r - Le Repaire des Sciences

Terminale S – Physique
Chapitre 11
Satellites et planètes
 Comprendre : une petite histoire de la Mécanique (.doc)
1 – Les lois de Kepler
Depuis l’Antiquité jusqu’au XVIème siècle, les phénomènes observés dans le ciel sont expliqués en
plaçant la Terre au centre de l’Univers : c’est le système géocentrique, décrit par Ptolémée au IIème
siècle, validé par Aristote puis par l’autorité religieuse. La mécanique céleste se différencie alors de la
mécanique terrestre : les astres « errent » dans les cieux et « chutent » sur Terre.
A partir du XVIème siècle, les physiciens Copernic, Galilée et Kepler introduisent la théorie de
l’héliocentrisme qui permet de donner une explication simple du mouvement apparent des planètes
(venant du grec planêtês signifiant « errant »), observé depuis la Terre. C’est Newton qui montrera que
mécanique céleste et mécanique terrestre sont régies par les mêmes interactions : ce qui se passe ici bas
n’est pas si différent de ce qui anime les cieux…
1.1 – Enoncé des lois de Kepler
Entre 1609 et 1618, Kepler publie dans Astronomia Nova trois lois révolutionnaires permettant de
décrire le mouvement des planètes autour du Soleil.
1.1.1 – Première loi ou loi des orbites
Dans le référentiel héliocentrique, la trajectoire du centre d’une planète est une ellipse dont l’un des
foyers est le centre du Soleil.
1.1.2 – Deuxième loi ou loi des aires
Le segment de droite [SP] (ou rayon-vecteur) qui relie le centre du Soleil au centre le la planète balaie
des aires égales pendant des durées égales.
Cette loi traduit l’observation de vitesses plus grandes lorsque la planète approche du Soleil (périhélies).
1.1.3 – Troisième loi ou loi des périodes
Nous notons ici T la période de révolution d’un planète (durée nécessaire pour qu’elle accomplisse un
tour complet de son orbite) et L la longueur du demi-grand axe de son orbite.
2
Le carré de la période de révolution T d’une planète autour du Soleil est proportionnel au cube de la
longueur L du demi-grand axe de son orbite,
T2
k
L3
k est une constante indépendant de la masse de la planète. Sa valeur est exprimée en s2.m–3 dans le
système international des unités.
Calculons k pour la Terre puis pour Jupiter et comparons les résultats :
 aTerre = 150.106 km et TTerre = 365 jours
On obtient kTerre = 4,0.10-20 [jours2.km-3].
 aJupiter = 780.106 km et TJupiter = 4 332 jours
On obtient kJupiter = 4,0.10-20 [jours2.km-2].
On trouve bien kTerre = kJupiter.
Pour les planètes du système solaire :
planète
a
demi grand axe
3
en 10 km
6
ou 10 m
T
période de
révolution
en jour
T
période de
révolution
6
en 10 s
T /a
2
-3
en jour .km
T /a
2
-3
en s .m
Mercure
57910
87,97
7,57984708
3,98482.10
-11
2,95842.10
-19
Vénus
108200
224,7
19,3610508
3,98588.10
-11
2,95921.10
-19
Terre
149600
365,26
31,47226264
3,98483.10
-11
2,95843.10
-19
Mars
227940
686,98
59,19294472
3,98498.10
-11
2,95855.10
-19
Jupiter
778330
4332,71
373,3236244
3,98133.10
-11
2,95583.10
-19
T /a
2
-3
en s .m
2
3
2
3
Pour les satellites de Jupiter observés par Galilée :
a
demi grand axe
3
en 10 km
6
ou 10 m
T
période de
révolution
en jour
T
période de
révolution
6
en 10 s
T /a
2
-3
en jour .km
Io
422
1,77
0,15251028
4,16878.10
-8
3,095.10
Europe
671
3,55
0,3058822
4,17147.10
-8
3,097.10
Ganymède
1070
7,15
0,6160726
4,17312.10
-8
3,09822.10
-16
Callisto
1883
16,69
1,43807716
4,17217.10
-8
3,09751.10
-16
satellite
2
3
2
3
-16
-16
On observe bien que T 2/a3 est une constante mais que cette constante dépend de l’astre attracteur.
On a T2/a3 = 4p ²/GM, où G est la constante de gravitation universelle : G = 6,67.10-11 m3.kg-1.s-2
En prenant en compte les résultas des tableaux ci-dessus, il est donc possible de déterminer la masse des astres. On trouve par
exemple :

pour le Soleil :MS = 2,00.1030 kg

pour Jupiter :MJ = 1,91.1027 kg
Les lois de Kepler s’appliquent aussi bien aux satellites naturels qu’aux satellites artificiels d’un astre.
3
Pour quelques satellites de la Terre :
a
demi grand axe
3
en 10 km
6
ou 10 m
T
période de
révolution
T
période de
révolution
en s
384
27,32 jours
2,35.10
Hipparcos
24,546
10h37min 57s
38277
9,9068.10
NOAA 15
7,19
1h41min09s
6069
9,90941.10
-14
GPS BII-01
26,5625
11h58min08s
43088
9,90617.10
-14
Globalstar
MO48
7,79
1h54min4s
6844
9,90849.10
-14
satellite
Lune
6
2
3
T /a
2
-3
en s .m
9,78632.10
-14
-14
En utilisant la constante trouvée pour les satellites artificiels (quatre dernières lignes du tableau) on obtient comme masse de
la terre MT = 5,97.1024 kg
La constante obtenue avec la Lune est légèrement différente. Newton a déjà corrigé la troisième loi de Kepler en montrant
que la masse qui intervenait était en fait la somme des masses des deux corps en interaction gravitationnelle (ici la Terre et la
Lune).
En se servant de la correction de Newton on trouve MTerre + Lune = 6,05.1024 kg et par différence la masse de la Lune est ML =
7,36.1022 kg.
En fait, la troisième loi n’est qu' approchée et les bons résultats obtenus par Kepler sont dus au fait que la masse des planètes
est négligeable devant celle du Soleil (Jupiter, la plus grosse planète a une masse qui ne dépasse pas le millième de celle du
Soleil).
NB : Bien que Kepler ait découvert ces lois empiriquement, on sait aujourd’hui les démontrer.
1.2 – Les lois de Kepler dans le cas d’une orbite circulaire
A l’exception de Mercure et des planètes sub-neptuniennes, les trajectoires des autres planètes peuvent
être considérées comme circulaires.
Les lois de Kepler s’appliquent à ce cas particulier pour lequel les foyers de l’ellipse sont confondus.
 La loi des orbites indique que la trajectoire est un cercle dont le centre est le centre du Soleil.
 La loi des aires conduit alors à une vitesse de valeur constante : dans ce cas, la planète est en
mouvement circulaire uniforme.
 La loi des périodes devient
T2
 Cste
r3
où r est le rayon de la trajectoire.
2 – Obtention d’un mouvement circulaire uniforme
Lors de l’étude du mouvement des planètes et des satellites, nous nous limiterons au seul cas d’une
trajectoire circulaire. Comme nous venons de le voir, la loi des aires implique que le mouvement est
alors uniforme. Etudions les propriétés de ce mouvement.
2.1 – Propriétés d’un mouvement circulaire uniforme
 Observer : les 8 premiers points de Rot1.avi avec Avistep
4
Evolution de la vitesse en fonction du temps
Tracé du vecteur vitesse instantanée
Evolution de l’accélération en fonction du temps
Tracé du vecteur accélération instantanée
Nous constatons les propriétés suivantes,
 le vecteur accélération est toujours dirigé vers le centre attracteur : il est dit centripète
 le vecteur vitesse et le vecteur accélération sont constamment perpendiculaires
Pour ce mouvement, l’accélération est constante et vaut (tableau de valeurs sous Avistep) environ 8,5
m.s–2. Par ailleurs, la vitesse est constante et voisine de 0,95 m.s–1 ; le rayon-vecteur étudié est de 11 cm.
Nous pouvons vérifier que
v2
0,95

 8, 2 m.s 2  a
2
r  0,11
Lors d’un mouvement circulaire uniforme, le vecteur
accélération est donné par
 v 2 
a  uN
r

où u N est un vecteur unitaire porté par la normale au cercle
et dirigé vers le centre du cercle.
5
2.2 – Conditions nécessaires d’obtention d’un mouvement circulaire uniforme
Dans un référentiel galiléen, l’application de la deuxième loi de Newton appliquée au centre d’inertie G
d’un solide de masse m donne


F

m
a
 ext
G

v2
Pour obtenir un mouvement circulaire uniforme, aG doit être centripète et de valeur
, donc le vecteur
r


m v2
F
,
noté
F
,
doit
être
lui
aussi
centripète
et
de
valeur
.
 ext
r
Le mouvement du centre d’inertie d’un solide de masse
m est circulaire uniforme dans un référentiel galiléen si

 La somme F des forces qui lui sont
appliquées est un vecteur centripète

 La valeur du vecteur F est constante et vérifie
la relation
m v2
F
r
où r est le rayon du cercle trajectoire.
Remarque : à l’aide d’un logiciel de simulation (satel.exe), on peut vérifier que si la valeur de la vitesse
initiale ne vérifie pas la relation précédente, la trajectoire peut être elliptique. Dans ce cas, le vecteur
accélération est toujours dirigé vers l’un des foyers de l’ellipse, mais n’est pas constamment
perpendiculaire au vecteur vitesse.
Démonstration en coordonnées polaires (hors programme)
Dans le plan de la rotation, on définit les coordonnées polaires (r,θ) qui sont plus adaptées à l’étude du
mouvement de rotation.
z


ur
u
r
θ
O
M
x
 
Dans cette base, il est à noter que les vecteurs unitaires ur et u ne sont pas constants : contrairement



aux vecteurs unitaires de la base cartésienne i et j , leur
j
direction dépend de la position du point M.





ur   cos   i   sin   j
u
cos

u
r



sin

u    sin   i   cos   j
6

On peut remarquer que

 du
u  r
d
1

i

 sin 
0
cos 
Dans cette base, le vecteur position a alors pour définition


OM  r ur
Le vecteur vitesse est la dérivée du vecteur position par rapport au temps,

 dOM d 
v

r ur
dt
dt

 dr 
dur
v  ur  r
dt
dt
dr
ce qui nous donne, avec la notation r 
dt


  du d 
v  r ur  r  r 

 d dt 
 
c’est-à-dire



v  r ur  r  u
On constate que si le mouvement est circulaire, r  0 et le vecteur vitesse se résume à sa composante en

d
u qui est bien tangent à la trajectoire. La vitesse vaut donc v  r   r  en définissant    
la
dt
vitesse angulaire en rad.s–1.
Le vecteur accélération est la dérivée du vecteur vitesse par rapport au temps,

 d v d 

a

r ur  r  u
dt dt






du
dur
a  rur  r
 r u  r u  r  
dt
dt



  du d 



du
d 

r
a  rur  r 


  r u  r u  r  

 d dt 
 d dt 






a  ru  r  u  r u  r u  r   u

 

r
ce qui donne finalement




r




a  r  r  2 ur  r   2 r  u
Si le mouvement est circulaire et uniforme, alors r  
r    0 ; il nous reste donc dans ce cas


a   r  2 ur

Ce vecteur est bien centripète car opposé à ur ; par ailleurs,




v2 v2
a  r  2  r  2  r 2 
r
r
On retrouve bien la formule annoncée.
7
3 – Rappels sur la loi de la gravitation universelle
En 1687, Newton publie ses Principes mathématiques de la philosophie naturelle, dans lesquels il
énonce la loi de la gravitation universelle ; cette loi traduit le phénomène d’attraction entre deux corps
matériels et permet d’expliquer les lois du mouvement des planètes découvertes empiriquement par
Kepler.
L’interaction gravitationnelle entre deux corps ponctuels A et B, de masses respectives mA et mB, est
 
modélisée par des forces d’attraction gravitationnelle FA / B et FB / A dont les caractéristiques sont
rassemblées ci-dessous.
d
FA/B
A
FB/A
B

u AB
mB
mA


mA mB 
F
u
A / B  G
AB   FB / A
d²

 AB
où le vecteur u AB 
est orienté
AB
de A vers B.
La loi s’applique à des corps non ponctuels dans les deux cas suivants,
 Lorsque la répartition des masses est à symétrie sphérique, la force gravitationnelle est la
même que si toute la masse est concentrée au centre du corps. C’est par exemple le cas des
étoiles ou des planètes.
 Lorsque la dimension de l’objet est négligeable devant la distance qui le sépare de l’autre
corps avec lequel il est en interaction. C’est par exemple le cas d’un satellite artificiel de la
Terre, satellite alors considéré comme ponctuel.
Comme nous l’avons vu dans le chapitre précédent (§1.2), le poids d’un objet s’identifie avec la force
gravitationnelle qu’exerce la Terre sur lui. Le poids est alors une fonction de l’altitude et du rayon
terrestre (plus petit à l’équateur qu’aux pôles).
4 – Application au mouvement orbital des planètes
L’étude est faite dans un référentiel héliocentrique,
lié au Soleil, supposé fixe et considéré comme
galiléen pendant l’observation (le Soleil tourne
autour du centre galactique en 2,26.108 années !).
Vérifions que, du fait des forces d’attraction
gravitationnelle, une planète peut avoir un
mouvement circulaire uniforme autour du Soleil et
déterminons
les
caractéristiques
de
son
mouvement.
4.1 – Application de la deuxième loi de Newton
La planète de masse m, de centre P, est en mouvement autour du Soleil de masse MS et de centre S.
Les deux corps sont soumis à l’interaction gravitationnelle et l’application de la 2ème loi de Newton à la
planète donne


G M S m 
FS / P  
u

m
a
SP
P
r2
8
d’où l’on tire

G M 
aP   2 S uSP
r
Ainsi, la première condition d’obtention d’un mouvement circulaire uniforme est respectée : la force


FS / P qui est appliquée à la planète est un vecteur centripète, comme le vecteur accélération aP .

Pour que le mouvement soit circulaire uniforme, il faut aussi que la valeur de FS / P soit constante et
vérifie FS / P 
m v2
. Or, ceci est vérifié à condition que
r
v2 G M S
 2
r
r
c’est-à-dire si
v
G MS
r
En conclusion,
 Le mouvement circulaire uniforme est donc une solution de l’équation obtenue en appliquant
la 2ème loi de Newton
 Dans un référentiel héliocentrique, une planète est en mouvement circulaire uniforme autour
du Soleil sur un cercle de rayon r à la condition que sa vitesse vérifie la relation
G MS
v
r
où G = 6,67.10–11 N.m2.kg–2
MS = 1,99.1030 kg
R est exprimé en mètres (m) pour v en mètres par seconde (m.s–1)
4.2 – Expression de la période de révolution
La période de révolution T est la durée de parcours d’une circonférence (de longueur p = 2 π r) à la
vitesse constante v déterminée au §4.1,
2 r
T

v
2 r
r3
 2
G MS
G MS
r
En élevant cette relation au carré, il vient
T 2  4 2
r3
G MS
Et cela nous conduit à
T2
4 2

r3 G M S
T2
est égal à une constante, indépendant de la planète étudiée : on retrouve la 3ème loi
3
r
de Kepler pour une planète en mouvement circulaire uniforme autour du Soleil.
Ainsi, le rapport
Regardons cela par les chiffres.
9
planète
T (107 s)
r (108 km)
Vénus
Terre
Mars
Jupiter
1,94
3,16
5,94
37,6
1,08
1,50
2,28
7,78
2
T
(s2.m–3)
3
r
2,99.10–19
2,96.10–19
2,98.10–19
3,00.10–19
5 – Application au mouvement orbital des satellites de la Terre
Dans le cas des satellites terrestres, l’étude est réalisée dans le référentiel géocentrique.
5.1 – Expression de la vitesse et de la période de révolution
Le mouvement d’un satellite est circulaire uniforme lorsque les conditions vues au §2.2 sont remplies, à
savoir

 la force FT / S qui lui est appliquée est un vecteur centripète : c’est la force d’attraction
exercée par la Terre de masse MT et de rayon RT
 la valeur de la vitesse vérifie la relation
m v2
v2
FT / S 
 a
r
r
En appliquant la 2ème loi de Newton, on peut conclure sur les caractéristiques orbitales des satellites.
Dans le référentiel géocentrique, un satellite est en mouvement circulaire uniforme autour de la Terre sur
un cercle de rayon r à la condition que sa vitesse vérifie la relation
G MT
v
r
avec r = RT + z
où
z est son altitude en mètres
RT = 6,378.103 m à l’équateur, RT = 6,356.103 m aux pôles
G = 6,67.10–11 N.m2.kg–2
MT = 5,974.1024 kg
Sa période de révolution est
r3
T  2
 2
G MT
 RT  z 
3
G MT
Vitesse et période de révolution ne dépendant pas de la masse du satellite, elles ne dépendent que de son
altitude.
Pour mettre un satellite en orbite circulaire, il faut lui communiquer à l’altitude z une vitesse

G MT
perpendiculaire au vecteur position TS dont la valeur vérifie v 
.
RT  z
5.2 – Les satellites géostationnaires
Parmi les milliers de satellites artificiels qui gravitent autour de la Terre, les satellites géostationnaires
sont principalement utilisés pour les télécommunications.
Un satellite est géostationnaire s’il reste en permanence à la verticale d’un point de la Terre ; il est
immobile pour un observateur terrestre. Déterminons à quelles conditions un satellite est géostationnaire.
Choisissons un point M à la surface de la Terre.
10
La Terre tourne autour de l’axe des pôles et le satellite S doit rester sur la verticale OM pour paraître
immobile : son mouvement est alors circulaire uniforme mais de centre O’ et les droites d’action de son

accélération donc de FT / S passent par O’. Or, la loi de la gravitation impose que la droite d’action de

FT / S passe par O, centre de la Terre : O’ n’est confondu avec O que si la trajectoire est située dans le
plan de l’équateur.
La période de révolution du satellite doit être égale à la période de rotation de la Terre, soir un jour
sidéral : T = 23 h 56 min 04 s = 86 164 s.
L’altitude z du satellite est imposée par la relation T  2
 RT  z 
G MT
3
dont on peut l’extraire :
GM T T 2
z
 RT
4 2
L’application numérique conduit à z = 35 800 km.
Le satellite doit tourner dans le même sens que la Terre autour de l’axe des pôles.
3
5.3 – Satellites des planètes autres que la Terre
Le raisonnement est le même dans un référentiel comprenant la planète étudiée.
La masse M qui intervient dans la 3ème loi de Kepler est la masse de la planète,
T 2 4 2

r3 G M
Cette relation permet de déterminer la masse d’une planète si elle possède un satellite dont on connaît la
période et le rayon r de l’orbite.
Jupiter : 63 satellites connus dont les 4 galiléens (1610)
Io
Ganymède
Callisto
Europe
Diamètre
3 643 km
5 262 km
4 821 km
3 122 km
Rayon orbital
421 800 km
1 070 400 km
1 882 700 km
671 000 km
Période
1,8 j
7,2 j
16,7 j
3,6 j
Masse
8,9.1022 kg
1,5.1023 kg
1,1.1023 kg
4,8.1022 kg
11
Saturne : 59 satellites identifiés, mais c’est très complexe
Diamètre
Rayon orbital
Tethys (1684
1 060 km
294 619 km
Cassini)
Dioné (1684
1 118 km
377 396 km
Cassini)
Rhéa (1672
1 528 km
527 108 km
Cassini)
Titan (1655,
5 150 km
1 221 930 km
Huygens)
Japet (1671
1 436 km
3 560 820 km
Cassini)
et Mimas, Encelade (1789), Hypérion (1848), etc…
Période
1,89 j
Masse
6,2.1020 kg
2,74 j
1,1.1021 kg
4,52 j
2,3.1021 kg
15,95 j
1,3.1023 kg
79,3 j
2,0.1021 kg
Uranus (ça roule !) : au moins 27 lunes
Diamètre
Rayon orbital
Période
Masse
Miranda (1948 Kuiper)
474
6600
129 900
1,413
Ariel (1851 Lassell)
1159
135 000
190 900
2,520
Umbriel (1851 Lassell)
1169
117 000
266 000
4,144
Titania (1787 Herschel)
1578
352 000
436 300
8,706
Obéron (1787 Herschel)
1523
301 000
583 500
13,46
Neptune : 13 satellites au moins
Triton (1846,
Lassell)
Diamètre
2 707 km
Rayon orbital
354 800 km
Période
5,88 j (retro)
Masse
2,1.10 kg
22
5.3 – La pollution orbitale
Depuis le début de l’ère spatiale, au milieu du XXème siècle (Gagarine passe 108 minutes en orbite le
12 avril 1961), bon nombre d’expériences ont été lancées, et beaucoup de satellites ont été mis en orbite.
Tant et si bien que la Terre est entourée d’une vaste décharge à débris spatiaux…
12
Orbites basses
Orbites hautes
Depuis 1957, plus 4 600 lancements et 170 explosions en orbite ont généré
 9 100 objets de diamètre supérieur à 10 cm
 200 000 objets de diamètre compris entre 1et 10 cm
 35 000 000 objets de diamètre compris entre 0,1 et 1 cm
DUREE DE VIE DES DEBRIS SPATIAUX
La durée de vie en orbite est limitée par la présence de l'atmosphère terrestre même ténue. L'atmosphère
va ralentir les objets c'est à dire les freiner et à long terme pour ceux qui évoluent sur des orbites basses
provoquer leur rentrée sur Terre.
Pour fixer des ordres de grandeur, voici quelques exemples de durée de vie sur des objets bien connus.
Orbite (altitudes périgée et
apogée)
Durée de vie
Station Spatiale
Internationale
400 km x 400 km
entre 6 mois et 1 an
SPOT
825 km x 825 km
200 ans
200 km x 36000 km
environ 10 ans
36000 km x 36000 km
millions d'années
Exemple d'objets spatiaux
Orbite de transfert Ariane 4
Orbite géostationnaire
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Au vu de ces exemples, il existe deux types de risque :


risque en orbite qui inclut les risques de collision avec des objets opérationnels du fait de leurs
durées de vie en orbite importantes, les risques liés à la production de débris suite au
vieillissement des matériaux et des impacts éventuels avec d'autres débris ou météorites, et aux
éventuelles explosions.
risque de faire des victimes au sol lors des retombées sur Terre appelé risque au sol
RISQUES EN ORBITE
Quels sont les dommages potentiels ?
Les dommages engendrés par les débris spatiaux peuvent être relativement importants même si la taille
du débris est petite. Ceci est tout simplement dû à la vitesse orbitale des débris qui est très élevée (8-10
km/s) et par conséquent l'énergie cinétique n'en est que plus importante.
Exemple d'impact sur une surface d'un satellite
En effet, une sphère d'aluminium d'un diamètre de 1mm se déplaçant à une vitesse de 10 km/s perfore
une paroi d'aluminium de 4 mm d'épaisseur par exemple. Cette sphère a alors la même énergie cinétique
qu'une boule de pétanque lancée à 100km/h.
De ce fait, les débris d'une taille inférieure à 0.01cm ne feront qu'éroder les surfaces de nos satellites
opérationnels sur le long terme (effet cumulatif) générant par exemple le détachement d'écailles de
peinture tandis que les débris d'une taille comprise entre 0.01 et 1 cm provoqueront des dommages
significatifs comme des perforations d'équipements dont les conséquences peuvent être variables en
fonction de l'équipement atteint (disfonctionnement mineur à total de l'équipement). Ceci a été
notamment observé sur les panneaux solaires du télescope Hubble par exemple.
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Par contre, les débris d'une taille comprise entre 1 cm et 10 cm engendreront des dommages très
importants compte tenu de leur énergie cinétique. Ils présentent un réel danger du fait qu'ils ne sont pas
catalogués à ce jour. Les débris d'une taille supérieure à 10 cm auront des conséquences catastrophiques
pour le satellite atteint pouvant aller jusqu'à sa perte voire générer une explosion.
On peut résumer les conséquences d'un risque de collision en orbite avec les débris par ce tableau.
Taille des débris
< 0.01cm
Caractéristiques
Erosion des surfaces
Dommages significatifs
Perforations
Conséquences variables suivant
l'équipement atteint
Dommages très importants
Conséquences catastrophiques pour
un satellite
Entre 0.01 et 1 cm
Entre 1 et 10 cm
> 10 cm
Existe-t-il un risque important de collision en orbite ?

Prenons l'exemple d'un satellite évoluant sur l'orbite type SPOT c'est à dire autour de 825 km
d'altitude, ayant une surface de 20 m2. La probabilité de collision entre ce satellite et des débris
sur 1 an est de :
Taille des débris
Probabilité
> 0.1 mm
1
> 1 mm
0.5
> 1cm
3. 10
-3
> 10 cm
2. 10-4
On peut traduire ces chiffres simplement. Si l'on considère que l'environnement est figé dans le temps
c'est à dire le nombre et la répartition des débris restent les mêmes et le satellite évoluant toujours sur la
même orbite, alors il y aura 2 collisions en 10 000 ans avec des débris d'une taille supérieure à 10 cm par
exemple.
On comprend bien que la probabilité de collision dépend à la fois du flux de particules qui est fonction
de l'altitude, de la surface du véhicule et de la durée passée en orbite.

En moyenne, tous les 14 jours, un objet d'une taille supérieure à 10 cm passe à moins de 1500 m
de chaque satellite SPOT ou Helios.

La navette spatiale américaine change en moyenne 1 hublot par mission à cause d'impacts de
météorites ou de débris. Elle a par ailleurs déjà réalisé des manoeuvres d'évitement vis à vis de
débris catalogués (taille supérieure à 10 cm).

La première collision répertoriée a eu lieu en 1996 entre le satellite français Cerise et un débris
issu d'une explosion d'un étage supérieur d'Ariane .

De nombreux impacts de débris et météorites ont été recensés sur les panneaux du télescope
spatial HUBBLE, panneaux récupérés au sol afin de mener des analyses. Un trou d'une taille de
1.9 x 1.7 cm a été détecté dans une des antennes.
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
L'expérience LDEF (Long Duration Exposure Facility) avait pour but de fournir des données sur
l'environnement spatial sur le long terme et ses effets sur les systèmes spatiaux et opérations. Il
s'agissait d'un véhicule d'une forme cylindrique composé de 57 expériences lancé en 1984 qui est
resté en orbite environ 5.5 ans avant d'être ramené sur Terre. L'analyse de ses surfaces a montré
des dizaines de milliers d'impacts dont le plus grand impact avait un diamètre de 0.63cm. Pour en
savoir plus, allez visiter le site LDEF .
RISQUES AU SOL
Lors des rentrées atmosphériques, les objets traversent les couches de l'atmosphère. Durant cette
traversée, les matériaux chauffent intensément et une grand partie est "sublimée"....... mais il reste
parfois des éléments qui résistent à la rentrée du fait de leur forme et la nature des matériaux les
composant (acier, titane, composite...). La survie à la rentrée est plus importante pour les grandes
structures comme les réservoirs ou des capacités .
Il existe deux types de rentrée atmosphérique : rentrée contrôlée et la rentrée naturelle.
Rentrée contrôlée
Dans ce cas, l'homme guide la rentrée de l'objet grâce à des moteurs vers une zone inhabitée de son
choix comme l'océan.
Cela a été le cas, par exemple, avec la rentrée contrôlée du satellite ASTRA 1-K réalisée par le CNES en
décembre 2002 suite à un échec au lancement.
Un autre cas bien connu est la rentrée de Mir qui a eu lieu en mars 2001 dans le Pacifique Sud. La masse
de Mir en orbite était de l'ordre de 140 tonnes en orbite et au final 30 tonnes de débris sont retombés
dans l'Océan Pacifique
Les risques de blesser ou tuer quelqu'un au sol sont extrêmement faibles.
Rentrée naturelle
Dans le cas d'une rentrée non guidée par l'homme, il est difficile de prévoir longtemps à l'avance la zone
où tous les débris de l'objet rentrant vont retomber :

10 jours avant la retombée, la date de rentrée n'est connue qu'à 1 jour près seulement.

1 jour avant la retombée, la date de rentrée n'est connue qu'à 1 à 2 orbites près.
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Mais il faut se rappeler que 70% de la surface de la Terre sont des océans, par conséquent, le risque de
faire une victime à la rentrée est faible. Par ailleurs, il s'agit de relativiser ce risque puisqu'à ce jour
18700 objets environ sont rentrés sur Terre sans jamais faire de victime.
Des exemples d'objets ayant survécu à la rentrée sont disponibles sur le site de CORDS . Un réservoir
d'hélium haute pression d'Ariane V13 lancé en mai 1985 est retombé en mars 2002 en Ouganda.
Le risque lié à la retombée d'objets créés par l'homme est plus faible que le risque lié aux rentrées de
météorites qui est connu comme étant faible.
6 – L’impesanteur
L’impesanteur est ressentie par les spationautes dans un satellite en orbite autour de la Terre. C’est un
état caractérisé par l’absence apparente de pesanteur.
Pour comprendre le phénomène, prenons l’exemple d’un objet qui n’est pas en contact avec les parois du
satellite : il ne subit qu’une force, la force d’attraction gravitationnelle terrestre, tout comme le satellite.
L’objet et le satellite ayant même vecteur accélération, l’objet « ne tombe pas » par rapport au satellite :
son poids apparent est nul.
En toute rigueur, l’impesanteur n’existe qu’au centre d’inertie du satellite. On emploie parfois le terme
de micropesanteur (ou microgravité) : l’accélération résiduelle est de l’ordre de 10–4 à 10–8 g, g étant la
valeur de l’intensité du champ de pesanteur à la surface terrestre.
D’une façon générale, l’impesanteur est ressentie lors d’une chute libre et cela est mis à profit pour
l’entraînement des spationautes (vols paraboliques) et certaines expérimentations fondamentales sur les
systèmes physiologiques et les matériaux : en effet, certains phénomènes, comme la sédimentation ou la
convection, disparaissent alors que d’autres, comme la tension superficielle, prennent une importance
nouvelle.
On peut aussi reproduire des conditions de micropesanteur sur Terre.
 Tubes et tours de chute libre
Ce sont des conduits verticaux dans lesquels un vide poussé est réalisé. La durée de l’état de
micropesanteur varie de 2 à 10 secondes selon la hauteur de chute et peut atteindre 10–4 à 10–8 g.
Il existe une tour à Brême, en Allemagne (ZARM).
 Vols paraboliques en avion
L’Airbus « A300 zéro g » est capable de cette prouesse.
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La manœuvre débute par un vol en palier horizontal. Lorsque la vitesse maximale est atteinte, le pilote
cabre peu à peu l’appareil ; ses occupants sont alors dans une phase d’hyperpesanteur (le champ
« apparent » est de 1,8 g environ) d’une vingtaine de secondes.
A 47° d’inclinaison, le pilote diminue la poussée des réacteurs pour compenser le plus exactement
possible les forces qui agissent sur l’avion (traînée et portance) à l’exception du poids. Pendant une
vingtaine de secondes, l’avion ne vole plus, il tombe comme un objet lancé en l’air, et le champ apparent
est de 10–2 à 10–3 g.
La manœuvre de sortie consiste à redresser la trajectoire pour la ramener à l’horizontale et plonge de la
même manière les occupants dans une période d’hyperpesanteur à 1,8 g.
 Fusées sondes
Lorsque les moteurs s’éteignent, la fusée est dans la très haute atmosphère et tombe en chute libre. La
phase de micropesanteur dure de 5 à 10 minutes avec une valeur de l’ordre de 10–2 à 10–4 g.