Électromagnétisme Chapitre 2 PTSI On s’intéresse dans ce chapitre au mouvement d’une particule chargée dans certaines configurations simples du champ électromagnétique. Les applications de cette étude sont nombreuses : oscilloscope, tube cathodique, accélérateurs et analyseurs de particules… Système étudié : particule (donc ponctuelle) de masse m et de charge q (en valeur algébrique). Référentiel d’étude : référentiel du laboratoire considéré comme galiléen. Hypothèses d’étude : - poids de la particule négligeable, - pas de frottement - champs électrique et magnétique uniforme (constant dans l’espace) et indépendant du temps (constant dans le temps), - mouvement non relativiste : v << c. I. Force de Lorentz Expression Une particule de masse m, de charge q et de vitesse v est soumise à la force de E Lorentz f = q E + v ∧ B avec E en V.m–1, B en tesla (T) et homogène à une vitesse en B m.s.–1. ( ) En négligeant le poids de la particule, la RFD s’écrit : dv m = q E+v ∧B dt dv q = E+v ∧B dt m ( ) ( ) Aspect énergétique La partie magnétique de la force de Lorentz f mag = qv ∧ B ne travaille pas et ne peut donc modifier l’énergie cinétique de la particule. La partie électrique de la force de Lorentz f élec = q E dérive d’une énergie potentielle Ep,élec = qV où V est le potentiel associé au champ électrostatique. Globalement, une particule soumise uniquement à la force de Lorentz a une énergie 1 mécanique constante d’expression Em = mv 2 + qV . 2 II. Mouvement dans un champ électrique uniforme Ici la particule est soumise uniquement à un champ électrostatique uniforme. 1 Électromagnétisme Chapitre 2 PTSI Étude générale du mouvement La RFD dv q q = r = E donne après deux intégrations r (t ) = Et 2 + v0t + r0 . m dt 2m Si E et v0 ne sont pas colinéaires, la trajectoire est alors une parabole dans le plan contenant la particule à t = 0 et défini par les vecteurs constants E et v0 (configuration que l’on retrouve dans un oscilloscope à tube cathodique). Si E et v0 sont colinéaires, la particule est uniformément accélérée et sa trajectoire est une droite colinéaire à E et v0 (configuration que l’on retrouve dans les accélérateurs linéaires). Accélération linéaire On s’intéresse de plus près au 2ème cas de figure en introduisant une particule de charge positive dans une cavité de longueur d où règne le champ E (zone grisée sur la figure ciU V −V dessous). La ddp U correspondante est E = = 0 1 . d d V0 V1 v0 O U d 1 2 1 mv0 + qV0 = mv12 + qV1 avec v1 , 2 2 V −V U norme de la vitesse à la sortie. On a donc v1 = v02 + 2q 0 1 = v02 + 2q . Avec U > 0, on m m aura v1 > v0 : la particule est donc bien accélérée. La conservation de l’énergie mécanique permet d’écrire III. Mouvement dans un champ magnétique uniforme Ici la particule est soumise uniquement à un champ magnétique uniforme B = Bez . Vitesse initiale quelconque On se place dans le cas où la vitesse initiale est v0 = v0 sin αex + v0 cos αez . La RFD dv q qB = v ∧ B donne après projection et en posant ω = (appelée pulsation cyclotron) : dt m m (1) v x = ωv y (2) (3) v y = − ωv x . vz = 0 On obtient 3 équations différentielles dont 2 couplées. Il existe plusieurs méthodes pour résoudre les équations (1) et (2) : - intégration de (1) et substitution de vx obtenu dans (2), - dérivation de (2) et substitution de v y obtenu dans (2), - addition (1) + 2×(i) et résolution de l’équation différentielle complexe en u = x + iy. 2 Électromagnétisme Chapitre 2 PTSI C’est la dernière méthode qui a été présentée en cours. On se reportera donc au cours pour les détails du calcul. Dans le cas général (α ≠ 0), la particule décrit une hélice circulaire de pas h constant avec une qB : vitesse angulaire ω = m h À noter que la particule « s’enroule » autour du champ magnétique colinéaire ici à l’axe Oz. Vitesse initiale orthogonale au champ magnétique Dans le cas où α = 0, la particule décrit un cercle de rayon R = mv perpendiculaire au champ qB magnétique (ici dans le plan xOy). Remarque : la vitesse reste dans les 2 cas constante en norme. IV. Applications On se reportera aux documents de cours pour plus de détails concernant les applications. Oscilloscope L’oscilloscope « cathodique » (qui tend à disparaître) illustre la déflexion électrostatique constatée lorsque le champ E n’est pas colinéaire au vecteur vitesse initiale de la particule. Spectrographe de masse Le spectrographe est un dispositif permettant de séparer des entités chargées suivant leur q rapport . Il illustre ici la trajectoire circulaire d’une particule dont le vecteur vitesse est m orthogonal au champ magnétique (α = 0). Cyclotron Le cyclotron est un accélérateur (non linéaire) de particules combinant un champ E accélérateur (variable en sens) et un champ magnétique qui courbe les trajectoires de particules. Il illustre les 2 aspects principaux (champ E seul et champ B seul). V. Mouvement des charges dans un conducteur Généralités sur les milieux conducteurs On s’intéresse au mouvement de particules chargées, non plus dans le vide, mais dans un milieu matériel précis : un conducteur. 3 Électromagnétisme Chapitre 2 PTSI On note n, le nombre de porteurs de charge par unité de volume et v la vitesse d’ensemble des porteurs de charges. En présence d’un champ électrique, on aura v ≠ 0 avec v colinéaire à E . Vecteur densité de courant On définit le vecteur densité de courant (volumique) j = nq v = ρ m v où ρ m est la densité volumique de charges mobiles. dq Le courant élémentaire d’intensité di qui traverse l’élément dS est di = = j.dS . dt j.dS . L’intensité totale s’écrit alors I = di = S Remarques : - L’intensité totale qui traverse une section S de conducteur est donc égale au flux du vecteur densité de courant à travers cette section. - L’unité de vecteur densité de courant est A.m–2 où C.s–1.m–2. Loi d’Ohm locale Énoncé de loi d’Ohm locale : Dans un conducteur, les vecteurs champ électrique E et densité de courant j sont proportionnels j = γ E où γ est la conductivité du conducteur et ne dépend que du conducteur et de la température. Remarques : - γ s’exprime en S.m–1 et est parfois notée σ. - L’inverse de γ est la résistivité notée ρ. - On parle de loi d’Ohm locale car les vecteurs j et E sont définis en tout point du conducteur (donc localement) et par opposition à la loi d’Ohm (intégrale) U = R×I. Interprétation « classique » de loi d’Ohm locale On étudie, à l’aide de la mécanique « classique », le mouvement d’une charge (masse m et charge q) dans un conducteur soumis à un champ électrique E . L’ensemble des interactions entre la charge de masse m et le milieu environnant est modélisée par une force de frottement m fluide F = − hv = − v où τ est une durée caractéristique du mouvement (τ ≈ 10–14 s). τ dv v q t qτ La RFD s’écrit + = E , soit après intégration v(t ) = E + K exp − . dt τ m m τ Ainsi, après un régime transitoire de durée caractéristique τ, on atteint une vitesse qτ limite v lim = E m En reprenant l’expression définissant le vecteur densité de courant et en se plaçant en régime permanent (t → +∞) on établit une expression du vecteur densité de courant : nq 2 τ nq 2 τ j = nq v lim = E = γ E avec γ = . m m 4 Électromagnétisme Chapitre 2 PTSI Résistance électrique d’un conducteur On considère un circuit filiforme (diamètre de sa section S très inférieur à sa longueur) : dS A La tension VA – VB est VA − VB = B E B A E .dl . L’intensité I du courant qui traverse la section S du fil est par I = S j .dS = γ E .dS S On a définit sa résistance par : B E.dl V − VB R= A = A . I γ E.dS S Cas d’un fil cylindrique de section constante S et de longueur : La résistance R d’un barreau cylindrique de longueur , de section S, de conductivité γ et de résistivité ρ est donnée par : ρ R= = . γS S Effet Hall Généralités L’effet Hall désigne l’apparition d’une tension dans un conducteur parcouru par un courant et plongé dans un champ magnétique. Cette tension est colinéaire à j ∧ B . Ci-dessous la configuration pour des électrons de charge q = – e et de vitesse v (opposée à I) dans un conducteur d’épaisseur b et de largeur : B A Il apparaît un champ de Hall E H = −v ∧ B auquel correspond la tension de Hall donnée par : VH = B A E H .dl = E H = vB . 5 Électromagnétisme Chapitre 2 Or j = nqv et ici j = PTSI I b , on en déduit v = I nq b et : 1 I IB avec la constante de Hall : RH = B = RH nqb b nq Remarque : la tension de Hall est proportionnelle au champ magnétique : en la mesurant on en déduit la valeur de B (dispositif de sonde à effet Hall). VH = Interprétation de la force de Laplace La force de Laplace est le nom donné à la force subie par un conducteur parcouru par un courant électrique I et soumis à un champ magnétique B . Pour une portion élémentaire dl de conducteur, la force élémentaire de Laplace s’écrit : d F = jdτ ∧ B = Idl ∧ B . Le champ de Hall agit également sur les charges fixes. Dans tout le conducteur on a ρ f = −ρ m du fait de la neutralité électrique du conducteur. Les charges mobiles subissent une force électrique et magnétique tandis que les charges fixes ne sont soumises qu’à la force électrique due au champ de Hall. Un volume dτ de conducteur subit donc une force : d F = ρf dτ E H + ρ m dτ EH + ρ m dτv ∧ B = dτ j ∧ B Soit l’expression de la force élémentaire de Laplace : d F = jdτ ∧ B = Idl ∧ B . Annexe : comparaison champ électrique et champ de gravitation Champ de pesanteur Champ électrique Force P = mg f élec = q E Énergie potentielle Epp = mgz Ep,élec = qV g = −grad(gz ) E = −grad(V ) gz V Dans le sens des potentiels décroissants Vers les bas potentiels Vers le bas électriques Champ vectoriel Potentiel Sens de déplacement des masses/charges positives hautes altitudes Schéma hauts potentiels E g grad (V ) grad( gz ) basses altitudes 6 bas potentiels