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Concours Physique ENS Ulm (C/S) M' 1995 (Corrigé)

ULM M’ 95
1.1°) A3=ρA1+τA2 et A4=τA1+ρA2
I3=A3A3=|ρ|2|A1|2+|τ|2|A2|2+ρτA1A2+ρτA1A2
I4=A4A4=|τ|2|A1|2+|ρ|2|A2|2+ρτA1A2+ρτA1A2
1.2°) Conservation de l’énergie: I3+I4=I1+I2=(|ρ|2+|τ|2)I1+(|ρ|2+|τ|2)I2+(ρτ+τρ)A1A2+(ρτ+τρ)A1A2
A2=0|ρ|2+|τ|2=1 et A1=0|ρ|2+|τ|2=1
Il reste (ρτ+τρ)A1A2+(ρτ+τρ)A1A2=0 soit Re{(ρτ+τρ)A1A2}=0, valable l’argument de A1A2 d’où ρτ+τρ=0
1.3°.α) ρ=ρ=ir et τ=τ=t r2+t2=1 et irtirt=0
1.3°.β) ρ=ρ=r et τ=τ=t r2+t2=1 et rtrt=0
Pour décider de l’un ou l’autre cas, il faut imaginer que la réflexion se fait sur un plan de référence (π) et que le déphasage est du à un parcours dans l’épaisseur d’un dépôt métallique. En plus le plan de référence peut produire un déphasage de 0 ou π mais il est le même que le rayon arrive à gauche ou à droite.
Dans le cas α, le plan de référence est au milieu d’une couche métallique; un déphasage de π2 se fait selon le trajet AIB pour le rayon de gauche et selon CID pour le rayon de droite.
Dans le cas β, le plan de référence est confondu avec une des faces de la lame métallique; un déphasage de π se fait selon IAB pour le rayon de gauche et aucun déphasage pour le rayon de droite.
Dans le Fabry-Pérot (dépôt métallique sur verre), c’est le cas réalisé.
2.1°) On prend ρ=ρ=r et τ=τ=t et on pose φ=4πdλ=4πνdc
Les lames sont supposées symétriques l’une de l’autre par rapport au plan médian.
Les amplitudes indiquées dans la lame sont les valeurs à droite pour l’onde se propageant vers la droite et les valeurs à gauche pour l’onde se propageant vers la gauche (sans indication des facteurs exponentiels).
A1A0=ττejφ2q=0ρ2qejqφ A1A0=t2ejφ21r2ejφ
I1I0=(1r2)21+r42r2cosφ
I1I0=11+msin2φ2 avec m=4r2(1r2)2 soit m=4ε2
A2A0=ρ+ττρejφq=0ρ2qejqφ=ρ(1t2ejφ1r2ejφ)=ρ1ejφ1r2ejφ
I2I0=msin2φ21+msin2φ2 avec m=4ε2; on bien I1+I2=I0 (ainsi, on aurait pu avoir I2 à partir de I1); la période en φ=4πνdc est égale à 2π I1 et I2 sont périodiques en fréquence de périodicité Δν=c2d
2.2°) ε<<1m=4ε2>>1.
On a un maximum de I1 égal à I0 si φ=2qπ soit si d=qc2ν et un minimum égal à I01+m voisin de 0 si φ=(2q+1)π soit si d=(q+12)c2ν; la courbe représentative est donnée ci-contre.
Soit 2ξ la largeur à mi-hauteur d’un pic avec ξtel que d=qc2ν±ξ φ=2πq±4πνξc et I1=I02 msin2(πq±2πνξc)=1 sin(2πνξc)=±1m et donc 2ξ=cπνm<<c2ν les pics sont très étroits.
2.3°) Entre deux pics successifs Δd=c2ν=λ2 (la moitié de la longueur d’onde).
2.4°) Si νν+dν, les abscisses des pics associés à ν sont dq=qc2ν et celles des pics associés à ν+dν sont dq=qc2(ν+dν); on obtient une série de doubles pics.
2.5°) A la limite de séparation le bord droit, à mi-hauteur, d’un pic, coïncide avec le bord gauche, à mi-hauteur de l’autre pic.
La courbe ci-contre représente les deux pics dans cette position et la courbe résultante.
On aura séparation si dqdq>2ξ soit si qc2(1ν1ν+dν)>2ξ=2πνm δν>2νqπm
Mais d=qc2ν δν=cdπm ou δνm=εc2πd
2.6°) ε=103etm=4.106 δνm=106Hz
d=qc2ν Δd=dΔνν or ν=cλ=4.74.1014Hz
soit Δd=1010m
2.7°) Le double pic peut être dû au voisinage d’un pic d’ordre q pour la radiation de longueur d’onde λet d’un pic d’ordre q+p pour la radiation de longueur d’onde λ+dλ: dλ=qλ2 et dλ+dλ=(q+p)λ+dλ2; on a confusion des deux pics si dλ=dλ+dλ d=pλ22Δλ avec p=±1,±2,...; pour Δν de l’ordre de Δνm, d=pcΔνm=300p soit 300 m pour p=±1; or d=5cm; pour des raies de structure hyperfine:
on peut conclure avec certitude.
2.8°) I1max=I0
2.9°) I1+I2=I0
2.10°) AA0=ρτejφ2q=0ρ2qejqφ=ρτejφ21ρ2ejφ II0=1εε11+msin2φ2
AA0=τq=0ρ2qejqφ=τ1ρ2ejφ II0=1ε11+msin2φ2
ε<<1 II+1ε11+msin2φ2 avec m=4ε2; il y a résonance pour I=I0.
2.11°) A travers une surface S parallèle aux miroirs, entre eux, le flux du vecteur de Poynting est π.S=(π+π).S et représente le différence entre le flux d’énergie dû à l’onde + et celui dû à l’onde -.
2.12°) Avec n entier relatif: φ=2πn+4πdc(ννn); à mi-hauteur sin2πdc(ννn)=±1m d’où δν=cdπm et I1I0=11+4(ννmΔν)2.
Le facteur 4 a été oublié dans le texte qui précisait bien largeur à mi-hauteur et non demi-largeur à mi-hauteur.
Q=νnΔν=dπmνc=2dπνεc=2dπελ Q=5.108
2.13°) On tient compte des durées de propagation; on étudie le régime transitoire du Fabry-Pérot; on prend la date t=0 quand le premier rayon transmis sort de l’appareil.
A1A0=t2nl=0r2lejlφ avec φ=2qπ (résonance) soit A1A0=t2nl=0r2l=1r2(n+1) et I1I0=[1r2(n+1)]2 avec n=ct2d; I1 tend vers zéro quand n tend vers l’infini; on se ramène à I1I0=[1rctd]2 après un décalage des temps légitime de 2d/c quand on passe d’une fonction discontinue en escalier à une fonction continue.
A1A0=t2nl=0r2lejlφ=r2n+1 et I2I0=r2(2n+1); I2 tend vers zéro quand n tend vers l’infini.
2.14°) r2=1εeε I1(t)=I0(1eεct2d)2; on ne trouve pas la formule du texte dans lequel l’exposant 2 a vraisemblablement été oublié.
2.15°) τc=2dcε
2.16°) τcΔν=1π (on trouve τcΔν=12π en prenant la demi-largeur à demi-hauteur).
2.17°) A l’instant initial, l’onde arrête d’émerger du Fabry-Pérot; la série géométrique est tronquée au début alors que c’était à la fin en 2.13°; A1A0=(A1A0)n(2.13)(A1A0)(2.13)=r2(n+1)d’où I1I0=r4(n+1) et I1I0=eεctd
et de même: A2A0=(A2A0)n(2.13)(A2A0)(2.13)=r2n+1d’où I2I0=r2(2n+1) et I2I0=eεctd
2.18°) Pour les deux intensités, la limite, quand n tend vers l’infini, est nulle alors qu’en 2.13° elle est I0 et 0 respectivement.
2.19°) L’onde n’est pas résonnante: si n, pour l’établissement: I1I011+msin2φ2 et I2I0msin2φ21+msin2φ2 alors que pour la rupture, les deux intensités tendent vers zéro.
2.20°) On indique « lentement » car il faut qu’un régime quasi-stationnaire soit réalisé et donc que la durée de déplacement soit très supérieure au temps de stockage de la cavité.
3.1°) On considère 2 miroirs identiques (pas dit dans le texte): AM1A1M2A2M1A3M2A4
¯FA1.¯FA=¯FA1.¯FA2 (formule de conjugaison de Newton) implique qu’après deux réflexions l’image A2 se confond avec l’objet A; le grandissement transversal, selon les formules de Newton, après ces deux réflexions est γt=f2¯FA1.¯FA1f1=1 et l’image d’un petit objet rectiligne perpendiculaire à l’axe est renversée; après 4 réflexions, deux sur chaque miroir, l’image d’un petit objet rectiligne perpendiculaire à l’axe se confond avec l’objet. D’après la relation de Lagrange-Helmoltz Gγt=1 pour un miroir et +1 pour un nombre pair de miroirs; on a donc le grandissement angulaire G=1.
Après 4 réflexions le rayon repart du même point de l’axe dans les mêmes direction et sens.
3.2°) L = 2f = R (rayon des miroirs)
Soit A le point sur l’axe de révolution; tout rayon issu de A repasse en A après 4 réflexions, dans le cadre de l’approximation de Gauss, d’où: (AA4)=4L=8f=4R; le chemin optique ne dépend pas du rayon considéré (stigmatisme approché); il ne dépend pas de l’angle d’inclinaison; en posant φ=8πνRc, on a le tableau suivant des amplitudes internes (juste avant sortie de la cavité):
Faisceau 1 Faisceau 2 Faisceau 3 Faisceau 4
Passage 1 A0τejφ0 A0τρejφ1 A0τρ2ejφ2 A0τρ3ejφ
Passage 2 A0τρ4ejφ0ejφ A0τρ5ejφ1ejφ A0τρ6ejφ2ejφ A0τρ7e2jφ
Passage 3 A0τρ8ejφ0e2jφ A0τρ9ejφ1e2jφ A0τρ10ejφ2e2jφ A0τρ11e3jφ
φ0,φ1,φ2,φ sont les déphasages le long des trajets internes.
A1A0=ττejφ0q=0ρ4qejqφ=t2ejφ01r4ejφ I1I0=(1r2)2(1r4)2+4r4sin2φ2
A2A0=ττρejφ1q=0ρ4qejqφ=rt2ejφ11r4ejφ I2I0=r2(1r2)2(1r4)2+4r4sin2φ2
A3A0=ττρ2ejφ2q=0ρ4qejqφ=r2t2ejφ21r4ejφ I3I0=r4(1r2)2(1r4)2+4r4sin2φ2
A4A0=ρ+ττρ3ejφq=0ρ4qejqφ=r(1r2ejφ)1r4ejφ I4I0=r2[(1r2)2+4r2sin2φ2](1r4)2+4r4sin2φ2
On vérifie que la somme des quatre intensités est l’intensité incidente.
3.3°) Le trajet admet z’z comme axe de symétrie d’où φ2φ0=φ2 et A3A1=r2ejφ2; à la résonance φ=2qπ
A1etA3 sont en phase si q est pair et en opposition de phase si q est impair.
3.4°) Les rayons (1) et (3) sont confondus avec z’z; on se retrouve dans le cas d’un Fabry-Pérot plan-plan d’où I13I0=(1r2)21+r42r2cosφ2 ce qu’on retrouve mais par un calcul compliqué en faisant interférer les ondes (1) et (3).
4.1°) Du fait de la symétrie de révolution (xOz et yOz, plans de symétrie équivalents), on peut montrer facilement qu’entre grandeurs de sortie et grandeurs d’entrée, pour un rayon quelconque: (xn+1αn+1yn+1βn+1)=(ab00cd0000ab00cd)(xnαnynβn)
Ceci revient à étudier la projection d’un rayon sur les plans xOz et yOz; il suffit d’étudier la marche d’un rayon méridien.
4.2°) On obtient quatre relations:
a) Dans le vide de gauche à droite: yn=yn+αnL
b) Réflexion sur M2 , à droite: avec la relation de conjugaison (origine au sommet): αn=αn2yn¯S2C2
c) Dans le vide de droite à gauche: yn+1=ynαnL
d) Réflexion sur le miroir de gauche M1: αn+1=αn2yn+1¯S1C1
D’où par éliminations successives, la relation matricielle: (yn+1αn+1)=(1+2L¯S2C22L(1+L¯S2C2)2¯S2C22¯S1C14L¯S1C1¯S2C21+2L¯S2C24L¯S1C1(1+L¯S2C2))(ynαn)
On remarque que le déterminant de la matrice de transfert vaut l’unité; on peut le voir par calcul direct ou bien en calculant la matrice comme produit de quatre matrices élémentaires chacune de déterminant unité.
4.3°) (ynαn)=Mn(y0α0); dans la base des vecteurs propres de M, M et sa puissance n sont diagonales d’éléments diagonaux les valeurs propres: (λ1,λ2) et (λn1,λn2); on en déduit que la solution dans la base des vecteurs propres est Yn=λn1Y0 et An=λn2A0; à l’aide de la matrice de changement de base, on repasse dans la base initiale; yn et αn sont donc combinaisons linéaires de λn1etλn2; les coefficients ne dépendent pas de n; l’équation aux valeurs propres, avec le déterminant de la matrice de transfert égal à l’unité est: λ2λtrace(M)+1=0; on en déduit que le produit des valeurs propres (complexes) vaut l’unité: λ1λ2=1; les valeurs propres peuvent s’écrire sous la forme: λ1=ρeiθ et λ2=1ρeiθ; si ρ1 l’une des racines a un module supérieur à l’unité et donc yn et αn divergent quand n devient grand: il y a instabilité. Pour avoir stabilité, il faut ρ=1.
4.4°) Les deux valeurs propres sont imaginaires: λ1=eiθ et λ2=eiθ; de ce fait: trace(M)=a+d=2cosθ; la condition de stabilité est donc: 2a+d2 soit en remplaçant a et d par leurs valeurs et en posant gi=1LRi le résultat: 0g1g21.
4.5°) Le domaine de stabilité est compris entre les deux branches de l’hyperbole équilatère.
Pour le Fabry-Pérot plan-plan les rayons de courbures sont infinis: le point (1,1) est le point représentatif.
Pour le Fabry-Pérot confocal les rayons sont égaux à L, le point représentatif est l’origine des axes.
4.6°) On veut yn=y0, xn=x0, αn=α0, βn=β0 Mn=I (matrice unité); dans la base des vecteurs propres, cette propriété reste vraie d’où λn1=1etλn2=1 et du fait que le produit des valeurs propres vaut l’unité: λ1=e2πiqn et λ1=e2πiqn; d’où λ1+λ2=2cos2πqn=a+d; avec les rayons égaux cos2πqn=14LR+2L2R2 ce qui conduit à l’équation (LR)22(LR)+sin2πqn=0 de racines LR=1±cosqπn q{0..n1}.
4.7°) xketyk sont combinaisons linéaires de λk1etλk2 avec des coefficients indépendants de k; on en déduit xk=Acos(2πkqn+φx) et yk=Acos(2πkqn+φy); il suffit que qk{0..n1} pour avoir toutes les valeurs possibles; on a bien n taches qui se répartissent sur une ellipse définie par son équation paramétrique.
4.8°) Si le trou est assez petit, le faisceau ne ressort plus quand L n’a pas exactement une des valeurs précédentes mais les taches en grand nombre, recouvrent une courbe proche de l’ellipse.
4.9°) Cavité multipassage: si n est élevé, le faisceau sera très affaibli (multiplication de l’intensité par r2n); pour le Fabry-Pérot sphérique, à résonance, I4=I04; il est meilleur du point de vue de l’intensité émergente.
5.1°) ΔE1c22Et2=0 et ΔB1c22Bt2=0
5.2°) Pour un métal parfait, en son voisinage: E=σε0n et B=μ0jsn
5.3°) divE=0fy=0 soit f=f(x,z)
5.4°) 2fx2+2fz2+ω2c2f=0
5.5°) Méthode de séparation des variables:f(x,z)=h(x)k(z)h; pour pouvoir assurer les conditions limites, il faut: \frac{h''}{h}=-{{\alpha }^{2}}, \frac{k''}{k}=-{{\gamma }^{2}} avec {\alpha ^2} + {\gamma ^2} = \frac{{{\omega ^2}}}{{{c^2}}}; les solutions sont sinusoïdales
et données par h = A\cos \alpha x + B\sin \alpha x et k = A\cos \gamma z + B\sin \gamma z;
Pour x = \pm \frac{X}{2} le champ électrique doit être normal \Rightarrow \vec E = 0 et h( \pm X/2) = 0 \Rightarrow A\cos \frac{{\alpha X}}{2} + B\sin \frac{{\alpha X}}{2} = A\cos \frac{{\alpha X}}{2} - B\sin \frac{{\alpha X}}{2} = 0 et donc \alpha = {n_1}\frac{\pi }{X} {n_1} \in \aleph
Pour z = \pm \frac{Z}{2} le champ électrique doit être normal \Rightarrow \vec E = 0 et k( \pm Z/2) = 0 \Rightarrow
C\cos \frac{{\gamma Z}}{2} + D\sin \frac{{\gamma Z}}{2} = C\cos \frac{{\gamma Z}}{2} - D\sin \frac{{\gamma Z}}{2} = 0 et donc \gamma = {n_2}\frac{\pi }{Z} {n_2} \in \aleph
Selon la parité de ces entiers: f(x,z) = {E_0}\left( {\begin{array}{*{20}{c}}{\cos \alpha x}\\{ou}\\{\sin \alpha x}\end{array}} \right)x\left( {\begin{array}{*{20}{c}}{\cos \gamma z}\\{ou}\\{\sin \gamma z}\end{array}} \right); la solution du texte n’est valable que si les deux entiers sont impairs.
5.6°) \alpha = {n_1}\frac{\pi }{X} \gamma = {n_2}\frac{\pi }{Z}
5.7°) \frac{{{\omega ^2}}}{{{c^2}}} = \left( {\frac{{n_1^2}}{{{X^2}}} + \frac{{n_2^2}}{{{Z^2}}}} \right){\pi ^2} {n_1}\;et\;{n_2} \in \aleph
5.8°) On a une condition de résonance analogue à d = q\frac{c}{{2\nu }}
5.9°) f(z) = {E_0}\cos \frac{{n\pi z}}{Z} si n est impair ou f(z) = {E_0}\sin \frac{{n\pi z}}{Z} si n est pair; \vec E = {E_0}\cos \frac{{n\pi z}}{Z}{\mathop{\rm Re}\nolimits} ({e^{i\omega t}}){\vec e_y} si n est impair.
5.10°) \vec j = \sigma \vec E; on fait l’hypothèse que la conductivité est réelle; l’équation de Maxwell-Ampère en régime sinusoïdal forcé s’écrit: \vec \nabla \wedge \vec B = {\mu _0}(\sigma + i{\varepsilon _0}\omega )\vec E et donc \vec \nabla \wedge \vec B \approx {\mu _0}\sigma \vec E si \sigma > > {\varepsilon _0}\omega ; d’après l’équation de Maxwell-Faraday \vec \nabla \wedge \vec E = - \frac{{\partial \vec B}}{{\partial t}} et la formule de calcul vectoriel \vec \nabla \wedge (\vec \nabla \wedge \vec E) = \vec \nabla (\vec \nabla .\vec E) - \vec \Delta \vec E, on obtient l’équation \Delta \vec E = {\mu _0}\sigma \frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}}.
5.11°) \vec E = \vec e(z){e^{i\omega t}} \Rightarrow \frac{{{\partial ^2}\vec e}}{{\partial {z^2}}} = \frac{{2i}}{{{\delta ^2}}}\vec e avec {\delta ^2} = \frac{2}{{{\mu _0}\sigma \omega }} et \vec e = \vec K{e^{ \pm \frac{{1 + i}}{\delta }z}}
La solution générale est combinaison linéaire des deux solutions: \vec{E}=\vec{E}{{'}_{0}}{{e}^{-\frac{1+i}{\delta }z}}{{e}^{i\omega t}}+\vec{E}{{''}_{0}}{{e}^{\frac{1+i}{\delta }z}}{{e}^{i\omega t}} soit
\vec{E}=\vec{E}{{'}_{0}}{{e}^{-\frac{z}{\delta }}}{{e}^{i(\omega t-\frac{z}{\delta })}}+\vec{E}{{''}_{0}}{{e}^{+\frac{z}{\delta }}}{{e}^{i(\omega t+\frac{z}{\delta })}}. Pour une propagation selon Oz: \vec E = \vec E{'_0}{e^{ - \frac{z}{\delta }}}{e^{i(\omega t - \frac{z}{\delta })}}; en plus le champ est transverse.
5.12°) Dans le métal:
\vec \nabla \wedge \vec E = - i\omega \vec B \Rightarrow \vec B = \frac{i}{\omega }\left( {\frac{{1 + i}}{\delta }} \right)({E_{0y}}{\vec e_x} - {E_{0x}}{\vec e_y}){e^{ - \frac{{1 + i}}{\delta }z}}{e^{i\omega t}} ou \vec B = \frac{{i - 1}}{{\omega \delta }}(\vec E{'_0} \wedge {\vec e_z}){e^{ - \frac{{1 + i}}{\delta }z}}{e^{i\omega t}}
Dans le vide:
\vec E = {E_0}\cos \alpha z{e^{i\omega t}}{\vec e_y} et \vec B = \frac{1}{{i\omega }}\frac{{\partial E}}{{\partial z}}{\vec e_x} \Rightarrow \vec B = i\frac{{{E_0}\alpha }}{\omega }\sin \alpha z\;{e^{i\omega t}}{\vec e_x}; or \alpha = \frac{\omega }{c} est la norme du vecteur d’onde \Rightarrow \vec B = i\frac{{{E_0}}}{c}\sin \alpha z\;{e^{i\omega t}}{\vec e_x}
5.13°) En z=Z/2, on écrit:
la continuité du champ électrique selon y’y: E{'_0}{e^{ - (1 + i)\frac{z}{{2\delta }}}} = {E_0}\cos \alpha \frac{Z}{2}
la continuité du champ magnétique (pas de courants surfaciques) selon x’x: \alpha {E_0}\sin \alpha \frac{Z}{2} = \frac{{(i - 1)}}{{\delta \omega }}E{'_0}{e^{ - \frac{{(1 + i)}}{{2\delta }}Z}}
Pour avoir des champs non nuls, il faut que le déterminant du système soit nul: \tan \alpha \frac{Z}{2} = \frac{{1 + i}}{{\delta \alpha }}.
5.14°) Avec les expressions de \delta et de \alpha on a \tan \omega \frac{Z}{{2c}} = (1 + i)\sqrt {\frac{\sigma }{{2{\varepsilon _0}\omega }}} et {\omega _0} = p\pi \frac{c}{Z} = (2q + 1)\pi \frac{c}{Z} (p est impair car le champ électrique est en cosinus); on a \omega = {\omega _0} + \varepsilon \Rightarrow \tan \left( {(q + \frac{1}{2})\pi + \varepsilon \frac{Z}{{2c}}} \right) = (1 + i){\left( {\frac{\sigma }{{2{\varepsilon _0}\omega }}} \right)^{\frac{1}{2}}}
Au premier ordre près, on peut remplacer \omega par {\omega _0} et du fait que deux angles complémentaires ont des tangentes dont le produit vaut 1, on a: - \frac{1}{{\tan \frac{{\varepsilon Z}}{{2c}}}} \approx (1 + i)\sqrt {\frac{\sigma }{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}} ; en assimilant la tangente à l’angle et en remplaçant {\omega _0} par sa valeur, on obtient la formule du texte: \omega = \frac{c}{Z}\left( {p\pi - \sqrt {\frac{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{\sigma }} + i\sqrt {\frac{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{\sigma }} } \right)
5.15°) {e^{i\omega t}} = {e^{i\frac{c}{Z}\left( {p\pi - \sqrt {\frac{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{\sigma }} } \right)t}}{e^{ - \sqrt {\frac{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{\sigma }} \frac{c}{Z}t}} \Rightarrow amortissement temporel de constante de temps \tau = \frac{Z}{c}\sqrt {\frac{\sigma }{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}} ; c’est comparable au régime transitoire du Fabry-Pérot quand on enlève la source (2.17°).
5.16°) \vec \pi = \frac{{\vec E \wedge \vec B}}{{{\mu _0}}} = \frac{{(\vec E + {{\vec E}^*}) \wedge (\vec B + {{\vec B}^*})}}{{4{\mu _0}}} = \frac{{(\vec E \wedge \vec B + {{\vec E}^*} \wedge {{\vec B}^*} + {{\vec E}^*} \wedge \vec B + \vec E \wedge {{\vec B}^*})}}{{4{\mu _0}}} \Rightarrow
\left\langle {\vec \pi } \right\rangle = \frac{{(\vec E \wedge {{\vec B}^*} + {{\vec E}^*} \wedge \vec B)}}{{4{\mu _0}}}=\frac{{{\mathop{\rm Re}\nolimits} ({{\vec E}^*} \wedge \vec B)}}{{2{\mu _0}}} ; or \vec E(Z/2,t) = {E_0}\cos \alpha \frac{Z}{2}\;{e^{i\omega t}}{\vec e_y} et \vec B(Z/2,t) = i\frac{{{E_0}}}{c}\sin \alpha \frac{Z}{2}\;{e^{i\omega t}}{\vec e_x} \Rightarrow \left\langle {\vec \pi } \right\rangle = -\frac{{E_0^2}}{{2{\mu _0}c}}{\mathop{\rm Re}\nolimits} [i{(\cos \alpha \frac{Z}{2})^*}\sin \alpha \frac{Z}{2}]{\vec e_z} puis 5.13° \Rightarrow \left\langle {\vec \pi } \right\rangle = -\frac{{E_0^2}}{{2{\mu _0}c}}{\mathop{\rm Re}\nolimits} \left[ {\frac{{i(1 + i)}}{{\delta \alpha }}\;{{\left| {\cos \alpha \frac{Z}{2}} \right|}^2}} \right]{\vec e_z} = \frac{{E_0^2}}{{2{\mu _0}}}\frac{{{{\left| {\cos \alpha \frac{Z}{2}} \right|}^2}}}{{\delta \omega }}\;{\vec e_z}
On remplace \alpha = \frac{\omega }{c} et \omega par leurs valeurs ce qui donne:
\left\langle {\vec \pi } \right\rangle = \frac{{{\varepsilon _0}cE_0^2}}{2}\sqrt {\frac{\sigma }{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}} \left( {c{h^2}\sqrt {\frac{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{\sigma }} - {{\sin }^2}\left( {(2n + 1)\frac{\pi }{2} - \sqrt {\frac{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{\sigma }} } \right)} \right){\vec e_z}.
En remplaçant le carré du sinus par celui du cosinus de l’angle complémentaire et en effectuant un développement limité au premier ordre en \frac{{{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{{2\sigma }}, on obtient: \left\langle {\vec \pi } \right\rangle = \frac{{{\varepsilon _0}cE_0^2}}{4}\sqrt {\frac{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{\sigma }} {\vec e_z}.
La densité moyenne d’énergie est \left\langle w \right\rangle = \frac{{{\varepsilon _0}}}{4}\vec E.{\vec E^*} + \frac{{{\varepsilon _0}{c^2}}}{4}\vec B.{\vec B^*} et après calcul \left\langle w \right\rangle = \frac{{{\varepsilon _0}E_0^2}}{4}ch2\sqrt {\frac{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{\sigma }} \frac{z}{Z}; on peut alors calculer l’énergie dans la cavité par intégration sur son volume:
W = \int\limits_{ - \frac{Z}{2}}^{\frac{Z}{2}} {wSdz} = \frac{{{\varepsilon _0}E_0^2S}}{4}\frac{{sh\sqrt {\frac{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{\sigma }} }}{{\frac{1}{Z}\sqrt {\frac{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{\sigma }} }} et par développement limité au premier ordre: W = \frac{{{\varepsilon _0}E_0^2}}{4}SZ
La puissance perdue dans le métal est P = 2\left\langle {\vec \pi .\vec S} \right\rangle = 2Wc\sqrt {\frac{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}{\sigma }} en tenant compte des deux faces dans la cavité et par ailleurs P = - \frac{{dW}}{{dt}}; on obtient une équation différentielle linéaire du premier ordre à coefficients constants en W dont l’intégration donne W = {W_0}{e^{ - \frac{t}{{\tau '}}}} avec \tau ' = \sqrt {\frac{\sigma }{{2{\varepsilon _0}{\omega _0}}}} \frac{Z}{{2c}} = \frac{\tau }{2} (\tau de 5.15°); quand on passe de l’amplitude à l’énergie, l’exposant est divisé par 2; l’énergie varie plus rapidement que l’amplitude.
6.1°) L’onde est voisine d’une onde plane: la dépendance en z (passage par toutes les valeurs de {e^{ - ikz}}) est contenue dans {e^{ - ikz}} dont la variation se fait sur la longueur caractéristique \lambda (longueur d’onde); u varie donc peu sur une distance de quelques longueurs d’onde.
Par ailleurs, le faisceau est étroit et donc limité latéralement; u varie rapidement avec x et y alors qu’il varie lentement en z. D’où: \left| {\frac{{{\partial ^2}u}}{{\partial {z^2}}}} \right| < < \left| {\frac{{{\partial ^2}u}}{{\partial {x^2}}}} \right|\;et\;\left| {\frac{{{\partial ^2}u}}{{\partial {y^2}}}} \right| et \left| {\frac{{\partial u}}{{\partial z}}} \right| < < \frac{{\left| u \right|}}{\lambda }
6.2°) Le champ électrique vérifie: \frac{{{\partial ^2}E}}{{\partial {x^2}}} + \frac{{{\partial ^2}E}}{{\partial {y^2}}} + \frac{{{\partial ^2}E}}{{\partial {z^2}}} + \frac{{{\omega ^2}}}{{{c^2}}}E = 0; il suffit de le remplacer par u(x,y,z){e^{i(\omega t - kz)}} avec k = \frac{\omega }{c} pour obtenir \frac{{{\partial ^2}u}}{{\partial {x^2}}} + \frac{{{\partial ^2}u}}{{\partial {y^2}}} + \frac{{{\partial ^2}u}}{{\partial {z^2}}} - 2ik\frac{{\partial u}}{{\partial z}} = 0; or k = \frac{{2\pi }}{\lambda }; en tenant compte des approximations: \frac{{{\partial ^2}u}}{{\partial {x^2}}} + \frac{{{\partial ^2}u}}{{\partial {y^2}}} - 2ik\frac{{\partial u}}{{\partial z}} = 0 équation d’onde paraxiale.
6.3°) Pour une onde sphérique divergente en M(x,y,z), issue de O(0,0,0), en appelant r la distance à OM le champ est E = \frac{{{E_0}}}{r}{e^{ - ikr}}{e^{i\omega t}} avec r = \sqrt {{x^2} + {y^2} + {z^2}} ; en z>0 E = \frac{{{E_0}}}{{\sqrt {{x^2} + {y^2} + {z^2}} }}{e^{ikz\left( {1 - \sqrt {1 + \frac{{{x^2} + {y^2}}}{{{z^2}}}} } \right)}}{e^{i(\omega t - kz)}} d’où {u_S}(x,y,z) = \frac{{{E_0}}}{{\sqrt {{x^2} + {y^2} + {z^2}} }}{e^{ikz\left( {1 - \sqrt {1 + \frac{{{x^2} + {y^2}}}{{{z^2}}}} } \right)}}. Pour une onde sphérique convergente en O, en z<0, on aurait la même expression.
6.4°) Si z >> x et y, alors u{'_S}(x,y,z) = \frac{{{E_0}}}{z}{e^{ - ik\left( {\frac{{{x^2} + {y^2}}}{{2z}}} \right)}}
6.5°) \frac{{{\partial ^2}u{'_S}}}{{\partial {x^2}}} = - ik\frac{{{E_0}}}{{{z^2}}}{e^{ - ik\left( {\frac{{{x^2} + {y^2}}}{{2z}}} \right)}}\left( {1 - ik\frac{{{x^2}}}{z}} \right) et de même en y
d’où \frac{{{\partial ^2}u{'_S}}}{{\partial {x^2}}} + \frac{{{\partial ^2}u{'_S}}}{{\partial {y^2}}} = - ik\frac{{{E_0}}}{{{z^2}}}{e^{ - ik\left( {\frac{{{x^2} + {y^2}}}{{2z}}} \right)}}\left( {2 - ik\frac{{{x^2} + {y^2}}}{z}} \right)
Par ailleurs 2ik\frac{{\partial u{'_S}}}{{\partial z}} = ik\frac{{{E_0}}}{{{z^2}}}{e^{ - ik\left( {\frac{{{x^2} + {y^2}}}{{2z}}} \right)}}\left( {2 - ik\frac{{{x^2} + {y^2}}}{z}} \right); on en déduit: \frac{{{\partial ^2}u{'_S}}}{{\partial {x^2}}} + \frac{{{\partial ^2}u{'_S}}}{{\partial {y^2}}} - 2ik\frac{{\partial u{'_S}}}{{\partial z}} = 0
u{'_S} est solution exacte de l’équation d’onde paraxiale.
6.6°) u(x,y,z) = A(z){e^{ - ik\left( {\frac{{{x^2} + {y^2}}}{{2q(z)}}} \right)}}; le même genre de calcul qu’en 6.5° donne: \frac{{2ik}}{A}\frac{{dA}}{{dz}} + \left( {\frac{{{k^2}}}{{{q^2}}}({x^2} + {y^2})(1 - \frac{{dq}}{{dz}}) + \frac{{2ik}}{q}} \right) = 0; on cherche A=A(z) et de ce fait le coefficient de {x^2} + {y^2} doit être nul \Rightarrow \frac{{dq}}{{dz}} = 1 et q(z) = {q_0} + z - {z_0}; puis \frac{{dA}}{{dz}} = - \frac{A}{{q(z)}} soit en intégrant A(z)q(z) = cste ou A(z) = {A_0}\frac{{{q_0}}}{{q(z)}}
6.7°) u(x,y,z) = \frac{{{A_0}{q_0}}}{{{q_0} + z - {z_0}}}{e^{ - ik\left( {\frac{{{x^2} + {y^2}}}{{2(q + z - {z_0})}}} \right)}} et selon le texte u(x,y,z) = {u_0}B{e^{ - ikB\left( {\frac{{{x^2} + {y^2}}}{2}} \right)}} avec B = \frac{1}{{R(z)}} - \frac{{2i}}{{k{w^2}(z)}}; en identifiant les phases on en déduit B = \frac{1}{{R(z)}} - \frac{{2i}}{{k{w^2}(z)}} = \frac{1}{{q(z)}} = \frac{1}{{{q_0} + z - {z_0}}} et en identifiant les amplitudes {u_0} = {A_0}{q_0}.
6.8°) On a {q_0} = {q_1} + i{q_2} avec {q_1} + z - {z_0} = \frac{{{{(k{w^2})}^2}R}}{{{{(k{w^2})}^2} + 4{R^2}}} et {q_2} = \frac{{2k{w^2}{R^2}}}{{{{(k{w^2})}^2} + 4{R^2}}}
d’où R(z) = \frac{{q_2^2}}{{{q_1} + z - {z_0}}} + {q_1} + z - {z_0} et {w^2}(z) = \frac{{2{q_2}}}{k}\left( {1 + \frac{{{{({q_1} + z - {z_0})}^2}}}{{q_2^2}}} \right)
R(z) représente le rayon de courbure de l’onde; il varie avec z; l’onde est plane si R devient infini et donc si {q_1} = 0 et z = {z_0}; on pose {w_0} = w({z_0}) et on obtient {q_2} = \frac{{kw_0^2}}{2} = {Z_0} (longueur de Rayleigh); avec ces notations: {Z_0} = {q_2} = \frac{{\pi w_0^2}}{\lambda } et {q_0} = i{Z_0} puis R(z) = \frac{{Z_0^2}}{{z - {z_0}}} + z - {z_0} et w(z) = {w_0}{\left( {1 + {{\left( {\frac{{z - {z_0}}}{{{Z_0}}}} \right)}^2}} \right)^{\frac{1}{2}}}
6.9°) En remplaçant dans l’expression du champ électrique, on trouve: E = {A_0}\frac{{{e^{ - iArc\tan \left( {\frac{{z - {z_0}}}{{{Z_0}}}} \right)}}}}{{{{\left[ {1 + {{\left( {\frac{{z - {z_0}}}{{{Z_0}}}} \right)}^2}} \right]}^{\frac{1}{2}}}}}{e^{ - \frac{{ik{r^2}}}{{2\left( {z - {z_0} + \frac{{Z_0^2}}{{z - {z_0}}}} \right)}}}}{e^{ - \frac{{k{r^2}}}{{2\left[ {1 + {{\left( {\frac{{z - {z_0}}}{{{Z_0}}}} \right)}^2}} \right]{Z_0}}}}}{e^{i(\omega t - kz)}} avec r = \sqrt {{x^2} + {y^2}}
Pour une surface d’onde, la phase est constante d’où: kz + Arc\tan \left( {\frac{{z - {z_0}}}{{{Z_0}}}} \right) + \frac{{k{r^2}}}{{2\left( {z - {z_0} + \frac{{Z_0^2}}{{z - {z_0}}}} \right)}} = cste
w(z) est la distance, selon une direction perpendiculaire à l’axe du faisceau, au bout de laquelle l’amplitude est divisée par e et l’intensité par e2; on l’appelle le rayon focal: il est fonction de z.
6.10°) w\frac{{dw}}{{dz}} = w_0^2\frac{{z - {z_0}}}{{{Z_0}}} s’annule si z = {z_0}; on a un minimum de w(z); en cet endroit le faisceau a une « section » minimale de rayon focal {w_0}(« waist » en anglais) et le rayon de courbure est infini. Le texte parle de « foyer », mais le nom est incorrect.
L’approximation \left| {\frac{{\partial u}}{{\partial z}}} \right| < < \frac{{\left| u \right|}}{\lambda } est vérifiée si r < < \frac{{kw_0^2}}{2}.
Enfin d’après l’expression du champ de 6.9°, l’abscisse z0 de la zone à rayon focal minimal et la valeur w0 de ce minimum déterminent totalement la géométrie du faisceau.
6.11°) L’onde en sortie est sphérique convergente de centre le foyer image F.
6.12°) On note e l’épaisseur de la lentille mince et n l’indice du verre dont elle est faite. Dans le cadre de l’approximation de Gauss, un rayon incident parallèle à l’axe traverse la lentille mince selon le segment IJ très court (inférieur à e) par rapport aux rayons de courbure R1 et R2 des faces et peu incliné par rapport à l’axe de la lentille. Le retard de phase introduit par la présence de la lentille est donc \phi (r) = k(n - 1)IJ. Soit en appelant H et H’ les projections de I et J sur l’axe et S1 et S2 les sommets des faces: \phi (r) = k(n - 1)(e - \overline {{S_1}H} - \overline {H'{S_2}} ); pour évaluer les deux segments, on raisonne sur le cercle ci-contre.
Soit α l’angle entre SS’ et IS’ qu’on retrouve entre IS et IH: \tan \alpha = \frac{r}{{2R - \overline {SH} }} = \frac{{\overline {SH} }}{r} \Rightarrow \overline {SH} \approx \frac{{{r^2}}}{{2R}} \Rightarrow
\phi (r) = k(n - 1)\left( {e - \frac{{{r^2}}}{2}\left( {\frac{1}{{{R_1}}} + \frac{1}{{{R_2}}}} \right)} \right) ; or la vergence de la lentille est V = \frac{1}{{f'}} = (n - 1)\left( {\frac{1}{{{R_1}}} + \frac{1}{{{R_2}}}} \right) d’où \phi (r) = \phi (0) - k\frac{{{V^2}}}{2}{r^2}
Les rayons de courbure sont comptés avec la convention: {R_1} = \overline {{S_1}{C_1}} et {R_2} = - \overline {{S_2}{C_2}} (attention au signe moins)
6.13°) Soit un point A sur z’z émettant une onde sphérique divergente avec \overline {OA} = {z_1}.
E = \frac{{{E_0}}}{{\left| {z - {z_1}} \right|}}{e^{ - ik\frac{{{r^2}}}{{2(z - {z_1})}}}}{e^{i(\omega t - kz)}} pour z > {z_1}; en z=0 et après traversée de la lentille, E = \frac{{{E_0}}}{{\left| {{z_1}} \right|}}{e^{ - ik\frac{{{r^2}}}{{2{z_1}}}}}{e^{ - i(\phi (r) - \phi (0))}}{e^{i(\omega t - \phi (0))}} = \frac{{{E_0}}}{{\left| {{z_1}} \right|}}{e^{ik\frac{{{r^2}}}{{2{z_1}}}\left( {\frac{1}{{{z_1}}} + \frac{1}{{f'}}} \right)}}{e^{i(\omega t - \phi (0))}}expression compatible avec une onde sphérique divergente centrée en A’, d’abscisse z2 positive qui s’écrit: E = \frac{{\underline {E{'_0}} }}{{\left| {{z_2}} \right|}}{e^{ik\frac{{{r^2}}}{{2{z_2}}}}}{e^{i\omega t}}; on ne cherche pas la relation entre les amplitudes complexes; il suffit d’identifier les phases et ce pour toute valeur de r dans le cadre de l’approximation de Gauss. On en déduit: \frac{1}{{{z_2}}} - \frac{1}{{{z_1}}} = \frac{1}{{f'}} = V; on peut généraliser à un système centré mince quelconque (indices extrêmes n et n’); il introduit un retard de phase \phi (r) = \phi (0) - {k_0}\frac{{{V^2}}}{2}{r^2} ce qui conduit à \frac{{f'}}{{{z_2}}} + \frac{f}{{{z_1}}} = 1 avec V = \frac{{n'}}{{f'}} = - \frac{n}{f}; pour un dioptre sphérique: V = \frac{{n' - n}}{{\overline {SC} }} et pour un miroir sphérique V = \frac{{ - 2n}}{{\overline {SC} }}.
6.14°) Pour l’onde incidente en z=0, {E_1}(x,y,0,t) = {u_{01}}\left( {\frac{1}{{{R_1}(0)}} - \frac{{2i}}{{kw_1^2(0)}}} \right){e^{ - \frac{{ik{r^2}}}{{2{R_1}(0)}}}}{e^{ - \frac{{{r^2}}}{{w_1^2(0)}}}}{e^{i\omega t}}
Juste après traversée de la lentille: {E_2}(x,y,0,t) = {u_{01}}\left( {\frac{1}{{{R_1}(0)}} - \frac{{2i}}{{kw_1^2(0)}}} \right){e^{ - \frac{{ik{r^2}}}{{2{R_1}(0)}}}}{e^{\frac{{ikV{r^2}}}{2}}}{e^{ - \frac{{{r^2}}}{{w_1^2(0)}}}}{e^{i\omega t}} ce qui est compatible avec une onde émergente du même type: {E_2}(x,y,0,t) = {u_{02}}\left( {\frac{1}{{{R_2}(0)}} - \frac{{2i}}{{kw_2^2(0)}}} \right){e^{ - \frac{{ik{r^2}}}{{2{R_2}(0)}}}}{e^{ - \frac{{{r^2}}}{{w_1^2(0)}}}}{e^{i\omega t}}
En identifiant les exposants imaginaires en r2, on a: \frac{1}{{{R_1}(0)}} - \frac{1}{{{R_2}(0)}} = V et {w_1}(0) = {w_2}(0); la première relation est la relation de conjugaison des « foyers » et la seconde exprime la continuité du rayon focal sur la lentille.
On a \frac{1}{{{q_1}(0)}} - \frac{1}{{{q_2}(0)}} = V; {R_2}(0) = - \left( {\frac{{Z_2^2}}{{{z_2}}} + {z_2}} \right) et {R_1}(0) = - \left( {\frac{{Z_1^2}}{{{z_1}}} + {z_1}} \right); {Z_1} = \frac{{kw_1^2}}{2} et {Z_2} = \frac{{kw_2^2}}{2};
{w_1}(0) = {w_1}{\left( {1 + {{\left( {\frac{{{z_1}}}{{{Z_1}}}} \right)}^2}} \right)^{\frac{1}{2}}}et {w_2}(0) = {w_2}{\left( {1 + {{\left( {\frac{{{z_2}}}{{{Z_2}}}} \right)}^2}} \right)^{\frac{1}{2}}}
On obtient: w_2^2\left( {1 + {{\left( {\frac{{{z_2}}}{{{Z_2}}}} \right)}^2}} \right) = w_1^2\left( {1 + {{\left( {\frac{{{z_1}}}{{{Z_1}}}} \right)}^2}} \right) et \frac{1}{{{z_2} + \frac{{Z_2^2}}{{{z_2}}}}} - \frac{1}{{{z_1} + \frac{{Z_1^2}}{{{z_1}}}}} = V = \frac{1}{{f'}}
Comme en 6.13° pour un système mince \frac{{f'}}{{{q_2}(0)}} + \frac{f}{{{q_1}(0)}} = 1.
A partir des 2 équations à 2 inconnues obtenues on peut calculer w2 et z2:
w_2^2 = \frac{{w_1^2\left( {1 + {{\left( {\frac{{{z_1}}}{{{Z_1}}}} \right)}^2}} \right)}}{{1 + {{\left[ {V\left( {{Z_1} + \frac{{z_1^2}}{{{Z_1}}}} \right) + \frac{{{z_1}}}{{{Z_1}}}} \right]}^2}}} et {z_2} = \frac{{\left[ {1 + {{\left( {\frac{{{z_1}}}{{{Z_1}}}} \right)}^2}} \right]\left( {{z_1} + V(Z_1^2 + z_1^2)} \right)}}{{1 + {{\left[ {V\left( {{Z_1} + \frac{{z_1^2}}{{{Z_1}}}} \right) + \frac{{{z_1}}}{{{Z_1}}}} \right]}^2}}}
Mais ces expressions ne servent à rien ensuite; merci d’en avoir demandé le calcul!
6.15°) Pour un miroir sphérique: \frac{1}{{{R_1}(0)}} + \frac{1}{{{R_2}(0)}} = - V = \frac{2}{{\overline {SC} }} et {w_1}(0) = {w_2}(0)
et w_2^2\left( {1 + {{\left( {\frac{{{z_2}}}{{{Z_2}}}} \right)}^2}} \right) = w_1^2\left( {1 + {{\left( {\frac{{{z_1}}}{{{Z_1}}}} \right)}^2}} \right) et \frac{1}{{{z_2} + \frac{{Z_2^2}}{{{z_2}}}}} + \frac{1}{{{z_1} + \frac{{Z_1^2}}{{{z_1}}}}} = V = \frac{1}{{f'}}
Le faisceau est stable si la zone de resserrement est unique (le faisceau résultant a une forme gaussienne) caractérisé par w1 et Z = \frac{{kw_1^2}}{2} et par les distances algébriques z1, z2 aux miroirs avec L = {z_2} - {z_1}; à partir de la relation de conjugaison, on obtient: {z_1} + \frac{{{Z^2}}}{{{z_1}}} = - {R_1} et {z_2} + \frac{{{Z^2}}}{{{z_2}}} = {R_2}; on remarque que les rayons de courbure du faisceau gaussien au niveau des miroirs sont les rayons de courbure des miroirs.
On a 3 équations à trois inconnues qui permettent de déterminer z1, z2 et w1. On calcule seulement z1, z2.
{z_2} = \frac{{L({R_1} - L)}}{{{R_1} + {R_2} - 2L}} {z_1} = \frac{{L(L - {R_2})}}{{{R_1} + {R_2} - 2L}} {Z^2} = \frac{{L({R_1} - L)({R_2} - L)({R_1} + {R_2} - L)}}{{{{({R_1} + {R_2} - 2L)}^2}}}
Avec {g_i} = 1 - \frac{L}{{{R_i}}} on peut écrire {Z^2} = {L^2}\frac{{{g_1}{g_2}(1 - {g_1}{g_2})}}{{{{({g_1} + {g_2} - 2{g_1}{g_2})}^2}}}>0 \Rightarrow 0 < {g_1}{g_2} < 1; c’est la condition de stabilité.
Notons que {z_1} = - L\frac{{{g_2}(1 - {g_1})}}{{{g_1} + {g_2} - 2{g_1}{g_2}}} et {z_2} = L\frac{{{g_1}(1 - {g_2})}}{{{g_1} + {g_2} - 2{g_1}{g_2}}}
6.16°) Si les deux rayons de courbure sont égaux: {Z^2} = \frac{L}{4}(2R - L) = \left( {\frac{{kw_1^2}}{2}} \right) \Rightarrow w_1^2 = \frac{1}{k}\sqrt {(2R - L)L}
La condition de stabilité est réalisée si R > L/2.
6.17°) Condition de résonance: sur un aller et retour, le long de z’z en particulier, le déphasage doit être un multiple entier de fois 2\pi soit sur un aller seulement un multiple entier de fois \pi ; or \varphi (z) = kz - Arc\tan \frac{{{z_0}}}{{{Z_0}}} et donc {\varphi _2} - {\varphi _1} = k({z_2} - {z_1}) - (Arc\tan \frac{{{z_2}}}{Z} - Arc\tan \frac{{{z_1}}}{Z}) = q\pi , q entier positif ou nul; on pose \gamma = Arc\tan \frac{{{z_2}}}{Z} - Arc\tan \frac{{{z_1}}}{Z}; le calcul donne {\cos ^2}\gamma = {g_1}{g_2} puis \nu = \frac{c}{{2L}}\left( {q + \frac{1}{\pi }Arc\cos \sqrt {{g_1}{g_2}} } \right); si les deux rayons sont égaux \nu = \frac{c}{{2L}}\left( {q + \frac{1}{\pi }Arc\cos \left( {1 - \frac{L}{R}} \right)} \right).
7.1°) L’équation de propagation de la composante x du champ électrique est \frac{{{\partial ^2}{E_x}}}{{\partial {x^2}}} + \frac{{{\partial ^2}{E_x}}}{{\partial {y^2}}} + \frac{{{\partial ^2}{E_x}}}{{\partial {z^2}}} + \frac{{{\omega ^2}}}{{{c^2}}}{E_x} = 0
{{E}_{x}}=f(x)g(y)h(z)\Rightarrow \frac{f''}{f}+\frac{g''}{g}+\frac{h''}{h}+\frac{{{\omega }^{2}}}{{{c}^{2}}}=0; pour pouvoir assurer les conditions limites, il faut: \frac{f''}{f}=-k_{x}^{2} \frac{g''}{g}=-k_{y}^{2} et \frac{h''}{h}=-k_{z}^{2} avec k_x^2 + k_y^2 + k_z^2 = \frac{{{\omega ^2}}}{{{c^2}}}; avec un des sommets de la cavité à l’origine des axes:
f(x) = A\cos {k_x}x + B\sin {k_x}x, g(y) = C\cos {k_y}y + D\sin {k_y}y, h(z) = E\cos {k_z}z + F\sin {k_z}z
Les conditions limites sont:
{E_x}(x = 0\;et\;x = X) = {E_y}(x = 0\;et\;x = X) = 0
{E_z}(y = 0\;et\;y = Y) = {E_x}(y = 0\;et\;y = Y) = 0
{E_x}(z = 0\;et\;z = Z) = {E_y}(z = 0\;et\;z = Z) = 0
g(0) = g(Y) = 0 et h(0) = h(Z) impliquent C = E = 0
g(y) = D\sin {k_y}y h(z) = F\sin {k_z}z
{k_y} = \pm \frac{{m\pi }}{Y} {k_z} = \pm \frac{{n\pi }}{Z}
{E_x} = ({A_1}\cos {k_x}x + {B_1}\sin {k_x}x)\sin {k_y}y\sin {k_z}z{e^{i\omega t}} et de même {E_y} = \sin k{'_x}x({A_2}\cos k{'_y}y + {B_2}\sin k{'_y}y)\sin k{'_z}z{e^{i\omega t}}
{{E}_{z}}=\sin k{{''}_{x}}x\sin k{{''}_{y}}y({{A}_{3}}\cos k{{''}_{z}}z+{{B}_{3}}\sin k{{''}_{z}}z){{e}^{i\omega t}}
Du fait que div\vec E = 0, il existe une combinaison linéaire entre les dérivées de ces composantes vraie pour tout x,y,z dans le domaine de la cavité; on peut en conclure qu’on a les mêmes composantes de vecteur d’onde entre les trois composantes du champ et donc que {k_x} = \pm \frac{{l\pi }}{X} {k_y} = \pm \frac{{m\pi }}{Y} {k_z} = \pm \frac{{n\pi }}{Z} avec l,m,n \in \aleph .
La combinaison linéaire est également vraie en x = 0 ou X, en y = 0 ou Y, en z = 0 ou Z; on en déduit {B_1} = {B_2} = {B_3} = 0 et {A_1}l + {A_2}m + {A_3}n = 0; en fait, il n’existe que deux constantes indépendantes;
{E_x} = {A_1}\cos {k_x}x\sin {k_y}y\sin {k_z}z{e^{i\omega t}} {E_y} = {A_2}\sin {k_x}x\cos {k_y}y\sin {k_z}z{e^{i\omega t}} {E_z} = {A_3}\sin {k_x}x\sin {k_y}y\cos {k_z}z{e^{i\omega t}}
On peut également calculer les composantes du champ magnétique et vérifier que le champ magnétique a des composantes normales nulles sur les faces de la cavité.
Enfin k_x^2 + k_y^2 + k_z^2 = \frac{{{\omega ^2}}}{{{c^2}}} implique \nu = \frac{c}{2}{\left( {\frac{{{l^2}}}{{{X^2}}} + \frac{{{m^2}}}{{{Y^2}}} + \frac{{{n^2}}}{{{Z^2}}}} \right)^{\frac{1}{2}}}.
7.2°) Dans l’espace des vecteurs d’onde, les extrémités des vecteurs d’onde possibles définissent un réseau cubique dont la maille élémentaire à les cotés \frac{\pi }{X},\frac{\pi }{Y},\frac{\pi }{Z} de volume v = \frac{{{\pi ^3}}}{{XYZ}} = \frac{{{\pi ^3}}}{V}; la zone sphérique de rayons k et k+dk a le volume d\tau = 4\pi {k^2}dk; un mode correspond à une onde progressive qui se réfléchit sur les différentes faces soit à \pm l, \pm m, \pm n; il faut compter un huitième du volume de la zone sphérique; en plus, pour l,m,n donnés on a deux états de polarisation indépendants ({A_1} = 0 ou {A_2} = 0); le nombre de modes de norme de vecteur d’onde compris entre k et k+dk est dn = \frac{2}{8}\frac{{4\pi {k^2}dk}}{{{\pi ^3}}}V; c’est aussi le nombre de modes de fréquence comprise entre \nu \;et\;\nu + d\nu \Rightarrow dn = 8\pi V\frac{{{\nu ^2}}}{{{c^3}}}d\nu et {\rm N}(\nu ) = V\frac{{8\pi {\nu ^2}}}{{{c^3}}}
7.3°) Le calcul de I fait intervenir des intégrales du type \int\limits_0^X {\cos {n_1}\frac{\pi }{X}\cos {n_2}\frac{\pi }{X}dx} ou bien en sinus, qu’on linéarise en intégrales de cosinus faisant figurer la somme ou la différence des deux entiers; ces intégrales sont nulles si les entiers sont différents. De ce fait I = 0.
7.4°) Les champs électrique et magnétique sont combinaison linéaire des champs des modes propres; quand on les remplace dans l’expression de la densité d’énergie électromagnétique on fait intervenir en développant des intégrales de produits de champs qui sont nulles et des intégrales proportionnelles au carré des champs des modes propres; pour chaque mode un terme est proportionnel au carré du champ électrique et un autre au carré du champ magnétique; on a deux termes quadratiques par mode propre; en retenant, selon le théorème d’équipartition de l’énergie, l’énergie kT/2 par degré de liberté, on a l’énergie kT par mode propre.
On retrouve le théorème de Rayleigh-Jeans qui dit que chaque mode est équivalent à un oscillateur harmonique linéaire. D’où:
dU(\nu ) = {\rm N}(\nu )d\nu = V\frac{{8\pi {\nu ^2}kT}}{{{c^3}}}d\nu soit une densité d’énergie spectrale u(\nu ) = \frac{{8\pi {\nu ^2}kT}}{{{c^3}}}.
7.5°) {U_t} = \int\limits_0^\infty {U(\nu )d\nu } = \frac{{\pi kTV}}{{{c^3}}}\int\limits_0^\infty {{\nu ^2}d\nu } ; l’intégrale n’est pas définie; l’énergie emmagasinée ne peut être infinie.
7.6°) La probabilité de l’énergie {E_n} = nh\nu pour le mode propre de fréquence \nu est {P_n} = A{e^{ - \frac{{nh\nu }}{{kT}}}}; or \sum\limits_{n = o}^\infty {{P_n}} = 1(ne pas oublier n=0; la probabilité de l’état d’énergie nulle est non nulle); d’où {P_n} = \frac{{{e^{ - \frac{{nh\nu }}{{kT}}}}}}{{\sum\limits_{n = 0}^\infty {{e^{ - \frac{{nh\nu }}{{kT}}}}} }}
7.7°) L’énergie moyenne du mode de fréquence \nu est {\rm E}(\nu ) = \sum\limits_{n = o}^\infty {{P_n}} {E_n} = \frac{{\sum\limits_{n = 0}^\infty {nh\nu {e^{ - \frac{{nh\nu }}{{kT}}}}} }}{{\sum\limits_{n = 0}^\infty {{e^{ - \frac{{nh\nu }}{{kT}}}}} }}
x = \frac{{h\nu }}{{kT}} \Rightarrow {\rm E}(\nu ) = xkT\frac{{\sum\limits_{n = 0}^\infty {n{e^{ - nx}}} }}{{\sum\limits_{n = 0}^\infty {{e^{ - nx}}} }} = - xkT\frac{{\frac{d}{{dx}}\sum\limits_{n = 0}^\infty {n{e^{ - nx}}} }}{{\sum\limits_{n = 0}^\infty {{e^{ - nx}}} }} = - xkT\frac{d}{{dx}}\ln \sum\limits_{n = 0}^\infty {{e^{ - nx}}} = - xkT\frac{d}{{dx}}\ln \frac{1}{{1 - {e^{ - x}}}} = kT\frac{x}{{{e^x} - 1}}
{\rm E}(\nu ) = \frac{{h\nu }}{{{e^{\frac{{h\nu }}{{kT}}}} - 1}}.
En fait cette démonstration n’est pas valable car les photons obéissent à la statistique de Bose-Einstein et l’énergie d’un oscillateur linéaire n’est pas {E_n} = nh\nu mais {E_n} = (n + \frac{1}{2})h\nu ; dans l’état fondamental, à une température absolue de O K, avec la formule du texte, l’oscillateur à une énergie nulle; c’est-à-dire que la somme de l’énergie cinétique \frac{1}{2}m{v^2} et de l’énergie potentielle \frac{1}{2}k{x^2}est nulle; de ce fait vitesse et abscisse sont nulles simultanément ce qui est contraire au principe d’indétermination de Heisenberg.
7.8°) dU = \frac{{8\pi V{\nu ^2}}}{{{c^3}}}\frac{{h\nu }}{{{e^{\frac{{h\nu }}{{kT}}}} - 1}}d\nu \Rightarrow {u_\nu } = V\frac{{8\pi h{\nu ^3}/{c^3}}}{{{e^{\frac{{h\nu }}{{kT}}}} - 1}}; c’est la loi de Planck, relative au corps noir (intérieur d’un four isotherme); l’énergie du corps noir est {U_t} = V\frac{{2\pi h}}{{{c^3}}}\int\limits_{\nu = 0}^\infty {\frac{{{\nu ^3}}}{{{e^{\frac{{h\nu }}{{kT}}}} - 1}}} \;d\nu ; elle est finie car la fonction se comporte comme {\nu ^3}{e^{ - \frac{{h\nu }}{{kT}}}} quand la fréquence tend vers l’infini et que l’exponentielle l’emporte.
7.9°) On peut définir la densité d’énergie totale {u_t} = \frac{1}{V}\int\limits_0^\infty {U(\nu )d\nu } , d’une part car l’intégrale qui l’exprime est définie mathématiquement et d’autre part car on a équilibre thermique; l’énergie se répartit sur tous les modes et se répartit également dans l’espace de la cavité.
7.10°) x = \frac{{h\nu }}{{kT}} {u_t} = \frac{{8\pi h}}{{{c^3}}}{\left( {\frac{{kT}}{h}} \right)^4}\int\limits_0^\infty {\frac{{{x^3}dx}}{{{e^x} - 1}}} soit {u_t} = \sigma {T^4}
avec \sigma = \frac{{8{\pi ^5}{k^4}}}{{15{h^3}{c^3}}} ; c’est la loi de Stéphan-Boltzmann; la densité d’énergie totale est proportionnelle à la puissance quatrième de la température absolue.

Concours Physique ENS Ulm, Lyon, Cachan (bio) 1995 (Corrigé)


MECANIQUE DES FLUIDES VISQUEUX: Loi de Poiseuille
(ENS Ulm, Lyon, Cachan 1995, groupe E/S (= option Bio), Durée 4h)
A) Etablissement de la loi de Poiseuille
1) a) Soit le système des coordonnées cylindriques, repérées à partir de la base orthonormée directe \left( {O,\;{{\vec u}_r},\;{{\vec u}_\theta },\;{{\vec u}_y}} \right), telle que \left( {{{\vec u}_z},\;{{\vec u}_r}} \right)\; = \;\theta .
Posons: PA = PB = P0, la pression sur l’axe du cylindre.
µ, la masse volumique du fluide.
Calculons:

* La force pressante s’exerçant sur la base passant par A:
{\vec F_A}\; = \;{\vec u_y}\;\int_{r = 0}^r {\int_{\theta = 0}^{2\pi } {\;\left( {{P_0}\; - \;\mu \;g\;r\;\cos \theta } \right)\;r\;dr\;d\theta } } \; = \;{P_0}\;\pi {r^2}\;{\vec u_y}
* La force pressante s’exerçant sur la base passant par B:
{\vec F_B}\; = \; - \;{\vec u_y}\;\int_{r = 0}^r {\int_{\theta = 0}^{2\pi } {\;\left( {{P_0}\; - \;\mu \;g\;r\;\cos \theta } \right)\;r\;dr\;d\theta } } \; = \; - \;{P_0}\;\pi {r^2}\;{\vec u_y}
* La force pressante s’exerçant sur la surface latérale:
\begin{array}{l}{{\vec F}_{lat}}\; = \;\int_{y = 0}^l {\int_{\theta = 0}^{2\pi } {\;\left( {{P_0}\; - \;\mu \;g\;r\;\cos \theta } \right)\;dy\;r\;d\theta \;{{\vec u}_r}} } \;avec\;{{\vec u}_r}\; = \;\cos \;\theta \;{{\vec u}_z}\; + \;\sin \;\theta \;{{\vec u}_x}\\{{\vec F}_{lat}}\; = \;\pi {r^2}\;l\;\mu \;g\;{{\vec u}_z}\;\end{array}
* La force pressante résultante s’exerçant sur le cylindre vaut:
\;\;{{\rm{\vec F}}_{\rm{P}}}\; = \;\pi {{\rm{r}}^{\rm{2}}}\;{\rm{l}}\;\mu \;{\rm{g}}\;{{\rm{\vec u}}_{\rm{z}}}\;\;
1) b) On retrouve le théorème d’Archimède: La force pressante est égale à l’opposé du poids du volume de fluide déplacé.
2) a) Les forces qui s’exercent sur le cylindre sont:
* la force pressante: {{\rm{\vec F}}_{\rm{P}}}\; = \;\pi {{\rm{r}}^{\rm{2}}}\;{\rm{l}}\;\mu \;{\rm{g}}\;{{\rm{\vec u}}_{\rm{z}}}
* le poids: {\rm{\vec P}}\; = \; - \;\pi {{\rm{r}}^{\rm{2}}}\;{\rm{l}}\;\mu \;{\rm{g}}\;{{\rm{\vec u}}_{\rm{z}}}
Leur résultante est nulle, comme pour tout mouvement rectiligne uniforme.
2) b) Pendant la durée dt, le volume de fluide qui traverse une section droite πa2 vaut πa2 v dt. Donc, le débit volumique vaut \;\;Q\; = \;\pi {a^2}\;v\;\;
3) a) Les forces qui s’exercent sur le cylindre sont:
* La force pressante s’exerçant sur la base passant par A:
{\vec F_A}\; = \;{\vec u_y}\;\int_{r = 0}^r {\int_{\theta = 0}^{2\pi } {\;\left( {{P_A}\; - \;\mu \;g\;r\;\cos \theta } \right)\;r\;dr\;d\theta } } \; = \;{P_A}\;\pi {r^2}\;{\vec u_y}
* La force pressante s’exerçant sur la base passant par B:
{\vec F_B}\; = \; - \;{\vec u_y}\;\int_{r = 0}^r {\int_{\theta = 0}^{2\pi } {\;\left( {{P_B}\; - \;\mu \;g\;r\;\cos \theta } \right)\;r\;dr\;d\theta } } \; = \; - \;{P_B}\;\pi {r^2}\;{\vec u_y}
* La force pressante s’exerçant sur la surface latérale: \begin{array}{l}{{\vec F}_{lat}}\; = \;\int_{y = 0}^l {\int_{\theta = 0}^{2\pi } {\;\left( {\left( {{P_A}\; - \;\frac{{\left( {{P_A}\; - \;{P_B}} \right)\;y}}{l}} \right)\; - \;\mu \;g\;r\;\cos \theta } \right)\;dy\;r\;d\theta \;{{\vec u}_r}} } \;avec\;{{\vec u}_r}\; = \;\cos \;\theta \;{{\vec u}_z}\; + \;\sin \;\theta \;{{\vec u}_x}\\{{\vec F}_{lat}}\; = \;\pi {r^2}\;l\;\mu \;g\;{{\vec u}_z}\;\end{array}
* le poids:
{\rm{\vec P}}\; = \; - \;\pi {{\rm{r}}^{\rm{2}}}\;{\rm{l}}\;\mu \;{\rm{g}}\;{{\rm{\vec u}}_{\rm{z}}}
* la force de frottement visqueux:
\begin{array}{l}{{\vec F}_f}\; = \;\int_{y = 0}^l {\int_{\theta = 0}^{2\pi } {\; - \;\eta \;\left| {\frac{{dv}}{{dr}}} \right|\;dy\;r\;d\theta \;{{\vec u}_y}} } \;\\{{\vec F}_f}\; = \; + \;2\pi r\;l\;\eta \;\frac{{\partial v}}{{\partial r}}\;{{\vec u}_y}\;\end{array}
car, par suite du frottement visqueux, v est une fonction décroissante de r.
3) b) Appliquons le principe fondamental de la dynamique au cylindre, en projection sur l’axe Oy:
\pi {r^2}\;l\;\mu \;\frac{{\partial v}}{{\partial t}}\;{\vec u_y}\; = \;\pi {r^2}\;\left( {{P_A}\; - \;{P_{\bf{B}}}} \right)\;{\vec u_y}\; + \;2\pi r\;l\;\eta \;\frac{{\partial v}}{{\partial r}}\;{\vec u_y}
En régime permanent, v ne dépend plus que de r. Donc:
\;\;\frac{{dv}}{{dr}}\; = \; - \;\frac{{{P_A}\; - \;{P_B}}}{{2\;l\;\eta }}\;r\;\;
3) c) En tenant compte du fait que v = 0 pour r = a, on obtient:
\;\;v\; = \;\frac{{{P_A}\; - \;{P_B}}}{{4\;l\;\eta }}\;\left( {{a^2}\; - \;{r^2}} \right)\; = \;{v_{\max }}\;\left( {1\; - \;\frac{{{r^2}}}{{{a^2}}}} \right)\;\;

4) a) dQ\; = \;2\pi \;r\;dr\;v(r)\; = \;\pi \;\frac{{{P_A}\; - \;{P_B}}}{{2\;l\;\eta }}\;\left( {{a^2}r\; - \;{r^3}} \right)\;dr
4) b) \;\;Q\; = \;\int_{r = 0}^a {dQ} \; = \;\frac{{\pi {a^4}\;\left( {{P_A}\; - \;{P_B}} \right)}}{{8\;l\;\eta }}\;\;
4) c) D’après (A,2,b), vm = Q/πa2.
D’après (A,3,c) et (A,4,b), vmax = 2Q/πa2.
Donc: vmax = 2 vm.

B) Analogie électrique
1) On peut faire correspondre:
* résistance électrique Re et résistance hydraulique R
* intensité électrique I = charge qui traverse une section par unité de temps, et débit volumique Q = volume qui travers une section par unité de temps
* chute de tension VA - VB et perte de charge PA - PB
* force de frottement visqueux s’exerçant sur les électrons en régime permanent, et responsable de l’effet Joule, et force de frottement visqueux s’exerçant sur le fluide, et responsable de l’échauffement du fluide.
Une différence cependant: la vitesse de déplacement des électrons est uniforme sur toute la section droite en régime permanent.
2) * Association série:
Le débit masse Q est commun.
PA - PB = R1 Q + R2 Q + ... + Rn Q = (Σk Rk) Q = R Q.
On retrouve la loi d’association série des résistances: R = Σk Rk.
* Association parallèle:
La perte de charge PA - PB est commune.
PA - PB = R1 Q1 = R2 Q2 = ... = Rn Qn
Q = Σk Qk = (PA - PB) (Σk 1/Rk) = (PA - PB)/R
On retrouve la loi d’association parallèle des resistances: 1/R = (Σk 1/Rk).
3) Pour un conducteur électrique filiforme, Re = ρ l / π a2.
En remplaçant Q par son expression au sein de la loi de Poiseuille, on obtient
R = 8 η l / π a4.
La différence entre les deux expressions, qui se situe au niveau de l’exposant de a, provient du fait que la vitesse d’écoulement d’un fluide visqueux n’est pas uniforme sur une section droite, tandis qu’elle l’est pour les électrons dans un conducteur homogène en régime permanent.

C) Quelques applications à la circulation sanguine
1) P = µHg g h ⇒ Ps = 17,3 kPa
Pd = 10,7 kPa
2) a) lg v + lg S = cte ⇔ v.S = cte ⇔ Q = cte
Aorte Capillaires Veine cave
v (m.s-1) 0,3 4,2.10-4 0,2
S (m2) 3.10-4 0,22 4,4.10-4
Q (cm3.s-1) 90 92 88
2) b) τ = l/v = lS/vS = V/Q
Le volume sanguin total est environ 4,5 l. Mais il y a deux réseaux. Pour celui qui nous intéresse, on déduit τ ≈ 30 s.
3) a)
Aorte Capillaires Veine cave
R = (PA - PB)/Q (Pa.s.m-3) 1,11.108 0,11.108 0,17.108
3) b) R = 8 η l / π a4 = 2,9.1014 Pa.s.m-3.
3) c) En appliquant la loi d’association parallèle des résistances, on obtient: n = R/Rc = 26 millions de capillaires, ce qui correspond à une section de 13 cm2; le schéma indique 4 cm2. L’ordre de grandeur est donc respecté.
4) R = 8 η l / π a4 = 1,7.1010 Pa.s.m-3.
PA - PB = µ’ g h’ = 8 kPa.
Q = (PA - PB)/R = 0,47 cm3.s-1 = 0,5 % du débit sanguin.
D) Régulation dans le système cardio-vasculaire

1) La loi de Poiseuille nous indique que l = α a4 ΔP / η Q.
Le facteur le plus important est le rayon des vaisseaux (4 fois plus important que les autres, en différentielle logarithmique).
2) En appliquant , on obtient R1 = 5,0.108 Pa.s.m-3.
R2 = 3,1.108 Pa.s.m-3.
R3 = 5,0.108 Pa.s.m-3.
En appliquant la loi d’association parallèle des résistances, on obtient R0 = 1,4.108 Pa.s.m-3.
3) En appliquant la loi d’association parallèle des résistances, on obtient
R’ = 1,0.108 Pa.s.m-3.
On en déduit ΔP’ = R’/Q0 = 9,4 kPa, donc Q’1 = ΔP’/R1 = 18,8 cm3.s-1.
Q’2 = ΔP’/R2 = 15,0 cm3.s-1.
Q’3 = ΔP’/R3 = 56,3 cm3.s-1.
4) a) ΔP = (Q0 - Q)/α + ΔP0.
Q’ = Q0 - α (ΔP’ - ΔP0) = 287 cm3.s-1.

4) b) ΔP’’ = R’ Q’’ = R’ [Q0 - α (ΔP’’ - ΔP0)]
⇔ ΔP’’ = R’ [Q0 + α ΔP0]/(1+R’α) = 12,1 kPa
⇒ Q’’ = Q0 - α (ΔP’’ - ΔP0) = 116 cm3.s-1.
Q’’1 = ΔP’’/R1 = 24,2 cm3.s-1.
Q’’2 = ΔP’’/R2 = 19,3 cm3.s-1.
Q’’3 = ΔP’’/R3 = 72,5 cm3.s-1.
4) c) La dernière situation correspond à une meilleure régulation que la précédente, (M’’ est beaucoup plus proche de M0 que M’, comme le montre le dessin de la question (4,a)), donc à un meilleur fonctionnement de l’organisme.
E) Quelques considérations énergétiques

1) Pm = ΔP0 . S . v = ΔP0 . Q = 1,1 W = 1% de P totale.
Cette puissance sert à faire circuler le sang dans les vaisseaux, et est perdue sous forme de chaleur du fait des frottements.
Elle contribue pour 1 % au maintient de la température du corps. L’essentiel de l’énergie nécessaire à ce maintien est apporté par la combustion des nutriments.
2) a) Pm = ΔP02 πa4 / 8lη.
2) b) La portion de fluide est soumise aux forces de frottements visqueux:
\begin{array}{l}d{{\vec F}_f}\; = \;\left[ {2\pi \;l\;\eta \;r\;\left( {\frac{{dv}}{{dr}}} \right)} \right]\left( {r + dr} \right)\;{{\vec u}_y}\; - \left[ {2\pi \;l\;\eta \;r\;\left( {\frac{{dv}}{{dr}}} \right)} \right]\left( r \right)\;{{\vec u}_y}\; = \;\left[ { - \;2\pi \;l\;\eta \;r\;\frac{{r\;\Delta {P_0}}}{{2\;l\;\eta }}\;{{\vec u}_y}} \right]_r^{r + dr}\\\;\;\;\;\; = \;\left[ { - \;\Delta {P_0}\;\pi {r^2}\;{{\vec u}_y}} \right]_r^{r + dr}\end{array}
soit: \;\;d{\vec F_f}\;\; = \; - \;2\pi r\;\Delta {P_0}\;dr\;{\vec u_y}\;
Ces frottements consomment, sur la section totale du cylindre, une puissance: W\; = \;\int_{r = 0}^a { - \;{{\vec F}_f}\;.\;v\;{{\vec u}_y}\; = \;} \int_{r = 0}^a {\;{{(\Delta {P_0})}^2}\;\frac{\pi }{{2\;l\;\eta }}\;\left( {{a^2}\; - \;{r^2}} \right)\;r\;dr = } \;\frac{{\;\pi {a^4}}}{{8\;l\;\eta }}\;{\left( {\Delta {P_0}} \right)^2}\;, soit:
\;\;W\; = \;\frac{{{{\left( {\Delta {P_0}} \right)}^2}}}{R}\; = \;{P_m}\;\;
3) On retrouve une forme analogue à la puissance Joule: (ΔV)2/Re.

Concours Physique ENS Lyon-Cachan M' 1995 (Corrigé)

ENS Lyon-Cachan M’ 1995
Partie A : ondes acoustiques de faible amplitude.
A.1.1. div(\mu \vec v) + \frac{{\partial \mu }}{{\partial t}} = 0 (1) A.1.2. \mu \left( {\frac{{\partial \vec v}}{{\partial t}} + (\vec v.gr\vec ad)\vec v} \right) = - gr\vec ad\,p (2)
A.2.1. {\mu _0}div(\vec v) + \frac{{\partial \mu '}}{{\partial t}} = 0 (1’) et {\mu _0}\frac{{\partial \vec v}}{{\partial t}} = - gr\vec ad\,p' (2’)
A.2.2. En prenant le rotationnel de (2’) on obtient \frac{\partial }{{\partial t}}\left( {r\vec ot(\vec v)} \right) = \vec 0 donc r\vec ot(\vec v) est un vecteur permanent. Si on veut que sa valeur moyenne soit nulle, il faut qu’il soit nul. L’écoulement est alors potentiel et \vec v = gr\vec ad\phi . Notons que φ est défini à une fonction du temps (additive) près.
A.2.3. Les équations (1) et (2) associées à l’équation d’état fournissent 5 équations scalaires comportant 6 champs scalaires inconnus (p, µ, T et les 3 composantes de la vitesse). On doit ajouter une équation décrivant l’évolution thermodynamique du fluide. (T=Cte ou S=Cte ou...)
A.2.4. L’entropie d’un système fermé de masse unité est conservée donc \frac{{Ds}}{{Dt}} = \frac{{\partial s}}{{\partial t}} + \vec v.gr\vec ad\,s = 0. (s étant un champ scalaire (\vec v.gr\vec ad)s = \vec v.(gr\vec ad\,s) ). En multipliant l’équation par µ et en y ajoutant l’équation (1) multipliée par s on obtient ce qu’il faut avec {\vec j_s} = \mu s\vec v.
A.2.5. a. c a la dimension d’une vitesse. b. à l’ordre 1 p' = \mu '{c^2} (3)
c. Dans l’équation (2’) on remplace \vec v par gr\vec ad\phi . On obtient gr\vec ad\left( {{\mu _0}\frac{{\partial \phi }}{{\partial t}} + p'} \right) = \vec 0 donc {\mu _0}\frac{{\partial \phi }}{{\partial t}} + p' est une fonction de t uniquement. En utilisant l’indétermination mentionnée au A.2.2. on peut rendre nulle cette fonction. Alors p' = - {\mu _0}\frac{{\partial \phi }}{{\partial t}} (4) et d’après (3) :
\mu ' = - \frac{{{\mu _0}}}{{{c^2}}}\frac{{\partial \phi }}{{\partial t}} (5) En reportant ceci dans (1’) on constate alors que φ vérifie bien l’équation de d’Alembert. Par dérivation par rapport à t, il en est de même pour p’ et µ’.
A.2.6. a. Pour une onde plane (selon x’Ox) les champs ne sont des fonctions que de x et t.
b. La solution est la superposition des deux ondes progressives associées à f et g..
c. On pose u = x - ct . Alors \frac{\partial }{{\partial t}} \Leftrightarrow - c\frac{d}{{du}} et \frac{\partial }{{\partial x}} \Leftrightarrow \frac{d}{{du}} et l’équation (2’) s’écrit \frac{d}{{du}}\left( {p' - {\mu _0}cv} \right) = 0 donc p' = {\mu _0}cv (6) (la constante d’intégration est prise nulle si on veut que p’ soit nulle en valeur moyenne) On en déduit d’après (3) : \mu ' = {\mu _0}\frac{v}{c} (7)
d. {\left( {\frac{{\partial T}}{{\partial P}}} \right)_S} = - \frac{h}{{{c_p}}} (notations usuelles de la thermodynamique). Or h = - T{\left( {\frac{{\partial V}}{{\partial T}}} \right)_P} c’est à dire (en utilisant une unité de masse V = \frac{1}{\mu }) h = \frac{T}{{{\mu ^2}}}{\left( {\frac{{\partial \mu }}{{\partial T}}} \right)_P} = - \frac{T}{\mu }\beta . Alors {\left( {\frac{{\partial T}}{{\partial P}}} \right)_S} = \frac{{T\beta }}{{\mu {c_p}}} et donc à l’ordre 1 T' = \frac{{{T_0}\beta }}{{{\mu _0}{c_p}}}p' = \frac{{{T_0}\beta c}}{{{c_p}}}v (8)
e. c = \sqrt {\gamma {{\left( {\frac{{\partial p}}{{\partial \mu }}} \right)}_T}} = \sqrt {\frac{{\gamma p}}{\mu }} = \sqrt {\frac{{\gamma RT}}{M}} = 347\;m.{s^{ - 1}}
A.3.1. {e_c} = \frac{v^2}{2}
A.3.2. Pour une masse unité la variation de volume est dV = d\left( {\frac{1}{\mu }} \right) = - \frac{1}{{{\mu ^2}}}d\mu \approx - \frac{1}{{\mu _0^2}}d\mu '. Le travail reçu dû à la force de surpression est alors - p'dV = \frac{{p'}}{{\mu _0^2}}d\mu ' = \frac{{{c^2}}}{{\mu _0^2}}\mu 'd\mu ' (en utilisant (3) ) ce qui correspond à l’augmentation de l’énergie potentielle (massique) {e_{pot}} = \frac{{{c^2}}}{2}{\left( {\frac{{\mu '}}{{{\mu _0}}}} \right)^2}
A.3.3. Grâce à (7) {e_{pot}} = \frac{v^2}{2} = {e_c} donc e = {e_c} + {e_{pot}} = {v^2} (9) (« équipartition de l’énergie »)
A.3.4. De façon générale, en multipliant l’équation (2’) par \vec v et l’équation (1’) par p’/µ0 (qui vaut également \frac{{\mu '}}{{{\mu _0}}}{c^2} d’après (3) ) et en faisant la somme on obtient :
\vec v.gr\vec ad\,p' + p'div(\vec v) + {\mu _0}\vec v.\frac{{\partial \mathord{\buildrel{\lower3pt\hbox{$\scriptscriptstyle\leftarrow$}} \over v} }}{{\partial t}} + \frac{{{c^2}}}{{{\mu _0}}}\mu '\frac{{\partial \mu '}}{{\partial t}} = 0 qui est bien l’équation proposée et qui est un bilan local d’énergie de densité volumique {\mu _0}\left( {\frac{{{v^2}}}{2} + \frac{{{c^2}}}{2}{{\left( {\frac{{\mu '}}{{{\mu _0}}}} \right)}^2}} \right)et de vecteur densité de courant p'\vec v. La vitesse de propagation de l’énergie est définie par analogie avec \vec j = \rho \vec v selon {v_{energie}} = \frac{{p'v}}{{{\mu _0}e}} et vaut (dans le cas d’une onde progressive seulement car on utilise (9) et (6) ) : {v_{energie}} = \frac{{{\mu _0}cv\,v}}{{{\mu _0}\,{v^2}}} = c
Partie B : propagation.
B.1.1. A la surface de séparation, on doit avoir continuité de la surpression et de la composante normale du champ de vitesse donc {p_i}' + {p_r}' = {p_t}' et {\vec v_i}.\vec n + {\vec v_r}.\vec n = {\vec v_t}.\vec n . Dans le cas d’une limite en x=0, la deuxième équation s’écrit : {v_{i\,x}}(0,y,z,t) + {v_{r\,x}}(0,y,z,t) = {v_{t\,x}}(0,y,z,t).
B.1.2. Les conditions ci-dessus devant être vérifiées à tout instant et les fonctions exponentielles étant linéairement indépendantes, on en déduit que {\omega _i} = {\omega _r} = {\omega _t}.
B.1.3. De même, pour que les conditions soient vérifiées pour toutes les valeurs de y et z, il faut que les trois vecteurs d’onde aient même projection sur le plan x=0. Les lois de Descartes sont alors vérifiées sous la forme : ({\vec k_i},{\vec k_r},{\vec k_t},{\vec u_x}) coplanaires et \frac{{\sin {\theta _i}}}{{{c_1}}} = \frac{{\sin {\theta _r}}}{{{c_1}}} = \frac{{\sin {\theta _t}}}{{{c_2}}} (car {k_i} = \frac{{{\omega _i}}}{{{c_i}}}) . L’angle d’incidence limite vérifie alors : \sin {\theta _0} = \frac{{{c_1}}}{{{c_2}}} (10)
B.1.4. En notation complexe \vec v = i\vec k\phi \;\; \propto \;\frac{1}{c}A( \pm {\vec u_x}) et d’après (4) p'\;\; \propto {\mu _0}A . Les équations de continuité s’écrivent donc : \left\{ \begin{array}{l}{\mu _1}\left( {{A_i} + {A_r}} \right) = {\mu _2}{A_t}\\\frac{1}{c_1}\left( {{A_i} - {A_r}} \right) = \frac{1}{c_2}{A_t}\end{array} \right. et alors \left\{ \begin{array}{l}\frac{{{A_r}}}{{{A_i}}} = \frac{{{\mu _2}{c_2} - {\mu _1}{c_1}}}{{{\mu _2}{c_2} + {\mu _1}{c_1}}}\\\frac{{{A_t}}}{{{A_i}}} = \frac{{2{\mu _1}{c_2}}}{{{\mu _2}{c_2} + {\mu _1}{c_1}}}\end{array} \right. Comme \Pi = p'v \propto \;\frac{{{\mu _0}}}{c}{A^2} on obtient R{\rm{ = }}{\left( {\frac{{{\mu _{\rm{2}}}{c_2} - {\mu _{\rm{1}}}{c_1}}}{{{\mu _{\rm{2}}}{c_2} + {\mu _{\rm{1}}}{c_1}}}} \right)^2}\quad T = \frac{{4{\mu _1}\mu {}_2{c_1}{c_2}}}{{{{\left( {{\mu _{\rm{2}}}{c_2} + {\mu _{\rm{1}}}{c_1}} \right)}^2}}}
R + T = 1 traduit ici la conservation de l’énergie
B.1.5. \quad T = 1,26 1{0^{ - 3}}\quad R = {\rm{1}} - T \approx 1
B.2. Remarque : en toute rigueur, l’impulsion sonore se propage à la vitesse de groupe que l’on identifie ici à la vitesse de phase dans l’approximation des ondes de faible amplitude.
B.2.1. a. Le trajet suivi par la lumière rend le chemin optique stationnaire par rapport aux trajets infiniment voisins.
b. Cela correspond à une durée stationnaire. (souvent extrémale voire minimale)
c. C ’est le principe de Fermat appliqué à l’acoustique.
B.2.2. a. Le trajet SIJM correspond à une arrivée en I et un départ de J avec un angle θ0 par rapport à la normale. Cela n’est possible que si L est assez grand.
b. \Delta t = \frac{{\sqrt {{L^2} + {{\left( {h - h'} \right)}^2}} }}{{{c_1}}}; \Delta t' = \frac{{\sqrt {{L^2} + {{\left( {h + h'} \right)}^2}} }}{{{c_1}}}; \Delta t'' =\frac{L-\left( h+h' \right) tan\theta_0}{c_2}+\frac{h+h'}{c_{1}cos\theta_0}
B.2.3. En utilisant (10) pour éliminer c2 on obtient {{c}_{1}}\Delta t''=L\sin {{\theta }_{0}}+\left( h+h' \right)\cos {{\theta }_{0}} . On peut alors calculer {{\left( {{c}_{1}}\Delta t' \right)}^{2}}-{{\left( {{c}_{1}}\Delta t'' \right)}^{2}}={{\left( L\cos {{\theta }_{0}}-\left( h+h' \right)\sin {{\theta }_{0}} \right)}^{2}} qui est positif donc \Delta t'\ge \Delta t''.(le cas d’égalité correspond à I=J)
B.2.4. En utilisant les valeurs numériques du B.1.5 on obtient : \Delta t \approx \Delta t' = 0,294\;s \Delta t''=0,083\ s. Le trajet SIJM est de loin le plus court. En fait il n’est pas parcouru par l’onde car aux points I et J, le coefficient de transmission T est nul.
Partie C : absorption par conduction thermique.
C.1. a. Par conservation de l’énergie interne 2CTf = CT1 + CT2
b. \Delta {S_U} = \Delta {S_1} + \Delta {S_2} = C\ln \left( {\frac{{{T_f}}}{{{T_1}}}} \right) + C\ln \left( {\frac{{{T_f}}}{{{T_2}}}} \right) = C\ln \left( {\frac{{{{\left( {{T_1} + {T_2}} \right)}^2}}}{{4{T_1}{T_2}}}} \right)
c. A l’ordre 1 en \frac{{\delta T}}{{{T_1}}} : \frac{{{{\left( {{T_1} + {T_2}} \right)}^2}}}{{4{T_1}{T_2}}} = \frac{{{{\left( {1 + \frac{{\delta T}}{{2{T_1}}}} \right)}^2}}}{{1 + \frac{{\delta T}}{{{T_1}}}}} \approx \frac{{1 + \frac{{\delta T}}{{{T_1}}}}}{{1 + \frac{{\delta T}}{{{T_1}}}}} = 1 donc \Delta {S_U} = 0
C.2.1. La chaleur reçue par une masse donnée est \iint{-{{{\vec{J}}}_{Q}}.d\vec{S}}\delta t=-\iiint{div({{{\vec{J}}}_{Q}})dV}\delta t Pour une masse élémentaire on écrira donc \frac{{\delta Q}}{{\delta t}} = - div({\vec J_Q})dV = - div({\vec J_Q})\frac{{\delta m}}{\mu } Alors, en divisant par δm pour utiliser des grandeurs massiques, \frac{{\delta {s_{ech}}}}{{\delta t}} = \frac{1}{T}\frac{{\delta q}}{{\delta t}} = - \frac{{div({{\vec J}_Q})}}{{\mu T}} = \frac{1}{{\mu T}}div(K\,gr\vec ad\,T)) que l’on peut identifier à \frac{{Ds}}{{Dt}} puisque le terme de création est d’ordre 2 en différence de températures alors que le terme d’échange que l’on vient d’évaluer est d’ordre 1.
C.2.2. a. La relation précédente sur \frac{{Ds}}{{Dt}} s’écrit \frac{{\partial s}}{{\partial t}} + \vec v.gr\vec ad(s) = \frac{1}{{\mu T}}div(K\,gr\vec ad\,T)) En multipliant cette équation par µ et en ajoutant l’équation (1) multipliée par s on obtient \frac{\partial }{{\partial t}}(\mu s) + div(\mu s\vec v) = \frac{1}{T}div(K\,gr\vec ad\,T)) Le membre de droite peut s’écrire sous la forme div(\frac{{K\,gr\vec ad\,T}}{T}) + \frac{K}{{{T^2}}}{\left( {gr\vec ad\,T} \right)^2} Finalement div(\vec J{'_s}) + \frac{{\partial (\mu s)}}{{\partial t}} = \frac{K}{{{T^2}}}{\left( {gr\vec ad\,T} \right)^2} \ge 0 . C’est l’équation locale de bilan d’entropie. Le membre de droite représente le taux volumique horaire de création d’entropie.
b. \frac{\delta {{S}_{creation}}}{\delta t}=\iiint_{{{V}_{0}}}{\frac{K}{{{T}^{2}}}{{\left( gr\vec{a}d\,T \right)}^{2}}}dV qui est bien positif (second principe).
C.3. a. On calcule gr\vec ad(T') en négligeant la dépendance de v0 par rapport à x. On voit alors apparaître dans le taux de création d’entropie un terme {\left( {\sin (kx - \omega t)} \right)^2}dont la valeur moyenne temporelle vaut \frac{1}{2} donc \left\langle {\frac{{\delta {S_{creation}}}}{{\delta t}}} \right\rangle = \frac{1}{2}K\Sigma ({x_2} - {x_1})\frac{{{\beta ^2}{c^2}}}{{c_p^2}}{\left[ {{v_0}(x)} \right]^2}{k^2} . Or l’énergie acoustique massique moyenne dans le volume est d’après (9) \left\langle e \right\rangle = \frac{1}{2}{\left[ {{v_0}(x)} \right]^2} donc \left\langle {\frac{{dE}}{{dt}}} \right\rangle = - K\Sigma ({x_2} - {x_1})\frac{{{T_0}{\beta ^2}{\omega ^2}}}{{c_p^2}}\left\langle e \right\rangle
b. L’énergie acoustique moyenne entrant à l’abscisse x1 par unité de temps dans le volume étudié est \Sigma \left\langle {{\Pi _x}} \right\rangle = \Sigma {\mu _0}c\left\langle {{{\left[ {v({x_1})} \right]}^2}} \right\rangle = \Sigma {\mu _0}c\left\langle {e(x{}_1)} \right\rangle . La perte d’énergie doit être la différence entre ce qui entre en x1 et ce qui sort en x2 donc - \left\langle {\frac{{dE}}{{dt}}} \right\rangle = \Sigma {\mu _0}c\left( {\left\langle {e({x_1})} \right\rangle - \left\langle {e({x_2})} \right\rangle } \right) soit \left\langle {\frac{{dE}}{{dt}}} \right\rangle \approx \Sigma ({x_2} - {x_1}){\mu _0}c\frac{{d\left\langle e \right\rangle }}{{dx}}.
c. L’équation vérifiée par <e> est donc du type \frac{{d\left\langle e \right\rangle }}{{dx}} = - 2\frac{{\left\langle e \right\rangle }}{\delta } donc \left\langle e \right\rangle = {\left\langle e \right\rangle _0}\exp \left( { - 2\frac{x}{\delta }} \right) avec \delta = 2\frac{{{\mu _0}c_p^2c}}{{K{T_0}{\beta ^2}{\omega ^2}}} ce qui est la relation de l’énoncé à condition de montrer que {c_p} = \frac{{\beta {c^2}}}{{\gamma - 1}} ce qui se vérifie immédiatement pour un gaz parfait avec l’expression de c trouvée au A.2.6.e et le fait que \beta = 1/T.
d. En prenant c=340 ou 347 m.s-1, on obtient \delta = 52\,{\rm{ou}}\,57\,km C’est énorme et peu compatible avec notre expérience de tous les jours (même si nous produisons des ondes sphériques plutôt que planes). Les ondes acoustiques sont atténuées avant cette distance pour d’autres raisons (viscosité essentiellement).
A 20 Hz, la limite de portée due à la viscosité est de 100 km mais elle n’est que de 10 m à 2000 Hz. Les éléphants ont un moyen de communication bien efficace !
Partie D : ondes acoustiques de grande amplitude.
D.1.1. Pour une onde plane (1) devient \frac{\partial }{{\partial x}}(\mu v) + \frac{{\partial \mu }}{{\partial t}} = 0 et (2) devient \mu \frac{{\partial v}}{{\partial t}} + \mu v\frac{{\partial v}}{{\partial x}} = - \frac{{\partial p}}{{\partial x}} .
D.1.2. \begin{array}{l}\frac{{\partial p}}{{\partial x}}\quad \frac{d}{{dp}}\left( {\mu v} \right)\quad + \quad \frac{{\partial p}}{{\partial t}}\quad \frac{d}{{dp}}\left( \mu \right)\quad = \quad 0\\\frac{{\partial p}}{{\partial x}}\left( {1 + \mu v\frac{{dv}}{{dp}}} \right)\,\, + \quad \frac{{\partial p}}{{\partial t}}\quad \mu \frac{{dv}}{{dp}}\quad \;\; = \quad 0\end{array} (11)
D.1.3. Le système (11) admet des solutions non nulles si son déterminant est nul donc si {\left( {\mu \frac{{dv}}{{dp}}} \right)^2} - \frac{{d\mu }}{{dp}} = 0 c.q.f.d. puisque (à entropie constante) \frac{{d\mu }}{{dp}} = {\left( {\frac{{\partial \mu }}{{\partial p}}} \right)_S} = \frac{1}{{{c^2}}} . (11) se réduit alors à sa seconde équation qui devient (signe « + ») \frac{{\partial p}}{{\partial x}}\left( {1 + \frac{v}{c}} \right) + \frac{1}{c}\frac{{\partial p}}{{\partial t}} = 0 (12)
D.1.4. L’équation (12) contient (à un facteur c près) une dérivée particulaire de p associée à un « déplacement » à la vitesse c+v. Le champ de pression se propage donc à la vitesse c+v . Or c (d’après l’énoncé) et v (car on a choisi le signe « + ») sont des fonctions croissantes de p. Dans un front de surpression qui se propage, les fortes pressions vont rattraper les faibles, le front va se raidir jusqu’à une pente infinie : discontinuité de pression.
D.2. Le système fermé étudié, de masse δm est compris entre les traits pointillés. A l’instant t, il est dans l’état de repos 2. A l’instant t+δt, il est dans l’état perturbé 1. On raisonne sur une section droite Σ0 prise comme unité. On pose donc Σ0 = 1.
D.2.1. Conservation de la masse :
\delta m = {\mu _0}c'\delta t = \left( {{\mu _0} + \mu '} \right)(c' - V)\delta t \mu ' = \frac{{{\mu _0}V}}{{c' - V}} (13)
D.2.2. Bilan de quantité de mouvement : la force horizontale totale est p1 - p2 = p’
p'\delta t = {P_{finale}} = \delta mV = {\mu _0}c'\delta tV soit p' = {\mu _0}c'V (14)
(à comparer avec l’équation (6) )
D.2.3. u = \frac{P}{{\mu (\gamma - 1)}} Seule la pression p1 travaille. Elle contribue à la variation de l’énergie interne et de l’énergie cinétique macroscopique du gaz :
({p_0} + p')V\delta t = \frac{1}{2}\delta m{V^2} + \frac{{\delta m}}{{\gamma - 1}}\left( {\frac{{{p_0} + p'}}{{{\mu _0} + \mu '}}} \right) - \frac{{\delta m}}{{\gamma - 1}}\left( {\frac{{{p_0}}}{{{\mu _0}}}} \right) \Rightarrow ({p_0} + p')V = \frac{1}{2}{\mu _0}c'{V^2} + \frac{{(c' - V)}}{{\gamma - 1}}\left( {{p_0} + p'} \right) - \frac{{c'}}{{\gamma - 1}}\left( {{p_0}} \right)
soit \frac{\gamma }{{\gamma - 1}}\left( {{p_0} + p'} \right)V - \frac{{p'c'}}{{\gamma - 1}} = \frac{1}{2}{\mu _0}c'{V^2} (15)
D.2.4. On élimine c’ en l’exprimant en fonction de p’ grâce à (14) pour le reporter dans (15) et obtenir (en notant X le rapport p’/p0) : {X^2} - X\frac{{\gamma \left( {\gamma + 1} \right)}}{2}\frac{{{V^2}}}{{c_0^2}} - {\gamma ^2}\frac{{{V^2}}}{{c_0^2}} = 0 qui se résoud en : \frac{{p'}}{{{p_0}}} = \frac{{\gamma \left( {\gamma + 1} \right)}}{4}\frac{{{V^2}}}{{c_0^2}} + \sqrt {{\gamma ^2}\frac{{{V^2}}}{{c_0^2}} + {{\left( {\frac{{\gamma \left( {\gamma + 1} \right)}}{4}} \right)}^2}{{\left( {\frac{V}{{{c_0}}}} \right)}^4}} puis \frac{{c'}}{{{c_0}}} = \frac{{\left( {\gamma + 1} \right)}}{4}\frac{V}{{{c_0}}} + \sqrt {1 + {{\left( {\frac{{\gamma + 1}}{4}} \right)}^2}{{\left( {\frac{V}{{{c_0}}}} \right)}^2}}
Remarque : pour V << c0 on obtient c' \approx {c_0}
D.2.5. a. s = \frac{R}{{M\left( {\gamma - 1} \right)}}\ln \left( {\frac{{p\mu _0^\gamma }}{{{p_0}{\mu ^\gamma }}}} \right) b. \frac{{\delta {S_{creation}}}}{{{\Sigma _0}\delta t}} = \frac{{R{\mu _0}c'}}{{M(\gamma - 1)}}\ln \left( {\frac{{1 + \frac{{p'}}{{{p_0}}}}}{{{{\left( {1 + \frac{{\mu '}}{{{\mu _0}}}} \right)}^\gamma }}}} \right)
c. \frac{{c'}}{{{c_0}}} = 1,34 \frac{{p'}}{{{p_0}}} = 0,94 \frac{{{\mu _1}}}{{{\mu _0}}} = 1,59 \frac{{\delta {S_{creation}}}}{{{\Sigma _0}\delta t}} \approx 5000\,J{K^{ - 1}}{s^{ - 1}}{m^{ - 2}} (c’=340 m.s-1)
La création d’entropie est due à l’irréversibilité de l’onde de choc (déséquilibre mécanique).

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