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Concours Physique II École Polytechnique (MP) 1999 (Corrigé)

  1. Corrigé de Laurent BEAU
    Professeur de Sciences Physiques en Math Spé MP

Lycée Mohamed V. CASABLANCA

N’hésitez pas à me signaler des erreurs ou à me suggérer des commentaires ou des réponses plus "élégantes". Merci.

Quelques aspects de la physique des milieux granulaires

  1. Première partie

Hystérésis de frottement

Nous noterons Tr la force exercée par le ressort sur la brique et P la norme du poids de la brique.
  1. A l’équilibre : Tr+P+N+T=0
    La position x = 0 correspondant au ressort au repos, Tr s’écrit : Tr=kxex
    1er cas : θ = 0
    En projection sur Ox : Tkx=0
    En projection sur Oy : N=P
    La brique est en équilibre si TμsN c’est-à-dire :
    |x|μsPk
    2ème cas : θ = π/2
    En projection sur Ox : Tkx+P=0
    En projection sur Oy : N=0
    La brique ne peut donc être en équilibre que si T = 0 c’est-à-dire pour :
    x=Pk
    1. Avant l’apparition du premier glissement, le ressort est détendu donc c et la brique est en équilibre par rapport au plan incliné : Tr+P+N+T=0.
      En projection sur Ox : T+Psinθ=0
      En projection sur Oy : N=Pcosθ
      Quand on incline la paroi (θ augmente), T=Psinθ augmente et N=Pcosθ diminue. Le glissement apparaît donc pour l’angle θ+1 tel que T=μsN soit :
      tanθ+1=μs
      Ensuite, la relation fondamentale de la dynamique s’écrit en projection sur Ox (et en tenant compte d’un frottement visqueux et sans frottement solide) :
      m¨x=h˙xkx+Psinθ+1
      La brique va donc avoir un mouvement oscillatoire amorti autour de la nouvelle position d’équilibre (atteinte plus ou moins rapidement suivant la valeur de h) :
      x+1=Pksinθ+1
    2. Le même raisonnement que précédemment conduit à l’angle θ+2 pour lequel apparaît le 2ème glissement. Cette fois-ci, la force exercée par le ressort sur la brique n’est pas nulle et vaut : Tr=kx+1ex.
      Avant le 2ème glissement , on a donc
      Tr+P+N+T=0
      En projection sur Ox : Tkx+1+Psinθ=0
      En projection sur Oy : N=Pcosθ
      Comme précédemment, quand on incline la paroi (θ augmente), T=P(sinθsinθ+1) augmente et N=Pcosθ diminue. Le glissement apparaît donc pour l’angle θ+1 tel que T=μsN soit :
      sinθ+2sinθ+1=μscosθ+2
    3. Plaçons-nous dans la situation d’équilibre (θ+i,x+i) et augmentons θ.
      Tant qu’il n’y a pas glissement, la relation fondamentale de la dynamique s’écrit :
      En projection sur Ox : Tkx+i+Psinθ=0
      En projection sur Oy : N=Pcosθ
      On montre de la même manière qu’en 2a) que : x+i=Pksinθ+i.
      On a alors T=P(sinθsinθ+i) et N=Pcosθ. Le glissement apparaît quand T=μsN c’est-à-dire pour l’angle θ+i+1 vérifiant la relation :
      sinθ+i+1sinθ+i=μscosθ+i+1
      Puisque θ+i+1i+π/2, la différence
      θ+i+1θ+i
      tend vers zéro.
  2. Effectuons maintenant le parcours inverse en partant de la verticale. La position d’équilibre initiale a été déterminée à la première question :
    x=Pk
    Tant qu’il n’y a pas glissement, la relation fondamentale de la dynamique s’écrit :
    En projection sur Ox : TkPk+Psinθ=0 soit T=P(1sinθ)>0
    En projection sur Oy : N=Pcosθ
    Le glissement apparaît donc pour l’angle θ1 tel que T=μsN soit :
    1sinθ1=μscosθ1
    Ensuite, le mouvement oscillatoire s’amortit et la nouvelle position d’équilibre est :
    x1=Pksinθ1
    Les autres plages de non-glissement [θi,θi+1[ se déterminent comme précédemment. On trouve :
    sinθisinθi+1=μscosθi+1
    et les valeurs d’arrêts sont :
    xi=Pksinθi
  3. Les points (θ+i,x+i) et (θi,xi) sont situés sur la courbe d’équation : x=Pksinθ (en bleu)
    Les points (θ+i+1,x+i) sont situés sur la courbe d’équation : x=Pk(sinθμscosθ) (en pointillés rouges )
    Les points (θi+1,xi) sont situés sur la courbe d’équation : x=Pk(sinθ+μscosθ) (en rouge)
    Une résolution numérique donne comme solutions :
i 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
x+i(en cm) 0 2.87 5.40 7.41 8.82 9.63 9.95 9.9984 10 10 10
xi(en cm) 10 8.35 5.93 3.08 7,98.10–2 / / / / / /
On constate donc que le nombre de paliers visibles sur les courbes correspondent à cette résolution numérique
(7 paliers visibles lors de la montée et 5 lors de la descente).
On vient de mettre en évidence le phénomène d’hystérésis évoqué en introduction de cette première partie : les positions d’équilibre dépendent de «l’histoire » de la mise en équilibre c’est-à-dire de l’évolution du système antérieure à la situation étudiée. Les positions d’équilibre seraient encore différentes si la situation initiale était un plan incliné ni horizontal ni vertical et un ressort initialement détendu.
Deuxième partie

Principe de dilatance de Reynolds

    1. La surface occupée par l’objet est la somme de la surface du losange
      Slosange=LvLh2
      et de la surface des disques n’appartenant pas au losange :
      Sdisques horslosange=2.2π2θ2ππR2+2.2π2θ2ππR2 avec θ=π/2θ
      On en déduit :
      St=LvLh2+3πR2
    2. La partie variable de l’aire couverte est donc la surface du losange.
      En écrivant que : (Lh2)2+(Lv2)2=(2R)2, il vient :
      ΔSt=2LhR1(Lh4R)2
    3. La valeur minimale de Lh et de Lv est 2R. La valeur maximale de Lh est donc : 2LhR1(2R4R)2 soit :
      2RLh23R
      En notant x=Lh2R, on a donc : ΔSt4R2=x1(x2)2
    4. La partie croissante de la courbe correspond au régime de Reynolds (la surface augmente lorsque le matériau est soumis à une compression verticale) alors que la partie décroissante de la courbe correspond au régime solide (la surface diminue sous l’effet de la compression).
      Soit f(x)=x1(x2)2. Sa dérivée f(x)=1x22 s’annule pour x=2
      La valeur Lh2R=2 correspond donc à la transition entre les deux régimes cités ci-dessus.
    1. L’équilibre du disque (1) (cf. schéma) s’écrit : fn+f41+f21=0
      En projection sur la verticale, on obtient en norme : f21=f41
      En projection sur l’horizontale : fh=(f21+f41)cosθ soit fh=2f21cosθ
      Faisons de même avec le disque (2) : fv+f32f21=0
      En projetant sur l’horizontale : f12=f32
      En projetant sur la verticale :
      f12sinθ+f32sinθ=fv
      soit : fv=2f21sinθ
      On en déduit donc :
      fh=Kfv
      avec K=cotan(θ)
    2. A.N : K = 0,577
    1. La force de compression verticale a disparu. Le disque (2) reste en équilibre si f32f21=0. Ces deux forces sont donc obligatoirement horizontales (cf. figure ci-dessous).
      La composante tangentielle au disque de la force f12 est donc : |T12|=f12sinθ et sa composante normale est : |N12|=f12cosθ. Le système est bloqué si |T12|μs|N12|, c’est-à-dire :
      tanθμs
      Un raisonnement sur les autres disques aboutit au même résultat.
    2. A.N : tanθ0,9θ42
      Troisième partie

Problème du silo : modèle de Janssen-Rayleigh

  1. Etude statique
    1. Ecrivons l’équilibre d’une tranche élémentaire entre z et z + dz : dT+dN+dmg+(dfv(z)dfv(z+dz))ez=0dT et dN sont les composantes tangentielle et normale des actions de contact de la paroi sur la surface latérale.
      En projection sur la verticale :
      dT(z)dmg+(fv(z)fv(z+dz))ez=0
      avec fv(z)=pv(z)πD24 et dT(z)=surfacelatˊeraled2T(z)d2T(z)=μsd2N(z)=μsph(z)d2S
      dT(z) s’écrit alors : dT(z)=μsph(z)πDdz=μsKpv(z)πDdz
      Finalement : μsKpv(z)πDdzρgπD24dzpvzπD24dz=0
      Après simplifications :
      pvzpvλ=ρgλ=D4Kμs
    2. La contrainte verticale pv(z) s’écrit donc, en tenant compte de pv(H)=0 :
      pv(z)=ρgλ(1e(zH)/λ)
      Pour D = 10 m, K = 0,6 et μs = 1, on trouve λ = 4,2 m
    3. On distingue deux régimes :
      pour z<<H : pv(z) est constant : régime saturé
      pour zH : pv(z)ρg(zH) ; la contrainte verticale varie linéairement avec z comme la pression d’un liquide incompressible (p=p(0)ρgz) : régime hydrostatique
    4. Le poids apparent de la colonne de grains est :
      pv(0)πD2=ρgλπD2
      Le poids réel est : ρgHπD2.
      Compte tenu du fait que H >> D et λ de l’ordre de D, on conclut que le poids apparent est faible par rapport au poids réel : les parois cylindriques du récipient jouent un rôle de soutien.
    1. Si la tranche élémentaire entre z et z+dz décolle, les tranches situées au-dessus décollent également car elles sont soumises à un poids apparent plus faible de la part des tranches supérieures.
    2. Dans le référentiel de la paroi, le principe fondamental de la dynamique s’écrit en projection verticale :
      dm¨z=(pv(z+dz)+pv(z))S+dFpdmg+dFie
      où dFp est la résultante algébrique des forces verticales de friction exercée par la paroi sur la trache élémentaire de granulats et dFie la force d’inertie d’entraînement s’exerçant sur cette tranche (la force de Coriolis étant nulle car le référentiel des parois est en translation par rapport au référentiel terrestre).
      dFie=dmae.ey=dmΓg
      Si on suppose la tranche non décollée : ¨z=0 mais à la limite du décollement : pv(z)=0
      Les tranches au-dessus ont décollé donc : pv(z+dz)=0
      On obtient donc dans cette configuration :
      dFp=dmg(Γ1)
      dFp est évidemment négative car cette force s’oppose au glissement du matériau sur les parois qui se ferait vers le haut en cas de décollement de la tranche.
      On remarque donc que la tranche ne peut décoller que si Γ > 1.
    3. Dans la dernière question de la deuxième partie, on a vu que dans le cas d’un matériau compacté, la contrainte horizontale est inchangée si on supprime la contrainte verticale. Une tranche de granulat à la limite du décollement ne subit plus de contrainte verticale et est compactée. La contrainte horizontale est donc la même qu’en régime statique :
      ph=Kpvstat=ρgλK(1e(zH)/λ)
      La tranche ne décolle pas tant que |dFp|<μsphπDdz soit :
      dm g(Γ1)<μsρgλK(1e(zH)/λ)πDdz
      Sachant que μsλK=D/4 et dm=ρπD2/4, l’inégalité précédente se simplifie et devient :
      e(zH)/λ<2Γz<H+λln(2Γ)
      La hauteur de fracture, au-dessous de laquelle le matériau granulaire ne peut se détacher de la paroi est donc :
      Ht=H+λln(2Γ)
    4. Une partie de l’empilement décolle si Ht<H soit : Γ > 1. Γmin. On retrouve la remarque faite en 2.b.
      Tout l’empilement décolle si {{H}_{t}}<0 soit \Gamma >2-{{e}^{-H/\lambda }}. {{\Gamma }_{d\acute{e}c}}=2-{{e}^{-H/\lambda }}
      Pour un empilement de très grande hauteur (H >> λ) : {{\Gamma }_{d\acute{e}c}}\approx 2
    5. Le dispositif proposé permet de faire varier continûment l’accélération du récipient cylindrique entre -{{A}_{m}}{{\omega }^{2}} et {{A}_{m}}{{\omega }^{2}}. L’accélération -{{A}_{m}}{{\omega }^{2}} est observée en z-{{z}_{\acute{e}q}}={{A}_{m}}.
      Si on veut que tout l’empilement décolle, il faut que {{A}_{m}}{{\omega }^{2}}>{{\Gamma }_{d\acute{e}c}}g. Ici H/λ = 20, donc {{\Gamma }_{d\acute{e}c}}\approx 2
      L’amplitude minimale des oscillations est donc :
      {{A}_{\min }}=\frac{g}{2{{\pi }^{2}}{{\nu }^{2}}}\approx 5,6\text{ cm}
    1. Une tranche entre z et z+dz déconnectée de ses voisines n’est soumise qu’à son poids et à l’action de la paroi (de sens opposée à la vitesse de glissement du matériau par rapport à la paroi c’est-à-dire vers le haut).
      Donc :
      dm\ddot{z}=d{{F}_{p}}-dmg={{\mu }_{d}}{{p}_{h}}\pi Ddz-dmg
      Or, on prend
      {\mu _s} = {\mu _d}
      et {{p}_{h}}\left( z \right)=K{{p}_{v}}\left( z \right)=\rho g\lambda K\left( 1-{{e}^{\left( z-H \right)/\lambda }} \right)=dmg\left( 1-{{e}^{\left( z-H \right)/\lambda }} \right)
      L’accélération réduite algébrique de la tranche est alors :
      \bar{\Gamma }=\frac{{\ddot{z}}}{g}=-{{e}^{{\left( z-H \right)}/{\lambda }\;}}<0
      \Gamma =\left| {\bar{\Gamma }} \right|={{e}^{{\left( z-H \right)}/{\lambda }\;}}
      L’accélération d’une tranche décollée augmente avec z. L’empilement reste donc compact car les tranches supérieures rattrapent les tranches inférieures.
    2. L’empilement reste compact. Déterminons son accélération réduite :
      {{\Gamma }_{ch}}=-\frac{{\ddot{z}}}{mg}=-\frac{1}{mg}\int\limits_{z=0}^{H}{d{{F}_{p}}}+1 m : masse totale de l’empilement
      {{\Gamma }_{ch}}=\frac{1}{m}\int\limits_{0}^{H}{\rho S{{e}^{\left( z-H \right)/\lambda }}dz=}\frac{\lambda }{H}\left( 1-{{e}^{-H/\lambda }} \right)
      Remarquons que m{{\Gamma }_{ch}}g={{p}_{v}}\left( 0 \right)S=\text{poids}\ \text{apparent} : l’accélération de l’empilement est celle d’un corps en chute libre de poids égal au poids apparent de l’empilement.
      Posons x = H/λ : {{\Gamma }_{ch}}=\left( 1-{{e}^{-x}} \right)/x et \frac{d{{\Gamma }_{ch}}}{dx}=\frac{-1+\left( 1+x \right){{e}^{-x}}}{{{x}^{2}}}
      Notons le numérateur f\left( x \right)=\left( 1+x \right){{e}^{-x}}-1 : {f}'\left( x \right)=-x{{e}^{-x}}\le 0 pour x\ge 0 .
      Or f\left( 0 \right)=0 donc f\left( x \right)\le 0 et par suite {{\Gamma }_{ch}} décroissante pour x\ge 0.
      Par conséquent, {{\Gamma }_{ch}} est une fonction décroissante de H.
      Pour \left( H/\lambda \right)<<1 c’est-à-dire un empilement de faible hauteur, l’accélération réduite vaut 1 : l’empilement tombe sous l’effet de son poids réel car l’empilement n’est pas assez haut pour que les parois « retiennent » le système.
      Pour \left( H/\lambda \right)>>1 c’est-à-dire un empilement de hauteur importante, l’accélération réduite vaut λ/H << 1 qui est le rapport entre le poids apparent et le poids réel : l’empilement tombe sous l’effet de son poids apparent qui correspond au poids d’une hauteur λ du matériau granulaire. λ est la hauteur caractéristique d’empilement à partir de laquelle les parois « retiennent » le matériau granulaire (on constate d’ailleurs que λ diminue quand le coefficient de frottement statique augmente ce qui est logique).
    3. L’empilement inférieur B a une accélération {{\Gamma }_{ch}}\left( {{H}_{f}} \right) et l’empilement supérieur A une accélération {{\Gamma }_{ch}}\left( H-{{H}_{f}} \right). La fracture ne se refermera pas au cours de la chute si {{\Gamma }_{ch}}\left( {{H}_{f}} \right)>{{\Gamma }_{ch}}\left( H-{{H}_{f}} \right). Or {{\Gamma }_{ch}} est une fonction décroissante de H.
      Il faut donc que : {{H}_{f}}<H/2
      * *
      *

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