Electrostatique Introduction Les phénomènes d’électrisation par frottement sont connus depuis longtemps. L’électrostatique (étude des charges électriques fixes et de leurs interactions) devint une partie de la physique moderne après la découverte de Newton sur la gravitation universelle et grâce { l’inspiration fournie par analogie avec cette dernière. En effet, Newton a montré que la pesanteur, les mouvements des planètes et d’autres phénomènes (marées, etc…), s’expliquent par la force d’attraction qui s’exerce entre deux corps. Pour deux corps de dimensions négligeables (masses ponctuelles), de masses m et m’, situés { la distance r, la norme de cette force est donnée par : 𝐹 =𝐺 𝑚𝑚′ 𝑟2 Où G est la constante de gravitation. Quant aux forces électrostatiques, elles dépendent de la charge électrique des corps et non de leurs masses. Entre deux charges ponctuelles q et q’, situées { la distance r, s’exerce une force de norme : 𝐹 = 1 𝑞𝑞′ 4𝜋𝜀0 𝑟 2 Où le facteur 1/4πε0 est une constante physique qu’on détaillera plus loin. Remarque : - Les masses sont toujours positives. Les charges peuvent être positives ou négatives. - La force de gravitation est toujours attractive, tandis que la force électrostatique peut être répulsive (entre charges de même signe) ou attractive (entre charges de signes opposés). La charge électrique Expérience Elle utilise un pendule constitué d’une petite balle en plastique, suspendue à un fil (en textile) qui est lui- potence fil même accroché à une potence. Nous remarquons que ces matériaux sont des isolants (ils évitent en effet l’écoulement libre des charges électriques). Balle On frotte un bâton de verre avec un chiffon de laine Bâton de verre (frotté) bien sec puis on approche ce bâton à la balle. Nous remarquons que celle-ci se déplace et oblique. le Ce fil devient phénomène s’interprète par l’électrisation du bâton { cause du frottement (les charges présentes sur le bâton exercent une force sur la balle). Si l’on remplace le bâton de verre par un bâton de résine, nous constatons un éloignement de la balle. Conclusion : Deux corps électrisés par des électricités de même nature se repoussent. Deux corps électrisés différemment s’attirent. La loi de Coulomb Les expériences décrites auparavant ont montré que deux corps chargés exercent des forces l’un sur l’autre. Nous allons étudier par la suite étudier ces forces en considérant des objets de très petite dimensions (afin de négliger leur dimension par rapport aux distance qui les sépare). Ainsi les objets étudiés seront considérés comme des charges ponctuelles. Ceci nous ramène donc { l’expérience de Priestley en 1767 qui avait trouvé, par déduction, que ces forces varient en 1/r2. C’est seulement en 1785 que Coulomb établit cette loi d’une façon expérimentale, grâce { la balance de torsion, instrument qu’il a inventé et qui sert à mesurer des forces très petites. Soit deux charges (qq’>0) ponctuelles q et q’ placées en A et O respectivement. Les forces électrostatiques 𝑢 𝐹′ qui A O s’exercent sur ces charges 𝐹 (qq’<0) sont des vecteurs opposés 𝐹′ 𝑢 𝐹 𝐹′ = −𝐹 , portés à la droite OA. Soit 𝑢 le vecteur unitaire O A porté par 𝑂𝐴 c'est-à-dire : 𝑢 = 𝑂𝐴 𝑂𝐴 . On a alors : 𝐹 = 1 𝑞𝑞′ 𝑢 4𝜋𝜀0 𝑟 2 Où r désigne la distance 𝑂𝐴 . La constante ε0 est une constante universelle qui vaut environ : ε0 8,85.10-12 F.m-1 ou bien : 1 4𝜋𝜀 0 9.109 m.F-1 Le champ électrique Définition (champ créé par des charges ponctuelles) La loi de Coulomb donne l’expression des forces qui s’exercent entre deux charges ponctuelles. Dans les situations réelles, ou presque, on a plus de deux charges ponctuelles, ou des charges non ponctuelles (distribution dense de charges qu’on étudiera plus loin). Pour étudier situation, nous supposer un cette O1 (r1) allons système composé de (n+1) charges A (q’ > 0) (q1 > 0) ponctuelles qui sont placées 𝐹 (r2) aux points O1 ,O2 ,… , On et A. (la figure ci-contre décrit (q2 < 0) le cas n=2). La force qui s’applique sur la charge q se O2 trouvant au point A est la somme des n forces exercées par les n charges q1, …, qn. Ainsi on posant ui = Oi A Oi A et ri = Oi A , on a pour la force appliquée sur la charge q placée en A : 1 𝐹 = 4𝜋𝜀0 Qu’on peut exprimer aussi par : 𝑛 𝑖=1 𝑞 ′ 𝑞𝑖 𝑢 𝑟𝑖2 𝑖 1 𝐹 = 𝑞′. 4𝜋𝜀0 𝑛 𝑖=1 𝑞𝑖 𝑢 𝑟𝑖2 𝑖 Cette expression signifie que la force exercée sur la charge q’ par un système de charges quelconque, est le produit du nombre q par un vecteur, qui dépend du point A où est placée la charge q et indépendant de cette dernière. D’où nous définissons la notion du champ électrique. Champ électrique : la force électrostatique que subit une charge q’ placée en un point A peut s’écrire : 𝐹 = 𝑞′𝐸 (𝐴) Où 𝐸 (𝐴) désigne un vecteur appelé champ électrique qui dépend du point A. Champ électrique : Le champ électrique créé par une charge q placée en un point O est donnée par : 𝐸 (𝐴)= 1 𝑞 𝑢 4𝜋𝜀0 𝑟 2 Additivité Le champ 𝐸 créé par n charges est la somme des champs créés par chacune de ces charges. En notant 𝐸𝑖 le champ créé par une charge qi, on a : 𝑛 𝐸 (𝐴) = 𝐸𝑖 (𝐴) 𝑖=1 Champ créé par une répartition de charges sur des lignes, des surfaces ou des volumes Dans la plupart des cas physiques réelles, les formules précédentes sont très peu utilisées car les charges sont en général distribuées sur des formes géométriques (surface d’un conducteur, le long d’un fil électrique, gaz, matière chargée, …). Dans ce cas la charge globale qui crée le champ électrique est exprimée par une densité appelée densité de charges. Cette densité dépend de la forme géométrique est peut prendre 3 formes : - Densité linéique (), - Densité surfacique (), - Densité volumique (). Cas de la densité linéique Considérons une courbe (AB) sur laquelle sont réparties des charges selon le schéma suivant : M A B dl Prenons un élément très petit (dl) en un point M de la courbe (AB). Cette élément représente une charge élémentaire dq tel que : 𝑑𝑞 = (𝑀) 𝑑𝑙 Ainsi la charge globale de la courbe (AB) est : 𝐵 𝑞 𝐴𝐵 = (𝑀) 𝑑𝑙 𝐴 Cas de la densité superficielle Soit (S) une surface présentant des charges réparties suivant une densité surfacique . (S) M dS Prenons un élément de surface assez petit dS autour d’un point M. Ce dernier possède une charge dq qui s’exprime par : 𝑑𝑞 = (𝑀) 𝑑𝑆 Ainsi la charge totale de la surface est : 𝑀 𝑑𝑆 𝑞 𝑆 = 𝑆 Cas de la densité volumique Soit V un volume chargé avec une densité (V) M dV Un élément dV en un point M possède une charge dq tel que 𝑑𝑞 = 𝜌(𝑀) 𝑑𝑉 Ainsi la charge globale du volume sera : 𝑞= 𝜌 𝑀 𝑑𝑉 𝑉 Calcul de champ électrique créé par une un segment de longueur L. Calcul de champ électrique créé par un disque de Rayon R. Soit un disque de rayon R chargé en surface avec une densité surfacique uniforme. Calculer le champ électrique en un point de son axe de révolution z. z O R Proposition : soit dS un élément de surface de ce disque. Cet élément possède une charge dq tel que : dq = dS (car la densité surfacique représente le rapport entre la charge et la surface 𝜍 = 𝑄 𝑆 ) Cet élément va créer un champ électrique qui s’exprime par : 𝑑𝐸 (𝑧)= 1 𝑑𝑞 𝑢 4𝜋𝜀0 𝑟 2 𝑑𝐸 (𝑧)= 𝜍 𝑑𝑆 𝑢 4𝜋𝜀0 𝑟 2 Ou bien 𝑑𝐸 (𝑧) z r O l dS L’élément dS fait partie d’un disque, il serait donc préférable voire obligatoire de le calculer en coordonnées polaires. L’élément dS aura la forme suivante : A dS B d l O Nous avons donc dS = A.B A représente un arc dont la longueur s’exprime par : A = l.d Et B = dl D’où dS = l.dl. d donc 𝑑𝐸 (𝑧)= 𝜍 𝑙. 𝑑𝑙. 𝑑𝜃 𝑢 4𝜋𝜀0 𝑟 2 Remarquons que par effet de symétrie (chaque élément dS a son symétrique par rapport { O, le champ s’exprime par sa composante suivant l’axe z (flèche épaisse) 𝑑𝐸 (𝑧) r z O l dS Le champ alors sera exprimé par 𝑑𝐸 (𝑧)= 𝜍 𝑙. 𝑑𝑙. 𝑑𝜃 cos() 𝑘 4𝜋𝜀0 𝑟 2 (car la composante suivant l’axe des z, représente la projection de 𝑑𝐸 (𝑧) sur cet axe) Donc le champ total sera : 𝐸 (𝑧)= 𝜍 4𝜋𝜀0 𝑙. 𝑑𝑙. 𝑑𝜃 cos() 𝑘 𝑟2 Calcul de l’intégrale Cette intégrale de surface représente 4 variables dépendantes qu’il va falloir transformer pour continuer le calcul. Remarquons que la variable est indépendante car elle représente la rotation dans le disque. Donc 𝜍 𝐸 (𝑧)= 4𝜋𝜀0 2𝜋 𝑑𝜃 0 𝑙. 𝑑𝑙 cos() 𝑘 𝑟2 ou 𝐸 (𝑧)= 𝜍 2𝜀0 𝑙. 𝑑𝑙 cos() 𝑘 𝑟2 La nouvelle intégrale représente 3 variables { traiter pour qu’elles deviennent qu’une seule. Nous devons aussi exprimer le champ en fonction de z uniquement. Nous avons pour cela : 𝑐𝑜𝑠 𝜑 = 𝑧 𝑟 𝑡𝑎𝑛 𝜑 = 𝑙 𝑧 Et Donc 𝑑𝑙 = 𝑧 𝑑𝜑 𝑐𝑜𝑠 2 (𝜑) Ainsi nous avons : 𝐸 (𝑧)= 𝜍 2𝜀0 sin (φ) 𝑘 varie entre 0 et MAX (angle maximale jusqu’au bord du disque) Donc nous avons 𝐸 (𝑧)= 𝐸 (𝑧)= 𝜍 −cos (𝜑) 2𝜀0 MAX 0 𝑘 𝜍 1 − cos (𝜑𝑀𝐴𝑋 ) 𝑘 2𝜀0 Or cos 𝜑𝑀𝐴𝑋 = 𝑧 𝑅2 + 𝑧 2 D’où 𝐸 (𝑧)= 𝜍 𝑧 1− 𝑘 2𝜀0 𝑅2 + 𝑧 2