CORRIGÉS DES EXAMENS D’ELECTROMAGNÉTISME ET D’OPTIQUE Christian Carimalo Superposition, interférences 1˝ ) k “ ω ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ; u1 “ k1 {k1 “ ´ cos θ ex ` sin θ ez c ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ j ÝÑ 2˝ ) B1 “ ´ B0 ey ejpωt´ k1 ¨ r q , avec k1 ¨ r “ kp´ cos θx ` sin θzq. 2 ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ω ÝÑ ÝÑ 3˝ ) La relation rot B1 “ j 2 E1 , donne ici E1 “ B1 ^c u1 d’où c ı ” ÝÑ ÝÑ ÝÑ jc ÝÑ ÝÑ E1 “ ´ B0 sin θ ex ` cos θ ez ejpωt´ k1 ¨ r q . 2 ı ÝÑ ÝÑ ÝÑ cB0 ” ÝÑ ÝÑ ÝÑ 4˝ ) e1 “ <r E1 s “ sin θ ex ` cos θ ez sinpωt´ k1 ¨ r q ; 2 ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ B0 ÝÑ b1 “ <rB1 s “ ey sinpωt´ k1 ¨ r q 2 5˝ ) z e1 k1 θ θ x b1 ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ 1 ÝÑ cB02 cB02 e1 ^ b1 “ sin2 pωt´ k1 ¨ r q u1 . 7˝ ) r1 “ “ 3, 3 10´4 W/m2 µ0 4µ0 8µ0 (puissance moyenne transférée par unité de surface). ÝÑ 6˝ ) R1 “ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ j ÝÑ ÝÑ 8˝ ) B2 “ B0 ey ejpωt´ k2 ¨ r q , avec k2 ¨ r “ kpcos θx ` sin θzq ; E2 “B2 ^c u2 avec 2 ı ÝÑ ÝÑ ” ÝÑ jc ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ u2 “ cos θ ex ` sin θ ez , soit E2 “ B0 ejpωt´ k2 ¨ r q sin θ ex ´ cos θ ez 2 ” ı ÝÑ ÝÑ ÝÑ 9˝ ) E “ cB0 ejpωt´k sin θzq sin θ ex sinpk cos θxq ´ j cos θ ez cospk cos θxq ÝÑ ÝÑ B “ B0 ejpωt´k sin θzq ey sinpk cos θxq. Cette onde se propage dans la direction z 1 z, avec la vitesse de phase vφ “ ω{pk sin θq “ c{ sin θ ą c ; les champs réels sont : ” ı ÝÑ ÝÑ ÝÑ e “ cB0 ex sin θ sinpk cos θxq cos ϕ` ez cos θ cospk cos θxq sin ϕ et Christian Carimalo 3 Superp., interf. ÝÑ ÝÑ b “ B0 ey sinpk cos θxq cos ϕ, où ϕ “ ωt ´ k sin θz. ÝÑ 1 ÝÑ ÝÑ cB02 ”ÝÑ ˝ 10 ) a) R “ e ^ b “ ez sin θ sin2 pk cos θxq cos2 ϕ µ0 µ0 1 ÝÑ ´ ex cos θ sinp2k cos θxq sin 2ϕ ; 4 ÝÑ ÝÑ ă R ą “ I ez avec I “ cB02 cB02 sin θ sin2 pk cos θxq “ cos θ r1 ´ cosp2k cos θxqs. 2µ0 4µ0 λ où λ “ 2πc{ω. 2 cos θ 11˝ ) i) Circulation du champ électrique. ża ż a{2 dx rEx pt, x, a{2q ´ Ex pt, x, ´a{2qs ; dz rEz pt, 0, zq ´ Ez pt, a, zqs ` E“ b) L’interfrange est : ` “ 0 ´a{2 ż a{2 dz rEz pt, 0, zq ´ Ez pt, a, zqs “ ´jcB0 ejωt r1 ´ cospka cos θqs ´a{2 ża dx rEx pt, x, a{2q ´ Ex pt, x, ´a{2qs “ ´jcB0 ejωt sinp 0 d’où E “ ´ 2 cos θ ka sin θ sinp q, k sin θ 2 ka sin θ 2 sin θ r1 ´ cospka cos θqs, q 2 k cos θ 4jcB0 ka cos θ ka sin θ jωt sin2 p q sinp qe . k sin θ cos θ 2 2 ii) Flux du champ magnétique. ża ż a{2 E “ ´Φ9 “ ´jk sin θz ´jω ejωt jωt dz e dx sinpk cos θxq “ ´jω e 0 ´a{2 ka sin θ q 2 ˆ ´jk sin θ ´2j sinp r1 ´ cospka cos θqs 4jcB0 ka cos θ ka sin θ jωt “´ sin2 p q sinp qe . k cos θ k sin θ cos θ 2 2 z a/2 M0 a 0 x −a/2 Christian Carimalo 4 Superp., interf. Cable coaxial ÝÑÝÑ ÝÑ 1˝ ) a) b) La relation rot E “ ´jω B donne en coordonnées cylindriques " * 1 BEz BEϕ BEρ BEz 1 B BEρ ´jωBρ “ ´ , ´jωBϕ “ ´ , ´jωBz “ rρEϕ s ´ ρ Bϕ Bz Bz Bρ ρ Bρ Bϕ La symétrie cylindrique impose que les dérivées partielles par rapport à ϕ soient nulles et que Eϕ “ 0 car les demi-plans définis par ϕ “ constante sont ici considérés comme des P ` . Les seules composantes a priori non nulles sont donc Eρ , Ez et Bϕ . ÝÑÝÑ BEρ ω ÝÑ ? 2˝ ) a) On prend Ez “ 0, d’où “ ´jωBϕ . La relation rot B “ j 2 E , où v “ 1{ µ0 , Bz v ω BBϕ “ ´j 2 Eρ . conduit à Bz v ÝÑ 1 B rρEρ s implique que Eρ soit de la forme (en notation b) La relation div E “ 0 “ ρ Bρ F pzq jωt complexe) Eρ pρ, z, tq “ e . ρ B 2 Eρ “ ´k 2 Eρ où k “ ω{v “ Bz 2 d2 F ? ω µ0 . La fonction F du 2˝ ) b) doit donc satisfaire l’équation “ ´k 2 F dont la 2 dz “ ‰ solution générale peut être écrite sous la forme F pzq “ F e´jkz ` rejkz où F et r sont deux constantes. Le premier terme F e´jkz représente une onde progressive dans la direction z 1 z tandis que le second représente une onde rétrograde dans la direction opposée, cette dernière pouvant résulter d’une réflexion de la première, avec un coefficient de réflexion r. 3˝ ) a) b) Combinant les deux relations du 2˝ ) a), on déduit R Dans la suite, pour simplifier l’écriture, nous omettons, partout où cela est possible, le facteur temporel ejωt . ı 1 F ” ´jkz c) Bϕ “ e ´ rejkz . vρ ı F ” ´jkz 4˝ ) a) σa “ Eρ pρ “ a ` 0q “ e ` rejkz ; Qa “ 2πa σa ; a ” ı F ´jkz e ` rejkz ; Qb “ 2πb σb “ ´Qa . σb “ ´Eρ pρ “ b ´ 0q “ b ı ı 1 1 F ” ´jkz 2π ” ´jkz b) Ja “ Bϕ pρ “ a`0q “ e ´ rejkz ; Ia “ 2πa Ja “ F e ´ rejkz ; µ0 µ0 v a µ0 v ” ı 1 1 F ´jkz Jb “ ´ Bϕ pρ “ b ´ 0q “ ´ e ´ rejkz ; Ib “ 2πb Jb “ ´Ia . µ0 µ0 v b ÝÑ ÝÑ ÝÑÝÑ ÝÑ ÝÑ BA BV ; Eϕ “ 0 et “ 0 conduisent à Aϕ “ 0. Si l’on a) B “ rot A ; E “ ´ grad V ´ Bt Bϕ BV BAz peut prendre de plus Aρ “ 0, alors Eρ “ ´ et Bϕ “ ´ . Bρ Bρ 5˝ ) Christian Carimalo 5 Cable coaxial ı BV F ” ´jkz e ` rejkz . En intégrant cette équation par rapport à ρ et en “ ´Eρ “ ´ Bρ ρ ajustant la “constante d’intégration” de telle sorte que V soit nul pour ρ “ b, on obtient ı b ” V “ F lnr s e´jkz ` rejkz . ρ b) BV 1 BV ´ jωAz , on déduit Az “ ´ , soit, en tenant compte de Bz jω Bz ı b ” F k{ω “ 1{v, Az “ lnr s e´jkz ´ rejkz . v ρ ı b ” 6˝ ) a) U pz, tq “ V pa, z, tq “ F lnr s e´jkz ` rejkz ejωt ; a b U0 jωt U p0, tq “ F lnr s r1 ` rs e , donc F “ . b a p1 ` rq lnr s a “ ´jkz ‰ ” ı jkz e ` re U0 2π b) U pz, tq “ U0 ejωt , Ia pz, tq “ e´jkz ´ rejkz ejωt b 1`r µ0 v p1 ` rq lnr s a „ ´jkz „ ´jkz jkz jkz µ0 v b e ` re e ` re 1`x 7˝ ) a) Z “ ln “ Zc ´jkz “ Zc , avec x “ re2jkz “ ´jkz jkz jkz 2π a e ´ re e ´ re 1´x Z ´ Zc . Z ` Zc c) Puisque Ez “ 0 “ ´ b) A z “ h, re2jkh “ Z0 ´ Zc . On supprime la réflexion en prenant Z0 “ Zc . Z0 ` Zc c) Zc “ 60 Ω. ejωt 1 F t e´jk z où t est un coefficient de transmission, et k 1 “ ρ ı ı ? F ” ´jkz F ” ´jkz F 1 ω µ0 1 ; Bϕą “ 1 e´jk z ; pour z ă ` : Eρă “ e ` rejkz , Bϕă “ e ´ rejkz . ρv ρ ρv ” ı t 1 ´jk` 1 1 e ´ rejk` “ 1 e´jk ` . En posant v “ c{n, b) En z “ ` : e´jk` ` rejk` “ te´jk ` ; v v v 1 “ c{n1 , on obtient n ´ n1 2n 1 r “ e´2jk` , t “ ejpk ´kq` 1 n`n n ` n1 8˝ ) a) Pour z ą ` : Eρą “ Christian Carimalo 6 Cable coaxial Onde électromagnétique dans l’ionosphère 1˝ ) ρ “ eN ´ epN ` nq “ ´en. ÝÑ 2˝ ) ÝÑ dv e ÝÑ ÝÑ ÝÑ “ ´e E “ jmω v , d’où, en notation complexe, v “ ´ E dt jmω m N e2 ÝÑ E jmω ”ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑÝÑ ÝÑ ÝÑı ÝÑÝÑ ne ρ 4˝ ) div E “ “ ´ ; div B “ 0 ; rot E “ ´jω B ; rot B “ µ0 `jω0 E . 0 0 ÝÑ ÝÑ 3˝ ) “ ´N e v “ ÝÑ Bρ 5˝ ) La conservation de la charge s’exprime par la relation div j ` “ 0, qui se transcrit Bt ” ı ” ı ÝÑ ÝÑ ici comme div ´N´ e v ` jωp´neq “ 0, soit div N´ v “ ´jωn. „ ÝÑ ÝÑ ÝÑÝÑ N e2 N e2 ÝÑ ˝ E `jω0 E “ jωµ0 0 E , avec “ 1 ´ . 6 ) a) rot B “ µ0 jmω m0 ω 2 ” ÝÑı ” ÝÑı ÝÑÝÑ b) De 6˝ ) a) on déduit div rot B “ 0 “ jωµ0 0 div E , donc div E “ 0. ÝÑÝÑ ÝÑ c) rot E “ ´jω B (voir 4˝ )). ÝÑ d) div B “ 0 : c’est une équation fondamentale du magnétisme. ÝÑ ÝÑ ÝÑÝÑ ÝÑ ÝÑ 7˝ ) De la relation rot rot E “ grad div E ´ ∆E, on tire, compte tenu de 6˝ ) b) ( est ici ” ÝÑ ÝÑı ÝÑı ÝÑ ÝÑ ” ω 2 ÝÑ une constante), ´ ∆E “ rot ´jω B “ ´jω jωµ0 0 E , soit ∆E “ ´ 2 E , avec c ÝÑ ? c “ 1{ 0 µ0 . En procédant de la même manière pour le champ B , on trouve que celui-ci satisfait la même équation. 8˝ ) a) k 2 “ ω2 . c2 b) La propagation dans d le mileu ionisé n’est possible que si k 2 est positif, et cela n’est réalisé que si ω ą ωp où ωp “ N e2 . m0 c) ωp » 2, 4 107 rd/s ; λp “ 2πc » 75 m ; la propagation se fait sans atténuation dans le ωp domaine λ ă λp . d ω c c dω 9˝ ) a) Vφ “ “ ? “ c ; V “ “ g k dk ωp2 1´ 2 ω Christian Carimalo 7 ˆ dk dω ˙´1 “c 1´ ωp2 ω2 Onde em dans l’ionosphère b) 10˝ ) Continuité des composantes parallèles au plan xOy des champs électrique et magnétique. ω 11˝ ) a) k0 “ . c ı ÝÑ ? E0 ” ´jk0 z E0 n ´jkz jωt ÝÑ ÝÑ ÝÑ b) B1 “ ´ ´ rejk0 z ejωt ex ; B2 “ ´ τe e e ex , avec n “ . c c ˝ 12 ) Continuité de Ey à z “ 0 : 1 ` r “ τ ; continuité de Bx à z “ 0 : 1 ´ r “ nτ . On en déduit 1´n 2 r“ , τ“ 1`n 1`n „ 2 „ 2 1´n 1 ´ n2 u4 ? 13˝ ) 14˝ ) R “ r2 “ “ “ ; Rp0, 6q “ 1, 2 10´2 ; 2 4 1a `n p1 ` nq2 p1 ` 1 ´ u q Rp0, 8q “ 6, 25 10´2 ; Rp p80{81qq “ 0, 64. 15˝ ) a) Le facteur de réflexion R devient de plus en plus important en avoisinant 100%, à mesure que λ s’approche de λp “ 75 m par valeurs inférieures. b) h “ c δt “ 90 km. 2 Christian Carimalo 8 Onde em dans l’ionosphère Vitesse de phase, vitesse de groupe, réflexion Exercice I 1˝ ) Les équations de Maxwell dans ce milieu sont : ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑÝÑ n ÝÑ ? E , div B “ 0, rot E “ ´jω B , div E “ 0, où c “ 1{ 0 µ0 . On a 2 c ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑÝÑ ÝÑÝÑ ω 2 ÝÑ ω 2 ÝÑ rot rot E “ grad div E ´ ∆E“ ´ ∆E“ ´jω rot B “ 2 n E , donc ∆E“ ´ 2 n E . Le c c ω champ magnétique satisfait la même équation. On a ici k “ n. c c ˆ ˙´1 ω2 dk ˝ 2 ) a) Voir le cours. b) vφ “ ω{k “ c{n, vg “ . Avec n “ 1 ´ 02 où ω0 “ ω c dω 2 ω c et vg “ c 1 ´ 02 . La vitesse de groupe, associée à 2πc{a, on obtient vφ “ c 2 ω ω 1 ´ 02 ω la propagation de l’énergie, est inférieure à c, ce qui est en accord avec la relativité, tandis que la vitesse de phase peut bien être supérieure à c comme ici car elle ne représente pas la propagation d’un phénomène matériel. ÝÑÝÑ rot B “ jω Exercice II ω ÝÑ ? u , avec c “ 1{ 0 µ0 . Les ondes incidente et réfléchie se propageant c ÝÑ ω dans le même milieu ont des vecteurs d’onde de même module, donc || k 1 || “ k “ . c ˝ 2 ) a) Les composantes du champ électrique dans les directions parallèles à xOz, soit Ex et Ez , doivent être continues en y “ 0. Le miroir étant supposé parfait, le champ électrique est nul dans la région y ă 0 et par conséquent, Ex “ 0 et Ez “ 0 pour y “ 0. ÝÑ 1˝ ) a) b) k “ b) Le champ total dans la région y ą 0 est la somme du champ de l’onde incidente et de celui de l’onde réfléchie : ÝÑ ÝÑ Etot “ E 1 ÝÑ ` E 1 . Pour y “ 0, on a, 1 1 1 1 e´jpkx x`kz zq “ 0, E e´jpkx x`kz zq ` E 1 e´jpkx x`kz zq “ 0 E0x e´jpkx x`kz zq ` E0x 0z 0z Ces égalités doivent être vérifiées pour tout x et pour tout z. Par conséquent, on doit avoir 1 “ ´E 1 d’une part kx1 “ kx “ k sin θ, kz1 “ kz “ 0, et, d’autre part, E0x 0x et E0z “ ´E0z . ÝÑ c) Puisque p k 1 q2 “ k 2 “ pkx1 q2 ` pky1 q2 ` pkz1 q2 “ kx2 ` ky2 ` kz2 , et compte tenu des égalités précédentes, on a pky1 q2 “ ky2 , soit ky1 “ ˘ky . Seule la solution ky1 “ ´ky représente une onde réfléchie. ÝÑ d) Dans le milieu y ą 0, dépourvu de charge, est vérifiée l’équation div Etot “ 0, laquelle ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ conduit à k ¨ E ` k 1 ¨ ‰E 1 “ 0.“ En prenant x “ 0 et z ‰“ 0, cette donne elle-même ‰ “ “ équation ´jk y 1 jk y ´jk y 1 jk y ´jk y 1 ejky y “ 0. y y y y y ` ky E0y e ´ E0y kx E0x e ` E0x e ` kz E0z e ` E0z e En passant“ à la limite‰ y “ 0 et en tenant compte des égalités établies précédemment, on 1 1 “E . obtient ky E0y ´ E0y “ 0, donc E0y 0y Christian Carimalo 9 Vitesses de phase, de groupe, réflexion ) ! ” ı ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ 3˝ ) ET “ 2 ejpωt´kx xq ´j sin ky y ex E0x ` ez E0z ` cos ky y ey E0y Ex “ 2E0x sin ky y sinpωt ´ kx xq, Ey “ 2E0y cos ky y cospωt ´ kx xq, Ez “ 2E0z sin ky y sinpωt ´ kx xq. ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ 1 ÝÑ ui,r ^ Ei,r . On en déduit c ı ÝÑ ÝÑ ey `pkx E0y ´ ky E0x q ez ÝÑ 4˝ ) a) rot Ei,r “ ´jω Bi,r “ ´j ki,r ^ Ei,r , donc Bi,r “ 1 jpωt´kx x´ky yq ” ÝÑ ky E0z ex ´kx E0z B“ e ω ı ÝÑ 1 jpωt´kx x`ky yq ” ÝÑ ÝÑ ÝÑ 1 B“ e ky E0z ex `kx E0z ey `pkx E0y ´ ky E0x q ez . ω ÝÑ b) Bx “ Bz “ 2 2 ky E0z cos ky y cospωt ´ kx xq, By “ ´ kx E0z sin ky y sinpωt ´ kx xq ω ω 2 pkx E0y ´ ky E0x q cos ky y cospωt ´ kx xq ω ÝÑ ÝÑ 5˝ ) L’onde incidente étant plane, on doit aussi avoir k ¨ E “ 0 “ kx E0x ` ky E0y “ k rsin θE0x ´ cos θE0y s. On posera donc E0x “ E0 cos θ, E0y “ E0 sin θ. Exprimant toutes les constantes en fonction de E0 , θ, ω et c, il vient Ez “ 0 et Ex “ ´2E0 cos θ sinp Ey “ 2E0 sin θ cosp Bz “ 2 ω cos θ sin θ yq sin ωpt ´ xq, c c ω cos θ sin θ yq cos ωpt ´ xq, puis Bx “ By “ 0 et c c E0 ω cos θ sin θ cosp yq cos ωpt ´ xq. c c c ÝÑ 1 ÝÑ ÝÑ 6˝ ) a) Energie transférée, par unité de surface et par unité de temps : P “ E ^ B“ µ0 ” ı 1 ÝÑ ÝÑ Ey ex ´ Ex ey Bz , Pz “ 0. µ0 b) ă Py ą“ 0, ă Px ą“ 2 ω cos θ E02 sin θ cos2 p yq cµ0 c ω cos θ ω cos θ π 7˝ ) La fonction cos2 p yq s’annule pour y “ ` mπ où m est un entier relatif, c 2 ˆ ˙c λ 1 m soit y “ ` où λ “ 2πc{ω. cos θ 4 2 Christian Carimalo 10 Vitesses de phase, de groupe, réflexion 8˝ ) a) σ “ 0 Ey |y“0` “ 2E0 0 sin θ cos ωpt ´ sin θ xq c 2E0 sin θ 1 Bz |y“0` “ cos ωpt ´ xq µ0 cµ0 c ˆ ˙ sin θ Bjx 2E0 ω sin θ sin θ ˝ sin ωpt ´ 9 ) a) b) “ xq “ 20 E0 sin θ ω sin ωpt ´ xq Bx cµ0 c c c b) jx “ sin θ Bjx Bσ Bσ “ ´20 E0 sin θ ω sin ωpt ´ xq. On a donc “ ´ , équation qui traduit la loi Bt c Bx Bt de conservation de la charge. Christian Carimalo 11 Vitesses de phase, de groupe, réflexion Milieu diélectrique absorbant ω ? n où n “ r . c ω 2˝ ) Pour l’air, n “ 1, donc k ” k0 “ . c ÝÑ 1 ÝÑ ÝÑ 3˝ ) Pour une onde plane, B “ k ^ E ; ω ÝÑ E0 ÝÑ ÝÑ jpωt´k0 zq E0 ÝÑ jpωt´k0 zq ÝÑ E0 ÝÑ jpωt`k0 zq Bi “ ez ^ ex e “ ey e ; Br “ ´r ey e ; c c c ÝÑ E0 ÝÑ ÝÑ jpωt´kzq E0 ÝÑ jpωt´kzq Bi “ nτ ez ^ ex e “ nτ ey e c c ÝÑ ÝÑ 1˝ ) a) b) ∆E “ ´k 2 E , avec k “ 4˝ ) n2 “ n1 2 ´ n2 2 ´ 2jn1 n2 “ 1r ´ j2r , 1 donc n1 2 ´ n2 2 “ 1r , 2 n1 n2 “ 2r 2 5˝ ) e´jkz “ e´jk0 n z e´k0 n z . L’existence d’une partie imaginaire de l’indice doit rendre compte d’un phénomène d’absorption du milieu. Elle fait apparaı̂tre dans l’amplitude du 2 champ un facteur réel e´k0 n z qui doit être décroissant lorsque z augmente. On doit donc avoir n2 ą 0. 6˝ ) D’une façon générale, continuité des composantes tangentielles du champ électrique et de la composante normale du champ magnétique. Pour un diélectrique, toutes les composantes du champ magnétique sont continues. 7˝ ) Continuité du champ électrique : 1`r “ τ ; Continuité du champ magnétique : 1´r “ nτ . D’où τ“ 2 1´n , r“ . n`1 1`n 1 ´ n1 ` jn2 1 ´ n12 ´ n22 ` 2jn2 8˝ ) r “ “ , 1 ` n1 ´ jn2 p1 ` n1 q2 ` n22 et tan φ “ ´ d donc r0 “ |r| “ p1 ´ n1 q2 ` n22 p1 ` n1 q2 ` n22 2n2 . 1 ´ n12 ´ n22 2 n2 τ0 “ |τ | “ a , tan φ1 “ ; 1 ` n1 p1 ` n1 q2 ` n22 ? n12 ` n22 n2 1 τ0 “ |nτ | “ 2 a , tan φ2 “ ´ 1 ; n p1 ` n1 q ` n22 p1 ` n1 q2 ` n22 9˝ ) E0 cospωt ´ k0 zq ; c E0 Erx “ r0 E0 cospωt ` k0 z ´ φq, Bry “ ´r0 cospωt ` k0 z ´ φq ; c 2 2 E0 Etx “ τ0 e´k0 n z E0 cospωt ´ k0 n1 z ` φ1 q, Bry “ τ01 e´k0 n z cospωt ´ k0 n1 z ` φ2 q c Eix “ E0 cospωt ´ k0 zq, Biy “ Christian Carimalo 12 Diélectrique absorbant ÝÑ 10˝ ) Pi “ 2 2 ÝÑ ÝÑ 1 ÝÑ ÝÑ Eix ÝÑ ÝÑ E ÝÑ Etx Bty ; Pr “ ´ ez rx ; Pt “ ez ; E i ^ B i “ ez µ0 cµ0 cµ0 µ0 2 ÝÑ E02 ÝÑ E0 cos2 pωt ´ k0 zq, ă Pi ą “ ez ; cµ0 2cµ0 ÝÑ Pi “ ez ÝÑ Pr “ ´ ez r02 ÝÑ Pt “ ez τ0 τ01 e´2k0 n ÝÑ ÝÑ ÝÑ E2 E02 ÝÑ cos2 pωt ´ k0 z ´ φq, ă Pr ą “ ´ ez r02 0 ; cµ0 2cµ0 ÝÑ ÝÑ 2z ÝÑ E02 cospωt ´ k0 n1 z ` φ1 q cospωt ´ k0 n1 z ` φ2 q, cµ0 ă Pt ą “ ez τ0 τ01 e´2k0 n 2z E02 cospφ1 ´ φ2 q ; 2cµ0 11˝ ) a) T “ τ0 τ01 cospφ1 ´ φ2 q ; or, τ ‹ τ 1 “ τ0 τ01 ejpφ b) R “ r02 “ 2 ´φ1 q . On a donc T “ <pτ τ 1‹ q. 4n 4n1 p1 ´ n1 q2 ` n22 ‹τ 1 “ ‹τ 1q “ ; τ , et <pτ ; d’où p1 ` n1 q2 ` n22 |1 ` n|2 p1 ` n1 q2 ` n22 R ` T “ 1. Cette relation exprime la conservation de l’énergie au passage de l’onde à travers le plan z “ 0. 18500 4625 “ » 0, 6 ; T “ 1 ´ R » 0, 4 ; Pabs. » 0, 4 mW. 7585 30100 1 c 13˝ ) δ “ “ » 2, 5 cm. 2 2k0 n 4πn2 ν 12˝ ) R “ Christian Carimalo 13 Diélectrique absorbant Ondes em guidées - I 1˝ ) Les deux conducteurs étant supposés parfaits, le champ électrique doit y être nul. On sait qu’à la traversée de la surface séparant deux milieux quelconques, les composantes du champ électrique dans les directions parallèles à la surface sont continues. Or, ici, le champ étudié n’a qu’une seule composante Ex , parallèle aux deux plans y “ 0 et y “ a. Par conséquent, Ex p0q “ 0 et Ex paq “ 0. ÝÑÝÑ ÝÑ 2˝ ) rot E “ ´jω B , d’où Bx “ 0, By “ k j dE Ex et Bz pyq “ ´ pyq ejpωt´kzq ; ω ω dy ÝÑ ÝÑÝÑ ? rot B “ jω0 µ0 E , d’où, avec c “ 1{ 0 µ0 , „ ω BBz BBy j d2 E k2 jpωt´kzq j 2 Ex “ ´ “ e ´ pyq ` j Epyq . On obtient ainsi l’équation c By Bz ω dy 2 ω 2 2 d2 E ω 2 2 2 “ k2 ´ ω . différentielle “ pk ´ qE “ K E, avec K dy 2 c2 c2 3˝ ) Si k “ ω{c, la solution génerale de l’équation différentielle est Epyq “ A1 y ` A2 , où les deux constantes doivent être ajustées de telle sorte que Ep0q “ 0 et Epaq “ 0. On obtient A2 “ 0, A1 “ 0. Dans ce cas, la solution avec lesdites conditions aux limites est nulle et il ne peut y avoir propagation. Supposons donc K ‰ 0. Epyq est alors de la forme Epyq` “ A1 eKy `˘ A2 e´Ky . Les deux conditions aux limites donnent A1 “ ´A2 , et 0 “ A1 eKa ´ e´Ka . La solution n’est différente de zéro que si A1 ‰ 0, ce qui implique que la deuxième condition soit réalisée avec eKa ´ e´Ka “ 2 sinhpKaq “ 0. Mais cette nouvelle condition n’est réalisable que si K est complexe. La propagation c de l’onde n’est donc possible que si k ă ω{c. Posons ω2 maintenant K “ jχ avec χ “ ´ k 2 . La solution générale de l’équation différentielle c2 peut maintenant s’écrire comme Epyq “ E0 sin χy ` A cos χy. On a Ep0q “ A “ 0, puis Epaq “ E0 sin χa “ 0. Cette deuxième condition est vérifiée si χa “ pπ où p est ´un entier. pπ ¯ y . Il existe donc a priori une infinité (discrète) de solutions du type Ep pyq “ E0p sin a ω 2 p2 π 2 ´ 2 . Si ω ă cpπ{a, kp est purement imaginaire. Ecrivant kp “ ´jαp , c2 a le facteur de propagation e´jkz devient alors un facteur d’atténuation e´αp z : l’onde ne peut alors se propager. La propagation de ce mode n’est donc possible que si ω ą cpπ{a. On voit donc qu’il n’y aura de possibilité de propagation d’un quelconque mode que si ω est supérieur cπ à la valeur minimum ωm “ . a c c ˆ ˙ ωp2 ω 2 p2 π 2 ω c dkp ´1 c c) kp “ ´ ; v “ “ ; v “ “ c 1 ´ . πp gp c2 a2 kp dω ω2 ωp2 1´ 2 ω „ ÝÑ j BEpx ÝÑ j ÝÑÝÑ ÝÑ ˝ 5 ) Bp “ rot Ep “ ´jkp Epx ey ´ ez “ ω ω By 4˝ ) a) b) kp2 “ Christian Carimalo 14 Ondes em guidées - I „ kp χp ÝÑ ÝÑ E0p sin χp y ey ´j cos χp y ez , avec χp “ pπ{a. ω ω c ω2 π2 π ˝ ´ 2 , χ1 “ ; 6 ) p “ 1, k ” k1 “ c2 a a „ ÝÑ π y ÝÑ y ÝÑ k1 sin π ey ´j cos π ez , B1 “ E01 ejpωt´k1 zq ω a aω a ejpωt´kp zq On sait que les discontinuités des composantes tangentielles du champ magnétique à la traversée de la surface d’un conducteur sont dues à la présence de courants superficiels sur ladite surface. Comme ici Bx “ 0 à l’intérieur comme à l’extérieur des deux conducteurs, il ne peut y avoir sur les deux surfaces y “ 0 et y “ a de composante de courant superficiel dans la direction z 1 z. Par contre, il y a sur les deux surfaces des courants superficiels dans la direction x1 x dont les densités sont données par Jx “ 1 π Bz p0`q rBz p0`q ´ Bz p0´qs ” “ ´jE01 ejpωt´k1 zq pour y “ 0 ; µ0 µ0 aω Bz pa ´ 0q π 1 rBz pa ´ 0q ´ Bz pa ` 0qs ” “ `jE01 ejpωt´k1 zq “ ´Jx pour y “ a ; µ0 µ0 aω ı jE0 jωt ” ´jpχy`kzq 7˝ ) Ecrivant le champ électrique sous la forme Ex “ e e ´ e´jp´χy`kzq , 2 celui-ci apparaı̂t comme la somme du champ électrique d’une onde se propageant dans la ÝÑ ÝÑ direction du vecteur χ ey `k ez , et du champ électrique d’une onde se propageant dans la ÝÑ ÝÑ direction du vecteur ´χ ey `k ez . Cette dernière onde provient de la réflexion de la première sur la surface conductrice y “ a, et la première provient de la réflexion de la seconde sur la surface conductrice y “ 0 (voir dessin), les réflexions s’effectuant avec un coefficient de réflexion égal à ´1. Jx1 “ z θ θ L y θ G H d c vg k kc L’angle de réflexion θ est donné par sin θ “ a “ “ “ “ 2 2 ω v c k `χ φ 1´ ωp2 . ω2 On constate ainsi qu’une onde ne se propage pas en ligne droite dans l’espace inter-conducteur 0 ď y ď a, mais y progresse par réflexions successives sur les parois des conducteurs. La distance GL par exemple est parcourue à la vitesse c en un laps de temps ∆t “ GL{c, tandis que le transfert d’énergie progresse de H à L à la vitesse HL{∆t “ c HL{GL “ c sin θ “ vg . Christian Carimalo 15 Ondes em guidées - I Effet Faraday ÝÑ 1˝ ) m ´ÝÑ ¯ dv ÝÑ ÝÑ ÝÑ “ ´mω02 u `q E ` v ^ B dt ÝÑ ÝÑ 2˝ ) Pour une onde plane se propageant à la vitesse V , on a | B | “ | E |{V . Puisque v ! V , on peut négliger la partie magnétique de la force de Lorentz. ÝÑ ÝÑ 3˝ ) ÝÑ ´mω 2 u “ a) b) ÝÑ ´mω02 u q2 E q E ÝÑ ÝÑ ; p “ q u “ . `q E , d’où ~u “ mpω02 ´ ω 2 q mpω02 ´ ω 2 q ÝÑ N q2 . m0 pω02 ´ ω 2 q ” ÝÑ ÝÑ ÝÑÝÑ ÝÑı ÝÑ ÝÑÝÑ 4˝ ) a) b) c) rot E “ ´jω B ; rot B “ µ0 jω P `0 jω E “ jω0 µ0 p1 ` χq E ; ÝÑ ÝÑ ÝÑ c) P “ N p “ 0 χ E , avec χ “ ÝÑ ÝÑ div B “ 0 ; div E “ 0 (car χ est indépendant des coordonnées) ; {0 “ r “ n2 “ 1 ` χ, d N q2 . et n “ 1 ` m0 pω02 ´ ω 2 q ˆ ˙´1 dk ωn c d) vφ “ ω{k ; vg “ , avec ici k “ . D’où, d’une part, vφ “ , et, d’autre part, dω c n „ „ dk n ω dn n ω N q2 2ω 1 N q2 ω2 2 “ ` “ ` “ n ` dω c 2cn dω c 2nc m0 pω02 ´ ω 2 q2 nc m0 pω02 ´ ω 2 q2 „ 1 N q2 ω02 nc “ 1` , donc vg “ 2 2 2 2 nc m0 pω0 ´ ω q Nq ω02 1` m0 pω02 ´ ω 2 q2 ÝÑ ÝÑ ÝÑ 5˝ ) E pM, tq “ E0 ex ejpωt´kzq ; B pM, tq “ E0 n ÝÑ jpωt´kzq ey e . c 6˝ ) a) mpω02 ´ ω 2 q ux “ qEx ` jωqB0 uy ; mpω02 ´ ω 2 q uy “ qEy ´ jωqB0 ux mpω02 ´ ω 2 q uz “ qEz “ 0. b) u˘ “ mpω02 qE˘ . ´ ω 2 q ¯ ωqB0 7˝ ) a) ∆E˘ “ ´ b) n˘ “ ω2 p1 ` χ˘ qE˘ , c2 avec χ˘ “ N q2 1 . 2 0 mpω0 ´ ω 2 q ¯ ωqB0 ? 1 ` χ˘ ; k˘ “ k0 n˘ , avec k0 “ ω{c. „ „ N q2 ωqB0 N q 3 B0 ω 2 ˝ 2 8 ) n˘ » 1 ` 1˘ “n 1˘ 2 2 , soit m0 pω02 ´ ω 2 q mpω02 ´ ω 2 q m n 0 pω02 ´ ω 2 q2 n˘ » n ˘ N q 3 B0 ω . 2m2 n0 pω02 ´ ω 2 q2 Christian Carimalo 16 Effet Faraday 9˝ ) a) b) E˘ “ E0 ejpωt´k˘ zq , d’où ı ı E0 jωt ” ´jk` z E0 jωt ” ´jk` z Ex “ e ` e´jk´ z , Ey “ e ´ e´jk´ z e e 2 2j c) On pose k` “ k1 ` k2 , k´ “ k1 ´ k2 . On a alors Ex “ E0 ejpωt´k1 zq cos k2 z , Ey “ ´E0 ejpωt´k1 zq sin k2 z. Le rapport Ey {Ex “ ´ tan k2 z reste constant au cours du temps : en chaque point, le champ électrique garde une orientation constante au cours du temps. 10˝ ) L’angle θ de cette orientation par rapport à l’orientation initiale selon x1 x est donné par N q3ω2 N e3 ω 2 θ “ KB0 z avec K “ ´ 2 “ pour q “ ´e. Cette 2m c n 0 pω02 ´ ω 2 q2 2m2 c n 0 pω02 ´ ω 2 q2 epn2 ´ 1q ω 2 . dernière expression peut encore s’écrire K “ 2 m c n ω02 ´ ω 2 Christian Carimalo 17 Effet Faraday Ondes guidées - II x n1 n2 z ÝÑÝÑ ÝÑ ÝÑÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ 1˝ ) rot E “ ´jω B ; rot B “ jωµ0 E ; div E “ 0 ; div B “ 0. 2˝ ) Les équations du 1˝ ) donnent ici BEx BEz BBy BBy ´ “ ´jωBy ; jωµ0 Ex “ ´ ; jωµ0 Ez “ ; d’où Bz Bx Bz Bx „ „ 1 BBy B 1 BBy B ´ ´ , soit finalement ´jωBy “ Bz jωµ0 Bz Bx jωµ0 Bx a B 2 By ωn ωn2 B 2 By ωn1 ` “ ´k 2 By en posant k “ où n “ {0 . Ainsi, k1 “ , k2 “ . 2 2 Bx Bz c c c 3˝ ) a) Posant By “ f pxqgpyqejωt , on déduit de l’équation du 2˝ ) : f 2 g ` f g 2 “ ´k 2 f g, ou f2 g2 pxq` pyq “ ´k 2 . Les deux variables x et y étant indépendantes, cette dernière équation f g ne peut être satisfaite que si et seulement si chaque membre du terme de gauche est une f2 g2 constante, soit “ constante “ γ et “ ´k 2 ´ γ. f g b) La composante Ez du champ électrique est tangentielle vis-à-vis des parois conductrices et ÝÑ ÝÑ de ce fait doit être continue au passage à travers ces parois. Or, E “ 0 dans le conducteur BBy supposé parfait. Donc Ez “ 0 pour x “ 0 et pour x “ a, et comme Ex 9 , on en déduit Bx f 1 p0q “ f 1 paq “ 0. c) L’équation f 2 “ γf a pour solution générale : i) f pxq “ A1 x ` A2 si γ “ 0 ; ? ? ii) f pxq “ A1 coshp γxq ` A2 sinhp γxq si γ ą 0 ; ? ? iii) f pxq “ A1 cosp ´γxq ` A2 sinp ´γxq si γ ă 0 ; dans chaque cas, les constantes A1 et A2 doivent être ajustée de telle sorte que les deux conditions du b) soient vérifiées. On montre facilement que compte tenu de ces conditions, les formes i) et ii) ne conviennent pas car elles conduisent à la solution nulle. La forme iii) est Christian Carimalo 18 Ondes guidées - II ? la seule acceptable. En effet, posant α “ ´γ, on a f 1 pxq “ ´A1 α sinpαxq ` αA2 cospαxq, et lesdites conditions donnent f 1 p0q “ αA2 “ 0, soit A2 “ 0, et f 1 paq “ ´αA1 sinpαaq “ 0, soit sinpαaq “ 0, si l’on veut éviter la solution nulle. On obtient donc des solutions non nulles si αa “ pπ où p est un entier que l’on peut supposer positif (strictement), et par conséquent, π2 γ “ ´p2 2 . a 4˝ ) a) g 2 “ ´pk 2 ` γqg “ ´χ2 g avec χ2 “ k 2 ´ p2 π2 . a2 π (sinon, χ “ jη a avec η ą 0, ce qui conduirait à un gpzq proportionnel au facteur décroissant e´ηz ). b) Il y a propagation sans atténuation si et seulement si χ2 ą 0, soit k ą p 2πnν π c ě , d’où (pour p “ 1), νmin “ νc “ ; on trouve ν1c “ 7, 5 109 Hz pour c a 2na n “ n1 et ν2c “ 15 109 Hz pour n “ n2 . c) k “ Or, ν “ c{λ “ 20 109 Hz, soit ν2c pp “ 1q ă ν ă 2ν2c pp “ 2q : dans le milieu II, seul le mode p “ 1 se propage sans atténuation. c π π2 ˝ 5 ) a) Pour p “ 1, f pxq 9 cos αx avec α “ , et χ “ k 2 ´ 2 . En supposant que le a a milieu II soit illimité vers les grandes valeurs positives de z, les expressions de By sont By “ cos αx B2 ejpωt´χ2 zq pour z ą 0, “ ‰ By “ cos αx ejωt B0 e´jχ1 z ` B1 ejχ1 z pour z ă 0, c π2 ω où B0 , B1 et B2 sont des constantes, χi “ ki2 ´ 2 , ki “ ni (i “ 1, 2). a c b) Le terme proportionnel à B1 rend compte de la réflexion de l’onde à l’interface z “ 0. c) i) Pour z ă 0 : “ ‰ ωχ1 Ex “ 2 cos αx B0 ´jχ1 z ´ B1 ejχ1 z ejωt ; k1 Ez “ “ ‰ jωα sin αx B0 e´jχ1 z ` B1 ejχ1 z ejωt ; 2 k1 ii) pour z ą 0 : Ex “ jωα ωχ2 cos αx B2 ejpωt´χ2 zq ; Ez “ 2 sin αx B2 ejpωt´χ2 zq . k22 k2 6˝ ) a) By continu, Ex continu. χ1 χ2 b) B0 ` B1 “ B2 , 2 rB0 ´ B1 s “ 2 B2 , d’où, en posant ρi “ i {χi , r “ B1 {B0 , k1 k2 ρ1 τ “ B2 {B0 : 1 ` r “ τ , 1 ´ r “ τ , soit ρ2 r“ ρ2 ´ ρ1 2ρ2 , τ“ . ρ2 ` ρ1 ρ2 ` ρ1 7˝ ) a) Les composantes des champs réels sont : i) pour z ă 0 : by “ B0 cos αx r cospωt ´ χ1 zq ` r cospωt ` χ1 zq s, Christian Carimalo 19 Ondes guidées - II ex “ B0 ωχ1 cos αx r cospωt ´ χ1 zq ´ r cospωt ` χ1 zq s, k12 ez “ ´ B0 ωα sin αx r sinpωt ´ χ1 zq ` r sinpωt ` χ1 zq s. k12 ii) pour z ą 0 : by “ B0 τ cos αx cospωt ´ χ2 zq ; ωχ2 ωα ex “ B0 τ 2 cos αx cospωt ´ χ2 zq ; ez “ ´B0 τ 2 sin αx sinpωt ´ χ2 zq. k2 k2 ı ÝÑ 1 ÝÑ ÝÑ 1 ” ÝÑ ÝÑ e ^ b “ ex uz ´ez ux by ; La forme générique du vecteur de Poynting est P “ µ µ0 ża żh 0 ża dy dx Pz “ 2h dx Pz . Tenant le flux d’énergie radiante s’exprime comme Φ “ 0 0 ´h ża a 2 compte de dx cos αx “ , on obtient : 2 0 Φ1 pt, zq “ ‰ ah ωχ1 B02 “ cos2 pωt ´ χ1 zq ´ r2 cos2 pωt ` χ1 zq ; 2 µ0 k1 Φ2 pt, zq “ ah ωχ2 B02 τ 2 cos2 pωt ´ χ2 zq. µ0 k22 La conservation de l’énergie implique Φ1 “ Φ2 pour z “ 0, soit χ1 χ2 p1 ´ r2 q “ 2 τ 2 . 2 k1 k2 ω2 Vérifions cette relation. Comme τ “ 1 ` r, ki2 “ 2 n2i “ ω 2 µ0 i , on devrait donc avoir c χ1 1´r χ2 τ p1 ´ rq “ “ τ “ , et cette relation est bien vérifiée d’après 6˝ ) b). 1 ρ1 2 ρ2 ρ1 2 pρ2 ´ ρ1 q2 4ρ1 ρ2 , T “ rΦtrans. {Φinc. sz“0 “ , τ “ 2 pρ2 ` ρ1 q ρ2 pρ2 ` ρ1 q2 et l’on vérifie aisément la relation R ` T “ 1 qui exprime la conservation de l’énergie en z “ 0. c) R “ rΦrefl. {Φinc. sz“0 “ r2 “ Christian Carimalo 20 Ondes guidées - II Modèle plan d’une fibre optique x (2) n2 a n1 (1) z’ z −a n2 (3) x’ ÝÑÝÑ ÝÑ ÝÑÝÑ 1˝ ) rot E “ jω B , rot B “ j ÝÑ ÝÑ ω 2 ÝÑ n E , div B “ 0, div E “ 0. c2 2˝ ) Les deux milieux sont supposés illimités dans les directions parallèles à y 1 y : il y a invariance par translation parallèlement à cet axe, y ne peut être une variable sensible, les composantes du champ em n’en dépendent pas. 3˝ ) ´ωBx “ kEy , ωBy “ kEx ´ j BEz BEy BEx , ωBz “ j , “ jkEz ; Bx Bx Bx ωn2 ωn2 BBz ωn2 BBy BBx E “ kB , E “ ´kB ` j , 2 Ez “ ´j , “ jkBz . x y y x 2 2 c c Bx c Bx Bx 4˝ ) Les composantes Bx , By , Bz , Ey , Ez sont continues pour x “ a et pour x “ ´a. BEx BBx “ 0 et “ 0. Les deux composantes Ex et Bx Bx Bx ne dépendent pas de x, aussi bien dans le milieu (I) que dans le milieu (II). Or, les champs sont supposés nuls pour |x| infini. Par suite, Ex “ 0 et Bx “ 0 pour x ą a et x ă ´a. Utilisant les relations du 3˝ ), on en déduit By “ 0 et Ey “ 0 dans ces deux régions. Comme conséquence de la continuité de ces deux dernières composantes et de Bx pour x “ a et x “ ´a, on a aussi Ey “ 0, By “ 0 et Bx “ 0 aussi bien dans la région ´a ď x ď a. ωn2 Utilisant la relation 2 Ex “ kBy , on en déduit enfin Ex “ 0 dans la région ´a ă x ă a. c En conclusion, le champ électromagnétique est nul partout si Ez “ 0 et Bz “ 0. 5˝ ) Ez “ 0, Bz “ 0. On a alors ωn2 ω 2 n2 ωn 6˝ ) a) On a ωBy “ kEx et kBy “ 2 Ex , donc ωkBy “ Ex “ k 2 Ex . Si k ‰ , 2 c c c cette relation n’est satisfaite que si Ex “ 0 et aussi By “ 0. On en conclut que dans ce cas Ex “ 0 et By “ 0 partout (par continuité). „ 2 ωn BBz ω 2 n2 B 2 Ey 2 b) ´ωkBx “ k Ey “ ω E ´ j “ E ` , soit y y c2 Bx c2 Bx2 B 2 Ey ω2 2 “ pk ´ qEy Bx2 v2 Christian Carimalo 21 (v “ c{n) Fibre optique c) Ey “ A1 eα1 x ` A11 e´α1 x pour Ey “ A3 eα2 x pour x ď ´a. ´a ď x ď a ; Ey “ A2 e´α2 x pour x ě a; d) Ey est une composante tangentielle du champ électrique vis-à-vis des deux interfaces BEy x “ a et x “ ´a ; 9 Bz et Bz est continu. Bx ‚ Continuité en x “ a : A1 eα1 a ` A11 e´α1 a “ A2 e´α2 a , α1 rA1 eα1 a ´ A11 e´α1 a s “ ´α2 A2 e´α2 a , d’où α2 A2 e´α2 a , “ 1´ α1 2 A1 α2 A2 e´α2 a . “ 1` α1 „ „ eα1 a 2 A11 e´α1 a ‚ Continuité en x “ ´a : A1 e´α1 a ` A11 eα1 a “ A3 e´α2 a , α1 rA1 e´α1 a ´ A11 eα1 a s “ α2 A3 e´α2 a , d’où „ 2 A1 e´α1 a α2 “ 1` A3 e´α2 a , α1 „ 2 A11 eα1 a α2 “ 1´ A3 e´α2 a . α1 D’où : „ 4A1 A11 e2α1 a α2 “ 1´ α1 2 „ A2 A3 e´2α2 a et 4A1 A11 e´2α1 a α2 “ 1` α1 2 A2 A3 e´2α2 a pα1 ´ α2 q2 . pα1 ` α2 q2 Etant donné que α1 ą 0, α2 ą 0, cette relation est impossible à réaliser puisque le membre de gauche est supérieur à 1 tandis que celui de droite est inférieur à 1. Par conséquent, A1 A11 “ A2 A3 “ 0. Si A1 “ 0, alors, d’après les relations précédentes, A2 “ A3 “ 0 et donc A11 “ 0. De même, si A11 “ 0 alors A2 “ A3 “ 0 et par suite A1 “ 0. On en conclut que pour le cas étudié, le champ électromagnétique est nul partout. Si les constantes sont différentes de zéro, on en déduit la relation e4α1 a “ p1q 7˝ ) a) Ey “ A1 cos α1 x ` A11 sin α1 x, soit, en tenant compte des conditions à x “ 0 : p1q p2q p3q Ey “ E0 cos α1 x ; Ey “ A2 e´α2 x ; Ey “ A3 eα2 x . b) ‚ Continuité en x “ a : E0 cos α1 a “ A2 e´α2 a ; α1 E0 sin α1 a “ α2 A2 e´α2 a , donc, nécessairement (E0 ‰ 0 et A2 ‰ 0), tanpα1 aq “ α2 α1 α2 , cospα1 aq “ a 2 , sinpα1 aq “ a 2 2 α1 α1 ` α2 α1 ` α22 E0 α1 puis A2 “ eα2 a a 2 ; α1 ` α22 ‚ Continuité en x “ ´a : E0 cos α1 a “ A3 e´α2 a ; ´α1 E0 sinp´α1 aq “ α2 A3 e´α2 a ; on trouve donc A3 “ A2 . ωn2 ωn1 n2 8˝ ) a) De ăkă , on tire ă cos θ ă 1, soit encore c c n1 d n2 0 ă sin θ ă sin θc “ 1 ´ 22 n1 Christian Carimalo 22 Fibre optique d sin2 θc ´ 1 et tanpα1 aq “ sin2 θ d sin2 θc 2πn1 a 2πn1 a tanp sin θq. La relation (3) prend donc la forme tanp sin θq “ ´1 λ λ sin2 θ ωn1 a 2 On a α2 “ sin θc ´ sin2 θ , d’où c α2 “ α1 2πn1 a u, possède, dans chaque λ intervalle M π ă ψ ă pM `1qπ, où M est un entier positif, une branche positive allant jusque λ l’infini. A cet intervalle de longueur π pour ψ correspond pour u l’intervalle M ăuă c2n1 a sin2 θc λ λ pM ` 1q, de longueur ∆u “ . La fonction positive f2 puq “ ´ 1 est 2n1 a 2n1 a u2 strictement décroissante jusque la valeur zéro dans l’intervalle 0 ă u ă sin θc et son graphe peut donc intercepter une ou plusieurs branches de celui de f1 puq. Pour connaı̂tre le nombre p de points d’intersection entre les deux graphes, qui représente aussi le nombre de modes transmissibles, il suffit de diviser sin θc par ∆u pour obtenir : „ „ b 2n1 a 2a 2 2 n1 ´ n2 ` 1 p“E sin θc ` 1 “ E λ λ d) Le graphe de la fonction f1 puq “ tanpψpuqq où ψpuq “ où E rHs représente la partie entière de H. Ce nombre croı̂t avec a. d) Pour que le premier mode soit le seul transmissible, on ne doit observer qu’une seule intersection entre les graphes de f1 puq et de f2 puq, et ceci n’est réalisé que si le second zéro λ de f1 puq se trouvant après le zéro u “ 0, c’est-à-dire u “ (correspondant à ψ “ π), est 2n1 a „ b 2a 2 2 plus éloigné que le zéro u “ sin θc de f2 puq. Dans ce cas, p “ 1, soit E n1 ´ n2 “ 0, λ b 2a λ ou encore “ 6, 25 µm. n21 ´ n22 ă 1. La condition sur 2a est donc 2a ă a 2 λ n1 ´ n22 Christian Carimalo 23 Fibre optique Rayonnement d’une antenne 1˝ ) Tout plan défini par ϕ “ constante est un P ` et en chacun de ses points le champ magnétique lui est orthogonal, tandis que le champ électrique est contenu dans ce plan ; donc Bρ “ Bz “ 0 et Eϕ “ 0. La symétrie cylindrique fait que ϕ n’est pas une variable sensible, les composantes non nulles du champ em n’en dépendent pas. ÝÑÝÑ 2˝ ) L’équation rot B “ j ÝÑÝÑ BBϕ ω ÝÑ ω E donne ´ “ j 2 Eρ , c2 Bz c et 1 B ω rρBϕ s “ j 2 Ez . ρ Bρ c ÝÑ BEρ BEz ´ “ ´jωBϕ . Bz Bρ „ B 1 B ω2 B 2 Bϕ ˝ ˝ rρB s ` Bϕ ; si ρBϕ “ “ ´ 3 ) Les équations du 2 ) conduisent à ϕ Bz 2 Bρ ρ Bρ c2 d2 F ω F pzqejωt , cette dernière équation conduit elle-même à “ ´k 2 F où k “ . La fonction 2 dz c F pzq a donc nécessairement la forme générale F pzq “ A e´jkz ` B ejkz , A et B étant deux constantes. L’équation rot E “ ´jω B donne 4˝ ) a) Le corps de l’antenne étant parfaitement conducteur, le champ électromagnétique y est nul. Le champ magnétique ne s’annulant lorsqu’on approche de l’antenne depuis l’extérieur, subit donc une discontinuité qui mesure le vecteur densité superficielle du courant qui circule sur la surface de l’antenne. Ce vecteur n’a qu’une seule composante jz selon z 1 z, donnée par 1 F pzq jωt jz “ Bϕ pa ` 0, z, tq “ e . µ0 µ0 a b) Ipz, tq “ 2πajz “ 2πF pzq jωt e . µ0 µ 0 I0 ‰ 0, et F ph{2q “ A e´jkh{2 ` B ejkh{2 “ 0, 2π jkh{2 ` B e´jkh{2 “ 0. Sommant les deux dernières conditions, on obtient F p´h{2q „ “ A e kh 1 1 kh 2 cos pA ` Bq “ 0, soit pA ` B ‰ 0q “ pn ` qπ ou (k “ 2π{λ) h “ pn ` qλ. 2 2 2 2 5˝ ) On doit avoir F p0q “ A ` B “ Comme A ejkh{2 “ ´B e´jkh{2 et A e´jkh{2 “ ´B ejkh{2 , on a A2 “ B 2 et comme B ‰ ´A, µ0 I0 il vient B “ A “ . L’intensité I a ainsi pour expression Ipz, tq “ I0 cos kz ejωt . 4π c z2 z ˝ 2 2 2 6 ) P M “ r ` z ´ 2rz cos θ ; Pour r " |z|, on a P M “ r 1 ` 2 ´ 2 cos θ » r r ż z2 1 1 z µ0 I0 jωpt´r{cq h{2 r ´ z cos θ ` Op q, » ` Op 2 q, d’où Az » e cos kz ejkz cos θ dz r PM r r 4πr ´h{2 ż h{2 7˝ ) J “ cos kz e ´h{2 jkz cos θ 1 dz “ 2 ż h{2 ” ı ejkzp1`cos θq ` e´jkzp1´cos θq dz “ ´h{2 „ 1 2 sin kp1 ` cos θqh{2 2 sin kp1 ´ cos θqh{2 ` “ 2 kp1 ` cos θq kp1 ´ cos θq Christian Carimalo 24 Antenne π „ λ cosp 2 cos θq 1 sinp1 ` cos θqπ{2 sinp1 ´ cos θqπ{2 “ ` , d’où k 1 ` cos θ 1 ´ cos θ π sin2 θ π µ0 I0 λ jωpt´r{cq cosp 2 cos θq e Az » 4π 2 r sin2 θ ÝÑ ÝÑ ÝÑ ÝÑ 8˝ ) a) Ar “ er ¨ ez Az “ cos θAz , Aθ “ eθ ¨ ez Az “ ´ sin θAz . ω ÝÑ ÝÑÝÑ 1 B rrAθ s “ ´jkAθ , puis j 2 E “rot B r Br c ω 1 B ω2 donne Er » 0, Eϕ » 0 et j 2 Eθ » ´ rrBϕ s » ´ 2 Aθ , soit Eθ » ´jωAθ . Cette c r Br c dernière relation montre que l’on a fait le choix d’un potentiel électrique nul, puisque, d’une ÝÑ ÝÑÝÑ b) De B “rot A on tire Br “ 0, Bθ “ 0, Bϕ » ÝÑ BA ω façon générale, on a E “ ´ grad V ´ . Comme Bϕ » ´j Aθ , on a bien Eθ » cBϕ Bt c avec ÝÑ ÝÑ π µ0 I0 jωpt´r{cq cosp 2 cos θq Bϕ » j e 2πr sin θ » fi2 π cosp cos θq 2 ÝÑ c cµ I 1 ÝÑ ÝÑ 0 2 fl sin2 ωpt ´ r{cq, e ^ b “ b2 er , Pr “ 2 02 – 9˝ ) a) P “ µ0 µ0 ϕ 4π r sin θ ÝÑ fi2 » fi2 π π żπ ż 2π cosp cos θq cosp cos θq 2 2 2 – fl , puis W “ cµ0 I0 fl , r2 sin θdθ dϕ – sin θ 8π 2 r2 0 sin θ 0 » ă Pr ą “ cµ0 I02 8π 2 r2 soit W “ b) R “ cµ0 I02 ˆ 1, 22 4π cµ0 ˆ 1, 22 » 73 Ω. 2π Christian Carimalo 25 Antenne Diffraction par une fente rectangulaire - Apodisation 1˝ ) Voir le cours. ż b{2 ż a{2 2˝ ) a) Epα, β, γq “ dxP ´a{2 2π pαxP ` βyP q dyP e λ “ j ´b{2 fi 2πα a 2πα a ´j –e λ 2 ´ e λ 2 fl ˆ » 1 2πα j λ j fi 2πβ b 2πβ b ´j sin X sin Y 1 – παa πβb λ 2 fl “ ab e λ 2 ´e où X “ et Y “ . 2πβ X Y λ λ j λ » j ÝÑ ÝÑ ÝÑ ex ¨ F M x x πa O1 M ÝÑ ÝÑ “ 1 » et X » x; b) u “ 1 , α “ u ¨ ex “ 1 OM OM OM f λf ÝÑ ÝÑ ÝÑ de même, β “ u ¨ ey » y πb et Y » y. f λf y y M x x u O u O’ f F L c) et 3˝ ) L’intensité de l’éclairement est proportionnelle à |E|2 et peut être prise égale à sin2 U I “ HpXq HpY q avec HpU q “ . U2 Christian Carimalo 26 Diffraction-Apodisation D’où la répartition de l’intensité lumineuse dans le plan F schématisée par la figure ci-dessus, λf centrée sur le foyer F . Les premiers minima d’intensité nulle sont obtenus pour x “ ˘ et a λf pour y “ ˘ . La région centrale de la figure de diffraction a donc pour dimensions b ∆x “ 2λf 2λf “ 1, 2 mm, ∆y “ “ 0, 04 mm a b On note que les zéros de HpXq sont donnés par X “ nπ avec |n| entier supérieur ou égal à 1, tandis que ses maximas secondaires sont obtenus lorsque X est solution de tan X “ X, soit X “ ˘4, 49 (3π{2 “ 4, 71), X “ ˘7, 72 (5π{2 “ 7, 85), X “ ˘19, 9 (7π{2 “ 10, 99), π c’est-à-dire, pour des valeurs de X voisines de Xp “ ˘p2p ` 1q avec p entier supérieur ou 2 4 égal à 1, donnant HpXp q “ 2 , soit HpX1 q “ 0, 045, HpX2 q “ 0, 016, etc. Ces π p2p ` 1q2 maximas sont à l’intérieur de bandes de largeur δX “ π, soit δx “ ∆x{2. 4˝ ) E 1 pα, β, γq “ b sin Y J Y avec » ¨ « πxP 2πα 2πα π a πxP ff jp ´j xP j ` q 1 j 1 1 — a a 2 J “ dxP e λ e a `e “ – 2πα π ˝e λ 2 2j ´a{2 ` λ a ˛ ¨ ˛fi 2πα π a 2πα π a 2πα π a ´jp ` q jp ´ q ´jp ´ q ffi 1 ˝e λ λ a 2 ‚` a 2 ´e λ a 2 ‚fl ´e 2πα π ´ λ a » fi ˜ παa ˜ παa παa ¸ παa ¸ j ´j j ´j 1 1 1— ffi λ λ e λ `e e λ `e ´ “ – fl π π 2πα 2πα 2 ` ´ λ a λ a παa 2a cos X 2 sin Y , X“ “ F pXq avec F pXq “ . Ainsi, E 1 pα, β, γq “ a b F pXq . 2 π λ π Y 4X 1´ 2 π ż a{2 5˝ ) a) b) F pXq F p´Xq “ F pXq ; F p0q “ 1 ; F pπ{2q “ π{4 ; F pπq “ 1{3 ; F p3π{2q “ 0 ; F 1 p3π{2q “ ´1{8 ; F p2πq “ ´1{15 ; F p5π{2q “ 0 ; F 1 p5π{2q “ 1{24. Christian Carimalo 27 Diffraction-Apodisation π avec n entier ě 0. Pour X1 “ 5, 93557 » 2π intervient 2 le premier extremum négatif de F pXq, égal à ´0.07. Le second extremum, positif et égal à 0, 02927, est obtenu pour X2 “ 9, 203 » 3π. F pXq “ 0 pour X “ p2n ` 3q c) Les deux figures ci-dessous permettent d’évaluer l’effet que provoque, sur la distribution en X de l’intensité lumineuse, l’introduction de la pellicule transparente. sin2 X X2 F 2 pXq On constate : ‚ que la largeur de la région centrale a augmenté de 50%, passant de 2π à 3π ; ‚ que les maximas secondaires sont notablement amoindris : la valeur des premiers passent de 0, 045 pour HpXq à 0, 0049 pour F pXq, soit une diminution d’un facteur 10. Ainsi, le “corps” de la distribution, représenté par la région centrale, a été élargi, tandis que le reste de la distribution, caractérisé par les maximas secondaires qualifiés de “pieds”, a été quasiment supprimé. C’est pourquoi on parle “d’apodisation” de la distribution. Ceci peut présenter un avantage pour l’utilisation de certains instruments optiques. Cependant, à intensité lumineuse incidente donnée, l’intensité lumineuse maximum dans la figure de diffraction a été réduite d’un facteur 4{π 2 , soit d’environ 60%. Christian Carimalo 28 Diffraction-Apodisation Diffraction et interférences - I 1˝ ), 2˝ ), 3˝ ) Se reporter aux questions 1, 2 et 3 du problème sur l’apodisation. ÝÑ ÝÑ ÝÑ 4˝ ) a) On prend encore l’origine des phases en O. Comme OP 1 “ OO1 ` O1 P 1 , on a 2π ÝÑ 1 ÝÑ ij 2π ÝÑ ÝÑ j OO ¨ u O1 P 1 ¨ u 1 1 1 λ λ E “e dxP dyP e “ ejϕ Epα, β, γq où j ϕ“ 2π ÝÑ 1 ÝÑ πh πh OO ¨ u “ α» x. λ λ λf b) Puisque |E 1 | “ |E|, la figure de diffraction est inchangée. 5˝ ) a) Les ondes réémises par les quatre ouvertures étant cohérentes, l’amplitude totale de l’onde derrière l’écran est E 1 “ E1 ` E2 ` E3 ` E4 avec E1 “ ejϕ E et E2 “ e3jϕ E, E3 “ e´jϕ E, E4 “ e´3jϕ E, soit E 1 “ 2 rcos ϕ ` cos 3ϕs E. Or, cos ϕ ` cos 3ϕ “ 2 cos ϕ cos 2ϕ sin U et GpZq “ 4 a b Z, Z “ cos ϕ cos 2ϕ. d’où E 1 “ GpZqF pXqF pY q avec F pU q “ U b) Ipx, yq “ |E 1 |2 “ 16a2 b2 Z 2 F 2 pXq F 2 pY q ; ϕ{X “ h{a. 6˝ ) a) Zpϕq est une fonction périodique de période 2π ; de plus, Zp2π ´ ϕq “ Zpϕq. Posant u “ cos ϕ, on a Z “ up2u2 ´ 1q ; dans l’intervalle r0, 2πs, on a : ‚ Z “ 1 pour u “ 1, soit ϕ “ 0 et ϕ “ 2π ; Z “ ´1 pour u “ ´1, soit ϕ “ π ; 1 ‚ Z “ 0 pour u “ 0 et pour u “ ˘ ? , soit pour ϕ “ π{4, ϕ “ π{2, ϕ “ 3π{4, ϕ “ 5π{4, 2 ϕ “ 3π{2 et ϕ “ 7π{4 ; “ ‰ ‚ Z 1 pϕq “ ´ sin ϕ 6 cos2 ϕ ´ 1 ; cette dérivée est nulle pour ϕ “ 0, π, 2π, et pour cos ϕ “ 1 ˘ ? , soit ϕ “ φ0 “ 1, 15 rd “ 65, 9˝ (minimum négatif), ϕ “ π ´ φ0 “ 1, 99 rd “ 114˝ 6 (maximum positif), ϕ “ π ` φ0 “ 4, 29 rd “ 245, 9˝ (maximum positif), ϕ “ 2π ´ φ0 “ 5, 13 rd “ 294˝ (minimum négatif). Z en fonction de ϕ dans l’intervalle r0, 2πs Christian Carimalo 29 Diffraction et interférences b) Z 2 en fonction de ϕ 7˝ ) a) Z 2 F 2 pXq en fonction de ϕ b) La distance séparant deux maxima principaux consécutifs est telle que ∆i ϕ “ π “ π soit ∆i x “ h∆i x , fλ λf “ 6 10´2 mm. h 2λf c) La largeur suivant x1 F x de la région centrale de la figure de diffraction est ∆d x “ et a ∆d x 2h l’on a “ “ 20 : il y a donc dans cette zone 19 maxima principaux correspondant à ∆i x a des franges d’interférence brillantes, celles-ci étant par ailleurs de moins en moins lumineuses à mesure qu’on approche des bords. Christian Carimalo 30 Diffraction et interférences Diffraction et interférences - II 1˝ ) Voir le cours. 2˝ ) a) Le calcul est similaire à celui de la question 2˝ ) du problème sur l’apodisation, en remplaçant α et β par α ´ α0 et β ´ β0 , respectivement. On trouve donc Epα, β, γq “ sin U πa πb a b F pXq F pY q où F pU q “ et X “ pα ´ α0 q, Y “ pβ ´ β0 q. U λ λ b) ÝÑ 1 ÝÑ ÝÑ ÝÑ O M α “ ex ¨ u “ ex ¨ 1 OM De même, ÝÑ ÝÑ “ ex ¨ FM x x “ 1 » . 1 OM OM f ÝÑ 1 ÝÑ ÝÑ ÝÑ O M0 α0 “ ex ¨ u0 “ ex ¨ 1 O M0 Avec la même approximation, Y » ÝÑ ÝÑ “ ex ¨ F M0 x0 x0 πa “ 1 » , d’où X » px ´ x0 q. O 1 M0 O M0 f fλ πb py ´ y0 q. fλ c) Ipx, yq “ |E|2 “ a2 b2 F 2 pXqF 2 pY q. La figure de diffraction est ici centrée sur le point M0 . Pour sa représentation schématique en deux dimensions, voir 2˝ ) c) du problème sur l’apodisation. 3˝ ) ∆x “ 2λf 2λf “ 1, 2 mm, ∆y “ “ 0, 04 mm. a b ÝÑ ÝÑ ÝÑ 4˝ ) a) L’origine des phases est prise en O. Comme OP 1 “ OO1 ` O1 P 1 , on a ÝÑ 2π ÝÑ 1 ÝÑ ij 2π ÝÑ 1 1 ÝÑ ÝÑ OO ¨ ∆u j O P ¨ ∆u ÝÑ E1 “ e λ dx1P dyP1 e λ “ ejϕ Epα, β, γq où ∆u “ u ´ u0 , j ϕ“ 2π ÝÑ 1 ÝÑ πh πh OO ¨ ∆u “ pα ´ α0 q » px ´ x0 q. λ λ λf b) Puisque |E 1 | “ |E|, la figure de diffraction est inchangée. 5˝ ) a) Voir le cours. b) Les ondes réémises par les deux ouvertures ` ˘ étant cohérentes, l’amplitude totale de l’onde derrière l’écran est E 1 “ E ejϕ ` e´jϕ “ 2 cos ϕ E, et l’intensité de l’éclairement dans le plan F est I 1 px, yq “ 4a2 b2 cos2 ϕ F 2 pXq F 2 pY q. cos2 p4Xq sin2 pXq{X 2 en fonction de X c) d) Dans la zone centrale de la figure de diffraction où l’éclairement est le plus important, Christian Carimalo 31 Diffraction et interférences on observe des franges d’interférence, l’interfrange, distance entre deux franges voisines étant λf h `“ . On a ici ϕ{X “ h{a “ 4, et ∆x{` “ 2 “ 8 : il y a donc 7 franges d’interférence h a brillantes à l’intérieur de la zone centrale (voir figure). On note que plus h est grand, plus il y a de franges d’interférences dans la zone centrale de diffraction. 6˝ ) a) b) Les lumières émises par les“ deux étoiles étant incohérentes, lumineuse ‰ l’intensité 1 2 2 2 2 2 1 2 1 2 dans le plan F est I “ I `I “ 4a b cos ϕ F pXq ` cos ϕ F pX q F pY q. On supposera ici que h est grand devant a, et que le nombre de franges d’interférence dans chacune des deux zones centrales de diffraction est donc grand. Admettant aussi que ces deux zones sont proches l’une de l’autre et en portant l’observation au voisinages de leurs centres qui sont les plus lumineux, on peut négliger l’influence de la diffraction et écrire F 2 pXq » 1, F 2 pX 1 q » 1. En outre, b est supposé suffisamment grand pour que l’on puisse aussi faire l’approximation F 2 pY q » 1. La partie intéressante de l’intensité totale est donc I 1 “ cos2 ϕ ` cos2 ϕ1 . Dans cette situation, on constate que les deux systèmes de franges se brouillent lorsque ϕ π et ϕ1 diffèrent de p2k ` 1q où k est un entier relatif, puisqu’alors cos2 ϕ “ sin2 ϕ1 et 2 I 1 “ 1, c’est-à-dire que dans ce cas, l’intensité lumineuse devient uniforme dans la région étudiée. Concrètement, ce brouillage apparaı̂t lorsque les franges brillantes de l’un des deux systèmes d’interférence viennent à la place des franges sombres de l’autre. Par exemple, les π franges brillantes dues à la lumière provenant de S correspondent à ϕ “ k1 π “ 2k1 où 2 k1 est un entier relatif, tandis que les franges sombres dues à la lumière provenant de S 1 π correspondent à ϕ1 “ p2k2 ` 1q où k2 est aussi un entier relatif. Si ces valeurs de ϕ et 2 λ 1 de ϕ sont effectivement prises au même point M du plan F, on a α ´ α0 “ p2k1 q et 2h λ λ λ α ´ α01 “ p2k2 ` 1q , soit α01 ´ α0 “ r2pk1 ´ k2 q ` 1s “ r2k ` 1s où k est un entier 2h 2h 2h relatif. Cette circonstance intervient ˇ lorsqueˇ la distance h entre les ouvertures, supposée λ ˇˇ 2k ` 1 ˇˇ λ variable, prend l’une des valeurs ˇ 1 . On en , la plus petite étant hm “ 2 α0 ´ α0 ˇ 2|α01 ´ α0 | λ déduit |α01 ´ α0 | “ “ 6 10´6 rd. En fait, le brouillage effectivement observé peut se 2hm manifester bien avant que h ne prenne exactement l’une des valeurs critiques, car , selon la sensibilité de l’appareil de mesure utilisé, le contraste de la figure résultante peut vite s’avérer trop faible pour qu’on puisse déceler avec précision les faibles variations d’intensité lumineuse. Pour finir, on notera qu’ici ∆x{` “ 2h{a et que chaque zone centrale de diffraction contient au minimum une centaine de franges brillantes plus ou moins lumineuses dès que h ě hm . Christian Carimalo 32 Diffraction et interférences