangles Ă , un point quelconque du triangle. Pour des triangulations gĂ©nĂ©rales, ilest naturel de construire les volumes de contrĂŽle en joignant les milieux des cĂŽtĂ©sau barycentre. En comparant les seconds membres obtenus par la mĂ©thode deGalerkin B? = f9 fqĂ€; et la mĂ©thode des Volumes ĂlĂ©ments Finis , Hakbusch (ref[18]) a obtenu :
HWEF - UGII = OUI)dans le cas général et
IIWEF - UGII = 0012)si on a choisi de relier les milieux des cĂŽtĂ©s aux barycentres oĂč UVEF est la solutiondu problĂšme discret obtenu par la mĂ©thode des Volumes ĂlĂ©ments Finis et uG estla solution du problĂšme discret obtenu par la methode de Galerkin.Dans le cas des maillages structurĂ©s obtenus par division des rectangles en deuxtriangles rectangles, il semble intĂ©ressant de construire les cellules en joignant lesmilieux des cĂŽtĂ©s Ă lâorthocentre. On obtient alors Vv e P2 : f7â, v â 10,12 ds = 0 siles rectangles dâorigine sont identiques et en utilisant une technique similaire a celleprĂ©sentĂ©e ici, Cai et Mc Cormick ont montrĂ© dans [?, cai2]ue :
"Un â Mu" = ĂUlzllulzm
Le P1 non conforme en dimension deux.
Comme on lâa. vu au chapitre deux (lemme 2.1), on a :
ah(uh,vh)= Z f ƞubÿvh dsK67» K
ce qui montre la condition inf sup et la convergence en O(h).
73
Le Q1 en dimension deux
On ne sait pour lâinstant conclure que dans le cas de maillages rectangulaires.Comme on lâa dit prĂ©cĂ©demment, il suffit alors de vĂ©rifier que Ă est Ă©lliptique. Or sion construit les volumes de contrĂŽles, en joignant dans K les milieux des cĂŽtĂ©s :' Ă l
_----___-.I-__-..--_- o3 -1 â1 -1
-1 3 â1 -1, la matrice elementaire s ecnt . _1 _1 3 _1
\â1 â1â1 3et on voit que :
a;,(uh,uh) =
de plus on a pour tout K et tout via-z
Vv E Pâ! Ćž(v â 7rhv).ñ' ds = 0flghjflK
et donc :
âWin00 - uhllm S ĂhzlulanCe rĂ©sultat a. Ă©tĂ© obtenu Ă©galement par E. Suli (ref [21]) par une mĂ©thode plus
dans lâesprit DiffĂ©rences Finics .
Le Pk en dimension deux.
Ne sachant pas encore montrer la condition (3.4) on se contente ici de faire despropositions pour construire les celulles. On peut proposer les choix suivants pourconstruire les cellules :
74
o Cellules âiso P1âOn dĂ©coupe les triangles en k2 sous triangles. On construit les cellules commepour le P1 mais sur la sous triangulation.
o DĂ©coupage par la base nodale.On associe a chaque nĆud a2,- le volume de contrĂŽle w.- dĂ©fini par :
w: = {ĂŻ ĂŻĂiCâ) Z 41(3) Vil
Par exemple, pour le P2, le premier choix conduit au découpage :
Toujours pour le P2, le second choix conduit au découpage :
75
Le âQk en dimension deux
On peut proposer de dĂ©couper les cĂŽtĂ©s des rectangles de la mĂȘme maniĂšre quepour le Pk en dimension un et de relier les points ainsi obtenus par des parallĂšlesaux cĂŽtĂ©s : â '
Par exemple, pour le Q2, on obtient les trois découpages suivants :
76
O % a
r ° "
k .l Ăą4 4
ç c a
+ - 4
C: À o
l À6 6
77
3.3 Applications en dimension trois.De mĂȘme quâen dimension deux, on sait montrer la condition inf sup pour le P1
(conforme ou non).
4 Extension au problÚme de convection diffusionOn peut établir un résultat analogue au ThéorÚme 3.1 mais il est improbable que
lâon puisse vĂ©rifier la condition inf-sup uniformĂ©ment sans introduire de dĂ©centrage.t»
4.1 Position du problÚme.On considÚre un ouvert polyédrique Q C 9R4 et le problÚme :
âAu +u = 0 sur F (3.9)
On suppose toujours les données suffisament réguliÚres pour que :
u E H262) fl
78'
On suppose de plus queque :
ĂJĂĆžu = div(ul;)
4.2 ProblĂšme discret.
Trouver un E V;,_0 tel que :
v1 sigma] (âĂu,,.ñ+u,,5.ñ) ds = f fdV7 W1"
On définit la forme bilinéaire :
i=Nh
ah(u,v) Ăâ5:1 âYi
et la forme linéaire :
i=Nh
L,,(v){:1 wâ
On peut alors Ă©crire :
0h01!â 0h) = ahĂlavh) = Lh(vh) Vvh G Vh,0On est dans la mĂȘme situation que pour le problĂšme de diffusion pure, le lemmesuivant suffit donc pour obtenir une estimation en O(hâ°)|u|k+1,g
Lemme 3.4 :Soit R: un polyĂšdre de 5Râ (d S 3) , soit ây C k et âĂźr un opĂ©rateur linĂ©aire continu deHHIĆ) (l Z 0) dans Hk+l(Ăźc) vĂ©rifiant :
Si n est une partie de Wâ telle quâil existe une transformation afline inversible F deĂRd dans ĂR" pour laquelle n est Vimage par F de Ăźc, si 7 est Vimage parF de ây et sil bpĂ©mteur 1rs est dĂ©fini par :
VvE Hk+l+l(n),1ßß) = ßrï),
79
oĂč ĂŽ(:Ăź:) = v(a;), alors ĂIĂ tel que Vv 6 H"+1(Q) :
hmĂ€iI [Av â 1rv)b.ñds I S Câ Al |vlk+lfiç2Px
oĂč Ă ne dĂ©pend que de Ă et Ăźr.
Démonstration :On ne donne que le schéma de la démonstration car elle est trÚs semblable à celledonnée pour le Laplacien.
1go-«wÀñÊ1 slĆm4LKvâmmĂ%ĂHflW%c111511Ć1L 11v - «vmĂ«rnĂ«I/\
a: = BĂąt + b on a:
(j, 11v â x1211â) s 1det1B>111B-â11 [112 â WâY
S Câ|d6t(B)|||B"lllĂŽlkukdâoĂč le rĂ©sultat. Remarquons que si h,â S op" alors :
1 /1v â «vflĂźm = O(hk+%)lâlk+1,nâY
Or pour obtenir une estimation dâerreur en O(h") Ă , partir des Ă©lĂ©ments finis Ph,il sufiit dâavoir une majoration en O(hâ°+%â1). Cette remarque permet dâintroduiredes mĂ©thodes de dĂ©centrage. Pour la Boa: method par exemple on peut proposer lemĂȘme dĂ©centrage quâen 2.4.2, Ă savoir :On approche fmJ 115.171â; ds par :
a<â'W anĂ€iĂ€dĂMAI n,|2
+ n2
s
ce qui introduit une erreur de consistance en O(h) et permet de vérifier la condition(3.4) car
5m 1m,- 5.15â,- _ 15.11,1:2311 1u1ĂŠ.1'â%â111,,- 2
80
Plus précisémment, on peut introduire un terme de consistance dans le lemme 3.1 :
Lemme 3.5 :Soient V un espace de Hilbcrt, (Vh)h une famille dÀespaces de Hilbert de dimensionfinie - non nécessairement inclus dans V - , munis du produit scalaire (., .)h, (ah)hune famille de formes bilinéaires continues sur Vh , (rh)h une famille de formesbilinéaires continues sur V x Vh et u E V. On suppose que (.,.)h et (ah), seprolongent à u 6B Vh. Si,
Ălah > 0 : Vvh E Vh sup eah(vhâwh) >whevh "whllh _ah"vhâh
alors :
Vu E V Ălluh E Vh : ah(u â umvh) = rh(u,vh) Vvh ⏠Vh
de plus .'
ah(u â vmwh) 1+ Irhlllullv), 1Ilu - unllh S uigĂ€hfllu - vhl|h + â sup0th whEVh âwhllh aâh
oĂč Irhl dĂ©signe la norme de la forme bilinĂ©aire n,On a, ici :
b.ñ'.â â |b.ñ,â|r;.(u,vh) =
S Ăhlulznllvhllh
Toujours pour le P1, Hackbusch à montré dans (ref [18]) que le schéma. centré vérifiela, condition inf sup asymptotiquement :
Ălho, 3a > 0 : Vh 5 ho, Vuâ, E Vmo 30;, G Vâ, : a,,(uh,vh) 2 a||uh||||vh||
Chapitre 4
Analyse Numérique des méthodesde Volumes Elements Finis pourle problÚme de Stokes.
Introduction
On sĂŻntĂ©resse ici Ă Papproximation du problĂšme de Stokes par une mĂ©thode deVolumes ĂlĂ©ments Finis . On conserve les notations du chapitre trois.
1 Position du problĂšme.
1.1 Le problÚme continu.On considÚre un ouvert polyédrique Q C 553d et le problÚme :
âAĂŒâ+Ăp = Ădans QdivĂŒâ = 0 dans Q
ĂŒâ = Ă sur Iâ
On suppose f, Q, Iâ, telles que__ du e (H262) n Hgan)
et
p E 19(9) Fâ L361)
81
82
oĂč L361) = {q E L2(Q) zfn q ds = 0}.A une famille rĂ©guliĂšre de triangulations CIL)â on associe une famille dâespaces
Ă©lements finis pour la vitesse notĂ©s Ăh = ÂźĂĂĂ X;, et un espace Ă©lĂ©ments finis pourla pression notĂ© Qh. On note ac,- les nĆuds en vitesse, w? les volumes de contrĂŽleassociĂ©s, y,- les nĆuds en pression et wfâ les volumes de contrĂŽle de la masse. Onsuppose les nĆuds 2:; numĂ©rotĂ©s de 1 Ă N}: de sorte que seuls les NĂO premiers ĂŠ,-soient internes (x,- Q Iâ), et les y, numerotĂ©s de 1 Ă . Ni.
1.2 Le problĂšme discret.Trouver (ûÿnph) E Ă, X Q;, tel que :
On dĂ©finit (5;, d=â
i=N"hma, a) â=â _ z ( 5m). jâ VĂŒĂŻĂ±â ds)i=l
, la forme linĂ©aire sur 5;, ::'=Nâ
L45){:1
et sur 5;, Xi=N,'_â
b1;,(17,p)d=â Z ( Ă(ĂŠ;).â/âup ñâ ds)7.â5:1
i=Ng
b2;,(ĂŒ', q) Ăâ â z ( q(y;) jâ? âLĂJĂĂ ds).â=1 '7-
On peut alors récrire le problÚme discret (en abandonnant les notations vectorielles)sous la forme :
Trouver (uh, m) E Xâ; X Q;, tel que :
ahûlmvh) + bihûflnph) = Lh(vh) Vvh E Xhpb2h(uhaqh) = 0 Vqh E Qh
83
2 Analyse.
2.1 Un résultat de convergence abstrait.
On montre ici un rĂ©sultat dâĂ©xistence et dâunicitĂ© de type Babuska Brezzi. CerĂ©sultat est trĂšs voisin de celui obtenu par C. Bernardi, C.Ca,nuto et Y. Madaydans [8], qui ont traitĂ© le cas Ă quatre espaces continus, trois formes bilinĂ©airescontinues a(u E X1,v E X2) , b1(u E X2,q E M1) et b2(u e X1,q E M2), etquatre espaces discrets, trois formes bilinĂ©aires continues a;,(uh E Xuhvh E Xgh) ,b1h(uh E Xzmqh G Mm) et 52h01:. E Xunqh E Mm)-
Lemme 4.1 :Soit X (resp Q) un espace de Hilbert, (Xh),, (resp (Qh),,) une famille dâespaces deHilbert de dimension finie - non nĂ©cessairement inclus dans X (resp Q) â , munisdu produit scalaire (.,.)x,_ (resp (.,.)Q,_), (ah)h une famille de formes bilinĂ©airescontinues sur X}, x Xh , (b1h)h et (b2h)h deuĂŠ familles de formes bilinĂ©aires continuessur Xh x Qh et (u,p) un couple de (X X Q). On suppose que (., .)x,_ (resp (., .)Q,_), ah(resp (b1h)h et (b2h);,) se prolongent Ă (uEBXh) x (uEBXh) (resp (uĆXh) >< (pEB Qh))et que u est tel que b2h(U,qh) = 0 Vqh E Qh.On note :
Km Ăâ {vh E XhĂbIhĂ-Ćžhaqh) = 0 Vqh E Qh}
Ă©!K2). d= {vh E XhĂźb2h(vhaqh) = Ă Vqh E Qh}
On fait de plus les hypothĂšses suivantes :
301;, > 0, Vuh e K2,â sup ahwhmh)Z2 ahlluhlixh (4.1)vnĂ«Knn "vhllxn
b van". > o, vq». e Qha sup 2E1â) z fllhllqhllMh (4.2)vnĂȘxn "vhllXn
b ,Ălflzi > 0, Vqh E Qh, sup Mmâ qh) Z flZhHQhHMh (4-3)vAEXh llvhllXh
84
On a alors :
Ă" (UmPh) Ă (Xh X Q1») ĂŻVvh E Xh : ah(u â umvh) + blh(vh,p â ph) = 0 (4.4)
Vqn 6 Q». = b2h(uh,qn) = 0De plus, on a :
. 1 -IIu-unllxi s mfuIuâvh1Ix,.+â supvnĂȘxr. ahzheKlh iizhiixhiahi 1 b2h(uâvhaqh)
+ 1 + *â -â- S s 4.5( ah )fl2hqh1âŹlQh iiqhllQh 1 ( )1 . b â
+ __. lnfsup
ah WĂQ" znĂ«Km "zhiixn
et
. 1 blh(vhap â 41h)â g 1 f â +ââ u Ă 4.6llp philo» qhgQhfllp qhiiQh fllhuĂźegh Ilvhnxh ) ( )1 . ah(u _ vhv wh)+ ââ lnf sups
51h "nĂȘxr-(whexh "whllxh
oĂč |ah| dĂ©signe la norme de la forme bilinĂ©aire ah.
+ lahllluh - vhiixk)
Démonstration :Existence et unicité:
Soient (ai, pi) et (ai, pi) deux solutions, on a :
afin}, â uĂźnvh) + b1;,(vh,p}lâ pĂź) = 0 V12}. E Xh
5211W}. - Uinqh) = Ă Vqn E Qh
On adâoĂč :
bulvmpi. - Pi.) = 0 Vvh E Xhsoit par (4.2) : p}! = p?!Estimation dâerreur a priori :
85
LâhypothĂšse (4.3) implique :
Vvh E XMĂĂZ}, E X), t
b2:.(2n,q:.) = bzflvmqn) Vqh E Q».1 lbz/ĂZIMIIJĂet 5 â supĂź"""""* fi2h4hâŹQh llqhllQn
Soit alors un, = w, â 2;, , on a wh E Kgh et :
b2h(2«'h,qh) = "b2h(u - vhvqh) Vqh à Qh
car b2h(u,qh) = 0 Vqh E Qh, dâoĂč :
lb? (u â vhaqh)â"â" â â"â""* = "â"""" 5 Ă qnĂ«Qh hnqĂŻuqh
qui donne :
Ib2h(U - Un QUI"â ' â'4'â 5 "â â â"""* * Ă qßÀÀ. ' IlqĂŻlaqhâ m)De plus, comme umwh E Kgh , on a, par (4.1):
1 ah(uh â 10min)_ < __ Ăź"â" 'â"""" â m. âthuxh0r,VqhâŹQh, VihejfihĂŻ
'a;,(u;. â wmth) = ah(u â vmth) + ah(vh - whath) + bmUInP * 9h)
DâoĂč: Vvh E Xh Bwh E Km, :
u _ _h h x" 0m62}: qhĂȘQn nqhllQn
+ L supï (4.3)ah tnëKuu "thllxn
+ L inf bmĂhaP-Qh)ou. anĂ«Qn ĂhĂKIh Iltnllxâ.
86
Il reste Ă Ă©crire [lu â uhl] Sobtient (4.5).De plus :
1 |b1h(zh,ph - qh)|_ < ._ n"ph qhllqh â1B1}; zĂźlÀÀh Ilzhilxn
et:
blflzhaph - 9h) = ah(â â un, 2h) + bm(Zh,P - âŹ11»)ah(vh - Un, 2h) + 41h01 - Un, 2h) + b1h(Zh>P â 41h)
S Iahllluh - vhllxhllzhllxh + 0h01 - 0m21») + blh(zh»P - qh)dâoĂč :
b _fllhnph â «ana s supznĂ«xh âzh-"Xh
+ inr ( sup"hex" zhëKun Ilzhiixn
Il reste Ă Ă©crire IIp-ph" S ||pâ qh|| + "ph â qh|| et en utilisant (4.9) on obtient (4.6).
2.2 RĂ©sultat de convergence.Comme pour le Laplacien, on suppose que les volumes de contrĂŽle de la masse
notĂ©s np et de la quantitĂ© de mouvement notĂ©s nu ont Ă©tĂ© construits par affinitĂ©sdepuis PĂ©lĂ©ment de rĂ©fĂ©rence. __On construitâ P. n Ka 7m .
Construction des n ;
Exemple de PÚlément de Crouzeix Raviart.
87
Les n en vitesse seront utilisĂ©s pour estimer Perreur de discrĂ©tisation de PĂ©quationde conservation de la quantitĂ© de mouvement (ah,blh)et les n en pression pour estimerlâerreur de discrĂ©tisation de PĂ©quation de conservation de la masse(b2h). On choisitde munir Xh de la norme discrĂšte :
llvllh = ( Z Z ||v(ĂŠ.-) - vmonzhÿÀyKâŹ7Ă.(1:.*,zj)âŹK2
qui est Ă©quivallente a "m," = 2min!â fK ĆžvhĂżvh, et Qh de la norme discrete :
m.i
qui est clairement Ă©quivalente Ă la norme L2(Q) sur Qh.
ThéorÚme 4.1 :Si Xh et Q1, vérifient les hypothÚses du cadre abstrait, si :
3a>0, 3(1)â), 3fl1>0, I
Vhflhà a Àlahlßa #3111251 Lùzhzflz,
si Xh contient les polynĂŽmes de degrĂ©k z 1 par Ă©lĂ©ment, si Qh contient les polynĂŽmesde degrĂ© k â 1 par Ă©lĂ©ment, et si u E (H"+1(Q))d, p E (Hâ°+1(Q) fl LĂą(fl))d alors :
H" - uhllh + |P - Phlh S Ohk(lâlk+1,n + Iplttn)
\Ă©mgnstrgtign :
On Ă©crit Pestimation du cadre abstrait (Lemme 4.1) avec les interpolĂ©s de Lagrangerespectifs de ĂŻ)â sur Xh (vh = 7rhu) et de p sur Qh (qh = Hhp).
a uâ1r 14,2Estimation de supzhemh "zhuh
On note 7m- = 733-, n = nâ, v = 17, e; = u â 1rhu pour allĂ©ger les notations.On a :
supa;.(u â 7rhu,zh)
S Supa;,(e1,vh)
zheKlh "zhllh vhexh "vhlln
88
Nmoah(e1,vh) = â
ilv.
= -2; (04%).i=1
Ćžepßï,â ds)
= _\ âĂ \ I 5 \ou n; est la normale a "y,- exteneure a w,-.
|ah(âŹnvh)| S ĂĂŻwflvilwaĂ€-vtflĂŻjfllll/ ĆžebĂŻĂŻsdsll)i=l j>i WIJ
s z z ("âh(Ći)*âvh(Ćj)â"[ Ćžez-ĂŻĂŻeds")X677. (ĂŠgzfleKĂŻ 7"'ĂnK
a- âo _. -2s z z (nvhoao-vhcvjnuhaânfiĂŒnxvebĂŻudsluhkflKGĂĂ. (zgĂŠfleKz
En appliquant Cauchy Schwarz, on fait apparaĂźtre la norme discrĂšte de vh :
|°h(6bvh)| S "vhllh ( Z Z (hKĆžd Il âK ĆžGI-ñÀ dsllz)KGĂĂ; (ĂŠgxflĂ«Kz
Or par construction des ngj), 7,35 fl K = 7,3,- fl reg), dâoĂč :
ĂŻlah(elavh)l Ă Ilvnllh ( Z Ă (hKĂż-d
K57}: (ÊgzfléKz qihinnK
Or le lemme 3.2 du chapitre 3 (avec l = 0, F = FK , k = Fglngj), et Ăźr estlâinterpolĂ© de Lagrange sur K implique quâil existe ,31 > 0 tel que :
(k+g+lâ1)n?)
u (u) 6m23 ds|| 5 51hvfijnnx lulk+l+lucfiĂż7
DâoĂč :
UIHĂ _|an(6nvh)| s fllllvhllh(z z (hx>â-â(h1â;5:*â 1)|u|k+,+1_,çggâ>)2)
KâŹ7Ă;(:c.'1:j)âŹK2
89
malh-
S fllflzuvhllh( Ă Ă (hK)2(k+l)IU|k+I+1,nĂĂj)f)
X673 (Ć5J7j)âŹK2
à fl1fl2(hx)'°"'l|vn||h|u|k+z+1.n",00
oĂč fig < 1 est le sup sur K,i,j des (ĂIKL)(â°+Ă+"Ă, soit finalement; ;
supIaflenzhâ <Ch"°+')
Estimation de supvhexhtâ"""â"""â .Ilvhlln
Nh,0b1;,(vh,p â Hhp) =
Ăl
n
= ĂZĂMVW) â vh(ĂŻj))- A (P - ĂhPV ds
I/\volt-
"vhllh ( z z hĂ«z°'ll AK67}. (ĆgZfiEKĂ
5 CllvnllhhklplkxĂŠdâaprĂšs le lemme 3.4 du chapitre 3.
M (p â 11m5.- dsnn?)3.1
Estimation de supqheqh ĂZJ-Ăbâ'""ââ .Iqnlhp
b2;,(u â 7rhu,qh) = zqflyg) [p Cpñ dscâ '74
u
s mu (g |wflâ(f1}, (u Mana-flanâ);1
S Clqhlhi
90
S Ă"hk|<1h|h|U|k+1,n
Remarque: si k = 1 et p à H2(Q) on peut prendre pour Hh, Pinterpolé deClément.
3 Applications.
3.1 Application Ă lâĂ©lĂ©ment de Crouzeix Raviart.
On cherche les vitesses affines par éléments continues au milieu des faces et lespressions constantes par élément. Cet élément vérifie les propriétés suivantes (cfLemme 2.1 et 2.2 du chapitre 2):
ah(u;,,vh) = z l ÿumÿvhdv Vumvh E Vh (4.10)K67?» K
b,-h(v;,,qh) = â z l qhdivvhdV
K67» K
(4.12)La vĂ©rification des hypothĂšses du cadre abstrait est triviale et on obtient une esti-mation dâerreur dâordre un.
3.2 Application Ă lâĂ©lĂ©ment Pl-bulle P1.On choisit pour Xh le Pl-bulle :
x,, = {v e Hâ(fl) n C°(Ă);v|K e P(K), VK e Th}oĂč P(K) = P1(K) G9 ev {Ă1Ă2Ă3} oĂč les Ă,-{,-=1,3} dĂ©signent les coordonnĂ©es barycen-triques du triangle K. On notera bK = Ă1Ă2Ă3 la fonction bulle associĂ©e au triangleK et wK le volume de contrĂŽle associĂ©. On choisit pour Qh 1â espace des fonctionscontinues affines par Ă©lĂ©ments :
Qh = {q e Lgm) n C°(ĂZ);qIK e P1(K), VK e T1,}On notera Xi la partie P1 de Xh et Xiâ, la partie bulle de Xh.On construit les volumes de contrĂŽle de la masse en joignant dans chaque triangleles milieux des cĂŽtĂ©s au centre de gravitĂ©. On construit les volumes de contrĂŽle de la
riangle les milieux des cÎtés entre
Volumes de contrĂŽĂŻe de la masse.
\\\
92
On Ă©tablit dâabord un lemme de comparaison entre la. mĂ©thode des VolumesĂlĂ©ments Finis et la mĂ©thode des ĂlĂ©ments Finis pour b, blh, b2}, oĂč :
b(v,q) = âjflqdivĂŻĂź
Lemme 4.2 :Pour tout ĂŻ)â = 171 + Ă}, E Ăh oĂč v1 est la partie P1 de ĂŻ)â et v5 la partie bulle, pour toutq E Qh, on a :
551241741) = b(t71,q)+5b(ĂŽ'znq)
.. 4 55 ..b2;.(v,<1) = b(v1,q)+ĂŠb(vb,q)
DĂ©monstration :On note Ăfâ 2' = 1, ..,3 les coordonnĂ©es barycentriques,centre de gravitĂ© du triangle K, et :
Ă€ = 50m5â)q!â = 401:5â)
Si 17,, = 0, alors :
1i=3t7(yx) = 526w?) ,|=1
dâoĂč:{:3
K 1b 1 = 1.] *d+â/ "dm0) q)KĂ Ă«v (vĂżnKqn
s3 ĂŽwxqn s)
Ăź=3 _. 1 _.= Z Z(Vq)uxnĂź.»"(Iw.-ânKI+5Ic-»x|) car(Vq)IK=°'°KâŹ'Ă;,l'=1
1 _. i=3dK= 5 Ă (VqhK-Ăv; lKl
K67), Ă=l
et:
93
i=3= Ă (Ćžqhx-ĂĂK Ă.â dV
K67]. i=l âfK
= z j ĂqĂĂźdVX677. K
= b(Ă»',q)
{:3
52,454) = _ z zqfâ (Ă.ñ)dsKeThi=1 75mâ
i=3
= âzzq,â([p divĂŻĂźdv- pÿïfids)K67â. {:1 wâ. 0K ĂŽKflwi
i=3
= â E (divmmzqĂż/ AidvK57), i=1 K
car la. fonction qftßïñâ; est continue sur 3K fl wfâ, et intervient avec les deux signesau cours de la sommation sur K, et fK Ă; dV = Iwfâ flK
bzhĂŒĂźq) = 507,9)Si 171 = 0, ĂŻ)â = ZKGTh Ăxbx, alors : r
1b a, = _ Ăą ./ âd1h(v q) 27 Kg}. K ĂŽwx qn 8
1 |K|__ -»= â Ă 'âvK-(V<1)|K27X67). 4
Or1
Lâ-ĂWdâoĂč :
âĂ 5K
.0bnzĂŒnq) = 5 2mn.»j vdvKĂ©Tr. K
5= -1, *9
(vĂźq)
et:i=3
bgh(ĂŻĂź,q) =â Z 2g!â j (17.ñ')dsK67], i=1 âYĂĂK
94
APnKQIñĂds = ñK.[YfnK(bKñ)ds=
Pjçéi 74.1"â
oĂč 7,1:j = 7,? fl 75-â et Ă±ĂŒ est la normale extĂ©rieure Ă wfâ sur 73j.Comme bK est un polynĂŽme de degrĂ© trois et ñĂ-J- est constant sur yĂ€j, on a :
âĂ 1 âĂ
f bKTlĂŒ dS = â(bK(a) + 4bK(b) + bK(C))|â)âI-p:j r1 KIm-J-âyp-HK 6i.J
oĂč :
1 1Ma) = Ma) = g À 5x01) = 2-7
5 52M5) = ĂjUâ) = ñ a bKĂâ) = Ă;
me) = me) =Ăš ; bac) = o1 33507x01) + 45141â) + 5140)) = 5
qui donne :
.. 33 âo[fijnK
bxngj ds =ÎßhÀj
r) K|n,-_,-
on a donc obtenu :
1,2417 q) = âĂ z,64
Kgâ. {:1i
vfnK
33 X 60 -o= Ă (Vq)! 17 dV64 K67},
K
L
car 1,9,â ñ ds = â|K|Ă,\{< et [K bK = Ă€m dâoĂč:
.. 55 ..b2h(vaq) = Àbÿvaq)
Corollaire :blh et bgh vérifient uniformément la condition inf sup.
95
En effet, en définissant :
Q1 I Ăh lâ) i);
5
||âI>1(Ăź7)ll S H171!âD; Z i}, lâ) i},
âĂâ2(â) = 014-3-605.. 55 ..||âĂŻâ2(v)|| S gllvll
et :
b Ă3K3 > 0 tVq ⏠Qh sup (v-Oq) 2 fl"â1"0,2,0a116x».
on obtient :
bmĂŒĂźq) bh(<ĂŻâz(Ăź7),q)VQĂQ sup âo = supßùzflllqll ,.hvexh uvu dâ navmvmet :
b2h(5,q) bh(Ă2(Ă),q) 36
116x}. llvll 1,9L, II(<ĂŻ>2(17)ll 5s °âIl nous reste Ă vĂ©rifier la condition inf sup sur ah.
Lemme 4.3 :
5Vu e XMVv E Xh, a;,(uh,vh) = a(u1, v1) + 5a(ub, vb) + ah(ub,v1)
oĂč u = ul + m, (resp v = v1 + vb) est la dĂ©composition de u (resp v) sur Xhl G3 XM,et a(u,v) = fa VwVv.
DĂ©monstration :On a:
ah(u17 v1) = 4111,91)
96
- on le montre de la mĂȘme façon que le lemme 2.1-
5ahĂlbyub) = 51101M115)
En effet :_1 _, __
ahuflgbx) =-2â7- aux
Vbkmds
â1_ 271m m2,, dV-1
= Ab V27 x 4 A k d
Or
j m2,, dV = 2 j A1 dVĂA2ĆžA3K K
+ 2 jK A, dvĂŒxaĂżxl+ 2 fx A3 dvĂżxfixg
2= âI{3| la
oĂč a = wfiug + Ăxfixs + mm. on a donc obtenu :-1
ah(b}(,b]{) =34 x 2|K|a
Dâ autre part :
a(bK,bK) = jK ĂbKĂbK dV= _ j AbkbK dV
K
Or
f AbkbK dV = 2 j Albx dVĆžA2ĂA3K K
+ 2/KA2bKd1/W3x7A1
+ 2/KA3bK dvwlxm2!
97
oĂč la derniĂšre Ă©galitĂ© vient de :
k1!k2!k3!Akukuks = 2 K ââĂźâ/x 1 2 3 | |(k,+k2+k3+2)!
On Ă Ă©videmment ah(u1, bK) = Ă fwK Au] dV = 0.
Lemme 4.4 :Pour tout v E Xhl et tout u E Xhb, on a:
27 2702Vh 3C E FwĂź] :a;,(u,v) = C'(u,v);,
oĂč a est tel que Vh, VK e âE, hK S 0px, et (., .);, est le produit scalaire associĂ© Ă la norme
DĂ©monstration :
Onà siveXhletuëXhbz
Ilah(u,v) zK :=1 7:!â
"_= Ă« UK [(;a<v<gx) - v5) j"? mm as]1
Notons Ăç, Ăj, Ăâ, les trois coordonnĂ©es barycentriques de K, on a:
Ai: sur 7,?â
Ăj+Ăk = sur 7;âMir-NI!-
dâ oĂč:
ĆžĂK = ĂjĂkĂżĂg +
98
Utilisant les expressions :
on obtient:
[Vbflnnds =7:â 7:â
K -» -»- gwiÿmOr:
.. .. h _ |l,-|2(VĂpV/L) â
4|K|2
oĂč I,- dĂ©signe la longueur du cĂŽtĂ© de K opposĂ© au nĆud 21,â.Il reste Ă remarquer que :
Mïç s 4IKIâ s «hïçPK S1; S hK
et que le pour tout u E Xi et tout v e XĂ€, le produit scalaire (u,v)h sâĂ©crit :
(m) = 51;; ux 202cm mâ)En utilisant les lemmes 4.2 4.3 4.4, on montre la. condition inf-sup sur ah :
4Vu = U] + U5 Ă I(2_h,âv = U1 +
ßßubE Ifâ,
et:
5ah(u, v) a(u1,ul) +
5a(ub,ub) + a;,(ub,u1)
IV5
5a(u,u) + C(u1, ub)â,
_>_ C'(u,u)h
oĂč la derniĂšre inĂ©galitĂ© vient de PĂ©quivalence de la. norme continue et de la normediscrĂšte. Ainsi la mĂ©thode de Volumes ĂlĂ©ments Finis P1 bulle P1 est dâordre un.
Conclusion
On a montrĂ© ici que la mĂ©thode des Volumes ĂlĂ©ments Finis pouvait ĂȘtre unealternative aux mĂ©thodes dâĂlĂ©ments Finis pour Papproximation numĂ©rique desproblĂšmes du Laplacien (resp. de Stokes) sous rĂ©serve de la vĂ©rification dâune (resp.de trois) condition(s) inf sup. En ce qui concerne le problĂšme du Laplacien lacondition inf sup est vĂ©rifiĂ©e pour les Ă©lĂ©ments finis P1 (conforme ou non) sur destriangulations gĂ©nĂ©rales, et pour lâĂ©lĂ©ment fini Q1 pour des maillages structurĂ©s.Pour le problĂšme de Stokes, on a montrĂ© que les trois conditions inf sup sont satis-faites pour les Ă©lĂ©ments Plnonconforme/âPo et Plbulle/P1 pour des triangulationsgĂ©nĂ©rales. La vĂ©rification des conditions inf sup a Ă©tĂ© obtenue en comparant lesformes bilinĂ©aires provenant de la mĂ©thode de Galerkin avec celles provenant de lamĂ©thode des Volumes ĂlĂ©ments Finis. La vĂ©rification des conditions inf sup pourdâautres choix dâĂ©lĂ©ments et de volumes de contrĂŽle reste un problĂšme ouvert.
Par rapport Ă . la mĂ©thode de Galerkin, la mĂ©thode des Volumes ĂlĂ©ments FinisprĂ©sente Pavantage dâĂȘtre localement conservative, ce qui lâa rend attrayante pourla rĂ©solution approchĂ©e des Ă©quations de conservation modĂ©lisant les Ă©coulements defluides.
La question de savoir sâil existe un â meilleur choixâ de volumes de contrĂŽle pourune Ă©quation de conservation et un Ă©lĂ©ment fini donnĂ©, nâa pas Ă©tĂ©e traitĂ©e ici.
Il semble donc quâil y ait dans lâĂ©tude des mĂ©thodes de Volumes ĂlĂ©ments FinismatiĂšre Ă de nombreux travaux.
99
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COMMISSARIAT A L'ĂNERGIE ATOMIQUE GRENOBLE
UST/EC/PMC/REPROGRAPHE/ l 997
RESUME
_ Dans le premier chapitre, on établit les équations modélisant les écoulementsde fluides incompressibles sous forme d'équations de bilan et on présentebriÚvement les principes des méthodes de Volumes Finis.
Le second chapitre se veut une introduction aux méthodes de VolumesEléments Finis. On y décrit la Box Method et on propose une méthode de VolumesEléments Finis adaptée aux problÚmes de Stokes et de Navier Stokes. CettederniÚre méthode est décrite en détail et on donne des résultats numériquesobtenus sur deux cas test classiques.
Le troisiÚme chapitre présente une analyse d'erreur de la méthode desVolumes Eléments Finis pour le problÚme du Laplacien, et des applications endimension un, deux ou trois.
Le quatriĂšme chapitre prolonge les techniques du chapitre trois pour âtaire uneanalyse d'erreur de la mĂ©thode des Volumes ElĂ©ments Finis pour le QTEsĂFĂI/âlëßßïe deStokes.