E.N.S. LYON - CACHAN PC* 1998 Composition de Physique
1. Déformations et contraintes dans un solide élastique
1.1.1 Par définition, x′=x+ux(x,t) et S1(x,t)=dx′−dxdx=∂ux∂x. On en déduit donc dx′=dx+∂ux(x,t)∂xdx
1.1.2 →F(x,t)=C1∂ux∂xA→ex . Pour l'ensemble : en statique , FÍ représente la tension , et est uniforme . Il en est donc de même pour ∂ux∂x=Δℓℓ . →F(x,t)=C1∂ux∂xA→ex La raideur du ressort équivalent est donc K=C1Aℓ .
1.1.3 La contrainte est alors représentée par -P(x,t) . En éliminant la pression au repos qui correspond à l'absence de contraintes internes , on posera T1 = - p(x,t) , et par définition de la compressibilité , pour le fluide en évolution isentropique , −1V(∂V∂p)Sp=χsp avec 1V(∂V∂p)Sp=∂ux∂x=S1=−χsp . D' où T1=1χsS1 ..
1.1.4 Pour une aire A , il y a n a A files d'atomes . La tension vaut donc naAk∂ux∂xa=C1∂ux∂xA car l' allongement du ressort est u(x+a2)−u(c−a2)=∂u∂xa et donc la tension +k∂u∂xa. C1=na2k
1.2.1 Pour que ∂uy∂x soit positif , il faut que la partie droite exerce une force dirigée suivant y sur la partie gauche . Donc T2=C2∂uy∂x avec C2 > 0 .
1.2.2 La contrainte de cisaillement vaut alors →eyC2A[∂uy∂x|x+dx−∂uy∂x|x]=C2A∂2uy∂x2dx→ey
soit une force volumique équivalente C2∂2uy∂x2→ey
1.2.3 Pour un fluide de viscosité η , ce qui intervient n'est pas le cisaillement , mais la variation de la vitesse tangentielle .
2. Propagation d'une onde acoustique plane longitudinale
2.1.1 ¨uq=−2ω2ouq+ω2o(uq−1+uq+1)
2.1.2 On en déduit (ω2−2ω2o)uq_+ω2ouq−1_+ω2ouq+1_=0
ou bien uq+1_+ω2−2ω2oω2ouq_+uq−1_=0 , ce qui se met sous la forme canonique , en posant
S=2ω2o−ω2ω2oetP=1 . Si les racines sont imaginaires , elles sont imaginaires conjuguées , de module égal à 1 : r1=eiϕr2=e−iϕ,avec2cosϕ=2−ω2ω2o On calcule alors : S2 - 4 < 0 si
:(2ω2o−ω2)2−4ω4oω4o<0 ω<2ωo=ωc ω2=4ω2osin2ϕ2
uq_=Aei(ωt−qϕ)ouu′q_=Aei(ωt+qϕ) q ϕ peut encore s'écrire : qaϕa=ϕax . On sera donc amené à poser : k=ϕa et les expressions précédentes représenteront deux ondes progressives se propageant dans le sens des x croissants pour la première , dans le sens des x décroissants pour la seconde , avec un vecteur d'onde k tel que : ω2=4ω2osin2ka2 ou encore ω=2ωo|sinka2| .
Si ω > ωc = 2 ωo , les deux racines sont réelles négatives . Il n'y a pas de propagation , et la vibration "s'éteint" d'elle-même sur quelques atomes . uq(t)=uqocos(ωt+ψ)[ae−x/δ1+be−x/δ2]
2.1.3 . vϕ et vg seront approximativement égaux dans la limite k « π/a ,et vaudront alors c = a ωo .
2.2.1 ρAdx¨ux(x,t)=C1A[S1(x+dx)−S1(x)]=C1A∂2ux∂x2 . On obtient ainsi l'équation de propagation : ∂2ux∂x2=ρC1∂2ux∂t2 avec la célérité c1 telle que : c21=C1ρ
2.2.2 Le passage à la limite se fait pour λ » a . On obtient c=ωoa=√kma
c2=ka2mavecnka2=C1etnm=ρ . C'est bien le même résultat .
2.2.3 a≪λ=cν . la masse volumique ρ est de l'ordre de 5.103 kg.m-3 . Cela donne une valeur de c2 de l'ordre de 2.106 , et donc une célérité de 1,4.103 m.s-1 . cν est de l' ordre de
1,4.10-3 m : ce sont des ondes de longueur d'onde millimétrique , qui est bien supérieure à la distance inter atomique , laquelle est de l'ordre de 10-10 m . Le modèle continu est donc bien acceptable pour ces fréquences [ nettement ultrasonores] .
3. Onde acoustique plane transversale dans un solide
3.1.1 ρAdx¨uy(x,t)=A[T2(x+dx)−T2(x)]=C2A∂2uy∂x2 , ce qui donne l'équation de propagation : ∂2uy∂x2=ρC2∂2uy∂t2
3.1.2 La célérité de ces ondes est donnée par : c22=C2ρ . On obtient numériquement
c2 = 3,92 . 103 m.s-1 .
3.1.3 Pour une onde progressive se propageant dans le sens positif : uy(x,t)=uy(x−c2t) . Si on pose : α=x−c2t,u′y=duydα T2=C2∂uy∂x=C2u′y,vy=∂uy∂t=−c2u′y On peut ainsi obtenir l' impédance élastique : Z+=−C2c2=−√ρC2 . De même , pour l'onde se propageant dans l'autre sens , T2=C2∂uy∂x=C2u′y,vy=∂uy∂t=+c2u′y et Z−=C2c2=√ρC2 .
3.1.4 Les forces de viscosité entraînent une déperdition d'énergie , donc une absorption .
Il y aura l'équivalent d'un "effet de peau" pour les ondes transversales ; elles ne se propageront donc en fait que sur une petite distance .
3.2.1 Il n' y a pas de contrainte de cisaillement pour x = -h et pour x = +h . Les solutions stationnaires de l'équation de d'Alembert seront donc de la forme :
∂uy∂x=Aωsin(ωt+ϕ)cos(kx+ψ)aveck=ωc2
Les conditions aux limites imposent cos(kx+ψ) de la forme : sinpπ(x+h)2h , donc ωpc2=pπ2h et νp=pc24h .
∂uy∂x=∑papsin(pπc22ht+ϕ)sinpπ(x+h)2h , d'où: uy=∑pap2hpπsin(pπc22ht+ϕ)cospπ(x+h)2h
Pour p = 1 : uy=u1sin(2πν1t+ϕ1)sinπx2havecν1=c24h
Pour p =2: uy=u2sin(2πν2t+ϕ2)cosπxhavecν2=c22h
Application numérique : c2 = 3,92.103 m.s-1 ; ν1 = 1,96 MHz ; ν2 = 3,92 MHz .
4. Onde dans un cristal piézo-électrique
4.1.1 La charge +q est soumise à la force qE+k2α2−k1α1=0\`al′\'equilibre.
La charge -q à la force −qE−k2α2+k1α1=0 . Donc : E=k1α1−k2α2q
À l'une des extrémités , qE+f1−k1α1=0 et à l'autre : −qE−f1+k1α1=0 . D'où :
f1=−qE+k1α1 et pour les autres chaînes : −qE+f2−k2α2=0 et comme F=N2f1+N2f2
on obtient le résultat : F=N2(k1α1+k2α2)E=k1α1−k2α2q
4.1.2 FA=N22anN(k1α1+k2α2)=na(k1α1+k2α2)=T et
On en déduit α1 et α2 : α1=T+nqEa2nak1α2=T−nqEa2nak2
4.1.3 En l'absence de champ électrique et mécanique , tous les dipôles ont même module et la polarisation est nulle .
4.1.4
→p=−q[(a+α2)×2−(a+α1)×2]→ex=2q(α1−α2)→ex : et comme chaque atome appartient à 8 cubes :
→P=4nq(α1−α2)→ex×18 4.1.5 →P=2q8a[T+nqEak1−T−nqEak2]→ex=(2q8a[1k1−1k2]T+2nq28[Ek1+Ek2])→ex
4.1.6 ℓ=No2a1+No2a2 avec a1 longueur des ressorts de raideur k1 et a2 longueur des ressorts de raideur k2 .
ℓ′=No2(a+α1)+No2(a+α2) soit : ℓ′=ℓ+ℓ2a(α1+α2) et ℓ′−ℓℓ=α1+α22a
4.1.7 S=α1+α22a,E=1q[α11/k1−α21/k2],→P=nq2(α1−α2)→ex
{qk2E+2aS=α1(k1k2+1)−qk1E+2aS=α2(k2k1+1) soit {α1=qE+2ak2Sk1+k2α2=−qE+2ak1Sk1+k2 ou
α1−α2=2qEk1+k2+2a(k2−k1)k1+k2S . Donc →P=nq2→Ek1+k2+nqa(k2−k1)k1+k2→S ,et , en identifiant :
χion=nq2εo(k1+k2) e=nqa(k2−k1)k1+k2
4.1.8 En identifiant les deux expressions de PÍ :
nq2Ek1+k2+nqa(k2−k1)k1+k2S=(q4a[1k1−1k2]T+nq24[Ek1+Ek2]) soit , en ordonnant :
T=4ak1k2k2−k1[na(k2−k1)k1+k2S+(nqk1+k2−nq4[1k1+1k2])E] ou encore :
T=4na2k1k2k1+k2S+nq4k1k2(k1+k2)(4k1k2−(k1+k2)2)E×4ak1k2k2−k1 T=4na2k1k2k1+k2S−nqa(k2−k1)(k1+k2)E . On trouve donc bien C=4na2k1k2k1+k2 et e′=e
== Il y a effet piézo-électrique si k1 et k2 sont différents . Il faut donc que les interactions entre ions voisins ne soient pas les mêmes en ce qui concerne la constante de rappel entre l'ion positif et l'ion négatif : il ne faut pas que le cristal possède de plan de symétrie .
NaCl est trop symétrique pour pouvoir être piézo-électrique .
4.2.1 D=εo(1+χ1+e22εoC2)E+eT2C2=(ε1+e22C2)E+eT2C2T2=C2∂uy∂x−eE(x,t)⇒S2=T2C2+eEC2E=−eT2C2ε1+e22C2→D=εo→E+→P et S2=∂uy∂x . →D=εoE(x,t)→eX+εoχE(x,t)→eX+e∂uy∂x→eX
T2=C2∂uy∂x−eE(x,t)⇒S2=T2C2+eEC2 . D=εoE+εoχE+eT2C2+e2EC2
D=εo(1+χ1+e22εoC2)E+eT2C2=(ε1+e22C2)E+eT2C2
Les équipotentielles sont parallèles aux plaques . EÎ est uniforme dans le quartz .
La charge libre étant nulle , DN est nul dans tout le quartz par continuité . Donc
:E=−eT2C2ε1+e22C2U=2heT2C2ε1+e22C2etT2=2FoA , soit donc :U=4heFoAε1C2+e22
Numériquement , ε1C2≫e22 et ε1 = 16 ; U = 106 V
4.3.1 La vitesse de propagation des ondes électromagnétiques est de l' ordre de 108 m.s-1 . Pour parcourir 1mm , il faut donc environ 10-11 s .
Le temps caractéristique des variations de l'onde sonore est la microseconde . On peut donc supposer l'équilibre électrostatique établi immédiatement dans le diélectrique .
4.3.2 Si le cristal ne contient pas de charge libre , div DÍ est nul partout .
∂D∂x=0⇒ε1∂E∂x+e∂S2∂x=0→D=εo(1+χ1)→E+e→S2
4.3.3 ρ∂2uy∂t2Adx=A∂T2∂xdx∂T2∂x=C2∂S2∂x−e∂E∂x
∂E∂x=−eε1∂S2∂x⇒∂T2∂x=(C2+e2ε1)∂S2∂x C′2=C2+e2ε1
4.3.4 c22=C′2ρ=C2+e2ε1ρ2dc2c2=C′2−C2C2=e2ε1C2 dc2c2=C′2−C22C2=e22ε1C2 ,
soit : 0,9.10-3 . On peut donc négliger la variation de célérité due à la piézo-électricité .
4.4.1 uy vérifie l'équation de d'Alembert obtenue en remplaçant C2 par C'2 , et c2 par c'2 :
∂2uy∂x2=c′22∂2uy∂t2 . Les ondes stationnaires recherchées ici sont donc telles que : η2=ω2c′22 avec c′22=C′2ρ=C2+e2ε1ρ
4.4.2 →D=Docosωt→ex D=εo(1+χ1)E+eS2⇒εo(1+χ1)E=D−eS2
V_(t)=∫+h−hD−eS2εo(1+χ1)dt V(t)=Vocosωt=2Dohεo(1+χ1)cosωt−eεo(1+χ1)cosωt∫+h−h∂uy∂xdx
=2Dohεo(1+χ1)cosωt−eεo(1+χ1)cosωt[2Bsinηh] Vo=2Doh−2eBsinηhεo(1+χ1)⇒
B=2Doh−εoVo(1+χ1)2esinηh
4.4.3 Les faces externes sont libres de toute contrainte :
∂T2∂x=(C2+e2ε1)∂S2∂x S2=∂uy∂x
T2(h)−T2(−h)=0=(C2+e2ε1)(S2(h)−S2(−h))2Asinηh ⇒A=0siη=ωc′2avecωquelconque
T2(x)−T2(−h)=T2(x)=(C2+e2ε1)(S2(x)−S2(−h))
T2(x)=(C2+e2ε1)[ηBcosηx−ηBcosηh]cosωt Docosωt=(ε1+e22C2)
{D=εo(1+χ1)E+eS2E=1e(C2S2−T2)⇒D=[εo(1+χ1)eC2+e]S2−εo(1+χ1)eT2
S2=Bηcosηxcosωt⇒Do=[ε1eC2+e]Bηcosηx−ε1e(C2+e2ε1)[ηBcosηx−ηBcosηh]
Do=ε1eηBcosηh(C2+e2ε1)⇒ B=eDoε1ηC′2cosηh . On élimine alors B entre les deux équations : B=−εo(1+χ1)Vo2esinηh+hesinηhC′2ε1eηBcosηh , soit :
B[1−C′2ε1hηctanηhe2]=−ε1Vo2esinηh
4.4.4 u(x,t)=−ε1Vo2esinηh1−C′2ε1hηctanηhe2sinηxcosωt
4.4.5 Les fréquences de résonance correspondent à : e2=C′2ε1hηctanηh, soit :
e2C′2ε1tanηh=hη = 1,8.10-3 .
4.5.1 Dans le conducteur D est nul . La discontinuité de DN correspond à la densité superficielle de charges libres : σ(t)=Docosωt
4.5.2 V(t)=2Doh−2Besinηhε1cosωt avec B=eDoε1ηC′2cosηh , soit :
V(t)=2h−2e2tanηhε1ηC′2ε1Docosωt . En notation complexe : V_(t)=2h−2e2tanηhε1ηC′2ε1Doejωt
i_(t)=jωADoejωt=jωε1A2h11−e2tanηhε1ηhC′2 Donc , on peut identifier : K2=e2ε1C′2 et Co=ε1A2h
C'est la capacité d'un condensateur de permittivité ε1 . Donc finalement :
Y_(t)=jωCo11−K2tanηhηh=jωCo+jωCoηhK2tanηh−1
4.5.3 ηhK2tanηh−1≈−η2rh2K2δetδ=ω−ωrωr≈−12(1−ω2ω2r)
Y(t)_=jωCo+jωCoη2rh22K2(1−ω2ω2r)=jωCo+jωC11−L1C1ω2 en posant : C1=2K2Coη2rh2etL1C1ω2r=1,
η2r=ω2rc′22=ω2rρC′22 et Co=ε1A2h K2=e2ε1C′2 . D' où les résultats :
C1=2C′2ω2rρ×e2ε1C′2×1h2×ε1A2h=Ae2ω2rρh3,L1=ρh3Ae2
4.5.4 Y_=Yo_+Y′o_avec1Y′o_=jL1ω+1jC1ω Il s'agit donc de l'équivalence avec un ensemble d'un condensateur de capacité Co en parallèle sur l'ensemble L1 C1 mis en série .
Q=L1ωrR1=1R1C1ωr=106. L1 = O,112 H C1 = 6,26.10-14 F R1 = 1,34 Ω .
Avec des condensateurs , on ne peut obtenir facilement des capacités aussi faibles sans tenir compte des capacités parasites . Les bobines de résistance faible et de forte inductance pourraient être obtenues avec des noyaux de fer (mais elles ne sont pas linéaires, et posent des problèmes de résistance à haute fréquence)
Les pertes d'énergie sont dues aux amortissements des vibrations dans le cristal , toujours importants près des fréquences de résonance , et à l'effet Joule dans les parties métalliques .
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1. Déformations et contraintes dans un solide élastique
1.1.1 Par définition, x′=x+ux(x,t) et S1(x,t)=dx′−dxdx=∂ux∂x. On en déduit donc dx′=dx+∂ux(x,t)∂xdx
1.1.2 →F(x,t)=C1∂ux∂xA→ex . Pour l'ensemble : en statique , FÍ représente la tension , et est uniforme . Il en est donc de même pour ∂ux∂x=Δℓℓ . →F(x,t)=C1∂ux∂xA→ex La raideur du ressort équivalent est donc K=C1Aℓ .
1.1.4 Pour une aire A , il y a n a A files d'atomes . La tension vaut donc naAk∂ux∂xa=C1∂ux∂xA car l' allongement du ressort est u(x+a2)−u(c−a2)=∂u∂xa et donc la tension +k∂u∂xa. C1=na2k
1.2.1 Pour que ∂uy∂x soit positif , il faut que la partie droite exerce une force dirigée suivant y sur la partie gauche . Donc T2=C2∂uy∂x avec C2 > 0 .
1.2.2 La contrainte de cisaillement vaut alors →eyC2A[∂uy∂x|x+dx−∂uy∂x|x]=C2A∂2uy∂x2dx→ey
soit une force volumique équivalente C2∂2uy∂x2→ey
1.2.3 Pour un fluide de viscosité η , ce qui intervient n'est pas le cisaillement , mais la variation de la vitesse tangentielle .
2.1.1 ¨uq=−2ω2ouq+ω2o(uq−1+uq+1)
2.1.2 On en déduit (ω2−2ω2o)uq_+ω2ouq−1_+ω2ouq+1_=0
ou bien uq+1_+ω2−2ω2oω2ouq_+uq−1_=0 , ce qui se met sous la forme canonique , en posant
S=2ω2o−ω2ω2oetP=1 . Si les racines sont imaginaires , elles sont imaginaires conjuguées , de module égal à 1 : r1=eiϕr2=e−iϕ,avec2cosϕ=2−ω2ω2o On calcule alors : S2 - 4 < 0 si
:(2ω2o−ω2)2−4ω4oω4o<0 ω<2ωo=ωc ω2=4ω2osin2ϕ2
uq_=Aei(ωt−qϕ)ouu′q_=Aei(ωt+qϕ) q ϕ peut encore s'écrire : qaϕa=ϕax . On sera donc amené à poser : k=ϕa et les expressions précédentes représenteront deux ondes progressives se propageant dans le sens des x croissants pour la première , dans le sens des x décroissants pour la seconde , avec un vecteur d'onde k tel que : ω2=4ω2osin2ka2 ou encore ω=2ωo|sinka2| .
Si ω > ωc = 2 ωo , les deux racines sont réelles négatives . Il n'y a pas de propagation , et la vibration "s'éteint" d'elle-même sur quelques atomes . uq(t)=uqocos(ωt+ψ)[ae−x/δ1+be−x/δ2]
2.1.3 . vϕ et vg seront approximativement égaux dans la limite k « π/a ,et vaudront alors c = a ωo .
2.2.1 ρAdx¨ux(x,t)=C1A[S1(x+dx)−S1(x)]=C1A∂2ux∂x2 . On obtient ainsi l'équation de propagation : ∂2ux∂x2=ρC1∂2ux∂t2 avec la célérité c1 telle que : c21=C1ρ
2.2.2 Le passage à la limite se fait pour λ » a . On obtient c=ωoa=√kma
c2=ka2mavecnka2=C1etnm=ρ . C'est bien le même résultat .
2.2.3 a≪λ=cν . la masse volumique ρ est de l'ordre de 5.103 kg.m-3 . Cela donne une valeur de c2 de l'ordre de 2.106 , et donc une célérité de 1,4.103 m.s-1 . cν est de l' ordre de
1,4.10-3 m : ce sont des ondes de longueur d'onde millimétrique , qui est bien supérieure à la distance inter atomique , laquelle est de l'ordre de 10-10 m . Le modèle continu est donc bien acceptable pour ces fréquences [ nettement ultrasonores] .
3.1.1 ρAdx¨uy(x,t)=A[T2(x+dx)−T2(x)]=C2A∂2uy∂x2 , ce qui donne l'équation de propagation : ∂2uy∂x2=ρC2∂2uy∂t2
3.1.2 La célérité de ces ondes est donnée par : c22=C2ρ . On obtient numériquement
c2 = 3,92 . 103 m.s-1 .
3.1.3 Pour une onde progressive se propageant dans le sens positif : uy(x,t)=uy(x−c2t) . Si on pose : α=x−c2t,u′y=duydα T2=C2∂uy∂x=C2u′y,vy=∂uy∂t=−c2u′y On peut ainsi obtenir l' impédance élastique : Z+=−C2c2=−√ρC2 . De même , pour l'onde se propageant dans l'autre sens , T2=C2∂uy∂x=C2u′y,vy=∂uy∂t=+c2u′y et Z−=C2c2=√ρC2 .
3.1.4 Les forces de viscosité entraînent une déperdition d'énergie , donc une absorption .
Il y aura l'équivalent d'un "effet de peau" pour les ondes transversales ; elles ne se propageront donc en fait que sur une petite distance .
3.2.1 Il n' y a pas de contrainte de cisaillement pour x = -h et pour x = +h . Les solutions stationnaires de l'équation de d'Alembert seront donc de la forme :
∂uy∂x=Aωsin(ωt+ϕ)cos(kx+ψ)aveck=ωc2
Les conditions aux limites imposent cos(kx+ψ) de la forme : sinpπ(x+h)2h , donc ωpc2=pπ2h et νp=pc24h .
∂uy∂x=∑papsin(pπc22ht+ϕ)sinpπ(x+h)2h , d'où: uy=∑pap2hpπsin(pπc22ht+ϕ)cospπ(x+h)2h
Pour p = 1 : uy=u1sin(2πν1t+ϕ1)sinπx2havecν1=c24h
Pour p =2: uy=u2sin(2πν2t+ϕ2)cosπxhavecν2=c22h
Application numérique : c2 = 3,92.103 m.s-1 ; ν1 = 1,96 MHz ; ν2 = 3,92 MHz .
4.1.1 La charge +q est soumise à la force qE+k2α2−k1α1=0\`al′\'equilibre.
La charge -q à la force −qE−k2α2+k1α1=0 . Donc : E=k1α1−k2α2q
À l'une des extrémités , qE+f1−k1α1=0 et à l'autre : −qE−f1+k1α1=0 . D'où :
f1=−qE+k1α1 et pour les autres chaînes : −qE+f2−k2α2=0 et comme F=N2f1+N2f2
on obtient le résultat : F=N2(k1α1+k2α2)E=k1α1−k2α2q
4.1.2 FA=N22anN(k1α1+k2α2)=na(k1α1+k2α2)=T et
On en déduit α1 et α2 : α1=T+nqEa2nak1α2=T−nqEa2nak2
4.1.3 En l'absence de champ électrique et mécanique , tous les dipôles ont même module et la polarisation est nulle .
4.1.4
→p=−q[(a+α2)×2−(a+α1)×2]→ex=2q(α1−α2)→ex : et comme chaque atome appartient à 8 cubes :
→P=4nq(α1−α2)→ex×18 4.1.5 →P=2q8a[T+nqEak1−T−nqEak2]→ex=(2q8a[1k1−1k2]T+2nq28[Ek1+Ek2])→ex
4.1.6 ℓ=No2a1+No2a2 avec a1 longueur des ressorts de raideur k1 et a2 longueur des ressorts de raideur k2 .
ℓ′=No2(a+α1)+No2(a+α2) soit : ℓ′=ℓ+ℓ2a(α1+α2) et ℓ′−ℓℓ=α1+α22a
4.1.7 S=α1+α22a,E=1q[α11/k1−α21/k2],→P=nq2(α1−α2)→ex
{qk2E+2aS=α1(k1k2+1)−qk1E+2aS=α2(k2k1+1) soit {α1=qE+2ak2Sk1+k2α2=−qE+2ak1Sk1+k2 ou
α1−α2=2qEk1+k2+2a(k2−k1)k1+k2S . Donc →P=nq2→Ek1+k2+nqa(k2−k1)k1+k2→S ,et , en identifiant :
χion=nq2εo(k1+k2) e=nqa(k2−k1)k1+k2
4.1.8 En identifiant les deux expressions de PÍ :
nq2Ek1+k2+nqa(k2−k1)k1+k2S=(q4a[1k1−1k2]T+nq24[Ek1+Ek2]) soit , en ordonnant :
T=4ak1k2k2−k1[na(k2−k1)k1+k2S+(nqk1+k2−nq4[1k1+1k2])E] ou encore :
T=4na2k1k2k1+k2S+nq4k1k2(k1+k2)(4k1k2−(k1+k2)2)E×4ak1k2k2−k1 T=4na2k1k2k1+k2S−nqa(k2−k1)(k1+k2)E . On trouve donc bien C=4na2k1k2k1+k2 et e′=e
== Il y a effet piézo-électrique si k1 et k2 sont différents . Il faut donc que les interactions entre ions voisins ne soient pas les mêmes en ce qui concerne la constante de rappel entre l'ion positif et l'ion négatif : il ne faut pas que le cristal possède de plan de symétrie .
NaCl est trop symétrique pour pouvoir être piézo-électrique .
4.2.1 D=εo(1+χ1+e22εoC2)E+eT2C2=(ε1+e22C2)E+eT2C2T2=C2∂uy∂x−eE(x,t)⇒S2=T2C2+eEC2E=−eT2C2ε1+e22C2→D=εo→E+→P et S2=∂uy∂x . →D=εoE(x,t)→eX+εoχE(x,t)→eX+e∂uy∂x→eX
T2=C2∂uy∂x−eE(x,t)⇒S2=T2C2+eEC2 . D=εoE+εoχE+eT2C2+e2EC2
D=εo(1+χ1+e22εoC2)E+eT2C2=(ε1+e22C2)E+eT2C2
Les équipotentielles sont parallèles aux plaques . EÎ est uniforme dans le quartz .
La charge libre étant nulle , DN est nul dans tout le quartz par continuité . Donc
:E=−eT2C2ε1+e22C2U=2heT2C2ε1+e22C2etT2=2FoA , soit donc :U=4heFoAε1C2+e22
Numériquement , ε1C2≫e22 et ε1 = 16 ; U = 106 V
4.3.1 La vitesse de propagation des ondes électromagnétiques est de l' ordre de 108 m.s-1 . Pour parcourir 1mm , il faut donc environ 10-11 s .
Le temps caractéristique des variations de l'onde sonore est la microseconde . On peut donc supposer l'équilibre électrostatique établi immédiatement dans le diélectrique .
4.3.2 Si le cristal ne contient pas de charge libre , div DÍ est nul partout .
∂D∂x=0⇒ε1∂E∂x+e∂S2∂x=0→D=εo(1+χ1)→E+e→S2
4.3.3 ρ∂2uy∂t2Adx=A∂T2∂xdx∂T2∂x=C2∂S2∂x−e∂E∂x
∂E∂x=−eε1∂S2∂x⇒∂T2∂x=(C2+e2ε1)∂S2∂x C′2=C2+e2ε1
4.3.4 c22=C′2ρ=C2+e2ε1ρ2dc2c2=C′2−C2C2=e2ε1C2 dc2c2=C′2−C22C2=e22ε1C2 ,
soit : 0,9.10-3 . On peut donc négliger la variation de célérité due à la piézo-électricité .
∂2uy∂x2=c′22∂2uy∂t2 . Les ondes stationnaires recherchées ici sont donc telles que : η2=ω2c′22 avec c′22=C′2ρ=C2+e2ε1ρ
4.4.2 →D=Docosωt→ex D=εo(1+χ1)E+eS2⇒εo(1+χ1)E=D−eS2
V_(t)=∫+h−hD−eS2εo(1+χ1)dt V(t)=Vocosωt=2Dohεo(1+χ1)cosωt−eεo(1+χ1)cosωt∫+h−h∂uy∂xdx
=2Dohεo(1+χ1)cosωt−eεo(1+χ1)cosωt[2Bsinηh] Vo=2Doh−2eBsinηhεo(1+χ1)⇒
B=2Doh−εoVo(1+χ1)2esinηh
4.4.3 Les faces externes sont libres de toute contrainte :
∂T2∂x=(C2+e2ε1)∂S2∂x S2=∂uy∂x
T2(h)−T2(−h)=0=(C2+e2ε1)(S2(h)−S2(−h))2Asinηh ⇒A=0siη=ωc′2avecωquelconque
T2(x)−T2(−h)=T2(x)=(C2+e2ε1)(S2(x)−S2(−h))
T2(x)=(C2+e2ε1)[ηBcosηx−ηBcosηh]cosωt Docosωt=(ε1+e22C2)
{D=εo(1+χ1)E+eS2E=1e(C2S2−T2)⇒D=[εo(1+χ1)eC2+e]S2−εo(1+χ1)eT2
S2=Bηcosηxcosωt⇒Do=[ε1eC2+e]Bηcosηx−ε1e(C2+e2ε1)[ηBcosηx−ηBcosηh]
Do=ε1eηBcosηh(C2+e2ε1)⇒ B=eDoε1ηC′2cosηh . On élimine alors B entre les deux équations : B=−εo(1+χ1)Vo2esinηh+hesinηhC′2ε1eηBcosηh , soit :
B[1−C′2ε1hηctanηhe2]=−ε1Vo2esinηh
4.4.4 u(x,t)=−ε1Vo2esinηh1−C′2ε1hηctanηhe2sinηxcosωt
4.4.5 Les fréquences de résonance correspondent à : e2=C′2ε1hηctanηh, soit :
e2C′2ε1tanηh=hη = 1,8.10-3 .
4.5.1 Dans le conducteur D est nul . La discontinuité de DN correspond à la densité superficielle de charges libres : σ(t)=Docosωt
4.5.2 V(t)=2Doh−2Besinηhε1cosωt avec B=eDoε1ηC′2cosηh , soit :
V(t)=2h−2e2tanηhε1ηC′2ε1Docosωt . En notation complexe : V_(t)=2h−2e2tanηhε1ηC′2ε1Doejωt
i_(t)=jωADoejωt=jωε1A2h11−e2tanηhε1ηhC′2 Donc , on peut identifier : K2=e2ε1C′2 et Co=ε1A2h
C'est la capacité d'un condensateur de permittivité ε1 . Donc finalement :
Y_(t)=jωCo11−K2tanηhηh=jωCo+jωCoηhK2tanηh−1
4.5.3 ηhK2tanηh−1≈−η2rh2K2δetδ=ω−ωrωr≈−12(1−ω2ω2r)
Y(t)_=jωCo+jωCoη2rh22K2(1−ω2ω2r)=jωCo+jωC11−L1C1ω2 en posant : C1=2K2Coη2rh2etL1C1ω2r=1,
η2r=ω2rc′22=ω2rρC′22 et Co=ε1A2h K2=e2ε1C′2 . D' où les résultats :
C1=2C′2ω2rρ×e2ε1C′2×1h2×ε1A2h=Ae2ω2rρh3,L1=ρh3Ae2
Q=L1ωrR1=1R1C1ωr=106. L1 = O,112 H C1 = 6,26.10-14 F R1 = 1,34 Ω .
Avec des condensateurs , on ne peut obtenir facilement des capacités aussi faibles sans tenir compte des capacités parasites . Les bobines de résistance faible et de forte inductance pourraient être obtenues avec des noyaux de fer (mais elles ne sont pas linéaires, et posent des problèmes de résistance à haute fréquence)
Les pertes d'énergie sont dues aux amortissements des vibrations dans le cristal , toujours importants près des fréquences de résonance , et à l'effet Joule dans les parties métalliques .
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