Telechargé par YASSINE BOURIQUI

cours0809

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Filière Sciences Mathématiques et Informatique
Filière Sciences de la Matière Physique
Mécanique du Solide
Année 2008
Mohammed Loulidi
Laboratoire de Magnétisme
et
Physique des Hautes Energies
Département de Physique
Faculté des Sciences
Université Mohammed V-Agdal
[email protected]
Table des matières
Chap I : Compléments mathématiques
I-
II-
Espace vectoriel et champ de vecteurs
1- Espace vectoriel
2- Espace affine
3- Opérations sur les vecteurs
4- Champ de vecteurs
Torseurs
1- Définition
2- Propriétés des torseurs
3- Glisseur et couple
4- Décomposition d’un torseur
5- Classification des torseurs
6- Torseurs à structure
7- Equiprojectivité
5
5
5
6
7
10
10
11
13
14
15
16
16
Chap II : Cinématique des solides
I-
II-
III-
IV-
VVI-
Propriétés cinématique du solide
1- Définitions
2- Champ de vitesse d’un solide
3- Champ des accélérations
Mouvements d’un solide
1- Définitions
2- Rotation autour d’un axe fixe
3- Rotation d’un solide autour d’un point : Angles d’Euler
Changement de référentiel
1- Dérivation composée
2- Composition des vitesses
3- Composition des accélérations
Cinématique des solides en contact
1- Définition
2- Vitesse de glissement
3- Roulement et pivotement
Mouvement plan d’un solide
1- Définition
2- Centre instantané de rotation
Paramétrage d’un solide : Liaisons
1- Paramètres primitifs
2- Liaisons
18
18
20
20
20
20
21
22
24
24
25
26
26
26
27
28
29
29
29
30
30
30
Chap III : Cinétique des Solides
I-
Eléments d’inertie
1- Masse
2- Centre d’inertie
3- Moments d’inertie
33
33
33
36
2
II-
IIIIVV-
Théorèmes associés au calcul de la matrice d’inertie I(O,S)
1- Théorème I de Koeinig
2- Théorème de Hygens
3- Détermination pratique de la matrice d’inertie
Torseur cinétique
1- Définition
2- Propriétés
Torseur dynamique
1- Définition
2- Propriétés
Energie cinétique
1- Définition
2- Propriétés
3- Conséquences
40
40
40
41
44
44
44
45
45
46
47
47
47
47
Chap IV: Principe fondamental de la dynamique
Théorèmes généraux
I-
IIIII-
Principe fondamental de la dynamique
1- Forces appliquées à un système : Torseur force
2- Enoncé du principe fondamental
3- Théorèmes généraux
Lois de Coulomb sur les frottements
1- Actions de contact
2- Lois sur le frottement solide : Lois de Coulomb
Applications
1- Disque vertical en mouvement sur un axe horizontal
2- Roue motrice
49
49
50
50
54
54
54
56
56
57
Chap V : Travail, puissance : Théorème de l’énergie cinétique
I-
IIIII-
Travail et puissance des forces s’exerçant sur un système matériel
1- Définition de la puissance et du travail
2- Travail des forces intérieures
3- Travail des forces extérieures : Energies potentielles associées
4- Travail total des actions de contact entre solides
Théorèmes de l’énergie
1- Théorème de l’énergie cinétique
2- Théorème de l’énergie mécanique
Lois de conservation et intégrales premières
1- Conservation de l’énergie
2- Intégrale première du moment cinétique
3
60
60
61
62
63
65
65
67
67
67
68
Mécanique du solide
ChapI
Compléments Mathématiques
4
Compléments Mathématiques
I- Espace vectoriel et champ de vecteurs
1- Espace vectoriel
1-1 Définition
On appelle espace vectoriel E sur un corps K, un ensemble d’éléments, appelés
vecteurs, qui satisfait aux propriétés suivantes :
1- E est muni d’une structure de groupe commutatif pour une loi de composition interne,
l’addition vectorielle notée +
2- Si λ et µ ∈ K, on a ∀ U et V ∈ E :
λ(U+V) = λU+λV
(λ+µ)U=λU+µU
λ(µU)=(λµ)U
1.U=U
1-2 Espace vectoriel Euclidien
Un espace vectoriel E est euclidien s’il est muni d’un produit scalaire f qui à deux vecteurs U
et V de E fait correspondre le nombre réel f(U,V) :
f(U,λV) = λ f(U,V)
f(U,V) = f(V,U)
f(U,V+W) = f(U,V) + f(U,W)
f(U,U) > 0 si U ≠ 0 et f(U,U) = 0 si U = 0
f(U,U) est le carré de la norme de U noté //U//.
1-3 base d’un espace vectoriel
On appelle base d’un espace vectoriel un ensemble de n vecteurs {ei}de E, indépendants qui
permettent de décomposer linéairement tout vecteur de E :
U =∑ xi ei
n
i =1
Les coefficients xi sont les composantes de U dans la base considérée. La base est dite
orthonormée si ∀ i , j ei .e j = δij .
2- Espace affine
2-1 Définition
On appelle espace affine E un ensemble d’éléments, appelés points tel qu’à tout couple
→
ordonné (A,B) de deux points A et B, on puisse associer un vecteur AB d’un espace vectoriel
E. Si A, B et C désignent trois points de E on doit avoir :
→
→
→
AB = − BA
→
→
AC = AB + BC
r
r
→
Si OA est un point de E et V ∈ E, ∃ un point unique de E défini par OA = V
5
Mécanique du solide
2-2 Espace métrique
Un espace métrique est un espace affine E auquel on a associé un espace vectoriel euclidien
→
E. La distance entre deux points A et A' de E n’est autre que la norme du vecteur AA' :
n
→
→
→
r
AA' = OA' − OA =∑(xi' − xi )ei
i =1
// AA'// 2 = ∑(xi' − xi )2
→
n
i =1
Dans l’espace affine physique à 3 dimensions, si les points sont infiniment voisins la norme
est donnée par :
→
// AA'// 2 = ds2 = dx2 + dy 2 + dz 2
3- Opérations sur les vecteurs
3-1 Produit scalaire
n
r
r
Le produit scalaire entre deux vecteurs U .= ∑ui ei
i =1
r n r
et V .= ∑vi ei est défini par :
i =1
r∧r
r r n
r
r
U.V = ∑ui vi = //U // //V // cos(U , V)
i =1
3-2 Produit vectoriel
r
r
r
Le produit vectoriel entre deux vecteurs U et V est un vecteur W perpendiculaire au plan
r
r
r
r∧r
r r
r
r
r
formé par U et V noté :
W=U∧V
et de norme //W// = //U // //V // sin(U , V) . Ces
r
composantes dans la base { ei } sont données par : wi =∑ε ijk u jvk avec
j,k
ε ijk = 0 si au moins deux indices sont égaux et ε ijk = −ε ikj = −ε jik = 1 dans une permutation
circulaire directe. Dans le cas d’un espace vectoriel à 3 dimensions ils s’écrivent :
w1 = u2v3 − u3v2
w2 = u3v1 − u1 v3
w3 = u1 v2 − u2v3
r
W est un vecteur axial qui dépend de l’orientation de la base.
3-3 Produit mixte
3-4 Double produit vectoriel
r r r
r r r
r r r
(U ∧ V).W = (W ∧ U).V = (V ∧ W).U
r r r
r r r
r r r
U ∧( V ∧ W) = (U.W).V − (U.V).W
r
r
C’est un vecteur contenu dans le plan formé par V et W .
6
Compléments Mathématiques
3-5 Division vectoriel
r
r
Soient deux vecteurs U et V non nuls. On se propose de déterminer l’ensemble des vecteurs
r r r
r
X solution de l’équation : U ∧ X = V
r
X est le résultat de la division vectorielle.
r
r
La solution de la division vectorielle n’est possible que si U est perpendiculaire à V puisque
r
r r r r r r r r
r
U.V =U.(U ∧ X) = X.(U ∧ U) = 0 . En conséquence les vecteurs U et X sont contenus dans le
r
r
plan le plan π perpendiculaire à V .
V
r
r r
Soit X 0 une solution particulière : U.X 0 = 0
r
r r
r
X
0
U ∧ X0 = V
r
r
r r
r
r
λU
U ∧ (U ∧ X 0 ) = U ∧ V
r
r
r r r r r r r
X
U
(U.X 0 )U − U 2 X = U ∧ V
π
r r
r
rU
X0 = V ∧
U2
r r r
U ∧ X = V
r
r r
r r
r
⇒ U ∧ (X − X 0 ) = 0 ⇒ X − X 0 = λU
(λ ∈ ℜ)
On a  r r
r
U ∧ X 0 = V
La solution générale s’écrit alors :
r r r
r
X = V r∧ U + λU
U2
(λ ∈ ℜ)
4- Champ de vecteurs
4-1 Vecteur lié et système de vecteurs liés : Glisseurs
→
→
Soit (P,N) un bipoint de l’espace affine E. La relation d’équipollence PN = P 'N ' est une
r
relation d’équivalence qui défini un vecteur V
N’
de l’espace vectoriel E associé à E .
P’
N
Considérons la relation d’équivalence ℜ
P
définie sur l’ensemble des bipoints par :
(D)
( P, N ) ℜ ( P’ , N’ ) ⇔ PN = P ' N ' et P, N, P’, N’ sont alignés.
→
→
4-1-1 Définition
On appelle vecteur lié (glisseur) toute classe d’équivalence selon la relation ℜ. Le glisseur
→
dont PN est un représentant est donc défini par :
r
- un vecteur V de E.
- un point quelconque P de son support D.
r
Le glisseur est noté (P, V ).
4-1-2 Moment en un point d’un vecteur lié
r
Le moment en un point A d’un vecteur lié (P, V ) est un vecteur défini par :
r r → r
M A(V) = AP ∧ V
7
Mécanique du solide
Propriétés
r
- Le moment au point A d’un vecteur lié (P, V ) est indépendant du point choisi, P, sur son
support (D). En effet : soit Q un point appartenant au support (D) on a :
r r → r
r →
r
r
→
→
→
M A(V) = AP ∧ V = ( AQ + QP) ∧ V = AQ ∧ V (vue que QP // V )
r
Il en résulte que le nouveau système de vecteurs liés est obtenu en faisant glisser le vecteur V
sur son support d’où la notion de glisseur.
- Relation entre les moments de deux points différents
Soient A et B deux points de l’espace affine E,
r r → r → r → r
M A(V) = AP ∧ V = AB ∧ V + BP ∧ V
d’où la relation
4-1-3 Moment d’un vecteur lié par rapport à un axe
r
Le moment d’un vecteur lié (P, V ) par rapport à un axe ∆ passant par A de vecteur unitaire
r
e∆ est le produit scalaire
r r
r r
M ∆(V) = e∆ . M A(V)
M∆ est indépendant du point choisi sur ∆. Soient A et B deux points de ∆, le moment par
rapport à ∆ est :
r r r r r r r → r r r r
M ∆ = e∆.M A(V) = e∆.M B(V) + e∆.( AB ∧ V) = e∆.M B(V)
4-2 Système de vecteurs liés : ensemble de glisseurs
4-2-1 Ensemble fini de vecteurs liés
r
Soit un ensemble fini de glisseurs (Pi , Vi ) (i = 1,2,…n). On appelle
r n r
- résultante de l’ensemble fini de glisseurs la quantité : R =∑ Vi
i =1
-
n →
r r
r
moment résultant au point A de l’ensemble des glisseurs : M A(V) = ∑ APi ∧ Vi
i =1
Propriété :
n →
n →
n →
r r
r
r
r
M A(V) = ∑ APi ∧ Vi = ∑ AB ∧ Vi + ∑ BPi ∧ Vi
i =1
i =1
i =1
r
r
r
→
M A = M B + AB ∧ R
4-2-2 Ensemble infini de glisseurs
r
Soit F(P) un vecteur défini en tout point P d’un domaine E (champ de vecteurs),
r
relativement à la mesure dµ.. On associe à l’ensemble infini de glisseurs ( P, F(P) )
8
Compléments Mathématiques
-
r
F
∫ (P) dµ
P∈E
r
le moment au point A ; M A =
r
la résultante R =
r
F(P)
P
r
. dµ
∫ AP ∧ F(P) dµ
P∈E
En pratique peut désigner une densité de force linéique,
surfacique ou volumique . Elle peut aussi représenter un champ de vecteurs de vitesse ou
d’accélération. dµ est une mesure soit de longueur, de surface ou de volume ou bien une
mesure de masse.
→
Propriété
r
r
r
r
r
r
→
→
→
→
→
M A = ∫ AP ∧ F(P) dµ = ∫ AB ∧ F(P) dµ + ∫ BP ∧ F(P) dµ = AB ∧ ∫ F(P) dµ + ∫ BP ∧ F(P) dµ
P∈E
P∈E
P∈E
P∈E
P∈E
r
r
r
→
M A = M B + AB ∧ R
4-3 Champ de vecteurs antisymétrique
4-3-1 Champ de vecteurs
On appelle champ de vecteurs ou champ vectoriel toute application qui fait correspondre à
→
tout point A de l’espace affine E, un vecteur V d’un espace vectoriel E de même dimension
que E .
Exemple : Champ de vitesse, champ d’accélération, champ de force, champ électrique, champ
magnétique,…etc.
4-3-2 Champ antisymétrique
Définitions :
→
→
i) Un champ vectoriel V (A) est antisymétrique s’il existe un vecteur R tel que : ∀ A et B de
l’espace affine E on ait :
→
→
→
→
V (A) = V (B) + AB ∧ R
→
On appèle R le vecteur du champ antisymétrique.
→
ii) Un champ vectoriel V (A) est antisymétrique s’il existe une application linéaire £
antisymétrique définie de E sur E : V (A) - V (B) = £ (BA) .
r r
r r
On rappèle qu’une application linéaire est antisymétrique si u .£(v ) = -v .£(u ) . Ses éléments
→
r r
sont donnés par £uv =u .£(v ) . L’opérateur £ peut être représenté par £ = R ∧ .
→
→
→
4-3-3 Equiprojectivité
→
Un champ vectoriel V est équiprojectif si et seulement si ∀ A et B de l’espace affine E on a :
→ →
→
→
AB . V (A) = AB . V (B)
9
Mécanique du solide
→
V (B)
→
V (A)
Ce qui signifie
AC = BD
D
B
C
A
Proposition
Tout champ antisymétrique est équiprojectif et réciproquement tout champ équiprojectif est
antisymétrique.
→
→
→
→
→
Considérons un champ antisymétrique V : V (A) = V (B) + AB ∧ R
→ →
→ →
→
→
→
→
On a AB . V (A) = AB.(V (B) + AB ∧ R) = AB . V (B) .
→
→ →
→
→
Réciproquement si V est un champ équiprojectif : AB . V (A) = AB . V (B)
→
→
→
On a : AB . (V (A) − V (B)) = 0
→
→ →
→
→
→
→ →
(OB−OA).V (A) = (OB−OA).V (B)
→
→
→
→
→
→
(OB−OA).(V (A)−V (O)) = (OB−OA).(V (B)−V (O))
→ →
→
→
→ →
→
V étant équiprojectif, alors OA.(V (A)−V (O)) = 0 et OB.(V (B)−V (O)) = 0
→ →
→
→
→
→
→
ce qui donne OB . W (A) = − OA . W (B) avec W (A) = V (A) − V (O) .
→ →
→ →
→
→
→
→
→
En déduit que OA.W (A) =− OA.W (A) = 0 ⇒ OA ⊥ W (A) et on peut écrire W (A) = R ∧ OA
→
→
→
→
→
Où R est vecteur fixé. Il en résulte que : V (A) = V (O) + R ∧ OA
II- Torseurs
Le torseur est un outil mathématique privilégié de la mécanique. Il lui permet une
représentation condensée et simplifiée. Il sert à représenter le mouvement d’un solide, à
caractériser une action mécanique(force) à formuler le principe fondamental de la
dynamique(PDF) et à écrire la puissance d’une force extérieure appliquée à un solide.
1- Définition
→
→
On appelle un torseur τ, l’ensemble d’un champ antisymétrique M et de son vecteur R . On
→ →
→
→
le note τ = [ R , M ] . M et R sont les éléments de réduction du torseur τ, le premier est son
moment alors que le deuxième est sa résultante(son vecteur). Il s’écrit en un point P de
→
→
l’espace affine E : τ = [ R , M(P)] .
→
→
En général la connaissance de R et de M en un point particulier A de l’espace affine E
détermine complètement le torseur en tout point P de l’espace E :
→
→
→
→
M (P) = M (A) + R ∧ AP
Remarque
Cette définition dépasse le cadre initial fixé par les théorèmes généraux, puisque, même en
l’absence de système de vecteurs liés, on peut associer un torseur
10
τ
à un champ
Compléments Mathématiques
antisymétrique. Par exemple le torseur cinématique τv n'est pas construit à partir d'un
ensemble de vecteurs liés, mais à partir d'un champ antisymétrique de vitesse :
→
→
→
→
V (A) = V (B) + AB ∧ ω
r
pour lequel le vecteur rotation ω n’est pas un vecteur lié.
Exemples de torseurs
i)
Torseur cinématique : c’est le torseur vitesse d’un solide S en mouvement dans E
→
→
τ v (S/A) = [ω (S / A) , V (S / A)] .
ii)
iii)
→
→
→
Torseur cinétique de S dans E: τ c (S/A) = [ P(S / A) , σ (S / A)] . σ est appelé moment
cinétique du système S.
Torseur force : torseur des actions agissantes sur S dans E
→
→
→
τ F (S/A) = [F (S / A) , M (S / A)] . M est le moment de la force
→
F.
2- Propriétés des torseurs
2-1 Egalité de deux torseurs
Deux torseurs sont égaux si et seulement si leurs éléments de réduction sont égaux en tout
point P de l’espace affine E.
→ →
→ →
 R1 = R2
 R = R
τ1 = τ2 ⇔ 
⇔  1 2
→
→
→
→


∀ P ∈ A; M 1(P) = M 2(P)
∃ Q ∈ A : M 1(Q) = M 2(Q)
2-2 Somme de deux torseurs
La somme de deux torseurs τ1 et τ2 est un torseur t :
→
→
→
→
→
→
→
→
τ = τ1 + τ2 = [ R1 , M 1] + [ R 2 , M 2] = [ R1 + R 2 , M 1 + M 2]
2-3 Multiplication par un scalaire
→
→
Si τ est un torseur τ’ = λτ = [λ R , λ M ] est aussi un torseur.
2-4 Torseur nul
Un torseur nul est un torseur dont les éléments de réduction sont nuls :
τ=0
→
→
⇔ R =0 et M =0 en tout point P de l’espace E .
En conclusion l’ensemble des torseurs est un espace vectoriel de dimension 6(3
→
→
composantes de R et 3 composante de M ).
2-5 Dérivée d’un torseur
Soit une famille de torseurs
→
τt dépendants du temps t. les éléments de réduction de τt au
→
point P s’écrivent : τ t = [ R t , M t (P)] . La dérivée de τt est définie par :
11
Mécanique du solide
→
→
dτ t
d M t (P)
= [d R t ,
]
dt
dt
dt
2-6 Invariants d’un torseur
D’après la définition d’un torseur on peut lui associer deux invariants scalaires et un
invariant vectoriel :
i) Invariants scalaires : ∀ P et Q de l’espace E on a :
→→
→→
R .M (P) = R .M (Q) = µ =cst
→ →
→ →
PQ.M (P) = PQ.M (Q) = cst
ii) Invariant vectoriel
µ
→
→
Il est défini par : I(P) = r 2 R = cst
R
2-7 Axe d’un torseur
2-7-1 Définition
→ →
→
L’axe centrale ∆ d’un torseur τ = [ R , M ] est l’ensemble des points P tel que M (P) est
r r
→
colinéaire à R : ∆={P / R ∧ M(P) = 0}
2-7-2 Equation de l’axe
→ →
→
Considérons un torseur t défini en un point A : τ = [ R , M (A)] avec R ≠ 0 . On décompose
r
r
r
M ∧ R = 0
→
→
→
→
M //
 //
M (A) suivant : M (A) = M // + M ⊥ tel que  r
r
r
A
M ⊥ . R = 0
M(A)
Si P est un point qui appartient à ∆ on a :
r
r r
r r
r
r
M //
R . M(A) =R . M(P) ⇒ M(P) = M //
r
∆
H
On a alors
r
r
r
r
r →
r
r
r →
P
R
M // = M(P) = M(A) + R ∧ AP = M // + M ⊥ + R ∧ AP
r
M(P)
r
r
→
On obtient l’équation M ⊥ = AP ∧ R
r r
r
→
R ∧ M⊥
r
qui par division vectorielle donne la solution : AP =
+λ R
// R // 2
r r
r
→
R ∧ rM(A)
AP =
+
λ
R
// R // 2
r r
r
→
→
→
R ∧ rM(A)
Si on pose AH =
,
AP
=
AH
+
λ
R
. H étant un point qui appartient à l’axe ∆ tel
// R // 2
→
→
→
que : AH ⊥ au plan formé par R et M (A) . Donc l’axe central ∆ est une droite de même
→
direction que R et qui passe par le point H.
12
Compléments Mathématiques
Remarques :
r r
rµ R = I c’est l’invariant vectoriel du torseur.
// R // 2
i)
r
Si P ∈ ∆ , M(P) =
ii)
Le moment du torseur est le même en tout point de l’axe du torseur ∆ :
r r
r r
→
→
→
R . M(H) = R . M(P) , or M (H) , M (P) et R sont colinéaires donc M(H) = M(P) .
La norme du moment d’un torseur en tout point de l’axe ∆ est minimale. En effet,
soient P ∈∆ et A ∉ ∆
r r
r r
R . M(A) = R . M(P)
r
r
r
r
r
r
r
// R // // M(A)// cosθ = // R // // M(P)// ⇒ // M(P)// = // M(A)// cosθ ≤ // M(A)//
iii)
2-8 Comoment de deux torseurs
Soient τ1 et τ2 deux torseurs dont les éléments de réduction au point P de E :
→
→
τ1 = [R1 , M 1(P)]
→
→
τ2 = [R2 , M 2(P)]
Le comoment de τ1 et τ2 noté (τ1,τ2) est défini par le scalaire:
,
ϕ (P) = R1 . M 2(P) + R2 . M1 (P)
r
r
r
r
Ce produit est indépendant du point P, c’est un invariant scalaire.
En effet : soient P et Q deux points de l’espace affine E.
r r
r
r
r r
r
r r
r
→
→
ϕ (P) = R1 . M 2(P) + R2 . M1 (P)= R1 .(M 2(Q) + R2 ∧ QP) + R2.(M1 (Q) + R1 ∧ QP)
r r
r r
→
→
or R1 .(R2 ∧ QP) = − R2.(R1 ∧ QP) d’où ϕ (P) = ϕ (Q) .
Exemples
rr r r
1- Energie cinétique T(S/ E) : 2 T(S / A) = (τ v ,τ c ) = v .p + σ.ω
r r r r
2- Puissance des forces P(S/ E) : P(S / A) = (τ v ,τ F ) = v .F + M.ω
3- Glisseurs et couples
3-1 Glisseur
3-1-1 Définition
r
Un glisseur est un torseur associé à un vecteur lié (A, R) de champ antisymétrique
r
r
→
→
M A(P) = PA ∧ R . Le champ ainsi défini est le moment du torseur de vecteur R . On note le
→ →
glisseur par : τΑ = [ R , M A(P)] = gA.
Exemple :
Le moment cinétique d’un point matériel en mouvement de rotation dans un repère R est un
→
r
r r
r
r
glisseur dont le torseur associé au vecteur impulsion (O, p) est τΟ= [p = mv , σ O(P) = OP ∧ mv ]
3-1-2 Propriétés
i) Support de gA.
13
Mécanique du solide
r
r
→
→
Soit un glisseur gA de vecteur R ≠ 0 et de moment M A(P) = PA ∧ R , on appelle support de gA
r
r
→
l’ensemble des points P ∈ E de moment nul : Supp gA = { P : M A(P) = PA ∧ R =0 }. C’est la
→
droite passant par le point A et engendrée par R .
ii) Condition nécessaire et suffisante(CNS) pour qu’un torseur soit un glisseur
r
r
- si ∃ P ∈ E : le moment M(P) du torseur est nul ; i.e M(P) = 0 , ce torseur est un
glisseur.
-
→
Si un torseur de vecteur R a un moment nul en A, ce torseur est le glisseur associé au
r
vecteur lié (A, R) .
r
→
Etant donné un point P ∈ E, R et M(P) deux vecteurs perpendiculaires, il existe un
r
→
glisseur et un seul ayant R pour vecteur et M(P) pour moment au point P:
→ →
g= [ R , M (P)]
Remarques
r r
i)
L’invariant scalaire d’un glisseur µ = R . M(P) = 0
ii)
Le sous ensemble de glisseurs non nuls dont le support passe par un point A
donné, et du glisseur nul est un sous espace vectoriel à 3-dimensions de l’espace
→
vectoriel des torseurs. Seule la donnée de R =(Rx,R y,Rz ) permet de déterminer le
torseur glisseur.
3-2 Couples
Un torseur est un couple si et seulement si il possède l’une ou l’autre des propriétés
équivalentes suivantes :
→
1- R = 0
r →
2- M =cst
Remarque
L’ensemble des couples est un sous espace vectoriel de dimension 3 de l’espace vectoriel
r
des torseurs. Seule la donnée de M =(M x,M y,M z ) permet de déterminer le torseur
glisseur.
4- Décomposition d’un torseur
4-1 Décomposition d’un torseur en un couple et un glisseur
r
r
Tout torseur d’éléments de réduction (A, R) et M(P) définis en un point P de l’espace
affine E peut s’écrire sous la forme :
→ →
→
→
τ = [ R , M (P)] = [ R , 0] + [0, M (P)]
=
gA +
C
14
Compléments Mathématiques
→
où gA est un glisseur dont le support ∆ passe par A et il est parallèle à R et C un couple
r
ayant pour moment M(A) .
Cette décomposition qui est unique montre que l’espace vectoriel des torseurs est la
somme directe du sous espace vectoriel des couples et des glisseurs non nuls de support
r
(A, R) augmenté du glisseur nul.
r
→
Si gA // C ( R // M(P) ), alors l’ensemble des points P n’est autre que l’axe central ∆ du
torseur τ.
4-2 Décomposition d’un torseur en deux glisseurs
→ →
Tout torseur τ = [ R , M (A)] peut être décomposé en deux glisseurs définis en deux
points différents. En effet :
r
r
r
r
→
r
R
Supposons qu’il existe un vecteur V : M(A) = AP ∧ V
M(A)
Le moment au point P peut s’écrire:
r r
r
r
r
→
r
R
−V
M(P) = M(A) + PA ∧ V = 0
V
A
→ →
→
→
P
r
τ = [ R , M (A)] = [ R , 0] + [0, M (A)]
−V
r r
→ →
= [R-V , 0] A + [V , M (A)]A
r r
r
τ = [R-V , 0]A + [V 0]P
r r
r
r r
[R-V , 0] A est associé au glisseur (A, R −V) tandis que le torseur [V 0]P est associé au
r
glisseur (P , V) .
5- Classification des torseurs
r r
La classification des torseurs se fait en fonction de l’invariant scalaire µ(P) = R . M(P)
5-1 µ(P) = 0
Pour ce cas où l’invariant scalaire est nul 4 cas se présentent :
→
→
i) R = M = 0 ⇔ τ = torseur nul
→
→
ii) R = 0 et M ≠ 0 ⇔ τ = C = torseur couple
Vue que tout torseur peut être décomposé en deux glisseurs, le couple C peut être
décomposé en deux glisseurs parallèles, de même norme et de sens opposés :
r
r
→
C = [0, M (A)] = [V 0]P + [-V , 0]A
r
r
→
avec M(A) = AP ∧ V
r
→
iii) R ≠ 0 ; M(A) = 0 ⇔ τ = gA ; i.e torseur glisseur avec A ∈ ∆ , axe du glisseur.
r
→
iv) R ≠ 0 ; M(A) ≠ 0
r r
Vue que µ = R . M(P) = 0 , alors τ est un glisseur.
15
Mécanique du solide
r
r
r → r
r
→
alors M(B) = 0 et par conséquent M(A) = M(B) + AB ∧ R = AB ∧ R ⇒
Si B ∈ ∆
r
r
M(A) ⊥ R .
5-2 µ (P) ≠ 0
Le torseur τ n’est ni un couple ni un glisseur. Cependant il peut être décomposé en une
somme d’un couple et d’un glisseur tous deux différents du torseur nul :
τ = gA + C
∀ A∈ E.
6- Torseurs à structure
Un torseur à structure est un torseur défini en tout point P d’un domaine D relativement à une
mesure dµ. Ses éléments de réduction sont définis par :
 r
r

→
τF =  ∫ F(P) dµ ; ∫ AP ∧ F(P) dµ 
P∈D
 P∈D

Propriété
Soit τ un torseur quelconque défini au point A :
torseur à structure est :
r
r
→
→
→
(τF , τ) = R . ∫ AP ∧ F(P) dµ + M (A) . ∫ F(P) dµ
→
P∈D
= R.
r
AP
∧
F
(P) dµ +
∫
→
P∈D
=
r
M
(
P
)
.
F
(P) dµ
∫
→
τ=
→ →
[ R , M (A)] , son comoment avec le
P∈D
→
→ → r
(
M
(
P
)
+
PA
∧ R) . F(P) dµ
∫
P∈D
P∈D
7- Equiprojectivité
Le champ des moments d’un torseur est équiprojectif. En effet on a :
r
r
r
→
→ →
→ →
M(A) = M(B) + AB ∧ R ⇒ AB .. M (A) = AB .. M (B)
16
17
Mécanique du solide
ChapII
Cinématique du solide
18
Cinématique du solide
La cinématique est l’étude des mouvements des corps indépendamment des causes qui les
produisent. Elle s’appuie uniquement sur les notions d’espace et du temps.
I- Propriétés cinématiques du solide
1- Définitions
Un solide indéformable S est un ensemble de points matériels dont les distances mutuelles ne
varient pas au cours du temps. Mathématiquement on peut le définir comme un domaine (S)
→
de l’espace affine euclidien E tel que : ∀ P, Q ∈ S
// PQ// = cst
L’ensemble d’un repère d’espace muni d’un repère de temps constituent un référentiel.
Dans le cadre de la cinématique classique on suppose que les référentiels sont munis de la
même horloge (synchronisation) donc un temps universel absolu.
Dans l’étude de la cinématique d’un solide (S) en mouvement dans E on utilise en général 3
types de repères :
i- Repère absolu
rrr
C’est le repère du laboratoire qui sera noté ℜ s: (O,i , j ,k )
ii- Repère lié au solide S :
r r r
C’est un repère noté ℜ s: (Os ; is , js , ks ) dont la base orthonormée directe de l’espace vectoriel
r r r
E, (is , js , ks ) , engendre les orientations de (S) lors de son mouvement dans ℜ .
iii- Repères intermédiaires
Il sont des repères très utiles dans l’étude des mouvements complexes (composés) des solides
r r r
dans ℜ . Ils seront noté par ℜ : (Oi ; ii , ji , ki )
i
2- Champ de vitesse d’un solide
Soit (S) un solide en mouvement dans l’espace E et soit P(t) un point quelconque de (S)
→
→
→
P
r
k
OP(t) = OOs + Os P(t)
r
i
r
ks
Os
O
S
r
j
r
is
2-1 Définition
r
On appelle Vt (S / ℜ) , le champ des vitesses de S/ ℜ à l’instant t le champ qui pour tout point
P(t) ∈ (S) , on associe le vecteur vitesse de ce point matériel :
→
r
r
Vt (S/ℜ): P ∈ (S) → V(P ∈ S /ℜ) = d OP
dt
ℜ
2-2 Propriétés du champ de vitesse
2-2-1 Champ de vitesse antisymétrique
Soient P(t) et Q(t) deux points de (S) en mouvement / ℜ
//P(t)Q(t)//2 = cste
r
r
→
2PQ(t).[ V(Q∈S / ℜ) − V(P∈S / ℜ)] = 0
19
r
js
Mécanique du solide
r
r
vue que V(P∈(S) / ℜ) ≠ 0 et V(Q∈(S) / ℜ) ≠ 0 , on obtient
r
r
→
→
PQ(t).V(Q∈S / ℜ) = PQ(t).V(P∈S / ℜ)
r
Le champ de vitesse Vt (S / ℜ) d’un solide est un champ équiprojectif donc antisymétrique.
2-2-2 Torseur cinématique(torseur de vitesse)
r
Vt (S / ℜ) étant un champ antisymétrique, alors ∀ P, Q ∈ (S) ∃ à tout instant t un
r
vecteur ωt (S / ℜ) :
r
r
→
r
V(Q∈S / ℜ) − V(P∈S / ℜ) = PQ ∧ ωt (S / ℜ)
On note alors le torseur cinématique par :
r
τ v = [ωr(S / R) ,V(S / ℜ)]
dont les éléments de réduction sont :
r
ω(S / ℜ) : la résultante de τv. C’est la vitesse instantanée de rotation du solide S/ ℜ
r
V(S / ℜ) : le moment de τv
La loi de transformation des moments d’un tenseur permet d’obtenir la vitesse en tout point
P ∈ (S) en fonction des éléments de réduction du torseur τv en un point particulier :
r
r
→
r
V(P∈S / ℜ) = V(Q∈S / ℜ) + PQ ∧ ω(S / ℜ)
2-3 Axe du torseur cinématique τv
r
Si le vecteur ω(S / ℜ) ≠ 0 , l’axe du torseur τv est l’ensemble des points P ∈ ∆ , axe centrale
du torseur, appelé aussi axe de viration ou axe instantané de rotation et de glissement dans le
r
r
mouvement de ℜ s/ ℜ tel que ω(S / ℜ) // V(S / ℜ) on a
r
r
∀ P∈∆
ω(S / ℜ) = α V(P/ℜ)
r
r
r
→
V(Q ∈ S/ℜ) = V(P/ℜ) + α V(P/ℜ) ∧ PQ
On constate que à tout instant t le mouvement du solide peut être décomposé en un
r
mouvement de translation, le long de l’axe instantané de rotation, de vitesse V(P ∈ ∆) et d’une
r
rotation instantanée, autour de l’axe instantané de rotation ∆, de vitesse angulaire ω(S / ℜ) .
L’axe du torseur τv n’est autre que l’axe de rotation instantanée de S/ ℜ . Alors la vitesse des
points P ∈ ∆ est minimale.
r
r
→


r
ω(S / ℜ) ∧ V(Os / ℜ)
L’axe central est défini par : ∆= P / Os P =
+ λω(S / ℜ)
r2
ω (S / ℜ)


→
r
r
r
V(P) = V(Os ) + ω(S / ℜ) ∧ Os P
r r
r r r
r
ω.V(Os / ℜ) r
= V(Os ) + r 2
ω − r 2ω.ω V(Os )
ω (S / ℜ)
ω (S / ℜ )
r
µ(O ) r
V(P ∈ ∆) = r 2 s ω(S / ℜ)
ω (S / ℜ)
20
Cinématique du solide
r
r
avec µ(Os ) = ω(S / ℜ).V(Os / ℜ)
Si µ = 0 on a axe de rotation.
Si µ ≠ 0 on a axe de viration
3- Champ des accélérations
Par dérivation de la relation d’antisymétrie du champ de vitesse
r
r
→
r
V(M) = V(A) + ω(S / ℜ) ∧ AM
on obtient le champ d’accélération dans un solide :
r
→
→
r
r
r
r
dω(S / ℜ)
γ (M ∈ S / ℜ) = γ(A∈ S / ℜ) +
/ℜ ∧ AM + ω(S / ℜ) ∧ (ω(S / ℜ) ∧ AM )
dt
r
Le champ d’accélération γ t (S / ℜ) n’est pas un champ antisymétrique.
II- Mouvements d’un solide
1- Définition
On distingue en général différents types de mouvements d’un solide (S) / ℜ :
iMouvement de translation
iiMouvement de rotation autour d’un axe ou d’un point
iiiUne composée d’un mouvement de translation et d’un mouvement de rotation
Soit (S) un solide en mouvement dans l’espace affine E repéré par et considérons deux points
A et B ∈ (S). Ces deux points effectuent deux trajectoires différentes
r
k
ℜ
r
i
B
O
B
A
r
j
S(t1)
A
S(t2)
u est le vecteur unitaire qui engendre les orientations de la droite AB au cours du temps.
→
r r
r
→
→
r
d AB = // AB
// du = V(B) − V(A) = ω(S / ℜ) ∧ AB
dt
dt
différentes situations sont possibles :
r
r
→
r
isi u(t) = cst , alors V(A∈S/ℜ) = V(B∈S /ℜ) on dit que (S) effectue un mouvement
r
de translation. Dans ce cas ω(S / ℜ) = 0 et τv est un couple de moment
r
V(M /ℜ) ( µ(P∈S) = 0 )
→
r
iisi u(t) ≠ cst et µ(P) = 0
r
r
r
a- si ω(S /ℜ) ≠ 0 , alors ω(S /ℜ).V(P) = 0 vue que µ(P) = 0 . τv est donc un
torseur glisseur dont les points situés sur l’axe centrale du torseur ont une
r
vitesse nulle ( ∀ P ∈ ∆ V(P) = 0 ). On a un mouvement de rotation de (S)
autour de ∆. Deux cas se présentent :
r
21
Mécanique du solide
r
r r
α) ω(S / ℜ) // e∆ ( e∆ est un vecteur unitaire porté par l’axe ∆). Si ∃ Os :
→
r
r
r
r
V(Os ) = 0 alors V(P ∈ ∆) = V(Os ) + ω(S / ℜ) ∧ Os P = 0 . Donc
r
∀ P ∈ ∆ V(P) = 0 .
r
r
b) si ω(S / ℜ) ⊥ V(M / ℜ) , alors (S) est animé d’un mouvement "plan sur plan".
r
b- Si ∃ Os ∈ (S) : ∀ t V(Os ) = 0 , alors (S) effectue un mouvement de rotation
iii-
→
r
r
autour du point Os : V(P ∈ S) = ω(S / ℜ) ∧ Os P
→
r
si u(t) ≠ cst et ∄ aucun point de (S) fixe dans ℜ, alors le mouvement de (S) est la
composée d’une translation et d’une rotation.
2- Rotation autour d’un axe fixe
2-1 Définition
Le mouvement d’un solide dans l’espace affine E est un mouvement de rotation autour d’un
axe fixe si et seulement si ∃ deux points matériels distincts de (S) qui soient fixes dans E.
r
Si A et B sont deux points de (S) fixes dans E,
z
ez
il en résulte que tous les points sur la droite AB
r
restent fixes. C’est l’axe de rotation de (S)/ℜ
ℜ noté ∆.
eϕ
H
M
r
r
si on prend ∆ // ez , ∀P∈ ∆ V(P) = 0
r
e
ρ
r
r
→
r
et ∀ ∈ (S) V(M) = ω(S / ℜ) ∧ OM car V(O) = 0
O
m
r
.r
.r
→
→ r
y
V(M ∈ S) = ϕ ez ∧ OM = ϕ ez ∧ // HM // eρ
ϕ
r
. → r
x
V(M ∈ S) = ϕ // HM // eϕ
Les points matériels M effectuent un mouvement de rotation circulaire autour de l’axe Oz et
M
→
de rayon // HM // = ρ .
2-2 Propriétés
iiiiii-
.r
Le torseur τv est un glisseur d’axe Oz : τv = g0= [ϕ ez ,0]
.. r
. r
r
r
r
γ (M ∈S /ℜ)= ρ ϕ eϕ − ρ ϕ 2 eρ = γ t + γ n
.
si ϕ = cste , le mouvement de rotation est uniforme.
2-3 Mouvement hélicoïdal simple
2-3-1 Définition
Un mouvement hélicoïdal simple est une combinaison d’un mouvement de translation
rectiligne et d’un mouvement de rotation autour d’un axe parallèle à la direction de
translation.
z
Considérons une translation parallèle à l’axe oz ≡ ∆
(axe de rotation de (S)/ℜ
ℜ). Soit A un point ∈(S) sur oz
zs
r
→
Si on pose OA = h(t) k
A
r
. r r
→
∀ M ∈ S V(M ∈S) = h(t) k + ω(S /ℜ) ∧ AM
ϕ
O
x
xs
22
ϕ
x
ys
y
y
Cinématique du solide
r
. r . r →
V(M ∈S) = h(t) k + ϕ k ∧ AM
2-3-2 Propriétés
iL’invariant scalaire et vectoriel de τv
r
. .
r
µ = ω(S /ℜ).V(M ∈S) = ϕ(t) h(t)
. .
r ϕh . r . r r
I = . ϕ k =h k = V(A∈ℜs /ℜ)
ϕ
2
L’invariant vectoriel n’est autre que la vitesse de translation du solide le long de l’axe
oz. On l’appelle vitesse de glissement.
iiClassification des mouvements
a- si µ(M) = 0
.
Soit ϕ = 0 , on a un mouvement de translation rectiligne parallèle à oz. τv est un
couple.
.
Soit h = 0 , on a un mouvement de rotation autour de oz. τv est un glisseur d’axe
oz.
b- µ(M) ≠ 0
Le mouvement est une combinaison d’un mouvement de translation parallèle à oz
et d’un mouvement de rotation autour de oz. τv peut être décomposé en un couple
r →
r
. r
C = [0, I ] et un glisseur g = [ϕ k ,0] parallèles à l’axe du torseur k ≡ oz qui est
aussi l’axe de rotation.
.
On note finalement que si ϕ = cste , le mouvement hélicoïdal est uniforme.
3- Rotation d’un solide autour d’un point : angles d’Euler
Un solide (S) est en rotation autour d’un point fixe O de ℜ si il existe un point Os de ℜs,
repère lié au solide (S), qui coïncide à tout instant avec le point O.
Angles d’Euler
Les angles d’Euler, qui sont en nombre de 3 (ψ, θ, ϕ), constituent un paramétrage de la
rotation d’un solide (S) autour d’un point O. Leurs variations au cours du temps engendrent la
rotation du solide (S) autour de O.
Considérons un solide (S) en rotation autour d’un point fixe O, origine du repère ℜ fixe .
Supposant qu’à t = 0 ℜ = ℜs .
r r r
r r r
Soient ℜ(O, x, y, z ) le repère fixe et ℜs(O, xs , ys , zs ) le repère lié au solide. Supposant que
Oz et Ozs ne soient pas colinéaires (si non ce serait une rotation autour d’un axe fixe). Alors
les plans (O, x ,y) et (O, xs, ys) se coupent suivant une droite sur laquelle on choisira l’axe Ou.
Cet axe est appelé ligne des nœuds.
r r r
r r r
Soient les repères orthonormés directs intermédiaires ℜ1(O, u , v , z ) et ℜ2(O, u , w, zs ) . Le
r r r
r r r
passage de ℜ(O, x, y, z ) à ℜs(O, xs , ys , zs ) se fait par l’intermédiaire de ℜ et ℜ en
effectuant 3 rotations :
1
23
2
Mécanique du solide
r
z
r
zs
r
ys
θ
wr
ϕ
r
v
r
y
ψ
r
u
r
r
xs
x
1- une rotation d’angle ψ autour de l’axe Oz : précession
.r
r
r r r ω(ℜ1 /ℜ) = ψ k
ℜ(0, x , y, z )
→ ℜ1(O, ur, vr, zr)
r
r
r
u = cosψ x + sinψ y
r
r
r
v = -sinψ x + cosψ y
qu’on peut écrire matriciellement
r
y
r
ψ
v
O
r
r
ur =  cosψ sinψ  xr
v  -sinψ cosψ  y
()
r
u
()
ψ
r
x
ψ(t) est appelé angle de précession.
2- une rotation d'angle θ autour de l'axe Ou : nutation
r
.r
ω
(
ℜ
/
ℜ
)
=
θ
u
2
1
r r r
r
r r r
ℜ1(O, u , v , z )
→
ℜ2(O, u , w, zs )
r
r
r
w = cosθ v + sinθ z
r
r
r
zs = -sinθ v + cosθ z
qu’on peut écrire matriciellement
z
r
zs
O
)( )
θ(t) est appelé angle de nutation.
3- une rotation d’angle ϕ autour de l’axe Ozs : rotation propre
r
.
r
r r r ω(ℜ /ℜ2) = ϕ z
r r r
ℜ2(O, u, w, zs )
→
ℜs(O, xs , ys , zs )
s
r
w
θ
r
r
 rw  = cosθ sinθ vr
 z  -sinθ cosθ z
 s
(
θ
s
24
r
v
Cinématique du solide
wr
r
r
r
xs = cosϕ u + sinϕ w
r
r
r
ys = -sinϕ u + cosϕ w
qu’on peut écrire matriciellement
r
ys
ϕ
r
xs
ϕ
O
 xrs   cosϕ sinϕ   ur 
 r
 r =
 y   -sinϕ cosϕ   w

s
 
 
r
u
ϕ(t) est appelé angle propre.
Le mouvement de rotation de ℜs/ℜ
ℜ est composé de 3 mouvements successifs et chacun
des mouvements est une rotation autour d’un axe fixe. D’après la loi de composition des
vitesses de rotation on a :
r
r
r
r
ω(ℜs /ℜ) = ω(ℜ1 /ℜ) + ω(ℜ2 /ℜ1) + ω(ℜs /ℜ2)
Ce résultat peut être déduit d’une autre manière :
r
→
r
V(M ∈ℜ1 /ℜ) = ω(ℜ1 /ℜ) ∧ OM
r
→
r
V(M ∈ℜ2 /ℜ1) = ω(ℜ2 /ℜ1 ) ∧ OM
r
→
r
V(M ∈ℜs /ℜ2) = ω(ℜs /ℜ2) ∧ OM
r
→
r
V(M ∈ℜs /ℜ) = ω(ℜs /ℜ) ∧ OM
Ce qui conduit à
→
→
→
→
r
r
r
r
ω(ℜs /ℜ) ∧ OM = ω(ℜ1 /ℜ) ∧ OM + ω(ℜ2 /ℜ1) ∧ OM + ω(ℜs /ℜ2) ∧ OM
d’ou le résultat
. r .r .r
r
ω(ℜs /ℜ) = ψ z + θ u + ϕ zs
III Changement de référentiel
La cinématique des mouvements complexes dits composés nécessite l’introduction de repères
intermédiaires ℜ . Le passage d’un référentiel à un autre se fait par l’intermédiaire des
relations générales.
i
1- Dérivation composée
r
Soit un vecteur U de l’espace vectoriel E à 3 d variable dans le temps par rapport aux deux
r r r
r r r
repères ℜ(O, i , j , k ) et ℜ'(O', i ', j ', k ')
r
r
r
r
r
r
r
U = x(t) i + y(t) j + z(t) k = x'(t) i ' + y'(t) j '+ z'(t) k '
r
r
dU / = x. ir + y. rj + z. k
dt ℜ
r
r
dU / = x. ' ir'+ y. ' rj '+ z.' k '
dt ℜ
r
r
r
r
.r . r . r
dj '
d
U
d
i
'
d
k
or
/ = x' i '+ y' j '+ z' k ' + x' /ℜ + y' /ℜ + z' ' /ℜ
dt ℜ
dt
dt
dt
'
25
Mécanique du solide
r
r
r
r r
r r
r
d
U
d
U
d’où
/ℜ =
/ ℜ + ω(ℜ'/ℜ) ∧ xi '+ ω(ℜ'/ℜ) ∧ yj '+ ω(ℜ'/ℜ) ∧ zk '
dt
dt
r
r
r
dU / = dU / + ωr(ℜ'/ℜ) ∧ U
dt ℜ dt ℜ
Remarque
On peut utiliser la relation des vitesses du solide pour déterminer la loi des accélération à
partir de la dérivée composée.
r
r
→
r
V(A∈S/ℜ) = V(B∈S/ℜ) + AB ∧ ω(S/ℜ)
r
r
r
→
→
r
dV(A∈S/ℜ)
dV(B∈S /ℜ)
dω(S /ℜ)
d
AB
/ℜ =
/ℜ +
/ ∧ ω(S/ℜ) + AB ∧
/ℜ
dt
dt
dt ℜ
dt
r
→
→
r
r
r
r
dω(S /ℜ)
γ (A∈S /ℜ) = γ(B∈S /ℜ) + AB ∧
/ℜ + (ω(S /ℜ) ∧ AB) ∧ ω(S /ℜ)
dt
'
'
2- Composition des vitesses
2-1 Loi de composition
Soit un solide (S) en mouvement par rapport à ℜ et à ℜ' et soit M ∈ (S).
→
→
r
r
d
OM
d
OM
V(M ∈S/ℜ) =
/
; V(M ∈S /ℜ') =
/
dt ℜ
dt ℜ
'
→
→
→
Or OM = OO' + O'M
→
→
→
r
V(M ∈S/ℜ) = d OM /ℜ = d OO' /ℜ + d O'M /ℜ
dt
dt
dt
r
r
→
r
= V(O'/ℜ) + V(M /ℜ') + ω(ℜ'/ℜ) ∧ O'M
r
r
r
→
r
V(M /ℜ') = V(O'/ℜ) + ω(ℜ'/ℜ) ∧ O'M + V(M /ℜ')
r
r
r
V(M /ℜ') = Ve (M) + V(M /ℜ')
La vitesse de M ∈ (S) est décomposée en deux termes :
r
r
→
r
- Ve (M) = V(O'/ℜ) + ω(ℜ'/ℜ) ∧ O'M , c’est la vitesse d’entraînement ou la vitesse du point
coïncidant M* à l’instant t supposé fixe dans ℜ mais a les mêmes coordonnées que M à cet
instant.
r
- V(M ∈S /ℜ') , c’est la vitesse relative de M/ℜ
ℜ'.
D’après le théorème du point coïncidant la vitesse du point M ∈ (S) peut s’écrire :
r
r
r
V(M /ℜ') = V(M*∈ℜ'/ℜ) + V(M /ℜ')
2-2 Torseur vitesse dans un mouvement composé
Soient ℜ2 un repère lié au solide (S) en mouvement /ℜ
ℜ0, ℜ1 un repère intermédiaire en
mouvement /ℜ
ℜ0 et M ∈ (S) fixe dans ℜ2. Les éléments de réduction du torseur vitesse du
point M de S/ℜ
ℜ0 sont :
r
τ v20(M ∈ℜ2 /ℜ0) = [ωr(ℜ2 /ℜ0) , V(M ∈ℜ2 /ℜ0)] .
De même les coordonnées des torseurs vitesse du point M ∈ ℜ2/ℜ1 et celui du point
coïncident M ∈ ℜ1/ℜ0 sont respectivement :
r
τ v21(M ∈ℜ2 /ℜ1) = [ωr(ℜ2 /ℜ1) , V(M ∈ℜ2 /ℜ1)]
26
Cinématique du solide
τ v10(M ∈ℜ1 /ℜ0) = [ωr(ℜ1 /ℜ0) , V(M ∈ℜ1 /ℜ0)]
r
D’après la loi de composition
r
r
r
ω(ℜ2 /ℜ0) = ω(ℜ2 /ℜ1 ) + ω(ℜ1 /ℜ0)
r
r
r
V(M ∈ℜ2 /ℜ0) = V(M ∈ℜ2 /ℜ1) + V(M ∈ℜ1 /ℜ0)
il en résulte la propriété d’addition des torseurs :
τ 20 = τ 21 + τ 10
Cette relation peut être généralisée à plusieurs repères intermédiaires :
τ
Conséquences
i-
τ
ij
+ τ ji = τ ii = 0 ⇒
τ
0
p
= ∑τ i +1,i
p-1
i =0
= -τ ji . C’est le torseur vitesse inverse de
ij
τ
ij
.
ii- La loi de décomposition des vitesses d’un solide (S) dans un repère est valable aussi au
niveau des torseurs.
3- Composition des accélérations
Par dérivation de l’équation
r
r
r
→
r
V(M /ℜ') = V(O'/ℜ) + ω(ℜ'/ℜ) ∧ O'M + V(M /ℜ')
on obtient
r
r
→
→
r
r
r
dω(ℜ'/ℜ)
dV(M/ℜ')
d
O'M
γ (M ∈S /ℜ) = γ (O' /ℜ) +
/ℜ ∧ O'M + ω(ℜ'/ℜ) ∧
/ +
/ℜ
dt
dt ℜ
dt
or
→
→
d O'M / = d O'M / + ωr(ℜ'/ℜ) ∧ O→
'M
ℜ
dt r ℜ
rdt
r
r
dV(M /ℜ')
dV(M /ℜ')
/ℜ =
/ℜ + ω(ℜ'/ℜ) ∧ V(M /ℜ')
dt
dt
Il vient
r
r
r
r
γ (M ∈S /ℜ) = γ r (M /ℜ') + γ e (M /ℜ) + γ c (M /ℜ)
avec
r
r
dV(M /ℜ')
γ r (M /ℜ') =
/ℜ
dt
r
→
→
r
r
r
r
dω(ℜ'/ℜ)
γ e (M /ℜ) = γ (O' /ℜ) +
/ℜ ∧ O'M + ω(ℜ'/ℜ) ∧ (ω(ℜ'/ℜ) ∧ O'M )
dt
r
r
r
γ c (M/ℜ) = 2 ω(ℜ'/ℜ) ∧ V(M /ℜ')
'
'
'
(S1)
IV- Cinématique des solides en contact
1- Définition
Deux solides (S1) et (S2) en mouvement dans ℜ
z
sont dits en contact si à tout instant t, il existe au moins
un point I1 ∈ (S1) et I2 ∈ (S2) qui soient en contact.
Soient :
ℜ
πS1(I1) : le plan tangent à (S1) au point I1
πS2(I2) : le plan tangent à (S2) au point I2
x
O
27
r
n
I
y
I2
I1
π
S2
Mécanique du solide
π(I) : le plan tangent à (S1) et (S1) au point I
r
Le plan π est normal à n .
On distingue au contact de (S1) et (S2) 3 points :
iLe point géométrique de contact I. C’est un point fictif qui varie avec les
r
r
r
mouvements de (S1) et (S2). On a V(I /ℜ) ∈ π , V(I /(S2)) ≠ 0 et V(I /(S1 )) ≠ 0 .
ii-
iii-
Le point I1 ∈ (S1) ; il coïncide avec I à l’instant considérée.
r
r
V(I1 ∈ (S1 )/ℜ) ∈ π S1(I1) et V(I1 ∈ S1 / S2) ≠ 0
r
Le point I2 ∈ (S2) ; il coïncide avec I au même instant. V(I 2∈ (S2)/ℜ) ∈ π S2(I2) et
r
V(I 2∈ S2 / S1 ) ≠ 0
2- Vitesse de glissement
2-1 Définition
r
On appelle vitesse de glissement de (S1) sur (S2), notée Vg (I1 ) , la vitesse de I1 par rapport
r
r
à (S2) et elle est donnée par : Vg (I1 ) = V(I1 ∈ S1 / S2) .
D’après la loi de composition des mouvements de I1 entre les référentiels ℜ et ℜS2 on a :
r
r
r
r
r
V(I1 /ℜ) = V(I1 / S2) + V(I 2 /ℜ) ; vue que Ve = V(I2 /ℜ) .
D’où
r
r
r
r
Vg (I1 ) = V(I1 ∈ S1 / S2) = V(I1 /ℜ) − V(I 2 /ℜ)
2-2 Propriétés
iLa vitesse de glissement ne dépend que des solides en contact. Elle ne dépend pas
du référentiel ℜ par rapport auquel (S1) et (S2) sont en mouvement.
r
r
iiV(I1 ∈ S1 / S2) = −V(I 2∈ S2 / S1 )
r
iiiVg ∈ π . En effet, d’après la loi de composition des vitesses pour (S1) et (S2) on a :
r
r
r
r
r
V(I /ℜ) = V(I / S2) + V(I 2 /ℜ) = V(I / S1 ) + V(I1 /ℜ)
r
r
r
r
d’où Vg (I1 ) = V(I1 ∈ S1 / S2) = V(I / S2) − V(I / S1 ) .
r
r
r
Puisque V(I / S1 ) et V(I / S2) ∈ π alors Vg ∈ π .
iv-
Si A est un point fixe ∈ℜ
ℜS1 , alors par la propriété d’antisymétrie on a :
→
r
r
r
Vg (I1 ∈S1 / S2) = V(A ∈ S1 / S2) + ω(S1 / S2) ∧ AI1
2-3 Exemples
A- Disque vertical en contact avec un plan
y
(S1) est le disque de rayon r
(S2) est le plan horizontal fixe.
S1
La vitesse de glissement est :
r
r
r
r
ℜ
Vg = V(I1 /ℜ) − V(I 2 /ℜ)
C
r
r
r
→
r
θ
j
V(I1 /ℜ) = V(C /ℜ) + ω(S1 /ℜ) ∧CI 1
.r
.r r
I
S2
r
= xi + rθ j ∧ k
i
28
x
Cinématique du solide
r
V(I 2 /ℜ) = 0
r
.
. r
Vg = (x + r θ ) i
La condition du roulement sans glissement se traduit par :
r
.
.
Vg = 0 ⇒ x + r θ = 0 ⇒ ∆x = − r ∆θ
Cette relation traduit l’égalité des longueurs parcourues par le point géométrique I sur le
disque et sur la droite (Ox). Le signe (-) traduit la diminution de θ quand x augmente.
B- Disque en contact ponctuel avec un guide circulaire en mouvement
(S1) est le disque de rayon r
(S2) est le cerceau de rayon R.
(S2) effectue un mouvement de rotation
S2
autour de l’axe Oz. Les angles θ et ϕ fixent
la position d’un point du disque (S1) tandis
que l’angle α fixe celle du guide (S2)/ ℜ
O
r
r
r
Vg = V(I1 ∈ S1 /ℜ) − V(I 2∈ S2 /ℜ)
r
r
→
r
V(I1 ∈ S1 /ℜ) = V(C /ℜ) + ω(S1 /ℜ) ∧ CI 1
o r
o
o r
r
= (R −r) θ j ' + (ϕ + θ ) k ∧ r i '
o
o r
= (R θ + r ϕ ) j '
r
o r
V(I 2 /ℜ) = R α j '
r
o
o
o
r
Vg = (R θ + r ϕ - R α ) j '
o
o
o
S1
ℜ
ϕ
α
x’
I
o
o
y
C
θ
Le roulement sans glissement est : R θ + r ϕ - R α =0
Si le guide est fixe ; α = 0 ⇒
y’
x
o
Rθ = −rϕ
S1
3- Roulement et pivotement
ω(S1 / S2)
ωn
r
r
r
3-1 Définition
Soient (S1) et (S2) deux solides en contact ponctuel
Au point I. Les plans tangents ΠS1 et ΠS2 en I1 et I2
r
Se confondent et ont pour normale n .
r
r
r
Le vecteur rotation ω(S1 / S2) = ω(S1 /ℜ) − ω(S2 /ℜ)
peut être décomposé suivant la normale n et la tangente au plan Π(I) :
r
r
r
ω(S1 / S2) = ωn(S1 / S2) + ωt (S1 / S2)
r
ωn(S1 / S2) est appelé vitesse angulaire de pivotement.
r
ωt (S1 / S2) est appelé vitesse angulaire de roulement.
r
29
n
ωt
r
Π
I
S2
Mécanique du solide
V- Mouvement plan d’un solide
1- Définition
On appelle mouvement plan d’un solide (S)/ ℜ, un mouvement tel qu’ il existe un plan
Π s ∈ (S) qui se déplace dans un plan parallèle à un plan Π fixe dans ℜ .
La section du solide liée par le plan Π est donc une figure qui évolue dans ℜ sans se
déformer.
Exemple : Cylindre en mouvement dans le plan xOy qui coïncide avec un plan de section
droite.
y
C étant le centre de la section droite .
y
Π ≡ (xOy) est le plan fixe dans ℜ .
Π s ≡ (x'O' y') est le plan qui coïncide
r
ave le plan Π à tout instant mais V(Π s / Π) ≠ 0 .
La position de Πs/Π est en général donnée par 3 paramètres.
Dans le cas de cet exemple elle est déterminée
z
→
r∧r
à partir du vecteur OC et de l’angle θ = (x , x ') .
O
x’
S
z’
2- Centre instantané de rotation(CIR)
x
y’
x
C
Considérons un mouvement plan de (S)/ℜ
ℜ et soit Π s ∈ (S) le plan qui se déplace
parallèlement à un plan Π fixe dans ℜ. Πs est constamment lié à la section de (S) par Π.
r
Si ω(S /ℜ) ≠ 0 , l’axe instantané de rotation et de glissement ∆ existe et il est
perpendiculaire au plan Π et Πs. Il coupe ces plans en un point I dont la vitesse est
r
r
µ r
colinéaire à ω(S /ℜ) , V(I∈∆) = 2 ω , et en même temps contenue dans Πs. Donc
ω
r
V(I /ℜ) = 0 .
2-1- Définition
Le centre instantané de rotation (CIR) du plan Πs, à la date t, est le point I ∈ (S) dont la
r
vitesse par rapport à est nulle , V(I∈Π s /ℜ) = 0 .
→
r
r
r
V(I∈Π s /Π ) =V(Os ∈Π s /Π ) + ω(Π s /ℜ) ∧ Os I
r
r
→
→
r
ω(Π s /ℜ) ∧ V(Os ∈Π s /Π )
vue que ω ⊥ Os I on obtient Os I =
.
r
ω 2(Π s /ℜ)
Donc le point I (CIR) existe et il est unique. Ainsi la connaissance du mouvement de Πs/Π
fournit analytiquement le CIR et en conséquence on a pour tout point M ∈ Π s
r
→
r
V(M ∈ Π s) = ω(S /ℜ) ∧ IM
r
La vitesse de tous les points liés au plan Πs est la mêmes que dans une rotation ω autour
r
→
→
r r
du point I. IM ⊥ plan (ω, V(M /ℜ)) . Vue que IM ⊥ V(M /ℜ)) , le CIR est situé, à un instant
donné, sur les normales aux trajectoires dans le plan fixe des points liés au plan mobile.
2-2- Exemples
2-2-1 Mouvement plan d’un cylindre qui roule sans glisser sur le sol
30
Cinématique du solide
Le mouvement se ramène à celui d’un disque
y
en contact ponctuel avec la droite Ox d’un
repère fixe ℜ(0,x,y,z). la vitesse de glissement est :
r
r
r
Vg = V(I∈Π s /ℜ) − V(I∈Ox /ℜ) .
r
Π
Or V(I ∈Ox /ℜ) = 0 , ce qui conduit dans le
r
O
cas de roulement sans glissement à V(I ∈ Π s /ℜ) = 0 .
Donc le point I est le CIR.
On peut déterminer la position du CIR analytiquement :
r
r
→ ω
(Π s /ℜ) ∧ V(O'/ℜ)
O'I =
r2
y’
Πs
O’
I
x’
ω
o
or
o
r
= θ k ∧2 xi = xo j
o
θ
θ
r
r
r
r
→
o
o r
r
Or Vg = V(I∈Π s /ℜ) = V(O'/ℜ) + ω(S /ℜ) ∧ O'I = (x + r θ ) i .
o
o
La condition de roulement sans glissement implique : x = −r θ , d’où on obtient
→
r
O'I = −r j .
y
I
2-2-2 Barre contre un mur
B
Considérons une barre AB de longueur l et de centre C
en contact par ces extrémités A et B avec deux plans
C
perpendiculaires Ox et Oy.
Les points A et B décrivent respectivement les axes Ox et Oy :
x
A
r
r
→
→
r
r
V(A/ℜ) = ω((AB)/ℜ) ∧ IA
V(B /ℜ) = ω((AB)/ℜ) ∧ IB
r
r
Puisque V(A) et V(B) sont portées respectivement par les axes Ox et Oy, il en résulte que
le CIR, I, se trouve sur la normale en A à Ox et la normale en B à Oy. Il est l’intersection
des demi-droites Ay et Bx.
VI- Paramétrage d’un solide- Liaisons
1- Paramètres primitifs d’un solide
La position d’un solide en mouvement dans l’espace se défini généralement au moyen de
6 paramètres : 3 paramètres de translation qui sont les coordonnées (x,y,z) d’un point
quelconque du solide qui est généralement son centre d’inertie et 3 paramètres de rotation
qui sont les angles d’Euler (ψ,θ,ϕ). Ce sont les paramètres primitifs du solide.
Cependant certains de ces paramètres peuvent être liés ou plus qui dérivent de certaines
conditions particulières tel que le roulement sans glissement et les liaisons. On appèle
degré de liberté, le nombre de paramètres primitifs indépendants.
2- Liaisons
2-1 Définitions
31
x
Mécanique du solide
Les solides ne sont généralement pas libres dans l’espace. Leurs mouvements sont
nécessairement limités par les propriétés de la matière : impénétrabilité, obstacles
extérieurs, état des surfaces de contact,…etc.
Les liaisons sont les relations existantes entre les paramètres primitifs, leurs dérivées et le
o
temps, pour traduire ces limitations. Ce sont des équations du genre f({qi }, {qi }, t) = 0 , où
les qi sont les paramètres primitifs du solide.
Pour classer les liaisons, on distingue :
i- Liaisons bilatérales et liaisons unilatérales
Une liaison bilatérale se traduit par des équations alors qu’une liaison unilatérale introduit
au moins une inéquation.
ii- Liaisons holonomes et liaisons non holonomes
Une liaison holonome est une liaison qui se traduit par des relations entre les paramètres,
et éventuellement le temps, mais à l’exclusion de leurs dérivées : f({qi }, t) = 0 .
Une liaison dite nonholonome dans le cas contraire. Une liaison est semi holonome si les
dérivées des paramètres interviennent linéairement.
iii- Liaison dépendante du temps et liaison indépendante du temps
Une liaison est dite indépendante du temps lorsque celui ci n’intervient pas explicitement
et dépendante du temps dans le cas contraire.
2-2 Exemple
i- Pendule simple
Le système possède 3 paramètres OM(x,y,z) qui sont liés par OM 2 = l2 .
O
θ
La liaison est holonome. Elle est bilatérale si le support est inextensible
M
et indépendante du temps si le point O est fixe.
ii- Solide en rotation autour d’un axe
Les mouvements du solides sont limités à la seule rotation autour de l’axe. En fixant deux
points de l’axe on obtient 5 équations entre les paramètres primitifs. Il reste un paramètre
libre. Le système possède donc un degré de liberté, l’angle ψ par exemple.
iii- Solide en rotation autour d’un point
Dans ce cas, seul un point est fixé (3 relations). Il reste 3 degrés de libertés ψ, θ, ϕ angles
d’Euler
32
33
Mécanique du solide
ChapIII
Cinétique du solide
34
Cinétique du solide
La cinétique du solide est l’étude de la dynamique des masses pesantes. Afin d’exprimer les
concepts cinétiques qui apparaissent dans les lois de la dynamique et qui relient d’une part les
éléments cinétiques, quantité de mouvement, moment cinétique et moment dynamique et
d’autre part, les forces et les moments qui s’exercent sur les systèmes la cinétique introduit
certaines grandeurs d’inertie : Masse d’inertie, centre d’inertie et moment d’inertie.
I- Eléments d’inertie
1- Masse
Dans l’étude dynamique d’un système matériel, on lui associe un nombre positif reél qu’on
appèle sa masse inerte, possédant les propriétés suivantes :
i-
La masse est une grandeur extensive (additive) ; M =∑mi
i
iiEn mécanique classique la masse est indépendante du temps.
La masse d’un système S fini de points matériel est la somme des masses mi de chaque point
Pi ∈ S : M =∑mi .
i
Pour un système continue, si dm est la masse associé à un élément du système matériel dE
alors la masse est définie par m = ∫ ρ dE .
E
• Si E est un volume (distribution volumique) :
ρ est la densité volumique du système et dE ≡ dV est l’élément de volume.
• Si E est une surface (distribution surfacique) :
ρ ≡ σ est la densité surfacique du système dE ≡ dS est l’élément de surface.
• Si E est une courbe ( distribution linéaire) :
ρ ≡ λ est la densité linéaire du système et dE ≡ d l est l’élément de longueur.
2- Centre d’inertie
2-1 Définition
On appèle centre de masse d’un système matériel S, le barycentre des différents points de S
affectés de leurs masses respectives. Ainsi, pour un système de N points matériel le centre de
masse est le point G défini par :
OG = 1 ∑mi OPi
M i =1
→
N
→
ou
∑mi GPi = 0
→
N
i =1
où le point O est une origine quelconque et M est la masse totale du système, M =∑mi .
i
Si la distribution de masse est continue on a :
→
→
OG = 1 ∫
dm OP
M P∈S
ou
Il y a 3 types de distribution de masse :
iDistribution volumique : dm = ρ dV
iiDistribution surfacique : dm = σ dS
iiiDistribution linéique : dm =λ dl.
2-2 Propriétés
35
∫ P∈S dm GP = 0
→
Mécanique du solide
2-2-1- Associativité
Soit une partition d’un système S en n ensembles disjoints Sk de masse mk et de centre
d’inertie Gk. Si G est le centre d’inertie de S on a :
∫ P∈S
Or
→
dm GP = 0
∫ P∈S dm GP =∑
∫ P∈S
k
et
dmk GGk + ∑
→
→
k
k
=∑mk GGk
→
d’où
mk GGk = ∫
→
∫ P∈S
→
P∈Sk
dmk GP
→
k
dmk Gk P
k
∑mk GGk = 0 .
→
k
Donc G est le centre d’inertie des points Gk affectés des masses respectives mk :
M OG = ∑mk OGk
→
n
→
;
k =1
M = ∑mk
n
k =1
Si un système matériel est une somme de systèmes matériels simples, cette propriété
permet de concentrer la masse de ces parties en leurs propre centres de masse puis de
déterminer le centre de masse de l’ensemble.
2-2-2- Symétries matérielles
1- Définition
On dit qu’un système (S) possède un élément de symétrie matérielle (point, droite, plan)
si la distribution de masse en tout point P est gale à celle en P’ point symétrique de P par
rapport à cet élément de symétrie : ρ(P) = ρ(P’).
Exemples :
iLa boule B(O,R) admet O comme point de symétrie matériel
iiLa ½ boule d’axe Oz et le cône d’axe Oz admettent tous deux l’axe Oz comme axe
de symétrie matérielle. C’est un axe de symétrie de révolution.
2- Propriétés
iSi Un système admet un point A comme point
de symétrie matérielle, alors le centre d’inertie
G coïncide avec A. Exemple la boule B(O,R),
une tige homogène,…etc
ii- Si un système admet un axe de symétrie
matérielle ∆, alors le centre d’inertie G ∈ ∆ .
Exemple ½ boule, cône,..etc
P1
P
P1
'
P2
P
4
P
1
P
P3
O
'
3
'
2
P
P4
'
1
P2
P1
P
'
1
P2
P
'
2
P
1
'
P
'
2
P
P3
'
3
36
P
3
'
'
Cinétique du solide
iii-
Si un système admet un plan de symétrie matérielle Π alors le centre d’inertie
G ∈Π .
Exemple (½ boule U cône).
En résumé, si un système possède un élément de symétrie matérielle ce dernier
contient le centre d’inertie.
2-2-3- Détermination pratique du centre de masse
1- Règles à suivre
iRechercher les éléments de symétrie car ils contiennent le centre de masse.
iiDécomposer le système si c’est possible en parties disjoints simples et d’en
chercher la masse et le centre d’inertie partiel.
iiiUtiliser les formules générales tout en employant les axes de projection les plus
commodes.
ivUtiliser si c’est possible les méthodes auxiliaires (théorème de Guldin ,
coordonnées polaires, projections,…)
2- Exemple de calcul d’un centre de masse
Considérons un système constitué d’un cône plein C(C,R) de hauteur h, de rayon à la base
R et d’une ½ sphère pleine B(C,R) de centre C et de rayon R.
z
S1
Le système possède l’axe Oz comme axe de symétrie
de révolution. Alors le centre d’inertie se trouve sur
→
r
l’axe Oz : OG = zG z
C
On décompose le système en deux parties simples
h
S = S1 ∪ S2 avec S1≡ B(C,R) et S2 ≡ C(C,R)
S2
α
• Calcule de centre de masse de S1.
L’équation de la ½ boule B(C,R) est :
O
 x 2 + y 2 + (z −h)2 ≤ R 2

x
 z ≥ h
→
m1 OG1 = ρ
∫S
1
→
OP dV1
m
m1
Or ρ = 1 =
V1 2/3 π R3
z
G1
=
3
(z +h) dV1
2πR3 ∫S1
et
dV1 = 2π r 2 sinθ dr dθ
π /2
R
R3 
3
2

= 3 ∫ r dr ∫ sinθ cosθ dθ + h 
3
R 0
0


z = 3R + h
G1 8
• Calcul du centre de masse du cône C(C,R)
L’équation du cône est
37
y
Mécanique du solide
 x 2 + y 2 ≤ r 2

 z ≤ h
avec tan g α = R = r
h z
∫S OP dV2
→
→
m2 OG2 = ρ
2
avec dV2 = π r 2 dz .
R2 h
On obtient V2 = π 2 ∫ z 2 dz = π h R 2
3
h 0
z =
G2
π R2
∫ z3 dz
h
3
G2 = 4 h
z
⇒
V2 h2 0
Le centre de masse du système total S est obtenu à partir de l’équation
→
→
→
(m1 + m2) OG = m1 OG1 + m2 OG 2
(m1 + m2) zG = m1 (3 R + h) + m2 3h
8
4
m
m
m +m
vue que ρ = 1 = 2 = 1 2
V1 V2 V1 +V2
V
V
on obtient (1 + 2 ) zG = 3 R + h + 2 3h
8
V1
V1 4
zG =
3/ 4(R 2 + h2) + 2Rh
2R + h
3- Moments d’inertie
3-1 Moment d’inertie par rapport à un axe
On appèle moment d’inertie d’un système S par rapport à un axe ∆, la quantité positive :
Système discret
Système continu
I ∆ =∫ HA2 dm
I ∆ =∑ mi (Hi Ai )2
S
i
ou (Hi Ai )2 est le carré de la distance du point Ai
z
S
de masse m à l’axe ∆.
i
Si S = ∪ Si , I ∆ =∑ I ∆(Si ) .
n
i
=1
di
n
O
i =1
r
ei
Ai(mi)
∆
Hi
y
Exemple : Moment d’inertie d’une tige homogène, de masse m et de longueur L, par rapport à
un axe ∆ perpendiculaire passant par son centre.
38
Cinétique du solide
I ∆ =∫ CA2 dm = λ ∫
L mL
L/2 2
l dl = λ
=
− L/ 2
12 12
(T)
3
2
∆
L/2
r
Le moment d’inertie d’un système S par rapport à un axe ∆ de vecteur unitaire e∆ passant
3-2- Opérateur d’inertie et matrice d’inertie
-L/2
C
par le point O origine du repère ℜ(O, x, y, z) est :
I ∆ = ∫ HA dm = ∫ (OA2 − OH 2) dm
→2
S
→
→
S
→
→ r
r
r
= e∆ OA2 e∆ dm − (OA e∆)2 dm
S
S

→ r →
r  → r
= e∆  OA2 e∆ dm − (OA e∆) OA dm
S
S

→
→
r
r
= e∆. OA ∧ ( e∆ ∧ OA) dm
S
.∫
∫
.∫
.
∫ .
∫
que l’on peut écrire sous la forme :
r
r
I ∆ = e∆.ℑ(O,S) e∆
r
où ℑ(O,S) est l’opérateur (tenseur ) d’inertie en O du solide S qui agit sur le vecteur e∆ .
3-2-1 Définition
r
Soit C un point de l’espace affine E et u un vecteur de l’espace vectoriel associé à E.
L’opérateur d’inertie en C du solide S est l’opérateur ℑ(C,S) défini par :
→
→
r
r
ℑ(C,S) u = ∫ CP ∧ ( u ∧ CP) dm
P∈S
3-2-2- Propriétés
iiiiii-
Si S = ∪ Si , alors ℑ(C,S) =∑ ℑ(C,Si )
n
n
i
=1
i =1
r
r
L’application u → ℑ(C,S)u est une application linéaire
r
r
r
r
ℑ(C,S)(α u + β v ) = α ℑ(C,S)u + β ℑ(C,S)v
ℑ(C,S) est un opérateur symétrique
r
r r →
r →
v ℑ(C,S)u = ∫v .(CP ∧ (u ∧ CP) dm
S
r → r →
= ∫(v ∧CP). (u ∧ CP) dm
S
r →
r →
= ∫u .(CP ∧ (v ∧ CP) dm
S
r
r
= u ℑ(C,S)v
39
Mécanique du solide
3-3 Matrice d’inertie
Etant symétrique et linéaire, l’opérateur d’inertie ℑ(O,S) peut être représenté par une matrice
r
d’ordre 3 symétrique, I(O,S) dans une base orthonormée {ei } .
r r r
Dans la base cartésienne (ex , e y, ez ) associée au repère ℜ(O, x, y, z) , les éléments de la matrice
I(O,S) sont donnés par :
r
r
Iij (O,S) = ei .ℑ(O,S)e j
que nous pouvons expliciter sous la forme :
→
r →
r
Iij =ei .∫OP ∧ (e j ∧ OP) dm
S
→ r r
→ r
→ r
Iij = (OP 2 ei .e j - (OP. ei )(OP.e j )) dm
S
∫
Les éléments diagonaux sont appelés moments d’inertie par rapport aux axes Ox, Oy et Oz, ils
sont donnée respectivement par :
→
→ r
→ r
I xx = ∫(OP2- (OP. ex )(OP.ex )) dm = ∫(y 2 + z 2) dm = A
I yy = ∫(x 2 + z 2) dm = B
S
,
S
I zz = ∫(x2 + y 2) dm =C
S
S
Les produits d’inertie sont les éléments non diagonaux :
→ r r
→ r
→ r
I xy = ∫(OP(ex.e y ) - (OP. ex )(OP.e y )) dm = − ∫ xy dm = − F
I xz = − ∫ xz dm = − E ,
I yz = − ∫ yz dm = − D
S
S
S
S
Le moment d’inertie par rapport à un axe ∆ de vecteur unitaire u est obtenu à partir de la
r
r
matrice d’inertie I(O,S) par : I ∆ = u I(O,S) u
Elle s’écrit explicitement
 A −F −E  α 
I ∆ = (α,β ,γ)  − F B − D   β 
 − E − D C   γ 
I∆ = Aα 2 + Bβ 2 + Cγ 2 - 2βγ D - 2αγ E - 2βα F
r
Remarques :
iLes moments d’inerties A, B et C sont positifs ou nuls et les produits d’inerties D,
E et F peuvent être positifs, négatifs ou nuls.
iiOn défini les moments d’inertie planaires ,càd par rapport à un plan par :
I yOz = ∫ x 2 dm ,
S
et par suite on peut écrire
iii-
I xx = I xOz + I xOy ,
I xOz = ∫ y 2 dm ,
I yOx = ∫ z 2 dm
I yy = I yOz + I xOy ,
I zz = I xOz + I zOy
S
S
Le moment d’inertie par rapport à un point O est défini par :
IO = ∫(x 2 + y 2 + z 2) dm = 1 (I xx + I yy + I zz )
2
S
40
Cinétique du solide
On remarque que 2IO = I xx + I yy + I zz = Tr I(O,S) est un invariant de la matrice
d’inertie.
3-4 Axes principaux d’inertie
La matrice d’inertie I(O,S) étant réelle et symétrique ; donc elle est diagonalisable. Soit la
r
base orthonormée où {ui } l’opérateur d’inertie ℑ(O,S) prend une forme diagonale
J(O,S) = P−1I(O,S)P
λ 0 0 
 1


J(O,S) = 0 λ2 0 


 0 0 λ3 


r
où les λ sont les valeurs propres associées aux vecteurs propres ui et P la matrice de
r
r
passage de la base {ei } à la nouvelle base {ui } dite aussi base principale d’inertie.
J(O,S) est appelée matrice principale d’inertie. Les axes Ou sont le axes principaux alors
que les valeurs propres λ sont les moments d’inertie correspondants.
i
i
i
Remarques :
i-
ii-
λ 0 0 



Si deux des valeurs propres sont égaux , λ =λ , l’opérateur J(O,S) = 0 λ 0  est de


 0 0λ 
3

r
r
r
révolution ou cylindrique. Tout axe Ou avec u = α1 u1 + α 2u2 est aussi un axe
1
2
principal d’inertie de moment d’inertie λ.
Si les trois moments d’inerties sont égaux, λ1=λ2 =λ3, alors l’opérateur d’inertie
r
r
r
r
J(O,S) est dit sphérique et tout axe Ou avec u = α1 u1 + α 2u2 + α3u3 est aussi axe
principal d’inertie de moment d’inertie λ.
3-5- Détermination des axes principaux d’inertie
La détermination direct de la matrice d’inertie I(O,S) nécessite le calcul de 6 éléments.
Cependant le choix d’une base principale d’inertie permet de ramener le calcul à 3 éléments
seulement.
3-5-1- Symétries matérielles et axes principaux
rr r
Considérons un solide S auquel est lié un repère orthonormé direct ℜS (A,u ,v ,w) .
r
iSi la droite (A,w) est un axe de symétrie matérielle de S alors est un vecteur propre de
r
I(C,S) ∀ C ∈ l’axe (A,w) . En effet :
r  −E 
I(C,S) w =  − D  , or E = − ∫ xz dm = 0 et D = − ∫ yz dm = 0 .
S
S
 C 
r
r
r
Donc I(C,S) w = C w = I zz w et la matrice d’inertie devient :
41
Mécanique du solide
 A −F 0 
r
∀ C ∈ l’axe (A,w) .
I(C,S) =  − F B 0 
 0 0 C (ur,vr,wr )
r
Si de plus l’axe (A,w) est de symétrie de révolution, alors A = B. Exemple le cône
de révolution par rapport à l’axe Oz.
Ainsi tout axe de symétrie matérielle est axe principal d’inertie.
rr
iiSi le plan Π ≡ (A,u ,v ) est un plan de symétrie matérielle pour S, alors tout vecteur
r r r
perpendiculaire à Π ( w = u ∧ v ) est un vecteur propre de I(C,S) ∀ C ∈ Π. Alors
D= E = 0. Ainsi tout axe perpendiculaire à un plan de symétrie matérielle est axe
principal d’inertie.
3-5-2 Conséquences
iTout trièdre tri-rectangle dont deux de ses axes sont axes de symétrie matérielle
pour un système S, est un trièdre principal d’inertie de ce système.
r
r
r
r
En effet : Soient (A,u ) et (A,v ) axes de symétrie matérielles alors u et v sont des
vecteurs propres de I(A,S). En conséquences E = F = 0 et D = F = 0. Alors I(A,S)
r
est diagonale et donc w est vecteur propre de I(A,S).
iiTout trièdre tri-rectangle dont deux de ses plans sont de symétrie matérielle pour
un système S, est un trièdre principal d’inertie de ce système.
rr
r r
En effet : Soient (A,u ,v ) et (A,u ,w) deux plans de symétrie matérielles pour S.
r
rr
r
rr
w ⊥ (A,u ,v ) et v ⊥ (A,u ,v ) sont des vecteurs propres de I(A,S), alors E = D = 0 et F
r
= D = 0. En conséquence u est aussi un vecteur propre de I(A,S).
II- Théorèmes associés au calcul de la matrice d’inertie I(O,S)
1- Théorème I de Koenig
La matrice d’inertie d’un solide S en un point O est égal à la somme de la matrice d’inertie en
G du solide et la matrice d’inertie en O du centre de masse G affecté de la masse totale du
solide S.
I(O,S) = I(G,S)+I(O,G{m})
Soit G le centre de masse d’un système S de masse m. L’opérateur d’inertie ℑ(O,S) est tel
que :
→
→
r
r
ℑ(O,S) u = ∫ OP ∧ ( u ∧ OP) dm
P∈S
→
→
→
En décomposant OP = OG + GP , on obtient
→
→
→
→
r
r
r
ℑ(O,S) u = ∫ OG ∧ ( u ∧ OG) dm + ∫ OG ∧ ( u ∧ GP) dm +
+
P∈S
→
∫ GP ∧ ( u
P∈S
→
r
→
P∈S
∧ GP) dm
r →
r
r
ℑ(O,S) u = m OG ∧ (u ∧ OG) + ℑ(G,S) u
r
r
r
ℑ(O,S) u = ℑ(O,G{m}) u + ℑ(G,S) u
D’où la démonstration du théorème
42
→
→
r
GP
∧
(
u
∧
OG
) dm
∫
P∈S
Cinétique du solide
2- Théorème de Hygens
Le moment d’inertie d’un solide S par rapport à une droite ∆ est égale au moment d’inertie du
solide par rapport à la droite ∆G passant par G et parallèle à ∆ augmenté du moment d’inertie
qu’aurait toute la masse de S si elle était concentrée en G.
∆
I ∆(O,S) = I (G,S) + m d 2
∆G
H
→
d 2 = //GH // 2 avec H la projection perpendiculaire de G sur ∆.
d
r
O
r
Soit u est le vecteur unitaire associé à ∆.
u
r
r
I ∆(O,S) = u .ℑ(O,S) u
G
r →
r →
r
r
= m u .[OG ∧ (u ∧ OG)] + u .ℑ(G,S) u
→
→ r
= m [OG 2 − (OG.u )2] + I
∆G
r
u
(G,S)
→
→
→
→ r
Or OG 2 − (OG.u )2 = OG 2 − OH 2 = d 2
D’où la démonstration du théorème.
3- Détermination pratique de la matrice d’inertie
1-3- Règles générales
• Mettre en évidence les symétries.
• Décomposer le système en des éléments simples et étudier séparément chaque partie.
• Choisir un point O commode et des axes susceptibles de simplifier les calculs (axes
principaux).
• Calculer les composantes de la matrice d’inertie.
• Le calcul du moment d’inertie par rapport à un axe ∆ passant par O s ‘effectue selon
r
r
I ∆(O,S) = u .I(O,S) u
•
Le calcul du moment d’inertie par rapport à un axe ∆' s’effectue à partir du théorème
d’Hygens : I ∆'(O,S) = I (G,S) + m d 2
∆G
2-3- Exemples
1-2-3- Tige rectiligne homogène
Soit T une tige homogène de longueur ℓ et de masse m.
Les axes Ox et Oz sont des axes de symétrie matérielle.
Donc ℜ(O, x, y, z) est un trièdre principal.
A 0 0
I(O,T) =  0 0 0 
 0 0 C
z
O
x
A= I xx = ∫(z 2 + y 2)dm=λ ∫(z 2 + y 2)dy
T
=λ
∫
l/2
−l / 2
T
y 2 dy = λ
l3
12
=m
de même on obtient C = I zz = m
l2 1 0 0 
I(O,T) = m  0 0 0 
12  0 0 1 
l2
12
l2
12
43
y
∆G
Mécanique du solide
z
2-2-3 Disque plein homogène
Soit un disque D(O,R) dans le plan xOy. Ox et Oy sont
des axes de symétrie matérielle. Donc ℜ(O, x, y, z)
est principal. Oz étant un axe de symétrie de révolution,
alors A = Ixx =B =Iyy. C=Izz
A 
I(O,D) =  A  , avec I xx = σ ∫ y 2 ds , I yy = σ ∫ x2 ds .
 C
D
D


O
y
x
I zz = σ ∫ (x2 + y 2) ds = I xx + I yy = 2I xx = 2I yy
D
I zz
∫
∫
∫
2π
R
R4
R2
m
3
2
= σ r rdrdθ = σ r dr dθ = 2 2π
=m
;
4
2
R
π
D
0
0
mR 2  1 0 0 
 0 1 0
I(O,D) =
4  0 0 2 
Remarque : La matrice d’inertie d’un cerceau s’obtient de la même façon, sauf que dans ce
mR 2  1 0 0 
2
2
2
2
2
2
 0 1 0
cas x + y = R , d’où I zz = ∫ (x + y )dm = mR . I(O,C) =
2  0 0 2 
C
3-2-3 Cylindre plein homogène
Soit un cylindre C plein homogène de de masse m , de rayon R et de hauteur h.
z
ℜ(O, x, y, z) est principal(deux plans de symétrie matérielle).
De plus l’axe Oz est un axe de symétrie de révolution.
A0 0 
I(O,C) =  0 A 0  , avec A = Ixx =B =Iyy. C=Izz
 0 0C
I xx = ρ ∫ (y 2 + z 2) dV = I yy = ρ ∫ (x 2 + z 2) dV
C
C
I zz = ρ ∫ (x 2 + y 2) dV
C
I zz = ρ ∫ r 2rdrdθdz = ρ ∫ r 3dr ∫ dθ
C
O
R
2π
0
0
m 2π
∫dz = πhR
2
h/2
−h/ 2
On remarque que 2A = I zz + 2ρ ∫ z 2dV
Or ρ ∫
C
R4
4
h=m
R2
2
x
.
C
z 2dV =
2π h / 2
R
mh2
m r 3dr dθ
2
∫ ∫ z dz = 12
πhR2 ∫0
0 −h / 2
On obtient finalement A =
mR 2
4
+
mh2
12
;


 m (h2 +3R 2)
0
0 
 12

m
2
2

I(O,C) =
0
(h +3R ) 0 
12


mR 2 



0
0

2 
4-2-3 Sphère pleine(Boule)
Soit une sphère S(O,R) pleine homogène de masse m et de rayon R. ℜ(O, x, y, z) est principal.
En plus on a une symétrie sphérique, ce qui conduit à A = B = C.
44
y
Cinétique du solide
 A0 0 
I(O,S) =  0 A 0  ,
 0 0A
A = ρ ∫(y 2 + z 2) dV = ρ ∫(x 2 + z 2) dV = ρ ∫(x 2 + y 2) dV
z
3A =2ρ ∫(x 2 + y 2 + z 2) dV = 2m 3 ∫ r 2r 2 sinθ drdθdϕ
4/3πR S
S
S
S
S
O
π
2π
R
A = 2m3 ∫ r 4dr ∫sinθ dθ ∫ dϕ = 2 mR 2
5
4πR 0
0
0
 1 0 0
I(O,S) = 2 mR 2  0 1 0 
5
 0 0 1
y
x
Remarque : Dans le cas d’une sphère creuse on a :
x 2 + y 2 + z 2 = R 2 , d’où 3A = 2mR 2 ,
 1 0 0
I(O,S) = 2 mR 2  0 1 0 
3
 0 0 1
5-2-3 Cône homogène plein
On considère un cône homogène plein de masse m, de hauteur h et de rayon à la base R
Les plan xOy et yOz sont des plans de symétrie matérielle.
ℜ(O, x, y, z) est donc principal. L’axe Oz est un axe
z
de symétrie de révolution, alors A=B.
R
A0 0 
I(O,C) =  0 A 0 
 0 0C
 x 2 + y 2 ≤ R 2
L’équation du cône est 
h
 z ≤ h
z
A= I xx = ρ (y 2 + z 2)dV = I yy = ρ (y 2 + z 2)dV , C = (x 2 + y 2)dV
∫
C
Or 2A= C + 2ρ ∫
V = ∫ dV = ∫ dz
h
C
0
∫
C
z 2dV
∫
O
C
∫rdr ∫dθ = 13πhR2
zR / h 2π
0
x
0
C = ρ ∫ r 2r drdθdz =2πρ ∫ dz ∫ r 3dr = π ρhR 4
10
C
C = 3 mR2
10
∫
α
∫
h
zR/h
0
0
∫
h
zR / h
2
2
ρ z dV = 2πρ z dz rdr = π ρR2h3 = 3 mh2
5
5
C
0
0
45
y
Mécanique du solide


 3m (4h2 + R 2)
0
0 
 20

3
m
2
2

I(O,C) =
0
(4 h + R ) 0 
20


3mR 2 



0
0
10 

A = 3m (4h2 + R 2) ,
20
III- Torseur cinétique
1- Définition
Soit S un système de points matériels en mouvement dans l’espace affine E par rapport à un
repère fixe ℜ(O, x, y, z) .
Le torseur cinétique de S/ℜ noté τ c (S /ℜ) est le torseur ayant pour résultante l’impulsion
r
r
totale de S/ℜ, P(S /ℜ) et pour moment, le moment cinétique total de S/ℜ, σ(S /ℜ) . Ils sont
définis par :
N
r
r
P(S /ℜ) =∑mi V(M i ∈S /ℜ)
i =1

Cas d’un système discret

N
r
→
r
σ(C,S /ℜ) =∑mi CM i ∧ V(M i ∈S /ℜ)
i =1

r
r
 P(S / ℜ) = V(M ∈S / ℜ) dm
∫

S

Cas d’un système continu
r
→
r
σ(C, S / ℜ) = ∫CM ∧ V(M ∈S / ℜ) dm

S
rRemarques
r
i- σ(C,S /ℜ) dépend du point où on le calcul alors que P(S /ℜ) ne dépend que du repère ℜ.
ii- Souvent on prend C≡O (origine du repère ℜ) ou C≡G (origine du repère ℜG)
2- Propriétés
1-
Si S = U Si , alors τ c (S /ℜ)=∑τ c (Si /ℜ)
2-
r
P(S /ℜ) =
N
N
i =1
i =1
r
V
∫ (M /ℜ) dm =
M ∈S
∫
M ∈S
→
d OG dm +
dt
∫
M ∈S
→
d GM dm = mVr(G /ℜ) .
dt
r
r
P(S /ℜ)=mV(G /ℜ)
3-
La quantité de mouvement du système est égale à la quantité de mouvement du centre
d’inertie affecté de la masse totale du système. Dans le repère lié au centre de masse
r
ℜG P(S /ℜG) = 0
σ(O,S /ℜ) est un champ antisymétrique.
r
46
Cinétique du solide
σ(O,S /ℜ)= ∫OM ∧ V(M /ℜ) dm = ∫OA ∧ V(M /ℜ) dm + ∫ AM ∧ V(M /ℜ) dm
→
r
→
r
M ∈S
→
→
r
M ∈S
M ∈S
r
r
σ(O,S /ℜ) = OA ∧ P(S /ℜ) + σ(A,S /ℜ)
4- Cas d’un solide
r
r
r
→
→
σ(C,S /ℜ) = ∫CM ∧ V(M /ℜ) dm = ∫CM ∧ V(A/ℜ) dm +
r
M ∈S
→
r
= m CG ∧ V(A/ℜ) +
→
r
M ∈S
∫CM ∧ (ω(S /ℜ) ∧ AM ) dm
→
M ∈S
→
r
∫CA ∧ (ω(S /ℜ) ∧ AM ) dm+ ∫ AM ∧ (ω(S /ℜ) ∧ AM ) dm
→
→
r
M ∈S
→
r
→
M ∈S
r
→
→
σ(C,S /ℜ) = m CG ∧ V(A/ℜ) + m CA ∧ (ωr(S /ℜ) ∧ AG) + ℑ(A,S/ℜ)ωr(S/ℜ)
r
Cas particuliers
iC≡A ∈ ℜS
r
iiiiiiv-
v-
→
σ(A,S /ℜ) = m AG ∧ V(A/ℜ) + ℑ(A,S/ℜ)ωr(S/ℜ)
r
C≡A ∈ ℜS un point fixe dans ℜ (exemple l’origine O de ℜ)
r
σ(A,S /ℜ) = ℑ(A,S/ℜ)ωr(S/ℜ)
Si C≡G
r
→
→
σ(G,S /ℜ) = m AG ∧ ( AG ∧ ωr(S /ℜ)) + ℑ(A,S/ℜ)ωr(S/ℜ)
Si C≡G≡A
r
σ(G,S /ℜ) = ℑ(G,S/ℜ)ωr(S/ℜ)
→
→
r
r
On note que ℑ(A,G{m})ω(S/ℜ) = m AG ∧ (ω(S /ℜ) ∧ AG) (Ce n’est autre que
r
l’image de ω(S /ℜ) par l’opérateur d’inertie ℑ(A,G{m}) ) et par conséquent
r
→
→
σ(G,S /ℜ) = m AG ∧ ( AG ∧ ωr(S /ℜ)) + ℑ(A,S/ℜ)ωr(S/ℜ) = (ℑ(A,S/ℜ) - ℑ(A,G{m}))ωr(S/ℜ)
r
r
D’après le théorème I de Koenig on obtient σ(G,S /ℜ) = ℑ(G,S/ℜ)ω(S/ℜ) . Alors
les cas iii et iv sont équivalents.
Théorème II de Koenig
r
La propriété d’antisymétrie de σ permet de déduire le 2éme théorème de Koenig :
r
r
r
→
σ(O,S /ℜ) = σ(G,S /ℜ) + m OG ∧ V(G /ℜ)
r
r
r
On note que σ(G,S /ℜ) = σ(G,S /ℜG) = ℑ(G,S/ℜG)ω(S /ℜ)
IV- Torseur dynamique
1- Définition
Soit S un système de points matériels en mouvement dans l’espace affine E par rapport à un
repère fixe ℜ(O, x, y, z) .
47
Mécanique du solide
Le torseur dynamique de S/ℜ noté τ D(S /ℜ) est le torseur associé au champ des accélérations
par rapport à ℜ, des points de S. Les éléments de réduction en un point C quelconque sont la
r
r
résultante dynamique S(S /ℜ) et le moment dynamique δ (S /ℜ) . Ils sont définis par :
N
r
r
S
(
S
/
ℜ
)
=

∑mi γ (M i ∈S /ℜ)
i =1

Cas d’un système discret
r
N
→
r

δ (C,S /ℜ) =∑mi CM i ∧ γ (M i ∈S /ℜ)
i =1

r
r
S(S /ℜ) = γ (M ∈S /ℜ) dm
∫

S

Cas d’un système continu
r
→
r
δ (C,S /ℜ) = ∫ CM ∧ γ (M ∈S /ℜ) dm

S
2- Propriété
1- Si S = U Si , alors τ D(S /ℜ)=∑τ D(Si /ℜ)
N
N
i =1
i =1
r
r
dV(G /ℜ)
∫
∫ V(M /ℜ) dm = m dt .
M ∈S
Mr ∈S
r
S(S /ℜ)=mγ(G /ℜ)
La résultante dynamique d’un système S est la résultante de son centre de masse affecté
de la masse totale de S. Elle est aussi la dérivée dans ℜ de la résultante cinétique
r
P(S /ℜ) .
r
dV(M /ℜ)
dm = d
dt
dt
r
2- S(S /ℜ) =
3- Relation entre τ c (S /ℜ) et τ D(S /ℜ)
σ(C,S /ℜ) =∫CM ∧ V(M ∈S /ℜ) dm
→
r
r
S
r
r
→
r
dσ(C,S /ℜ)
= −mV(C /ℜ) ∧ V(G /ℜ) + ∫CM ∧ γ (M ∈S /ℜ) dm
dt
r
rS
δ (C,S /ℜ) = dσ(Cdt,S /ℜ)  ℜ + mV(C /ℜ) ∧ V(G /ℜ)
r

4-
r
r
est un champ antisymétrique
→
→
→
δ (C,S /ℜ) =∫ CM ∧ γr (M ∈S /ℜ) dm =∫ CA ∧ γr (M ∈S /ℜ) dm + ∫ AM ∧ γr (M ∈S /ℜ) dm
r
δ
r
S
→
S
S
δ (C,S /ℜ) = δ (A,S /ℜ) + CA ∧ mγr(G /ℜ)
r
r
5- Théorème III de Koenig
Si on pose C≡G on obtient
r
r
dσ(G,S /ℜ) 
 ℜ
δ (G,S /ℜ) =
dt

48
Cinétique du solide
r
r
r
→
On sait que σ(C,S /ℜ) = σ(G,S /ℜ) + m CG ∧ V(G /ℜ)
r
r
r
r
→
r
dσ(C,S /ℜ) dσ(G,S /ℜ)
=
+ m CG ∧ γ (G /ℜ) − mV(C /ℜ) ∧ V(G /ℜ)
dt
dt
d’où le théorème III de Koenig pour le moment dynamique qui s’énonce comme suit :
r
r
→
δ (C,S /ℜ) = δ (G,S /ℜ) + m CG ∧ γr(G /ℜ)
∀C∈E
Vue que σ(G,S /ℜ) = σ(G,S /ℜG) le théorème s’écrit :
r
r
r
→
δ (C,S /ℜ) = δ (G,S /ℜG) + m CG ∧ γr(G /ℜ)
r
6- Si C≡O est un point fixe dans ℜ (exemple l’origine O de ℜ)
δ (O,S /ℜ) = dσ(Odt,S /ℜ)
r
r
ℜ
r
dτ (O,S /ℜ)
Dans ce cas V(O /ℜ) = 0 et par conséquent τ D(O,S /ℜ) = c
dt
V- Energie cinétique
ℜ
1- Définition
L’énergie cinétique, à l’instant t, d’un système S de points matériels quelconque dans son
mouvement par rapport à ℜ est le scalaire
N
r
T(S /ℜ) =∑ 1 mi V 2(M i /ℜ)
2
i =1
T(S /ℜ) =
Système discret
2- Propriétés
∫
M ∈S
r
1V 2(M /ℜ) dm
2
système continu
1- Si S = U Si , T(S /ℜ) =∑T(Si /ℜ)
N
N
i =1
i =1
2- T(S/ℜ) est le comoment du torseur cinématiqueτ v et du torseur cinétiqueτ c .
r
2T(S /ℜ) = ∫ V 2(M /ℜ) dm
M ∈S
=
∫ V(M /ℜ).V(A/ℜ) dm + ∫ V(M /ℜ).( ω(S /ℜ) ∧ AM ) dm
r
r
r
r
M ∈S
M ∈S
r
r
r
= mV(G /ℜ).V(A/ℜ) + ω(S /ℜ).
∫
→
r
→
AM ∧ V(M /ℜ) dm
M ∈S
r
r
r
r
2T(S /ℜ) = mV(G /ℜ).V(A/ℜ) + ω(S /ℜ).σ(A,S /ℜ)
Ce qui permet d’écrire 2T(S /ℜ)=(τ v (S /ℜ),τ c (S /ℜ)) .
3- Conséquences
1- Vue que l’énergie cinétique est le comoment du torseur τ v et du torseur τ c alors elle est
indépendante du point où on la calcule.
49
Mécanique du solide
r
r
2- Si A ∈ S fixe dans ℜ alors : 2T(S /ℜ) = ω(S /ℜ).σ(A,S /ℜ) .
r
r
Or σ(A,S /ℜ) = ℑ(A,S/ℜ)ω(S/ℜ) , d’où :
r
r
T(S /ℜ) = ω(S/ℜ) ℑ(A,S/ℜ)ω(S/ℜ)
3- Théorème VI de Koenig
Si on substitue A par G, le centre de masse du système, dans l’expression de T(S/ℜ) on
r
r
r
obtient : 2T(S /ℜ) = mV 2(G /ℜ) + ω(S /ℜ).ℑ(G,S /ℜ)ω(S /ℜ)
Enoncé du théorème :
L’énergie cinétique d’un système de points matériel S dans son mouvement par rapport à ℜ et
égal à la somme de son énergie cinétique dans son mouvement autour de son centre de gravité
et de l’énergie cinétique de son centre de masse affecté de la masse totale dans son
mouvement par rapport à ℜ.
50
51
Mécanique du solide
ChapIV
Principe fondamental de la dynamique
Théorèmes généraux
52
Principe fondamental de la dynamique
Théorèmes généraux
La dynamique des systèmes matériels s’appuie sur le principe fondamental de la dynamique
qui est une généralisation de la loi fondamentale de la mécanique du point matériel et des
théorèmes relatifs aux mouvements des systèmes de N points aux systèmes quelconques. Il
exprime donc la relation entre, d’une part, les éléments cinétiques quantité de mouvement et
moment cinétique, et d’autre part, les forces et les moments qui s’exercent sur eux. Ainsi à
partir de ce principe fondamental on peut prévoir les mouvements de tous les systèmes
matériels sous l’action des forces qu’ils subissent.
I- Principe fondamental de la dynamique
1- Forces appliquées à un système : Torseur force.
1-1 Notion de force
On appelle force, toute effort exercé sur un point matériel M ∈ S . Elle est représentée par un
r
3- vecteur F(M) .
Soit un système S de points matériel en mouvement par rapport à un référentiel ℜ. L’un des
points Ai est soumis à la force exercée par l’ensemble des autres points de S et par des corps
extérieurs à S. Le système de forces appliquées à S est donc représenté par l’ensemble des
r
vecteurs liés {(Ai , Fi )} .
r
Si S est un système discret, l’effort total F exercée sur S dans ℜ est la somme des forces
r
r
r
élémentaires Fi : F =∑ Fi . Cependant pour un système continu on introduit le vecteur lié
i
r
générique (P, f(P)) représentant la densité massique de force qui s’exerce sur le point courant
r
P. Si on associe l’élément de masse dm au point P, l’effort total est la résultante F(S /ℜ) :
r
r
F(S /ℜ) = ∫ f(P) dm .
P∈S
1-2 Classification des forces
a- Forces extérieures
Ce sont les forces exercées sur le système S par tout corps étranger à S du milieu
extérieur.
b- Forces intérieures
Ce sont les forces d’interaction entre les éléments du même système. L’action de tous
r
les points matériels j d’un système sur un point i≠j est la somme ∑ F j →i .
j
≠i
c- Forces de contact
Ce sont des forces qui résultent du contact entre deux solides. Ces forces ne sont pas
fondamentales simples dont on connaît l’expression. Elles dépendent de la nature
exacte de l’interaction entre des ensembles de particules, de la position de ces
particules au voisinage des surfaces en contact et par conséquent de la structure
microscopique des surfaces. Ces forces augmentent le nombre d’inconnues du
problème.
53
Mécanique du solide
1-3 Torseur force
Définition
On appelle torseur force, τ F (S /ℜ) , s’exerçant sur un système S en mouvement dans ℜ, le
torseur ayant pour élément de réduction en O la résultante et le moment des forces :
Système discret
R =∑ F i
→
→
M O =∑OAi ∧ F i
→
,
→
i
Système continu
∫
→
R=
i
→
P∈S
→
→
,
f (P) dm
MO =
∫ OP ∧
→
P∈S
→
f (P) dm
Exemple : Torseur poids τ P(S /ℜ)
Soit un solide de masse m de centre de masse G soumis à l’effet de la pesanteur de densité
→
massique de force g . Le torseur poids correspondant s’écrit en O :
→
→
τ P(O,S /ℜ) = [P(S /ℜ) ; M O(S /ℜ)] avec
→
P(S /ℜ) =
→
∫ g dm(P)
→
et
P∈S
→
→
MO =
→
∫ OP ∧ g dm(P)
→
→
P∈S
∫ OP dm(P)] ∧ g = OG ∧ m g
→
→
Si g est constante alors P(S /ℜ) = m g et M O = [
→
→
→
P∈S
2- Enoncé du principe fondamental
Considérons un système S fermé en mouvement par rapport à un référentiel galiléen ℜ. Soit
τ D(S /ℜ)
le torseur dynamique associé à S et
τF
ext
(S /ℜ) le torseur des forces extérieures qui
s’exercent sur S.
Par rapport à tout référentiel galiléen ℜ et pour tout système matériel S fermé en mouvement
dans ℜ, le torseur dynamique est égal au torseur des forces extérieures.
τ D(S /ℜ) = τ F
ext
(S /ℜ)
Remarque : Le problème qui se pose au principe fondamental de la dynamique (P.F.D.) est
celui de la détermination des repères galiléens.
→
→
→
On dit que deux référentiels ℜ et ℜ’ sont galiléens si V (ℜ/ℜ') = cst et ω (ℜ/ℜ') = 0 .
3- Théorèmes généraux
Les théorèmes généraux sont des conséquences immédiates du principe fondamental de la
dynamique.
3-1 Théorème de la résultante dynamique
→
La résultante des forces extérieures, F ext (S /ℜ) , agissant sur un système matériel S en
→
mouvement dans un référentiel galiléen est égal à la résultante dynamique S du système S
dans ℜ :
54
Principe fondamental de la dynamique
Théorèmes généraux
→
→
F ext (S /ℜ) = S
→
→
En tenant compte du résultat établi en cinétique S (S /ℜ) = m γ (G /ℜ) , on a un énoncé
équivalent :
La somme des forces extérieures appliquées à un système matériel S quelconque est égale à la
résultante dynamique de son centre d’inertie affecté de la masse totale de S.
→
→
F ext (S /ℜ) = m γ (G /ℜ)
3-2 Théorème du moment dynamique
En un point O quelconque d’un système S en mouvement par rapport à un référentiel galiléen
ℜ, le moment dynamique de S est égale au moment des forces extérieures appliquées à S en
ce point.
→
→
→
M O(F ext →S) = δ (O,S /ℜ)
Or on sait que :
→
→
→
δ (O,S /ℜ) = dσ (Odt,S /ℜ) + m V (O /ℜ) ∧ V (G /ℜ)
→
→
→
→
En conséquence si V (O /ℜ) = α V (G /ℜ) , ou V (O /ℜ) = 0 , ou O≡G on obtient le théorème du
moment cinétique :
→
Si O est un point fixe, ou si sa vitesse V (O /ℜ) est parallèle à la vitesse du centre d’inertie,
→
V (G /ℜ) , ou au point G lui même, le moment des forces extérieures appliquées au système S
est égal à la dérivée du moment cinétique en ce point.
→
→
→
Si V (O /ℜ) // V (G /ℜ) ou V (O /ℜ) = 0 ,
→
→ →
dσ (O,S /ℜ)
M O(F ext →S) =
dt
ℜ
En particulier si O≡G on a la relation très utile
→
→ →
dσ (G,S /ℜ)
M G(F ext →S) =
dt
ℜ
Elle exprime le théorème du moment cinétique d’un système matériel S en mouvement autour
de son centre d’inertie :
Le moment en G, centre d’inertie d’un système matériel S quelconque, des forces extérieures
appliquées à S est égal à la dérivée du moment cinétique de S dans son mouvement autour de
G.
3-3 Théorème du moment cinétique par rapport à un axe fixe
→
Soit u le vecteur unitaire associé à un axe ∆ fixe. Si O ∈ ∆, on a d’après le théorème du
moment cinétique :
55
Mécanique du solide
→ → →
→ d
→
σ (O,S /ℜ)
u . M O(F ext →S) = u .
dt
ℜ
→ →
→ → →
d( u . σ (O,S /ℜ))
u . M O(F ext →S) =
dt
ℜ
Le moment par rapport à un axe fixe, lié à un repère galiléen, des forces extérieures
appliquées à un système matériel S quelconque est égal à la dérivée du moment cinétique de S
par rapport à cet axe.
3-4 Théorème de l’action et de la réaction
S1 et S2 étant deux systèmes matériel sans partie commune. Le torseur des forces exercées par
S1 sur S2 et le torseur des forces exercées par S2 sur S1 sont opposés.
Soit un système matériel S = S1 U S2 avec S1 I S2 = ∅ et soient les torseurs forces suivants :
τ F (S1 →S2 /ℜ) = τ F
1→ 2
τ F (S2 →S1 /ℜ) = τ F
2 →1
: torseur des forces exercées par S1 sur S2.
: torseur des forces exercées par S2 sur S1.
τ F (S1 /ℜ) : torseur des forces extérieures exercées sur S1.
1
τ F (S2 /ℜ) : torseur des forces extérieures exercées sur S2.
2
Le torseur des forces exercées sur S1(S2) est donc :
τ F (S1 /ℜ) = τ F + τ F
1
,
2 →1
τ F (S2 /ℜ) = τ F + τ F
1→ 2
2
En conséquence le torseur des forces appliquées sur S est :
τ F (S =S1 US2 /ℜ) = τ F (S1 ) + τ F (S2)
Or d’après le P.F.D. on a :
τ D(S1 /ℜ) = τ F + τ F
1
2 →1
2
1→ 2
τ D(S2 /ℜ) = τ F + τ F
τF
⇒
1→ 2
τ D(S =S1 US2 /ℜ) = τ F (S =S1 US2 /ℜ) = τ F + τ F
1
= −τ
F2→1
2
Conséquences
iSi S1 et S2 se réduisent à des points matériels, on obtient le résultat :
ii-
→
→
F 1→2 + F 1→2 = 0
En généralisant cette propriété pour tous les points matériels d’un système S, on
→
déduit que le torseur des forces intérieures est nul : τ(F int →S) = 0 .
3-4 Cas d’un référentiel non galiléen
Soit un système matériel S en mouvement par rapport à deux référentiels ℜ0 galiléen et ℜ
d’origine O’ non galiléen.
→
→
→
→
∀ P ∈ S, γ (P ∈ S /ℜ0) = γ (P ∈ S /ℜ) + γ e(P ∈ S /ℜ0) + γ c(P ∈ S /ℜ)
56
Principe fondamental de la dynamique
Théorèmes généraux
avec
→
d ω (ℜ/ℜ0)
γ e(P)= γ (O'/ℜ0) + ω (ℜ/ℜ0) ∧ (ω (ℜ/ℜ0) ∧ O'P) +
dt
→
→
→
→
→
→
∧ O'P
ℜ0
→
→
→
γ c(P) = 2 ω (ℜ/ℜ0) ∧ V(P /ℜ)
→
Or la résultante du torseur dynamique est m γ (G /ℜ) :
→
∫
→
∫
→
→
γ e(P ) dm + γ c(P ) dm
P∈S
P∈S
m γ (G /ℜ0) = m γ (G /ℜ) +
Le moment dynamique étant donné par :
δ (O,S /ℜ0) = ∫ OP∧ γ (P /ℜ0 ) dm
→
→ →
P∈S
∫ OP∧ γ (P /ℜ) dm + ∫ OP∧ γ e(P ) dm + ∫ OP∧ γ c(P) dm
→ →
=
→ →
P∈S
→ →
P∈S
→
P∈S
→
Si on note par τ ie = [F ie ; M ie] le torseur d’inertie d’entraînement :
→
F ie = −
∫ γ e(P) dm
→
P∈S
→
M ie(O, S /ℜ) = − ∫OP∧ γ e(P) dm
→
,
→ →
P∈S
→
et par τ ic = [F ic ; M ic] le torseur d’inertie de coriolis :
→
F ic = −
∫
→
γ c(P) dm
P∈S
M ic(O, S /ℜ) = − ∫OP∧ γ c(P) dm
→
,
→ →
P∈S
le principe fondamental de la dynamique (τ D(S /ℜ) = τ
τ
D
(S /ℜ) = τ
Fext
Fext
(S /ℜ) ) conduit à :
(S /ℜ0) + τ ie(S /ℜ) + τ ic(S /ℜ)
Théorème
Le torseur dynamique d’un système matériel S quelconque en mouvement par rapport à un
repère ℜ quelconque est égal à la somme du torseur des forces extérieures appliquées à S et
des torseurs des forces d’inertie d’entraînement et de Coriolis de S.
Cas particuliers
Si ℜ est animé d’un mouvement de translation par rapport à ℜ0 on a :
→
→
→
∀ P ∈ S γ c(P) = 0 et γ e(P) = γ (O'/ℜ0) . Ainsi, le torseur d’inertie de Coriolis est nul et le
→
→
torseur d’inertie d’entraînement est un glisseur de résultante F ie = −m γ (O'/ℜ0) et de moment
M ie(O, S /ℜ) = − ∫OP∧ γ (O'/ℜ0) dm = − OG ∧ m γ (O'/ℜ0) .
→
→ →
→
→
P∈S
57
Mécanique du solide
→
Si en plus la translation est uniforme alors γ (O'/ℜ0) = 0 et par conséquent τ ie = 0 et τ ic = 0 .
ℜ est alors galiléen.
II- Lois de Coulomb sur le frottement solide
Dans le cas des solides en contact, en plus des forces à distance tel que la pesanteur de
nouvelles forces dites de contact s’ajoutent. La détermination de ces forces de contact est très
complexe car elles dépendent de la structure microscopique des surfaces de contact et de la
nature exacte de l’interaction entre les particules au voisinage des surfaces. Bien que les
forces de contact diminuent le degré de liberté du système, l’étude du mouvement ezst très
complexe du fait du nombre d’inconnu qui est augmenté à cause de ces forces. Cependant afin
d’étudier des systèmes en contact un modèle simplifié de ces actions est proposé.
1- Actions de contact
L’action de contact qu’exerce un solide S2 sur
un solide S1 est décrite par un ensemble de forces
qui agissent sur S1 aux quelles on associe un torseur
des actions de contact τ
I
ac
→ →
(S1)
→
MI
→
= [ R , M I ] ou R est
→
I
→
I suivant la normale n et la tangentielle t au plan Π :
du torseur τ ac
→
R = R n + Rt
→
,
Rn
R
→
la résultante et M I son moment dynamique au point I.
Si on introduit le plan tangent Π commun aux deux solides
en contact, on peut décomposer les éléments de réduction
→
→
,
M I,t
→
→
→
MIn
→
→
→
→
Rt
(S2)
M I = M I,n + M I,t
→
Rn est la réaction normale au plan Π alors que R t est la force de frottement ou force de
résistance au glissement.
→
→
M I,n est le moment de résistance au pivotement et M I,t est le moment de résistance au
roulement au point I.
Si le contact est
ponctuelles.
→
quasi ponctuel, M I est négligeable car les forces de contact sont
2- Lois sur le frottement solide : Lois de Coulomb
a- Réaction normale
puisque la réaction s’oppose à la pénétration d’un solide dans l’autre, alors la réaction
normale est une force répulsive dirigée de S2→S1. Sa norme dépend des conditions du
mouvement ou de l’équilibre et des autres actions qui s’exercent sur S1.
b- Réaction tangentielle
Les lois aux quelles satisfait la réaction tangentielle dépendent de la valeur de la
→
vitesse de glissement V g du solide S1 sur S2.
→
i- V g = 0
58
Π
Principe fondamental de la dynamique
Théorèmes généraux
→
Si on exerce une force F de traction sur un solide S1 en contact sans glissement avec
le solide S2 de tel sorte que cette force soit située dans le plan Π tangent en I aux
surfaces limitant S1 et S2, l’expérience montre que le solide reste immobile tant que
→
→
// F // n’atteint pas une valeur maximale // R t,m// tel que :
→
→
// R t,m // = µs // R n//
µs est une constante appelée facteur d’adhésion statique ou de frottement statique.
Expérimentalement on constate que :
1ére loi : le facteur de frottement µs est indépendant de l’aire de la surface en contact.
→
(S1)
2éme loi : le facteur µs est indépendant de // R n // .
Donc dans le cas d’un non glissement "le solide reste immobile"
→
→
→
// R t // ≤ µs // R n//
Géométriquement cette inégalité exprime le fait
R
→
Π
que la réaction R est située à l’intérieur d’un cône
de révolution d’axe la normale en I au plan P, de
sommet I et de demi angle ϕs ; µs = tangϕs. Ce cône
est appelée cône de frottement.
ϕs
I
(S2)
→
ii- V g ≠ 0
→
1ére loi : la force de frottement R t qu’exerce S2 sur S1 a le même support que la
→
→
→
vitesse de glissement V g : V g ∧ R t = 0 .
→
→
→
→
2éme loi : R t a un sens opposé à celui de V g : V g . R t < 0 .
→
→
3éme loi : Pour une vitesse de glissement fixée, // R t // ∝ // R n // :
→
→
// R t // = µ // R n//
ou µ est le coefficient de frottement dynamique. On définit aussi l’angle de frottement
dynamique par tang ϕ = µ.
4éme loi : µ est indépendant de la vitesse de glissement et est inférieur au coefficient
de frottement statique : µ < µs.
→
→
→
En posant ω (S1 / S2) = ω n(S1 / S2) + ω t (S1 / S2) , ces lois de Coulomb peuvent se
généraliser au frottement de roulement et de pivotement comme suit :
→
c- Moment de résistance au roulement M I,t
→
→
→
i- S’il n’y a pas de roulement, alors ω t (S1 / S2) = 0 et // M I,t // < h // R n// ou h est le
coefficient de frottement de roulement.
→
ii- Si ω t (S1 / S2) ≠ 0 , S1 roule sur S2 .
59
Mécanique du solide
→
- Le moment de résistance au roulement M I,t a le même support que la vitesse angulaire
→
→
→
de roulement ω t (S1 / S2) ≠ 0 : M I,t = λ ω t (S1 / S2) .
→
→
→
→
- M I,t et ω t (S1 / S2) sont de sens opposés : ω t (S1 / S2) . M I,t < 0 (λ < 0).
→
→
→
- Pour une vitesse ω t (S1 / S2) fixée : // M I,t // = h // R n // .
d- Moment de résistance au pivotement
→
→
→
i- S’il n’y a pas de pivotement, alors ω n(S1 / S2) = 0 et // M I,n // < k // R n // ou k est le
coefficient de frottement de pivotement.
→
ii- Si ω n(S1 / S2) ≠ 0 , S1 pivote autour de S2 .
→
-
Le moment de résistance au pivotement M I,n a le même support que la vitesse
→
→
→
angulaire de pivotement ω n(S1 / S2) ≠ 0 : M I,n = λ' ω n(S1 / S2) .
→
→
→
→
- M I,n et ω n(S1 / S2) sont de sens opposés : ω n(S1 / S2) . M I,n < 0 (λ’ < 0).
→
→
→
iii- Pour une vitesse ω n(S1 / S2) fixée : // M I,t // = k // R n// .
III- Applications
1- Disque vertical en mouvement sur un axe horizontal
Soit un disque D de masse m, de rayon r et de centre d’inertie C posé verticalement sur
→
o
l’axe horizontal Ox de ℜ avec initialement une vitesse angulaire θ = −ω0 z et une vitesse
→
→
de son centre de masse C , V 0 = V0 x .
→
→
→
→
→
Les forces extérieures sont : le poids P = −mg y et la réaction R = Rt x + Rn y .
D’après les théorèmes généraux on a :
→
→
→
P + R = m γ (C /ℜ) ,
→
→
→
→
→
δ (C,D /ℜ) = CI ∧ R + M
I
y
C
dσ (C, D /ℜ)
, avec
Or δ (C, D /ℜ) =
dt
→
→
θ
→
σ (C,D /ℜ) = ℑ(C,D)ω (D /ℜ) .
O
I
x
→
mr 2  1 0 0   0 
mr 2 oo →
σ (C,D /ℜ) = 4  0 1 0   0o  ; on obtient alors δ (C,D /ℜ) = 2 θ z .
 0 0 2  θ 
 
Par projection sur les axes on obtient, en supposant que le contact est ponctuel
→
→
( // M I // << ) :
60
Principe fondamental de la dynamique
Théorèmes généraux
oo
;
;
mr 2 oo
θ = rRt
2
La 1ére et la 3éme équation contiennent les trois inconnus x, θ, Rt. Par conséquent la prise en
compte des lois de Coulomb sur le frottement est indispensable.
m x = Rt
Rn = mg
→
Cependant on se propose d’étudier le comportement de la vitesse du glissement V g .
→
→
→
→
→
o
→
→
V g = V (I∈D /ℜ) − V (I∈Ox /ℜ) = V (I∈D /ℜ)
→
→
V g = V (C /ℜ) + IC ∧ ω (D /ℜ)
o
→
V g = (x+ rθ ) x
→
d V g oo oo → 3Rt → 3 →
= ( x + rθ ) x =
x = Rt
dt
m
m
2
→ 
→
→
dV g d  V g  3 → →
 = Rt . V g < 0 .
Vg.
= 
dt
dt  2  m




→
→
→
Puisque R t et V g sont opposés, //V g // ne peut que diminuer. Il en résulte que le
mouvement se terminera par une phase sans glissement.
2- Roue motrice
Considérons une roue se déplaçant sur un plan incliné. Les actions qui s’exercent sur la
→
→
→
roue de centre de masse C, sont le poids P = m g , la réaction R exercée par le sol et le
→
→
couple moteur M c = −M m z (Mm > 0).
En appliquant les théorèmes généraux on obtient :
→
→
→
y
C.
→
m g + R = m γ (C /ℜ)
→
δ (C /ℜ) = dσ (dtC /ℜ) = M I + CI ∧ R + M c
→
→
→
→
ω
→
α
x
I
→
ou M I est le moment de l’action au point I.
On suppose que la roue roule sans glisser à la vitesse constante.
o
Les équations dynamiques deviennent, vue que θ = cste (condition de roulement sans
glissement),
−mg cosα + Rn = 0 ;
M I, z + rRt − M m = 0
Pour que la condition de roulement sans glissement soit satisfaite, il faut que :
−mg sinα + Rt = 0
;
61
Mécanique du solide
→
→
// R t // ≤ µs // R n// soit
/ M m − M I, z /
≤ µs mg cosα . Puisque le contact est ponctuel MI,z <<Mm,
r
Mm
≤ µs mg cosα .
r
Par conséquent, la montée n’est possible que si :
i- le coefficient de frottement statique ms est suffisamment grand.
Dans le contact caoutchou-bitume µs = 0,6 alors que pour le contact acier-acier µs = 0,2. Ce ci
explique la relative facilité qu’ a un camion avec remorque de franchir une rampe inclinée
alors que pour un train le contact acier-acier est un handicape pour obtenir une grande force
de traction, alors qu’il est énergitiquement avantageux.
ii- La masse m des roues motrices est suffisamment grande.
C’est ce qui est réalisé dans les trains de montagne qui sont équipés de deux locomotives, non
pas pour aller plus vite mais pour augmenter la masse des roues motrices.
iii- Le couple moteur n’est pas trop grand.
62
63
Mécanique du solide
ChapV
Travail, Puissance :
Théorème de l’énergie cinétique
64
Travail, Puissance
Théorème de l’énergie cinétique
L’étude énergétique des systèmes matériels nécessite la connaissance du travail des forces
appliquées et leurs puissances. Ainsi on peut établir une relation entre l’énergie cinétique du
système et l’ensemble des travaux des forces appliquées. Cette étude nous conduit à partir des
expressions de l’énergie potentielle et de l’énergie mécanique dans de nombreux cas à une
équation dite intégrale première.
I- Travail et puissance des forces s’exerçant sur un système matériel
1- Définition de la puissance et du travail
1-1 Cas d’un point matériel
→
→
Soit une force F appliquée à un point matériel M de vitesse V (M) . La puissance, dans le
→
→→
référentiel ℜ, de F est la fonction P = F .V (M) .
Cette définition n’a de sens que si on indique le point matériel auquel est appliquée la force
→
→
F et le référentiel ℜ par rapport auquel on défini la vitesse V (M) .
Le travail élémentaire dans ℜ entre les instants t et t + dt est : δW = P(t) dt .
→→
→
→→
δW = F .V (M) dt = F // d OM // cos(F ,V (M))
→
→
Si F (t) = F , le travail entre les instants t0 et t1 est donc
→→
W(t0 , t1 ) = F d cos(F ,V (M))
où d est la distance parcourue par le point M matériel entre les deux instants t0 et t1.
→
→
→
Si F dérive d’une énergie potentielle Ep: F = − ∇ E p
→→
→
→
δW = F .V (M) dt = −∇ E p.d OM = -dE p et par conséquent
P = δδWt
=−
En général le travail accompli entre les instants t0 et t1 est :
W(t0 , t1 ) = ∫
t1
t0
dE p
.
dt
P(t) dt
→
F
2-1 Cas d’un système matériel
Considérons un système de points matériels M , chacun a
ℜ
une vitesse V (M i ) par rapport à un référentiel ℜ, sur
P = ∑ F .V (M
→ →
i
.M
O
→
lequel s’exercent les forces {M i , F i } . La puissance des
forces considérées relativement à ℜ s’écrit :
i
j
i
→
.M
i
)
i
Dans le cas d’un système de distribution continue tel que les forces sont réparties en densité
→
de force f (M) la puissance s’écrit :
P= ∫
→
→
f (M).V (M) dm
M ∈S
La force appliquée en chaque point M est la somme des forces appliquées par un élément
extérieur à S et des forces intérieures exercées par tut autre point M ≠ de S :
i
→
→
ext
Fi = Fi
j
+ ∑ F ij
→
j
65
i
Mécanique du solide
d’où
P =∑ F .V (M
→ext →
i
) + ∑ F ij.V (M i )
→ →
i
i, j
i
P=P
+P
Donc la puissance totale est la somme de puissance des forces intérieures à S, et de la
puissance des forces extérieures à S. Le travail élémentaire pendant l’interval de temps dt est :
ext
in
δW = P(t) dt = Pext (t) dt + Pint (t) dt = δWext + δWint
avec
δWext = ∑ Fiext.d OM i
→
δWint = ∑ F ij.d OM i
→
→
,
i
→
i, j
2- Travail des forces intérieures
Considérons un système en mouvement par rapport aux deux référentiels ℜ et ℜ’ qui sont en
mouvement quelconque l’un par rapport à l’autre.
La puissance totale des forces intérieures par rapport à ℜ et ℜ’ est :
= F ij.V (M i )
int ∑
P
→ →
P
,
'
int
=∑ F ij.V '(M i )
→ →
i, j
P
int
i, j
− Pint' =∑ F ij.(V (M i )-V '(M i ))
→
→
→
i, j
→
→
→
→
→
or d’après la lois de composition des vitesses : V (M i ) = V (O') + V '(M i ) + ω (ℜ/ℜ') ∧ O'M i
on obtient
P
− Pint' = V (O').∑ F ij + ω (ℜ/ℜ').∑(O'M i ∧ F ij ) .
→
int
→
→
→
i, j
→
i, j
int
Comme le torseur des forces intérieures est nul : S =∑ F ij = 0 , M O
=∑O'M i ∧ F ij = 0
'
→
→
i, j
Alors
P
int
= Pint'
,
→
→
→
i, j
δWint = δWint'
La puissance et le travail des forces intérieures d’un système sont indépendants du référentiel
par rapport auquel on les calcule. En conséquence la puissance des forces intérieures doit être
évaluée dans le référentiel où elle est le plus simple à calculer.
Remarquons que le travail des forces intérieures n’est en général pas nul. Dans de nombreux
cas, le travail peut se mettre sous la forme de la différentielle d’une fonction :
→ →
→
δWint = − dE int
est l’énergie potentielle associée aux forces
p ( r 1, r 2,..., r N ) , où E int
p
intérieures.
Considérons le cas particulier de deux particules en interaction.
→
→
,
δW21 = F 21.d M 1
→
→
→
.
→
→
→
→
→
→
δWint = F 21.(d M 1 −d M 2) = F 21.d M 21 = F 12.d M 12
Comme
→
F 12
M2
→
→
δW12 = F 12 d M 2
est portée par r = M1 M 2 , δWint = F12 dr .
66
. M1
.
Travail, Puissance
Théorème de l’énergie cinétique
Si F 12 = A2 e r (force gravitationnelle ou électrique)
r
→
→
A
δWint = A2 dr = −d( A) ⇒ E int
p = + cste .
r
r
r
Dans le cas d’un solide(système composé d’un ensemble de points rigides) le travail, et en
→
conséquent la puissance, des forces intérieures est nul car d M1 M 2 = 0 .
3- Travail des forces extérieures : Energies potentielles associées
δWext =∑ Fiext.V (M i ) dt
→ →
i
Dans le cas d’un solide le champ de vitesse est un champ antisymétrique :
→
→
→
→
V (M i ) = V (A) + ω (S /ℜ) ∧ AM i
δWext = (V (A).∑Fiext ) dt + ω (S /ℜ).∑(AM i ∧ Fiext) dt
→
→
→
→
→
i
i
→ →
→
→
δWext = F ext.V (A) dt + M F ext (A).ω (S /ℜ) dt
→ →
Pext = F ext.V (A) + M F
→
→
ext
(A).ω (S /ℜ)
La puissance extérieure d’un solide S est le comoment du torseur force τF et du torseur
cinétique τv.
→
Pext = [τ v , τ F ] = [ω (S /ℜ),V (A)][F ext,M F
→
→ →
→
Pext = F ext.V (A) + M F
→
→
ext
(A)]
→
ext
(A).ω (S /ℜ)
Exemples
1- Travail des forces de pesanteur : Energie potentielle
Le travail élémentaire des forces de pesanteur qui s’exercent sur un système matériel S
est :
Z
→
→
→
→
ZG
δWext =∑mi g .d OM i = g .∑mi d OM i
i
i
→
δWext =∑mi g .d OM i = g .md OG = −d(m g .OG)
→
→
→
→
→ →
.
g
G
i
E p = mgZG + cste
Wext = −mg (Z
où Z
G2
X
−Z )
G1
G1 et ZG2 sont les positions du centre d’inertie
67
O
Y
Mécanique du solide
à des instants différents.
2- Travail des forces d’inertie d’entraînement
2-1 Cas de translation
Soit un référentiel ℜ’ en mouvement de translation par rapport à un référentiel ℜ.
→
→
→
→
→
→
δWext = −∑mi γ ie.d O M =− γ ie.∑mi d O M = −m γ ie.d O' G
'
'
i
i
→
→
E p = m γ ie.O G + cste
'
2-2 Cas de rotation uniforme
→
Considérons un système matériel en rotation uniforme ω autour d’un axe fixe par rapport
→
à un repère ℜ. Chaque élément de masse mi est soumis
ω
z
→
→
2
A une force centrifuge F ie = mi ω Hi M i .
H
i
δWext = ∑mi ω 2 Hi M i .d OM i
→
→
.M
i
→
→
→
δWext = ∑ mi
ω2
or d OM i = d OH i + d H i M i
Ep = −
2
→
dH i M i2 =
ω2
2
dIOz
O
x
y
ω2
I + cste
2 Oz
où Ioz est le moment d’inertie par rapport à l’axe Oz.
4- Travail total des actions de contact entre solides
1-4 Travail de l’action d’un solide fixe sur un solide en mouvement
Considérons un solide S0 fixe qui exerce une force via un contact ponctuel en I avec un
solide S1 en mouvement.
→
z0
Soit V I1 la vitesse du point I1 de S1 qui coïncide avec I
→ →
→
et τ R = [ R , M I1 ( R)] le torseur associé à l’action appliquée
au point I, qu’exerce S0 sur S1.
Le travail élémentaire de cette force de contact est :
→→
→
P = R.V I
1
→
O
I1
→ →
δWext = R.V I1 dt + M I1 ( R).ω (S1 / S0 ) dt
→→
S1
ℜ0
+ M I1 ( R).ω (S1 / S0 ) .
→
Π
x0
→ →
→
Comme le contact est ponctuel M I1 ( R) = 0 et en conséquence
68
P = R.V I
→→
1
.
I
S0
y0
Travail, Puissance
Théorème de l’énergie cinétique
P = 0 dans deux cas :
→
→
→
* R ⊥ V I1 . Sachant que V I1 est contenue dans le plan tangent Π, alors les forces de
frottement sont nulles.
→
* V I1 = 0 . Il n’y a pas de glissement.
2-4 Puissance totale des actions en contact
Considérons deux solides S1 et S2 en mouvement par rapport à ℜ et assujettis à rester en
contact pseudo-ponctuel, moment des actions de contacts n’est pas négligeable. Notons par I
l’un des points géométriques de contact I1 et I2 les points respectifs de S1 et S2 qui coïncident
avec I à l’instant considéré.
→
→ →
Si τ R = [ R 2→1 , M I ( R)] est le torseur associé aux actions de contact qu’exerce S2 sur S1, le
travail élémentaire est :
→
→
→
→
→
δW2→1 = [ R 2→1.V I1 + M I1 ( R 2→1).ω (S1 /ℜ)] dt
→
→
→
→
→
δW1→2 = [- R 2→1.V I 2 − M I 2 ( R 2→1).ω (S2 /ℜ)] dt
d’où l’expression du travail total
→
→
→ →
→
δWt = [ R 2→1.V g + M I ( R 2→1).ω (S1 / S2)] dt
En conséquence
Pt
→
→
→
→ →
→
= R 2→1.V g + M I ( R 2→1).ω (S1 / S2)
→
→ →
Dans le cas où R 2→1.V g ≠ 0 le terme M I .ω (S1 / S2) peut être négligeable vue qu’on assimile
le contact à un contact ponctuel.
→
Comme la vitesse de glissement V g est portée par le plan tangent en I, la puissance totale des
actions de contact se réduit à :
Pt
→
→
= T 2→1.V g
D’autre part, en raison des lois de Coulomb sur le frottement : la composante tangentielle de
→
→
→
R , i .e T 1→2 , est opposée à V g ,
P
→
P
t
≤0.
→
= 0 si V g = 0 , pas de glissement ou T 1→2 = 0 , pas de frottement
Rappelons que P est indépendante du choix du référentiel par rapport auquel on la calcule
puisque le torseur force correspondant est nul. Il est donc judicieux de l’évaluer dans le
référentiel où les calculs sont les plus simples.
O
Exemple
y
Considérons le système constitué par une tige T et un disque
θ
D articulé au centre C de D. L’autre extrémité O est fixe dans ℜ.
Les actions de contact interviennent au point O et au point C.
Au point O la puissance totale est :
M
C
t
t
x
69
ϕ
x’
Mécanique du solide
Pt
→→
→ → →
→ → o→
= R.V (O/ℜ) + M O( R).ω (T /ℜ)= M O( R ). θ e z
→
Au point C, le calcul est simple dans ℜ car V (C/ℜ') = 0 .
'
Pt
→ → →
→ → o o →
= M C ( R ).ω (D /ℜ') = M C ( R ). (ϕ − θ ) e z
3-3 Application aux liaisons : Liaisons parfaites
Une liaison est parfaite si la puissance totale des actions de contact est nulle. Comme cette
puissance est indépendante du référentiel considéré, le caractère parfait d’une liaison est une
propriété intrinsèque.
Dans le cas de l’exemple de la masselotte qui glisse sur une tige en rotation uniforme :
P
t
= T x ' . P = 0 ⇒ T = 0 ; pas de frottement.
o
t
Dans le cas de la sphère roulant sans glisser sur un plan incliné :
Pt
→→
= R.V g .
P
t
= 0 ⇒
→
V g = 0 ; pas de glissement.
II- Théorèmes de l’énergie
1- Théorème de l’énergie cinétique
1-1 Cas d’un point matériel
→
Considérons un point matériel M de masse m soumis à un ensemble de forces extérieures F
et en mouvement par rapport à un référentiel ℜ galiléen.
→→
→
P = F .V =m ddtV .V
= d (1/ 2mV 2)
dt
P = dT
dt
La puissance totale est égale à la variation de l’énergie cinématique par rapport au temps. Si
ℜ n’est pas galiléen, on doit ajouter la puissance de la force d’inertie d’entraînement. La
→
La puissance de F est :
→→
→ →
→
puissance de la force d’inertie de Coriolis est nulle car V .(ω ∧ V ) = 0 .
Par intégration il vient :
∆W t2 =∆T = T2 − T1
t1
.La variation de l’énergie cinétique d’un point matériel M, par rapport à un référentiel ℜ, est
égale au travail des forces extérieures appliquées sur ce point.
1-2 Cas d’un système de points matériel
Par application du théorème de l’énergie cinétique pour chaque point matériel A on obtient :
P (A
i
Or
P
t
)
=
i
dT(Ai )
.
dt
(Ai ) = Ptext +∑Pij , où
P
ij
est la puissance qui résulte de la force qu’exerce tout autre
j
point A du système sur le point A . Si on somme sur tous les points A on obtient :
j
i
i
70
Travail, Puissance
Théorème de l’énergie cinétique
∑
i
dT(Ai )
=∑Piext + ∑Pij .
dt
ij
i
Vue que T =∑T(Ai ) , le théorème de l’énergie cinétique pour un système matériel
i
quelconque est :
dT = P ext + P int
dt
qui par intégration se met sous la forme :
∆T = W ext + W int
La variation de l’énergie cinétique, par rapport au temps, d’un système matériel quelconque
est égal à la somme des puissances extérieures et intérieures.
Remarque : Comme pour le cas du point matériel, dans le cas d’un référentiel non galiléen il
faut tenir compte de la puissance de la force d’inertie d’entraînement, celle de Coriolis est
nulle.
1-3 Cas d’un solide
Comme la puissance des forces intérieures est indépendante du référentiel par rapport auquel
on fait les calculs alors
P
int/
ℜ
=P
int/
ℜS
. Or dans le référentiel lié au solide ℜS ,
Pint = 0. En
conséquence le théorème de l’énergie cinétique pour un solide s’écrit :
dT = P ext .
dt
Remarque : Ce résultat peut être obtenu autrement. En effet, la puissance des efforts totaux
exercés sur un solide S est :
P ext = τ F .τ v = F ext.V A + M (F ext).ω (S /ℜ)
→
=
∫
→
→→
ext
γ (P).V A dm + ω (S /ℜ). ∫(AP ∧ γ (P)) dm
→
→
→
→
P∈S
=
→
→
P∈S
∫ γ (P).(V P + ω (S /ℜ) ∧ PA) dm + ω (S /ℜ). ∫(AP ∧ γ (P)) dm
→
→
→
→
→
→
P∈S
=
P∈S
∫ γ (P).V P dm + ω (S /ℜ).[ ∫(PA ∧ γ (P)) dm + ∫(AP ∧ γ (P)) dm]
→
→
→
→
P∈S
P ext =
→
P∈S

→
P∈S
∫ γ (P).V (P)dm = ∫
→
→
→
P∈S
→
P∈S
→
d V (P) →
.V (P) dm
dt
→

V 2(P) dm 

 P∈S

d’où le résultat.
P ext = dtd  12 ∫
2- Théorème de l’énergie mécanique
Considérons un système soumis à un ensemble de forces extérieures. On distingue les forces
qui dérivent d’une énergie potentielle des autres ; la puissance de ces forces extérieures ou
71
Mécanique du solide
intérieures dites conservatives dérive d’une énergie potentielle Ep et s’écrit respectivement
dE ext
dE int
Pcext = − dtp , Pcint = − dtp .
ext et P int les puissances des autres forces non conservatives estérieures et
Si on note par Pnc
nc
intérieures, le théorème de l’énergie cinétique devient :
d (T + E ext + E int ) = P ext + P int .
p
p
nc
nc
dt
Si on définit l’énergie mécanique par :
Em = T + E p
On obtient le théorème de l’énergie mécanique
dEm
nc + P nc
= Pext
int
dt
qui peut s’écrire sous la forme intégrale :
Dans le cas d’un seul solide
P
ext + W int .
∆Em = Wnc
nc
int
= 0 (les forces intérieures ne travaillent pas)
dEm
ext
= Pnc
dt
,
ext
∆Em = Wnc
Remarque
Dans le cas où on a plusieurs solides en contact, la puissance interne se réduit à celle des
actions entre les solides qui le composent. Alors cette puissance s’annule dans le cas où il n’y
a pas de frottement ou de glissement.
III- Lois de conservation et intégrales premières
D’une manière générale, les équations de mouvement sont des équations
différentielles du 2ème ordre qu’on doit intégrer. Par fois une telle intégration est possible et
conduit à des équations qui expriment des relations entre les paramètres de positions q(t) et
o
o
leurs dérivées 1ère q(t) via une équation de type ϕ(q , q) = 0 . De telles relations s’appellent des
intégrales premières. Ces intégrales 1ère peuvent être obtenues à partir de certaines lois de
conservation sans avoir besoin d’intégrer.
1- Conservation de l’énergie
Soit un système de solides dont le mouvement est repéré dans un repère galiléen ℜ. Si
l’ensemble des forces exercées sur le système dérive d’un potentiel (système conservatif)
alors le théorème de l’énergie mécanique, vue que
conduit à :
Pncext = Pnc
int
=0
donne
dEm
= 0 . Ce qui
dt
Em = T + E p = Cst
Cette équation qui introduit la conservation de l’énergie mécanique du système s’appelle
intégrale première de l’énergie.
2- Intégrale première du moment cinétique
Le théorème du moment cinétique appliqué à un système matériel en un point O fixe d’un
repère galiléen ℜ , s’écrit :
72
Travail, Puissance
Théorème de l’énergie cinétique
→
dσ (O,S /ℜ) → →
= M O(F ext )
dt
où
→
σ (O,S /ℜ)
→
→
est le moment cinétique de S/ℜ en O et M O(F ext ) est le moment au point O
→
des forces extérieures appliquées à S. S’il existe un axe galiléen fixe de direction unitaire u
→
dσ (O,S /ℜ)
tel que u ⊥ M O(F ext ) on obtient alors u .
= 0 . Ce qui donne la première
dt
intégrale du moment cinétique :
→
→
→
→
→ →
u
. σ (O,S /ℜ) = cst
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