Lampe à incandescence et bilans thermiques
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Lampe à incandescence et bilans thermiques
Concours Centrale – Supelec 2000 Epreuve : PHYSIQUE Filière MP Veuillez envoyer vos corrections éventuelles à [email protected] Lampe à incandescence et bilans thermiques Partie I : Lampe à incandescence en régime permanent I.A- Détermination de la température du filament I.A.1. L’expression locale de la loi d’Ohm est : j = σE = 1 E où j est le vecteur densité de courant. ρ I .A.2. • • R=ρ L . S En utilisant le S.I., l’unité de R est : [R ] = Ω.m m m2 =Ω • Application numérique : L = 4 cm I.A.3.a. ∆L ∆L = 0,01 = α∆T soit L L I.A.3.b. ρ (T0 ) = 7,67.10 −7 Ωm ∆ρ = 9,76 . On en déduit : On calcule numériquement : −8 ρ (TA ) ρ (TA ) = 7,125.10 Ωm I.A.3.c. On voit que les variations relatives de L et de S sont très petites devant celle de ρ. En conséquence, on pourra négliger les variations de L et de S avec T, et considérer que la résistance ne varie avec la température qu’essentiellement à travers ρ. Donc : R(T ) ≈ ρ (T ) aT 2 + bT L RA L RA avec = , soit : R(T ) = aTA2 + bTA S S ρ (TA ) I.A.4. U , puis de chercher la température I correspondante à l’aide de l’expression de R(T). On obtient : (les valeurs en italique sont les valeurs manquantes) 1,25 3,07 4,20 5,60 6,86 8,65 U(V) 0,237 0,386 0,460 0,539 0,603 0,685 I(A) 5,27 7,95 9,13 10,4 11,4 12,6 R(Ω) 1416 2525 2960 T(K) 2007 2253 2702 Pour compléter le tableau, il suffit pour chaque couple (U,I) de trouver la valeur de R = I.B- Bilan énergétique et caractéristique du filament I.B.1. I.B.2. La puissance surfacique rayonnée par la surface d’un corps noir à l’équilibre thermique est : P = σT 4 P s’exprime en W.m-2 T s’exprime en K. σ est la constante de Stefan et s’exprime en W.m-2.K-4 Stefan : Physicien Autrichien né en 1835 et mort en 1893 à Vienne. Il énonce en 1879 la « loi de Stefan » qui sera interprétée par Boltzmann en 1884. I.B.3. On utilise la loi de Wien : λmTm = cte. On trouve ici à l’aide des données sur le soleil : cte=3000 K.µm. En notant λ0 la longueur d’onde correspondant au maximum d’émission du filament, on obtient : λ0T0 = 3000 K .µm soit λ0 = 1,15 µm c’est-à-dire dans l’infrarouge. I.B.4. Le verre absorbe toute l’énergie correspondant à la partie du spectre λ>3µm C:\Mes documents\CORUPS\reçu 2000c\c00p089.doc 1 I.B.5. 4 φ = σT 4 T φ ⇒ ≥ 10 donne ≥ 10 soit T ≥ 1,78TV φ′ φ ′ = σTV4 TV Application numérique : T ≥ 746 K I.B.6. • On multiplie la surface latérale du filament par la puissance surfacique. On obtient la puissance rayonnée par le filament : Pr = 2πrL σT 4 d’où : T = 4 • Pr 2πrLσ On voit que à T et r constants, pour augmenter Pr il faut augmenter L. I.B.7. Puisqu’il n’y a pas de phénomène de convection, la puissance électrique consommée par l’ampoule doit intégralement se retrouver sous forme de rayonnement, autrement dit : UI = Pr = 2πrLσT 4 Donc en traçant ln(UI ) en fonction de ln(T ) on doit obtenir une droite dont la pente sera l’exposant de la loi de Stefan. C’est ce que l’on vérifie en utilisant les données du tableau I : U(V) I(A) T(K) ln(UI) ln(T) 1,25 0,237 1416 -1,22 7,26 3,07 0,386 2007 0,17 7,60 4,2 0,46 2253 0,66 7,72 5,6 0,539 2525 1,10 7,83 6,86 0,603 2702 1,42 7,90 8,65 0,685 2960 1,78 7,99 Ln(UI)=f(ln(T)) On trouve bien une droite de pente 4. 2,00 ln(UI) 1,00 0,00 -1,007,20 7,40 7,60 7,80 8,00 8,20 -2,00 ln(T) I.B.8. U I T U*I/T^4 On a UI 4 1,25 0,237 1416 7,37E-14 3,07 0,386 2007 7,30E-14 4,2 0,46 2253 7,50E-14 5,6 0,539 2525 7,43E-14 6,86 0,603 2702 7,76E-14 8,65 0,685 2960 7,72E-14 = 2πrLσ = 7,51.10-14 , d’où σ = 9,96.10−9Wm −2 K −4 . On prendra σ1=10-8 W.m-2K-4. T Comparé à la valeur tabulée, on en conclu que le filament rayonne moins d’énergie qu’un corps noir à la même température : il se comporte comme un corps gris, c’est à dire un corps qui rayonne simplement une fraction de ce que rayonne un corps noir à la même température. I.B.9. 1/ 4 UI T = 2πrLσ 1 UI = Pr = 2πrLσ 1T 4 = R(T ) I 2 , d’où : UI U L L = R(T ) = ρ 2 = aT 2 + bT 2 = I πr πr 2 I Il suffit de remplacer T dans la deuxième expression par sa valeur en fonction de UI (1ère expression) pour obtenir la relation ( C:\Mes documents\CORUPS\reçu 2000c\c00p089.doc ) 2 de l’énoncé : U = α (UI )p + β (UI )q I 1/ 2 L 1 1 = α a p = 2 πr 2 2πrLσ 1 avec : et 1/ 4 q = 1 L 1 b = β 4 πr 2 2πrLσ 1 I.B.10. On a donc : Pe = UI d’où R = Par ailleurs, Pe = RI 2 d’où I = U = αPe p + βPe q I Pe Pe . En définitive : I = p αPe + βPeq R On dresse le tableau suivant : U (V) 1,25 I (expérimental) (A) 0,237 U*I (W) 2,96E-01 I (théorique) (A) 2,37E-01 3,07 0,386 1,19E+00 3,88E-01 4,2 0,46 1,93E+00 4,60E-01 5,6 0,539 3,02E+00 5,38E-01 6,86 0,603 4,14E+00 6,00E-01 8,65 0,685 5,93E+00 6,80E-01 I I=f(Pe) 0,8 0,6 0,4 0,2 0 0,00E+00 2,00E+00 4,00E+00 6,00E+00 8,00E+00 Pe Les points expérimentaux sont exactement sur la courbe théorique. I.C- Evolution de la température au voisinage des points de fixation 1.C.1. Fuite latérale La tige métallique a une très bonne conductivité thermique de sorte que l’énergie thermique s’y répartit très rapidement et donc que la température y est pratiquement uniforme. (En vérité le bon paramètre pour cette approche qualitative serait plutôt la diffusivité thermique) Energie apportée par effet Joule j(x+dx) j(x) I.C.2. Ecrivons qu’en régime stationnaire, l’énergie apportée au tronçon de filament de longueur dx est égale à l’énergie partie de ce même tronçon : πr 2 j ( x ) + ρ dx 2 I = πr 2 j ( x + dx ) + 2πrdxσ 1T 4 πr 2 dx soit : − ρ 2 dj dx = σ 1T 4 dx − dx r πr 2 ( ) En tenant compte de la loi phénoménologique de Fourier ( j ( x) = −λ +λ d 2T dx 2 = 2 I 2 dx ∂T ), et en simplifiant par dx, on obtient : ∂x ρ 2 σ 1T 4 − r πr 2 ( ) 2 I2 I.C.3 La température T0 est la température atteinte lorsque T ne dépend plus de x, de sorte que l’on a : C:\Mes documents\CORUPS\reçu 2000c\c00p089.doc 2 ρ σ 1T04 = r πr 2 ( ) 2 I 2 . En 3 remplaçant dans l’équation différentielle, on obtient la formulation demandée : 2 2 d 2T 2σ T 3 T 4 − T04 d 2T 2 =0 + λ 2 = σ 1T 4 − σT04 = σ 1 T 4 − T04 soit + 2 − 1 0 rλ r r r dx T03 dx ( On a bien l’équation : + d 2T dx 2 − (T 4 − T04 δ 2T03 )= 0 avec δ = ( ) ) rλ 2σ 1T03 Application numérique : δ=2,8.10-3 m I.C.4. • Multiplions l’équation précédente par ( ) d 2T dT T 4 − T04 dT = 2 δ 2T03 dx dx dx dT : dx 2 1 d dT 1 d 1 5 T − T04T = 2 3 2 dx dx δ T0 dx 5 T = T0 , on obtient : On peut intégrer entre x=0 où T = TV et x=d où dT =0 dx x=d Qui s’écrit encore : 2 1 dT 1 1 5 5 1 5 4 = − T0 − T0 − TV − T0 TV 2 dx x = 0 δ 2T03 5 5 Dans le membre de droite, on peut négliger la parenthèse de droite devant celle de gauche ( T0>>TV), ce qui donne : 2 2 − 8T 2 1 dT 1 4 dT = − 2 3 T05 soit : = 02 2 dx x = 0 δ T0 5 dx x = 0 5δ 2 2 T dT = γ 0 avec γ = On trouve le résultat demandé : δ 5 dx x =0 • • dT Application numérique : = 1,17.106 Km −1 et δ = 1,26 dx x=0 Sur la figure ci contre, on a représenté l’allure de l’évolution de la température avec x. On voit que la tangente à l’origine T T0 de la courbe l’asymptote en un point dont l’abscisse donne une bonne idée de la distance caractéristique d sur laquelle le filament monte en température. dT L’équation de la tangente est : T = TV + x dx x = 0 En écrivant que cette droite coupe l’asymptote en x=d, on δ T −T TV obtient : d ≈ 0 V δ ≈ γT0 γ Application numérique : d ≈ 2 mm d x I.C.5. Le transfert thermique se fait au niveau de la section du filament, en x=0, d’où Pther = πr 2λ On a déjà explicité la puissance rayonnée : Pr = filament) 2πrL σ 1T04 dT dx = πr 2λγ x =0 T0 δ (en vérité un peu moins à cause de la diminution de T en bout de T πr 2λγ 0 2 Pther δ avec 1 = 2δ D’où : = rλ Pr σ 1T03 2πrLσ 1T04 Il reste : δ Pther =γ Pr L C:\Mes documents\CORUPS\reçu 2000c\c00p089.doc 4 Application numérique : Pther = 0,09 soit tout de même presque 10% ! Pr I.C.6. Si on augmente la puissance à température et rayon de filament constants, on augmente L en laissant δ constant, donc le rapport Pther/Pr diminue. Partie II : Lampe à incandescence en régime sinusoïdal forcé basse fréquence II.A- Etude théorique de l’évolution périodique de la température II.A.1.a. A pression constante, pour une variation dT de la température du filament, on a dH = mc p dT II.A.1.b. • On raisonne pendant dt et on écrit que l’énergie reçue durant cette durée sert d’une part à augmenter l’enthalpie du filament, d’autre part est rayonnée. Il vient donc : Pe (t )dt = dH + 2πrLσ 1T (t ) 4 dt on obtient en divisant par dt : Pe (t ) = mc p • Sachant que Pe (t ) = dT + 2πrLσ 1T (t ) 4 dt dθ u 2 (t ) ua (t ) 2 4 = mc p + 2πrLσ 1 (T0 + θ (t ) ) , et que T (t ) = T0 + θ (t ) a dt R0 R0 II.A.2. Puisque T (t ) = T0 + θ (t ) = T0 + θ (t ) = T0 , on a clairement θ (t ) = 0 Prenons la valeur moyenne temporelle sur une période τ de l’équation différentielle précédente. Comme (T0 + θ ) = 4 T04 1 + 4 θ ≈ T04 + 4T03θ , on va avoir : T0 2 u aRMS = 2πrLσ 1T04 soit : T0 = R0 4 2 u aRMS R0 2πrLσ 1 (T0 + θ )4 ≈ T04 + 4T03θ = T04 d’où : expression comparable à celle obtenue en I.B.6. II.A.3.a. Pe (t ) = ua2 (t ) R0 ω 2U a2 cos 2 t 2 = R0 II.A.3.b. II.A.3.c. ω La fonction t 6 Pe (t ) a la même pulsation que la fonction t 6 cos 2 t , c’est-à-dire ω. Comme c’est également la 2 grandeur physique qui excite les oscillations thermiques du filament, il est normal que la réponse du filament soit de pulsation ω. En se souvenant que cos 2 x = 1 + cos 2 x , on peut réécrire l’équation différentielle du II.A.1.b. en tenant compte de 2 l’expression de ua2 (t ) : dθ ua2 (t ) 4 = mc p + 2πrLσ 1 (T0 + θ (t ) ) devient : dt R0 U a2 [1 + cos(ωt )] = mc p dθ + 2πrLσ 1 (T0 + θ (t ))4 ≈ mc p dθ + 2πrLσ 1T04 + 4 ⋅ 2πrLσ 1T03θ dt dt R0 qui se simplifie en : dθ U a2 U a2 + 8πrLσ 1T03θ puisque = 2πrLσ 1T04 cos(ωt ) ≈ mc p dt R0 R0 On peut dès lors passer en notation complexe : U a2 iωt e = mc p (iω )θ eiωt + 8πrLσ 1T03θ eiωt R0 C:\Mes documents\CORUPS\reçu 2000c\c00p089.doc 5 U a2 θ0 R0 qui se met sous la forme de l’énoncé : θ = Soit : θ = 3 ω imc pω + 8πrLσ 1T0 1+ i ωC θ0 = avec : 1 8πrLσ 1T03 U a2 T0 = 4 R0 ωC = et 8πrLσ 1T03 mc p Remarque : il est intéressant à ce niveau de vérifier l’unité de ωC. En S.I., on obtient : [ω C ] = II.A.3.d. • • m 2 Js −1m −2 K −4 K 3 kgJK −1kg −1 = s −1 On voit que le filtre est un filtre passe-bas : si les oscillations excitatrices sont très rapides, elles n’ont pas te temps de se répercuter en oscillations de la température, et la température du filament devient quasiment constante. En faisant intervenir la masse volumique µ du tungstène, on obtient : ω C = 8σ 1T03 µrc p On constate effectivement que ωC est indépendante de la longueur du filament. • T On a θ m = θ 0 et l’inéquation θ m < 0 donne : 10 T0 4 1+ i ω ωC < T0 , soit : 10 1 ω 1 + ωC 2 < 21 2 ω C ≈ 2,3ω C et ω > 2 5 II.A.3.e. Application numérique : ν C = 2,45 Hz (attention à l’unité de cp ! ) II.B- Modulation de l’intensité lumineuse par largeur d’impulsion II.B.1. On a vu que au II.A.2. que l’intensité lumineuse rayonnée était directement reliée à la valeur efficace de ua (t ) , c’est à dire à la moyenne temporelle de ua2 (t ) . La valeur de α va conditionner cette moyenne temporelle, donc la valeur de l’intensité lumineuse émise. II.B.2. + a0 = ua (t ) = 1 τ τ 2 +α 1 τ 2 2ατ , soit : 2 1 ∫ u (t )dt = τ ∫Udt = τ U a τ − 2 τ −α 2 a0 = αU Puisque la fonction dont on cherche la décomposition est paire, la partie impaire de son développement doit être nulle : ∀n ∈ N , bn = 0 + 2 Pour n>0, an = τ τ 2 +α 2 ua (t ) cos( nωt )dt = τ τ ∫ − 2 Soit avec ωτ = 2π : an = τ 2 ατ + 2 1 [sin (nωt )] ατ2 = 4U sin nαω τ U cos(nωt )dt = U − τ nω 2 nωτ τ 2 ∫ −α 2 2U sin (nαπ ) nπ Spectre en fréquence : on porte cn = an2 + bn2 = an en fonction de n. Pour α = n cn /U 0 0,33 1 0,55 2 0,28 3 0,00 4 0,14 C:\Mes documents\CORUPS\reçu 2000c\c00p089.doc 5 0,11 6 0,00 1 , on obtient le tableau suivant : 3 7 8 9 0,08 0,07 0,00 10 0,06 6 Spectre en fréquence 0,6 Amplitude 0,5 0,4 0,3 0,2 0,1 0 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 Harmoniques On remarquera que les harmoniques multiple de 3 sont nulles. II.B.3. D’après la définition de ua, on va avoir : Pe (t ) = ua2 (t ) R0 U 2 ατ pour t < R 2 = 0 . ατ τ 0 pour 2 < t ≤ 2 La décomposition de Pe (t ) est donc identique à celle de ua (t ) : il suffit de remplacer U par On obtient ainsi : P0 = αU 2 R0 et Pn = U2 R0 2 U2 sin (nαπ ) = 2 P0sinc(nπα ) nπ R0 II.B.4. Reprenons l’équation différentielle obtenue en II.A.3.c. dθ ua2 (t ) 4 = mc p + 2πrLσ 1 (T0 + θ (t ) ) dt R0 qui devient : Pe (t ) = mc p dθ dθ 4 + 2πrLσ 1 (T0 + θ (t ) ) ≈ mc p + 2πrLσ 1T04 + 4 ⋅ 2πrLσ 1T03θ dt dt puis : P0 + +∞ ∑ P cos(nωt ) ≈ mc n n =1 p dθ + 2πrLσ 1T04 + 4 ⋅ 2πrLσ 1T03θ dt qui se simplifie en : +∞ ∑ P cos(nωt ) ≈ mc n p n =1 dθ + 8πrLσ 1T03θ puisque P0 = 2πrLσ 1T04 dt On peut dès lors passer en notation complexe : +∞ ∑P e n inωt = mc p n =1 +∞ ∑ (inω )θ n =1 − iqωt En multipliant chacun des deux membres par e ∀n ≥ 1, ne inωt + 8πrLσ 1T03 +∞ ∑θ ne inωt n =1 et en prenant la moyenne temporelle, il est facile d’en déduire : Pn = mcP inωθ n + 8πrLσ 1T03θ n Pn 2 2 sin (nπα ) Pn 8πrLσ 1T03 = en se rappelant que : Pn = 2πrLσ 1T04 soit : θ n = P0 sin (nαπ ) = 3 ω nπα nπα mcP inω + 8πrLσ 1T0 1 + in ωC et en définitive : θ n = 1 T0 sin (nπα ) 2 nπα 1 + ω in ωC C:\Mes documents\CORUPS\reçu 2000c\c00p089.doc 7 Dans le cas où ω >> ω C , l’expression précédente se simplifie en : θ n = T0 sin (nπα ) ω C 2 nπα inω II.B.5. En ce qui concerne la fonction θ (t ) , l’égalité de Parseval (démontrée en annexe) s’écrit : 2 θ RMS = θ2 = D’où : θ RMS = +∞ 1 T0 2 2 ∑ 1 2 +∞ ∑c 2 n avec cn2 = θ n n =1 sinc 2 (nπα ) 2 et donc δ 0 = nω 1 + ωC Dans le cas où ω >> ω C , les expressions précédentes se simplifient en : θ RMS = n =1 +∞ 1 T0 ω C 2 2 ω ∑ sinc 2 (nπα ) n2 n =1 2 et δ 0 = +∞ 1 ∑ 2 2 1 ωC 2 2 ω n =1 +∞ ∑ n =1 sinc 2 (nπα ) nω 1 + ωC 2 sinc 2 (nπα ) n2 Cette dernière expression montre que lim δ 0 = 0 . Autrement dit, on peut moduler l’intensité lumineuse ( à l’aide de α) sans τ →0 que l’on observe des oscillations temporelles, à condition d’utiliser une fréquence suffisante. II.- Vérification expérimentale II.C.1.a. Le plan sensible de la photodiode doit être placé normalement à la direction de propagation de l’énergie lumineuse. II.C.1.b. La puissance électrique absorbée par l’ampoule est intégralement rayonnée par le filament. A une distance D, cette puissance se trouve répartie sur une sphère de surface 4πD2. S La puissance qui arrive au niveau de la photodiode de surface S est donc : Pi = Pe 4πD 2 II.C.1.c. La puissance Pi qui arrive sur la photodiode est répartie sur tout le spectre électromagnétique selon la formule de Planck. Si toute la puissance incidente était absorbée par le capteur, on retrouverait la loi de Stefan et on aurait us proportionnelle à T4. Or seule la partie comprise entre 0,45µm et 1,1 µm est absorbée par la photodiode. On perd donc la dépendance en T4. λ2 dPi ∫ dλ (T , λ )dλ qui selon l’énoncé doit être proportionnel à T us doit dans ces conditions être proportionnelle à 7,5 . λ1 II.C.1.d. On peut tout d’abord remarquer que : • us est de fréquence double de ua • us est déphasée par rapport à ua On sait que la réponse du capteur est us (t ) = KT 7,5 avec T (t ) = T0 + θ (t ) . Sachant que l’on a encore θ (t ) << T0 , on obtient en développant : us (t ) = KT07,5 + 7,5 KT06,5θ (t ) On voit donc K= que u s ~ eff = 7,5KT06,5θ eff = 7,5 On obtient ainsi : θ eff = us T07,5 us T07,5 , puis T06,5θ eff = 7,5 us T0 en notant u s ~ (t ) la composante alternative de θ eff 2 u s ~ eff 1 u s ~ eff T0 T0 d’où on tire : θ m = 2θ eff = 7,5 u s 7,5 u s Application numérique : θ m = 0,022T0 = 58 K Les résultats du II.A.3. donnaient : θ m = 1 4 1 ω 1 + ωC C:\Mes documents\CORUPS\reçu 2000c\c00p089.doc 2 T0 soit en prenant ω 20 = = 8,16 ω C 2,45 : θ m = 0,03T0 = 79 K . 8 us : II.C.2. On a vu que u s ~ eff = 7,5 KT06,5θ eff = 7,5 2 KT06,5θ m = 7,5 2 KT06,5 1 4 Expression qui se simplifie dans la mesure où ω>>ωC : u s ~ eff ≈ 1 ω 1 + ωC 7,5 4 2 KT07,5 2 T0 ωC ν 7,5 8σ T 3 = KT07,5 C avec ω C = 1 0 ω ν µrc p 4 2 T010,5 et donc : ln us ~ eff = ln(cte) + 10,5 ln(T0 ) − ln( f ) f On vérifie expérimentalement la pente –1 de la courbe ln us ~ eff en fonction de ln( f ) ( En définitive : u s ~ eff = cte ) ( II.C.3. ( On voit sur l’expression de ln us ~ eff ) ) en fonction de ln( f ) que l’ordonnée à l’origine de ces droites est reliée à la température du filament. A l’aide de l’expression trouvée, on obtient le décalage des ordonnées à l’origine pour les deux tensions : T0 ∆ ln u seff 0 = 10,5 ln 1 T0 2 ( ( )) Partie III : Détermination expérimentale du rapport hc/kB Association photodiode-filtre interférentiel III.A. L’onde n°2 traverse une épaisseur 2e supplémentaire d’un milieu d’indice n. On a donc ψ = 2π 2ne λ III.B. On va avoir interférences constructives lorsque ψ = m 2π , soit encore λ = 2ne m III.C. 2ne m Par ailleurs, la photodiode n’absorbe que les longueurs d’onde comprises entre 450 et 1100 nm On cherche donc une épaisseur e telle que : Les longueurs d’onde qui passent à travers le filtre sont données par : λm = ♥ λ0 = 510 nm soit une longueur d’onde passant à travers le filtre (il existe m0 tel que λm0 = 2ne ) m0 ♥ ∀ m ≠ m0 , λm ne soit pas dans l’intervalle [450 nm ; 1100 nm] Il est facile de vérifier que le couple m0=1 et e=163 nm réalise cette double condition, et que c’est le seul. III.D. Ecrivons us à l’aide de la formule de Planck us = K ′ On est dans un domaine de température tel que e u s = K ′′′e On trace donc ln(us) en fonction de 2πhc 2 dϕ e ∆λ = K ′′ 5 dλ λ hc k B λT 1 e hc k B λT −1 >> 1 , donc on peut simplifier l’écriture précédente sous la forme : hc − k B λT 1 T soit ln(u s ) = cte − 2,50 C:\Mes documents\CORUPS\reçu 2000c\c00p089.doc n(us) 2,00 1,50 1,00 hc 1 kB T 9 us ln(us) T 1/T*104 7,21 5,53 3,4 2,68 1,6 1,98 1,71 1,22 0,99 0,47 2510 2450 2348 2303 2210 3,984 4,082 4,259 4,342 4,525 Une régression linéaire donne une pente de 2,78.104 hc = 2,78.10 4 K , d’où on tire : Soit kBλ hc = 1,44(6).10 − 2 Km kB en accord avec la valeur théorique. ••• FIN ••• Annexe : égalité de Parseval Soit f une fonction à valeurs dans C périodique de période T1, on sait que : f (t ) = a0 + 2 +∞ ∑ [a n cos( nω1t ) + bn sin( nω 1t )] n =1 ou bien encore en utilisant la notation complexe (ici différente de celle utilisée dans l’énoncé) : f (t ) = +∞ ∑ C n e inω1t où on a Cn = n = −∞ Remarques: 1 T1 t 0 +T1 ∫ f (t )e −inω1t dt t0 c La formule donnant C n est également valable pour C 0=a0/2 d On passe facilement de la notation complexe à la notation réelle en remarquant que : a n − ibn C n = 2 a C = n + ibn − n 2 e Si f(t) est à valeurs réelles, alors a n = ( C n + C − n ) bn = i (C n − C − n ) soit C −n = 1 T1 t0 +T1 ∫ f (t )e + inω1t dt = C n , de sorte que an et bn sont donnés par : t0 a n = 2 Re(C n ) bn = −2 Im(C n ) f Si f(t) est à valeur réelle, l'amplitude de l'harmonique de rang n est : cn = 2 Cn Considérons maintenant un phénomène physique périodique décrit par f(t). L’énergie moyenne associée à ce phénomène fait 1 intervenir le carré de f. L’énergie moyenne sur une période est donc proportionnelle à : f 2 (t )dt . T1 ∫ T1 L’égalité de Parseval exprime que cette énergie est répartie sur toutes les harmoniques du phénomène : C:\Mes documents\CORUPS\reçu 2000c\c00p089.doc 10 1 T1 ∫ T1 2 1 + 2 a f 2 (t )dt = 0 2 +∞ ∑c 2 n n =0 où cn est l’amplitude de l’harmonique de rang n : cn = an2 + bn2 Montrons cette propriété en évaluant dans le cas général où f est à valeurs dans C l’intégrale: Comme f (t ) = +∞ ∑ C n e inω1t , on obtient : n = −∞ 1 T1 ∫ f (t ) f (t )dt = T1 1 T1 +∞ 1 C n einω1t f (t )dt = T1 T1 n = −∞ ∫ ∑ +∞ = 1 ∑ C T ∫ f (t )e n − inω1t ∫ f (t ) f (t )dt T1 +∞ ∑ C ∫ f (t )e n n = −∞ ∑C inω1t +∞ n Cn n = −∞ dt T1 +∞ dt = 1T 1 n = −∞ 1 T1 = ∑C 2 n n = −∞ Si f est à valeurs dans R, alors C n = C − n et on obtient l’égalité de Parseval en rassemblant la sommation sur les indices négatifs et celle sur les indices positifs : 1 T1 ∫ f (t ) f (t )dt = C 0 2 −1 ∑C + 2 n + n = −∞ T1 = C0 2 +2 +∞ ∑ n = +1 Cn 2 a = 0 2 +∞ ∑C 2 n n = +1 2 +∞ 1 c n2 + 2 n = +1 ∑ Remarque: l’égalité de Parseval est plus belle en utilisant la forme complexe de la décomposition : 1 T1 ∫ f (t ) f (t )dt = T1 C:\Mes documents\CORUPS\reçu 2000c\c00p089.doc +∞ ∑C 2 n n = −∞ 11