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czak
Stanislas Antczak
PHYSIQUE
Préparation au double cursus Architecte-Ingénieur
2020-2021
L2PREMIĂRE PARTIE
MĂCANIQUE â THERMODYNAMIQUE
Version complĂšte
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czakIntroduction
Présentation du cours
Le cours de physique qui suit a Ă©tĂ© Ă©crit par moi, Stanislas Antczak, pour la deuxiĂšme annĂ©e de la prĂ©parationau double-cursus Architecte-IngĂ©nieur Ă lâĂcole nationale supĂ©rieure dâarchitecture de Lyon. Il a bĂ©nĂ©ficiĂ© descorrections et suggestions de Clarisse Guichardant, qui assure les TD.
La durĂ©e totale de lâenseignement, temps dâexamen compris, est de cinquante heures, rĂ©parties en deuxsemestres. Ce document nâest quâune premiĂšre partie pour la L2.
Comme en premiĂšre annĂ©e, lâobjectif de ce cours est en premier lieu dâacquĂ©rir des bases en physique gĂ©nĂ©rale,tant au niveau des mĂ©thodes que du contenu.
Dans ce cours du premier semestre
Cette année seront poursuivies les études de la mécanique générale et de la thermodynamique, au traversdes chapitres suivants :
â les changements de rĂ©fĂ©rentiel permettent de sortir du cadre un peu contraignant des Ă©tudes mĂ©ca-niques dans les rĂ©fĂ©rentiels galilĂ©ens ;
â les oscillations mĂ©caniques libres puis forcĂ©es prennent la suite de la mĂ©canique de premiĂšre annĂ©e,en introduisant les Ă©quations diffĂ©rentielles dâordre deux ;
â enfin, le chapitre sur la diffusion thermique donne une premiĂšre approche des mĂ©thodes dâĂ©tablissementdâĂ©quations aux dĂ©rivĂ©es partielles spatio-temporelles, omniprĂ©sentes en physique.
La suite de lâannĂ©e sera consacrĂ©e Ă la physique ondulatoire, avec de petites incursions en dynamiquedes fluides.
Mode dâemploi
Ce document est un cours Ă trous. La version complĂšte, destinĂ©e Ă sâassurer que lâon a bien pris le cours ouĂ le remplir en cas dâabsence, est disponible en ligne sur
http://santczak.free.fr/ensal/cours_l21_2021.pdf
Chaque chapitre contient un ou deux exercices résolus qui sont destinés à acquérir en autonomie les bonnespratiques. Les autres exercices seront, pour certains, corrigés en classe.
à toutes fins utiles, les corrigés de tous les exercices se trouvent également en ligne sur
http://santczak.free.fr/ensal/corriges_l21.pdf
Toute suggestion, remarque, demande dâaide, pourra ĂȘtre adressĂ©e Ă
[email protected] [email protected]
Toute reproduction totale ou partielle de ce document nâest pas autorisĂ©e Ă moins dâun accord de lâauteur.Jâai composĂ© ce document en LATEX sous Linux Ubuntu, logiciels libres.
Stanislas Antczak
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czakTable des matiĂšres
1 Changements de rĂ©fĂ©rentiel 5I Vecteur rotation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6II Cas particulier des rĂ©fĂ©rentiels en translation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6III Cas particulier de la rotation autour dâun axe fixe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8IV Statique des fluides en rĂ©fĂ©rentiels non galilĂ©ens . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10Exercices . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
2 Oscillateurs mĂ©caniques libres 17I Un oscillateur harmonique : le pendule Ă©lastique horizontal . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18II Oscillateurs mĂ©caniques amortis avec frottement visqueux . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21III Ănergie des oscillateurs libres . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22Exercices . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
3 Oscillations mĂ©caniques forcĂ©es 31I SystĂšmes oscillants en rĂ©gime forcĂ© . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32II Ătude des solutions pour le dĂ©placement . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34III Solutions pour la vitesse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36Exercices . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
4 Diffusion thermique 41I DensitĂ© de courant thermique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42II Ătablissement de lâĂ©quation de la chaleur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42III RĂ©solution en rĂ©gime stationnaire . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44IV Isolation dâun tuyau de chauffage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45V Ondes de chaleur dans un milieu homogĂšne . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47VI TempĂ©rature au toucher . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49Exercices . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51
A Changements de référentiel 59
B Ăquadifs linĂ©aires dâordre deux 63
C Diffusion de particules 67
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czakChapitre 1
Changements de référentiel
On le sait depuis la classe de seconde, un rĂ©fĂ©rentiel est un solide que lâon prend comme rĂ©fĂ©rence pourobserver un mouvement. Pour repĂ©rer des coordonnĂ©es dâun point, on a besoin de munir ce rĂ©fĂ©rentiel dâunrepĂšre, câest-Ă -dire une origine, point fixe dans le rĂ©fĂ©rentiel, et une base de vecteurs unitaires, le plussouvent orthonormĂ©e.
On peut choisir plusieurs rĂ©fĂ©rentiels pour dĂ©crire le mĂȘme phĂ©nomĂšne, en fonction des besoins et de ladifficultĂ©. Mais on garde Ă lâesprit quâĂ priori, tout dĂ©pend du rĂ©fĂ©rentiel : coordonnĂ©es des points et desvecteurs, et mĂȘme la dĂ©rivĂ©e par rapport au temps dâun vecteur, comme on va le voir ci-dessous.
Dans le cadre de la mĂ©canique classique, en revanche, le temps est absolu et ne dĂ©pend pas du rĂ©fĂ©rentieldâĂ©tude. Ce nâest pas le cas dans le cadre de la mĂ©canique relativiste, mais on nâen fera pas ici.
Les lois de la mĂ©canique ne sont pas les mĂȘmes dans tous les rĂ©fĂ©rentiels : il existe des rĂ©fĂ©rentiels particuliersappelĂ©s rĂ©fĂ©rentiels galilĂ©ens. Mais ils ne sont pas toujours les rĂ©fĂ©rentiels les plus simples pour lâĂ©tude, dâoĂčlâintĂ©rĂȘt de savoir traduire les relations dâun rĂ©fĂ©rentiel Ă lâautre.
On verra donc les lois de composition des vitesses et des accĂ©lĂ©rations, limitĂ©es ici aux cas simples de latranslation ou de la rotaton autour dâun axe fixe. Les formules gĂ©nĂ©rales sont dĂ©montrĂ©es en annexe.
Et on les appliquera à quelques cas simples de statique du solide ou statique du fluide dans desréférentiels non galiléens.
Les sensations offertes par les montagnes russes viennent du caractÚre non galiléen du référentiel du wagonnet.
Source : Wikimedia commons
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1. Changements de rĂ©fĂ©rentiel Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
I Vecteur rotation
1 DĂ©rivĂ©e dâun vecteur dans deux rĂ©fĂ©rentiels
ConsidĂ©rons un rĂ©fĂ©rentiel R muni dâune base orthonormĂ©e (ââi ,
ââj ,
ââk ). Soit un vecteur
ââQ dont les coordon-
nĂ©es dans cette base sont (x, y, z) : on peut donc Ă©crireââQ = x
ââi + y
ââj + z
ââk
Ce vecteur est quelconque : ses coordonnées x, y et z sont donc des fonctions du temps. La dérivée par
rapport au temps de ce vecteur dans le rĂ©fĂ©rentiel R, oĂč les vecteursââi ,
ââj et
ââk sont fixes, est
dââQ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=dxdt
ââi +
dydt
ââj +
dzdt
ââk
ConsidĂ©rons Ă prĂ©sent un autre rĂ©fĂ©rentiel RâČ que lâon peut choisir dâutiliser pour dĂ©crire les phĂ©nomĂšnes
physiques. On peut le munir Ă©galement dâune base orthonormĂ©e (ââiâČ ,
ââjâČ ,
ââkâČ ). Dans cette base, on peut appeler
(xâČ, yâČ, zâČ) les coordonnĂ©es du vecteurââQ : ce sont des fonctions du temps Ă priori diffĂ©rentes de x, y, z. On a
ââQ = xâČ
ââiâČ + yâČ
ââjâČ + zâČ
ââkâČ et sa dĂ©rivĂ©e dans RâČ
dââQ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRâČ
=dxâČ
dt
ââiâČ +
dyâČ
dt
ââjâČ +
dzâČ
dt
ââkâČ
Ce vecteur dĂ©rivĂ©e est un vecteur en gĂ©nĂ©ral diffĂ©rent du vecteur « dĂ©rivĂ©e temporelle deââQ dans R ».
2 Relation entre les dérivations de vecteurs dans les deux référentiels
On peut montrer quâil existe un vecteur vitesse de rotation instantanĂ©e dâun rĂ©fĂ©rentiel par rapport Ă
un autre. On noteraââΩ(RâČ/R) le vecteur rotation instantanĂ© du rĂ©fĂ©rentiel RâČ par rapport au rĂ©fĂ©rentiel R. Ce
vecteur permet de relier les dĂ©rivĂ©es du vecteurââQ dans chacun des rĂ©fĂ©rentiels par la relation suivante :
dââQ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=dââQ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRâČ
+ââΩ(RâČ/R) ⧠ââ
Q
Cette relation est appelĂ©e formule de Bour ou relation de dĂ©rivation dans une base mobile. Souvent eneffet, on dissymĂ©trise le problĂšme en considĂ©rant R comme le rĂ©fĂ©rentiel fixe et RâČ comme le rĂ©fĂ©rentiel mobile.Pour une dĂ©monstration gĂ©nĂ©rale, on consultera lâannexe A.
Remarque : de cette relation dĂ©coule immĂ©diatement queââΩ(RâČ/R) = âââ
Ω(R/RâČ).
II Cas particulier des référentiels en translation
1 Vecteur rotation
Si le rĂ©fĂ©rentiel RâČ est en translation par rapport au rĂ©fĂ©rentiel R, alors le vecteur rotation est nul :ââΩ(RâČ/R) =
ââ0
On peut choisir des bases identiques pour RâČ et R : on prend doncââiâČ =
ââi ,
ââjâČ =
ââj et
ââkâČ =
ââk . En revanche,
les origines des repĂšres O et OâČ sont diffĂ©rentes.
ââj
ââk
ââi
O
ââj
ââk
ââi
OâČ
Puisque le vecteur rotation est nul, alors la dĂ©rivation par rapport au temps est identique dans R et RâČ.
2 Vecteur position
On étudie le mouvement du point matériel M.
Le vecteur position dans R estâââOM, le vecteur position dans RâČ est
âââOâČM. Par simple relation de Chasles,
âââOM =
âââOOâČ +
âââOâČM
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Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 1. Changements de rĂ©fĂ©rentiel
3 Composition des vitesses
Exprimons la vitesse de M dans R en utilisant la relation de Chasles ci-dessus :
ââv (M/R) =dâââOMdt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
=dâââOOâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁRïžž ïž·ïž· ïžž
terme â
+dâââOâČMdt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR ou RâČïžž ïž·ïž· ïžž
terme âĄ
Le terme â est la vitesse de OâČ dans le rĂ©fĂ©rentiel R. Câest ce que lâon appelle la vitessedâentraĂźnement du rĂ©fĂ©rentiel RâČ par rapport au rĂ©fĂ©rentiel R.
Comme les dérivées dans les deux référentiels sont identiques, le terme ⥠est également la
dĂ©rivĂ©e deâââOâČM dans RâČ, câest-Ă -dire la vitesse du point M par rapport au rĂ©fĂ©rentiel RâČ. Câest
ce que lâon appelle la vitesse relative.Ainsi, on a la loi de composition des vitesses pour des rĂ©fĂ©rentiels en translation :
ââv (M/R) = ââv (OâČ/R) + ââv (M/RâČ)
soit vitesse « absolue » = vitesse dâentraĂźnement + vitesse relative
4 Composition des accélérations
DĂ©rivons une fois de plus la relation ci-dessus, pour obtenir lâaccĂ©lĂ©ration de M dans R :
ââa (M/R) =dââv (M/R)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=dââv (OâČ/R)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRïžž ïž·ïž· ïžž
terme â
+dââv (M/RâČ)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR ou RâČïžž ïž·ïž· ïžž
terme âĄ
Le terme â est lâaccĂ©lĂ©ration de OâČ dans le rĂ©fĂ©rentiel R. Câest lâaccĂ©lĂ©ration dâentraĂźne-ment du rĂ©fĂ©rentiel RâČ par rapport au rĂ©fĂ©rentiel R.
Le terme âĄ, lui, est lâaccĂ©lĂ©ration du point M dans le rĂ©fĂ©rentiel RâČ, appelĂ©e accĂ©lĂ©rationrelative.
Voici donc la loi de composition des accĂ©lĂ©rations pour des rĂ©fĂ©rentiels en translation :ââa (M/R) = ââa (OâČ/R) + ââa (M/RâČ)
soit accĂ©lĂ©ration « absolue » = accĂ©lĂ©ration dâentraĂźnement + accĂ©lĂ©ration relative
5 Lois de la dynamique
On Ă©tudie un point matĂ©riel M de masse m. On considĂšre deux rĂ©fĂ©rentiels dâĂ©tude :â le rĂ©fĂ©rentiel R, supposĂ© galilĂ©en ;â le rĂ©fĂ©rentiel RâČ, en translation quelconque par rapport Ă R.On appellera ââae lâaccĂ©lĂ©ration dâentraĂźnement de RâČ par rapport Ă R.On notera
ââF la somme de toutes les forces subies par M.
La deuxiĂšme loi de Newton dans le rĂ©fĂ©rentiel galilĂ©en R sâĂ©crit, comme dâhabitude,
m ââa (M/R) =ââF
En utilisant la loi de composition des accĂ©lĂ©rations ââa (M/R) = ââae + ââa (M/RâČ), elle devient
m ââae + m ââa (M/RâČ) =ââF que lâon peut Ă©crire m ââa (M/RâČ) =
ââF â m ââae
On reconnaĂźt une relation du type masse fois accĂ©lĂ©ration Ă©gale somme des forces... mais ilfaut ajouter un terme du cĂŽtĂ© des forces. Ce terme est appelĂ© force dâinertie dâentraĂźnement :
ââFie = âm ââae
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1. Changements de rĂ©fĂ©rentiel Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
Lâexpression de la deuxiĂšme loi de Newton dans un rĂ©fĂ©rentiel en translation parrapport Ă un rĂ©fĂ©rentiel galilĂ©en est donc
m ââa (M/RâČ) =ââF +
ââFie avec
ââFie = âm ââae
masse Ă accĂ©lĂ©ration relative = somme des forces + force dâinertie dâentraĂźnementLa force dâinertie dâentraĂźnement est une pseudo-force, dans le sens oĂč ce nâest pas la modĂ©lisation de
lâaction dâun objet extĂ©rieur sur le systĂšme Ă©tudiĂ©, mais un artifice de calcul, un vecteur dont la norme sâexprimeen newtons et qui apparaĂźt quand on cherche Ă Ă©crire la deuxiĂšme loi de Newton dans un rĂ©fĂ©rentiel en translationpar rapport Ă un rĂ©fĂ©rentiel galilĂ©en.
Remarque : dans le cas particulier dâune translation rectiligne et uniforme, la vitesse dâentraĂźnementest un vecteur constant. Donc lâaccĂ©lĂ©ration dâentraĂźnement est nulle. On peut donc conclure que lâaccĂ©lĂ©rationde M est la mĂȘme dans tous les rĂ©fĂ©rentiels en translation rectiligne et uniforme les uns par rapportaux autres.
La deuxiĂšme loi de Newton est donc la mĂȘme dans tous ces rĂ©fĂ©rentiels. Et en particulier, tous les rĂ©fĂ©rentielsgalilĂ©ens sont en translation rectiligne et uniforme les uns par rapport aux autres. Exercices 1 Ă 6, exercice rĂ©solu 1
III Cas particulier de la rotation autour dâun axe fixe
1 Vecteur rotation dans le cas particulier de la rotation autour dâun axe fixe
Prenons le cas particulier dâun rĂ©fĂ©rentiel RâČ en rotation par rapport Ă R autour dâun axe â fixe dans R.
Choisissons (Oââk ) = â : lâaxe de rotation est lâaxe des z. Alors les deux axes (O
ââk ) et (O
ââkâČ ) sont identiques.
ââk
ââi
ââj
ââjâČ
ââiâČ
O
â
Ξ
Ξ
âą
perspective
Ξ
Ξ
ââi
ââiâČ
ââjââ
jâČ
O
plan (O,ââi ,
ââj )
On va mettre en Ă©videnceââΩ . Pour cela, on exprime
ââiâČ = cos Ξ
ââi + sin Ξ
ââj
ââjâČ = â sin Ξ
ââi + cos Ξ
ââj
Puis on dérive ces vecteurs dans R :
dââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= âΞ sin Ξââi + Ξ cos Ξ
ââj
dââjâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= âΞ cos Ξââi â Ξ sin Ξ
ââj
qui sâĂ©crit
dââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= ΞââjâČ
dââjâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= âΞââiâČ
Or,ââjâČ =
ââk â§
ââiâČ et
ââiâČ = âââ
k â§ââjâČ puisque la base (O,
ââiâČ ,
ââjâČ ,
ââk ) est orthonormĂ©e directe.
On peut donc Ă©crire
dââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= Ξââk â§
ââiâČ
dââjâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= Ξââk â§
ââjâČ
soit, en posantââΩ = Ξ
ââk ,
dââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
=ââΩ â§
ââiâČ
dââjâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
=ââΩ â§
ââjâČ
Par ailleurs, comme le vecteurââk est un vecteur constant Ă la fois dans R et dans RâČ, sa
dĂ©rivĂ©e par rapport au temps dans ces deux rĂ©fĂ©rentiels est nulle. Or,ââΩ ⧠ââ
k est Ă©galement unvecteur nul puisque
ââΩ et
ââk sont colinĂ©aires. On peut donc bien Ă©galement Ă©crire
dââk
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
=ââΩ ⧠ââ
k
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Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 1. Changements de rĂ©fĂ©rentiel
Le vecteur rotationââΩ a pour expression dans ce cas
ââΩ = Ξ
ââk ou, en posant Ï = Ξ,
ââΩ = Ï
ââk
La norme deââΩ est
âŁâŁâŁÎžâŁâŁâŁ = |Ï|, en radians par seconde : câest une vitesse angulaire.
La direction deââΩ est
ââk , câest-Ă -dire lâaxe de rotation â.
On a démontré ici la formule de dérivation dans une base mobile dans le cas particulier du mouvement
autour dâun axe fixe, seulement pour les vecteurs unitairesââiâČ ,
ââjâČ et
ââk . Resterait Ă la dĂ©montrer pour tout
vecteurââQ. Câest ce qui est fait en annexe A. Ici, on lâadmettra.
2 Composition des vitesses
DĂ©rivons le vecteur positionâââOM dans R et utilisons la formule de dĂ©rivation dans la base
mobile :
ââv (M/R) =dâââOMdt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
=dâââOMdt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁRâČïžž ïž·ïž· ïžž
vitesse relative
+ââΩ ⧠âââ
OMïžž ïž·ïž· ïžžvitesse dâentraĂźnement
On trouve ainsi, comme prĂ©cĂ©demment, la loi de composition des vitesses pour desrĂ©fĂ©rentiels en rotation autour dâun axe fixe :
ââv (M/R) = ââv (M/RâČ) + ââve avec ââve =ââΩ ⧠âââ
OM
3 Composition des accélérations pour une rotation uniforme
On se placera ici dans le cas particulier oĂč la rotation autour de lâaxe fixe est uniforme, doncââΩ est un vecteur constant dans R et RâČ
Pour obtenir la loi de composition des accélérations, dérivons la loi de composition des vitesses dans R :
ââa (M/R) =dââv (M/R)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=dââv (M/RâČ)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRïžž ïž·ïž· ïžž
terme â
+d(
ââΩ ⧠âââ
OM)dt
âŁâŁâŁâŁâŁRïžž ïž·ïž· ïžž
terme âĄ
Regardons les deux termes un par un.
Terme â dââv (M/RâČ)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=dââv (M/RâČ)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRâČ
+ââΩ ⧠ââv (M/RâČ)
On reconnaĂźt lâaccĂ©lĂ©ration ââa (M/RâČ) dans le premier terme du membre de droite.
Et terme âĄd(
ââΩ ⧠âââ
OM)dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=dââΩ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
⧠âââOM +
ââΩ ⧠d
âââOMdt
âŁâŁâŁâŁâŁR
Or,ââΩ est constant dans ces rĂ©fĂ©rentiels, donc sa dĂ©rivĂ©e est nulle. Et dans le deuxiĂšme terme du membre
de gauche apparaĂźt ââv (M/R) que lâon peut exprimer Ă lâaide de la loi de composition des vitesses. Il vient doncpour le terme âĄ
d(ââΩ ⧠âââ
OM)dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=ââΩ â§
[ââv (M/RâČ) +ââΩ ⧠âââ
OM]
=ââΩ ⧠ââv (M/RâČ) +
ââΩ â§
(ââΩ ⧠âââ
OM)
Tout ceci mis ensemble donne la loi de composition des accélérations
ââa (M/R) = ââa (M/RâČ)ïžž ïž·ïž· ïžžterme â
+ 2ââΩ ⧠ââv (M/RâČ)ïžž ïž·ïž· ïžž
terme âĄ
+ââΩ â§
(ââΩ ⧠âââ
OM)
ïžž ïž·ïž· ïžžterme âą
Il y a cette fois-ci trois termes :â le terme â est lâaccĂ©lĂ©ration relative, accĂ©lĂ©ration de M dans le rĂ©fĂ©rentiel RâČ ;â le terme ⥠est appelĂ© accĂ©lĂ©ration de Coriolis ;â le terme âą est lâaccĂ©lĂ©ration dâentraĂźnement.
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1. Changements de rĂ©fĂ©rentiel Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
4 Cas particulier oĂč le point Ă©tudiĂ© est fixe dans le rĂ©fĂ©rentiel en rotation uniforme
Si M est fixe dans RâČ, alors la vitesse relative ââv (M/RâČ) est nulle et lâaccĂ©lĂ©ration relativeââa (M/RâČ) est nulle. La relation prĂ©cĂ©dente devient
ââa (M/R) =ââΩ â§
(ââΩ ⧠âââ
OM)
En utilisant des coordonnĂ©es cylindriques, on aâââOM = r ââur + z
ââk et
ââΩ = Ï
ââk , dâoĂč
ââa (M/R) = Ïââk â§
[Ï
ââk ⧠(r ââur + z
ââk )]
= Ïââk â§ Ï r ââuΞ = âr Ï2 ââur
On retrouve lâexpression de lâaccĂ©lĂ©ration obtenue au chapitre de cinĂ©matique dans le casdâun mouvement circulaire uniforme Ă distance constante de lâaxe.
En notant H le projetĂ© orthogonal de M sur lâaxe de rotation â,on peut Ă©crire ceci
ââa (M/R) = âÏ2âââHM âąM
âąH
Ï
5 Loi de la statique dans un rĂ©fĂ©rentiel en rotation uniforme autour dâun axe fixedans un rĂ©fĂ©rentiel galilĂ©en
On Ă©tudie un point matĂ©riel M de masse m. On considĂšre deux rĂ©fĂ©rentiels :â le rĂ©fĂ©rentiel R est supposĂ© galilĂ©en ;â le rĂ©fĂ©rentiel RâČ est en rotation uniforme autour dâun axe fixe du rĂ©fĂ©rentiel R.Soit
ââF la somme des forces subies par le systĂšme. La deuxiĂšme loi de Newton dans R sâĂ©crit
m ââa (M/R) =ââF
Or, on vient de voir que ââa (M/R) = âÏ2âââHM avec les notations ci-dessus. On peut Ă©crire
âm Ï2âââHM =
ââF ou bien
ââF + m Ï2
âââHM =
ââ0
On obtient bien une relation du type premiĂšre loi de Newton : somme des forces Ă©gale vecteurnul... mais en ajoutant une force
ââFie = m Ï2
âââHM nommĂ©e force dâinertie dâentraĂźnement.
Comme cette force est colinĂ©aire Ă âââHM et de mĂȘme sens, certains lâappellent parfois force
centrifuge (qui fuit le centre). Mais câest une pseudo-force, un simple artifice de calcul. Exercices 7 Ă 12, exercice rĂ©solu 2
IV Statique des fluides en référentiels non galiléens
Section à faire aprÚs avoir traité le chapitre de statique des fluides.En mécanique des fluides, on procÚde exactement comme en mécanique du point sauf que ce sont des forces
volumiques dâinertie qui sâadditionnent aux autres forces. Puisque la force dâinertie dâentraĂźnement sâĂ©critâmââae , la force volumique dâinertie dâentraĂźnement est âÏââae , oĂč Ï est la masse volumique du fluide.
Ainsi, dans le cas dâun fluide Ă lâĂ©quilibre soumis uniquement Ă la pesanteur, la relation fondamentale de la
statique des fluides, qui sâĂ©crivait dans un rĂ©fĂ©rentiel galilĂ©en R âââgrad p = Ïââg , sâĂ©crit dans RâČ :
âââgrad p = Ïââg â Ïââae
On rappelle quâen coordonnĂ©es cartĂ©siennes,âââgrad p =
âp
âxâp
âyâp
âz
.
Exercices 13 Ă 16
10
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. Ant
czakExercices résolus
ĂnoncĂ©
1 On démarre
Un chargement est posĂ© sur la plate-forme dâun camion. Le camion dĂ©marre et accĂ©lĂšre avec une accĂ©lĂ©rationhorizontale. Le coefficient de frottement statique entre le chargement et la plate-forme est ”0.
Exprimer en fonction de ”0 et g lâaccĂ©lĂ©ration maximale que le conducteur peut donner au camion sâil veutĂ©viter le glissement du chargement. (Photo Wikimedia Commons.)
2 Un anneau sur un cerceau
Un cerceau est placĂ© dans un plan vertical et on le fait tourner autour dâun axe vertical passant par soncentre, Ă la vitesse angulaire constante Ï.
O
Ï
M
Ξ
Un anneau de masse m peut coulisser sans frottements sur le cerceau. DĂ©terminer ses positions dâĂ©quilibre.
11
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. Ant
czak
1. Changements de rĂ©fĂ©rentiel Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
Corrigé
1 On démarre
On étudie le chargement dans le référentiel du camion, non galiléen.
Il subit son poidsââP = mââg , la rĂ©action normale du support
ââN et les frottements solides
ââF .
ââP
ââN
ââF
Tant que le chargement est Ă lâĂ©quilibre, la premiĂšre loi de Newton sâĂ©crit
ââ0 =
ââP +
ââN +
ââF âmââa
En projection horizontale, cela donne F = ma. En projection verticale, N = mg.Il nây a pas de glissement tant que F 6 ”0 N, câest-Ă -dire tant que a 6 ”0 g.
2 Un anneau sur un cerceau
On Ă©tudie lâanneau dans le rĂ©fĂ©rentiel tournant, non galilĂ©en.
Il subit son poidsââP = mââg et la rĂ©action normale du cerceau
ââN.
O
Ï
M
Ξ
ââP
ââN
âŻ
ââur
ââuΞH
ââi
ââj
LâaccĂ©lĂ©ration dâentraĂźnement est axifuge : ââae = âÏ2âââHM, avec HM = R sin Ξ.
Puisque lâon ne sâintĂ©resse quâĂ lâĂ©quilibre, appliquons la premiĂšre loi de Newton dans le rĂ©fĂ©rentiel dâĂ©tude :
ââ0 =
ââP +
ââN âmââae
ce qui donne, en projection,
surââi : 0 = âN sin Ξ +mÏ2 R sin Ξ et sur
ââj : 0 = N cos Ξ âmg
Si sin Ξ = 0, alors N = mg : il y a toujours deux positions dâĂ©quilibre possibles, pour Ξ = 0 ou Ξ = Ï.
Et si sin Ξ 6= 0, on a N =mg
cos Ξet N = mR Ï2
qui fournit la conditionmg
cos Ξ= mR Ï2 dâoĂč lâon extrait cos Ξ =
g
R Ï2
Ceci donne une troisiĂšme position dâĂ©quilibre possible, Ă condition que le membre de droite puisse ĂȘtre lecosinus dâun angle, câest-Ă -dire sâil est infĂ©rieur Ă 1. La troisiĂšme position dâĂ©quilibre nâexiste donc que si
g
R Ï2< 1 soit Ï >
âg
Ret alors Ξ = Arccos
g
R Ï2
12
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czakExercices
Référentiels en translation
1 Dans un ascenseur
Un Ă©tudiant en architecture soucieux de sa ligne ne se dĂ©place jamais sans son pĂšse-personne. Il monte dessusĂ tout propos, mĂȘme dans lâascenseur. (Son ascenseur a une accĂ©lĂ©ration et une dĂ©cĂ©lĂ©ration de 1,0 m.sâ2.)
Dire ce quâindiquera la balance :
a. au dĂ©but dâune ascension ;
b. Ă la fin dâune ascension ;
c. au dĂ©but dâune descente ;
d. Ă la fin dâune descente ;
e. lorsque le cĂąble est rompu et lâascenseur est en chute libre.
Sâil est si soucieux de sa ligne, pourquoi lâĂ©tudiant prend-il lâascenseur ?
2 Pendule dans une voiture
DĂ©terminer lâangle que fait avec la verticale un pendule dans une voiture :
a. qui va de 0 Ă 100 km.hâ1 en 12 s ;
b. lancĂ©e Ă 100 km.hâ1 qui sâarrĂȘte en une distance de 100 m.
Les accélérations seront supposées constantes.
3 Traverser la riviĂšre
Une riviĂšre de largeur L = 10 m coule Ă la vitesse vr = 3,0 m.sâ1. Un bateau veut la traverser et peut allerĂ une vitesse de norme vb = 5,0 m.sâ1 par rapport Ă lâeau. DĂ©terminer quel cap il faut choisir, câest-Ă -dire avecquel angle α incliner ââvb par rapport au rivage, pour :
a. minimiser la durĂ©e de traversĂ©e (dĂ©terminer alors oĂč le bateau accoste) ;
b. accoster en face du point de départ (déterminer alors la durée de traversée).
4 DĂ©collement
Un plateau horizontal oscille verticalement Ă la frĂ©quence f avec lâamplitude z0 = 4,0 cm : son mouvementpeut ĂȘtre repĂ©rĂ© par sa coordonnĂ©e verticale ascendante z(t) = z0 cos(2Ï f t).
Un point matériel de masse m est posé sur le plateau. Déterminer une condition sur f et z0 pour que lepoint ne décolle pas.
5 Le plan qui bouge
Un plan inclinĂ© dâun angle α par rapport Ă lâhorizontale est animĂ© dâun mouvement horizontal uniformĂ©mentaccĂ©lĂ©rĂ© (lâaccĂ©lĂ©ration du plan est dans le plan vertical contenant la ligne de plus grande pente).
DĂ©terminer le mouvement dâun point matĂ©riel posĂ© sur le plan, initialement immobile dans le rĂ©fĂ©rentiel duplan, si son dĂ©placement se fait sans frottements. Discuter des diffĂ©rents cas possibles.
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1. Changements de rĂ©fĂ©rentiel Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
6 Tir en accéléré
DĂ©terminer les Ă©quations horaires du mouvement dâun projectile dans un rĂ©fĂ©rentiel en translation unifor-mĂ©ment accĂ©lĂ©rĂ©e avec une accĂ©lĂ©ration horizontale contenue dans le plan de tir, dans le sens de lâaxe de tir.
En dĂ©duire la portĂ©e du tir et dĂ©terminer lâangle de tir pour lequel elle est maximale.
RĂ©fĂ©rentiels en rotation uniforme autour dâun axe fixe
7 Virage dâun train
Un train aborde Ă la vitesse v un virage de rayon r dans lequel lestraverses des rails sont inclinĂ©es dâun angle α par rapport Ă lâhorizontale.
On considĂšre quâun passager immobile dans le train ressent le plusde confort lorsquâil ne subit, de la part du sol, aucune force tangentielle.
Déterminer une relation entre r, v, α et g permettant le confort dupassager.
Calculer α pour v = 250 km.hâ1 et r = 5,0 km.
Source : Wikimedia commons
8 Verticale sur un manĂšge
Sur un manĂšge en rotation uniforme de vitesse angulaire Ï, on suspend Ă une distance r0 de lâaxe un pendulede longueur L. Le pendule fait un angle α avec la verticale.
Exprimer Ï en fonction de g, r0, α et L.
Application : Ă©valuer la vitesse de rotation du manĂšge de la photo ci-aprĂšs et en dĂ©duire une Ă©valuation dela durĂ©e dâun tour.
Source : pixabay.com
9 Ramasser les tickets sur un manĂšge
Le propriĂ©taire dâun manĂšge en rotation uniforme de vitesse angulaire Ï se trouve Ă la distance r de lâaxede rotation du manĂšge.
DĂ©terminer la force quâil doit exercer sur le sol pour rester en place.
10 Sur un tourne-disque
Une souris a posĂ© un morceau de fromage sur le plateau dâun tourne-disque, Ă une certaine distance ducentre. Elle fait tourner le tourne-disque Ă une vitesse angulaire contrĂŽlĂ©e.
Elle constate que pour une certaine vitesse angulaire, le fromage se met Ă glisser. Comment utilise-t-elle cecipour mesurer le coefficient de frottement fromage-plateau ?
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Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 1. Changements de rĂ©fĂ©rentiel
11 Pesanteur et gravitation
Le champ de gravitation prend en compte lâattraction gravitationnelle terrestre seule. Le champ de pesanteurââg , lui, prend Ă©galement en compte la rotation de la Terre sur elle-mĂȘme.
a. Faire un schéma introduisant les différentes grandeurs utiles.
b. Ăcrire les coordonnĂ©es du vecteur ââg en fonction de Ï, vitesse de rotation de la Terre sur elle-mĂȘme, R rayonde la Terre (R = 6,38 Ă 103 km), M masse de la Terre (M = 5,98 Ă 1024 kg), G constante de la gravitationuniverselle (G = 6,67 Ă 10â11 m3.sâ2.kgâ1) et la latitude λ (angle par rapport Ă lâĂ©quateur).
c. On dit parfois que si la Terre tournait dix-sept fois plus vite, on serait en impesanteur Ă lâĂ©quateur. Justifiercette affirmation.
d. DĂ©terminer lâangle entre ââg et le champ de gravitation, en fonction de λ et des autres paramĂštres. Ă quellelatitude est-il maximal ? Le calculer Ă cet endroit.(On pourra utiliser lâapproximation des petits angles ou la relation des sinus : dans un triangle quelconque ABC,
on aBC
sin A=
AC
sin B=
AB
sin C.)
12 Le retour de lâanneau sur le cerceau
On reprend lâexercice rĂ©solu « Un anneau sur un cerceau », mais avec un axe de rotation vertical qui nepasse pas par le centre du cerceau mais Ă une certaine distance horizontale de celui-ci.
DĂ©terminer une relation donnant les positions dâĂ©quilibre de lâanneau.Le rayon du cerceau est R = 0,50 m, la distance horizontale entre lâaxe de rotation et le centre de lâanneau
est d = 30 cm et on constate que lâanneau sâĂ©carte de la position verticale sous le centre du cerceau de Ξ = 30.DĂ©terminer Ï.
O
Ï
M
Ξ
Statique des fluides en référentiels non galiléens
Dans les exercices qui suivent, la surface de lâeau est dĂ©terminĂ©e comme le lieu oĂč la pression dans lâeau estĂ©gale Ă P0, pression atmosphĂ©rique de lâair.
13 Camion-citerne
DĂ©terminer lâinclinaison de la surface du liquide dans une citerne lorsque le camion qui la porte accĂ©lĂšre.
14 Surface de lâeau
Un bĂ©cher contenant de lâeau tourne sur lui-mĂȘme autour de son axe fixe, Ă vitesse de rotation Ï constante.
a. DĂ©terminer la forme de la surface de lâeau.
b. Exprimer en fonction de Ï, g et du rayon du bĂ©cher, la diffĂ©rence de hauteur dâeau au centre lorsque çatourne par rapport au cas immobile.
15 Un tube coudé qui tourne
Un tube coudĂ© plonge dans lâeau et tourne Ă vitesse constante.DĂ©terminer la pression dans lâair de la branche horizontale du tuyau, puis en dĂ©duire h.Application numĂ©rique : Ï = 50 tours.sâ1, â = 10 cm.
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1. Changements de rĂ©fĂ©rentiel Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
h
â
Ï
16 Tube en U tournant
Un tube en U carrĂ© tourne autour dâun axe dĂ©centrĂ© Ă une vitesse constante. Il contient une certainequantitĂ© dâeau, dont on repĂšre la position grĂące Ă lâordonnĂ©e z par rapport Ă la position dâĂ©quilibre en lâabsencede rotation.
Ï
h
a
D
z
Exprimer Ï2 en fonction de z. On distinguera plusieurs cas, suivant que les deux surfaces libres du liquidesont dans les branches verticales ou non.
Le tracĂ© de z en fonction de Ï2 est donnĂ© ci-dessous. InterprĂ©ter la courbe obtenue en dĂ©crivant ce qui sepasse lorsquâon augmente progressivement Ï, puis lorsquâon le rediminue.
0 500 1000 1500 2000 2500
omega^2 (rad^2.s^-2)
0
0,02
0,04
0,06
0,08
0,1
0,12
0,14
z (
m)
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czakChapitre 2
Oscillateurs mécaniques libres
Les vents me sont moins quâĂ vous redoutables.
Je plie, et ne romps pas. Le roseau, citĂ© par Jean de la Fontaine, Le ChĂȘne et le Roseau
Quâelles soient macroscopiques et dues au vent ou aux sĂ©ismes, ou microscopiques (acoustiques) et liĂ©es aufonctionnement des appareils, les vibrations mĂ©caniques sont partout dans les bĂątiments.
Elles sont la plupart du temps indĂ©sirables, aussi cherche-t-on Ă les prĂ©voir pour les Ă©viter. Mais il fauttrouver un compromis : un bĂątiment souple bouge sous lâeffet du vent, certes (au sommet dâune haute tour, lesdĂ©placements par vent violent peuvent atteindre plusieurs mĂštres), mais un bĂątiment trop rigide peut rompre.
Ce chapitre étudie divers aspects des oscillateurs mécaniques libres.
Ă gauche, en haut : la tour Taipei 101, Ă Taiwan, par C. Y. Lee andpartners Architects, 2004. 509 m de haut, 101 Ă©tages.Ci-dessus : schĂ©ma du pendule dâamortissement des vibrations installĂ©au sommet.Ă gauche, en bas : photo dudit pendule de 660 tonnes.
Source : Wikipedia.
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2. Oscillateurs mĂ©caniques libres Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
I Un oscillateur harmonique : le pendule Ă©lastique horizontal
1 Oscillateurs mécaniques : définitions
Un oscillateur mĂ©canique est un systĂšme mĂ©canique connaissant des mouvements de va-et-vient autourdâune position dâĂ©quilibre. On parle dâoscillateur non amorti ou oscillateur harmonique lorsque sonmouvement a une amplitude constante et peut ĂȘtre dĂ©crit par une fonction sinusoĂŻdale du temps.
2 Position du problĂšme
Soit un solide de masse m pouvant glisser sans frottements sur un plan horizontal. Il est attachĂ© Ă un ressortde raideur k et de longueur Ă vide â0, vĂ©rifiant la loi de Hooke. Le solide peut se dĂ©placer sur un axe (Ox).Toute action de lâair est nĂ©gligĂ©e.
On Ă©carte le solide de sa position dâĂ©quilibre en allongeant le ressort dâune longueur x0, puis, Ă un instantchoisi comme origine des dates, on le lĂąche sans vitesse initiale.
Déterminer son mouvement ultérieur.
3 Obtention de lâĂ©quation diffĂ©rentielle du mouvement
â0
ââi x
O
x
G
âââF
ââP
ââN
On Ă©tudie le solide ramenĂ© Ă son centre dâinertieG dans le rĂ©fĂ©rentiel terrestre supposĂ© galilĂ©en.
Il subit son poidsââP , la rĂ©action normale du
supportââN et la force de rappel du ressort
ââF .
Celle-ci sâĂ©critââF = âk (â â â0)
ââi
Or, si lâon choisit lâorigine O de lâaxe (Ox) comme la position dâĂ©quilibre (qui est aussi laposition oĂč le ressort nâest pas Ă©tirĂ©), lâĂ©longation â â â0 est prĂ©cisĂ©ment Ă©gale Ă la position x.
DâoĂčââF = âk x
ââi . La deuxiĂšme loi de Newton, qui sâĂ©crit
m ââa =ââP +
ââN +
ââF devient, sur
ââi , m x = âk x
On pose Ï0 =
âk
m. LâĂ©quation devient
x = âÏ02 x ou x + Ï0
2 x = 0
On appelle cette équation différentielle équation harmonique.
4 LâĂ©quation harmonique
Une Ă©quation harmonique est lâĂ©quation gĂ©nĂ©rale des oscillateurs mĂ©caniques non amortis. Câest uneĂ©quation diffĂ©rentielle de la forme
x = âÏ02 x ou x+ Ï0
2 x = 0
oĂč la fonction inconnue est x(t) et le paramĂštre Ï0 est appelĂ© pulsation propre de lâoscillateur harmonique.Ses solutions sont de la forme
x(t) = A cos(Ï0 t) + B sin(Ï0 t) ou x(t) = C cos(Ï0 t+ Ï)
oĂč les constantes A et B, ou C et Ï, sâobtiennent en gĂ©nĂ©ral Ă lâaide de la connaissance des conditions initialessur x et x.
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Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 2. Oscillateurs mĂ©caniques libres
5 RĂ©solution du problĂšme
On cherche les solutions sous la forme
x(t) = A cos Ï0 t + B sin Ï0 t avec Ï0 =
âk
m
de dĂ©rivĂ©e x(t) = âA Ï0 sin Ï0 t + B Ï0 cos Ï0 t
Les conditions initiales du problĂšme posĂ© sont :â Ă©longation initiale de x0 dans le sens de lâĂ©tirement : x(0) = x0 ;â mobile lĂąchĂ© sans vitesse initiale : x(0) = 0.
Cela sâĂ©crit A = x0 et B Ï0 = 0 dâoĂč B = 0
La solution est donc x(t) = x0 cos Ï0 t
Autre forme possible : x(t) = C cos(Ï0 t + Ï), de dĂ©rivĂ©e x(t) = âC Ï0 sin(Ï0 t + Ï).Les conditions initiales donnent C cos Ï = x0 et âC Ï0 sin Ï = 0.La deuxiĂšme Ă©quation impose, comme C 6= 0 et Ï0 6= 0, que sin Ï = 0, ce qui, sur [0, 2 Ï[,
donne deux possibilitĂ©s : Ï = 0 ou Ï = Ï.â Si Ï = 0, la premiĂšre condition donne C = x0, dâoĂč finalement x(t) = x0 cos Ï0 t.â Si Ï = Ï, la premiĂšre condition donne C = âx0, dâoĂč x(t) = âx0 cos(Ï0 t + Ï). Comme
cos(Ξ + Ï) = â cos Ξ quel que soit Ξ, on retrouve bien la mĂȘme chose.
6 Ătude de la solution
x
t
x0
âx0
T0
x
t
x0 Ï0
âx0 Ï0
T0
Ci-contre on a tracé
x(t) = x0 cos Ï0 t et x(t) = âx0 Ï0 sin Ï0 t
La pĂ©riode du mouvement T0 est appelĂ©e pĂ©-riode propre de lâoscillateur harmonique. Pour laconnaĂźtre, on cherche la plus petite valeur de T0 vĂ©-rifiant pour tout t, x(t + T0) = x(t), soit
cos(Ï0 t + Ï0 T0) = cos Ï0 t
La fonction cosinus Ă©tant 2 Ï-pĂ©riodique, la pluspetite valeur de T0 permettant cette Ă©galitĂ© vĂ©rifieÏ0 T0 = 2 Ï, donc la pĂ©riode propre est
T0 =2 Ï
Ï0
= 2 Ïâ
m
k
DâoĂč la frĂ©quence propre f0 =1
T0
=Ï0
2 Ï=
12 Ï
âk
m
Analyse dimensionnelle :
[k] =[F]L
=M.L.Tâ2
L= M.Tâ2 et [m] = M
donc[â
m
k
]=
âM
M.Tâ2= T ce quâil fallait dĂ©montrer
Exercices 1 Ă 3
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2. Oscillateurs mĂ©caniques libres Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
7 Variante : le pendule Ă©lastique vertical
Un solide de masse m pend verticalement, accrochĂ© Ă un ressort de longueur Ă vide â0 et de raideur k. OnnĂ©gligera toute influence de lâair.
Ă lâinstant initial, le solide est Ă©cartĂ© de sa position dâĂ©quilibre dâune longueur x0, vers le bas, et lĂąchĂ© sansvitesse initiale. On cherche son mouvement ultĂ©rieur.
x
ââi
GxO
ââP
ââF
On Ă©tudie le solide ramenĂ© Ă son centre dâinertie G, dans le rĂ©fĂ©rentielterrestre supposĂ© galilĂ©en. Il subit son poids
ââP = m ââg et la force de rappel
du ressortââF .
En munissant lâespace dâun axe (Ox) vertical vers le bas, on peut Ă©crireââP = m g
ââi et
ââF = âk (â â â0)
ââi , oĂč â est la longueur du ressort pour une
position donnée.
La deuxiĂšme loi de Newton sâĂ©crit
m ââa =ââF +
ââP soit, en projection sur
ââi , m x = m g â k (â â â0)
Deux chemins sont possibles Ă partir de lĂ , en fonction du choix de la position de O.
Origine de lâaxe Ă la position dâĂ©quilibreChoisissons O Ă la position dâĂ©quilibre de G. Ă cette position, le ressort est dĂ©jĂ Ă©tirĂ©, sa
longueur est âĂ©q diffĂ©rente de â0. Et la coordonnĂ©e x est lâĂ©cart Ă cette position, x = â â âĂ©q.Cette longueur Ă lâĂ©quilibre se connaĂźt Ă lâaide de la deuxiĂšme loi de Newton lorsque x = 0 :
elle vérifie donc
0 = m g â k (âĂ©q â â0) dâoĂč âĂ©q = â0 +m g
k
On en dĂ©duit que â = x + âĂ©q = x + â0 +m g
k, donc lâĂ©quation diffĂ©rentielle devient
m x = m g â k(
x + â0 +m g
kâ â0
)soit m x = âk x
On retrouve bien lâĂ©quation harmonique obtenue prĂ©cĂ©demment avec le pendule Ă©lastiquehorizontal, x + Ï0
2 x = 0, avec Ï20 = k/m. La suite est identique.
Origine de lâaxe Ă la position Ă videSi maintenant O est la position de G lorsque le ressort est Ă vide, on a directement x = âââ0,
mais la position x = 0 nâest pas la position dâĂ©quilibre. LâĂ©quation diffĂ©rentielle devient
m x = m g â k x ou encore x + Ï02 x = g avec Ï0 =
âk
m
PremiÚre méthode : utilisation de la solution particuliÚreLa solution générale de cette équation différentielle non homogÚne est la somme de la solution
gĂ©nĂ©rale de lâĂ©quation homogĂšne et de la solution particuliĂšre xpart =g
Ï02
=m g
k: on
applique les conditions initiales avec
x = A cos Ï0 t + B sin Ï0 t +m g
k
Il faut prendre garde, car x(0) nâest pas x0 ici : x(0) = x0 + m g/k.DeuxiĂšme mĂ©thode : changement de fonctionOn Ă©crit lâĂ©quation diffĂ©rentielle Ă lâĂ©quilibre : elle devient Ï0
2 xĂ©q = g. Puis on soustraitmembre Ă membre lâĂ©quation diffĂ©rentielle avec ceci : cela donne
x + Ï02 (x â xĂ©q) = 0 qui donne y + Ï0
2 y = 0 en posant y = x â xĂ©q
On retrouve lâĂ©quation diffĂ©rentielle homogĂšne. Exercices 4 Ă 9
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Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 2. Oscillateurs mĂ©caniques libres
II Oscillateurs mécaniques amortis avec frottement visqueux
On consultera avec profit lâAnnexe B pour tous les dĂ©tails mathĂ©matiques.
1 Ăquation diffĂ©rentielle dâun oscillateur amorti
Reprenons le systÚme solide-ressort, mais cette fois considérons une force de frottements fluides avec modÚle
de Stokes :ââf = âλ ââv , oĂč λ est le coefficient de frottement fluide et ââv la vitesse du solide.
ââi x
O
x
âââF
ââf
ââP
ââN
On Ă©tudie le solide ramenĂ© Ă son centre dâinertieG dans le rĂ©fĂ©rentiel terrestre supposĂ© galilĂ©en.
Comme prĂ©cĂ©demment, on choisit un axe (Ox)dâorigine la position dâĂ©quilibre de G.
Le solide subit comme prĂ©cĂ©demment son poidsââP , la rĂ©action normale du support
ââN et la force de
rappel du ressortââF . Celle-ci sâĂ©crit
ââF = âk x
ââi .
En plus, il subit Ă©galement la force de frottements fluidesââf = âλ ââv = âλ x
ââi .
La deuxiĂšme loi de Newton, qui sâĂ©crit m ââa =ââP +
ââN +
ââF +
ââf donne, sur
ââi ,
m x = âk x â λ x soit x +λ
mx +
k
mx = 0
ou x +1Ï
x + Ï02 x = 0 en posant Ï =
m
λet Ï0 =
âk
m
2 Exemple de résolution dans le cas faiblement amorti (régime pseudo-périodique)
Câest le cas oĂč Ï est assez grand pour que le discriminant â de lâĂ©quation caractĂ©ristique soit nĂ©gatif (voirlâAnnexe B).
Prenons le cas oĂč le mobile est lĂąchĂ© sans vitesse initiale, dâun allongement x0 positif.
On cherche les solutions sous la forme
x(t) = e ât/(2 Ï) (A cos Ïp t + B sin Ïp t) avec Ïp =
â
Ï02 â 1
4 Ï 2
de dĂ©rivĂ©e x(t) = e ât/(2 Ï)
((â A
2 Ï+ B Ïp
)cos Ïp t +
(âA Ïp â B
2 Ï
)sin Ïp t
)
Les conditions initiales x(0) = x0 et x(0) = 0 donnent
A = x0 et â A2 Ï
+ B Ïp = 0 dâoĂč B =A
2 Ïp Ï=
x0
2 Ïp Ï
La solution est donc, avec ces conditions initiales,
x(t) = x0 e ât/(2 Ï)
(cos Ïp t +
12 Ïp Ï
sin Ïp t
)
Remarque : si lâamortissement est vraiment trĂšs faible, donc Ï trĂšs grand devant 1/Ï0, onpeut Ă©crire que Ïp â Ï0 et que Ïp Ï âȘ 1, donc la solution est simplement
x(t) = x0 e ât/(2 Ï) cos Ï0 t
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. Ant
czak
2. Oscillateurs mĂ©caniques libres Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
3 CaractĂ©ristiques dâun oscillateur libre faiblement amorti
On parle de régime pseudo-périodique ou de régime sinusoïdal amorti. Voici une courbe typique :
t (s)
x (m)
â La pulsation propre de lâoscillateur est Ï0 =
âk
m: câest la pulsation des oscillations sans frottements.
â De mĂȘme, la frĂ©quence propre de lâoscillateur est f0 = Ï0/(2Ï) et sa pĂ©riode propre est T0 = 2Ï/Ï0.
â La constante de temps de lâoscillateur Ï =m
λdĂ©termine la rapiditĂ© de lâamortissement : plus Ï est
petite, plus lâamortissement est rapide.â Le facteur de qualitĂ© de lâoscillateur est Q = Ï0 Ï . Câest un nombre sans dimension caractĂ©risant le
taux dâamortissement de lâoscillateur. Dans le cas de lâoscillateur faiblement amorti donnant lieu Ă unrĂ©gime pseudo-pĂ©riodique, Q est supĂ©rieur Ă 1/2.
â La pseudo-pulsation de lâoscillateur amorti est Ïp = Ï0
â1 â 1
4 Q2=
âÏ0
2 â 14 Ï2
.
â On dĂ©finit Ă©galement la pseudo-pĂ©riode de lâoscillateur amorti comme Tp =2ÏÏp
. On utilise le qualificatif
de « pseudo » car le rĂ©gime nâest pas pĂ©riodique. De mĂȘme, la pseudo-frĂ©quence est fp = Ï/(2Ï).â Si lâamortissement est faible (Q trĂšs grand devant 1/2 ou Ï trĂšs grande devant 1/Ï0), alors le rĂ©gime est
presque pĂ©riodique et Ïp est trĂšs proche de Ï0 (et Tp trĂšs proche de T0 = 2Ï/Ï0).
Exercices 11 Ă 14
III Ănergie des oscillateurs libres
Ci-aprĂšs sont reprĂ©sentĂ©es les courbes de position x(t), de vitesse vx(t) et dâĂ©nergies de quelques oscillateurslibres faiblement amortis. On a considĂ©rĂ© des pendules Ă©lastiques horizontaux ou verticaux, Ă©ventuellementamortis avec frottement fluide de Stokes. La position x est comptĂ©e par rapport Ă la position dâĂ©quilibre dupendule, la vitesse vx Ă©valuĂ©e dans le rĂ©fĂ©rentiel terrestre. Les Ă©nergies sont :
â lâĂ©nergie cinĂ©tique Ec =12mx2 ;
â lâĂ©nergie potentielle Ă©lastique EpĂ© =12k x2 ;
â lâĂ©nergie potentielle de pesanteur Epp = âmg x, qui ne varie que pour le pendule vertical, et dont larĂ©fĂ©rence est la position dâĂ©quilibre du pendule (il y a un signe moins car lâaxe x est comptĂ© positif dansle sens de lâallongement du pendule, donc vers le bas pour un pendule Ă©lastique vertical) ;
â lâĂ©nergie mĂ©canique Em = Ec + EpĂ© + Epp, constante lorsque lâamortissement est nul.
Exemples dâexpressions de lâĂ©nergie pour un pendule Ă©lastique horizontal sans frottements :on se place dans le cas dâun pendule Ă©lastique de raideur k, de masse m, Ă©tirĂ© Ă lâinstant initial de la longueurx0 et lĂąchĂ© sans vitesse initiale. On a montrĂ© les expressions de sa position et de sa vitesse :
x(t) = x0 cosÏ0 t et x(t) = âx0 Ï0 sinÏ0 t
On en déduit les expressions de son énergie cinétique et de son énergie potentielle élastique :
Ec =12mx2 =
12mx0
2 Ï02 sin2 Ï0 t et EpĂ© =
12k x2 =
12k x0
2 cos2 Ï0 t
LâĂ©nergie potentielle de pesanteur Ă©tant constante pour un oscillateur horizontal, on en dĂ©duit lâexpressionde lâĂ©nergie mĂ©canique (sans oublier que Ï0
2 = k/m, donc que mÏ02 = k) :
Em = Ec + Epé =12k x0
2 sin2 Ï0 t+12k x0
2 cos2 Ï0 t soit Em =12k x0
2
On constate bel et bien quâen lâabsence de frottements lâĂ©nergie mĂ©canique est constante, Ă©gale Ă lâĂ©nergiedonnĂ©e par lâĂ©tirement initial du pendule.
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. Ant
czak
Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 2. Oscillateurs mĂ©caniques libres
t
x
t
vx
t
EcEpéEppEm
t
x
t
vx
t
EcEpéEppEm
Oscillateur horizontal non amorti Oscillateur horizontal non amortix0 > 0 et x0 = 0 x0 = 0 et x0 > 0
t
x
t
vx
t
EcEpéEppEm
t
x
t
vx
t
EcEpéEppEm
Oscillateur horizontal non amorti Oscillateur vertical non amortix0 > 0 et x0 > 0 x0 > 0 et x0 = 0
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2. Oscillateurs mĂ©caniques libres Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
t
x
t
vx
t
EcEpéEppEm
t
x
t
vx
t
EcEpéEppEm
Oscillateur horizontal amorti Oscillateur horizontal amortix0 > 0 et x0 = 0 x0 > 0 et x0 < 0
t
x
t
vx
t
EcEpéEppEm
t
x
t
vx
t
EcEpéEppEm
Oscillateur vertical amorti, x0 > 0 et x0 < 0 Oscillateur vertical amorti, x0 < 0 et x0 = 0
Exercice 10
24
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. Ant
czakExercice résolu
ĂnoncĂ©
Un architecte Ă©pris des choses de la mer bĂątit une maison Ă©tanche en forme de cube de cĂŽtĂ© a = 10,0 m,quâil immerge dans lâocĂ©an.
La maison et tout lâĂ©quipement minimal quâelle contient a une masse m = 100 tonnes. La masse volumiquede lâeau salĂ©e de lâocĂ©an est Ï = 1,07 Ă 103 kg.mâ3. Tous les frottements Ă©ventuels seront supposĂ©s vĂ©rifier laloi de Stokes, quelle que soit la direction du mouvement ; le coefficient de proportionnalitĂ© entre la force et lavitesse est λ = 2,00 Ă 10â2 kg.sâ1.
La maison est arrimĂ©e au fond de lâeau par lâintermĂ©diaire du cĂąble de raideur k = 9,00 Ă 105 N.mâ1.Un gros poisson espiĂšgle et curieux prend idĂ©e de jouer avec. La maison Ă©tant Ă sa position dâĂ©quilibre,
le gros poisson espiĂšgle et curieux la pousse verticalement et vers le bas, en lui donnant une vitesse initialev0 = 5,00 m.sâ1. La maison se met Ă osciller verticalement, le cĂąble restant toujours tendu.
a. DĂ©terminer lâĂ©quation diffĂ©rentielle du mouvement. LâĂ©crire en faisant apparaĂźtre la constante de temps delâamortissement et la pulsation propre de lâoscillateur non amorti, dont on donnera les expressions.b. Calculer les valeurs de ces paramĂštres, ainsi que la pĂ©riode propre de lâoscillateur non amorti.c. DĂ©terminer le mouvement de la maison et montrer que lâon peut considĂ©rer la pseudo-pulsation de lâoscillateuramorti comme Ă©gale Ă la pulsation propre de lâoscillateur non amorti.d. Calculer lâamplitude initiale du mouvement ainsi que la durĂ©e au bout de laquelle lâamplitude aura Ă©tĂ©divisĂ©e par dix. Commenter ces valeurs du point de vue du confort de la maison.e. Parmi les courbes ci-dessous, dĂ©terminer celle qui peut reprĂ©senter le mouvement de la maison et donner lesarguments qui Ă©liminent les autres.
t
y
A
t
y
B
t
y
C
t
y
D
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2. Oscillateurs mĂ©caniques libres Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
Corrigé
a. On Ă©tudie la maison ramenĂ©e Ă son centre dâinertie G dans le rĂ©fĂ©rentiel terrestre supposĂ© galilĂ©en. OnrepĂ©rera la position de G sur un axe (Ox) vertical vers le haut, dâorigine sa position dâĂ©quilibre, muni dâun
vecteur unitaireââi .
x
ââi
Gx
O ââF
ââP
ââÎ ââ
f
La maison subit :â son poids
ââP = mââg ;
â la poussĂ©e dâArchimĂšdeââÎ = âÏ a3 ââg ;
â les frottements fluidesââf = âλ xââ
i ;
â la force de rappel du cĂąbleââT = âk (ââ â0)
ââi .
La deuxiĂšme loi de Newton sâĂ©crit mââa =ââP +
ââÎ +
ââT +
ââf ou, en projection sur
ââi ,
mx = âmg + Ï a3 g â k (ââ â0) â λ x
Ă lâĂ©quilibre, cette relation devient 0 = âmg + Ï a3 g â k (âĂ©q â â0)
oĂč âĂ©q est la longueur du cĂąble Ă lâĂ©quilibre. En soustrayant les deux Ă©galitĂ©s membre Ă membre, il vient
mx = âk (ââ âĂ©q) â λ x
Or, ââ âĂ©q est la diffĂ©rence entre la longueur du cĂąble et sa longueur Ă lâĂ©quilibre, donc câest Ă©gal Ă x.On en dĂ©duit lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par x :
mx = âk xâ λ x qui sâĂ©crit aussi x+1Ïx+ Ï0
2 x = 0 en posant Ï =m
λet Ï0 =
âk
m
b. On calcule Ï = 5,00 Ă 106 s et Ï0 = 3,00 rad.sâ1 puis T0 =2ÏÏ0
= 2,09 s.
c. On cherche les solutions sous la forme
x(t) = e ât/(2 Ï) (A cosÏp t+ B sinÏp t) oĂč Ïp =
âÏ0
2 â 14 Ï2
En calculant Ïp on constate que Ïp = Ï0 avec la prĂ©cision disponible dans les donnĂ©es, donc on fera cetteapproximation lĂ©gitime par la suite.Comme x(0) = 0, on a A = 0, donc
x(t) = B e ât/(2 Ï) sinÏ0 t dâoĂč x(t) = B e ât/(2 Ï)
(Ï0 cosÏ0 tâ 1
2 ÏsinÏ0 t
)
La condition x(0) = âv0 (un moins car la vitesse initiale est vers le bas) donne âv0 = BÏ0, dâoĂč B = â v0
Ï0.
Finalement on a x(t) = â v0
Ï0e ât/(2 Ï) sinÏ0 t
d. Lâamplitude initiale du mouvement estv0
Ï0= 1,67 m. Câest trĂšs grand et on doit avoir sacrĂ©ment le mal de
mer dans cette maison.Lâamplitude des oscillations est
v0
Ï0e ât/(2 Ï). Elle est divisĂ©e par dix lorsque e ât/(2 Ï) est infĂ©rieur Ă 1/10, donc
lorsque t est supĂ©rieur Ă 2 Ï ln 10 = 2,31 Ă 107 s, soit prĂšs de neuf mois... câest absolument insupportable etinconfortable ; il faut absolument augmenter lâamortissement par un moyen ou un autre.
e. La position initiale est la position dâĂ©quilibre, ce qui Ă©limine la courbe A.La vitesse initiale est vers le haut, donc x(0) est nĂ©gative, ce qui Ă©limine la courbe D.Le mouvement a un amortissement trĂšs faible, trĂšs long par rapport Ă la pseudo-pĂ©riode, donc sur quelquespseudo-pĂ©riodes il ne se voit quasiment pas, ce qui Ă©limine la courbe B.La bonne courbe est la courbe C.
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. Ant
czakExercices
Oscillateurs harmoniques
1 Pendule Ă©lastique horizontal : autres conditions initiales
Reprendre lâĂ©tude du pendule Ă©lastique horizontal (Ă©tude mĂ©canique, tracĂ© de la solution) pour les conditionssuivantes :a. Le pendule est comprimĂ© dâune longueur d et lĂąchĂ© sans vitesse initiale.b. Le pendule nâest pas comprimĂ© et est lancĂ© avec une vitesse de norme v0 dans le sens de lâĂ©tirement.c. Le pendule nâest pas comprimĂ© et est lancĂ© avec une vitesse de norme v0 dans le sens de la compression.d. Le pendule est Ă©tirĂ© de x0 et est lancĂ© avec une vitesse de norme v0 dans le sens de lâĂ©tirement.
2 Petites oscillations dâun pendule simple
Un point matériel de masse m est accroché à un fil inextensible de longueur L attaché à un point fixe à sonautre extrémité.
On nĂ©gligera toute action de lâair et on considĂ©rera que les oscillations sont de petite amplitude (si Ξ estpetit et en radians, alors sin Ξ â tan Ξ â Ξ).
a. On Ă©carte un peu ce pendule simple de la verticale dâun angle Ξ0 et on le laisse osciller.DĂ©terminer le mouvement du point en traçant Ξ(t), angle entre le pendule et la verticale, au cours du temps.b. Faire de mĂȘme dans le cas oĂč le pendule est lancĂ©, Ă partir de sa position dâĂ©quilibre, avec une vitessehorizontale de norme v0.
3 Taipei 101
Lâoscillation dâun pendule de longueur L dans le champ de pesanteur de norme g a pour pulsation propre
Ï0 =âg
L. Lâimmeuble Taipei 101, prĂ©sentĂ© en introduction, contient un pendule destinĂ© Ă limiter les oscillations
du sommet de la tour. Pour ĂȘtre efficace, ce pendule doit avoir une pĂ©riode propre T0 = 6,8 s.DĂ©terminer sa longueur.
4 Mouvement circulaire dâun satellite
Soit un satellite de masse m (ramenĂ© Ă son centre dâinertie G) en mouvement circulaire de rayon R autourdâun astre attracteur de masse M centrĂ© en O.
La force gravitationnelle exercĂ©e par lâastre sur le satellite sâĂ©critââF = âG mM
R3
âââOG, oĂč G est la constante
de la gravitation universelle.
a. DĂ©terminer lâĂ©quation diffĂ©rentielle vectorielle vĂ©rifiĂ©e parâââOG, puis la rĂ©soudre sur chacun des axes.
b. Déterminer la période T du mouvement et la vitesse du satellite ; retrouver la troisiÚme loi de Kepler.
5 Le bouchon
Un cylindre de masse m flotte Ă la surface dâune grande Ă©tendue dâeau. On notera S la superficie de la basedu cylindre, x la hauteur de cylindre immergĂ©e, Ï la masse volumique de lâeau. On supposera que lâaxe ducylindre reste toujours vertical au cours du mouvement et que le cylindre nâest jamais totalement immergĂ© nijamais hors de lâeau. On nĂ©gligera tout frottement fluide.
Ă un instant donnĂ©, on enfonce le cylindre dâune hauteur h par rapport Ă sa position dâĂ©quilibre, puis on lelĂąche sans vitesse initiale. DĂ©terminer lâexpression de x(t).
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. Ant
czak
2. Oscillateurs mĂ©caniques libres Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
6 Et que ça saute
Un plateau horizontal de masse M est posĂ© sur un ressort de raideur k et de longueur Ă vide â0. Sur leplateau est posĂ© un objet de masse m.
Ă un instant donnĂ©, on appuie sur le plateau pour comprimer le ressort dâune longueur x0, puis on le lĂąchesans vitesse initiale. On veut savoir Ă quelle condition il y a dĂ©collage de lâobjet posĂ© sur le plateau au cours dumouvement de celui-ci. On supposera que le mouvement du plateau reste vertical.
a. Ătudier le mouvement du systĂšme plateau+objet en supposant que lâobjet reste en permanence en contactavec le plateau : Ă©tablir lâĂ©quation diffĂ©rentielle du mouvement puis la rĂ©soudre.b. Ătudier ensuite le mouvement de lâobjet seul lorsquâil reste en contact avec le plateau, de maniĂšre Ă exprimerla norme N de la rĂ©action du plateau.c. La condition de non-dĂ©collement sâĂ©crit N > 0 : en dĂ©duire un majorant de x0.
7 Dans un tunnel
Une planĂšte sphĂ©rique homogĂšne de masse volumique Ï est percĂ©e dâun tunnel rectiligne ne passant pasforcĂ©ment par son centre. Ă lâintĂ©rieur de la planĂšte, Ă la distance r de son centre, le champ de gravitation,
radial et dirigĂ© vers son centre, a pour norme g =43Ï ÏG r.
Un objet glisse sans frottements dans le tunnel. On repĂšre sa position sur un axe (Ox).
C
O x
a. Ătablir lâĂ©quation diffĂ©rentielle de la position de lâobjet.b. DĂ©terminer lâexpression de la pĂ©riode de ses oscillations.c. La comparer Ă la pĂ©riode de rĂ©volution dâun satellite Ă©voluant trĂšs prĂšs de la surface de la planĂšte.
8 Une planche sur des cylindres tournants
Une planche est posĂ©e sur deux cylindres identiques horizontaux, en rotation Ă vitesse constante, en sensinverse lâun de lâautre. On supposera quâil y a glissement de la planche en permanence sur les deux cylindres ; lecoefficient de frottement sera notĂ© ”. On supposera que la planche ne bascule jamais. On notera 2 â la distanceentre les axes des deux cylindres. On se place dans le cas oĂč les deux rotations ont pour effet de ramener laplanche vers le centre.
2 â
Gx
O
a. En introduisant les forces nĂ©cessaires, faire lâĂ©tude mĂ©canique de la planche : Ă©crire la deuxiĂšme loi de Newton,la loi de Coulomb de glissement pour les deux contacts et lâĂ©quilibre en rotation.b. En dĂ©duire lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par la position x du centre de gravitĂ© de la planche.c. Montrer que celle-ci subit un mouvement oscillant de pulsation
â” g/â.
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. Ant
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Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 2. Oscillateurs mĂ©caniques libres
9 Le funiculaire de FourviĂšre
Lyon a Ă©tĂ© la premiĂšre ville au monde Ă se doter, en 1862, dâun funiculaire urbain, allant de la rue Terme Ă la Croix-Rousse, arrĂȘtĂ© en 1967. On compta Ă Lyon jusquâĂ cinq funiculaires ; il en reste deux aujourdâhui, sanscompter celui de la place Croix-PĂąquet Ă la Croix-Rousse, transformĂ© en mĂ©tro C. Outre celui de la rue Terme,celui de Saint-Paul Ă FourviĂšre a Ă©galement disparu. Il reste en fonctionnement le funiculaire de Saint-Jean Ă Saint-Just et le funiculaire de Saint-Jean Ă FourviĂšre, dont il est question ici.
Le funiculaire de FourviÚre, reliant le Vieux-Lyon à la colline de FourviÚre, présente une longueur de 427 mpour une déclivité totale de 116 m. La masse maximale de la voiture en exploitation est m = 13 tonnes, lamasse de la voiture à vide est m0 = 7,0 tonnes. On négligera tout frottement solide ou fluide.
Le cĂąble de traction est en acier, de constante de raideur k = 2,3 Ă 105 N.mâ1.
a. En supposant les rails rectilignes, dĂ©terminer leur inclinaison α par rapport Ă lâhorizontale.b. La voiture est Ă la station basse, Ă lâĂ©quilibre, et les passagers y montent, jusquâĂ atteindre la masse maximaleadmissible. DĂ©terminer de quelle distance la position dâĂ©quilibre est dĂ©placĂ©e.c. La voiture Ă©tant chargĂ©e Ă bloc, descend la pente et arrive Ă la station basse. En supposant quâelle arrive Ă savitesse maximale v0 = 16 km.hâ1, dĂ©terminer lâamplitude des oscillations qui rĂ©sulteraient de son arrĂȘt brutal.Conclure sur la nĂ©cessitĂ© dâun arrĂȘt progressif.
10 Ăa oscille dans lâascenseur
Un ressort de longueur Ă vide â0 et de raideur k est accrochĂ© au plafond dâun ascenseur. On y suspend unobjet de masse m. Lâascenseur dĂ©marre avec lâaccĂ©lĂ©ration de norme a1 constante vers le haut.
Lâobjet Ă©tant initialement immobile, dĂ©terminer son mouvement dans le rĂ©fĂ©rentiel de lâascenseur.
11 Ănergie dâun pendule pesant
Un pendule pesant est constituĂ© par un point matĂ©riel de masse m fixĂ© au bout dâune tige rigide sans massede longueur L pouvant pivoter sans frottement autour dâun point fixe. Toute action de lâair est nĂ©gligĂ©e. Lependule est repĂ©rĂ© par lâangle Ξ par rapport Ă lâhorizontale.
a. Ăcrire lâexpression en fonction de Ξ des Ă©nergies potentielle de pesanteur, cinĂ©tique et mĂ©canique.b. Retrouver lâĂ©quation diffĂ©rentielle du mouvement en dĂ©rivant lâĂ©nergie mĂ©canique par rapport au temps.c. DĂ©terminer la vitesse Ă donner au pendule initialement Ă lâĂ©quilibre pour lui faire faire un quart de tour.MĂȘme question pour un demi-tour.d. Le pendule est lĂąchĂ© dâun angle Ξ0 sans vitesse initiale. DĂ©terminer sa vitesse au passage Ă la positiondâĂ©quilibre.e. Tracer lâexpression de lâĂ©nergie potentielle de pesanteur en fonction de Ξ. En fonction des diffĂ©rentes valeursde lâĂ©nergie mĂ©canique, dĂ©terminer les cas possibles.
Oscillateurs amortis
12 Pendule Ă©lastique amorti
RĂ©soudre le problĂšme du pendule Ă©lastique horizontal amorti avec les paramĂštres suivants : raideur du ressortk = 4,0 N.mâ1, coefficient de frottement fluide λ = 0,010 kg.sâ1, masse m = 6,0 kg.
Ă lâinstant initial lâensemble est Ă la position dâĂ©quilibre et est lancĂ© avec une vitesse initiale v0 = 0,50 m.sâ1
dans le sens de la compression du ressort.On donnera la position x(t) du pendule et on tracera la courbe.
13 Pendule pesant amorti
Une sphĂšre de rayon r = 5,0 cm et de masse volumique Ï = 1,2Ă103 kg.mâ3 est suspendue Ă une ficelle reliĂ©eĂ un point fixe. Lâensemble constitue un pendule de longueur L = 1,0 m. On supposera le modĂšle de frottementsfluides de Stokes valide (coefficient de frottements Ă©gal Ă 6Ï Î· r, la viscositĂ© de lâair Ă©tant η = 1,8 Ă 10â5 Pa.s).
Ă un instant choisi comme origine des dates, le pendule est Ă©cartĂ© de sa position dâĂ©quilibre dâun angleΞ0 = 10 et lĂąchĂ© sans vitesse initiale. On donne le volume dâune boule de rayon r : V = 4Ï r3/3.
a. Ătablir lâĂ©quation diffĂ©rentielle du mouvement en faisant lâapproximation des petits angles.b. La rĂ©soudre littĂ©ralement et tracer Ξ(t) pour dix pseudo-pĂ©riodes.c. Au bout de combien de temps lâamplitude des oscillations est-elle infĂ©rieure Ă 1 ?
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. Ant
czak
2. Oscillateurs mĂ©caniques libres Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
14 On sâaccroche
En escaladant un toit, une Ă©tudiante maladroite tombe. Heureusement, elle Ă©tait encordĂ©e et, aprĂšs unehauteur â0 de chute, la corde se tend.
On notera m la masse de lâĂ©tudiante, ââg le champ de pesanteur uniforme. Toute action de lâair sera nĂ©gligĂ©e.
a. Montrer que la vitesse acquise par lâĂ©tudiante lorsque la corde se tend est v0 =â
2 g â0.b. La corde dâescalade vĂ©rifie la loi de Hooke et peut ĂȘtre assimilĂ©e, lorsquâelle est tendue, Ă un ressort de raideurk et de longueur Ă vide â0. Les dissipations au sein de la corde seront modĂ©lisĂ©es par une force de frottementfluide supposĂ©e proportionnelle Ă la vitesse de lâĂ©tudiante et on notera λ le coefficient de proportionnalitĂ©.On notera â la longueur de la corde au cours du mouvement de lâĂ©tudiante. Montrer quâelle vĂ©rifie lâĂ©quation
diffĂ©rentielle md2â
dt2= mg â k (ââ â0) â λ
dâdt
.
c. On pose y = â â âĂ©q, oĂč âĂ©q est la longueur de la corde Ă lâĂ©quilibre. Montrer que lâĂ©quation diffĂ©rentiellevĂ©rifiĂ©e par y est de la forme y + y/Ï + Ï0
2 y = 0, oĂč lâon prĂ©cisera les expressions de Ï et Ï0.d. On supposera que Ï0 Ï est suffisamment grand pour que lâon puisse rechercher les solutions, lorsque la cordeest tendue, sous la forme y(t) = e ât/(2 Ï) (A cosÏ0 t+ B sinÏ0 t), oĂč t = 0 s est lâinstant oĂč la corde se tend.En utilisant les conditions initiales, exprimer A et B.e. Dessiner lâallure de y(t) si lâon suppose que la corde reste toujours tendue.f. Ă quelle condition cette hypothĂšse est-elle vĂ©rifiĂ©e ? Vous paraĂźt-elle rĂ©aliste ici ?
15 Décrément logarithmique
On considÚre un oscillateur amorti de faible amortissement, repéré par sa grandeur vibratoire x(t), vérifiant
lâĂ©quation diffĂ©rentielle x+1Ïx+ Ï0
2 x = 0. Il est en régime pseudo-périodique de pseudo-période T.
On appelle décrément logarithmique la quantité Ύ = lnx(t)
x(t+ T).
a. Exprimer ÎŽ en fonction de Ï0 et Ï . Exprimer ensuite le facteur de qualitĂ© Q = Ï0 Ï en fonction de ÎŽ.b. Mesurer sur le graphe ci-dessous T et ÎŽ le plus prĂ©cisĂ©ment possible. En dĂ©duire Q, Ï0 et Ï pour cet oscillateur.
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
t (s)
â1
â0,5
0
0,5
1
x (
m)
16 Oscillateur amorti avec frottements solides
Un pendule Ă©lastique horizontal comporte un ressort de raideur k = 10 N.mâ1 et de longueur Ă vide â0,auquel est accrochĂ© dâun cĂŽtĂ© une masselotte de masse m = 50 g, glissant sur le support horizontal. On supposerales frottements fluides nĂ©gligeables, mais pas les frottements solides. Le coefficient de frottement est ” = 0,50 (onsupposera que ” est Ă la fois le coefficient de frottement statique et le coefficient de frottement de glissement).
a. Ătablir lâĂ©quation diffĂ©rentielle du mouvement en distinguant deux cas, selon que le ressort voit sa longueurdiminuer ou augmenter. On fera apparaĂźtre d = ” g/Ï0
2, oĂč Ï0 =âk/m est la pulsation propre du systĂšme.
b. Ă lâinstant initial, on allonge le ressort de x0 = 20 cm et on lĂąche le tout sans vitesse initiale. Montrer quejusquâĂ t = T0/2 (oĂč T0 = 2Ï/Ï0), lâĂ©longation du ressort vĂ©rifie x = (x0 â d) cosÏ0 t+ d.DĂ©terminer x(T0/2) en fonction de x0 et d, puis calculer sa valeur numĂ©rique.c. DĂ©terminer de mĂȘme x(t) pour T0/2 6 t 6 T0. En dĂ©duire x(T0).d. Faire de mĂȘme pour T0 6 t 6 3 T0/2. Calculer x(3 T0/2). Puis pour 3 T0/2 6 t 6 2 T0 ; calculer x(2 T0).e. Calculer, Ă t = 2 T0, la norme de la force de frottements solides et la norme de la force de rappel du ressort.Expliquer pourquoi le mouvement sâarrĂȘte Ă ce moment-lĂ .f. Tracer ainsi lâĂ©volution de x(t).
30
© S
. Ant
czakChapitre 3
Oscillations mécaniques forcées
Un oscillateur est en rĂ©gime forcĂ© si un excitateur force les oscillations de lâoscillateur Ă se produire Ă une frĂ©quence imposĂ©e. Il peut en rĂ©sulter un phĂ©nomĂšne de rĂ©sonance dĂ©jĂ Ă©voquĂ© pour les sĂ©ismes.
Le Millenium bridge, passerelle pié-tonne franchissant la Tamise à Londres,a ouvert en 2000 et a été fermé troisjours aprÚs son utilisation.
En effet, il fut constatĂ© que le pontse balançait latĂ©ralement et que les piĂ©-tons, pour ne pas se casser la figure etaussi par adaptation naturelle au mou-vement, se mettaient Ă marcher avec lamĂȘme cadence que les oscillations. Celaconstituait un excitateur de la mĂȘmefrĂ©quence que la frĂ©quence propre dupont, conduisant Ă une amplification dumouvement.
Le pont a dĂ» ĂȘtre fermĂ© deux anspour travaux dâinstallation de lest et devĂ©rins hydrauliques.
Ci-dessus, le Millenium bridge aujourdâhui (Wikimedia Commons).Ci-dessous, le mĂȘme lors de sa destruction par les mangemorts dans Harry Potter et le Prince de sang-
mĂȘlĂ©. Noter quâen rĂ©alitĂ©, les vibrations constatĂ©es lors de la premiĂšre ouverture nâĂ©taient pas verticales maishorizontales.
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czak
3. Oscillations mĂ©caniques forcĂ©es Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
I SystÚmes oscillants en régime forcé
1 Ăquation diffĂ©rentielle dâun oscillateur forcĂ©
ââi x
âąO
x
vibreur
e(t)â
ââF
ââf
ââP
ââN
On considĂšre un pendule Ă©lastiquehorizontal amorti, mais lâextrĂ©mitĂ© duressort est reliĂ©e Ă un vibreur dont ledĂ©placement horizontal est e(t).
On Ă©tudie le solide ramenĂ© Ă soncentre dâinertie G dans le rĂ©fĂ©rentielterrestre supposĂ© galilĂ©en.
O est la position dâĂ©quilibre de G.Le solide subit son poids
ââP , la rĂ©action normale du support
ââN, les frottements
ââf = âλ x
ââi
et la force de rappel du ressortââF = âk (â â â0)
ââi .
La deuxiĂšme loi de Newton m ââa =ââP +
ââF +
ââN +
ââf sâĂ©crit, en projection sur
ââi ,
m x = âk (â â â0) â λ x
La longueur â du ressort pour une position quelconque est â = â0 + x â e. DâoĂč
m x = âk x + k e â λ x ou encore x +1Ï
x + Ï02 x = Ï0
2 e
oĂč lâon a posĂ© comme dâhabitude Ï =m
λet Ï0 =
âk
m.
Plaçons-nous dans le cas oĂč lâexcitation est sinusoĂŻdale, de pulsation Ï imposĂ©e par lâopĂ©-rateur : on pose e(t) = E cos Ï t, oĂč E est lâamplitude de lâexcitation, Ă©galement imposĂ©e parlâopĂ©rateur. LâĂ©quation Ă rĂ©soudre est donc
x +1Ï
x + Ï02 x = E Ï0
2 cos Ï t
2 Solutions de lâĂ©quation diffĂ©rentielle en rĂ©gime permanent
Les solutions de lâĂ©quation diffĂ©rentielle homogĂšne, câest-Ă -dire de lâĂ©quation sans second membre
x+x
Ï+ Ï0
2 x = 0
sont, on lâa vu, toutes des solutions tendant vers zĂ©ro pour les temps trĂšs longs, et ce quelles que soient lesconditions initiales et quel que soit le rĂ©gime envisagĂ©. Une fois le rĂ©gime transitoire terminĂ©, ces solutionspropres ne se font plus sentir.
On admettra alors quâune fois le rĂ©gime transitoire terminĂ©, lâoscillateur connaĂźt une vibration de mĂȘmepulsation que lâexcitation, avec seulement un certain dĂ©phasage Ï. Lâamplitude X de cette solution, ainsique Ï, dĂ©pendent de la pulsation excitatrice Ï et sont Ă dĂ©terminer.
On cherche donc les solutions sous la forme
x(t) = X cos(Ï t+ Ï)
3 RĂ©solution
En injectant cette forme de solution dans lâĂ©quation diffĂ©rentielle, il vient
âÏ2 X cos(Ï t+ Ï) â Ï
ÏX sin(Ï t+ Ï) + Ï0
2 X cos(Ï t+ Ï) = EÏ02 cosÏ t
soit (Ï02 â Ï2) X cos(Ï t+ Ï) â Ï
ÏX sin(Ï t+ Ï) = EÏ0
2 cosÏ t
Ceci est vrai pour tout t. On peut choisir en particulier Ï t = âÏ et Ï t = âÏ+Ï
2, ce qui donne les égalités
(Ï02 â Ï2) X = EÏ0
2 cosÏ et âÏ
ÏX = EÏ0
2 sinÏ
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Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 3. Oscillations mĂ©caniques forcĂ©es
Ces deux conditions fournissent bien la mĂȘme valeur de X si la phase Ï satisfait Ă la relation obtenue en lesdivisant lâune par lâautre :
tanÏ =âÏ
ÏÏ0
2 â Ï2
Les amplitudes X et E Ă©tant, par convention, des quantitĂ©s positives, la relation donnant sinÏ Ă©crite ci-dessus nous indique que sinÏ est nĂ©gatif. Parmi les solutions de lâĂ©quation avec tanÏ ci-dessus, nous devonsdonc choisir celles qui sont comprises entre âÏ et 0 : ainsi, sinÏ reste nĂ©gatif (mais pas tanÏ).
Nous obtenons la valeur de lâamplitude X en Ă©levant au carrĂ© les relations avec cosÏ et sinÏ ci-dessus, eten les additionnant membre Ă membre. Ainsi, Ï disparaĂźt car cos2 Ï+ sin2 Ï = 1. Cela donne
[(Ï0
2 â Ï2) X]2
+[âÏ
ÏX]2
= E2 Ï04
On en dĂ©duit X2 =E2 Ï0
4
Ï2
Ï2+ (Ï0
2 â Ï2)2
dâoĂč il vient X =EÏ0
2
âÏ2
Ï2+ (Ï0
2 â Ï2)2
4 Autre résolution avec utilisation du formalisme complexe
On va « passer en complexes », câest-Ă -dire remplacer la fonction inconnue rĂ©elle x(t) par lafonction inconnue complexe x(t), avec x(t) = Re (x(t)).
Comme cos Ï t = Re (e i Ï t), lâĂ©quadif vĂ©rifiĂ©e par la fonction complexe x est donc
x +1Ï
x + Ï02 x = E Ï0
2 e i Ï t
Au lieu de chercher des solutions en x(t) = X cos(Ï t + Ï), cherchons-les sous la forme
x(t) = X e i Ï t oĂč X = X e i Ï
Les dérivées de x sont
x(t) = i Ï X e i Ï t et x(t) = âÏ2 X e i Ï t
En injectant ceci dans lâĂ©quation diffĂ©rentielle modifiĂ©e, il vient
âÏ2 X e i Ï t +1Ï
i Ï X e i Ï t + Ï02 X e i Ï t = E Ï0
2 e i Ï t
qui donne X(
(Ï02 â Ï2) + i
Ï
Ï
)= E Ï0
2
dâoĂč lâamplitude complexe X =E Ï0
2
(Ï02 â Ï2) + i
Ï
ÏLâamplitude rĂ©elle est X = |X|, soit
X =E Ï0
2
â
(Ï02 â Ï2)2 +
Ï2
Ï 2
Pour obtenir la phase Ï = arg(X), il faut manipuler un peu : on a X de la forme
X =c
a + i bou encore X =
c (a â i b)a2 + b2
câest-Ă -dire X =c a
a2 + b2+ i
âc b
a2 + b2
Or, X = X (cos Ï + i sin Ï) dâoĂč X cos Ï =c a
a2 + b2et X sin Ï =
âc b
a2 + b2
ce qui donne tan Ï = â b
asoit ici tan Ï =
âÏ
ÏÏ0
2 â Ï2si Ï 6= Ï0
Si Ï = Ï0, a = 0 donc cos Ï = 0, et b est positif donc sin Ï est nĂ©gatif. Donc Ï = âÏ
2.
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II Ătude des solutions pour le dĂ©placement
1 Solutions pour le déplacement
On a montrĂ© que les solutions de lâĂ©quation diffĂ©rentielle dâun oscillateur forcĂ©
x+1Ïx+ Ï0
2 x = EÏ02 cosÏ t
sont, en rĂ©gime permanent, de la forme x(t) = X cos(Ï t+ Ï)
avec X =EÏ0
2
âÏ2
Ï2+ (Ï0
2 â Ï2)2
et tanÏ =âÏ
ÏÏ0
2 â Ï2
On peut tout rĂ©Ă©crire en faisant intervenir le facteur de qualitĂ© Q = Ï0 Ï et en faisant apparaĂźtre u =Ï
Ï0:
XE
=1â
u2
Q2+ (1 â u2)2
et tanÏ = â 1Q
11u
â u
2 Pulsation de résonance
X est maximale si la quantité figurant sous la racine carrée au dénominateur est minimale : X est maximale
si la quantitĂ© Y =Ï2
Ï2+ (Ï0
2 â Ï2)2 est minimale.
DĂ©rivons cette quantitĂ© par rapport Ă Ï2 pour savoir pour quelle valeur de Ï2 elle est minimale :
dYdÏ2
=1Ï2
â 2 (Ï02 â Ï2)
Cette dĂ©rivĂ©e est nulle si Ï2 = Ï02 â 1
2 Ï2, donc lâamplitude X est maximale pour Ï = Ïr telle que
Ïr =
âÏ0
2 â 12 Ï2
RĂ©Ă©crit avec le facteur de qualitĂ© Q = Ï0 Ï , ceci sâĂ©crit
Ïr = Ï0
â1 â 1
2 Q2
Câest la pulsation pour laquelle lâamplitude X est maximale. Cette pulsation Ïr est nommĂ©e pulsation derĂ©sonance. Si on excite un oscillateur Ă sa pulsation de rĂ©sonance, son amplitude devient trĂšs Ă©levĂ©e : câest lephĂ©nomĂšne de rĂ©sonance.
RĂ©onance pour un oscillateur non amorti
Pour un oscillateur non amorti, les frottements sont nuls donc Ï est infini (ou Q est infini).Alors la rĂ©sonance a lieu pour Ïr = Ï0 exactement. On constate que X, pour Ï = Ï0, devient infini dans
ce cas : si lâon excite un oscillateur non amorti Ă sa pulsation propre, lâamplitude des oscillations rĂ©sultantesdevient infinie.
Ceci nâest en toute rigueur quâune vue de lâesprit. En effet, dâune part les oscillateurs non amortis nâexistentpas vraiment. Et dâautre part, si lâamplitude des oscillations devient trop grande, il est inĂ©vitable que les loislinĂ©aires utilisĂ©es (comme la loi de Hooke dans le cas du systĂšme solide-ressort) ne sont pas valables.
RĂ©sonance pour un oscillateur trĂšs faiblement amorti
Pour un amortissement faible mais non nul, câest-Ă -dire pour Ï trĂšs Ă©levĂ© (ou Q trĂšs Ă©levĂ©), on constate belet bien que X devient trĂšs grand autour de la pulsation de rĂ©sonance Ïr, qui est voisine de la pulsation propreÏ0 de lâoscillateur.
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Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 3. Oscillations mĂ©caniques forcĂ©es
3 Amplitude maximale à la résonance
Pour Ï = Ïr =
âÏ0
2 â 12 Ï2
, lâamplitude des oscillations prend la valeur maximale
Xmax = X(Ïr) =EÏ0
2
âÏr
2
Ï2+ (Ï0
2 â Ïr2)2
Plaçons-nous dans le cas oĂč lâamortissement est trĂšs faible. Alors Ï est trĂšs grand, Q est trĂšs grand et Ïr
est environ Ă©gal Ă Ï0. Il vient
Xmax = EÏ0 Ï ou encoreXmax
E= Q
On voit ici que le facteur de qualitĂ© est une mesure de la rĂ©ponse maximale de lâoscillateur Ă la rĂ©sonance.
4 Acuité de la résonance
En outre, on peut chercher Ă quel point la rĂ©sonance est large, câest-Ă -dire si le pic dâamplitude est fin oularge. Pour cela, calculons les valeurs de Ï pour lesquelles X vaut une fraction de Xmax donnĂ©e. Par convention,on recherche Ï pour lesquelles
X(Ï) =Xmaxâ
2câest-Ă -dire
EÏ02
âÏ2
Ï2+ (Ï0
2 â Ï2)2
=EÏ0 Ïâ
2
DâoĂčÏ2
Ï2+ (Ï0
2 â Ï2)2 =2Ï0
2
Ï2ou encore Ï4 + Ï2
(1Ï2
â 2Ï02
)+ Ï0
4 â 2Ï0
2
Ï2= 0
Cette Ă©quation du deuxiĂšme degrĂ© en Ï2 a pour solutions
Ï2 = Ï02 â 1
Ï2+
â1
4 Ï2+Ï0
2
Ï2et Ï2 = Ï0
2 â 1Ï2
ââ
14 Ï2
+Ï0
2
Ï2
Mais ceci peut se simplifier lorsquâon suppose Ï est trĂšs grand : les solutions approchĂ©es sont donc
Ï2 = Ï02 +
Ï0
Ïet Ï2 = Ï0
2 â Ï0
Ï
qui sâĂ©crit aussi Ï2 = Ï02
(1 +
1Q
)et Ï2 = Ï0
2
(1 â 1
Q
)
En prenant la racine carrée de ces deux solutions, et compte tenu du fait que Q est trÚs grand, on faire ledéveloppement limité suivant :
Ï = Ï0
(1 +
12 Q
)et Ï = Ï0
(1 â 1
2 Q
)dont la diffĂ©rence est âÏ =
Ï0
Q
On peut ainsi en dĂ©duire une mesure de lâacuitĂ© de la rĂ©sonance, dâautant plus grande que le pic derĂ©sonance est fin :
Ï0
âÏ= Q
On le voit, dans le cas dâun oscillateur trĂšs faiblement amorti, on a montrĂ© que le facteur de qualitĂ© estune mesure de lâacuitĂ© de la rĂ©sonance.
5 Phase
On lâa vu, tanÏ =âÏ/Ï
Ï02 â Ï2
et Ï varie entre âÏ et 0.
Pour Ï â 0, Ï â 0â car tanÏ est alors nĂ©gative. Pour les faibles pulsations excitatrices, la rĂ©ponse dupendule est donc une oscillation de mĂȘme amplitude que lâexcitation (car X â E pour Ï â 0) et en phase aveccelle-ci (car Ï â 0).
Pour Ï â +â, Ï â âÏ+ car tanÏ est alors positive. Comme par ailleurs X â 0, pour les trĂšs grandespulsations excitatrices, la rĂ©ponse du pendule est donc une oscillation de trĂšs faible amplitude et en oppositionde phase avec lâexcitation.
Pour Ï = Ï0, sa tangente devient infinie, donc Ï est Ă©gale Ă âÏ/2. On en dĂ©duit quâĂ la rĂ©sonance, larĂ©ponse en amplitude de lâoscillateur est en quadrature de phase avec lâexcitation (quand lâexcitation est Ă un maximum, le pendule passe par lâĂ©quilibre, et vice-versa).
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3. Oscillations mĂ©caniques forcĂ©es Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
6 Courbes
Ci-aprĂšs, les courbes de X/E et Ï en fonction de Ï/Ï0 pour diffĂ©rentes valeurs de Q.
0,5 1 1,5 2
w/w00
2
4
6
8
10
X/EQ=0,6
Q=2
Q=4
Q=10
Q=1000
0,5 1 1,5 2
w/w0
3,14
1,57
,00phi
III Solutions pour la vitesse
On dĂ©termine de mĂȘme en dĂ©rivant x(t) lâamplitude et la phase de la vitesse. En notant x = V cos(Ï t+Ï),le calcul donne
V =EÏ Ï0
2
âÏ2
Ï2+ (Ï0
2 â Ï2)2
ouV
EÏ0=
1â1
Q2+(
1u
â u
)2et tanÏ =
Ï02 â Ï2
Ï
Ï
= Q(
1u
â u
)
La vitesse admet Ă©galement une rĂ©sonance (Ă Ï = Ï0 exactement) et est en avance de phase par rapport Ă la position : Ï = Ï+ Ï/2. Ci-aprĂšs, les courbes de V et Ï en fonction de Ï/Ï0 pour diffĂ©rentes valeurs de Q.
0,5 1 1,5 2
w/w0
V
Q=0,6
Q=2
Q=4
Q=10
Q=1000
0 0,5 1 1,5 2
w/w0
1,57
,00
1,57
psi
Exercices 1 Ă 4
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czakExercice résolu
ĂnoncĂ©
Les structures rĂ©guliĂšres de gĂ©nie civil peuvent ĂȘtre modĂ©lisĂ©es par un modĂšle dit « de brochette ». Il consisteĂ rĂ©duire les structures Ă des masses concentrĂ©es, reliĂ©es entre elles par des Ă©lĂ©ments sans masse reprĂ©sentant larigiditĂ© latĂ©rale de la structure.
Ainsi, un immeuble, une tour, une cheminĂ©e, peuvent ĂȘtre modĂ©lisĂ©es en premiĂšre approche comme illustrĂ©ci-dessous, au repos et en dĂ©placement latĂ©ral de valeur x (Ă gauche, un schĂ©ma des situations rĂ©elles pour unimmeuble, Ă droite la modĂ©lisation). Le but de lâexercice est dâĂ©tudier le comportement dâun tel oscillateur, enoscillations libres dâabord, puis en oscillations forcĂ©es sous lâeffet dâun sĂ©isme.
m x
La masse Ă©quivalente sera notĂ©e m. Les effets de rigiditĂ© du bĂątiment se manifestent par une force de rappelhorizontale que lâon considĂšre comme proportionnelle au dĂ©placement x ; sa norme est donc k |x|, oĂč k est unesorte de constante de raideur dont la valeur dĂ©pend des matĂ©riaux utilisĂ©s et de la gĂ©omĂ©trie du bĂątiment. LarĂ©action normale du sol sera modĂ©lisĂ©e par une force verticale.
1. On se place dâabord dans le cas fictif oĂč aucun frottement ou amortissement ne sâexercerait.
a. Ătablir lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par x(t). On exprimera Ï0, pulsation propre du systĂšme.
b. Une rafale de vent donne, Ă un instant choisi comme origine des dates, une vitesse latĂ©rale de norme v0 aubĂątiment qui Ă©tait Ă sa position dâĂ©quilibre. DĂ©terminer x(t) et tracer les allures de x(t) et x(t).
c. Soit un immeuble pour lequel m = 10 kilotonnes et k = 8,1 Ă 106 N.mâ1. DĂ©terminer sa pĂ©riode propre T0
et sa fréquence propre f0.
2. On complĂšte Ă prĂ©sent le modĂšle en tenant compte des frottements. Dans le modĂšle de brochette, tous lesfrottements fluides ou solides sont modĂ©lisĂ©s par un modĂšle de Stokes, câest-Ă -dire une force horizontale opposĂ©eau mouvement, proportionnelle Ă la vitesse dans le rĂ©fĂ©rentiel du sol x. Le coefficient de proportionnalitĂ© cdĂ©pend de la gĂ©omĂ©trie du bĂątiment et des matĂ©riaux employĂ©s, entre autres.
a. Ătablir lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par x(t). On exprimera Ï , constante de temps de lâamortissement.
b. DĂ©terminer x(t) dans le cas de la question 1.b ci-dessus, mais cette fois avec amortissement supposĂ© faible(de sorte que le rĂ©gime sera pseudo-pĂ©riodique de pulsation presque Ă©gale Ă Ï0).
3. Sous lâeffet dâun sĂ©isme, le sol bouge horizontalement. On modĂ©lisera les dĂ©placements horizontaux du solpar un dĂ©placement u(t) = U cosÏ t du rĂ©fĂ©rentiel du sol par rapport au rĂ©fĂ©rentiel terrestre.
a. Montrer que lâĂ©quation diffĂ©rentielle du mouvement sâĂ©crit x+ x/Ï + Ï02 x = UÏ2 cosÏ t.
b. On Ă©crit la solution rĂ©elle en rĂ©gime permanent sous la forme x(t) = X cos(Ï t + Ï). Par une mĂ©thode devotre choix, dĂ©terminer les expressions de X et de tanÏ en fonction de Ï, Ï0, Ï et U.
c. Tracer lâallure de X en fonction de Ï.
d. Dans le cas dâun oscillateur non amorti, dire pour quelles pulsations dâexcitation le bĂątiment vibre enopposition de phase avec le sol.
e. Les fréquences courantes des séismes se situent entre 0 Hz et 35 Hz. Comment choisir les paramÚtres deconstruction du bùtiment ?
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3. Oscillations mĂ©caniques forcĂ©es Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
Corrigé
1. a. On Ă©tudie la masse m reprĂ©sentant lâimmeuble, dans le rĂ©fĂ©rentiel terrestre supposĂ© galilĂ©en. Elle subit la
force de rappelââF horizontale, de norme k |x|, son poids
ââP et la rĂ©action normale du sol
ââN, supposĂ©e verticale.
La deuxiĂšme loi de Newton sâĂ©crit mââa =ââF +
ââP +
ââN ce qui, en projection sur un axe horizontal, sâĂ©crit
mx = âk x. On peut lâĂ©crire x+ Ï02 x = 0, en posant Ï0 =
âk/m.
b. On cherche les solutions sous la forme x(t) = A cosÏ0 t+B sinÏ0 t. Ă lâinstant initial t = 0 s, le dĂ©placementest nul, donc x(0) = 0 = A. On a donc x(t) = B sinÏ0 t. La vitesse est x(t) = BÏ0 cosÏ0 t. Ă lâinstant initial,x(0) = v0, ce qui donne B = v0/Ï0. La solution est donc finalement x(t) = (v0/Ï0) sinÏ0 t.Les tracĂ©s de x(t) et x(t) peuvent ĂȘtre trouvĂ©s dans le cours du chapitre sur les oscillateurs libres, le deuxiĂšmeensemble de courbes (oscillateur horizontal non amorti avec x0 = 0 et x0 > 0).
c. La pĂ©riode propre de lâoscillateur est T0 =2ÏÏ0
= 2Ïâm
k= 7,0 s.
La frĂ©quence propre de lâoscillateur est f0 =1
T0= 0,14 Hz.
2. a. Ă lâĂ©tude ci-dessus, on ajoute une force supplĂ©mentaireââf de frottements de Stokes. La deuxiĂšme loi de
Newton projetĂ©e horizontalement sâĂ©crit Ă prĂ©sent mx = âk xâ c x. On en dĂ©duit lâĂ©quation diffĂ©rentielle
x+1Ïx+ Ï0
2 x = 0 oĂč lâon a posĂ© Ï =m
c
b. On cherche Ă prĂ©sent les solutions sous la forme x(t) = e ât/(2 Ï) (A cosÏ0 t+ B sinÏ0 t). Comme prĂ©cĂ©dem-ment, la condition x(0) = 0 donne A = 0. On dĂ©rive ensuite pour obtenir la vitesse
x(t) = B e ât/(2 Ï)
(â 1
2 ÏsinÏ0 t+ Ï0 cosÏ0 t
)
et la condition initiale x(0) = v0 donne lĂ aussi B = v0/Ï0. On en dĂ©duit finalement que
x(t) =v0
Ï0e ât/(2 Ï) sinÏ0 t
3. a. Cette fois-ci le rĂ©fĂ©rentiel du sol nâest pas galilĂ©en. Il subit une accĂ©lĂ©ration dâentraĂźnement u par rapportau rĂ©fĂ©rentiel terrestre. Dans le rĂ©fĂ©rentiel terrestre supposĂ© galilĂ©en, lâexpression de la deuxiĂšme loi de Newton
de lâĂ©tude ci-dessus reste valable : mââa =ââP +
ââN +
ââF +
ââf . Mais cette fois-ci, en projection sur lâaxe horizontal,
lâaccĂ©lĂ©ration ax dans le rĂ©fĂ©rentiel terrestre est Ă©gale Ă x (accĂ©lĂ©ration dans le rĂ©fĂ©rentiel du sol non-galilĂ©en)plus lâaccĂ©lĂ©ration dâentraĂźnement u. En revanche, lâamortissement dĂ©pend de la vitesse relative x et pas de lavitesse absolue x+ u.
Cela donne m (x+ u) = âk xâ c x dâoĂč x+x
Ï+ Ï0
2 x = âu = UÏ2 cosÏ t.
b. On passe en complexes pour rechercher x(t) sous la forme de la partie rĂ©elle de x(t) = X e i Ï t. Alorsx = iÏX e iÏ t et x = âÏ2 X e i Ï t.
LâĂ©quation diffĂ©rentielle devient(Ï0
2 â Ï2 + iÏ
Ï
)X = UÏ2
ce qui donne finalement X, puis
X = |X| =UÏ2
â(Ï0
2 â Ï2)2 +Ï2
Ï2
et tanÏ = tan(arg X) =âÏ
ÏÏ0
2 â Ï2
c. TracĂ© de lâallure de X, voir le cours (ce nâest pas tout Ă fait lâallure du cours, car X â 0 quand Ï â 0 etX â 1 quand Ï â +â, mais il y a une rĂ©sonance voisine de Ï = Ï0).
d. Si lâoscillateur est non amorti, alors X est rĂ©el et vautUÏ2
Ï02 â Ï2
. Il y a opposition de phase entre x et u
lorsque X est rĂ©el nĂ©gatif, donc quand Ï > Ï0, donc aux hautes frĂ©quences.
e. Il faut choisir les paramĂštres de construction de maniĂšre Ă ne jamais atteindre la rĂ©sonance, donc de sorteque Ï0 soit loin des valeurs de Ï correspondant Ă des frĂ©quences de sĂ©ismes.
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czakExercices
1 Principe dâun sismographe
Un sismographe est modĂ©lisĂ© par une masse m, pendue Ă un ressort de raideur k et de longueur Ă vide â0,liĂ© Ă son extrĂ©mitĂ© haute Ă un bĂąti solidaire du sol. La masse tient le stylo qui Ă©crit sur le papier enregistreur.On supposera que lâensemble nâest soumis Ă aucun frottement.
Dans le rĂ©fĂ©rentiel terrestre, le sol et le bĂąti sont mis en mouvement sous lâeffet dâun sĂ©isme. On noteraY(t) lâĂ©cart vertical entre la position du bĂąti et sa position dâĂ©quilibre. On modĂ©lise la vibration du sol parY(t) = Y0 cosÏ t.
On notera y(t) lâaltitude du stylo au-dessus du sol.
a. DĂ©terminer lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par y.
b. On note yĂ©q la valeur de y Ă lâĂ©quilibre en lâabsence de sĂ©isme. En posant z = yâ yĂ©q, dĂ©terminer lâĂ©quationdiffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par z.
c. En notation complexe, on pose z = z0 e i Ï t. DĂ©terminer lâexpression du module et de lâargument de z0.
d. Discuter de la meilleure maniĂšre de choisir les paramĂštres pour que ce dispositif fonctionne en sismographe.
2 Un jeu dâenfant
Un jeu de jardin dâenfants est constituĂ© dâun rail en arc de cercle, sur lequel coulisse une planche oĂč montelâenfant, qui peut ensuite sâagripper Ă un pilier vertical pour crĂ©er un mouvement. (photo C. Ursini 2016).
On notera R le rayon du rail, O le centre du cercle formĂ© par le rail, m la masse de lâensemble enfant+planche, qui sera ramenĂ© Ă un point M glissant sur le rail sans frottements solides. La position du point M serarepĂ©rĂ©e par lâangle Ξ entre (OM) et la verticale descendante.
On supposera dans un premier temps que tout frottement fluide est nĂ©gligeable et que lâenfant nâa pas decontact avec le pilier vertical.
a. Faire un schéma de principe avec toutes les grandeurs utiles.
b. Ătablir lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par Ξ. On fera lâapproximation des petits angles tan Ξ â sin Ξ â Ξ enradians.DĂ©terminer la pĂ©riode propre T0 pour R = 5,0 m.
c. En tentant dâentretenir son mouvement par contact avec le pilier vertical, lâenfant crĂ©e une force supplĂ©men-taire ; il sâagit en fait dâun couple, mais on modĂ©lisera cela par une force orthoradiale de coordonnĂ©e orthoradialeF cosÏ t.Ătablir lâĂ©quation diffĂ©rentielle du mouvement dans ce cas.
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czak
3. Oscillations mĂ©caniques forcĂ©es Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
d. DĂ©terminer lâexpression de lâamplitude et de la phase du mouvement en rĂ©gime permanent.
e. Que manque-t-il Ă cette modĂ©lisation pour ĂȘtre plus rĂ©aliste ?
3 Bateau sur lâeau
Un bateau sur la mer est modĂ©lisĂ© par un parallĂ©lĂ©pipĂšde de masse m, de section horizontale S et de hauteurH. On supposera que son mouvement reste vertical, la face de section S restant toujours horizontale. On noteraÏ la masse volumique de lâeau. On repĂ©rera la position verticale du bateau par la profondeur y de sa faceinfĂ©rieure, comptĂ©e par rapport Ă la surface de lâeau lorsque le temps est calme.
Lorsquâil y a des vagues de pulsation Ï, lâaltitude de la surface de lâeau varie. On la repĂ©rera par sa hauteurz(t) = Z cosÏ t au-dessus de la surface de temps calme. Tout frottement sera nĂ©gligĂ©.
On supposera le parallélépipÚde toujours partiellement immergé.
a. Faire un schéma présentant toutes les grandeurs utiles.
b. Ătablir lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par y.
c. La transformer par changement de variable au besoin, puis la résoudre en régime permanent.
d. Discuter sur la bonne maniĂšre de choisir les paramĂštres pour que le bateau soit bien stable sur lâeau.
e. Formuler des critiques sur le caractÚre réaliste des hypothÚses formulées.
4 Le Salaire de la peur
Dans Le Salaire de la peur, film français de Henri-Georges Clouzot de 1953 (affiche source Allocine), deuxcamions de nitroglycĂ©rine sont conduits sur une route ondulĂ©e. Pour Ă©viter lâexplosion, les conducteurs dupremier camion dĂ©cident de rouler trĂšs lentement, ceux du deuxiĂšme de rouler trĂšs vite. DâoĂč un suspenshaletant : vont-ils se percuter avant la fin de la « tĂŽle ondulĂ©e » ?
M
hk
O
au repos
M
hk
O
z0(t)
z(t)
en mouvement
On modĂ©lise un camion par une masse M reliĂ©e Ă une roue par lâintermĂ©diaire dâun essieu. Celui-ci estmodĂ©lisĂ© par un ressort de raideur k et un amortisseur Ă frottements fluides (modĂšle de Stokes, coefficient defrottement notĂ© h). Ă tout instant lâensemble reste vertical.
Le camion roule sur la route ondulĂ©e, ce qui fait que la roue oscille verticalement. On modĂ©lisera la routepar une surface dâaltitude z0 = Z0 cos(2Ï x/λ), oĂč λ est la longueur dâune oscillation de la route et Z0 sonamplitude.
On repĂ©rera la position verticale du centre dâinertie du camion par une coordonnĂ©e ascendante z, dontlâorigine est positionnĂ©e Ă la hauteur dâĂ©quilibre du centre dâinertie (câest-Ă -dire sa hauteur lorsque le camionroule sur une route non ondulĂ©e).
a. Exprimer lâordonnĂ©e z0 de la roue en fonction de t lorsque le camion roule Ă la vitesse v sur la route.
b. Montrer que la force de frottements fluides Ă laquelle est soumis le camion estââf = âh (zâ z0)
ââj , oĂč
ââj est
un vecteur unitaire vertical ascendant.
c. En dĂ©duire lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par z.
d. DĂ©terminer lâamplitude du mouvement en rĂ©gime permanent.
e. Expliquer les choix faits par les conducteurs des camions dans Le Salaire de la peur.
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czakChapitre 4
Diffusion thermique
Pour que la thermodynamique soit rĂ©ellement de la thermodynamique et non de la thermostatique, ilconvient de prendre en compte le facteur temps, ce quâon nâa pas vraiment fait jusquâĂ prĂ©sent dans le cadre dece cours. Les Ă©changes thermiques mettent du temps Ă se faire, on lâexpĂ©rimente tout le temps.
Cette question est dĂ©licate est on doit Ă Joseph Fourier (1768â1830) lâinvention de techniques mathĂ©ma-tiques nouvelles pour en faire lâĂ©tude. Lâanalyse de Fourier, la transformation de Fourier, sont aujourdâhuiutilisĂ©es dans tous les domaines de la physique.
On fera dans ce chapitre lâĂ©tablissement de lâĂ©quation de la chaleur, qui appartient Ă un type dâĂ©quationsdiffĂ©rentielles nommĂ©es Ă©quations de diffusion et qui rĂ©git de nombreux phĂ©nomĂšnes diffusifs du mĂȘme type :diffusion de particules (vu en annexe), diffusion de quantitĂ© de mouvement dans les fluides visqueux, diffusionde charges Ă©lectriques dans les conducteurs, etc.
La rĂ©solution de lâĂ©quation de la chaleur ne sera Ă©tudiĂ©e en dĂ©tails quâau travers du cas particulier du rĂ©gimestationnaire. Trois cas particuliers intĂ©ressant le bĂątiment seront Ă©galement Ă©tudiĂ©s : lâisolation dâun tuyau dechauffage, les ondes de chaleur dans un matĂ©riau et la tempĂ©rature ressentie au toucher.
On pourra Ă©galement consulter lâAnnexe C, qui prĂ©sente la question de la diffusion de particules, vasteet centrale et oĂč apparaĂźt une Ă©quation de mĂȘme forme.
Un toit mal isolé... Source : Wikimedia Commons
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4. Diffusion thermique Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
I Densité de courant thermique
1 Puissance, flux, courant thermiques
Une puissance thermique P, en watts (W), est un transfert thermique échangé par unité de temps entre
deux systĂšmes : P =ÎŽQdt
.
Un flux thermique Ί nâest rien dâautre quâune puissance thermique Ă©changĂ©e Ă travers une surface decontrĂŽle donnĂ©e.
Le vecteur densitĂ© de courant thermiqueââj est une puissance surfacique Ă©changĂ©e ; ce vecteur est orientĂ©
dans la direction et le sens du transfert.Pour une surface orientée
ââdS, le flux Ă©lĂ©mentaire traversant la surface est donc dΊ =
ââj · ââ
dS.
La norme deââj est en watts par mĂštre carrĂ©. Si
ââj est uniforme sur toute la surface S, alors Ί = j S.
2 Loi de Fourier
Soit un milieu repĂ©rĂ© par les coordonnĂ©es cartĂ©siennes dâespace x, y et z et par le temps t. Le champ detempĂ©rature T(x, y, z, t) dans ce milieu nâest Ă priori ni uniforme ni constant. On introduit le vecteur gradient
de tempĂ©ratureâââgrad T, qui reprĂ©sente les variations spatiales de T sur chacune des coordonnĂ©es.
âââgrad T =
âTâx
âTây
âTâz
Dans ce milieu sâĂ©tablit un champ vectoriel de densitĂ© de courant thermiqueââj (x, y, z, t), qui nâest pas Ă
priori non plus constant ou uniforme.La loi de Fourier est une loi phĂ©nomĂ©nologique (câest-Ă -dire issue de lâexpĂ©rience) reliant le courant ther-
miqueââj Ă sa cause, lâinhomogĂ©nĂ©itĂ© de tempĂ©rature
âââgrad T. Câest une loi linĂ©aire au premier ordre, valable
dans les cas courants mais non valable pour les forts gradients. Elle sâĂ©crit
ââj = âλ
âââgrad T soit
jx = âλâTâx
jy = âλâTây
jz = âλâTâz
Le signe moins rend compte du fait que la chaleur va du chaud vers le froid.Le coefficient λ est la conductivité thermique du milieu, en
Matériau Acier Cuivre Béton Bois sec Neige PSE Verre Laine de verre Paille
λ en W.mâ1.Kâ1 50 399 1,1 0,1 0,11 0,033 0,87 0,046 0,04
II Ătablissement de lâĂ©quation de la chaleur
1 Bilan thermique dans un milieu Ă une dimension
Soit une barre solide de section S parfaitement isolée sur ses cÎtés.
ConsidĂ©rons un systĂšme constituĂ© par unetranche de barre entre x et x + h, lâĂ©paisseurh Ă©tant aussi petite que nĂ©cessaire.
Faisons un bilan thermique sur ce systĂšmeentre la date t et la date t+Ï , la durĂ©e Ï Ă©tantaussi petite que nĂ©cessaire.
x
ââi
x x + h
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Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 4. Diffusion thermique
On considĂ©rera que toutes les grandeurs sont homogĂšnes sur une section de la barre, donc laseule variable dâespace Ă prendre en compte est x. La tempĂ©rature est donc T(x, t) et le vecteur
densitĂ© de courant thermiqueââj (x, t) = jx(x, t)
ââi .
Puisque Ï est petite, on peut considĂ©rer que jx varie peu pendant lâexpĂ©rience, aussi letransfert thermique par conduction sur la paroi de gauche est jx(x, t) S Ï .
De mĂȘme, ce qui sort Ă droite est jx(x + h, t) S Ï .La variation dâĂ©nergie interne du systĂšme pendant lâexpĂ©rience est donc
âU = jx(x, t) S Ï â jx(x + h, t) S Ï
Comme h est petite, on peut considĂ©rer la tempĂ©rature comme Ă peu prĂšs homogĂšne sur labarre, aussi cette variation dâĂ©nergie interne peut-elle sâĂ©crire
âU = m c (T(x, t + Ï) â T(x, t))
oĂč c est la capacitĂ© thermique massique de la barre et m est la masse du systĂšme. En introduisantÏ, masse volumique de la barre, on peut Ă©crire m = Ï S h.
On en dĂ©duit lâĂ©galitĂ©
Ï c S h (T(x, t + Ï) â T(x, t)) = âS Ï (jx(x + h, t) â jx(x, t))
ou Ï cT(x, t + Ï) â T(x, t)
Ï= âjx(x + h, t) â jx(x, t)
h
Par passage aux limites Ï â 0 et h â 0, on reconnaĂźt Ă gauche une dĂ©rivĂ©e temporelle, Ă droite une dĂ©rivĂ©e spatiale. Il vient
Ï câTât
(x, t) = ââjx
âx(x, t)
2 Ă la maniĂšre du physicien
Le physicien, au lieu de considĂ©rer une tranche dâĂ©paisseur finie pendant une durĂ©e finie, puis de passer Ă la limite en zĂ©ro, sait Ă lâavance quâil va passer Ă la limite et considĂšre directement une tranche dâĂ©paisseurinfinitĂ©simale dx pendant une durĂ©e infinitĂ©simale dt. Alors il Ă©crit directement
dU = ÏS dx c (T(x, t+ dt) â T(x, t)) et dU = S jx(x, t) dtâ S jx(x+ dx, t) dt
dâoĂč Ï cT(x, t+ dt) â T(x, t)
dt= âjx(x+ dx, t) â jx(x, t)
dx
Les quotients de cette égalité sont déjà des dérivées, puisque les éléments dx et dt sont infinitésimaux. Celarevient donc bien à écrire
Ï câTât
(x, t) = ââjx
âx(x, t)
3 Ăquation de la chaleur
Si lâon ajoute Ă cela la loi de Fourier
jx(x, t) = âλâTâx
(x, t) il vient Ï câTât
(x, t) = ââ
(âλ
âTâx
)
âx(x, t)
dâoĂč Ï câTât
(x, t) = λâ2Tâx2
(x, t) ouâTât
=λ
Ï c
â2Tâx2
Câest lâĂ©quation de la chaleur, ou Ă©quation de diffusion thermique Ă une dimension.Câest une Ă©quation aux dĂ©rivĂ©es partielles, linĂ©aire, Ă coefficients constants.
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4. Diffusion thermique Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
4 Coefficient de diffusion thermique
On appelle coefficient de diffusion thermique ou diffusivité thermique le coefficient
D =λ
Ï c
Alors lâĂ©quation de la chaleur estâTât
= Dâ2Tâx2
oĂč D est en m2.sâ1
Matériau Cuivre Verre Béton LiÚge PVC Laine de verre
Masse volumique Ï en 103 kg.mâ3 8,93 2,48 2,4 0,19 1,38 0,12
CapacitĂ© thermique massique c en kJ.Kâ1.kgâ1 0,382 0,70 0,88 1,88 0,96 0,66
ConductivitĂ© thermique λ en W.Kâ1.mâ1 399 0,87 1,1 0,041 0,15 0,046
DiffusivitĂ© thermique en 10â6 m2.sâ1 117 0,50 0,54 0,115 0,11 0,58
III Résolution en régime stationnaire
1 Profil de température
En rĂ©gime stationnaire, toutes les fonctions sont indĂ©pendantes du temps. DoncâTât
= 0.
LâĂ©quation de la chaleur devientd2Tdx2
= 0
dont les solutions sont de la forme T(x) = a x + b
Les constantes dâintĂ©gration a et b sâobtiennent Ă lâaide des conditions aux limites. Si parexemple la barre de longueur e a ses extrĂ©mitĂ©s maintenues Ă T1 et T2, alors en x = 0, T = T1
et en x = e, T = T2. Cela donne
T1 = b et T2 = a e + b dâoĂč a =T2 â T1
e
DâoĂč le profil de tempĂ©rature T(x) =T2 â T1
ex + T1
2 RĂ©sistance thermique dâune paroi plane
Une paroi plane de grande superficie S se comporte comme une barre calorifugée puisqueseule une dimension x de profondeur dans la paroi est à prendre en compte.
Le flux surfacique Ă travers la paroi est jx = âλdTdx
= âλT2 â T1
e.
Le flux total est Ί = jx S =λ Se
(T1 â T2). Si T1 > T2, Ί est positif.
On dĂ©finit alors la rĂ©sistance thermique dâune paroi plane, Rth, par la relation
T1 â T2 = Rth Ί dâoĂč Rth =T1 â T2
ΊoĂč T1 et T2 sont les tempĂ©ratures de surface de la paroi (avec T1 > T2) et Ί est le fluxtraversant comptĂ© positif.
Câest une grandeur positive, en K.Wâ1. Elle sâexprime par Rth =e
λ S, oĂč e est lâĂ©paisseur
de la paroi, S sa superficie et λ la conductivité thermique du matériau qui la compose.
Exercices 1 Ă 11
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Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 4. Diffusion thermique
IV Isolation dâun tuyau de chauffage
1 Position du problĂšme et hypothĂšses de travail
On considĂšre un tuyau de chauffage dans lequel circule de lâeau, qui sort Ă une tempĂ©rature constante T1
dâune chaudiĂšre, puis est vĂ©hiculĂ©e jusquâaux installations (radiateurs, robinets).On se pose la question de savoir comment varie la tempĂ©rature de lâeau dans le tuyau au cours de son
transport, du fait des pertes thermiques par les parois du tuyau. On veut en particulier Ă©tudier lâinfluence, surla chute de tempĂ©rature Ă une distance donnĂ©e de la chaudiĂšre, de lâisolation du tuyau par une gaine.
On se placera en rĂ©gime permanent, la circulation de lâeau chaude produite en permanence par la chaudiĂšregarantissant ce rĂ©gime.
0 x
T1a
b
x x+ dx
r
a
b
r
On considĂ©rera un tuyau rectiligne, de section circulaire, de rayon intĂ©rieur a et de rayon extĂ©rieur b. OnrepĂ©rera la position le long du tuyau par lâabscisse x et on cherche la tempĂ©rature de lâeau T(x). Lâabscissex = 0 est la sortie de la chaudiĂšre, lĂ oĂč la tempĂ©rature est T(0) = T1.
On notera v la vitesse de lâeau, supposĂ©e constante et uniforme tout au long du trajet. On nĂ©gligera laconduction thermique dans lâeau : en effet, il y a bien transferts de chaleur au sein de lâeau, mais câest avanttout la circulation de lâeau qui en est responsable, pas la conduction. La masse volumique de lâeau est notĂ©e Ï. LedĂ©bit massique de lâeau est donc Ï v Ï a2, en kilogramme dâeau par seconde. On notera c la capacitĂ© thermiquemassique de lâeau.
La conduction dans la paroi du tuyau, elle, est en revanche Ă prendre en compte, car câest elle qui estresponsable des pertes sur les cĂŽtĂ©s. On notera λ la conductivitĂ© thermique dans le tuyau. On considĂ©rera que latempĂ©rature extĂ©rieure au tuyau est constante et uniforme, de valeur T0. On nĂ©gligera tout transfert convectifaux surfaces intĂ©rieures et extĂ©rieures au tuyau.
2 Ătablissement de lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par la tempĂ©rature de lâeau
ConsidĂ©rons une tranche dâeau dans le tuyau, entre les abscisses x et x+ dx. Ce systĂšme est ouvert : il entrede lâeau en x et en sort en x+ dx.
Pendant la durĂ©e dt, il entre dans la tranche considĂ©rĂ©e une masse dm dâeau Ă lâabscisse x, cette eau ayantla tempĂ©rature T(x). Lâapport Ă©nergĂ©tique correspondant est dmcT(x). Ă lâabscisse x + dx, il sort la mĂȘmemasse dm dâeau, Ă la tempĂ©rature T(x+ dx). La perte Ă©nergĂ©tique correspondante est dmcT(x+ dx).
Et par ailleurs, le systĂšme perd de lâĂ©nergie par conduction Ă travers la gaine. En notant j(r) le courantthermique sortant Ă une distance r de lâaxe du tuyau, on peut Ă©crire que le flux sortant du systĂšme par la paroiest dΊ = j(a) 2Ï adx. Pendant la durĂ©e dt, cela fait une perte Ă©nergĂ©tique dΊ dt = j(a) 2Ï adxdt.
En rĂ©gime permanent, lâĂ©nergie interne de ce systĂšme est constante, donc le transfert thermique entrant estĂ©gal au transfert thermique sortant. Cela donne lâĂ©galitĂ©
dmcT(x) = dmcT(x+ dx) + j(a) 2Ï adxdt
Or, pendant la durĂ©e dt, la masse dm dâeau qui entre ou sort de la tranche est Ï v Ï a2 dt dâaprĂšs lâexpressiondu dĂ©bit massique Ă©crite plus haut. La relation devient
Ï v Ï a2 dt c (T(x+ dx) â T(x)) = âj(a) 2Ï adxdt
En divisant par dx, on reconnaßt à gauche la dérivée spatiale de T. En simplifiant, il vient donc
Ï v a cdTdx
= â2 j(a)
3 Flux thermique Ă travers la paroi
Pour poursuivre lâĂ©tablissement de lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par la tempĂ©rature de lâeau, il faut Ă prĂ©sent connaĂźtre j, le courant thermique Ă travers la paroi. ConsidĂ©rons une tranche de tuyau, dâĂ©paisseur dxĂ©galement, dans laquelle la chaleur est conduite.
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4. Diffusion thermique Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
Tout le flux thermique venant de lâeau en r = a se retrouve Ă la sortie en r = b. En fait, le flux sortant dΊne dĂ©pend pas de r. On peut donc Ă©crire que j(r) 2Ï r dx est indĂ©pendant de r, valant donc j(a) 2Ï adx. CelasâĂ©crit donc
j(r) =a j(a)r
Or, la loi de Fourier est vĂ©rifiĂ©e dans la gaine :ââj = âλ âââ
grad Ξ, oĂč on a notĂ© Ξ(r) la tempĂ©rature dans lagaine Ă la distance r de lâaxe (pour la distinguer de T(x) tempĂ©rature de lâeau Ă lâabscisse x).
Le gradient nâa ici quâune coordonnĂ©e radiale, ce qui permet dâĂ©crire lâĂ©galitĂ©
j(r) = âλ dΞdr
On obtient donc la relation
âλ dΞdr
=a j(a)r
soitdΞdr
= âa j(a)λ
1r
Ceci sâintĂšgre en Ξ(r) = âa j(a)λ
ln r + K
Or, en r = a, la tempĂ©rature de la gaine est supposĂ©e Ă©gale Ă celle de lâeau : Ξ(a) = T. Cela donne
K = T +a j(a)λ
ln a dâoĂč Ξ(r) = T +a j(a)λ
lna
r
à la surface extérieure de la paroi du tuyau, on suppose que Ξ(b) = T0. Cela donne la contrainte supplé-mentaire
T +a j(a)λ
lna
b= T0 ce qui donne j(a) =
λ
a lnb
a
(T â T0)
Ceci est une relation du type « T1 â T2 = Rth Ί », que lâon a utilisĂ©e pour dĂ©finir une rĂ©sistance thermique.
4 Retour Ă lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par la tempĂ©rature de lâeau
Cette Ă©quation sâĂ©crit donc ainsi
Ï v a cdTdx
= â2λ
a lnb
a
(T â T0) ou encoredTdx
= âk (T â T0) en posant k =2λ
Ï v a2 c lnb
a
Les solutions sont de la forme
T(x) = T0 + A e âk x avec T(0) = T1, donc A = T1 â T0 donc T(x) = T0 + (T1 â T0) e âk x
Il y a bien une décroissance de la température, exponentielle.
5 Chute de température
ConsidĂ©rons un tuyau de longueur L = 50 m, dans lequel lâeau circule Ă la vitesse v = 1,0 m.sâ1. La capacitĂ©thermique massique de lâeau est c = 4,18 kJ.kgâ1.Kâ1, sa masse volumique est Ï = 1,0 Ă 103 kg.mâ3.
En considĂ©rant que la tempĂ©rature de lâeau Ă la sortie de la chaudiĂšre est T1 = 60 C et que la tempĂ©ratureextĂ©rieure du tuyau est T0 = 20 C, voici quelques valeurs de la chute de tempĂ©rature T1 â T(L), oĂč T(L) =T0 + (T1 â T0) e âk L, pour plusieurs valeurs de λ.
On a choisi pour le tuyau de cuivre et le tuyau de PVC un diamĂštre intĂ©rieur a = 1,0 cm et un diamĂštreextĂ©rieur b = 1,2 cm. Pour les tuyaux de cuivre isolĂ©s, on a choisi a = 1,0 cm et b = 2,0 cm pour le tuyau 1, soitune Ă©paisseur dâisolant de bâ a = 1,0 cm, et b = 3,0 cm pour le tuyau 2, soit une Ă©paisseur dâisolant de 2,0 cm.Lâisolant est de la laine de verre, et le calcul a Ă©tĂ© fait sans tenir compte de la conduction dans le cuivre, donccomme si lâisolant Ă©tait le seul constituant de la paroi du tuyau.
Matériau cuivre PVC cuivre isolé 1 cuivre isolé 2
λ en W.mâ1.Kâ1 399 0,15 0,046 0,046
T1 â T(L) en C 40 7 1 0,4
On constate que le cuivre laisse tout passer, puisque la chute est Ă©gale au maximum possible. Mais en lâisolantun peu avec de la laine de verre, la chute est minime.
Exercice 9
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V Ondes de chaleur dans un milieu homogĂšne
1 Position du problĂšme
Soit un milieu semi-infini homogĂšne, Ă lâextrĂ©mitĂ© duquel il y a une condition aux limites oscillante.Cela peut ĂȘtre le sol, dont la tempĂ©rature de surface oscille sous lâeffet des variations jour-nuit, ou sous lâeffet
de lâalternance des saisons.On peut par exemple se poser la question suivante : on dĂ©sire construire une cave enterrĂ©e pour y conserver
du vin, de telle sorte que la température y soit constante au degré prÚs.à quelle profondeur minimale doit-on la placer ?
On dispose, pour le sol, du coefficient de diffusionλ
Ï c= 7,5 Ă 10â7 m2.sâ1.
2 Mise en place de la résolution
On considĂ©rera que lâespace est dĂ©coupĂ© en deux parties, lâunique coordonnĂ©e Ă©tant x. Le demi-espace x < 0est lâair, le demi-espace x > 0 est le sol. Et x dĂ©signe la profondeur dans le sol.
La tempĂ©rature en profondeur du sol va varier sous lâeffet des variations de la tempĂ©rature de surface. Orcelle-ci va grosso-modo osciller en fonction de la position du Soleil lors de sa course quotidienne dâune part, enfonction des saisons dâautre part.
On va donc modéliser la température de surface comme
T(0, t) = T0 + Ξ0 cosÏt
oĂč T0 est une tempĂ©rature moyenne, Ξ0 lâamplitude des variations et Ï la pulsation. Ces trois paramĂštrespourront ĂȘtre diffĂ©rents selon que lâon Ă©tudie lâinfluence des variations sur la journĂ©e ou sur lâannĂ©e.
Reste Ă connaĂźtre T(x, t) pour x > 0, oĂč x est la profondeur dans le sol. DâaprĂšs la mĂ©thode vue dans le casdes oscillations forcĂ©es, on est conduit Ă supposer que les oscillations de T(x, t) seront de forme sinusoĂŻdales, depulsation Ï imposĂ©e par la condition aux limites.
3 Recherche des solutions
On cherchera donc les solutions avec un formalisme complexe : on posera T = Re (T) et on cherchera T sousla forme
T(x, t) = T0 + Ξ(x) e i Ï t
LâĂ©quation de la chaleur sâĂ©crit
λâ2Tâx2
= Ï câTât
ou Dâ2Tâx2
=âTât
en posant D =λ
Ï c
En injectant la forme proposée dans cette équation, il vient
Dd2Ξ
dx2= iÏ Îž ou encore
d2Ξ
dx2â iÏ
DΞ = 0
On reconnaßt une équation différentielle linéaire du deuxiÚme ordre, dont la fonction inconnue est Ξ, devariable x. La solution générale est de forme exponentielle : on cherchera donc les solutions sous la forme
Ξ(x) = A e r x
4 Ăquation caractĂ©ristique
Ceci, mis dans lâĂ©quation diffĂ©rentielle, donne lâĂ©quation caractĂ©ristique
r2 â iÏD
= 0 ou encore r2 =iÏD
Pour trouver la « racine carrĂ©e de i », on remarque que i = e i Ï/2, et donc que i1/2 = ± e i Ï/4. On en dĂ©duitdonc les deux solutions possibles de lâĂ©quation caractĂ©ristique
r = e i Ï/4
âÏ
Det r = âe i Ï/4
âÏ
D
ou encore r = (1 + i)â
Ï
2 Det r = â(1 + i)
âÏ
2 D
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4. Diffusion thermique Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
5 Retour au réel
Finalement, la tempĂ©rature complexe sâĂ©crit sous la forme
T(x, t) = A e (1+i) k x e i Ï t + B e â(1+i) k x e i Ï t
oĂč on a posĂ© k =â
Ï
2 Det oĂč A et B dĂ©signent des constantes dâintĂ©gration, Ă dĂ©terminer Ă lâaide des conditions
aux limites, initiales ou asymptotiques. En réarrangeant les termes, on peut écrire
T(x, t) = T0 + A e k x e i (Ï t+k x) + B e âk x e i (Ï tâk x)
dont la partie rĂ©elle est T(x, t) = T0 + A e k x cos(Ï t+ k x) + B e âk x cos(Ï tâ k x)
6 Conditions aux limites et conditions asymptotiques
On dispose dâune condition asymptotique : si x tend vers +â, la tempĂ©rature ne diverge pas. Cette derniĂšrecondition impose nĂ©cessairement que A = 0. La solution avec lâexponentielle croissante est donc une solutionau problĂšme mathĂ©matique posĂ© par lâĂ©quation diffĂ©rentielle, mais pas une solution au problĂšme physique.
Et par ailleurs on dispose de la condition aux limites en x = 0 : pour tout t, T(0, t) = T0 + Ξ0 cos(Ï t). Celadonne B = Ξ0. DâoĂč finalement la solution
T(x, t) = T0 + Ξ0 e âk x cos(Ï tâ k x) avec k =â
Ï
2 D
7 Ătude des solutions et rĂ©ponse au problĂšme
On cherche alors la profondeur x pour laquelle les variations de température sont inférieures au degré Celsius,donc on cherche les x tels que
Ξ0 e âk x < âΞ = 1 C soit x >1k
lnΞ0
âΞ
Alternance jour-nuit
La pĂ©riode de la condition aux limites est un jour, donc Ï =2Ï
1 jour=
2Ï86 400 s
= 7,27 Ă 10â5 rad.sâ1.
On considÚre une amplitude de variation à la surface Ξ0 = 10 C. Le calcul donne x > 0,3 m.
Alternance hiver-été
La pĂ©riode de la condition aux limites est une annĂ©e, donc Ï =2Ï
1 an=
2Ï365 Ă 86 400 s
= 1,99Ă10â7 rad.sâ1.
En moyenne entre hiver et Ă©tĂ©, la variation moyenne de tempĂ©rature est Ă©galement Ξ0 â 10 C. Le calculdonne donc x > 6 m.
Courbes
Ci-dessous, des courbes obtenues pour diffĂ©rentes dates (en jours) dans le cas de lâalternance des saisons. Lescourbes ont la mĂȘme forme pour le problĂšme avec alternance jour-nuit, mais les Ă©chelles de temps et dâespacene sont pas les mĂȘmes.
0 2 4 6 8 10 12
x (m)
5
10
15
20
25
T (
°C
)
10
40
120
240
48
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. Ant
czak
Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 4. Diffusion thermique
VI Température au toucher
1 Position du problĂšme
On souhaite savoir, entre divers matériaux, lequel apparaßt le plus chaud au toucher à température identique.Pour cela, on considérera la situation suivante.
Lâespace est sĂ©parĂ© en deux parties, x < 0 pour la main initialement Ă la tempĂ©rature T1, x > 0 pour lematĂ©riau touchĂ©, initialement Ă T2, et on considĂ©rera quâune tempĂ©rature stationnaire T0, appelĂ©e tempĂ©ratureapparente, est immĂ©diatement Ă©tablie au contact des matĂ©riaux.
Pour x â ââ, on considĂ©rera que la tempĂ©rature est en permanence Ă©gale Ă T1, et de mĂȘme elle vaut T2
pour x â +â.
2 Forme des solutions
On déterminera dans chaque demi-espace le profil de température sous la forme
T(x, t) = a+ b f(x, t) oĂč f(x, t) = Erf(αxât
)
La fonction Erf, nommée fonction erreur, est
Erf(u) =2âÏ
â« u
0
e ây2
dy avec ici u =αxât
Le coefficient α est Ă exprimer en fonction des paramĂštres physiques du milieu.Noter que Erf(+â) = 1 et Erf(ââ) = â1.
3 Ăquation de la chaleur
La tempĂ©rature vĂ©rifie, dans chacun des deux milieux, lâĂ©quation de la chaleur
âTât
=λ
Ï c
â2Tâx2
Par la suite, les indices 1 et 2 dĂ©signeront respectivement les milieux de gauche (la main) et de droite (lematĂ©riau). La forme proposĂ©e pour T(x, t) impose que f(x, t) soit solution de lâĂ©quation de la chaleur :
âf
ât=
λ
Ï c
â2f
âx2
La premiÚre chose à faire est de déterminer α pour que ceci soit vérifié. On calcule
âf
ât=âf
âu
âu
ât=
2âÏ
e âu2
(â1
2
)αx
t3/2= â 1â
Ïe âα2 x2/t αx
t3/2
etâf
âx=âf
âu
âu
âx=
2âÏ
e âu2 αât
=2âÏ
e âα2 x2/t αât
puisâ2f
âx2= â 2αâ
Ï te âα2 x2/t 2α2 x
t
On constate queâ2f
âx2= 4α2 âf
ât
ce qui impose que 4α2 =Ï c
λdonc que α =
âÏ c
4λ
4 Conditions aux limites en température
DĂ©terminons ensuite les coefficients a et b pour chaque milieu. La condition aux limites en x = 0 sâĂ©critT(0, t) = T0 pour les deux cĂŽtĂ©s, ce qui donne a1 = a2 = T0 puisque f(0, t) = 0.
La condition aux limites en x â ââ sâĂ©crit T(ââ, t) = T1, ce qui donne a1 â b1 = T1, dâoĂč lâon dĂ©duitb1 = T0 â T1. Et la condition aux limites en t â +â donne b2 = T2 â T0. On a donc
T(x, t)=T0 + (T0 â T1) f1(x, t) pour x 6 0T(x, t)=T0 + (T2 â T0) f2(x, t) pour x > 0
On vérifie au passage que T(x, 0) vaut bien T1 pour x < 0 et T2 pour x > 0.
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. Ant
czak
4. Diffusion thermique Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
5 Continuité du flux thermique
Pour dĂ©terminer T0, il faut Ă©tudier ce qui se passe Ă lâinterface. Il est temps pour cela dâĂ©crire la continuitĂ©
du flux thermique en calculant j = âλ âTâx
de chaque cÎté :
j(x, t)=âλ1 (T0 â T1)1âÏ t
e âα12 x2/t
âÏ1 c1
λ1pour x 6 0
j(x, t)=âλ2 (T2 â T0)1âÏ t
e âα22 x2/t
âÏ2 c2
λ2pour x > 0
La continuité en x = 0 impose
(T0 â T1)âÏ1 c1 λ1 = (T2 â T0)
âÏ2 c2 λ2
soit, en posant E =âλ Ï c pour chaque milieu, la relation
T0 =E1 T1 + E2 T2
E1 + E2
6 Effusivité thermique
On a fait apparaĂźtre ci-dessus le coefficient dâeffusivitĂ© thermique E =âλ Ï c, dont les valeurs sont donnĂ©es
ci-dessous pour divers matériaux.
Matériau acier béton bois plastique alvéolaire peau
E en U.S. I. 1,4 Ă 104 2,0 Ă 103 6,5 Ă 102 30 4,0 Ă 102
7 Température apparente
On lâa vu, la tempĂ©rature apparente est la moyenne des tempĂ©ratures asymptotiques des deux matĂ©riaux,pondĂ©rĂ©es par lâeffusivitĂ© thermique de chaque matĂ©riau.
T0 =E1 T1 + E2 T2
E1 + E2
On calcule les tempĂ©ratures apparentes suivantes pour les interfaces main-matĂ©riau, en considĂ©rant la maininitialement Ă T1 = 37 C et le matĂ©riau Ă T2 = 20 C. Câest Ă©videmment lâacier qui paraĂźt le plus froid.
Matériau acier béton bois plastique alvéolaire
T0 en C 20,5 22,8 26,5 30,9
8 Courbes
Ci-dessous, pour plusieurs dates (en secondes), le profil de tempĂ©rature pour un contact main-bois. LamodĂ©lisation ci-dessus nâest pas rĂ©aliste car la main nâest pas un matĂ©riau inerte : le sang qui circule constitueun apport thermique qui permet en rĂ©alitĂ© de maintenir la tempĂ©rature de la main jusquâĂ des positions les plusextĂ©rieures.
0,01 0,005 0 0,005 0,01
x (m)
20
25
40T (°C)
1
20
200
1000
50
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. Ant
czakExercice résolu
ĂnoncĂ©
Une vitre qui absorbe la lumiĂšre
On considĂšre une vitre plane dâĂ©paisseur e et de superficie S, en verre de conductivitĂ© thermique λ, de capacitĂ©thermique massique c et de masse volumique Ï. Lâune de ses faces est Ă la tempĂ©rature de lâair extĂ©rieur, Text ;lâautre Ă la tempĂ©rature de lâair intĂ©rieur, Tint.
Les maçons et tailleurs de pierre, vitrail (absorbant) de la cathédrale de Chartres (cathedrale-chartres.fr)
Cette vitre est éclairée par le soleil, uniformément, et reçoit la puissance surfacique solaire p par rayonnement.Elle ne laisse pas tout passer et en absorbe une proportion α, uniformément, de sorte que la puissance reçuepar la vitre par unité de volume est αp/e.
On considĂ©rera la vitre suffisamment grande pour que la tempĂ©rature en son sein ne dĂ©pende que de laprofondeur dans la vitre et du temps. On dĂ©finit la coordonnĂ©e x, profondeur dans la vitre. La paroi extĂ©rieureest x = 0, la paroi intĂ©rieure x = e. On notera T(x, t) la tempĂ©rature dans la vitre en x et Ă t. On dĂ©finit jx(x, t)la coordonnĂ©e sur lâaxe x du flux thermique surfacique en x Ă t, comptĂ©e positive dans le sens des x croissants.On considĂ©rera comme valide la loi de Fourier.
e = 5,0 mm, Text = 10 C, Tint = 20 C, p = 300 W.mâ2, S = 4,0 m2, λ = 0,83 W.mâ1.Kâ1, α = 0,50.
a. Montrer que lâĂ©quation de la chaleur dans la vitre sâĂ©crit
Ï câTât
= λâ2Tâx2
+αp
e
b. DĂ©terminer lâexpression de T(x) en rĂ©gime permanent.c. En dĂ©duire que le flux surfacique reçu par conduction Ă lâintĂ©rieur est
jx(e) = âλ Tint â Text
e+αp
2
d. Ăcrire lâexpression de la rĂ©sistance thermique Rth de la vitre avec la dĂ©finition habituelle ne tenant pascompte de lâabsorption des rayonnements.e. Calculer le flux total reçu Ă lâintĂ©rieur de la piĂšce, en additionnant le flux reçu par conduction Ίc et le fluxreçu par rayonnement (1 â α) pS. Le comparer Ă la valeur que lâon obtiendrait si la vitre nâabsorbait pas.
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. Ant
czak
4. Diffusion thermique Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
Corrigé
a. ConsidĂ©rons une tranche de verre entre x et x+ dx, lors dâune expĂ©rience entre t et t+ dt. La variation delâĂ©nergie interne de ce systĂšme est
dU = ÏS dx c (T(x, t+ dt) â T(x, t)) soit dU = ÏS dx câTât
dt
Ce systĂšme reçoit de la partie de la vitre avant x la puissance jx(x, t) S, cĂšde Ă la partie de la vitre aprĂšs x+ dxla puissance jx(x+dx, t) S et reçoit par rayonnement la puissance S dxα p/e. Sa variation dâĂ©nergie interne peutdonc Ă©galement sâĂ©crire
dU = dt (jx(x, t) S â jx(x+ dx, t) S + S dxα p/e) ou encore dU = S dt(
ââjx
âxdx+ dx
α p
e
)
Ceci donne ÏS dx câTât
dt = S dt(
ââjx
âxdx+ dx
α p
e
)soit Ï c
âTât
= ââjx
âx+αp
e
DâaprĂšs la loi de Fourier, jx = âλ âTâx
donc finalement Ï câTât
= λâ2Tâx2
+αp
e
b. En régime permanent cela donned2Tdx2
= âαp
λ e. On en déduit que la température T est de la forme
T(x) = â αp
2λ ex2 + Ax+ B
oĂč A et B sont des constantes dĂ©terminĂ©es Ă lâaide des conditions aux limites.Ces conditions sont T(0) = Text, qui donne B = Text, et
T(e) = Tint qui donne Tint = â αp
2λ ee2 + A e+ Text dâoĂč A =
Tint â Text
e+αp
2λ
Il vient donc T(x) = â αp
2λ ex2 +
(Tint â Text
e+αp
2λ
)x+ Text
c. Le flux surfacique conductif est
jx(x) = âλ dTdx
=αp
exâ λ
Tint â Text
eâ αp
2qui vaut, en x = e, jx(e) = âλ Tint â Text
e+αp
2
d. Lâexpression de la rĂ©sistance thermique de la vitre est
Rth =Tint â Text
Ί0=
e
λS
oĂč Ί0 est le flux conductif ne tenant pas compte de lâabsorption des rayonnements.
e. Le flux total reçu Ă lâintĂ©rieur est
Ί = jx(e) S + (1 â α) pS = âλSTint â Text
e+ pS
(1 â α
2
)= â5,74 kW
Si la vitre nâabsorbait pas, le flux total reçu Ă lâintĂ©rieur serait
pS â Tint â Text
Rthsoit âλS
Tint â Text
e+ pS = â5,44 kW
En diminuant le flux entrant par rayonnement, le fait que la vitre absorbe rend la vitre encore moins résistanteque sans absorption.
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. Ant
czakExercices
RĂ©sistances thermiques
1 Les maisons des trois petits cochons
La Réglementation thermique 2012 (RT2012) impose aux nouveaux logements une consommation maximalede 50 kWh par an et par mÚtre carré habitable.
ConsidĂ©rons les maisons des trois petits cochons, supposĂ©es carrĂ©es de 10 m Ă 10 m Ă 3,0 m, sans fenĂȘtreset parfaitement isolĂ©es au sol et au plafond. Elles sont installĂ©es dans un pays oĂč il fait constamment 10 C Ă lâextĂ©rieur et les cochons sont au mieux de leur confort Ă 20 C Ă lâintĂ©rieur.
a. DĂ©terminer lâĂ©paisseur que doivent avoir les murs de leurs maisons, respectivement en paille, bois et brique.
b. Le grand mĂ©chant loup, lui, a une maison en cuivre. Faire le mĂȘme calcul.
ConductivitĂ©s thermiques en W.mâ1.Kâ1 : paille compressĂ©e 0,080, bois 0,15, brique 0,84, cuivre 390.
2 Association de résistances thermiques
a. Soit une paroi composée de plusieurs couches de résistances thermiques R1, R2, R3... accolées. Déterminerla résistance thermique équivalente Réq (association de résistances thermiques en série).
b. Soit une paroi dâune Ă©paisseur, mais composĂ©e dâun patchwork de matĂ©riaux diffĂ©rents, chacun des Ă©lĂ©-ments de paroi ayant la rĂ©sistance thermique R1, R2, R3... DĂ©terminer la rĂ©sistance thermique Ă©quivalente RĂ©q
(association de résistances thermiques en parallÚle).
3 Une paroi (à faire aprÚs avoir fait le précédent)
Soit une paroi dâun appartement donnant sur lâextĂ©rieur, de longueur L = 5,0 m et de hauteur h = 3,0 m.Calculer la rĂ©sistance thermique totale de la paroi dans les cas suivants. (Voir les valeurs de λ dans le cours.)
a. La paroi entiĂšre est en bĂ©ton nu dâĂ©paisseur e1 = 15,0 cm.
b. La paroi prĂ©cĂ©dente comporte une fenĂȘtre bouchĂ©e par un simple vitrage dâĂ©paisseur e2 = 12,0 mm et desuperficie S2 = 2,5 m2.
c. La configuration est la mĂȘme que la prĂ©cĂ©dente, mais la fenĂȘtre est Ă double-vitrage dâĂ©paisseurs e3 = 4,0 mmet e4 = 8,0 mm, sĂ©parĂ©es par une Ă©paisseur dâair e5 = 1,0 cm. Lâair enfermĂ© sera considĂ©rĂ© comme immobile etvĂ©rifiant la loi de Fourier, avec une conductivitĂ© thermique λair = 0,026 2 W.mâ1.Kâ1.
d. On ferme cette fois-ci toute la paroi avec une baie Ă double-vitrage de mĂȘmes caractĂ©ristiques quâĂ laconfiguration prĂ©cĂ©dente.
e. Reprendre la configuration c en collant au mur en béton une épaisseur e6 = 1,0 cm de polystyrÚne expansé.
4 Murs en bois ou en béton
La conductivitĂ© thermique du bois est λ1 = 0,20 W.mâ1.Kâ1, celle du bĂ©ton λ2 = 1,7 W.mâ1.Kâ1.On rĂ©alise une paroi en bĂ©ton de superficie S = 10 m2 et dâĂ©paisseur e2 = 20 cm. La tempĂ©rature intĂ©rieure
est maintenue à T1 = 20 C, alors que la température extérieure est T2 = 14 C.
a. DĂ©terminer le flux thermique Ă travers cette paroi.
b. DĂ©terminer lâĂ©paisseur e1 dâune paroi de bois qui donnerait le mĂȘme flux.
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4. Diffusion thermique Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
5 RĂ©sistance thermique dâune paroi
La Réglementation thermique 2012 (RT2012) impose aux nouveaux logements une consommation maximalede 50 kWh par an et par mÚtre carré habitable. Pour cela, la RT2012 impose des valeurs minimales pour lesrésistances thermiques surfaciques des murs, des combles, etc.
Ainsi, pour une habitation Ă moins de 800 m dâaltitude, la rĂ©sistance thermique surfacique minimale dâunmur extĂ©rieur est 2,3 m2.K.Wâ1.
a. DĂ©terminer le lien entre la rĂ©sistance thermique surfacique rth dâune paroi et sa rĂ©sistance thermique Rth etsa superficie S.
b. Une salle de superficie S = 27 m2 est chauffĂ©e Ă lâaide de deux radiateurs Ă©lectriques de puissance P = 1,0 kWchacun. Avant chauffage, la piĂšce est Ă T1 = 17 C.Les radiateurs fonctionnent pendant 2 h et 30 min, ce qui monte la tempĂ©rature de la piĂšce Ă T2 = 22 C. Enattendant encore 2 h et 30 min aprĂšs extinction des radiateurs, on constate que la tempĂ©rature est retombĂ©e Ă T1 = 17 C.Cette piĂšce respecte-t-elle la RT2012 ?
c. Deux murs donnant sur lâextĂ©rieur font 25 m2 en tout. On mesure Ă travers ces murs un flux thermique de100 W lorsque la tempĂ©rature intĂ©rieure est 20 C et la tempĂ©rature extĂ©rieure 8 C.Cette paroi respecte-t-elle la RT2012 ?
6 Pertes dans un thermos
Avant de partir en randonnĂ©e, un randonneur se demande si son thermos pourra conserver son thĂ© chaud letemps dâarriver Ă la pause de midi. Pour cela, il rĂ©alise quelques expĂ©riences.
Il se trouve dans une piĂšce oĂč la tempĂ©rature est T0 = 25,0 C, quâil suppose constante et homogĂšne. IlpĂšse m = 500,0 g dâeau Ă la tempĂ©rature T1 = 90,0 C, et les introduit dans le thermos. Il homogĂ©nĂ©ise trĂšsrapidement et mesure la tempĂ©rature T2 = 84,8 C. Dix minutes plus tard, la tempĂ©rature est T3 = 83,9 C.
CapacitĂ© thermique massique de lâeau (indĂ©pendante de la tempĂ©rature) : c = 4,18 kJ.Kâ1.kgâ1.
a. Expliquer sans calcul la baisse de température de T1 à T2, puis celle de T2 à T3.
b. Déterminer la capacité thermique du thermos, notée Ccal.
c. En supposant que le flux thermique Ă travers les parois du thermos, notĂ© Ί0, est constant pendant les dixpremiĂšres minutes, et en dĂ©finissant cette rĂ©sistance thermique Rth, supposĂ©e constante, avec la mĂȘme relationque pour une paroi plane, dĂ©terminer Rth.
d. En rĂ©alitĂ©, le flux thermique Ă travers les parois du thermos nâest pas constant car la tempĂ©rature de lâeaune lâest pas. On notera T(t) la tempĂ©rature de lâeau, supposĂ©e homogĂšne, U(t) lâĂ©nergie interne de lâeau et duthermos, et Ί(t) le flux thermique Ă travers les parois du thermos.
â Montrer quâil est possible dâĂ©crire
dUdt
(t) = CdTdt
(t)
en notant C la capacitĂ© thermique globale de lâensemble eau-thermos.
⥠Exprimer dâautre part Ί(t) en fonction de Rth, T(t) et T0 en supposant Rth constante.
âą En dĂ©duire quâil est possible dâĂ©crire
dTdt
(t) = âT(t) â T0
Rth C
⣠VĂ©rifier que la fonction T(t) = T0+k e ât/(Rth C) est solution de lâĂ©quation diffĂ©rentielle donnĂ©e Ă la questionprĂ©cĂ©dente, quelle que soit la valeur de k.
†Exprimer ensuite k en fonction de T0 et T2.
â„ Tracer T(t) pour t allant jusquâĂ dix heures.
e. Le randonneur veut que son demi-litre de thĂ© initialement Ă 90 C avant dâĂȘtre mis dans le thermos, aitencore au bout de sept heures de randonnĂ©e une tempĂ©rature supĂ©rieure Ă 50 C. Est-ce le cas ?Aurait-il conclu de mĂȘme sâil avait supposĂ© le flux thermique Ă©gal à Ί0 pendant toute cette durĂ©e ?
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Ăquation de la chaleur
7 Barre calorifugée
On maintient les extrĂ©mitĂ©s dâune barre calorifugĂ©e Ă tempĂ©ratures fixes. La barre est conductrice du courantĂ©lectrique et a pour rĂ©sistivitĂ© Ï. Elle est parcourue par un courant dâintensitĂ© I.
DonnĂ©e : un conducteur ohmique de section S et de longueur â construit dans un matĂ©riau de rĂ©sistivitĂ© Ïa la rĂ©sistance R = Ï â/S. Puissance dissipĂ©e par effet Joule pour un courant dâintensitĂ© I : P = R I2.
a. Ătablir lâĂ©quation de la chaleur tenant compte de lâeffet Joule dans le conducteur ohmique.
b. Déterminer, en régime permanent, le profil de température dans la barre T(x).
c. Ă quelle condition y a-t-il un maximum de tempĂ©rature Ă lâintĂ©rieur de la barre ?
8 Croissance dâune couche de glace sur un lac
Câest lâhiver, il fait froid. La tempĂ©rature de lâair est Ta = â10,0 C. Un lac de grand volume, de superficieS, oĂč lâeau est Ă tempĂ©rature uniforme Te = 0,0 C, se couvre progressivement de glace. On note â(t) lâĂ©paisseurde la glace sur le lac. On note T0(t) la tempĂ©rature de surface de la glace, diffĂ©rente de Ta du fait des Ă©changesthermiques conducto-convectifs Ă la surface.
a. Ă lâaide de lâĂ©quation de la chaleur en rĂ©gime permanent, dĂ©terminer Ă tout instant le profil en tempĂ©raturedans la glace, supposĂ© atteint instantanĂ©ment. En dĂ©duire une expression du flux thermique Ί Ă travers la glace.
b. Par convection, il se produit Ă la surface de la glace en contact avec lâair un Ă©change thermique conducto-convectif vĂ©rifiant la loi de Newton : la puissance surfacique dissipĂ©e Ă lâinterface glace-air est h (T0(t) â Ta) oĂčh = 41,8 W.mâ2.Kâ1.DĂ©terminer une autre expression de Ί.
c. Ă lâinterface glace-eau, pendant dt, il se produit une Ă©paisseur dâ de glace.En dĂ©duire une autre expression de Ί.
d. Ă lâaide des trois expressions de Ί, Ă©liminer T0(t) et dĂ©terminer une Ă©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par â(t).
e. Intégrer cette équation différentielle. En combien de temps atteint-on 10 cm de glace ?
On donne :â masse volumique de la glace Ï = 9 Ă 102 kg.mâ3 ;â conductivitĂ© thermique de la glace λ = 2,1 W.mâ1.Kâ1 ;â chaleur latente massique de fusion L = 334 kJ.kgâ1 ;â capacitĂ© calorifique de la glace Ă peu prĂšs nulle ;
9 TempĂ©rature de fonte dâun cĂąble gainĂ©
Un cĂąble Ă©lectrique en cuivre de rĂ©sistivitĂ© Ă©lectrique Ï et de rayon r1 est protĂ©gĂ© par une gaine isolante deconductivitĂ© thermique λ, de rayon extĂ©rieur r2.
Pour ne pas fondre, le fil ne doit pas dĂ©passer la tempĂ©rature T1 lorsque la tempĂ©rature extĂ©rieure est T2.DonnĂ©e : un conducteur ohmique de section S et de longueur â construit dans un matĂ©riau de rĂ©sistivitĂ© Ï a
la rĂ©sistance R = Ï â/S. La puissance Joule dissipĂ©e par un conducteur ohmique de rĂ©sistance R parcouru parun courant Ă©lectrique dâintensitĂ© I est P = R I2.
LâopĂ©rateur gradient en coordonnĂ©es cylindriques sâĂ©critâââgrad = ââur
â
âr+ ââuΞ
1r
â
âΞ+
ââk
â
âz.
a. En rĂ©gime permanent, le flux thermique sortant Ă travers la gaine est le mĂȘme sur un cylindre quel que soitson rayon r. En dĂ©duire que la norme j du courant thermique dans la gaine est proportionnelle Ă 1/r.
b. Déterminer le profil en température dans la gaine, T(r), en fonction de T1, T2, r1 et r2.
c. Calculer la rĂ©sistance Ă©lectrique R dâune longueur â de fil de cuivre, puis la puissance dissipĂ©e par effet Joule.
d. En dĂ©duire j(r1), puis exprimer lâintensitĂ© I maximale pour Ă©viter la fonte du cuivre. Exprimer Ă©galementlâintensitĂ© surfacique du courant Ă©lectrique.
e. Faire les applications numĂ©riques. La section de cuivre est 2,5 mm2, le rayon extĂ©rieur est R2 = 3,2 mm,Ï = 1,7 Ă 10â8 Ω.m, λ = 3,5 Ă 10â3 W.mâ1.Kâ1 ; T1 = 50 C et T2 = 20 C.
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10 Refroidissement dâune plaque par une ailette
Une plaque mĂ©tallique chaude, de tempĂ©rature Tm, est refroidie par une longue ailette mĂ©tallique cylindrique,de rayon a = 1,0 mm, fixĂ©e perpendiculairement Ă la plaque. Autour de lâailette se trouve de lâair Ă tempĂ©raturesupposĂ©e constante et uniforme, T0.
La conduction thermique du mĂ©tal est λ = 300 W.mâ1.Kâ1. Les Ă©changes convectifs entre un mĂ©tal Ă latempĂ©rature T et lâair Ă la tempĂ©rature T0 sont caractĂ©risĂ©s par la puissance thermique surfacique h (T â T0),oĂč h = 15 W.mâ2.Kâ1.
a. Ătablir lâĂ©quation de la chaleur dans lâailette.
b. La rĂ©soudre en rĂ©gime permanent, en considĂ©rant lâailette semi-infinie (T â T0 quand x â +â).
c. Exprimer le courant thermique sortant de la plaque dans lâailette, j0.
d. En imaginant quâon a placĂ© n ailettes de cette sorte sur une plaque de superficie totale S, exprimer lâefficacitĂ©du dispositif (quotient de la puissance Ă©vacuĂ©e avec ailettes par la puissance qui serait Ă©vacuĂ©e sans ailette).
e. Commenter le fonctionnement de ce radiateur, utilisĂ© par exemple pour refroidir certains appareils Ă©lectriques,ou les microprocesseurs dâordinateur.
11 Radiateur de microprocesseur
Un radiateur visant Ă refroidir un microprocesseur est constituĂ© dâailettes en aluminium de formes variables,nombreuses, sortant dâune plaque fixĂ©e sur le microprocesseur.
Source : pixelinformatique.fr ; dimensions du radiateur 52 mm Ă 52 mm Ă 26 mm
Lâensemble est souvent complĂ©tĂ© par un ventilateur forçant la circulation dâair dans le radiateur.DonnĂ©es :â densitĂ© de lâaluminium d = 2,7 ;â capacitĂ© thermique massique de lâaluminium c = 897 J.kgâ1.Kâ1 ;â conductivitĂ© thermique de lâaluminium λ = 237 W.mâ1.Kâ1 ;â Ă©changes conducto-convectifs entre une paroi Ă Tp et lâair Ă Ta : la puissance surfacique Ă©changĂ©e est, en
valeur absolue, h |Ta â Tp|, oĂč h est un coefficient dâĂ©change ;â coefficient dâĂ©change conducto-convectif avec lâair : entre 5 et 25 W.mâ2.Kâ1 si lâair est immobile ; entre
10 et 500 W.mâ2.Kâ1 en convection forcĂ©e.On notera T0 la tempĂ©rature de lâair, T1 la tempĂ©rature du microprocesseur (donc de la base de lâailette),
x la coordonnĂ©e dâespace telle que x = 0 est la base de lâailette et x = L son extrĂ©mitĂ©. On notera T(x, t) latempĂ©rature dans lâailette en x Ă la date t, jx(x, t) le flux thermique surfacique.
a. Ăvaluer la longueur L, lâĂ©paisseur e et la largeur â de chaque ailette.
b. Montrer que lâĂ©quation de la chaleur dans une ailette sâĂ©crit
Ï câTât
= λâ2Tâx2
â 2he
(T â T0)
c. En dĂ©duire lâĂ©quation diffĂ©rentielle vĂ©rifiĂ©e par T(x) en rĂ©gime permanent. On posera ÎŽ =
âλ e
2h.
d. On cherchera les solutions sous la forme T(x) = T0 + A e x/ÎŽ + B e âx/ÎŽ.Ăcrire et exploiter la condition Ă la limite x = 0.
e. La condition aux limites en x = L est une condition de continuitĂ© du flux surfacique : montrer quâelle sâĂ©critjx(L) = h (T(L) â T0) et lâexploiter pour donner finalement lâexpression de T(x).
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. Ant
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Annexes
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czak
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czakAnnexe A
Changements de référentiel
I Vecteur vitesse de rotation instantané
Pour fixer les idĂ©es, dans la suite, on dira que le rĂ©fĂ©rentiel R est « fixe » et que le rĂ©fĂ©rentiel RâČ est « mobile ».Mais ça nâa pas de sens absolu de faire cette dissymĂ©trie, il nâexiste pas de rĂ©fĂ©rentiel plus absolu ou plus lĂ©gitimequâun autre. Câest simplement un raccourci.
Lâobjectif des dĂ©monstrations fastidieuses qui suivent est lâĂ©tablissement de la formule de dĂ©rivation dansune base mobile dans le cas gĂ©nĂ©ral et de lâexistence du vecteur rotation. On reprend pour cela le cadre Ă©noncĂ©dans le cours du chapitre correspondant.
1 Dérivée des vecteurs unitaires mobiles
Les vecteurs mobilesââiâČ ,
ââjâČ et
ââkâČ sont des vecteurs mobiles dans R. Ils ont donc chacun une dĂ©rivĂ©e temporelle
dans R, qui est un vecteur. Ce vecteur a des coordonnĂ©es, que lâon peut exprimer dans R ou dans RâČ, commepour tout vecteur. On pose ci-dessous des noms pour les coordonnĂ©es dans RâČ des dĂ©rivĂ©es par rapport au tempsdans R des vecteurs unitaires mobiles :
dââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= a1
ââiâČ + a2
ââjâČ + a3
ââkâČ
dââjâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= b1
ââiâČ + b2
ââjâČ + b3
ââkâČ
dââkâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= c1
ââiâČ + c2
ââjâČ + c3
ââkâČ
Or, ces coordonnées a1, a2, etc., ne sont pas quelconques et ont des relations entre elles.
2 Utilisation du caractĂšre unitaire des vecteurs mobiles
Chaque vecteurââiâČ ,
ââjâČ et
ââkâČ est unitaire, câest-Ă -dire que sa norme est 1. On peut ainsi Ă©crire que
ââiâČ
2
= 1.
PuisqueââiâČ
2
est une constante, sa dérivée par rapport au temps dans R est nulle :
dââiâČ
2
dt= 2
ââiâČ Â· d
ââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= 0
On voit ainsi quedââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
est orthogonal Ă ââiâČ puisque leur produit scalaire est nul. Donc la coordonnĂ©e de
ce vecteur surââiâČ est nulle : a1 = 0.
On montre de mĂȘme que b2 = 0 et c3 = 0. Il reste alors
dââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= a2
ââjâČ + a3
ââkâČ et
dââjâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= b1
ââiâČ + b3
ââkâČ et
dââkâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= c1
ââiâČ + c2
ââjâČ
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A. Changements de rĂ©fĂ©rentiel Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
3 Utilisation du caractÚre orthonormé de la base mobile
Comme la base (ââiâČ ,
ââjâČ ,
ââkâČ ) a Ă©tĂ© choisie orthonormĂ©e, alors
ââiâČ est orthogonal Ă
ââjâČ et Ă
ââkâČ , et
ââjâČ est orthogonal
Ă ââkâČ . Par consĂ©quent :
ââiâČ Â·
ââjâČ = 0 et
ââiâČ Â·
ââkâČ = 0 et
ââjâČ Â·
ââkâČ = 0.
Dérivons ces égalités par rapport au temps. La premiÚre donne
dââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
·ââjâČ +
ââiâČ Â· d
ââjâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= 0 soit a2 + b1 = 0 donc b1 = âa2
De mĂȘme, les deux autres Ă©galitĂ©s donnent a3 = âc1 et c2 = âb3. Il ne reste plus que trois paramĂštres surles neuf initiaux. Posons pour simplifier b3 = α, c1 = ÎČ et Îł = a2. On a ainsi
dââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= ÎłââjâČ â ÎČ
ââkâČ et
dââjâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= âÎłââiâČ + α
ââkâČ et
dââkâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
= ÎČââiâČ â α
ââjâČ
4 Apparition du vecteur vitesse de rotation instantanée
Si lâon poseââΩ = α
ââiâČ + ÎČ
ââjâČ + Îł
ââkâČ
alors on remarque queââΩ â§
ââiâČ =
(α
ââiâČ + ÎČ
ââjâČ + Îł
ââkâČ
)â§
ââiâČ = Îł
ââjâČ â ÎČ
ââkâČ
donc queââΩ â§
ââiâČ =
dââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
et de mĂȘme pourââjâČ et
ââkâČ .
5 Démonstration de la formule de dérivation en base mobile
Revenons Ă notre vecteurââQ quelconque du dĂ©but. On avait Ă©crit ses coordonnĂ©es dans R et RâČ
ââQ = x
ââi + y
ââj + z
ââk et
ââQ = xâČ
ââiâČ + yâČ
ââjâČ + zâČ
ââkâČ
Et on avait écrit les dérivées par rapport au temps de ce vecteur dans les deux référentiels :
dââQ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=dxdt
ââi +
dydt
ââj +
dzdt
ââk et
dââQ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRâČ
=dxâČ
dt
ââiâČ +
dyâČ
dt
ââjâČ +
dzâČ
dt
ââkâČ
Calculons Ă prĂ©sent la dĂ©rivĂ©e par rapport au temps deââQ dans R en utilisant les coordonnĂ©es dans RâČ :
dââQ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=d(xâČ
ââiâČ + yâČ
ââjâČ + zâČ
ââkâČ )
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
=dxâČ
dt
ââiâČ + xâČ
dââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
+dyâČ
dt
ââjâČ + yâČ
dââjâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
+dzâČ
dt
ââkâČ + zâČ
dââkâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
=dxâČ
dt
ââiâČ +
dyâČ
dt
ââjâČ +
dzâČ
dt
ââkâČ
ïžž ïž·ïž· ïžžterme â
+xâČdââiâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
+ yâČdââjâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
+ zâČdââkâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁRïžž ïž·ïž· ïžž
terme âĄ
Le terme â est la dĂ©rivĂ©e deââQ dans RâČ. Et les Ă©lĂ©ments du terme ⥠peuvent ĂȘtre rĂ©Ă©crits en utilisant le
vecteurââΩ comme on lâa montrĂ© plus haut. Cela donne
dââQ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=dââQ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRâČ
+ xâČââΩ â§
ââiâČ + yâČ
ââΩ â§
ââjâČ + zâČ
ââΩ â§
ââkâČ
=dââQ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRâČ
+ââΩ â§
(xâČ
ââiâČ + yâČ
ââjâČ + zâČ
ââkâČ
)=
dââQ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRâČ
+ââΩ ⧠ââ
Q
On retrouve bien la formule de dérivation dans une base mobile donnée dans le cours.
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czak
Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 A. Changements de rĂ©fĂ©rentiel
II Relations générales de composition des vitesses et des accéléra-tions
1 Composition des vitesses
Vitesse dans deux référentiels
Soit un point M en mouvement dans le rĂ©fĂ©rentiel R. On appellera ââv (M/R) sa vitesse dans ce rĂ©fĂ©rentiel.Soit un point O fixe dans R. On peut alors Ă©crire
ââv (M/R) =dâââOMdt
âŁâŁâŁâŁâŁR
Soit un rĂ©fĂ©rentiel RâČ en mouvement par rapport Ă R. On notera OâČ un point fixe dans RâČ. Ce rĂ©fĂ©rentiel
peut ĂȘtre en mouvement quelconque par rapport Ă R : il peut y avoir translation (auquel casâââOOâČ nâest pas
un vecteur constant) et rotation (auquel casââΩ(RâČ/R) nâest pas un vecteur nul).
La vitesse de M dans le rĂ©fĂ©rentiel RâČ, appelĂ©e parfois vitesse relative, est
ââv (M/RâČ) =dâââOâČMdt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁRâČ
Loi de composition des vitesses
En utilisant une relation de Chasles, on peut Ă©crire
dâââOMdt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=dâââOOâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
+dâââOâČMdt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
En utilisant la relation de dérivation dans une base mobile, on a ensuite
dâââOMdt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=dâââOOâČ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
+dâââOâČMdt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁRâČ
+ââΩ(RâČ/R) â§
âââOâČM
Dans les trois termes de droite, on reconnaĂźt dâabord la vitesse de OâČ dans R, puis la vitesse de M dans RâČ,vitesse relative. Le troisiĂšme terme traduit les rotations dâun rĂ©fĂ©rentiel par rapport Ă lâautre. Ceci se rĂ©Ă©crit :
ââv (M/R) = ââv (M/RâČ) + ââv (OâČ/R) +ââΩ(RâČ/R) â§
âââOâČM
Les deux derniers termes sont regroupĂ©s sous le vocabulaire vitesse dâentraĂźnement, tenant compte Ă lafois de la translation dâun rĂ©fĂ©rentiel par rapport Ă lâautre et de la rotation.
On Ă©crit ââv (M/R) = ââv (M/RâČ) + ââve en posant ââve = ââv (OâČ/R) +ââΩ(RâČ/R) â§
âââOâČM
2 Composition des accélérations
On dĂ©finit de mĂȘme lâaccĂ©lĂ©ration dans les deux rĂ©fĂ©rentiels :
ââa (M/R) =dââv (M/R)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
et ââa (M/RâČ) =dââv (M/RâČ)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRâČ
Pour allĂ©ger un peu on Ă©crira dans la suiteââΩ tout court et pas
ââΩ(RâČ/R), câest dĂ©jĂ bien assez compliquĂ©.
En dérivant dans R la relation obtenue pour la composition des vitesses, cela donne
ââa (M/R) =dââv (M/RâČ)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRïžž ïž·ïž· ïžž
â
+dââv (OâČ/RâČ)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRïžž ïž·ïž· ïžž
âĄ
+dââΩ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
â§âââOâČM
ïžž ïž·ïž· ïžžâą
+ââΩ ⧠d
âââOâČMdt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁRïžž ïž·ïž· ïžž
âŁ
RĂ©Ă©crivons les termes du membre de droite.
â dââv (M/RâČ)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
=dââv (M/RâČ)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁRâČ
+ââΩ ⧠ââv (M/RâČ) = ââa (M/RâČ) +
ââΩ ⧠ââv (M/RâČ)
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A. Changements de rĂ©fĂ©rentiel Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
âĄdââv (OâČ/R)
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
= ââa (OâČ/R)
âądââΩ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
â§âââOâČM, on nây touche pas
âŁââΩ ⧠d
âââOâČMdt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁR
=ââΩ â§
d
âââOâČMdt
âŁâŁâŁâŁâŁâŁRâČ
+ââΩ â§
âââOâČM
=
ââΩ ⧠ââv (M/RâČ) +
ââΩ â§
(ââΩ â§
âââOâČM
)
On obtient alors
ââa (M/R) = ââa (M/RâČ) + ââa (OâČ/R) +dââΩ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
â§âââOâČM +
ââΩ â§
(ââΩ â§
âââOâČM
)+ 2
ââΩ ⧠ââv (M/RâČ)
Le premier terme ââa (M/RâČ) est lâaccĂ©lĂ©ration de M dans le rĂ©fĂ©rentiel RâČ, appelĂ©e parfois accĂ©lĂ©rationrelative. Les trois suivants mis ensemble sont appelĂ©s accĂ©lĂ©ration dâentraĂźnement. Le dernier terme, quiest nul lorsque M est immobile dans RâČ (entre autres), est appelĂ© accĂ©lĂ©ration de Coriolis ou accĂ©lĂ©rationcomplĂ©mentaire. On peut donc Ă©crire
ââa (M/R) = ââa (M/RâČ) + ââae + ââaC
en notant ââae = ââa (OâČ/R) +dââΩ
dt
âŁâŁâŁâŁâŁR
â§âââOâČM +
ââΩ â§
(ââΩ â§
âââOâČM
)et ââaC = 2
ââΩ ⧠ââv (M/RâČ)
III Dynamique du point dans un référentiel non galiléen
1 DeuxiÚme loi de Newton en référentiel non galiléen
Soit un systĂšme rĂ©ductible Ă un point matĂ©riel M de masse m. On peut lâĂ©tudier dans un rĂ©fĂ©rentiel galilĂ©en
R, comme dâhabitude. Il est soumis Ă des forces extĂ©rieures (ââFi) et la deuxiĂšme loi de Newton sâĂ©crit
mââa (M/R) =âi
ââFi
Il peut ĂȘtre plus commode de lâĂ©tudier dans un rĂ©fĂ©rentiel non galilĂ©en RâČ. Soit donc un tel rĂ©fĂ©rentiel, enmouvement quelconque dans R. En utilisant les lois de composition des accĂ©lĂ©rations Ă©crites plus haut, celadonne une autre expression de la deuxiĂšme loi de Newton :
mââa (M/RâČ) +mââae +mââaC =âi
ââFi que lâon peut rĂ©Ă©crire en mââa (M/RâČ) =
âi
ââFi âmââae âmââaC
On a donc obtenu une relation du type « masse fois accĂ©lĂ©ration Ă©gale somme des forces », mais avec uneaccĂ©lĂ©ration prise par rapport Ă un rĂ©fĂ©rentiel non-galilĂ©en. Câest lâexpression de la deuxiĂšme loi de Newton enrĂ©fĂ©rentiel non-galilĂ©en.
2 Forces dâinertie
Il faut ajouter aux forces dont on a fait le bilan comme dâhabitude, deux termes, âmââae et âmââaC, qui sontbien homogĂšnes Ă des forces et quâon a coutume de nommer forces dâinertie :
â la force dâinertie dâentraĂźnement, aussi appelĂ©e parfois force centrifuge, estââFie = âmââae ;
â la force dâinertie de Coriolis, nulle quand le point est immobile dans RâČ, estââFiC = âmââaC.
Ce ne sont pas des forces au sens oĂč on lâentend habituellement en mĂ©canique classique, câest-Ă -dire desmodĂ©lisations dâactions extĂ©rieures. Il nây a aucun objet qui exerce la force dâinertie sur le systĂšme Ă©tudiĂ©.
La force dâinertie dâentraĂźnement est connue dans le langage « auto-Ă©cole » sous le nom de force centrifuge.En effet, quand une voiture prend un virage, le passager se sent projetĂ© vers lâextĂ©rieur du virage, dâoĂč lequalificatif de centrifuge, qui fuit le centre.
Mais ce nâest quâun raccourci de calcul ! Il nây a aucune force qui sâexerce sur le passager et qui le poussevers lâextĂ©rieur du virage. Au contraire, la rĂ©action du support sur lequel il est assis, la tension exercĂ©e par saceinture de sĂ©curitĂ©, sont des forces qui le ramĂšnent vers lâintĂ©rieur du virage, donc centripĂštes.
Mais comme le mouvement naturel du passager est le mouvement rectiligne et uniforme, il tend Ă le conserver.Comme la voiture, elle, tourne, et que le passager continuerait volontiers Ă aller tout droit, il se sent projetĂ©vers lâextĂ©rieur du virage.
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. Ant
czakAnnexe B
Ăquadifs linĂ©aires dâordre deux
I Ăquations diffĂ©rentielles linĂ©aires homogĂšnes du deuxiĂšme ordre
1 Forme générale
La forme gĂ©nĂ©rale dâune Ă©quation diffĂ©rentielle linĂ©aire homogĂšne du deuxiĂšme ordre vĂ©rifiĂ©e par x(t) est
x+1Ïx+ Ï0
2 x = 0
oĂč Ï (homogĂšne Ă une durĂ©e) sera appelĂ©e constante de temps et Ï0 (homogĂšne Ă lâinverse dâune durĂ©e,souvent exprimĂ©e en radians par seconde) sera appelĂ©e pulsation propre. Dans la suite ces deux grandeursseront considĂ©rĂ©es comme des nombres rĂ©els positifs, ce qui est souvent le cas en physique.
Note : le terme homogĂšne signifie que le second membre de lâĂ©quation est nul. Si câest un terme constantnon nul, on peut, par changement de variable x, se ramener Ă une Ă©quation homogĂšne. On verra plus tard cequi se passe dans le cas oĂč il y a un terme variable.
2 Ăquation caractĂ©ristique
Les équations différentielles linéaires en général ont pour solution des fonctions exponentielles. On re-cherchera donc les solutions sous la forme
x(t) = A e r t
oĂč r est un nombre rĂ©el ou complexe (homogĂšne Ă lâinverse dâune durĂ©e) dĂ©pendant de lâĂ©quation diffĂ©rentielleet A une amplitude non nulle homogĂšne Ă x. En injectant cette solution dans lâĂ©quation diffĂ©rentielle, il vient
r2 A e r t +r
ÏA e r t + Ï0
2 A e r t = 0
En divisant par A e r t, non nul, on obtient lâĂ©quation caractĂ©ristique vĂ©rifiĂ©e par r :
r2 +1Ïr + Ï0
2 = 0
Cette équation du deuxiÚme degré admet divers régimes de solutions suivant le signe de son discriminant :
â =1Ï2
â 4Ï02
3 Forme canonique
Il arrive aussi que lâon mette les Ă©quations diffĂ©rentielles linĂ©aires du deuxiĂšme ordre sous leur forme ca-nonique, en introduisant un autre facteur nommĂ© facteur de qualitĂ© et notĂ© Q. Son expression est Q = Ï0 Ï(on verra pourquoi) et câest un nombre positif sans dimension. LâĂ©quation diffĂ©rentielle devient alors
x+Ï0
Qx+ Ï0
2 x = 0 et lâĂ©quation caractĂ©ristique r2 +Ï0
Qr + Ï0
2 = 0
Le discriminant sâĂ©crit alors â =(Ï0
Q
)2
â 4Ï02 ou â = Ï0
2
(1
Q2â 4)
Dire que â > 0 revient donc Ă dire que Q <12
. Cette grandeur Q est une mesure du taux dâamortissement
de lâoscillateur, et prendra du sens lors de lâĂ©tude des oscillateurs forcĂ©s.
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. Ant
czak
B. Ăquadifs linĂ©aires dâordre deux Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
II Cas des régimes fortement amortis
1 Solution générale
Quand â est strictement positif, câest-Ă -dire1Ï2
> 4Ï02 ou Ï0 <
12 Ï
ou Ï <1
2Ï0
lâĂ©quation caractĂ©ristique admet deux racines rĂ©elles :
r1 =â 1Ï
+â
â
2et r2 =
â 1Ï
ââ
â
2
qui sâĂ©crivent aussi r1 = â 12 Ï
+â
1(2 Ï)2
â Ï02 et r2 = â 1
2 Ïââ
1(2 Ï)2
â Ï02
La solution de lâĂ©quation diffĂ©rentielle sera donc de la forme
x(t) = A1 e r1 t + A2 e r2 t
oĂč les constantes rĂ©elles A1 et A2 sont dĂ©terminĂ©es en gĂ©nĂ©ral par les conditions initiales du problĂšme physiqueconsidĂ©rĂ©, câest-Ă -dire la donnĂ©e de x(0) et x(0).
En posant ÎČ =â
1(2 Ï)2
â Ï02, on peut Ă©crire aussi la solution de la maniĂšre suivante :
x(t) = e ât/(2 Ï)(A1 e ÎČ t + A2 e âÎČ t
)
de dĂ©rivĂ©e x(t) = e ât/(2 Ï)
([â 1
2 Ï+ ÎČ
]A1 e ÎČ t +
[â 1
2 Ïâ ÎČ
]A2 e âÎČ t
)
Note : on peut aussi rĂ©Ă©crire ceci en utilisant le facteur de qualitĂ© Q avec Ï =QÏ0
et ÎČ = Ï0
â1
4 Q2â 1.
2 Exemple
Mettons que lâon ait affaire Ă un pendule Ă©lastique amorti avec un frottement visqueux de Stokes. Alorsx(t) est lâĂ©longation du ressort. Mettons que le pendule soit Ă lâinstant initial Ă©cartĂ© de sa position dâĂ©quilibrede x0 positif et quâil soit lĂąchĂ© sans vitesse initiale. Donc les conditions initiales sâĂ©crivent x(0) = x0 et x(0) = 0.Compte tenu des formes Ă©crites prĂ©cĂ©demment, ceci donne
A1 + A2 = x0 et[â 1
2 Ï+ ÎČ
]A1 +
[â 1
2 Ïâ ÎČ
]A2 = 0
La résolution de ce systÚme fournit ainsi A1 et A2 :
A1 =x0
2
(1 +
12ÎČ Ï
)et A2 =
x0
2
(1 â 1
2ÎČ Ï
)
DâoĂč x(t) =x0
2e ât/(2 Ï)
([1 +
12ÎČ Ï
]e ÎČ t +
[1 â 1
2ÎČ Ï
]e âÎČ t
)
Ceci peut aussi sâexprimer (mais ce nâest pas du tout obligĂ© !) Ă lâaide des fonctions cosinus hyperbolique
ch u =e u + e âu
2et sinus hyperbolique sh u =
e u â e âu
2:
x(t) = x0 e ât/(2 Ï)
(ch ÎČ t+
12ÎČ Ï
sh ÎČ t
)
Ci-aprÚs, x(t) et la dérivée x(t) pour une telle situation, avec un facteur de qualité Q = 0,3.
t
x
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Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021 B. Ăquadifs linĂ©aires dâordre deux
III RĂ©gime critique
Le rĂ©gime critique est obtenu pour â = 0 ou Q = 1/2. LâĂ©quation caractĂ©ristique admet une racine double
r = â 12 Ï
ou r = âÏ0. Alors la solution gĂ©nĂ©rale est de la forme
x(t) = e ât/(2 Ï) (A1 t+ A2)
Les constantes dâintĂ©gration A1 et A2 sâobtiennent Ă lâaide des conditions initiales.Les courbes ressemblent beaucoup Ă celles du rĂ©gime apĂ©riodique et, de plus, ce rĂ©gime est quasiment
impossible à observer en pratique (cependant il a une grande importance théorique et pratique).
IV Cas des régimes faiblement amortis (régimes pseudo-périodiques)
1 Solution générale
Quand â est strictement nĂ©gatif, câest-Ă -dire1Ï2
< 4Ï02 ou Ï0 >
12 Ï
ou Ï >1
2Ï0
lâĂ©quation caractĂ©ristique admet deux solutions complexes conjuguĂ©es
r1 =â 1Ï
+ iâ
ââ
2et r2 =
â 1Ï
â iâ
ââ
2
qui sâĂ©crivent aussi r1 = â 12 Ï
+ iâÏ0
2 â 1(2 Ï)2
et r2 = â 12 Ï
â iâÏ0
2 â 1(2 Ï)2
En posant Ïp =âÏ0
2 â 1(2 Ï)2
, la solution de lâĂ©quation diffĂ©rentielle sera donc de la forme
x(t) = e ât/(2 Ï)(A1 e i Ïp t + A2 e âi Ïp t
)
oĂč les constantes A1 et A2 sont dĂ©terminĂ©es grĂące aux conditions initiales. Ces constantes sont a priori complexes.
2 CaractÚre réel de la solution générale
Contrairement aux apparences, les constantes A1 et A2 assureront nĂ©cessairement que x(t) soit une fonctionĂ valeurs rĂ©elles. Pour en avoir le cĆur net, mettons que lâon dispose des conditions initiales, Ă savoir de ladonnĂ©e de x(0), que lâon notera x0, et de la donnĂ©e de x(0), que lâon notera x0. Ces deux nombres sont rĂ©els.
DĂ©rivons dâabord x(t) pour obtenir x(t) :
x(t) = e ât/(2 Ï)
(A1 e i Ïp t
(â 1
2 Ï+ iÏp
)+ A2 e âi Ïp t
(â 1
2 Ïâ iÏp
))
Les conditions initiales x(0) = x0 et x(0) = x0 imposent donc
A1 + A2 = x0 et A1
(â 1
2 Ï+ iÏp
)+ A2
(â 1
2 Ïâ iÏp
)= x0
On voit tout de suite que puisque A1 + A2 est un nombre réel, alors A1 et A2 sont forcément des complexesconjugués. La résolution de ce systÚme donne
A1 =x0
2+
12 iÏp
(x0 +
x0
2 Ï
)et A2 =
x0
2â 1
2 iÏp
(x0 +
x0
2 Ï
)
La solution peut donc sâĂ©crire
x(t) = e ât/(2 Ï)
([x0
2+
12 iÏp
(x0 +
x0
2 Ï
)]e i Ïp t +
[x0
2â 1
2 iÏp
(x0 +
x0
2 Ï
)]e âi Ïp t
)
En regroupant les termes, cela donne
x(t) = e ât/(2 Ï)
(x0
e i Ïp t + e âi Ïp t
2+
1Ïp
(x0 +
x0
2 Ï
) e i Ïp t â e âi Ïp t
2 i
)
On reconnaĂźt ainsi les expressions complexes de cosÏp t et sinÏp t, ce qui donne finalement la fonctionrĂ©elle :
x(t) = e ât/(2 Ï)
(x0 cosÏp t+
(x0
Ïp+
x0
2 Ï Ïp
)sinÏp t
)
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B. Ăquadifs linĂ©aires dâordre deux Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
3 Autres formes de la solution générale
Constatant ce qui précÚde, on peut également rechercher les solutions sous les formes équivalentes suivantes :
x(t) = e ât/(2 Ï) (A cosÏp t+ B sinÏp t) ou x(t) = C e ât/(2 Ï) cos(Ïp t+ Ï)
En effet, comme on lâa montrĂ© ci-dessus, on a directement A = x0 et B =x0
Ïp+
x0
2 Ï Ïp.
Pour la deuxiĂšme forme, il faut remarquer que cos(Ïp t+ Ï) = cosÏp t cosÏâ sinÏp t sinÏ, ce qui donne
A = C cosÏ et B = âC sinÏ
ou, dans lâautre sens C =â
A2 + B2 et Ï = ArctanâBA
si A 6= 0
En pratique, on fait Ă chaque fois la recherche des constantes dâintĂ©gration sous lâune ou lâautre des troisformes possibles et on ne retient pas du tout la forme gĂ©nĂ©rale donnĂ©e Ă la section prĂ©cĂ©dente.
Note : on peut aussi rĂ©Ă©crire tout ceci en utilisant le facteur de qualitĂ© Q avec Ï =QÏ0
et Ïp = Ï0
â1 â 1
4 Q2.
4 Exemple
En prenant lâexemple du pendule Ă©lastique amorti avec frottement visqueux, avec Q = 5, on obtient lescourbes dâĂ©longation et de vitesse ci-aprĂšs.
t
x
t
v
5 Cas non amorti
Lorsque lâamortissement est nul ou nĂ©gligeable, lâĂ©quation diffĂ©rentielle devient x + Ï02 x = 0, appelĂ©e
équation harmonique, dont la solution générale est
x(t) = A1 e i Ï0 t + A2 e âi Ï0 t ou x(t) = A cosÏ0 t+ B sinÏ0 t ou x(t) = C cos(Ï0 t+ Ï)
V Ăquation non homogĂšne
Soit une lâĂ©quation diffĂ©rentielle linĂ©aire dâordre deux est non homogĂšne, de la forme x+1Ïx+ Ï0
2 x = K.
On a vu ci-dessus comment traiter lâĂ©quation homogĂšne. Pour rĂ©soudre cette Ă©quation non-homogĂšne, ilsuffit dâajouter Ă la solution gĂ©nĂ©rale de lâĂ©quation homogĂšne (câest-Ă -dire avant prise en compte des conditions
initiales) la solution particuliĂšre : xpart =KÏ0
2. Il faut ensuite utiliser les conditions initiales.
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czakAnnexe C
Diffusion de particules
En complĂ©ment du chapitre sur la diffusion thermique, on va ici aborder la question de la diffusion departicules. Il sâagit dâĂ©tudier comment des particules sont diffusĂ©es Ă travers un milieu sous lâeffet de leuragitation thermique, entre autres. Le contexte peut ĂȘtre trĂšs variĂ© : diffusion dâun polluant Ă travers un sol, devapeur dâeau dans lâair, dâun pigment dans un enduit, de dioxygĂšne dissous dans lâeau, etc.
I Ăquation de diffusion de particules
On nâabordera ici la question que de maniĂšre Ă©lĂ©mentaire, en une dimension cartĂ©sienne dâespace, repĂ©rĂ©epar la coordonnĂ©e x. Dans toute la suite, on utilisera les notations suivantes :
â la densitĂ© de particules n(x, t) en nombre de particules par mĂštre cube (attention, ce nâest pas unequantitĂ© de matiĂšre mĂȘme si lâusage fait quâon utilise la mĂȘme notation) ;
â la densitĂ© de courant de particules dans le sens des x croissants jx(x, t), en nombre de particulesqui passent par mĂštre carrĂ© de surface Ă travers laquelle elles passent et par seconde.
1 Ăquation de conservation
Soit un milieu de section S, à une dimension danslequel la densité de particules est inhomogÚne et danslequel ces particules se déplacent.
Considérons un systÚme infinitésimal constituépar une tranche entre x et x+ dx.
x
ââi
x x+ dx
Faisons un bilan de particules sur ce systĂšme entre la date t et la date t+ dt.Le volume du systĂšme Ă©tant S dx, le nombre de particules Ă la date t dans le systĂšme est n(x, t) S dx ; le
nombre de particules Ă t+ dt est n(x, t+ dt) S dx.Le nombre de particules qui entrent en x entre t et t+dt est jx(x, t) S dt ; le nombre de particules qui sortent
en x+ dx entre t et t+ dt est jx(x+ dx, t) S dt.Ăcrire la conservation du nombre de particules revient Ă dire que la variation du nombre de particules
contenues dans le systÚme est égale aux entrées moins les sorties, soit
n(x, t+ dt) S dxâ n(x, t) S dx = jx(x, t) S dtâ jx(x+ dx, t) S dt
En divisant par S dxdt, on reconnaĂźt les dĂ©rivĂ©es temporelle et spatiale et on obtient lâĂ©quation de conser-vation de particules suivante :
ân
ât= ââjx
âx
2 Loi de Fick
Comme la loi de Fourier relie la cause (inhomogĂ©nĂ©itĂ© de tempĂ©rature) Ă la consĂ©quence (courant thermique),la loi de Fick relie lâinhomogĂ©nĂ©itĂ© de densitĂ© particulaire au courant de particules. Elle sâĂ©crit, en une dimension :
jx = âDân
âx
Le coefficient de diffusion D, en m2.sâ1, est une caractĂ©ristique du type de particule et du type de milieu.Pour la diffusion dâun gaz dans un gaz, son ordre de grandeur est 10â5 m2.sâ1, pour la diffusion dâun solutĂ©dans un liquide ce sera plutĂŽt 10â9 m2.sâ1, pour la diffusion dâun solide dans un solide 10â30 m2.sâ1.
Comme pour la loi de Fourier, le signe moins traduit lâirrĂ©versibilitĂ© du processus dâhomogĂ©nĂ©isation.
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C. Diffusion de particules Stanislas Antczak â ĂNSAL, DCAI2 2020-2021
3 Ăquation de diffusion
On aân
ât= ââjx
âxet jx = âD
ân
âxdâoĂč
ân
ât= â
â
(âD
ân
âx
)
âx
dâoĂč lâĂ©quation de diffusionân
ât= D
â2n
âx2
En régime permanent, cela donned2n
dx2= 0, donc n est une fonction affine de x.
II Exemple : Ă©vaporation
1 ĂnoncĂ©
Un tube initialement rempli dâune hauteur h0 = 15 cm dâeau a une hauteur totale L = 20 cm.DĂ©terminer la durĂ©e nĂ©cessaire Ă lâĂ©vaporation de toute lâeau.DonnĂ©es : masse molaire de lâeau M = 18,0 g.molâ1 ; masse volumique de lâeau Ï = 1 000 kg.mâ3 ; co-
efficient de diffusion de la vapeur dâeau dans lâair Ă 20 C : D = 2,6 Ă 10â5 m2.sâ1. La pression de vapeursaturante Ps de la vapeur dâeau Ă 20 C est Ps = 23,4 hPa : câest la pression de la vapeur dâeau au voisinage dela surface de lâeau liquide. La constante dâAvogadro est NA = 6,022 Ă 1023 molâ1, la constante des gaz parfaitsR = 8,314 J.Kâ1.molâ1.
2 RĂ©solution
Appelons h(t) la hauteur dâeau dans le tube.La densitĂ© volumique de particules de vapeur dâeau dans lâair surmontant le liquide dans le
tube est notĂ©e n(z, t), oĂč z est un axe vertical ascendant dâorigine le bas du tube.Supposons que la convection en haut du tube fait que la vapeur est chassĂ©e. On a donc en
permanence n(L) = 0 mâ3.0
h(t)
Lz
En supposant que la durĂ©e caractĂ©ristique de diffusion de particules est courte devant la durĂ©e caractĂ©ristiquede la variation de la hauteur h, on peut dire quâun rĂ©gime quasi-permanent est Ă©tabli. On peut donc dire quen est indĂ©pendant du temps, donc n(z) = a z + b, avec n(L) = 0, ce qui donne n(z) = a (z â L). Le coefficient adĂ©pend lentement du temps.
Au voisinage de h, la pression de vapeur dâeau dans le gaz est Ă©gale Ă Ps. On peut donc Ă©crire que
Ps =n(h) R T
NAoĂč NA est la constante dâAvogadro
Cela donne n(h) =Ps NA
R T= a (hâ L) dâoĂč a =
Ps NA
R T (hâ L), puis n(z) =
Ps NA
R Tz â Lhâ L
Le flux sortant de particules est j = âD Sân
âzdâaprĂšs la loi de Fick, avec S la section du tube. On obtient
j = âD SPs NA
R T1
hâ L
Ce flux est Ă©gal Ă dNdt
, oĂč dN est le nombre de particule sâĂ©vaporant pendant dt. On peut Ă©crire
dN = âS dh ÏNA
Mce qui donne finalement âD S
Ps NA
R T1
hâ L= âS ÏNA
Mdhdt
Cela donnedhdt
(hâ L) =D M Ps
ÏR Tqui sâintĂšgre en
12h2 â Lh =
D M Ps
ÏR Tt+
12h0
2 â Lh0
La durĂ©e tf dâĂ©vaporation totale sâobtient pour h = 0 m, ce qui donne
tf =ÏR T
D M Ps
(Lh0 â 1
2h0
2
)
Le calcul donne tf = 4,2 Ă 107 s, soit prĂšs de cinq cents jours.
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Alphabet grec
Minuscule Majuscule Ăquivalent français Nom Utilisation usuelle
α A a alpha angle, 42He, nombre
ÎČ B b bĂȘta angle, particules, nombre
γ Πg gamma angle, conductivité, accélération, nombre
ÎŽ â d delta distance, variation
Δ E é epsilon petite quantité, distance
ζ Z z dzéta petite quantité
η H Ăš ĂȘta rendement, quotient, petite quantitĂ©
Ξ Î th thĂȘta angle, tempĂ©rature en C
Îč I i iota
Îș K k kappa
λ Î l lambda longueur dâonde, probabilitĂ©, conductivitĂ©
” M m mu micro-, masse volumique...
Îœ N n nu frĂ©quence
Ο Î x ksi petite quantitĂ©, avancement
o O o omicron
Ï Î p pi 3,14..., produit, poussĂ©e dâArchimĂšde (maj.)
Ï P r rhĂŽ masse volumique, rĂ©sistivitĂ©
Ï, Ï ÎŁ s sigma conductivitĂ©, somme (maj.)
Ï T t tau durĂ©e, quotient, taux
Ï Î„ u upsilon
Ï, Ï ÎŠ f phi angle, phase, flux (maj.)
Ï X kh chi ou khi Ă©lectronĂ©gativitĂ©, susceptibilitĂ© magnĂ©tique
Ï Îš ps psi angle, phase
Ï Î© o omĂ©ga vitesse angulaire, pulsation, Ohm (maj.)
Six dimensions de base du systĂšme international dâunitĂ©s
Grandeur Longueur Masse Durée Intensité* Température Quantité de matiÚre
Notation de la dimension L M T I Î n
Unité internationale m kg s A K mol
* IntensitĂ© est lĂ pour intensitĂ© dâun courant Ă©lectrique
Préfixes à connaßtre
Nom déca hecto kilo méga giga téra déci centi milli micro nano pico
Symbole da h k M G T d c m ” n p
Valeur 101 102 103 106 109 1012 10â1 10â2 10â3 10â6 10â9 10â12
De rayon R...
PĂ©rimĂštre du cercle Aire du disque Aire de la sphĂšre Volume de la boule
2ÏR ÏR2 4ÏR2 43ÏR3
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« Il faut que les formes qui dessineront lâouvrage expriment le cheminement des efforts, la façon dont les
charges â qui sont considĂ©rables â passent du tablier dans les piles et les fondations, en passant, quand la
portĂ©e lâexige, par des cĂąbles ou des haubans.
« La fantaisie gratuite doit ĂȘtre proscrite, de mĂȘme que les formes qui se justifieraient par des discours
ronflants. LâĂ©lĂ©gance doit venir de la structure elle-mĂȘme, de la façon dont les efforts ont Ă©tĂ© organisĂ©s,
dominĂ©s, canalisĂ©s. La beautĂ© dâun pont vient de lâĂ©vidence de son apparente simplicitĂ©. »
Michel Virlogeux
Huffington post, « Notre ancĂȘtre le Pont du Gard », octobre 2013
Un gros résonateur mécanique, le viaduc de Millau, par Michel Virlogeux et Norman Foster, 2004Photo C. Ursini