PSI - Lycée Bellevue Physique Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide Électromagnétisme - TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide Solutions Exercice I : Courant de déplacement et courant de conduction Dans un conducteur ohmique, les courants de conduction et les courants de déplacement ont pour densités volumiques respectives : → − = γ − → E → − ∂E → − d = ε0 ∂t courants de conduction courants de déplacement → − − → − → Avec E = E 0 cos(ωt) où E 0 est constant, on trouve → − = γ − → E 0 cos(ωt) → − → − d = −ε0 ω E 0 sin(ωt) On en déduit les amplitudes respectives des différentes densités volumiques de courant : → − γ || E 0 || → − ω ε0 || E 0 || amplitude des courants de conduction amplitude des courants de déplacement d’où α= Avec ε0 = γ ω ε0 1 F.m−1 et ω = 2π.106 rad.s−1 , on a 9 36π.10 α = 1, 1.1012 ≫ 1 pour le cuivre α = 1, 8 ≃ 1 pour le sol argileux α = 1, 8.10−2 ≪ 1 pour le verre Les courants de déplacements sont négligeables dans un bon conducteur comme le cuivre mais prédominant dans un matériau très isolant comme le verre. Pour des matériaux non-isolants mais assez peu conducteur (sol argileux), les courants de conduction et de déplacement sont du même ordre de grandeur. Tristan Brunier Page 1/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Exercice II : Tristan Brunier Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide Claquage d’un condensateur sphérique Page 2/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Tristan Brunier Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide Page 3/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Tristan Brunier Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide Page 4/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Tristan Brunier Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide Page 5/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Exercice III : Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide Équations de propagation des potentiels 1. Par définition des potentiels scalaire et vecteurs − → → − →− B = rot A et → − ∂A −−→ − → E = −grad V − ∂t 2. L’équation de Maxwell-Gauss s’écrit ρ − → div E = ε0 soit →! − ∂A ρ −−→ − div grad V + = ∂t ε0 −−→ En utilisant ÷(grad V ) = ∆V et en permutant les dérivées spatiales et temporelles →! − ρ ∂A + =0 ∆V + div ∂t ε0 L’équation de Maxwell-Ampère fournit → − ∂E → − →− → − rot B = µ0 , + µ0 ε0 ∂t soit →! − 1 ∂ A ∂ − − → → − →− →− → rot(rot A ) = µ0 − + 2 −grad V − c ∂t ∂t ! → − 1 ∂2 A 1 −−→ ∂V −−→ → − → − → − − 2 grad(div A ) − ∆ A = µ0 − 2 grad c ∂t c ∂t2 On en déduit ! → − 1 ∂V 1 ∂ 2 A −−→ → − − → → − → + µ0 − = 0 − grad div A ) + 2 ∆A − 2 c ∂t2 c ∂t − = 0. Les équations deviennent 3. Dans le vide : ρ = 0 et → →! − ∂A ∆V + div = 0 ∂t ! − → 1 ∂V → − → 1 ∂ 2 A −−→ − − → = 0 − grad div A ) + 2 ∆A − 2 2 c ∂t c ∂t Dans la jauge de Lorentz → 1 ∂V − div A + 2 =0 c ∂t ces équations deviennent 1 ∂V ∆V − =0 c2 ∂t − → → 1 ∂2 A ∆− A− 2 c ∂t2 Les potentiels dans le vide ne vérifient l’équation de d’Alembert que dans la jauge de Lorentz ! Tristan Brunier Page 6/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Exercice IV : Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide Vecteur de Poynting nul ou transfert d’énergie nul ? → − 1. Le dipôle magnétique, immobile, crée un champ magnétique B permanent. La charge électrique, immobile, crée un champ électrique permanent. Ces deux champs sont non-nuls et non-parallèles dans le cas général. Le vecteur de Poynting n’est pas nul. 2. D’après le théorème de Poynting, en l’absence de porteurs de charge ∂uem → − + div( Π ) = 0 ∂t → − où uem est la densité volumique d’énergie électromagnétique et Π est le vecteur de Poynting. Or, en un point M de l’espace, l’énergie électromagnétique ne varie pas puisque les champs sont permanents. On en déduit ∂uem =0 ∂t → − → − Il faut alors vérifié que div( Π ) = 0, c’est-à-dire que Π est à flux conservatif. → − − →! E∧B 1 − → − → − → → − − → →− →− div( Π ) = div = B · rot( E ) − E · rot( B ) µ0 µ0 Mais d’après l’équation de Maxwell-Faraday → − ∂B − → → − →− = 0 en régime statique rot( E ) = − ∂t et l’équation de Maxwell-Ampère fournit, en l’absence de courants → − ∂E − → → − →− rot( B ) = µ0 ε0 = 0 en régime statique ∂t On en déduit → − − → div( Π ) = 0 Π est à flux conservatif → − Bien que Π soit non-nul, le flux du vecteur de Poynting à travers une surface fermée est nul : aucun transfert d’energie n’est associé à un champ électromagnétique en régime statique. Exercice V : Champ électrique induit par un solénoïde 1. Le solénoïde étant très long, on peut l’assimiler à un solénoïde infini de sorte que le champ magnétique qu’il crée soit de la forme ( µ0 n i(t) ~uz à l’intérieur du solénoïde → − B (M, t) = − → 0 à l’extérieur Ici, il n’y a pas de différence de potentiel appliqué. On en déduit l’expression du champ électrique → − → − ∂A ∂A −−→ − → =− E = −grad V − ∂t ∂t → − où A est le potentiel vecteur. Les symétries du champ électrique sont donc celles du potentiel vecteur. Tristan Brunier Page 7/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide Symétries : Soit un point M quelconque. Le plan passant par M et contenant l’axe (Oz) est un plan d’antisymétrie pour les courants. Le potentiel vecteur étant un vecteur polaire, on en déduit que le potentiel vecteur au point M est orthogonal à ce plan. D’où − → A (M, t) = A(M, t) ~uθ Invariances : la distribution de courant est invariante par rotation autour de l’axe (Oz) et par translation le long de l’axe (Oz). Les composantes du potentiel vecteur ne dépendent donc que la distance r à l’axe (Oz) et du temps. On en déduit − → A (M, t) = A(r, t) ~uθ et − → E (M, t) = E(r, t) ~uθ Les lignes de champ électrique sont donc des cercles concentriques d’axe (Oz). La circulation du champ électrique le long d’une ligne de champ C vaut Z 2π I → → − − E · dℓ = E(r, t) rdθ = 2πrE(r, t) 0 C D’autre part, en utilisant le théorème de Stockes et l’équation de Maxwell-Faraday, on obtient I C → − − → E · dℓ = ZZ Σ(C) ZZ → → −− − →− 2 rot( E ) · d S = − → − → ∂ B −− · d2 S Σ(C) ∂t où Σ(C) est le disque s’appuyant sur C et orienté suivant ~uz (règle du tire-bouchon à partir de C). Le champ magnétique étant non nul uniquement à l’intérieur du cylindre, il faut distinguer deux cas de figures : ou bien la ligne de champ est à l’intérieur du solénoïde (r < a), ou bien la ligne de champ enlace le solénoïde (r > a). Si r < a ZZ → − ZZ → di di 2 ∂ B −− 2 ·d S = µ0 n ~uz · (dS ~uz ) = µ0 n πr dt dt Σ(C) Σ(C) ∂t Si r > a, l’intégration sur la surface s’arrête au niveau de r = a et ZZ → − ZZ → ∂ B −− di di 2 2 ·d S = µ0 n ~uz · (dS ~uz ) = µ0 n πa dt dt Σ(C) ∂t Σ(C) On en déduit I d’où C ZZ → → − − E · dℓ = − di 2 − → µ0 n πr → ∂ B −− 2 dt · d S =⇒ 2πrE(r, t) = Σ(C) ∂t µ n di πa2 0 dt r di − µ0 n ~uθ → − 22 dt E (M, t) = − a µ n di ~u 0 θ 2r dt si r < a si r > a à l’intérieur du solénoïde à l’extérieur du solénoïde Le champ électrique est continu car il n’y a pas de distribution surfacique de charges. En r = a a di − → E (r = a, t) = − µ0 n ~uθ 2 dt Tristan Brunier Page 8/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide Remarque : le champ magnétique variable induit un champ électrique même dans la zone r > a où le champ magnétique est pourtant nul. Si le courant est sinusoïdal de pulsation ω i(t) = I0 cos(ωt) → → − − alors les champs E et B oscillent sinusoïdalement avec le temps. Ainsi B(t) = Bmax cos(ωt) avec Bmax = µ0 n I0 rω µ0 n I0 sin(ωt) pour r < a 22 E(r, t) = a ω µ n I sin(ωt) pour r > a 0 0 2r L’amplitude du champ électrique est maximale en r = a Emax = aω µ 0 n I0 2 • Aux basses fréquences, Emax → 0 : le champ électrique induit est nul car il n’y a pas de phénomène d’induction. • Aux hautes fréquence, Emax → ∞ : le champ électrique induit diverge. 2. Le vecteur de Poynting est nul à l’extérieur du solénoïde car le champ magnétique est nul. On en déduit l’expression du vecteur de Poynting à l’intérieur du solénoïde ! → − − → r 1 di r di E∧B → − → − − µ0 n = ~uθ ∧ (µ0 ni ~uz ) =⇒ Π = − µ0 n2 i ~ur Π = µ0 µ0 2 dt 2 dt La puissance rayonnée à travers une longueur L de solénoïde vaut ZZ −−→ → − Π (r = a, t) · d2 S Pray = tronçon L ! ZZ di a µ0 n2 i ~ur · (adθ dz ~ur ) car r = a sur la surface du solénoïde = − 2 dt tronçon L Finalement Pray = −πa2 L µ0 n2 i di dt 3. La densité volumique d’énergie électrique à l’intérieur du solénoïde vaut !2 !2 1 di di r2 r2 2 2 2 2 u e = ε0 E = = 2 µ0 n µ ε0 n 2 8 0 dt 8c dt L’énergie électrique stockée dans le volume V du solénoïde vaut Eel = ZZZ ue d3 V = V Z a r=0 Z 2π θ=0 Z L z=0 soit 2 Eel = µ0 n Tristan Brunier di dt Page 9/16 r2 µ0 n2 8c2 !2 di dt !2 rdr dθ dz π a4 L 16c2 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide La densité volumique d’énergie magnétique à l’intérieur du solénoïde vaut um = 1 1 B 2 = µ0 n2 i2 2µ0 2 L’énergie magnétique stockée dans le volume V du solénoïde vaut ZZZ Z a Z 2π Z L 1 3 µ0 n2 i2 rdr dθ dz Em = um d V = V r=0 θ=0 z=0 2 soit Em = 1 µ0 n2 i2 π a2 L 2 Le rapport de l’énergie électrique sur l’énergie magnétique vaut 2 di 2 a Eel dt = 2 α= Em 8 c i Or di i ∼ dt T où T est la durée caractéristique de variation de l’intensité et donc des champs et a =τ c durée de propagation des champs sur une distance de l’ordre de a Le rapport des deux contributions est de la forme Eel 1 τ2 α= ∼ ≪ 1 dans l’A.R.Q.S. Em 8 T 2 L’énergie électrique est négligeable dans l’A.R.Q.S. . 4. En négligeant l’énergie électrique (A.R.Q.S.) associée au solénoïde, on obtient di dEem dEm ≈ = µ0 n2 i2 π a2 L i = −Pray dt dt dt Ce résultat est bien conforme au théorème de Poynting car il n’y a pas de courant à l’intérieur du → solénoïde : − = 0. Remarque : Le calcul de Pray n’a fait intervenir aucune approximation alors que l’énergie électromagnétique a été assimilée à l’énergie magnétique (A.R.Q.S.). En réalité, le champ magnétique ne vérifie pas l’équation de Maxwell-Ampère puisqu’à l’intérieur du solénoïde → − ∂E → → − − →− rot( B ) = 0 6= µ0 ε0 ∂t → − ∂E → − sauf si l’on se place dans l’A.R.Q.S. de sorte que ≈ 0 . L’hypothèse selon laquelle les effets de ∂t bords sont négligés présuppose déjà que l’A.R.Q.S. est vérifiée. Remarque 2 : Si l’on évalue la puissance rayonnée en r = a+ , on obtient Pray = 0. Toute la puissance rayonnée en r = a− est fournie au courant surfacique PJ = −Pray = µ0 n2 i2 π a2 L i Tristan Brunier Page 10/16 di dt Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Exercice VI : Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide Bilan énergétique de la charge d’un condensateur 1. Symétries : Soit un point M quelconque. Si l’on néglige les effets de bords, on peut considérer les armatures infinies. Dans ces conditions, tout plan passant par M et perpendiculaire aux armatures et un plan → − de symétrie pour la distribution de charge. Le champ E étant un vecteur polaire, il appartient, au point M, à l’intersection des plans de symétries passant par M soit, ici (M, ~uz ). On en déduit − → E (M, t) = E(M, t) ~uz Invariances : Si l’on néglige les effets de bord, la distribution de charges est invariante par translation de vecteur orthogonal à ~uz . On en déduit que le champ ne dépend que de z. On en déduit − → E (M, t) = E(z, t) ~uz Utilisons le théorème de Gauss sous forme locale. Comme ρ = 0 entre les armatures, on a ∂E(z, t) → − div( E ) = =0⇒ ∂t E(z, t) est indépendant de z On suppose que le champ électrique est nul loin des armatures. Le champ électrique étant homogène, il est nul à l’extérieur du condensateur. En appliquant la relation de passage pour le champ électrique au niveau de l’armature inférieure, de charge surfacique σ(t), on a σ(t) σ(t) Q(t) − → → − − → E (z = 0+ , t) − E (z = 0− , t) = ~uz ⇒ E (t) = ~uz = 2 ~uz {z } | ε0 ε0 πa ε0 entre les armatures → − =0 Un champ électrique variable induit des courants de déplacement qui génèrent un champ magnétique. Ces courants de déplacement sont suivant ~uz et uniformément répartis entre les armatures. Symétries : Soit un point M quelconque. Le plan passant par M et contenant l’axe (Oz) des armatures est un plan de symétrie pour la distribution de courants de déplacement. Le champ magnétique étant un vecteur axial, il est perpendiculaire, au point M, à tout plan de symétrie passant par M. On en déduit → − B (M, t) = B(M, t) ~uθ Invariances : La distribution de courants de déplacement est invariante par rotation autour de l’axe (Oz) : les → − composantes de B ne dépendent pas de θ en coordonnées cylindriques. On en déduit − → B (M, t) = B(r, z, t) ~uθ On applique le théorème d’Ampère généralisé à un cercle C de rayon r et d’axe (Oz) orienté par ~uz : I C → − − → B · dℓ = µ0 ZZ Σ(C) −→ − · − → d 2 S + µ0 ε0 ZZ → − → ∂ E −− · d2 S Σ(C) ∂t où Σ(C) est le disque de rayon r qui s’appuie sur C et dont le vecteur surface est orienté suivant ~uz . Tristan Brunier Page 11/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide La circulation vaut I C → − − → B · dℓ = I 2π [B(r, z, t) ~uθ ] · (rdθ ~uθ ) = 2πr B(r, z, t) 0 Entre les armatures, il n’y a pas de courant de conduction : seuls les courants de déplacement sont à prendre en compte dans le théorème d’Ampère généralisé. Toutefois, les courants de déplacement sont nuls à l’extérieur des armatures : il faut donc distinguer les cas r < a et r > a. Ici, on ne s’intéresse qu’au champ entre les armatures et, pour r < a, µ0 ε0 ZZ → − ZZ → ∂ E −− Q̇ Q̇ r2 2 ~uz · (dS ~uz ) = µ0 πr 2 = µ0 Q̇ 2 · d S = µ0 ε0 S a Σ(C) ∂t Σ(C) Sε0 On en déduit, entre les armatures 2πr B(r, z, t) = µ0 Q̇ µ0 Q̇ r r2 ⇒ B(r, z, t) = a2 2π a2 2. Avec Q(t) = Q0 cos(ωt), on a E(t) = Posons E0 = Q0 cos(ωt) ~uz πa2 ε0 et B(r, z, t) = − µ0 Q0 rω sin(ωt) ~uθ 2π a2 1 Q0 et c = √ de sorte que 2 πa ε0 µ0 ε0 E(t) = E0 cos(ωt) ~uz et B(r, z, t) = − E0 rω sin(ωt) ~uθ 2c2 3. La densité volumique d’énergie électrique vaut ue = 1 1 ε0 E 2 = ε0 E02 cos2 (ωt) 2 2 L’énergie électrique stockée dans le volume V entre les armatures vaut ZZZ πa2 e ε0 E02 cos2 (ωt) Ee = ue d3 V = 2 V On en déduit l’énergie électrique moyenne stockée entre les armatures πa2 e Q20 e 2 hEe i = ε0 E0 = 4 4πa2 ε0 4. La densité volumique d’énergie magnétique vaut um = 1 E02 2 2 1 B2 = r ω sin2 (ωt) 2µ0 2µ0 4c4 L’énergie magnétique stockée dans le volume V entre les armatures vaut ZZZ Z a Z 2π Z e ω2 3 2 Em = um d V = E0 r 2 sin2 (ωt) r dr dθ dz 4 8µ0 c V r=0 θ=0 z=0 Tristan Brunier Page 12/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide soit Em = πa4 eω 2 2 E sin2 (ωt) 16µ0c4 0 On en déduit l’énergie magnétique moyenne stockée entre les armatures hEm i = πa4 e ω 2 2 Q20 eω 2 E = 32µ0 c4 0 32πε0 c2 5. Déterminons le rapport de l’énergie magnétique sur l’énergie électrique α= Mais aω π τ = 8c 4 T a τ = c T = ω 2π avec hEm i a2 ω 2 = hEe i 8 c2 temps de propagation à l’échelle des armatures période des signaux Dans l’A.R.Q.S., τ ≪ T , soit aω/c ≪ 1. On en déduit hEm i ≪ 1 dans l’A.R.Q.S. hEe i L’énergie magnétique est négligeable devant l’énergie électrique dans l’A.R.Q.S. . 6. Le vecteur de Poynting est donné par → − − → E∧B − → Π = = µ0 " E0 E0 cos(ωt) ~uz ∧ rω sin(ωt) ~uθ 2c2 # µ0 Ainsi Q20 rω rω − → 2 E cos(ωt) sin(ωt) ~ u = cos(ωt) sin(ωt) ~ur Π = r 2µ0 c2 0 2πa2 La puissance rayonnée à l’extérieur du condensateur vaut Z −−→ → − Pray = Π (r = a, t) · d2 S Slat 2π = Z θ=0 Z e z=0 aω E 2 cos(ωt) sin(ωt) ~ur · (adθ dz ~ur ) 2µ0 c2 0 π a2 e ω 2 = E0 cos(ωt) sin(ωt) µ 0 c2 d’où Pray = Tristan Brunier Q20 ω e π a2 e ω 2 cos(ωt) sin(ωt) E cos(ωt) sin(ωt) = 0 µ 0 c2 πa2 ε0 Page 13/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide 7. La variation d’énergie électromagnétique par unité de temps vaut : dEem Q20 ω e cos(ωt) sin(ωt) = −Pray = − 2 dt πa ε0 car il n’y a pas de courant entre les armatures. Par intégration entre t = 0 et t, on obtient Q20 e 2 cos (ωt) − 1 Eem (t) − Eem (0) = 2πa2 ε0 Ainsi, si initialement, l’énergie est sous forme électrique Eem (0) = Q20 e 2πa2 ε0 alors Eem (t) = Q20 e cos2 (ωt) 2πa2 ε0 et l’énergie reste sous forme électrique : la contribution magnétique est négligeable. Remarque : Ce résultat peut paraître surprenant car nous n’avons pas supposé l’A.R.Q.S. valable. Toutefois, on remarque que le champ électrique sous la forme utilisé ne vérifie pas l’équation de Maxwell-Faraday dans les armatures → − ∂B → → − − →− rot( E ) = 0 6= − ∂t → − ∂B → − sauf si ≈ 0 , c’est-à-dire si l’A.R.Q.S. est vérifiée. Négliger les effets de bords ont été négligés ∂t revient à supposer l’A.R.Q.S. valable . Exercice VII : Impulsion du champ électromagnétique 1. L’équation de Maxwell-Faraday fournit ! → − ∂ ∂ ∂ ∂B → − →− ∧ (E0 cos(ωt − kz) ~ux ) = −rot( E ) = − ~ux + ~uy + ~uz ∂t ∂x ∂y ∂z soit − → ∂B = −k E0 sin(ωt − kz) ~uy ∂t en intégrant par rapport au temps et en négligeant les champs statiques (qui n’intervient pas dans le phénomène de propagation) : k − → B = E0 cos(ωt − kz) ~ux ω 2. Vérifions que les équations de Maxwell sont bien vérifiées sachant que l’équation de Maxwell-Faraday est nécessairement vérifiée d’après la question précédente. Tristan Brunier Page 14/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide → − ⋆ Calculons div( E ). ∂ ρ → − → − div( E ) = ∇ · E = [E0 cos(ωt − kz)] = 0 = ∂x ε0 L’équation de Maxwell-Gauss est bien vérifiée puisque ρ = 0 en l’absence de charge. → − ⋆ Calculons div( B ). ! k ∂ → − → − E0 cos(ωt − kz) = 0 div( B ) = ∇ · B = ∂y ω L’équation de Maxwell-flux est bien vérifiée. → − →− ⋆ Calculons rot( B ). → − →− rot( B ) = ∂ ∂ ∂ + ~uy + ~uz ~ux ∂x ∂y ∂z ! ∧ k E0 cos(ωt − kz) ~uy ω ! =− k2 E0 sin(ωt − kz) ~ux ω D’après l’équation de Maxwell-Ampère, en l’absence de courants de conduction, → − ∂E → − →− rot( B ) = µ0 ε0 ∂t avec → − ∂E = −ω E0 sin(ωt − kz) ~ux ∂t Les expressions obtenues pour les champs sont compatibles si l’équation de Maxwell-Ampère est vérifiée, c’est-à-dire si → − k2 ∂E → − →− rot( B ) = − E0 sin(ωt − kz) ~ux = µ0 ε0 = −ω µ0 ε0 E0 sin(ωt − kz) ~ux ω ∂t soit k2 = µ0 ε0 ω2 Or µ0 ε0 c2 = 1 où c est la célérité de la lumière dans le vide. On en déduit ω = kc . 3. La densité volumique d’énergie électromagnétique vaut uem = 1 1 1 1 k2 2 2 B 2 = ε0 E02 cos2 (ωt − kz) + E cos (ωt − kz) ε0 E 2 + 0 2 2µ0 2 2µ0 |{z} ω2 µ0 ε0 d’où uem = ε0 E02 cos2 (ωt − kz) La valeur moyenne de la densité volumique d’énergie électromagnétique vaut, avec hcos2 i = 1/2 : 1 huem i = ε0 E02 2 Tristan Brunier Page 15/16 Année 2010-2011 PSI - Lycée Bellevue Physique Électromagnétisme -Corrigé du TD n˚8 Équations de Maxwell dans le vide → 4. Déterminons la dimension de − g " # " # E 1 = [ε0 E 2 ] × [g] = [ε0 E B] = [ε0 E] × c c Or ε0 E 2 est homogène à une densité volumique d’énergie (en J.m−3 ) et c est homogène à une vitesse. On a donc M.L2 .T −2 T M.L.T −1 [impulsion] [g] = × = = L3 L L3 [volume] → − g est bien homogène à une impulsion volumique. 5. Un photon transporte l’énergie hν donc l’énergie transportée par un faisceau de n photons par unité de volume vaut nhν par unité de volume. Par identification avec l’énergie électromagnétique moyenne par unité de volume 1 1 Evol = n h ν = ε0 E02 =⇒ n = ε0 E02 2 2hν ω Or ν = . On obtient finalement 2π π ε0 E02 n= hω 6. Un photon d’énergie hν a une quantité de mouvement p = hν . L’impulsion d’un faisceau de n c hν photons par unité de volume vaut n par unité de volume. en utilisant l’expression de nhν et en c imposant une propagation suivant ~uz 1 hν − → ~uz = ε0 E02 ~uz p vol = n c 2c − Or le calcul de → g conduit à → − − → − → g = ε0 E ∧ B = ε0 E02 k cos2 (ωt − kz) ~ux ∧ ~uy ω |{z} =1/c soit, avec ω = kc, ε0 E02 ε0 E02 − → − → g = cos2 (ωt − kz) ~uz =⇒ h→ gi= ~uz = − p vol c 2c On retrouve un résultat en accord avec l’approche corpusculaire. Tristan Brunier Page 16/16 Année 2010-2011