Mouvement dans un champ newtonien I Notions sur les coniques A) Définition géométrique 1) Parabole Parabole de directrice D et de foyer F = M équidistan t de D et F D Rayon incident (en optique géométrique) S (sommet) F Axe de la parabole F est l’image, rigoureusement stigmatique, d’un faisceau de lumière incident parallèle à l’axe de la parabole. 2) Ellipse Ellipse de foyers F et F’, de ½ grand axe a = M Plan , FM F ' M 2a B Petit axe M A P F’ O F Grand axe On note : O le milieu de [FF ' ] . P est le péricentre, point (du grand axe) le plus proche de F. A est l’apocentre, point le plus éloigné de F. P appartient à l’ellipse. On a donc : FP F ' P 2a (OP OF ) ( F ' O OP ) 2a 2OP 2a OP a De même, comme A appartient à l’ellipse, OA a Donc AP 2a (d’où le nom de ½ grand axe pour a). On note c la ½ distance entre les foyers c OF OF ' Et b le ½ petit axe de l’ellipse b OB B appartient à l’ellipse. On a donc : 2 2 2 FB F ' B 2a 2FB 2a OF 2 OB 2 a a b c On définit l’excentricité e c / a 0;1 ( 1 car a 2 c 2 ) Dans le cas où e 0 , c’est un cercle (foyers confondus) de rayon a. Si e 1, c’est un segment ou une parabole. Surface : S a b Optique géométrique : tout rayon partant de F atteindra F’ après réflexion sur l’ellipse, et vice-versa. 3) Hyperbole Hyperbole de foyers F et F’, ½ grand axe a = M Plan , FM F ' M 2a F’ S’ O S F Grand axe S appartient à l’hyperbole. On a donc : F ' S FS 2a ( F ' O OS ) (OF OS ) 2a 2OS 2a OS a De même, OS ' a , et ainsi SS ' 2a On note c la ½ distance entre les foyers c OF OF ' 2 2 2 On définit le ½ petit axe b comme vérifiant a b c On définit encore l’excentricité e c / a 1 F’ est l’image rigoureusement stigmatique de F par réflexion sur une branche de l’hyperbole (image et objet virtuels à cause respectivement de la branche gauche et droite) B) Equation polaire y M r F x Centre du repère : un des foyers de la conique. p ( 0 correspond à la 1 e cos( 0 ) direction du péricentre, p est un paramètre de la conique) On admet que la conique a pour équation r 1) Ellipse 1 e cos( 0 ) 0. Donc p 0, car r 0 y P 0 F x F’ A r minimum cos( 0 ) 1 0 , direction du péricentre. En P : r FP OP OF a c p 1 e c 1 b2 Donc p (a c)(1 e) (a c)(1 ) (a c)( a c) a a a 2) Hyperbole Pour simplifier, on suppose 0 0 (sinon on peut changer de repère) Si p 0 p r 0 1 e cos 0 1 e cos( 0 ) 1 1 cos cos 1 où 1 ; 1;0 e 2 e 1 ;1 y 1 F 1 S x On obtient donc une seule branche de l’hyperbole. Pour 0, r FS FO OS c a 1 b2 Donc p (c a)(1 e) (c a)( a c) a a Si p 0 r p 0 1 e cos 0 1 e cos( 0 ) 1 1 cos cos 1 où 1 ; 1;0 e 2 e ;1 1 ; y M F’ 1 F S’ O 1 On obtient la branche d’hyperbole qui exclut F Pour , r FS ' FO OS ' c a Donc p (c a)(1 e) 1 b2 (a c)( a c) a a C) Equation cartésienne On prend l’origine au centre de la conique. 1) Ellipse y F’ O F x x2 y2 1 a2 b2 (Peut être montrée à partir de l’équation polaire) Equation de l’ellipse : 2) Hyperbole y F’ O F x x x2 y2 Equation de l’hyperbole : 2 2 1 a b (Remarque : on obtient ici les deux branches de l’hyperbole) 3) Parabole D y O F x Equation de la parabole : y 2 2 p x (p : paramètre de la parabole) II Mouvement dans un champ de force centrale, newtonienne A) Hypothèses O fixe dans (R) galiléen. F O ur M F F (r ) u r (car la force est centrale) k u r (car la force est newtonienn e) r2 Avec k 0 si la force est attractive, k 0 si elle est répulsive. B) Equation de la trajectoire La force est centrale. On a donc un mouvement plan. On choisit un axe (Ox , et l’axe (Oy perpendiculaire. y u M ur r O x C r cte 2nde formule de Binet : d 2u 1 a M /( R ) C 2 u 2 (u ) u r avec u 2 r d Relation fondamentale de la dynamique appliquée à M dans (R) galiléen : F m a M /( R ) d 2u k u 2 u r mC 2 u 2 (u ) ur d 2 d 2u 2 k mC (u ) d 2 d 2u k u 2 d mC 2 k Donc u SP SGH A cos( ) mC 2 k k k u ( ) e cos( 0 ) avec A e, e 0 2 2 mC mC mC 2 k u ( ) (1 e cos( 0 )) mC 2 1 k Donc ( ) (1 e cos( 0 )) r mC 2 mC 2 p avec p r ( ) k 1 e cos( 0 ) mC 2 , d’excentricité k e 0 , et de grand axe 0 . p, e, 0 dépendent des conditions initiales. On pose ' 0 pour simplifier, et on utilisera pour ' . Donc M décrit une conique de foyer O, de paramètre p C) Signe de k et nature de la trajectoire Si k 0 : force attractive. p mC 2 0 k 1) Ellipse : e 1 M O A Axe polaire P Pour ' 0 0 : péricentre 2) Hyperbole : e 1 u ur M r O 3) Parabole : e 1 Axe polaire P D O P Axe de la parabole M mC 2 0 k On a donc une hyperbole, d’excentricité e 1 Si k 0 : force répulsive. p M r O P F Axe polaire D) Energie 1) Energie cinétique EC 1 m v2 2 1ère formule de Binet : 2 du v2 C 2 u 2 d 1 1 e cos u r p du e sin d p 1 e 2 cos 2 2e cos e 2 sin 2 Donc v 2 C 2 p2 p 2 1 e 2 2e cos k p / m C 2 (1 e 2 2e cos ) 2 2 p p Donc E c k (1 e 2 2e cos ) 2p Exemple : ellipse vP A vA O P k (1 e) 2 k (1 e) 2 2 v ; vA m p m p 2 P 2) Energie potentielle EP k k (1 e cos ) r p 3) Energie mécanique Système conservatif : E m EC E P k k (1 e 2 2e cos ) (1 e cos ) 2p p k 2 (e 1) 2p mC 2 2 (e 1) 2 p2 (C’est donc une intégrale première du mouvement : indépendante de t) Le signe de E m ne dépend que de e 2 1 (donc e 1 ), donc de la nature de la trajectoire. Si e 1, Em 0 (hyperbole, état de diffusion) Ep éff Ep éff Em Em r r2 r r2 r2 r r2 Si e 1, Em 0 (parabole, état de diffusion) 1 k Em m v 2 2 r E P r 0 Donc EC r 0 (car v 0) Si e 1 , Em 0 (ellipse, mouvement lié) r Ep éff r1 r2 r Em r1 r r2 p 1 e p r2 distance apocentriq ue 1 e r1 distance péricentri que Autre expression de l’énergie mécanique : k 2 Em (e 1) 2p Si k 0 et e 1 : on a une ellipse b c2 a2 b2 p 2 et e 2 1 2 a a2 a 2 b k k Donc E m 2 2 0 2b / a a 2a Si k 0 et e 1 : on a une hyperbole b c2 a2 b2 p 2 et e 2 1 2 a a2 a k Donc E m 0 2a Si k 0 (et ainsi e 1) : on a aussi une hyperbole b c2 a2 b2 p 2 et e 2 1 2 a a2 a k Donc E m 0 (car k 0) 2a Donc, dans chaque cas, E m k (le signe dépend de la nature de la 2a trajectoire). Ainsi, E m permet de trouver a et vice-versa. De même, avec la mC 2 b 2 b2 relation p , on peut connaître grâce à C et vice versa. a k a E) Cas particulier : mouvement circulaire Le mouvement circulaire est un cas particulier du mouvement elliptique. On a alors k 0 . ur v u M R O On a : a R, b R, c 0, e 0 OM R u r v R u M /( R ) On a C R cte . Donc le mouvement est circulaire uniforme. On pose (vitesse angulaire, constante ici) 2 pR mC 2 mR 4 2 k 3 k k mR 1/ 2 k . Donc v R mR 1/ 2 k k 1 k k ou : EC . Donc mv 2 soit v (1 e 2 2e cos ) 2 2R 2p 2p mR EP 1/ 2 k k r R k R2 Remarque : EC Em ; E P 2Em C’est un cas particulier du théorème du Viriel : Pour un mouvement lié, 2 EC EP Donc E m EC E P Ainsi, si E m diminue (frottement par exemple), EC Em augmente, donc v augmente (ce qui peut paraître paradoxal), mais en supposant le mouvement toujours k circulaire. Exemple : satellite autour de la Terre. Mais E C donc R diminue. 2R III Mouvement des planètes et satellites A) Lois de Kepler Les observations (très précises) de TychoBrahé ont donnée les lois de Kepler, qui ont permis la loi de la gravitation universelle de Newton (notamment le calcul de G) Théorie épicyclique utilisée à ce moment (mais fausse) : Les planètes ont un mouvement de type circulaire, (tournent autour d’autres planètes…) 1ère loi de Kepler : Les planètes décrivent des ellipses dont le soleil occupe l’un des foyers. 2ème loi de Kepler : le rayon-vecteur SP (Soleil Planète) balaye des aires égales pendant des intervalles de temps égaux. a3 3ème loi de Kepler : 2 est une constante, identique pour toutes les planètes du T système solaire (où a est le ½ grand axe de l’ellipse de la trajectoire, T la période de révolution de la planète) B) Démonstration Hypothèses : Le soleil et les planètes ont une distribution de masse à symétrie sphérique (assimilés à des masses ponctuelles situées au centre de l’astre, de masses la masse totale de l’astre). Il existe un référentiel galiléen dans lequel le soleil est fixe (référentiel héliocentrique : centre du soleil, 3 étoiles éloignées comme direction des axes) On suppose la mécanique classique valide ( v c ) S (M S ) ur FS P P( M P ) GM S M P FS P u r . On a donc une force centrale newtonienne, k GM S M P . r2 Donc : Les objets décrivent des coniques de foyer S dans le système solaire ellipses car elles restent dans le système. (1ère loi) dS C , C r 2 cte (2ème loi) La force est centrale, donc dt 2 P S x S S : aire de l’ellipse T : période de révolution M PC 2 b2 dS C S b2k 2 ; p Donc C dt 2 T k a aM P On a, pour une ellipse, S a b On a donc : GM S C2 S2 kb2 2a2 a3 k 2 2 2 2 4 4M P a T T T 4 M P 4 2 Identique pour toutes les planètes (ne dépend que de M S ) (3ème loi) Remarque : k (pour un mouvement uniforme) mR3 GM S 2 T R3 4 2 GM S ème Soit 2 (3 loi de Kepler pour un mouvement circulaire) T R3 Donc Application : calcul de M S Terre : a 1u.a. 149,610 6 km ; T 365,25 jours Alors, M S 1,99.10 30 kg (pour la terre, M T 3,0.10 24 kg ) T jupiter 11,8ans . Donc a Jupiter TJupiter aTerre TTerre 2/3 5,2u.a. C) Satellites terrestres (Sauf cas de la lune) Hypothèses : On suppose que la Terre correspond à une masse ponctuelle en son centre O. Le référentiel géocentrique (mêmes étoiles que pour héliocentrique) est supposé galiléen On considère un satellite M. u r N M(m) FT M O S GM T m FT M ur (Force centrale newtonienne) r2 Le mouvement dans le référentiel géocentrique est donc une conique, une ellipse pour les trajectoires liées. M N O S Orbites circulaires : vC R O ( R RT ) M v C : vitesse du satellite sur l’orbite circulaire de rayon R GM T m 1 GM T m v 2 Donc vC 2R 2 R vC est maximale pour une orbite basse, R RT . EC vC max T GM T 7,92km.s 1 (cas des satellites en orbite basse) RT 2R R3 2 ; Tmin 1h 25 min vC GM T Pour un satellite géostationnaire : T TTerre 23h56 min 4s Donc Rgéostationnaire 42,2.105 km ; Rgéostationnaire RT 358000km Vitesse minimale de satellisation : On envoie un satellite depuis la surface terrestre avec une vitesse v0 pour l’amener sur une trajectoire circulaire de rayon R. (On suppose qu’il n’y a que la force gravitationnelle). GM T m E m EC (sur la trajectoi re circulaire ) 2R GM T m 1 EC E P m v02 (au lancement) 2 RT 2 1 GM T m GM T m 1 ) Donc m v02 . Donc v02 GM T ( RT R 2 RT 2R v0 est minimum si R RT . Alors v02 GM T , soit v0 vC 7,92km.s 1 RT Vitesse de libération : Correspond à la vitesse minimale pour que le projectile quitte l’attraction terrestre. On a donc un mouvement de diffusion, Em 0 1 GM T m Em m v 2 2 RT v2 2 Em 2GM T 2GM T m RT RT Donc vlib 2GM T 2 vC 11,2km.s 1 RT Dans ce cas limite où v vlib , Em 0 . La trajectoire est parabolique, et v 0 . Si v vlib , Em GM T m 1 1 m v2 m v2 2 2 Application : Trou noir Définition classique : un corps est un trou noir lorsque vlib c (« même la lumière GM 2GM c , soit R 2 c R 24 Application numérique : Si M M T 6.10 kg, Alors R 9mm (Pour le soleil : M soleil 2.10 30 kg, R 3km ( RS 700000km) ) ne peut s’en échapper »). Ainsi, 2