Corrigé centrale 91 M-P'
Première partie.
I- Collision neutron-noyau
1/ Conservation de la qdm : m→V1=m→V2+M→w2⇒→V1=→V2+A→w2
Conservation de l'énergie: 1/2 m→V21= 1/2 m→V22+ 1/2 M→w22⇒→V21=→V22+A→w22
2/ De →V1=→V2+A→w2, on tire : →V22=(→V1−A→w2)2=→V21+A→w22−2AV1w2cosθ
Soit cosθ=→V21−→V22+A2→w222AV1w2=A→w22+A2→w222AV1w2=w2V11+A2> 0 donc 0 < θ < π/2
En fonction des énergies : 1/2 m→V21= 1/2 m→V22+ 1/2 M→w22⇒E1−E2= 1/2 Am→w22 et E1= 1/2 m→V21
Alors cosθ=w2V11+A2=√E1−E2AE11+A2donc E2E1=1−4Acos2θ(1+A)2
à une cible de surface variant de 0 à (R1 + R2)2.
La probablité de recevoir un impact sur une couronne de rayon : b → b + db est :dP1=2πbdbπ(R1+R2)2
3/ Par définition: <−Ln[1−Kcos2θ]>b=<−Ln[1−Kb2(R1+R2)2]>b=−R1+R2∫0Ln[1−Kb2(R1+R2)2]db
En posant x=Kb2(R1+R2)2⇒ 1K[(1−x)Ln(1−x)−(1−x)]K0=1K[(1−K)Ln(1−K)−(1−K)+1]
Ce qui donne : 1+1−KKLn(1−K) cqfd . Il faut que 0 < K < 1 pour que la fonction aît un sens.
4/ On a obtenu E2E1=1−4Acos2θ(1+A)2=1−Kcos2θ avec K=4A(1+A)2< 1 si A > 1
on peut utiliser le résultat précédent : K=4A(1+A)2⇒1−K=(A−1A+1)2
Donc coefficient de ralentissement : γ=<−Ln[E2E1]>b=1+(1−A√2A)2Ln(A−1A+1)=
5/ a)La dérivée de γ vaut zéro pour : 0=(1−A√A){−(A1/2+A−1/22√2A)Ln(A−1A+1)−(1√A)(1(A+1))}
Le terme entre crochet ne s'annulant pas, la racine est A = 1. On vérifiera que c'est bien un maximum pour le ralentissement.
b) A-N : 1H (A = 1) γ = 1 ; 2H (A = 2) γ = 0,725 ; 12C (A = 12) γ = 0,158 ; 238U (A = 238) γ = 0,008 ;
III- Application aux ralentissements des neutrons.
1/ Il y a ½ kT par degré de liberté, donc E300K = 3/2kT = 3,9.10−2 eV.
C'est très faible devant l'énergie initiale des neutrons. On peut considèrer les noyaux immobiles, sauf pour les dernières collisions.
2 a/ Avec γ=<−Ln[E2E1]>b et en écrivant : EnE0=EnEn−1En−1En−2⋯E1E0⇒Ln(EnE0)=n∑1Ln(EpEp−1)
on a en raisonnant sur les valeurs moyennes : Ln(EnE0)=−nγ⇒En=E0e−γ
2b/ n=−1γLn(E300KE0)d'où 1H : n = 17 ; 2H : n = 24 ; 12C : n = 108 ; 238U : n = 214;
3a/ A une date t : v(t)=√2E(t)m, la durée moyenne intercollision est: Δt=λv(t)et le nombre de collisions par unité de temps est : dndt=1Δt⇒dndt=1λ√2Em.
3b/ L'équation Ln(EnE0)=−nγdonne, en passant à la limite : γdn=−Ln[E+dEE]=−dEE
soit : γdtλ√2Em=−dEE ; en posant y=EE0 on a γdtλ√2E0m=−dyy3/2
3c/ L'intégration conduit à : 2[y−1/2−1]=γλt√2E0msoit : √E0E=1+γ2λt√2E0m
4a/ On calcule d'abord √E0E≈5000 puis avec γ = 0,158 on trouve t = 120 µs .
On a toujours : √E0E>>1 donc t=2λγ√m2E indépendant de E0.
4b/ La distance parcourue pendant dt est : dx=v.dt=dt√2Em et on a aussi γdtλ√2Em=−dEE
donc dx=−λγdEE⇒x=λγLnE0E300K on trouve ainsi x = 2,8 m.
On peut remarquer que cette distance corespond à nλ puisque n=−1γLn(E300KE0).
Deuxième partie.
1a/ Avec ξ→u=A1M→ ⇒ le théorème d'Ampère donne→B=μ0I2πξ2→k∧ξ→u
1b/A1M→=(r−acosθ)→ur+asinθ→uθ⇒→B=B0ξ2{−asinθ→ur(r−acosθ)→uθetξ2=a2+r2−2arcosθ
1c/ →B′=B0{−asinθξ2=−[sinθ+2usinθcosθ−u2sinθ[1−4cos2θ]](r−acosθ)ξ2=[u−cosθ−2ucos2θ+u2cosθ[3−4cos2θ]]
2a/ Il faut faire une rotation de π et changer le signe du courant. Soit: →B″(u,θ)=−→B′(u,θ+π)
2b/ B1r=B′r(u,θ)−B′r(u,θ+π)=−2B0[sinθ−u2sinθ[1−4cos2θ]]
B1θ=B′θ(u,θ)−B′θ(u,θ+π)=−2B0[cosθ−u2cosθ[3−4cos2θ]]
en linéarisant : B1r=−2B0[sinθ+u2sin3θ] etB1θ=−2B0[cosθ+u2cos3θ]
3a/ Il faut faire une rotation d'angle − 2π/3 et d'angle +2π/3 .
3b/ Donc Br=B1r(u,θ)+B1r(u,θ−2π/3)+B1r(u,θ+2π/3)
Bθ=B1θ(u,θ)+B1θ(u,θ−2π/3)+B1θ(u,θ+2π/3)
Or {cos(θ−2π/3)+cos(θ+2π/3)=−cosθsin(θ−2π/3)+sin(θ+2π/3)=−sinθon a finalement:
II- Action du champ sur un neutron
1a/ Pour un dipôle donc deux cas possibles : E//=−B et E⊥=B
Soit en remplaçant B par CB0r2/a2⇒ E//=− 1/2 mΩ2r2 et E= 1/2 mΩ2r2
1b/ La force est donnée par : →F=−gr→adEp donc →F//=mΩ2→r et →F−−−−⧸/−−/=−mΩ2→r
Pour confiner il faut une force de rappel, seuls les neutrons antiparallèles peuvent être confinés.
2a/ La RFD donne : →F−−−−⧸/−−/=−mΩ2→r=md2→rdt2+md2zdt2→k ⇒−mΩ2→r=md2→rdt2etd2zdt2=0
2b/ L'intégration donne :→r(t)=→A1cosΩt+→A2sinΩt où →A1et→A2 sont des constantes.
soit avec les conditions initiales: z=v0t et →r(t)=x0→icosΩt+u0Ω→jsinΩt.
2c/ La trajectoire est une hélice d'axe Oz et de section elliptique.
3a/ Le neutron est confiné si le grand axe de l'ellipse est inférieur au rayon a; x0 étant plus petit que a il faut que:a>u0Ω soit encore :uC=aΩ.
3b/ A-N: uC = 5,9 m.s−1ce qui donne EC = 18.10−8 eV et aussi TC = 1,4.10−3 K
Ce résultat justifie l'appellation neutron ultra-froids.
3c/ La fonction de répartition de Boltzmann permet de calculer la fraction de neutrons qui ont une énergie inférieure à la valeur calculée précédemment:
F=EC∫01√2π1(kT)3/2√Eexp(−E/kT)dE
si T = 300 K << TC on peut simplifier ⇒F≈EC∫01√2π1(kT)3/2√EdE=1√2π1(kT)3/223[E3/2]EC0
Soit finalement : F=√34π[TCT]3/2≈5.10−9 donc extrémement faible.
4/ Les neutrons ont un mouvement de dérive suivant l'axe Oz. or les fils créant le champ magnétique ne peuvent être rééllement infinis. Le confinement n'a lieu que dans la partie centrale du dispositif et se termine lorsque les neutrons sortent du dispositif.
III- Amélioration du confinement
1a/ Pour les neutrons confinés : →F//=−mΩ2→r avec maintenant →r=O′M→=(ρ−R)→uρ+z→k
1b/ En cylindriques : →a=(¨ρ−ρ˙θ2)→uρ+(2˙ρ˙θ+ρ¨θ)→uθ+¨z→k
1c/ Equations du mouvement : {¨ρ−ρ˙θ2=−Ω2(ρ−R)2˙ρ˙θ+ρ¨θ=0¨z=−Ω2z
2a/ Compte tenu des conditions initiales: ¨z=−Ω2z⇒z=z0cos(Ωt)+V0ΩsinΩt.
2b/ 2˙ρ˙θ+ρ¨θ=1ρd(ρ2˙θ)dt=0⇒ρ2˙θ=Cte=ρ20ω0 "mouvement projeté sur x0y à force centrale".
2c/ Il reste l'équation en ρ(t): ¨ρ−ρ˙θ2=¨ρ−(ρ40ω20ρ3)=−Ω2(ρ−R)
3a/ si ω0 = 0 alors θ = θ0 est constant : ¨ρ=−Ω2(ρ−R)⇒(ρ−R)=(ρ0−R)cosΩt,
c'est l'équation paramètrique (z(t),ρ(t)) d'une ellipse de centre O'.
3b/ si ˙θ=Cte=ω0 alors ρ2=ρ20, la trajectoire est sinusoïde dessinée sur un cylindre d'axe Oz.
La trajectoire sera fermée si la durée d'un tour est un multiple de la période, soit Ω=nω0.
4a/ Si ρ=ρm[1+ε(t)] alors l'équation en ε est :ρm¨ε−(ρ40ω20ρ3m)[1−3ε]=−Ω2(ρm−R+ρmε)
4b/ La valeur moyenne correspond à ε = 0 : −(ρ40ω20ρ3m)=−Ω2(ρm−R)on a
4c/ Par différence : ρm¨ε+3(ρ40ω20ρ3m)ε+Ω2ρmε=0 soit : ¨ε+3(ρ40ω20ρ4m)ε+Ω2ε=0
ce qui s'intègre en ε(t)=ε0cos(Ω′t+φ0) en posant : Ω′=√3(ρ40ω20ρ4m)+Ω2.
Ce qui donne alors la vitesse angulaire: ˙θ=ρ20ω0ρ2≈ρ20ω0ρ2m[1−2ε].
4d/ Les trajectoires sont alors ses oscillations autour des sinusoïdes tracées sur un cylindre. La vitesse angulaire étant elle même oscillante.
5/ La pesanteur entaîne un mouvement de chute selon l'équation z = ½ gt2 qui s'ajoute aux oscillations. Au bout d'une période la "chute" vaut donc : h=2gπ2/Ω2 .
On calcule alors : h = 5,6 mm, ce qui n'est pas négligeable.
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Première partie.
I- Collision neutron-noyau
1/ Conservation de la qdm : m→V1=m→V2+M→w2⇒→V1=→V2+A→w2
Conservation de l'énergie: 1/2 m→V21= 1/2 m→V22+ 1/2 M→w22⇒→V21=→V22+A→w22
2/ De →V1=→V2+A→w2, on tire : →V22=(→V1−A→w2)2=→V21+A→w22−2AV1w2cosθ
Soit cosθ=→V21−→V22+A2→w222AV1w2=A→w22+A2→w222AV1w2=w2V11+A2> 0 donc 0 < θ < π/2
En fonction des énergies : 1/2 m→V21= 1/2 m→V22+ 1/2 M→w22⇒E1−E2= 1/2 Am→w22 et E1= 1/2 m→V21
Alors cosθ=w2V11+A2=√E1−E2AE11+A2donc E2E1=1−4Acos2θ(1+A)2
II- Modèle des sphères dures. 1/ La force de contact passe par le centre d'inertie, donc la vitesse →w2 sera dirigé suivant la réaction normale. On en déduit : sinθ=bR1+R2 2/ Le paramètre d'impact peut varier entre 0 et la valeur R1 + R2. Ce qui correspond pour le centre du neutron à |
La probablité de recevoir un impact sur une couronne de rayon : b → b + db est :dP1=2πbdbπ(R1+R2)2
3/ Par définition: <−Ln[1−Kcos2θ]>b=<−Ln[1−Kb2(R1+R2)2]>b=−R1+R2∫0Ln[1−Kb2(R1+R2)2]db
En posant x=Kb2(R1+R2)2⇒ 1K[(1−x)Ln(1−x)−(1−x)]K0=1K[(1−K)Ln(1−K)−(1−K)+1]
Ce qui donne : 1+1−KKLn(1−K) cqfd . Il faut que 0 < K < 1 pour que la fonction aît un sens.
4/ On a obtenu E2E1=1−4Acos2θ(1+A)2=1−Kcos2θ avec K=4A(1+A)2< 1 si A > 1
on peut utiliser le résultat précédent : K=4A(1+A)2⇒1−K=(A−1A+1)2
Donc coefficient de ralentissement : γ=<−Ln[E2E1]>b=1+(1−A√2A)2Ln(A−1A+1)=
5/ a)La dérivée de γ vaut zéro pour : 0=(1−A√A){−(A1/2+A−1/22√2A)Ln(A−1A+1)−(1√A)(1(A+1))}
Le terme entre crochet ne s'annulant pas, la racine est A = 1. On vérifiera que c'est bien un maximum pour le ralentissement.
b) A-N : 1H (A = 1) γ = 1 ; 2H (A = 2) γ = 0,725 ; 12C (A = 12) γ = 0,158 ; 238U (A = 238) γ = 0,008 ;
III- Application aux ralentissements des neutrons.
1/ Il y a ½ kT par degré de liberté, donc E300K = 3/2kT = 3,9.10−2 eV.
C'est très faible devant l'énergie initiale des neutrons. On peut considèrer les noyaux immobiles, sauf pour les dernières collisions.
2 a/ Avec γ=<−Ln[E2E1]>b et en écrivant : EnE0=EnEn−1En−1En−2⋯E1E0⇒Ln(EnE0)=n∑1Ln(EpEp−1)
on a en raisonnant sur les valeurs moyennes : Ln(EnE0)=−nγ⇒En=E0e−γ
2b/ n=−1γLn(E300KE0)d'où 1H : n = 17 ; 2H : n = 24 ; 12C : n = 108 ; 238U : n = 214;
3a/ A une date t : v(t)=√2E(t)m, la durée moyenne intercollision est: Δt=λv(t)et le nombre de collisions par unité de temps est : dndt=1Δt⇒dndt=1λ√2Em.
3b/ L'équation Ln(EnE0)=−nγdonne, en passant à la limite : γdn=−Ln[E+dEE]=−dEE
soit : γdtλ√2Em=−dEE ; en posant y=EE0 on a γdtλ√2E0m=−dyy3/2
3c/ L'intégration conduit à : 2[y−1/2−1]=γλt√2E0msoit : √E0E=1+γ2λt√2E0m
4a/ On calcule d'abord √E0E≈5000 puis avec γ = 0,158 on trouve t = 120 µs .
On a toujours : √E0E>>1 donc t=2λγ√m2E indépendant de E0.
4b/ La distance parcourue pendant dt est : dx=v.dt=dt√2Em et on a aussi γdtλ√2Em=−dEE
donc dx=−λγdEE⇒x=λγLnE0E300K on trouve ainsi x = 2,8 m.
On peut remarquer que cette distance corespond à nλ puisque n=−1γLn(E300KE0).
1a/ Avec ξ→u=A1M→ ⇒ le théorème d'Ampère donne→B=μ0I2πξ2→k∧ξ→u
1b/A1M→=(r−acosθ)→ur+asinθ→uθ⇒→B=B0ξ2{−asinθ→ur(r−acosθ)→uθetξ2=a2+r2−2arcosθ
1c/ →B′=B0{−asinθξ2=−[sinθ+2usinθcosθ−u2sinθ[1−4cos2θ]](r−acosθ)ξ2=[u−cosθ−2ucos2θ+u2cosθ[3−4cos2θ]]
2a/ Il faut faire une rotation de π et changer le signe du courant. Soit: →B″(u,θ)=−→B′(u,θ+π)
2b/ B1r=B′r(u,θ)−B′r(u,θ+π)=−2B0[sinθ−u2sinθ[1−4cos2θ]]
B1θ=B′θ(u,θ)−B′θ(u,θ+π)=−2B0[cosθ−u2cosθ[3−4cos2θ]]
en linéarisant : B1r=−2B0[sinθ+u2sin3θ] etB1θ=−2B0[cosθ+u2cos3θ]
3a/ Il faut faire une rotation d'angle − 2π/3 et d'angle +2π/3 .
3b/ Donc Br=B1r(u,θ)+B1r(u,θ−2π/3)+B1r(u,θ+2π/3)
Bθ=B1θ(u,θ)+B1θ(u,θ−2π/3)+B1θ(u,θ+2π/3)
Or {cos(θ−2π/3)+cos(θ+2π/3)=−cosθsin(θ−2π/3)+sin(θ+2π/3)=−sinθon a finalement:
Br=−2B0[3u2sin3θ] Bθ=−2B0[3u2cos3θ] donc C=6 4a/ Ligne de champ: d→ℓ//→B⇒drrdθ=BrBθ ⇒drr=sin3θcos3θdθ⇒r3=r30/cos3θ 4b/ ci-contre : allure des lignes de champ. 4c/ Module B(r)=6B0r2/a2, lignes isomodules B(r) = Cte sur un cercle de centre O |
1a/ Pour un dipôle donc deux cas possibles : E//=−B et E⊥=B
Soit en remplaçant B par CB0r2/a2⇒ E//=− 1/2 mΩ2r2 et E= 1/2 mΩ2r2
1b/ La force est donnée par : →F=−gr→adEp donc →F//=mΩ2→r et →F−−−−⧸/−−/=−mΩ2→r
Pour confiner il faut une force de rappel, seuls les neutrons antiparallèles peuvent être confinés.
2a/ La RFD donne : →F−−−−⧸/−−/=−mΩ2→r=md2→rdt2+md2zdt2→k ⇒−mΩ2→r=md2→rdt2etd2zdt2=0
2b/ L'intégration donne :→r(t)=→A1cosΩt+→A2sinΩt où →A1et→A2 sont des constantes.
soit avec les conditions initiales: z=v0t et →r(t)=x0→icosΩt+u0Ω→jsinΩt.
2c/ La trajectoire est une hélice d'axe Oz et de section elliptique.
3a/ Le neutron est confiné si le grand axe de l'ellipse est inférieur au rayon a; x0 étant plus petit que a il faut que:a>u0Ω soit encore :uC=aΩ.
3b/ A-N: uC = 5,9 m.s−1ce qui donne EC = 18.10−8 eV et aussi TC = 1,4.10−3 K
Ce résultat justifie l'appellation neutron ultra-froids.
3c/ La fonction de répartition de Boltzmann permet de calculer la fraction de neutrons qui ont une énergie inférieure à la valeur calculée précédemment:
F=EC∫01√2π1(kT)3/2√Eexp(−E/kT)dE
si T = 300 K << TC on peut simplifier ⇒F≈EC∫01√2π1(kT)3/2√EdE=1√2π1(kT)3/223[E3/2]EC0
Soit finalement : F=√34π[TCT]3/2≈5.10−9 donc extrémement faible.
4/ Les neutrons ont un mouvement de dérive suivant l'axe Oz. or les fils créant le champ magnétique ne peuvent être rééllement infinis. Le confinement n'a lieu que dans la partie centrale du dispositif et se termine lorsque les neutrons sortent du dispositif.
III- Amélioration du confinement
1b/ En cylindriques : →a=(¨ρ−ρ˙θ2)→uρ+(2˙ρ˙θ+ρ¨θ)→uθ+¨z→k
1c/ Equations du mouvement : {¨ρ−ρ˙θ2=−Ω2(ρ−R)2˙ρ˙θ+ρ¨θ=0¨z=−Ω2z
2a/ Compte tenu des conditions initiales: ¨z=−Ω2z⇒z=z0cos(Ωt)+V0ΩsinΩt.
2b/ 2˙ρ˙θ+ρ¨θ=1ρd(ρ2˙θ)dt=0⇒ρ2˙θ=Cte=ρ20ω0 "mouvement projeté sur x0y à force centrale".
2c/ Il reste l'équation en ρ(t): ¨ρ−ρ˙θ2=¨ρ−(ρ40ω20ρ3)=−Ω2(ρ−R)
3a/ si ω0 = 0 alors θ = θ0 est constant : ¨ρ=−Ω2(ρ−R)⇒(ρ−R)=(ρ0−R)cosΩt,
c'est l'équation paramètrique (z(t),ρ(t)) d'une ellipse de centre O'.
3b/ si ˙θ=Cte=ω0 alors ρ2=ρ20, la trajectoire est sinusoïde dessinée sur un cylindre d'axe Oz.
La trajectoire sera fermée si la durée d'un tour est un multiple de la période, soit Ω=nω0.
4a/ Si ρ=ρm[1+ε(t)] alors l'équation en ε est :ρm¨ε−(ρ40ω20ρ3m)[1−3ε]=−Ω2(ρm−R+ρmε)
4b/ La valeur moyenne correspond à ε = 0 : −(ρ40ω20ρ3m)=−Ω2(ρm−R)on a
4c/ Par différence : ρm¨ε+3(ρ40ω20ρ3m)ε+Ω2ρmε=0 soit : ¨ε+3(ρ40ω20ρ4m)ε+Ω2ε=0
ce qui s'intègre en ε(t)=ε0cos(Ω′t+φ0) en posant : Ω′=√3(ρ40ω20ρ4m)+Ω2.
Ce qui donne alors la vitesse angulaire: ˙θ=ρ20ω0ρ2≈ρ20ω0ρ2m[1−2ε].
4d/ Les trajectoires sont alors ses oscillations autour des sinusoïdes tracées sur un cylindre. La vitesse angulaire étant elle même oscillante.
5/ La pesanteur entaîne un mouvement de chute selon l'équation z = ½ gt2 qui s'ajoute aux oscillations. Au bout d'une période la "chute" vaut donc : h=2gπ2/Ω2 .
On calcule alors : h = 5,6 mm, ce qui n'est pas négligeable.
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