Une page de Wikiversité, la communauté pédagogique libre.
Partie A : ÉLECTROMAGNÉTISME - Écrantage d'un champ magnétique [ modifier | modifier le wikicode ]
Partie 1 - Oscillations dans le champ de pesanteur terrestre [ modifier | modifier le wikicode ]
Le champ magnétique créé par une spire parcourue par un courant
i
{\displaystyle i}
, en un point
M
{\displaystyle M}
de son axe de symétrie, depuis lequel la spire est vue sous un angle
α
{\displaystyle \alpha }
est donné par :
B
=
μ
0
i
2
r
sin
3
(
α
)
e
z
{\displaystyle \mathbf {B} ={\frac {\mu _{0}i}{2r}}\sin ^{3}(\alpha )\mathbf {e} _{z}}
Une section de hauteur
d
z
{\displaystyle dz}
du solénoïde
σ
1
{\displaystyle \sigma _{1}}
, vue depuis
M
{\displaystyle M}
sous un angle
α
{\displaystyle \alpha }
, crée en
M
{\displaystyle M}
un champ magnétique :
d
B
=
μ
0
2
r
1
N
1
i
L
d
z
sin
3
(
α
)
e
z
{\displaystyle d\mathbf {B} ={\frac {\mu _{0}}{2r_{1}}}{\frac {N_{1}i}{L}}dz\sin ^{3}(\alpha )\mathbf {e} _{z}}
Comme
tan
α
=
r
1
z
{\displaystyle \tan \alpha ={\frac {r_{1}}{z}}}
on a :
(
1
+
tan
2
α
)
d
α
=
−
r
1
d
z
z
2
=
−
t
a
n
2
α
r
1
d
z
{\displaystyle (1+\tan ^{2}\alpha )d\alpha =-{\frac {r_{1}dz}{z^{2}}}=-{\frac {tan^{2}\alpha }{r_{1}}}dz}
donc
d
z
=
−
r
1
(
1
+
1
tan
2
α
)
d
α
=
−
r
1
sin
2
α
d
α
{\displaystyle dz=-r_{1}\left(1+{\frac {1}{\tan ^{2}\alpha }}\right)d\alpha =-{\frac {r_{1}}{\sin ^{2}\alpha }}d\alpha }
On obtient alors l’expression du champ magnétique élémentaire créé en
M
{\displaystyle M}
:
d
B
=
−
μ
0
2
N
1
i
L
sin
α
d
α
{\displaystyle d\mathbf {B} =-{\frac {\mu _{0}}{2}}{\frac {N_{1}i}{L}}\sin \alpha d\alpha }
Le solénoïde étant supposé très long (infini), on obtient le champ magnétique en un point de l'axe par intégration :
B
=
(
∫
π
0
−
μ
0
2
N
1
L
sin
α
d
α
)
e
z
=
μ
0
2
N
1
i
L
[
cos
α
]
π
0
e
z
{\displaystyle \mathbf {B} =\left(\int _{\pi }^{0}-{\frac {\mu _{0}}{2}}{\frac {N_{1}}{L}}\sin \alpha d\alpha \right)\mathbf {e} _{z}={\frac {\mu _{0}}{2}}{\frac {N_{1}i}{L}}\left[\cos \alpha \right]_{\pi }^{0}\mathbf {e} _{z}}
B
=
μ
0
N
1
L
i
e
z
{\displaystyle \mathbf {B} =\mu _{0}{\frac {N_{1}}{L}}i\mathbf {e} _{z}}
Ce champ est constant sur l'axe.
La distribution de courant étant invariante par rotation d'axe
(
O
z
)
{\displaystyle (Oz)}
et par translation d'axe
(
O
z
)
{\displaystyle (Oz)}
en coordonnées cylindriques, le champ magnétique ne dépend que de
r
{\displaystyle r}
.
La distribution de courant étant anti-symétrique par rapport à tout plan contenant l'axe
(
O
z
)
{\displaystyle (Oz)}
, le champ magnétique est dirigé selon
e
z
{\displaystyle \mathbf {e} _{z}}
en tout point de l'espace, donc
B
1
{\displaystyle \mathbf {B} _{1}}
est de la forme :
B
1
=
B
1
(
r
)
e
z
{\displaystyle \mathbf {B} _{1}=B_{1}(r)\mathbf {e} _{z}}
On applique le théorème d'Ampère au contour
C
{\displaystyle {\mathcal {C}}}
représenté ci-contre :
∫
C
B
1
⋅
d
l
=
μ
0
i
i
n
t
{\displaystyle \int _{\mathcal {C}}\mathbf {B} _{1}\cdot d\mathbf {l} =\mu _{0}i_{\rm {int}}}
B
1
{\displaystyle \mathbf {B} _{1}}
étant orthogonal à
d
l
{\displaystyle d\mathbf {l} }
sur deux des côtés de
C
{\displaystyle {\mathcal {C}}}
, on a :
−
B
1
(
0
)
h
+
B
1
(
r
)
h
=
μ
0
i
i
n
t
{\displaystyle -B_{1}(0)h+B_{1}(r)h=\mu _{0}i_{\rm {int}}}
où
B
1
(
0
)
=
μ
0
N
1
L
i
{\displaystyle B_{1}(0)=\mu _{0}{\frac {N_{1}}{L}}i}
si
r
<
r
1
{\displaystyle r<r_{1}}
:
i
i
n
t
=
0
{\displaystyle i_{\rm {int}}=0}
si
r
>
r
1
{\displaystyle r>r_{1}}
:
i
i
n
t
=
N
1
L
i
h
{\displaystyle i_{\rm {int}}={\frac {N_{1}}{L}}ih}
On obtient donc le champ magnétique :
{
B
1
=
μ
0
N
1
L
i
e
z
si
r
<
r
1
B
1
=
0
si
r
>
r
1
{\displaystyle \left\{{\begin{array}{lcl}\mathbf {B} _{1}=\mu _{0}{\cfrac {N_{1}}{L}}i\mathbf {e} _{z}&{\text{si}}&r<r_{1}\\\mathbf {B} _{1}=\mathbf {0} &{\text{si}}&r>r_{1}\end{array}}\right.}
Le coefficient d'inductance
L
1
{\displaystyle L_{1}}
se calcule en ajoutant le flux magnétique traversant chacune des sprires du solénoïde
Σ
1
{\displaystyle \Sigma _{1}}
:
ϕ
1
=
μ
0
N
1
L
i
N
1
π
r
1
2
{\displaystyle \phi _{1}=\mu _{0}{\frac {N_{1}}{L}}iN_{1}\pi r_{1}^{2}}
On a alors le coefficient d'inductance
L
1
=
μ
0
N
1
2
L
π
r
1
2
{\displaystyle L_{1}=\mu _{0}{\frac {N_{1}^{2}}{L}}\pi r_{1}^{2}}
De même
L
2
=
μ
0
N
2
2
L
π
r
2
2
{\displaystyle L_{2}=\mu _{0}{\frac {N_{2}^{2}}{L}}\pi r_{2}^{2}}
Application numérique :
L
2
=
{\displaystyle L_{2}=}
Soit
ϕ
1
→
2
{\displaystyle \phi _{1\to 2}}
le flux de
B
1
{\displaystyle \mathbf {B} _{1}}
au travers du solénoïde
Σ
2
{\displaystyle \Sigma _{2}}
.
Le coefficient de mutuelle inductance
M
{\displaystyle M}
est défini par :
M
=
ϕ
1
→
2
i
{\displaystyle M={\frac {\phi _{1\to 2}}{i}}}
ϕ
1
→
2
=
∬
spires de
Σ
2
B
1
⋅
d
S
=
μ
0
N
1
L
i
N
2
π
r
2
2
{\displaystyle \phi _{1\to 2}=\iint _{{\text{spires de }}\Sigma _{2}}\mathbf {B} _{1}\cdot d\mathbf {S} =\mu _{0}{\frac {N_{1}}{L}}iN_{2}\pi r_{2}^{2}}
donc
M
=
μ
0
n
1
N
2
L
π
r
2
2
{\displaystyle M=\mu _{0}{\frac {n_{1}N_{2}}{L}}\pi r_{2}^{2}}
En notant
ϕ
2
{\displaystyle \phi _{2}}
le flux total traversant le solénoïde
Σ
2
{\displaystyle \Sigma _{2}}
, on a d’après la loi de Faraday
e
2
=
−
d
ϕ
2
d
t
{\displaystyle e_{2}=-{\frac {d\phi _{2}}{dt}}}
et d’après la loi d'Ohm
e
2
=
R
2
i
2
{\displaystyle e_{2}=R_{2}i_{2}}
. Donc
d
ϕ
2
d
t
+
R
2
i
2
=
0
{\displaystyle {\frac {d\phi _{2}}{dt}}+R_{2}i_{2}=0}
Or
ϕ
2
=
L
2
i
2
+
M
i
0
{\displaystyle \phi _{2}=L_{2}i_{2}+Mi_{0}}
, d'où l'équation différentielle
L
2
d
i
2
d
t
+
M
d
i
0
d
t
+
R
2
i
2
=
0
{\displaystyle L_{2}{\frac {di_{2}}{dt}}+M{\frac {di_{0}}{dt}}+R_{2}i_{2}=0}
En régime permanent on a
i
2
=
I
2
cos
(
ω
t
+
φ
)
{\displaystyle i_{2}=I_{2}\cos(\omega t+\varphi )}
. Avec la notation complexe l'equation précédente devient :
j
ω
L
2
i
2
_
+
j
ω
M
i
0
_
+
R
2
i
2
_
=
0
{\displaystyle j\omega L_{2}{\underline {i_{2}}}+j\omega M{\underline {i_{0}}}+R_{2}{\underline {i_{2}}}=0}
d'où
i
2
_
=
−
j
ω
M
i
0
_
R
2
+
j
ω
L
2
=
−
j
ω
M
R
2
i
0
_
1
+
j
ω
L
2
R
2
{\displaystyle {\underline {i_{2}}}=-{\frac {j\omega M{\underline {i_{0}}}}{R_{2}+j\omega L_{2}}}=-{\frac {j\omega {\cfrac {M}{R_{2}}}{\underline {i_{0}}}}{1+j\omega {\cfrac {L_{2}}{R_{2}}}}}}
On obtient le résultat :
Or
M
=
μ
0
N
1
N
2
L
π
r
2
2
{\displaystyle M=\mu _{0}{\frac {N_{1}N_{2}}{L}}\pi r_{2}^{2}}
et
L
2
=
μ
0
N
2
2
L
π
r
2
2
{\displaystyle L_{2}=\mu _{0}{\frac {N_{2}^{2}}{L}}\pi r_{2}^{2}}
donc
K
=
−
N
1
N
2
{\displaystyle K=-{\frac {N_{1}}{N_{2}}}}
Le champ
B
2
{\displaystyle \mathbf {B} _{2}}
à l'intérieur de solénoïde
Σ
2
{\displaystyle \Sigma _{2}}
s'obtient par superposition des champs créés par
Σ
1
{\displaystyle \Sigma _{1}}
et
Σ
2
{\displaystyle \Sigma _{2}}
, soit d’après la question 1.a :
B
2
=
(
μ
0
N
1
L
i
0
+
μ
0
N
2
L
i
2
)
e
z
{\displaystyle \mathbf {B} _{2}=\left(\mu _{0}{\frac {N_{1}}{L}}i_{0}+\mu _{0}{\frac {N_{2}}{L}}i_{2}\right)\mathbf {e} _{z}}
Soit en notation complexe, et d’après la question précédente :
B
2
_
=
(
μ
0
N
1
L
+
μ
0
N
2
L
K
j
ω
ω
c
1
+
j
ω
ω
c
)
i
0
_
e
z
{\displaystyle {\underline {\mathbf {B} _{2}}}=\left(\mu _{0}{\frac {N_{1}}{L}}+\mu _{0}{\frac {N_{2}}{L}}{\frac {Kj{\cfrac {\omega }{\omega _{c}}}}{1+j{\cfrac {\omega }{\omega _{c}}}}}\right){\underline {i_{0}}}\mathbf {e} _{z}}
En tenant compte de
N
2
K
=
−
N
1
{\displaystyle N_{2}K=-N_{1}}
on obtient l'amplitude complexe
B
2
_
{\displaystyle {\underline {B_{2}}}}
du champ magnétique total à l'intérieur du solénoïde
Σ
2
{\displaystyle \Sigma _{2}}
:
B
2
_
=
μ
0
N
1
L
(
1
−
j
ω
ω
c
1
+
j
ω
ω
c
)
I
0
{\displaystyle {\underline {B_{2}}}=\mu _{0}{\frac {N_{1}}{L}}\left(1-{\frac {j{\cfrac {\omega }{\omega _{c}}}}{1+j{\cfrac {\omega }{\omega _{c}}}}}\right)I_{0}}
B
2
_
=
μ
0
N
1
L
I
0
1
1
+
j
ω
ω
c
{\displaystyle {\underline {B_{2}}}=\mu _{0}{\frac {N_{1}}{L}}I_{0}{\frac {1}{1+j{\cfrac {\omega }{\omega _{c}}}}}}
D'où la norme
B
2
{\displaystyle B_{2}}
de ce champ magnétique :
B
2
=
μ
0
N
1
I
0
L
1
+
ω
2
ω
c
2
{\displaystyle B_{2}={\frac {\mu _{0}N_{1}I_{0}}{L{\sqrt {1+{\cfrac {\omega ^{2}}{\omega _{c}^{2}}}}}}}}
laquelle tend vers 0 lorsque ω tend vers l'infini.
A haute fréquence le champ magnétique à l'intérieur du solénoïde
Σ
2
{\displaystyle \Sigma _{2}}
tend vers 0.