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Concours Physique ENS de Lyon et Cachan (PC) 2001 (Corrigé)

Corrigé de l’épreuve de physique du concours ENS Lyon Cachan PC 2001
(diffusion de la lumière par une suspension de billes)
Ce problème fait la théorie d’une expérience relatée par un article de Gilbert Jarry, Elisa Steimer, Vivien Damaschini, Marc Jurczak et Robin Kaiser (J. Opt. 1997 83-89).
I.A.1 Les relations de passage sont :E2T=E1Tn22E2N=n21E1NB2=B1.
I.A.2 Appliquons ces relations sur le plan z=0, en tenant compte que pour une onde plane progressive B_=kωE_ :
{Ei+Er=EtBi+Br=Bt
Comme les ondes électromagnétiques sont transversales et comme les ondes considérées sont polarisées selon Oy, ki,y=kr,y=kt,y=0, donc la première loi de Descartes, qui dit que les rayons incident, réfléchi et réfracté et la normale au dioptre sont dans un même plan, est automatiquement vérifiée. Il reste à vérifier que quel que soit x :
E0exp[i(ωtxki,x)+RE0exp[i(ωtxkr,x)=TE0exp[i(ωtxkt,x)
kieyE0ωexp[i(ωtxki,x)]+kreyRE0ωexp[i(ωtxkr,x)]=kteyTE0ωexp[i(ωtxkt,x)]
Par conséquent : ki,x=kr,x=kt,x. Or, kx=nωcsin(Oz,k). Donc l’égalité de ces composantes sur l’axe des x signifie que les rayons incident et réfléchi font des angles opposés avec l’axe Oz et que n1sini=n2sini.
I.A.3 La continuité de E donne 1+R=T ; celle de B s’écrit
(ki+RkrTkt)eyE0ω=0, soit (ki+RkrTkt)z=0et(ki+RkrTkt)x=0
La première de ces deux relations donnen1cosin1cosiR=n2cosiT et la seconde redonne 1+R=T.
En résumé, les conditions de passage imposent :
{1+R=T(1R)n1cosi=Tn2cosiR=n1cosin2cosin1cosi+n2cosi
I.A.4 Si n1 et n2 sont voisins,
n1cosi+n2cosi2nsinθn1cosin2cosi=n1cosin21n21sin2in22=ncosi(n+δn)2n2sin2i=ncosin2cos2i+2nδn+δn2=ncosi(11+2nδn+δn2n2cos2i)δncosi=δnsinθRδn2nsin2θ
I.B.1
r=OM=OO+OM=rVtezE=E0exp[i(ωt+kzVtkr)]ey
qui est de la forme demandée si ω=ω+kzV,k=k.
I.B.2 Soit ω est la pulsation commune à l’onde incidente et à l’onde réfléchie dans le référentiel du dioptre. Le référentiel du laboratoire se meut à la vitesse Vez par rapport au dioptre ; dans ce référentiel, l’onde incidente a pour pulsation ωi=ωki,zV=ωVksinθ et l’onde réfléchie ωr=ωkr,zV=ω+Vksinθ, donc Δω=2Vksinθ=2nωVsinθc.
I.C.1 La différence de marche entre l’onde réfléchie en z=0 et celle réfléchie en z=zi est δ=nc(HI+IK)=2zincsinθc=2nasinθazi.Le déphasage est ϕ(zi)=2πδλ0=4πnasinθaziλ0.
I.C.2 Si dR=12ncsin2θcnzdz=πΔnncsin2θcΛsin[2π(ft+zΛ)]dz est le facteur de réflexion de l’amplitude d’une couche d’épaisseur dz, alors, à un déphasage d’ensemble ψ près,
E_=dRE0exp(i(ωtϕ(z)))=L/2L/2πΔnE0exp(iωt)ncsin2θcΛsin[2π(ft+zΛ)]exp(i4πnasinθazλ0)dz
Or
yyexp(iaz)sin(bz+c)dz=12iyy[exp(i((a+b)z+c))exp(i((ab)zc))]dz=12i{[exp(i((a+b)z+c))i(a+b)]yy[exp(i((ab)zc))i(ab)]yy}=exp(ic)sin((a+b)y)i(a+b)exp(ic)sin((ab)y)i(ab)=yi[exp(ic)sinc((a+b)y)exp(ic)sinc((ab)y)]
D’où
E_=πΔnLE0exp(iωt)2incsin2θcΛ{exp(i2πft)sinc[πL(1Λ2nasinθaλ0)]exp(i2πft)sinc[πL(1Λ+2nasinθaλ0)]}
K=πΔnLE02ncsin2θcΛα(t)=2πft

I.C.3 La fonction sinc(x) est maximum pour x=0, donc les modules des deux termes entre accolades sont maxima, le premier pour θa=θB=arcsinλ02naΛ, le second pour θa=θB.

La fonction sinc(x) s’annule pour x=±π, donc les modules des deux termes sont nuls, l’un pour sinθa=λ02na(1Λ±1L), l’autre pour les valeurs opposées. Comme L>>Λ>>λ0 , l’intensité émergente présente deux pics très étroits pour deux valeurs petites et opposées de θa. Voici le graphe de l’intensité en fonction de θa exprimé en degrés :
I.C.4 A l’incidence de Bragg, δ(zi+Λ)δ(zi)=2nasinθaΛ=λ0, qui est la condition d’interférence constructive.

I.C.5 D’après l’expression démontrée à la question I.C.2, pour θa=θB, le terme principal de E_ est proportionnel à exp(i(ω+2πf)t), donc est décalé en pulsation de Δω=+2πf ; pour θa=θB, le terme principal de E_ est proportionnel à exp(i(ω2πf)t), donc est décalé en pulsation de Δω=2πf.

Dans le premier cas, la question B.2 prévoit un décalage Δω=2ncsin(θc)Vωc=λ02Λ2Vωc=2πVΛ=2πf. Dans le deuxième cas, elle prévoit le décalage opposé, puisque la vitesse du miroir équivalent est dans la disposition contraire.
II.A.1 Sur le détecteur, k0r=k1r=0, donc, en moyennant sur un intervalle de temps grand par rapport à la période de la lumière et petit par rapport à la période acoustique :
s=ηb21μ0c[E0cos((ω+Δω)t+ϕ0)+E1cos(ωt+ϕ1)]2=ηb21μ0c[E20+E212+2E0E1cos((ω+Δω)t+ϕ0)cos(ωt+ϕ1)]
Or cos((ω+Δω)t+ϕ0)cos(ωt+ϕ1)=12[cos(Δωt+ϕ0ϕ1)]
D’où: s=ηb2[I0+I1+2I0I1cos(Δωt+ϕ0ϕ1)]
II.A.2 Supposons les deux ondes polarisées suivant ey et que dans le plan du détecteur k0r=0 et k1r=kxα.
s=ηbb/2b/21μ0c[E0cos((ω+Δω)t+ϕ0)+E1cos(ωtkαx+ϕ1)]2dx=ηb1μ0c[bE20+E212+b/2b/22E0E1cos((ω+Δω)t+ϕ0)cos(ωtkαx+ϕ1)dx]
cos((ω+Δω)t+ϕ0)cos(ωtkαx+ϕ1)=12cos(Δωtkαx+ϕ0ϕ1)
Comme yycos(ax+b)dx=1a[sin(ax+b)]yy=sin(ay+b)sin(ay+b)a=2sinaycosba=2ysinc(ay)cosb
s=ηb2{I0+I1+2I0I1cos(Δωt+ϕ0ϕ1)sinc(kαb2)}
Si α n’est pas très petit, l’amplitude du terme de battement est très petite.
II.A.3 Le battement est observable si l’argument de la fonction sinc est inférieur à π2, donc si α<λ02πb, soit α<104rad.
II.B.1 s(t)m(t)=ηb2{I0+I1+2I0I1cos(2πft+ϕ0ϕ1)}m0cos(2πft)
Comme cos2x=1+cos2x2, la composante continue de s(t) est s(t)=ηb2I0I1m0cos(ϕ0ϕ1) ; S1=η2b4I0I1m20cos2(ϕ0ϕ1) est proportionnel à I1.
II.B.2 Un déplacement très faible d’un miroir de renvoi modifie de façon importante ϕ0ϕ1.
II.B.3 Considérons le montage de droite. Les montages diviseurs de tension r,r et R,C montrent que u=e2=EM2cosωt et u_v_R=e_R+1jCω, soit, si RCω=1, v_=u_e_1j=u_2u_1j=u_(1+j)u_=ju_
v=Re{jEM2ejωt}=EM2sinωt. Les tensions u,v fournissent donc les tensions m,m recherchées, de même amplitude et déphasées de 90°, la masse étant reliée à A et les tensions prélevées en B et D éventuellement à l’aide de montages suiveurs pour ne pas les perturber. Si la masse est située à une des bornes de e, il faut interposer un transformateur d’isolement. Ce montage ne fonctionne que pour une fréquence déterminée, mais on peut supposer la fréquence acoustique fixe sans restreindre son utilisation.
II.B.4 S2=s(t)m(t)2=η2b4I0I1m20sin2(ϕ0ϕ1). En formant S1+S2 (montage sommateur), on obtient un signal proportionnel à I1 et insensible aux variations de déphasage.
II.C.1 La lumière diffractée ou réfractée par les billes a changé de direction et donc d’après II.A donne un signal négligeable dans le détecteur.
II.C.2 Une tranche de la cuve de section S et d’épaisseur dz contient νSdz billes qui soumises à l’intensité Ic(z) diffusent la puissance σdνSdzIc(z), d’où le bilan énergétique pour la lumière cohérente Ic(z)S=Ic(z+dz)S+νSdzσdIc(z)et l’équation différentielle dIcdz=σνIc, à variables séparables, qui s’intègre comme Ic(D)Ic0dII=σνDlnIc(D)Ic0=σνDIc(D)=Ic0exp(σνD), où Ic0 est l’intensité pénétrant dans la cuve (en pratique c’est plutôt l’intensité que reçoit le détecteur en l’absence de billes, car il faut tenir compte de la réflexion de la lumière par les faces de la cuve, de l’absorption de la lumière par l’eau…).

II.C.3 Soit V le volume d’une bille et x la fraction volumique des billes dans la cuve ; x=νV ; le rapport 1xlnIc(D)Ic0 prend les valeurs 19800 , 19200 , 19070 et 19400. Le caractère sensiblement constant de ce rapport montre que la loi de Beer-Lambert est vérifiée.

lnIc(D)Ic0=νσD=xV24π3V2λ40((nP/ne)21(nP/ne)2+2)2DV=λ4024π3D1x(lnIc(D)Ic0)((nP/ne)2+2(nP/ne)21)2=(6,328107)424π3×0,1×19400×((1,59/1,33)2+2(1,59/1,33)21)2=2,671021m3a=(3V4π)13=8,6108m(a<<λ0)
II.C.4 La précision avancée implique que l’incertitude relative sur y=1xlnIc(D)Ic0 soit Δyy=Δxx+(ΔIc(D)Ic(D)+ΔIc0Ic0)1|lnIc(D)Ic0|=0,005+(0,01+0,01)/(de4,95à19,4)=de0,6à0,9% alors que la dispersion des valeurs de 1xlnIc(D)Ic0 est un peu supérieure. D’autre part, il n’est pas facile de mesurer à 1 % près deux intensités dont le rapport est 3.108.
Δaa=13ΔVV=13(ΔlnIc(D)Ic0|lnIc(D)Ic0|+Δxx)=13(ΔIc(D)Ic(D)+ΔIc0Ic0|lnIc(D)Ic0|+Δxx)=13(0,01+0,0119,4+0,005)=0,2%
Pour réaliser cette expérience telle quelle, il faut des billes extrêmement semblables ; l’exploitation de cette méthode permet de déterminer avec précision le rayon des billes ou la répartition de ces rayons.

III.A.1 et III.A.2

La contribution d’un volume dτ est celle d’un dipôle de moment Pdτéquivalent à la limite de deux charges ρdτ en A et ρdτ en B telles que ρAB=P. Par conséquent, la sphère polarisée est équivalente à la limite de deux boules de centres O et O+ portant des densités volumiques de charge ρ et +ρ quand ρ,ρOO+P.
Lors de ce passage à la limite, cette distribution de charge tend vers une charge répartie sur la surface de la sphère. Un élément dS de cette surface est la limite d’un volume dτ=dSOO+ qui contient la charge ρdSOO+=PdS. Donc, la distribution de charge équivalente à la sphère polarisée est la densité superficielle de charge sur la surface de la sphère σ=PN=Pcosθ.

III.A.3 A l’extérieur, le potentiel est le même que si l’on avait concentré la charge de la sphère en son centre : Vρ=ρ43πa34πε0r.

A l’intérieur, le théorème de Gauss permet de calculer le champ électrique : 4πr2E=ρ43πr3ε0E=ρr3ε0dVdr=E=ρr3ε0V=V(a)raρr3ε0drsir<a,Vρ=ρ(3a2r2)6ε0sir>a,Vρ=ρa33ε0r
III.A.4 En superposant les deux boules de la question II.A.2, on voit que le potentiel est la limite de VP(M)=ρ(OM2O+M2)6ε0=ρ(OMO+M)(OM+O+M)6ε0=ρOO+(OM+O+M)6ε0VP(M)=Pr3ε0EP=gradV=P3ε0
L’expression du champ électrique s’obtient plus directement en superposant les champs électriques des deux boules de III.A.2 : EP=ρOM3ε\`a+ρO+M3ε\`a=ρOO+3ε\`a=P3ε\`a.

III.B.1 rotE=BtrotH=j+DtdivB=0divD=ρ

III.B.2 A la traversée d’une surface, sont continus ET,BN ; DN2DN1=σHT2HT1=jSn12
III.B.3 Le champ incident et le champ total doivent vérifier les équations de Maxwell dans le vide ; comme les équations de Maxwell sont linéaires, elles sont vérifiées par le champ diffusé qui est la différence du champ total et du champ incident.
III.B.4 et III.B.5 On peut remplacer la polarisation électrique par une distribution de charge sur la sphère σlié=PN=Pcosθ et une distribution de courant dans la sphère jlié=Pt.
III.B.6 Dans une bille, D=ε0E+P=εPEP=(εPε0)E.
III.C.1 Les potentiels sont proportionnels aux courants et aux charges tels qu’ils étaient antérieurement, le retard considéré étant la durée de propagation de la lumière de la source à l’effet. Ce retard s’exprime par le terme exp(ikrr).
III.C.2 Si on peut négliger le terme de propagation, A_intd(r)=μ0j_liˊe4π a la même forme que le potentiel dans une boule uniformément chargé en volume \underline{V}(\vec{r})=\frac{\rho }{4\pi {{\varepsilon }_{0}}}\iiint_{bille}{\frac{{{d}_{3}}{r}'}{\left\| \vec{r}-{\vec{r}}' \right\|}}=\frac{\rho (3{{a}^{2}}-{{r}^{2}})}{6{{\varepsilon }_{0}}}. Donc \underline {\vec A} _d^{{\mathop{\rm int}} }(\vec r) = \frac{{{\mu _0}{{\vec j}_{li\'e }}(3{a^2} - {r^2})}}{6}.
III.C.3 La condition de jauge de Lorentz est \frac{{\partial \underline A _d^{{\mathop{\rm int}} }}}{{\partial z}} + \frac{{i\omega {{\underline V }_d}}}{{{c^2}}} = 0.
\begin{array}{l}\underline V _d^{{\mathop{\rm int}} } = - \frac{{{c^2}}}{{i\omega }}\frac{{\partial \underline A _d^{{\mathop{\rm int}} }}}{{\partial z}} = \frac{{{\mu _0}{c^2}{{\underline j }_{lié }}z}}{{3i\omega }}\\\underline {\vec E} _d^{{\mathop{\rm int}} } = - i\omega \underline {\vec A} _d^{{\mathop{\rm int}} } - \,\overrightarrow {grad} \,\underline V _d^{{\mathop{\rm int}} } = \frac{{ - i\omega {\mu _0}{{\underline {\vec j} }_{lié }}(3{a^2} - {r^2})}}{6} - \frac{{{\mu _0}{c^2}{{\underline {\vec j} }_{lié }}}}{{3i\omega }} \approx - \frac{{{\mu _0}{c^2}{{\underline {\vec j} }_{lié}}}}{{3i\omega }} = - \frac{{{{\underline {\vec j} }_{lié}}}}{{3{\varepsilon _0}i\omega }}\end{array}
car a\omega < < c puisque a < < {\lambda _0}.
\underline {\vec B} _d^{{\mathop{\rm int}} } = \,\overrightarrow {rot} \underline {\vec A} _d^{{\mathop{\rm int}} } = \,\frac{{{\mu _0}\,\overrightarrow {grad} \,(3{a^2} - {r^2}) \wedge \underline {\vec j} _d^{{\mathop{\rm int}} }}}{6} = \frac{{{\mu _0}\vec r \wedge \underline {\vec j} _d^{{\mathop{\rm int}} }}}{3}
III.C.4
\begin{array}{l}\underline {\vec E} _d^{{\mathop{\rm int}} } \approx - \frac{{{\mu _0}{c^2}{{\underline {\vec j} }_{lié }}}}{{3i\omega }} = - \frac{{\underline {\vec P} }}{{3{\varepsilon _0}}} = - \frac{{({\varepsilon _P} - {\varepsilon _0})({{\underline {\vec E} }_i} + \underline {\vec E} _d^{{\mathop{\rm int}} })}}{{3{\varepsilon _0}}}\\\underline {\vec E} _d^{{\mathop{\rm int}} } = \frac{{{\varepsilon _P} - {\varepsilon _0}}}{{{\varepsilon _P} + 2{\varepsilon _0}}}{\underline {\vec E} _i}\end{array}
qui est bien uniforme à l’ordre 0 en \omega . Les termes d’ordre supérieur ne sont pas uniformes. \underline {\vec B} _d^{{\mathop{\rm int}} } = \,\frac{{{\mu _0}\vec r \wedge \underline {\vec j} _d^{{\mathop{\rm int}} }}}{3} n’est pas uniforme, mais est d’ordre 1 par rapport à \omega et doit donc être négligé : \underline {\vec B} _d^{{\mathop{\rm int}} } = \vec 0.
III.D.1 Pour calculer le champ électromagnétique loin de la bille, il faut négliger r' dans l’expression (25), car r' < < r et r' < < {\lambda _0}. D’où : {\underline {\vec A} _d} = {\underline {\vec A} _0}\frac{{\exp ( - ikr)}}{r}\quad {\underline {\vec A} _0} = \frac{{{\mu _0}V{{\underline {\vec j} }_{li\'e }}}}{{4\pi }}\quad V = \frac{4}{3}\pi {a^3}
Il vaut mieux écrire une expression en fonction du volume V de la sphère que de a.

III.D.2

\begin{array}{l}{\underline V _d} = - \frac{{{c^2}}}{{i\omega }}div\,{\underline {\vec A} _d} = - \frac{{{c^2}}}{{i\omega }}\frac{\partial }{{\partial z}}\left( {{{\underline A }_0}\frac{{\exp ( - ikr)}}{r}} \right)\\{r^2} = {x^2} + {y^2} + {z^2}\quad 2r\,dr = 2z\,dz\quad \frac{{\partial f(r)}}{{\partial z}} = \frac{z}{r}\frac{{df(r)}}{{dr}} = \cos \theta \frac{{df(r)}}{{dr}}\\{\underline V _d} = - \frac{{{c^2}{{\underline A }_0}\cos \theta }}{{i\omega }}\frac{d}{{dr}}\left( {\frac{{\exp ( - ikr)}}{r}} \right)\\{\underline E _{d,r}} = - i\omega {\underline A _0}\cos \theta \frac{{\exp ( - ikr)}}{r} - \frac{{\partial {{\underline V }_d}}}{{\partial r}} = {\underline A _0}\cos \theta \left( { - i\omega \frac{{\exp ( - ikr)}}{r} + \frac{{{c^2}}}{{i\omega }}\frac{{{d^2}}}{{d{r^2}}}\left( {\frac{{\exp ( - ikr)}}{r}} \right)} \right)\\{\underline E _{d,\theta }} = i\omega {\underline A _0}\sin \theta \frac{{\exp ( - ikr)}}{r} - \frac{1}{r}\frac{{\partial {{\underline V }_d}}}{{\partial \theta }} = {\underline A _0}\sin \theta \left( {i\omega \frac{{\exp ( - ikr)}}{r} - \frac{{{c^2}}}{{i\omega }}\frac{1}{r}\frac{d}{{dr}}\left( {\frac{{\exp ( - ikr)}}{r}} \right)} \right)\end{array}
Quand r \to \infty , au premier ordre en \frac{1}{r}, \frac{{{d^2}}}{{d{r^2}}}\left( {\frac{{\exp ( - ikr)}}{r}} \right) \approx - {k^2}\frac{{\exp ( - ikr)}}{r}. Alors, comme k = \frac{\omega }{c}, le terme en \frac{1}{r} de {\underline E _{d,r}}est nul. Donc :{\underline {\vec E} _d} \approx i\omega {\underline A _0}\sin \theta \frac{{\exp ( - ikr)}}{r}{\vec e_\theta }
III.D.3 La structure locale du champ électrique est celle d’une onde plane. En effet, les surfaces d’onde sont des sphères de centre l’origine, soit localement les plans perpendiculaires à la direction radiale ; le champ électrique est perpendiculaire à la propagation et d’amplitude localement constante. L’intensité est \left\langle {\frac{{{{({{\vec E}_d} \wedge {{\vec B}_d})}_r}}}{{{\mu _0}}}} \right\rangle = \frac{{{\varepsilon _0}c{{\left| {{{\underline E }_d}} \right|}^2}}}{2}.
III.D.4 {{P}_{d}}=\iint\limits_{\text{sph }\!\!\grave{\mathrm{e}}\!\!\text{ re}}{\frac{{{\varepsilon }_{0}}c{{\left| {{\underline{E}}_{d}} \right|}^{2}}}{2}dS=\int\limits_{0}^{\pi }{\frac{{{\varepsilon }_{0}}c{{\omega }^{2}}{{\sin }^{2}}\theta {{\left| {{\underline{A}}_{0}} \right|}^{2}}}{2{{r}^{2}}}2\pi {{r}^{2}}\sin \theta \,d\theta }}=\pi {{\varepsilon }_{0}}c{{\omega }^{2}}{{\left| {{\underline{A}}_{0}} \right|}^{2}}\int\limits_{0}^{\pi }{{{\sin }^{3}}\theta \,d\theta }
Le changement de variable u = \cos \theta permet de calculer \int\limits_0^\pi {{{\sin }^3}\theta \,d\theta } = 2\int\limits_0^{\pi /2} {{{\sin }^3}\theta \,d\theta } = - 2\int\limits_1^0 {(1 - {u^2})\,du} = \frac{4}{3}.
{P_d} = \frac{4}{3}\pi {\varepsilon _0}c{\omega ^2}{\left| {{{\underline A }_0}} \right|^2}.
III.D.5 En III.D1 : {\underline {\vec A} _0} = \frac{{{\mu _0}V{{\underline {\vec j} }_{lié }}}}{{4\pi }} ; en III.C.3 : \underline {\vec E} _d^{{\mathop{\rm int}} } = \frac{{{{\underline {\vec j} }_{li\'e }}}}{{3{\varepsilon _0}i\omega }} ; en III.C.4 : \underline {\vec E} _d^{{\mathop{\rm int}} } = \frac{{{\varepsilon _P} - {\varepsilon _0}}}{{{\varepsilon _P} + 2{\varepsilon _0}}}{\underline {\vec E} _i}.
D’où : {P_d} = \frac{{4\pi {\varepsilon _0}c{\omega ^2}}}{3}{\left( {\frac{{{\mu _0}V}}{{4\pi }}} \right)^2}{(3\omega {\varepsilon _0})^2}{\left( {\frac{{{\varepsilon _P} - {\varepsilon _0}}}{{{\varepsilon _P} + 2{\varepsilon _0}}}} \right)^2}{\left| {{{\underline {\vec E} }_i}} \right|^2} = \frac{{3{\varepsilon _0}{V^2}{\omega ^4}}}{{4\pi {c^3}}}{\left( {\frac{{{\varepsilon _P} - {\varepsilon _0}}}{{{\varepsilon _P} + 2{\varepsilon _0}}}} \right)^2}{\left| {{{\underline {\vec E} }_i}} \right|^2}.
III.D.6 {I_i} = \frac{1}{2}{\varepsilon _0}c{\left| {{{\underline {\vec E} }_i}} \right|^2}
{\sigma _d} = \frac{{{P_d}}}{{{I_i}}} = \frac{{3{V^2}{\omega ^4}}}{{2\pi {c^4}}}{\left( {\frac{{{\varepsilon _P} - {\varepsilon _0}}}{{{\varepsilon _P} + 2{\varepsilon _0}}}} \right)^2} = \frac{{24{\pi ^3}}}{{\lambda _0^4}}{\left( {\frac{{{\varepsilon _P} - {\varepsilon _0}}}{{{\varepsilon _P} + 2{\varepsilon _0}}}} \right)^2}{V^2}
III.D.7 Cette expression est semblable à celle de II.C.3, en y replaçant \frac{{{\varepsilon _P}}}{{{\varepsilon _0}}} par \frac{{n_P^2}}{{n_e^2}}, ce qui se comprend si l’on considère que l’indice n d’un milieu est \sqrt {{\varepsilon _r}} = \sqrt {\frac{\varepsilon }{{{\varepsilon _0}}}} et que seul compte l’indice apparent des billes, c’est-à-dire le rapport de leur indice à celui du milieu où elles baignent.

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