Propagation d`ondes le long d`une chaîne de pendules couplés

X-ENS-MP-2015
Propagation d’ondes le long d’une chaîne de pendules
couplés
I- Etude d’une chaîne de pendules couplés
1- Les phénomènes dissipatifs sont essentiellement le frottement avec l’air. Ces phénomènes
vont entrainer une décroissance exponentielle du phénomène d’oscillation. Ils seront
négligeables si le temps caractéristique de la décroissance est négligeable devant la période
des oscillations.
2- On travaille avec les système { le pendule 1} dans un référentiel galiléen.
Ce pendule est soumis :
à son poids de moment par rapport à 𝑂1 𝑥 : 𝑀𝑂 𝑥 (𝑃⃗1 ) = −𝑚𝑔𝑙𝑠𝑖𝑛(𝜃1 )~ − 𝑚𝑔𝑙𝜃1
1
au couple de rappel du fil de droite : Γ1𝑑 = −𝐶(𝜃1 − 𝜃2 )
au couple de rappel du fil de gauche : Γ1𝑔 = −𝐶𝜃1
Le moment d’inertie de la masse ponctuelle 𝑚 par rapport à 𝑂1 𝑥 est 𝐽 = 𝑚𝑙 2
On applique le TMC au pendule 1 ce qui donne : 𝐽𝜃̈1 = 𝑚𝑙 2 𝜃̈1 = −𝑚𝑔𝑙𝜃1 − 𝐶(𝜃1 − 𝜃2 ) −
𝐶𝜃1 soit en faisant apparaitre les pulsations caractéristiques introduites par l’énoncé :
𝜃̈1 + 𝜔𝑔2 𝜃1 + 𝜔𝑐2 (2𝜃1 − 𝜃2 ) = 0
On fait le même raisonnement avec le système { le pendule 2} et on obtient :
𝜃̈2 + 𝜔𝑔2 𝜃2 + 𝜔𝑐2 (2𝜃2 − 𝜃1 ) = 0
𝜔𝑔 représente la pulsation du pendule s’il n’était soumis qu’à son poids et 𝜔𝑐 représente la
pulsation du pendule s’il n’était soumis qu’au fil de rappel .
3- a- On introduit les variables 𝜃 + = 𝜃1 + 𝜃2 et 𝜃 − = 𝜃1 − 𝜃2
On en déduit le nouveau système d’équation en sommant et en retranchant les deux équations
différentielles obtenues au 2 :
𝜃̈ + + (𝜔𝑐2 + 𝜔𝑔2 )𝜃 + = 0
𝜃̈ − + (𝜔𝑔2 + 3𝜔𝑐2 )𝜃 − = 0
3-b- L’intérêt de ce changement de variable est de permettre une résolution des équations
différentielles en transformant un système d’équations couplées en un système d’équations
indépendantes.
4-a- Dans le cas où 𝜃 − (𝑡) = 0, on a 𝜃1 (𝑡) = 𝜃2 (𝑡) ∀𝑡. Les deux pendules vibrent en phase.
Dans le cas où 𝜃 + (𝑡) = 0, on a 𝜃1 (𝑡) = −𝜃2 (𝑡) ∀𝑡. Les deux pendules vibrent en
opposition de phase.
4-b-c- Dans ce cas où les deux pendules vibrent en phase, comme 𝜃 − (𝑡) = 0 on en déduit
𝜃1 (𝑡) = 𝜃2 (𝑡) =
𝜃+ (𝑡)
2
+
. Les deux pendules vérifient alors la même équation différentielle :
2
𝜃̈ + + (𝜔𝑐2 + 𝜔𝑔2 )𝜃 = 0 Ils vibrent à la pulsation : 𝜔1,1
= 𝜔𝑐2 + 𝜔𝑔2
Dans ce cas où les deux pendules vibrent en opposition de phase, comme 𝜃 + (𝑡) =
0 on en déduit 𝜃1 (𝑡) = −𝜃2 (𝑡) =
𝜃− (𝑡)
2
. Les deux pendules vérifient alors la même équation
2
différentielle : 𝜃̈ − + (3𝜔𝑐2 + 𝜔𝑔2 )𝜃 − = 0 Ils vibrent à la pulsation : 𝜔1,−1
= 3𝜔𝑐2 + 𝜔𝑔2
4-d- Si on travaille avec le mode en phase, on a 𝜃1 = 𝜃2 .
Pour le pendule 1, il subit à gauche un couple de torsion −𝐶𝜃1 et rien à droite puisque
𝜃1 = 𝜃2 .
Le théorème du moment cinétique donne : 𝑚𝑙 2 𝜃̈1 = −𝑚𝑔𝑙𝜃1 − 𝐶𝜃1 ce qui donne :
2
𝜃̈1 + (𝜔𝑐2 + 𝜔𝑔2 )𝜃1 = 0 ; on retrouve bien comme mode : 𝜔1,1
= 𝜔𝑐2 + 𝜔𝑔2
Si on travaille avec le mode opposition de phase, on a 𝜃1 = −𝜃2 .
Pour le pendule 1, il subit à gauche un couple de torsion −𝐶𝜃1 et à droite −𝐶(𝜃1 − 𝜃2 ) =
−2𝐶𝜃1 puisque 𝜃1 = −𝜃2 .
Le théorème du moment cinétique donne : 𝑚𝑙 2 𝜃̈1 = −𝑚𝑔𝑙𝜃1 − 3𝐶𝜃1 ce qui donne :
2
𝜃̈1 + (3𝜔𝑐2 + 𝜔𝑔2 )𝜃1 = 0 ; on retrouve bien comme mode : 𝜔1,−1
= 3𝜔𝑐2 + 𝜔𝑔2
5- La constante de raideur est en 𝑁. 𝑚. Elle est donc proportionnelle à G qui est en 𝑁. 𝑚−2.
Plus la section du fil est grande, plus la raideur du fil est grande donc 𝐶 varie en 𝑅 2𝛼 avec
𝛼>0
1
Plus la longueur du fil est grande, plus la constante de raideur est petite donc C varie en 𝑎𝛽
avec 𝛽 > 0
On a donc 1 = −2 + 2𝛼 − 𝛽 soit 2𝛼 − 𝛽 = 3
Si on suppose que 𝐶 en inversement proportionnel à la longueur du fil on en déduit : 𝛽 = 1 et
𝛼=2
D’où 𝐶 = 𝑘.
𝐺𝑅 2
𝑎
6- On prend comme système le nième pendule dans un réf galiléen.
Ce pendule est soumis :
à son poids de moment par rapport à 𝑂𝑛 𝑥 : 𝑀𝑂 𝑥 (𝑃⃗𝑛 ) = −𝑚𝑔𝑙𝑠𝑖𝑛(𝜃𝑛 )~ − 𝑚𝑔𝑙𝜃𝑛
𝑛
au couple de rappel du fil de droite : Γ𝑛𝑑 = −𝐶(𝜃𝑛 − 𝜃𝑛+1 )
au couple de rappel du fil de gauche : Γ𝑛𝑔 = −𝐶(𝜃𝑛 − 𝜃𝑛−1 ) ce qui donne en appliquant le
théorème du moment cinétique :
𝑚𝑙 2 𝜃̈𝑛 = −𝑚𝑔𝑙𝜃𝑛 − 𝐶(2𝜃𝑛 − 𝜃𝑛+1 − 𝜃𝑛−1 ) soit :
𝜃̈𝑛 + 𝜔𝑔2 𝜃𝑛 + 𝜔𝑐2 (2𝜃𝑛 − 𝜃𝑛+1 − 𝜃𝑛−1 ) = 0
𝜕𝜃
7- On a 𝜃𝑛+1 (𝑡) = 𝜃(𝑛𝑎 + 𝑎, 𝑡) = 𝜃(𝑛𝑎, 𝑡) + 𝑎 (𝜕𝑥 )
𝜕𝜃
𝜃𝑛−1 (𝑡) = 𝜃(𝑛𝑎 − 𝑎, 𝑡) = 𝜃(𝑛𝑎, 𝑡) − 𝑎 (𝜕𝑥 )
Donc 𝜃𝑛+1 + 𝜃𝑛−1 − 2𝜃𝑛 =
On obtient donc :
𝜕2 𝜃
𝜕𝑡 2
𝜕2 𝜃
−𝑎2 (𝜕𝑥 2 )
𝑛𝑎
𝜕2 𝜃
𝑛𝑎
− 𝑎2 𝜔𝑐2 𝜕𝑥 2 + 𝜔𝑔2 𝜃 = 0
+
+
𝑎2 𝜕 2 𝜃
2
𝑛𝑎
𝑎2 𝜕 2 𝜃
2
(𝜕𝑥 2 )
𝑛𝑎
(𝜕𝑥 2 )
𝑛𝑎
et
Soit 𝑐𝑜 = 𝑎𝜔𝑐 et 𝜔𝑜 = 𝜔𝑔
Dans le cas où 𝝎𝒐 = 𝟎 on trouve une équation de d’Alembert et 𝒄𝒐 est la vitesse de
propagation de l’onde
Dans le cas où 𝒄𝒐 = 𝟎 on trouve l’équation d’un pendule oscillant.
8- Le passage à la limite du milieu continu est valide si dans le développement limité le terme
d’ordre trois est négligeable devant le terme d’ordre deux soit :
𝜕2 𝜃
𝑎2
2
𝜕2 𝜃
|(𝜕𝑥 2 ) | ≫
𝑛𝑎
𝜕3 𝜃
𝑎3
6
𝜕3 𝜃
|(𝜕𝑥 3 ) |
𝑛𝑎
soit |(𝜕𝑥 2 ) | ≫ 𝑎 |(𝜕𝑥 3 ) |
𝑛𝑎
𝑛𝑎
𝐶𝑎2
𝐶
1
𝜅
9- On a trouvé 𝑐𝑜 = 𝑎𝜔𝑐 = 𝑎√𝑚𝑙2 = √𝑚𝑙2 ce qui donne 𝑐𝑜 = 𝑙 √𝜇
10- On a vu précédemment que 𝐶 = 𝑘.
𝐺𝑅 2
𝑎
donc 𝜅 ne dépend pas de 𝑎. Si on maintient 𝜇
constant, 𝑐𝑜 reste contant.
11- 𝑐𝑜 = 3 𝑚. 𝑠 −1 .
𝜕2 𝜃
𝜕3 𝜃
12- Avec l’onde proposée on a 𝜕𝑥 2 = −𝑘 2 𝜃𝑜 𝑒𝑥𝑝[𝑗(𝜔𝑡 − 𝑘𝑥)] et 𝜕𝑥 3 = −𝑗𝑘 3 𝜃𝑜 𝑒𝑥𝑝[𝑗(𝜔𝑡 −
𝑘𝑥)] . La condition de validité de la question 8 s’exprime par : 𝑎𝑘 ≪ 1
13-a- On a l’équation différentielle :
𝜕2 𝜃
𝜕𝑡 2
𝜕2 𝜃
− 𝑐𝑜2 𝜕𝑥 2 + 𝜔𝑜2 𝜃 = 0
On remplace 𝜃(𝑥, 𝑡) par la solution proposée : 𝜃(𝑥, 𝑡) = 𝜃𝑜 𝑒𝑥𝑝[𝑗(𝜔𝑡 − 𝑘𝑥)] ce qui donne :
−𝜔2 𝜃𝑜 𝑒𝑥𝑝[𝑗(𝜔𝑡 − 𝑘𝑥)] + 𝑘 2 𝑐𝑜2 𝜃𝑜 𝑒𝑥𝑝[𝑗(𝜔𝑡 − 𝑘𝑥)] + 𝜔𝑜2 𝜃𝑜 𝑒𝑥𝑝[𝑗(𝜔𝑡 − 𝑘𝑥)] = 0
D’où la relation de dispersion : 𝑘 2 =
𝜔 2 −𝜔𝑜2
𝑐𝑜2
En utilisant les notations de l’énoncé on en déduit : 𝐾 2 = Ω2 − 1
13-b- Deux cas sont à envisager :
𝛀 > 𝟏 : 𝐾 = ±√Ω2 − 1 ce qui donne :
𝑅𝑒 (𝐾) = ±√Ω2 − 1 et (𝐾) = 0 .
𝛀 < 𝟏 : 𝐾 = ±𝑗√1 − Ω2 ce qui donne :
𝐼𝑚 (𝐾) = ±√1−Ω2 et (𝐾) = 0 .
Ω
Ω
14- La vitesse de phase adimensionnalisée est définie par 𝑉𝜑 = 𝐾 soit 𝑉𝜑 = ± √Ω2
−1
.
dΩ
La vitesse de groupe est définie par 𝑉𝑔 = 𝑑𝐾 . On a 𝐾 = ±√Ω2 − 1 ce qui donne :
𝐾
1
2𝐾𝑑𝐾 = 2ΩdΩ soit 𝑉𝐺 = Ω ce qui donne : 𝑉𝐺 = ±√1 − Ω2 .
La vitesse de groupe ne peut jamais dépasser la valeur 𝑐𝑜 alors que la vitesse de phase peut
dépasser cette valeur.
Aux fortes pulsations, le milieu devient non dispersif et on obtient : 𝑣𝜑 = 𝑣𝐺 = 𝑐𝑜
15- Deux cas peuvent se produire :
Si 𝛀 > 𝟏: une onde harmonique s’établit dans la chaîne de pendules et on obtient :
𝜃(𝑥, 𝑡) = 𝜃𝑜 𝑒𝑥𝑝[𝑗(𝜔𝑡 − 𝑘𝑥)]
Si 𝛀 < 𝟏: k est un imaginaire. On note 𝑘 = −𝑗𝛽. Dans ce cas on obtient 𝜃(𝑥, 𝑡) =
𝜃𝑜 exp(−𝛽𝑥)𝑒𝑥𝑝[𝑗𝜔𝑡]. IL s’agit d’une onde évanescente et la perturbation ne va pas se
propager.
16- Si on considère un élément (𝐶, 𝑎) du câble de torsion, cet élément n’a pas de masse. On
peut lui appliquer le théorème du moment cinétique. Il est soumis au couple de torsion et au
moment extérieur.
On a : 0 = −𝐶𝜃 + 𝑀 soit 𝐶𝜃 = 𝑀
L’angle 𝜃 est sous la forme 𝜃 = 𝜃𝑜 exp(𝑗𝜔𝑡) ce qui donne :
𝑗𝜔
𝜃̇ = 𝑗𝜔𝜃𝑜 exp(𝑗𝜔𝑡) = 𝑗𝜔𝜃 = 𝑀 d’où l’impédance mécanique de cet élément :
𝑀
𝜃̇
𝐶
𝐶
= 𝑍𝑐â𝑏𝑙𝑒 (𝜔) = 𝑗𝜔 .
17- On applique le théorème du moment cinétique à la masse m. Elle subit le moment du
poids et le moment extérieur.
𝑚𝑙 2 𝜃̈ = 𝑀 − 𝑚𝑔𝑙𝜃 ; on a vu que 𝜃̇ = 𝑗𝜔𝜃 et 𝜃̈ = 𝑗𝜔𝜃̇ ce qui donne pour le théorème du
moment cinétique :
̇
𝜃
𝑚𝑔𝑙
𝑚𝑙 2 𝑗𝜔𝜃̇ = 𝑀 − 𝑚𝑔𝑙 𝑗𝜔 , soit (𝑚𝑙 2 𝑗𝜔 + 𝑗𝜔 )𝜃̇ = 𝑀 d’où
𝑀
𝜃̇
= 𝑍𝑝𝑒𝑛𝑑𝑢𝑙𝑒 (𝜔) =
𝑚𝑔𝑙+𝑚𝑙2 (𝑗𝜔)2
𝑗𝜔
=
𝑚𝑔𝑙
𝑗𝜔
+ 𝑚𝑙 2 𝑗𝜔
18- On remarque que 𝑍𝑐â𝑏𝑙𝑒 est équivalent à un condensateur et que 𝑍𝑝𝑒𝑛𝑑𝑢𝑙𝑒 est équivalent à
un condensateur et à une bobine en série.
C’est donc le schéma de la figure (a) qui est le plus satisfaisant avec :
1
1
𝐿1 = 𝑚𝑙 2 ; 𝐶1 = 𝑚𝑔𝑙 ; 𝐶2 = 𝐶 .
19- La câble coaxial proposé ne laisse passer que les signaux sinusoïdaux et pas les signaux
continus alors que les câbles coaxiaux utilisés en TP laissent passer les signaux sinusoïdaux et
les signaux continus. L’analogie n’est donc pas matérialisable par un câble coaxial.
20- On prend comme système le câble entre 𝑛 et 𝑛 + 1. Ce morceau de câble n’a pas de
masse. On lui applique le théorème du moment cinétique :
𝜕𝜃
0 = 𝑀 − 𝐶(𝜃𝑛 − 𝜃𝑛+1 ), ce qui donne 𝑀 = −𝐶(𝜃𝑛+1 − 𝜃𝑛 )~ − 𝐶(𝜃(𝑥) − (𝜃(𝑥) − 𝑎 𝜕𝑥 ))
𝜕𝜃
On obtient : 𝑀 = −𝐶𝑎 𝜕𝑥 soit en notation complexe : 𝑀 = 𝑗𝑘𝐶𝑎𝜃 =
𝑘𝐶𝑎
𝜔
𝜃̇
On en déduit l’expression de l’impédance mécanique de la chaîne : 𝑍𝑚é𝑐𝑎 =
𝑘𝐶𝑎
𝜔
21- On reprend les expressions obtenues à la question 13 : 𝐾 = ±√Ω2 − 1 si Ω > 1 et
𝑐𝑜 𝑘
𝐾 = ±𝑗√1 − Ω2 si Ω < 1 avec 𝐾 =
𝐾𝜔𝑜
ce qui donne : 𝑘 =
𝑘=
𝑍𝑚é𝑐𝑎 =
𝐾𝜔𝑜
𝜔
𝑘𝐶𝑎
𝜔
= ±𝑗
𝑐𝑜
𝑘𝐶𝑎
𝑍𝑚é𝑐𝑎 =
d’où
=±
𝑐𝑜
=±
= ±𝑗
𝜔𝑜
√Ω2 −1𝜔𝑜
𝑐𝑜
√1−Ω2 −𝜔𝑜
𝑐𝑜
√Ω2 −1𝜔𝑜 𝐶𝑎
𝑐𝑜 𝜔
si Ω < 1
si Ω > 1
√1−Ω2 𝜔𝑜 𝐶𝑎
𝑐𝑜 𝜔
𝐶𝑎2
𝜔
si Ω > 1
si Ω < 1
Mais Ω = 𝜔 et 𝑐𝑜 = √𝑚𝑙2 donc 𝐶𝑎 =
𝑜
𝑚𝑙2
𝑎
𝑐𝑜2 et 𝜇 =
𝑚
𝑎
soit = 𝜇𝑙 2 𝑐𝑜2 .
On obtient pour l’impédance mécanique :
𝑍𝑚é𝑐𝑎 = ±𝜇𝑙 2 𝑐𝑜
𝑍𝑚é𝑐𝑎 = ±𝜇𝑙 2 𝑐𝑜 𝑗
√Ω2 −1
Ω
√1−Ω2
Ω
si Ω > 1
si Ω < 1
On pose 𝑍𝑚é𝑐𝑎 = ±𝜇𝑙 2 𝑐𝑜 Γ(Ω) avec :
Γ(Ω) =
√Ω2 −1
si Ω > 1
Ω
√1−Ω2
Γ(Ω) = −𝑗
Ω
si Ω < 1
Si on s’intéresse à la solution se propageant vers les 𝑥 > 0, il faut que la partie imaginaire soit
négative et la partie réelle positive
22- Γ(Ω) est sans dimension.
23- Le graphe est le suivant :
24- En hautes fréquences, l’impédance est quasiment constante. La chaîne est équivalente à
un conducteur ohmique. Il n’y a plus le phénomène de dispersion et on a : 𝑍𝑚é𝑐𝑎 = 𝑉𝐺
25- Si on suppose la chaîne infinie, au fur et à mesure que l’onde se propage, les pendules
acquièrent une énergie cinétique et une énergie potentielle. IL faut donc sans arrêt fournir de
l’énergie.
26- Dans le cas où l’impédance mécanique est imaginaire si 𝑀 est de la forme 𝑀𝑜 𝑐𝑜𝑠(𝜔𝑡) on
a 𝜃(𝑡) = 𝜃𝑜 sin(𝜔𝑡)
La puissance mécanique est 𝑃 = 𝑀. 𝜃̇ = 𝑀𝑜 𝜃𝑜 𝑐𝑜𝑠(𝜔𝑡)sin(𝜔𝑡) ce qui donne en valeur
moyenne : < 𝑃 > = 0. L’opérateur ne transmet aucune puissance en valeur moyenne car
l’onde est évanescente et ne se propage pas.
II- Non- linéarité et propagation d’un soliton
27- On cherche des solutions sous la forme 𝜃(𝑥, 𝑡) = 𝐹(𝑥 − 𝑣𝑡) = 𝐹(𝑧)
𝜕𝜃
On a : 𝜕𝑥 =
𝑑2 𝐹 𝜕𝑧
𝑑𝐹 𝜕𝑧
=
𝑑𝑧 𝜕𝑥
𝑑2 𝐹
𝑑𝐹
𝑑𝑧
et
𝜕2 𝜃
𝜕𝑥 2
=
𝑑2 𝐹 𝜕𝑧
𝑑2 𝐹
𝑑𝑧 2
𝑑𝑧 2
=
𝜕𝑥
; de même on a
𝜕𝜃
𝜕𝑡
=
𝑑𝐹 𝜕𝑧
𝑑𝑧 𝜕𝑡
𝑑𝐹
= −𝑣 𝑑𝑧 et
𝜕2 𝜃
𝜕𝑡 2
=
−𝑣 𝑑𝑧 2 𝜕𝑡 = 𝑣 2 𝑑𝑧 2 .
En remplaçant dans l’équation différentielle on obtient :
𝑑2 𝐹
𝑑2 𝐹
𝑑2 𝐹
𝑣 2 𝑑𝑧 2 − 𝑐𝑜2 𝑑𝑧 2 + 𝜔𝑜2 𝑠𝑖𝑛𝐹 = 0 soit : (𝑣 2 − 𝑐𝑜2 ) 𝑑𝑧 2 + 𝜔𝑜2 𝑠𝑖𝑛𝐹 = 0
𝑑𝐹 𝑑2 𝐹
𝑑𝐹
𝑑𝐹
On multiplie cette expression par 𝑑𝑧 ce qui donne : (𝑣 2 − 𝑐𝑜2 ) 𝑑𝑧 𝑑𝑧 2 + 𝜔𝑜2 𝑑𝑧 𝑠𝑖𝑛𝐹 = 0 soit :
(𝑣 2 − 𝑐𝑜2 )
1 𝑑
𝑑𝐹 2
𝑑
( ) − 𝜔𝑜2 𝑑𝑧 (𝑐𝑜𝑠𝐹) = 0
2 𝑑𝑧 𝑑𝑧
1 𝑑𝐹 2
𝜔2
𝑜
( ) + 𝑐 2 −𝑣
2 𝑐𝑜𝑠𝐹 = 𝐵.
2 𝑑𝑧
soit
𝑜
On
obtient :
𝜔2
𝑜
𝐴 = 𝑐 2 −𝑣
2 .
𝑜
28-a- L’équation obtenue ressemble à une équation de conservation de l’énergie pour un point
1
𝑑𝑥 2
matériel de masse m , soumis au potentiel 𝑉(𝑥): 2 𝑚 ( 𝑑𝑡 ) + 𝑉(𝑥) = 𝐸
1 𝑑𝑥 2
soit 2 ( 𝑑𝑡 ) +
𝑉(𝑥)
𝑚
= 𝐸′
Si le potentiel est du type 𝐴𝑚𝑐𝑜𝑠(𝑥), on se trouve dans une situation semblable à la question
1 𝑑𝑥 2
27 avec une équation différentielle analogue : 2 ( 𝑑𝑡 ) + 𝐴𝑐𝑜𝑠(𝑥) = 𝐸′ .
28- Par analogie avec le problème du point matériel de la question 28-a, la constante B joue
le rôle de l’énergie mécanique du système.
29-a- Le potentiel est de la forme 𝐴𝑐𝑜𝑠𝐹 avec 𝐴 > 0 si 𝑐𝑜 > 𝑣 et 𝐴 < 0 si 𝑐𝑜 < 𝑣
1 𝑑𝐹 2
𝑐𝑜 > 𝑣
𝑐𝑜 < 𝑣
29-b- On a 2 ( 𝑑𝑧 ) + 𝐴𝑐𝑜𝑠𝐹 = 𝐵 donc 𝐵 − 𝐴𝑐𝑜𝑠𝐹 > 0 soit 𝐵 > 𝐴𝑐𝑜𝑠𝐹
On aura les situations suivantes :
𝐵1
𝐵1
𝐵2
𝐵2
𝑐𝑜 > 𝑣
𝑐𝑜 < 𝑣
Dans les deux situations 𝐵 = 𝐵1, toutes les valeurs de F sont autorisées puisqu’on a toujours
𝐵 > 𝐴𝑐𝑜𝑠𝐹. On est en présence d’état non liés.
Dans la situation 𝐵 = 𝐵2 on est en présence d’états liés, toutes les valeurs de F n’étant pas
autorisées.
30-a- On se place dans le cas où 𝑣 < 𝑐𝑜 et 𝐵 → 𝐴−
𝐵
La particule est piégée entre [𝟎, 𝟐𝝅] . Si on s’intéresse à 𝐹 en fonction de 𝑧, on a
𝑑𝐹
𝑑𝑧
~0 au
voisinage de 0 et de 2𝜋. Comme la vitesse de la particule y est nulle, la particule restera
plus longtemps au voisinage de 𝟎 et de 𝟐𝝅
30-b- On se place dans le cas où 𝑣 > 𝑐𝑜 et 𝐴 < 𝐵 < −𝐴
𝐵
La particule est piégée sur un intervalle [−𝑭𝒐 , +𝑭𝒐 ]
Pour la chaîne de pendules, on va avoir une propagation vers les 𝑥 > 0 à la vitesse 𝑣 régit par
𝜃(𝑥, 𝑡) = 𝐹(𝑥 − 𝑣𝑡) avec 𝐹 oscillant entre −𝐹𝑜 et +𝐹𝑜
30-c- On se place dans le cas où 𝑣 > 𝑐𝑜 et 𝐴 < 𝐵 < −𝐴 mais 𝐵 → 𝐴+
𝐵
Le système est forcé d’osciller au voisinage de 0 et on se retrouve dans l’approximation des
petits angles.
𝑧
31-a- La solution est dans le cas où 𝑣 < 𝑐𝑜 et 𝐵 → 𝐴− : 𝐹𝑑 (𝑧) = 4𝑎𝑟𝑐𝑡𝑎𝑛 [𝑒𝑥𝑝 (𝜆)]. Cette
fonction a l’allure suivante :
On a: 𝐹𝑑 (𝑧 = 0) = 𝜋 ; 𝑙𝑖𝑚𝑧→−∞ 𝐹𝑑 (𝑧) = 0 ; 𝑙𝑖𝑚𝑧→+∞ 𝐹𝑑 (𝑧) = 2𝜋 .
31-b- On a déjà vu que
𝜕𝜃(𝑥,𝑡)
𝜕𝑥
𝑑𝐹𝑑 (𝑧)
=
𝑑𝑧
Graphiquement, on observe que la fonction 𝐹𝑑 (𝑧) est horizontale pour 𝑧 → ±∞. Donc
𝜕𝜃(𝑥,𝑡)
𝜕𝑥
= 0 pour 𝑥 → ±∞
𝑧
On peut aussi le vérifier plus analytiquement : 𝐹𝑑 (𝑧) = 4𝑎𝑟𝑐𝑡𝑎𝑛 [𝑒𝑥𝑝 (𝜆)] donc
𝑑𝐹𝑑 (𝑧)
𝑑𝑧
=
𝑧
𝜆
4𝑒𝑥𝑝( )
2𝑧
𝜆
𝜆(1+exp( )
quand 𝑧 → −∞,
𝑑𝐹𝑑
quand 𝑧 → +∞,
𝑑𝐹𝑑
𝑑𝑧
𝑑𝑧
; donc
=
=
𝑧
𝜆
4𝑒𝑥𝑝( )
2𝑧
𝜆
𝜆(1+exp( )
𝑧
𝜆
4𝑒𝑥𝑝( )
2𝑧
𝜆
𝜆(1+exp( )
→
→
𝑧
𝜆
4𝑒𝑥𝑝( )
𝜆
𝑧
𝜆
2𝑧
𝜆exp( )
𝜆
4𝑒𝑥𝑝( )
→0
→
𝑧
𝜆
4𝑒𝑥𝑝(− )
𝜆
𝑑𝐹
31-c- La tangente de la courbe en 0 vaut : ( 𝑑𝑧𝑑 )
2
→0
2
𝑧=0
= 𝜆 . On peut donc modéliser la fonction
2
2
𝐹𝑑 (𝑧) par la droite : 𝑦 = 𝜆 𝑧 + 𝑏 sur un domaine [−𝑧𝑜 , +𝑧𝑜 ] tel 2𝜋 = 𝜆 𝑧𝑜 + 𝑏 et 0 = − 𝜆 𝑧𝑜 +
𝑏 ce qui donne 𝑏 = 𝜋 et 𝑧𝑜 =
𝜆𝜋
2
.
L’extension spatiale de cette zone est Λ = 𝜆𝜋
Λ
31-d- 𝜆𝑜 = 0,3 𝑚
32-a- On a vu que 𝜃(𝑥, 𝑡) = 𝐹𝑑 (𝑥 − 𝑣𝑡) ce qui donne les trois graphes suivants avec 𝑡1 <
𝑡2 < 𝑡3
𝜃
𝑡1
𝑡2
𝑡3
𝑥
Le soliton avance vers les 𝑥 > 0 sans déformation.
32-b- On trace 𝜃(𝑥, 𝑡) = 𝐹𝑑 (𝑥 − 𝑣𝑡) fonction du temps pour 𝑥1 < 𝑥2 < 𝑥3
𝜃
𝑥1
𝑥2
𝑥3
𝑡
33𝑧
𝑥
Λ
34-a-Lorsque le soliton passe, en regardant vers les 𝑥 < 0, le soliton tourne vers la droite d’où
le terme de soliton dextre.
34-b- Pour un soliton senestre, les pendules doivent tourner vers la gauche. On a donc
𝑧
𝐹𝑠 (𝑧) = −𝐹𝑑 (𝑧) = −4𝑎𝑟𝑐𝑡𝑎𝑛 [𝑒𝑥𝑝 (𝜆)]
Quand 𝑧 augmente, 𝐹𝑠 (𝑧) varie de 0 à −2𝜋 ce qui correspond bien à une rotation vers la
gauche.
35-a- Sur les schémas a) et b) on constate que l’angle 𝜃(𝑥, 𝑡) augmente avec le temps à 𝑥 fixé.
C’est donc l’opposé de la situation du 32-a. Les solitons de la figure 4a sont senestres.
35-b- Sur la figure 4-a, on constate que le soliton arrive en 𝑥 = 2 au temps 𝑡2 et en 𝑥 = 3 au
temps 𝑡5 . On en déduit la vitesse de propagation du soliton : 𝑣 =
𝑥3 −𝑥2
𝑡5 −𝑡2
1
= 3Δ𝑡 = 3 𝑚. 𝑠 −1
Sur la figure 4-b, avec la même démarche on constate que le soliton arrive en 𝑥 = 1 au temps
𝑡1 et en 𝑥 = 3 au temps 𝑡8 .
1
On en déduit la vitesse de propagation du soliton : 𝑣 = 7Δ𝑡 = 1 𝑚. 𝑠 −1
35-c- On peut déterminer 𝜆 en mesurant l’extension spatiale du soliton soit Λ.
1
Λ
Pour la figure 4-a Λ = 3 𝑚 ce qui donne 𝜆 = 𝜋 = 0,1 𝑚 et pour la figure 4-b Λ = 1𝑚 ce qui
Λ
donne 𝜆 = 𝜋 = 0,3 𝑚
36-a- Cette excitation en 𝑥 = 0 va créer deux solitons dans la chaîne, l’un se propageant vers
les 𝑥 > 0 et l’autre se propageant vers les 𝑥 < 0.
36-b- On nous donne 𝜃𝑜 (𝑡) = 4𝑎𝑟𝑡𝑎𝑛[exp(Ω𝑜 𝑡)] ce qui donne pour le soliton se propageant
𝑥
vers les 𝑥 > 0 : 𝜃(𝑥, 𝑡) = 4𝑎𝑟𝑡𝑎𝑛 [exp(Ω𝑜 (𝑡 − 𝑣)]. Cette solution correspond donc à un
soliton senestre puisque l’angle augmente au cours du temps (par rapport à la question 33,
l’exponentielle est en – 𝑥 et non en 𝑥).
Pour le soliton qui se propage vers les 𝑥 > 0 correspond à la solution
𝑥
𝜃(𝑥, 𝑡) = 4𝑎𝑟𝑡𝑎𝑛 [exp(Ω𝑜 (𝑡 + 𝑣)] donc si on regarde comme à la question 33 le long de
l’axe des 𝑥, quand 𝑥 diminue le soliton tourne vers la gauche. Mais si on regarde vers l’onde,
il tourne vers la droite donc cette solution est destre.
Récapitulatif : le soliton se propageant vers les 𝑥 > 0 est senestre ; le soliton se propageant
vers les 𝑥 < 0 est destre.
37-a- Au temps 𝑡 = 0 on a 𝜃𝑜 (𝑥 = 0, 𝑡) = 4𝑎𝑟𝑡𝑎𝑛[exp(Ω𝑜 𝑡)] = 𝐹𝑑 (−𝑣𝑡) ; on en déduit que
𝑥
𝑥
𝑧
𝜃(𝑥, 𝑡) = 𝜃 (𝑡 − 𝑣) = 4𝑎𝑟𝑡𝑎𝑛 [exp(Ω𝑜 (𝑡 − 𝑣))] = 𝐹𝑑 (−𝑧) = 4𝑎𝑟𝑐𝑡𝑎𝑛 [𝑒𝑥𝑝 (− 𝜆)] ce qui
𝑥
𝑧
donne la relation : Ω𝑜 (𝑡 − 𝑣) = − 𝜆 = −
𝑣2
(𝑥−𝑣𝑡)
𝜆
𝑣
d’où : Ω𝑜 = 𝜆 soit 𝑣 = 𝜆Ω𝑜
𝑐
𝑣2
𝑐
Or on nous donne 𝜆 = 𝜆𝑜 √1 − 𝑐 2 et 𝜆𝑜 = 𝜔𝑜 d’où 𝑣 = 𝜔𝑜 √1 − 𝑐 2 Ω𝑜
𝑜
𝑜
𝑣2 𝜔2
𝑣2
𝑣2
1
𝑜
𝑜 +1
Ω2
𝑜
d’où 𝑐 2 Ω2𝑜 = 1 − 𝑐 2 → 𝑐 2 = 𝜔2
𝑜
𝑜
𝑜
Ce qui donne la courbe suivante :
𝑣
soit 𝑐 =
𝑜
𝑜
Ω𝑜
𝜔𝑜
2
Ω
√1+ 𝑜2
𝜔𝑜
𝑜
37-b- 𝑣~1 𝑚. 𝑠 −1
38- La relation (10) fournie par l’énoncé représente l’énergie pour une chaîne infinie. On a vu
que le soliton avait une extension spatiale de Λ. En dehors de cette zone, l’angle de torsion
vaut 0 ou 2𝜋. Dans ce cas les pendules sont au repos et l’énergie mécanique est nulle.
L’énergie du soliton ne concerne donc pas toute la chaîne mais uniquement une extension
spatiale de Λ. Le fait que le soliton ne se propage que dans un demi espace ne modifie pas le
résultat de l’énergie puisque dans le demi espace où il ne se propage pas, l’énergie est la
même avec ou sans soliton.
39- Sur la figure 5-c, le soliton se propage vers les 𝑥 > 0 dans l’espace 𝑥 < 0, puis se
réfléchit en 𝑥 = 0 et se propage vers les 𝑥 < 0 dans le demi espace 𝑥 < 0.
Sur la figure 5-d, le soliton se propage vers les 𝑥 > 0 dans l’espace 𝑥 < 0, puis se transmet en
𝑥 = 0 et se propage vers les 𝑥 > 0 dans le demi espace 𝑥 > 0.
40-a- Dans la seconde partie de la chaîne, le soliton a une énergie : 𝐸 + = 8
√𝜇 + 𝑔𝜅𝑙
2
. L’énergie
𝑣
√1− 2+
𝑐𝑜+
minimale dont doit disposer le soliton est donc : 𝐸𝑚𝑖𝑛 = 8√𝜇 + 𝑔𝜅𝑙 valeur obtenue quand la
vitesse de propagation 𝑣+ est nulle.
40-b- On considère un soliton à la vitesse 𝑣− dans le milieu 𝑥 < 0. Ce soliton transporte une
énergie 𝐸 − = 8
√𝜇 − 𝑔𝜅𝑙
𝑣2
√1− 2−
. IL peut se propager dans le mileu x>0 à la condition que cette énergie
𝑐𝑜−
soit supérieure à 𝐸𝑚𝑖𝑛 soit : 8
√𝜇 − 𝑔𝜅𝑙
𝑣2
√1− 2−
𝜇−
𝑣2
𝜇−
> 8√𝜇 + 𝑔𝜅𝑙 soit √𝜇+ > √1 − 𝑐 2− → 𝑣− > 𝑐𝑜− √1 − 𝜇+
𝑜−
𝑐𝑜−
𝜇−
1
𝜅
On a donc une vitesse critique : 𝑣𝑐 = 𝑐𝑜− √1 − 𝜇+. Or on a vu que 𝑐𝑜 = 𝑙 √𝜇 ce qui donne
1
1
1
𝑣𝑐 = 𝑙 √𝜅(𝜇− − 𝜇+ ) .
41- On veut que le soliton soit intégralement transmis sans modification de sa vitesse.
Pour qu’il soit intégralement transmis il faut que 𝐸 − = 𝐸 + ce qui donne : 8
√𝜇 − 𝑔𝜅 − 𝑙−
𝑣2
=
√1− 2
𝑐
𝑜−
8
√𝜇 + 𝑔𝜅 + 𝑙+
𝑣2
soit
√1− 2
𝑐
𝜇−𝜅−𝑙−
𝜇+𝜅+𝑙+
𝑣2
𝑣2
(1 − 𝑐 2 ) = 1 − 𝑐 2
𝑜−
𝑜+
→
𝜇− 𝜅− 𝑙−
𝜇+ 𝜅+ 𝑙+
𝜇− 𝜅 − 𝑙−
1
− 1 = 𝑣 2 (𝜇+𝜅+𝑙+ 𝑐 2 − 𝑐 2 ) Si cette
𝑜+
𝑜−
𝑜+
𝜇− 𝜅− 𝑙−
1
1
𝑜+
𝑜−
relation doit être vraie quel que soit 𝑣 il faut donc : 𝜇+ 𝜅+𝑙+ = 1 et 𝑐 2 = 𝑐 2 .
1
𝜇+
𝜅
Comme 𝑐𝑜 = 𝑙 √𝜇 et 𝜇− = 8 on obtient :
𝜅− 𝑙−
𝜅+ 𝑙+
1 𝜅+
2
𝑙+
𝜇+
=8
1 𝜅−
𝜅+ 𝑙2
= 𝑙2 𝜇− soit 𝜅−𝑙−2 = 8
−
+
1 1/3
𝑙+
Ce qui donne 𝑙− = (64)
𝜅+
1 1/3
= 1/4 et 𝜅− = (8)
= 1/2
42- Lorsque que les paramètres 𝜅, 𝜇 et 𝑙 varient continument le long de la chaîne, les
1
𝜅(𝑥)
𝑔
grandeurs 𝑐𝑜 = 𝑙(𝑥) √𝜇(𝑥) et 𝜔𝑜2 = 𝑙(𝑥) deviennent fonction de 𝑥. Si ces grandeurs varient sur
une échelle caractéristique grande devant a, on peut reprendre l’équation différentielle :
𝜕2 𝜃
𝜕𝑡 2
𝜅(𝑥)
− 𝑙2 (𝑥)𝜇(𝑥) √
𝜕2 𝜃
𝜕𝑥 2
𝑔
+ 𝑙(𝑥) 𝜃 = 0
43- L’énergie ressemble à l’expression de l’énergie en relativité : 𝐸 =
𝑚𝑐 2
2
√1−𝑣2
𝑐
L’expression de la longueur d’onde ressemble au longueur d’onde de de Broglie relativiste :
ℎ
ℎ
𝑣2
𝜆 = 𝑝 = 𝑚𝑣 √1 − 𝑐 2
44- Ce type d’onde se rencontre en mécanique des fluides :
dans un fleuve c’est le phénomène du mascaret (le mascaret de la Seine est connu car
responsable de la mort de Léopoldine Hugo)
dans la mer c’est un tsunami, provoqué par un tremblement de Terre.
45- Pour observer un soliton il faut des phénomènes non linéaires. Dans un câble coaxial de
TP ou dans une fibre optiqu, les phénomènes sont linéaires donc on n’observe pas de soliton.