Induction électromagnétique
1
Induction électromagnétique
Présentation qualitative du phénomène d’induction électromagnétique
2
Un circuit se déplaçant dans un champ magnétique permanent peut se comporter comme un générateur électrocinétique : il est le siège d’un phénomène d’induction. On parle alors d’induction de Lorentz.
Lorsqu’un circuit fixe est soumis à un champ magnétique variable, il est encore le siège d’un phénomène d’induction. On parle alors de phénomène d’induction de Neumann.
Dans le 1er cas, le déplacement du circuit à vitesse
r ev
(dans le référentiel du laboratoire)
dans le champ permanent r vq e
r 0B
∧
r 0B
de l’aimant entraîne l’apparition d’une force magnétique
susceptible de faire circuler les charges de conduction du circuit.
Dans le 2ème cas, le circuit, fixe dans le référentiel du laboratoire, voit apparaître un champ magnétique variable créé par l’aimant. L’équation de Maxwell-Faraday :
r Erot
−=
r B ∂ t ∂
montre l’apparition d’un champ électrique induit capable de mettre en mouvement les charges du circuit
3
Rappels d’électromagnétisme (« Equations locales de l’EM »)
Rappels sur les équations de Maxwell et le potentiel vecteur :
Les équations de Maxwell sont des équations locales qui expriment des relations entre le
champ EM
)
et ses sources
rr , ( BE
r ,( ) j ρ :
r Bdiv r Ediv
=
ρ ε 0
r Erot
−=
r Brot
=
r B ∂ t ∂ r j
µεµ + 0
0
0
=
0
(
Equation
du
flux
magnétique
−
Flux
)
(
Equation
de
Maxwell
−
Gauss
−
MG
)
(
Equation
de
Maxwell
−
Faraday
−
MF
)
(
Equation
de
Maxwell
−
Ampère
−
) MA
r E ∂ t ∂
4
r Définition des potentiels ( A
,V) :
r E
r A ∂ t ∂
Dans le cas du régime permanent
r B
r Arot
=
−=
grad
V
−
r A ∂ t ∂
r 0
=
, on retrouve l’expression classique
r E −=
grad
V
.
5
Potentiels permanents :
En régime permanent, les équations de Poisson se réécrivent sous la forme : r j
−=∆V
r A
0µ−=∆
et
ρ 0ε
Cette dernière équation a pour solution la solution bien connue (loi de Coulomb pour le potentiel électrostatique) :
( MV
)
=
1 4 πε 0
∫∫∫
(
D
)
)( S ρ SM
d τ
(On note M le point où l’on calcule le potentiel, S un point source de la distribution (D)
de charges, r = SM et
r r
=
SM
=
r ur
).
Chaque composante Ax, Ay et Az vérifient la même équation que V ; par conséquent :
r ( MA
)
=
µ 0 4 π
∫∫∫
(
D
)
r )( Sj SM
d τ
6
Approximation des régimes quasi-stationnaires (ARQS) :
• Nature de l’approximation :
Cette approximation consiste à négliger les retards qui interviennent dans les expressions des potentiels retardés, c’est-à-dire à utiliser en régime non permanent les potentiels instantanés suivants :
( ), tMVV
=
=
1 4 πε 0
∫∫∫
(
D
)
r r ( ), tMAA
=
=
µ 0 4 π
∫∫∫
(
D
)
ρ
,( tS
−
SM c
)
SM
r ,( tSj
−
SM c
)
SM
d τ
≈
1 4 πε 0
∫∫∫
(
D
)
ρ
),( tS SM
d τ
d τ
=
µ 0 4 π
∫∫∫
(
D
)
r ),( tSj SM
d τ
sont négligeables vis-à-vis Cette approximation est justifiée si tous les retards d’un temps T caractéristique de l’évolution de la distribution de charges et de courants. Si on suppose cette évolution périodique, T représente alors la période.
t =∆
SM c
7
L’ARQS néglige les phénomènes de propagation.
Si l’on note
cT=λ
la longueur d’onde du phénomène dans le vide, on a alors :
t =∆
SM c
<<
T
=
λ c
soit
SM
<<
λ
=
cT
=
c ν
Ainsi, l’ARQS décrit convenablement le champ EM d’une distribution (D) en des points dont les distances SM aux éléments de (D) sont faibles devant la longueur d’onde cT=λ
.
8
Détermination du champ électromagnétique
rr , ( BE
)
dans le cadre de l’ARQS :
Dans le cadre de l’ARQS, on peut donc calculer les potentiels à l’aide des mêmes formules qu’en régime stationnaire, valables à chaque instant :
( ), tMVV
=
=
1 4 πε 0
∫∫∫
(
D
)
ρ
,( tS
−
SM c
)
SM
r ,( tSj
−
SM c
)
D
)
SM
d τ
≈
1 4 πε 0
∫∫∫
(
D
)
ρ
),( tS SM
d τ
d τ
=
µ 0 4 π
∫∫∫
(
D
)
r ),( tSj SM
d τ
r r ( ), tMAA
=
=
L’expression du champ EM
(
µ ∫∫∫ 0 4 π rr ( BE ,
)
se déduit de ces deux expressions grâce aux relations :
r B
r Arot
=
et
r E
−=
grad
V
−
r A ∂ t ∂
9
r On note que la relation entre B est la même qu’en régime stationnaire puisqu’elle ne fait pas intervenir de dérivation par rapport au temps (mais seulement des dérivées d’espace). Par conséquent, la loi de Biot et Savart sera encore valable dans le cadre de l’ARQS.
r et A
r A ∂ En revanche, le champ électrique t ∂ l’ARQS, à un champ de Coulomb instantané du type :
grad
−=
r E
V
−
ne s’identifie pas, même dans
r E
=
En raison du terme d’induction
−
4 r A ∂ t ∂
1
πε ∫∫∫
0
(
D
)
τ
ρ
),( dtS 2
SM
r u
(champ électromoteur de Neumann).
10
Loi d’Ohm dans les conducteurs ohmique dans le cadre de l’ARQS :
La loi d’Ohm : pour un conducteur comme le cuivre par exemple, le temps de relaxation (« durée » de collision des porteurs de charges) est de l’ordre de
10−
s14
≈τ
.
Or on sait que, dans un conducteur, la loi d’Ohm est satisfaite si le temps caractéristique d’évolution du système T vérifie
τ>>T
.
Dans le cadre de l’ARQS, cette condition sera bien vérifiée.
Ainsi, dans le cadre de l’ARQS, la loi d’Ohm locale sera valable :
r j
=
r E
σσ −=
grad
V
+
r A ∂ t ∂
11
• Courant de déplacement dans un conducteur ohmique :
L’équation de Maxwell-Ampère s’écrit, compte tenu de la loi d’Ohm locale :
r Brot
=
r E εσµ 0
+
0
r E ∂ t ∂
On note T le temps d’évolution caractéristique de la distribution (D) (sa période d’évolution).
On peut comparer le courant de conduction avec le courant de déplacement : r E σ
r E ∂ t ∂
ε 0
=
T σ ε 0
≈
E σ E T
ε 0
Pour le cuivre de conductivité T en s). Ainsi, même si T est de l’ordre de
σ
=
10.6
7
1 −
1 −Ω 10−
. m s10
, ce rapport est de l’ordre de (soit une fréquence de 10 GHz) :
T1810
(avec
12
r E σ
r E ∂ t ∂
ε 0
8
10≈
Par conséquent, pour les régimes d’évolution justifiant l’emploi de la loi d’Ohm, le courant de déplacement est, au sein du conducteur ohmique, négligeable devant le courant de conduction.
L’équation de Maxwell-Ampère s’écrit alors :
r Brot
r E σµ 0
r j 0 =
µ
=
13
Equations de Maxwell dans un conducteur :
Finalement, dans le cadre de l’ARQS, le champ EM vérifie les équations de Maxwell « simplifiées » suivantes :
=
0
=
0
−=
r Bdiv r Ediv r Erot r Brot
r B ∂ t ∂ r j
0
=
= σµµ
0
r E
Ainsi, dans un conducteur, l’ARQS ne diffère des régimes stationnaires que par la prise en compte des phénomènes d’induction (équation de Maxwell-Faraday).
14
* Changement de référentiel :
Formule de changement de référentiel :
r Soit v dans un référentiel (R’) animé de la vitesse
la vitesse d’une particule de charge q dans un référentiel (R) et soit r ev
par rapport à (R).
r 'v
sa vitesse
On est amené à poser : (expressions de changement de référentiels galiléens du champ EM)
r r r vEE e
+
=
'
r B
∧
r r BB =
'
et
15
A - Cas d’un circuit fixe dans un champ magnétique dépendant du temps
(Cas de Neumann)
I) Circulation du champ électrique, loi de Faraday, loi de Lenz, définitions des coefficients d’inductance propre L et mutuelle M de deux circuits filiformes :
1 – Circulation du champ électrique :
On se place dans le référentiel du laboratoire. Le champ électrique est de la forme :
r E
−=
grad
V
−
r A ∂ t ∂
On considère un circuit filiforme (C) parcouru par un courant d’intensité i. La loi d’Ohm permet d’écrire que :
r j
r E σ
=
et
dR
=
l d σ
S
dR étant la résistance d’une longueur ld de conducteur. Par ailleurs,
i =
jS
.
16
On calcule la circulation du champ électrique le long d’une portion de conducteur allant de A à B :
rr l . dE
∫
Publicité
(
C
)
AB
−=
(
V
−
V
A
)
+
B
r A ∂ t ∂
r l
. d
−
∫
(
C
)
AB
Or :
17
rr l . dE
=
∫
∫
(
C
)
AB
(
C
)
AB
r j σ
r l
. d
=
∫
(
C
)
AB
i σ
S
l
. d
=
∫
(
C
)
AB
dRi
=
iR AB
Par conséquent :
iR AB
=
(
V
−
V
B
)
+
A
r A ∂ t ∂
r l
. d
−
∫
(
ABC
)
Dans la suite, on note eAB la circulation du champ électromoteur de Neumann long du circuit de A à B :
r A ∂ t ∂
−
le
Ainsi :
e
AB
= ∫
(
ABC
)
r A ∂ t ∂
r l
. d
−
V
A
−
V
B
=
iR AB
−
e
AB
18
On comprend alors que le champ magnétique dépendant du temps, source du champ électromoteur de Neumann, puisse créer une fém d’induction eAB et mettre ainsi en mouvement les charges de conduction du circuit.
V
A
−
V
B
=
iR AB
−
e
AB
(Schéma équivalent)
19
Cas particuliers :
• En circuit ouvert (i = 0) : alors
V
A
−
V
B
−=
e
AB
.
Le phénomène d’induction se traduit par l’apparition d’une ddp aux bornes du circuit ouvert.
• Le long d’un circuit fermé :
V
A
−
V
B
=
0
donc
e
AB
=
iR AB
.
20
2 – Loi de Faraday :
On considère le phénomène d’induction le long d’un circuit fermé (C) fixe dans le référentiel du laboratoire.
M
A
+
dS
B
n
(C)
surface S
La circulation du champ électromoteur de Neumann s’écrit, en utilisant le relation de Stockes :
e
AB
=
∫
(
C
)
AB
−
r A ∂ t ∂
r l
. d
−=
d dt
∫
(
C
)
AB
21
rr l . dA
−=
d dt
∫∫
(
S
)
r r SdBrot
.
Soit (loi de Faraday) :
e
AB
−=
d dt
∫∫
(
S
)
r r SdBrot
.
−=
d Φ dt
B
« La fém induite le long d’un circuit fermé fixe dans le laboratoire galiléen est opposée à la dérivée temporelle du flux magnétique à travers le circuit. »
22
3 – Loi de Lenz :
Le signe moins de la loi de Faraday résulte des conventions utilisées pour orienter la surface du circuit et définir la fém algébrique et, physiquement, de l’effet modérateur du courant induit.
La loi de Lenz traduit qualitativement cet effet. Elle permet de prévoir le sens du courant induit dans les cas simples et de vérifier son signe une fois le calcul algébrique effectué.
Enoncé de la loi de Lenz :
« Le courant induit a un sens tel que le flux induit qu’il crée s’oppose aux variations du flux inducteur. »
ou encore :
« La fém induite tend par ses conséquences à s’opposer à la cause qui lui a donné naissance. »
23
Exemple ; on considère le système suivant :
r La variation du champ magnétique B dans le temps est cause d’un flux magnétique variable à travers le circuit, appelé « flux inducteur » et d’une fém induite qui peut débiter un courant dans le circuit (appelé « courant induit »).
Contour (C)
Sens+
r b
r S
r B
i(induit) < 0
Face +
Face -
24
r Le courant induit créé un champ magnétique propre b responsable d’un flux magnétique à travers le circuit appelé « flux induit ».
ou « champ magnétique induit »
r Si le flux inducteur augmente (la norme du champ B d’après la loi de Faraday, la fém induite est négative.
augmente), sa dérivée est positive et
Le courant induit est alors négatif.
r Le champ induit b s’en déduit (règle de Biot et Savart) et le flux induit est donc négatif quand la variation du flux inducteur est positive : le flux induit s’oppose donc à la variation du flux inducteur, ce qui illustre, sur cet exemple, la loi de Lenz qui apparaît bien comme une loi de modération.
25
4 - Définitions des coefficients d’inductance propre L et mutuelle M de deux
circuits filiformes
a) Inductance propre :
Un circuit fermé filiforme (C) est parcouru par un courant d’intensité I ; son champ
magnétique propre
r (MBP
)
, donné par la loi de Biot et Savart, est proportionnel à I.
S(C)
r PB
r Sd
I > 0
(C)
Le flux du champ magnétique propre à travers le contour orienté par le sens positif du courant choisi ou « flux propre » est proportionnel à I : ∫∫
r r . SdB P
=Φ P
=Φ P
soit
LI
∝
I
(
S
)
26
Le coefficient L ne dépend que des caractéristiques géométriques du circuit et s’appelle coefficient d’auto-induction ou d’inductance propre du circuit (C).
Signe de L :
Si I > 0, le champ magnétique a le sens représenté sur la figure et le flux est donc positif, donc L > 0.
De même, si I < 0, le champ magnétique change de sens et le flux devient négatif. Par conséquent, L est un coefficient positif.
Le flux est exprimé en Weber et le coefficient L en Henry.
27
Exemples :
• Inductance propre d’un solénoïde :
Le champ magnétique à l’intérieur du solénoïde « infini » est
Le flux à travers N spires occupant une longueur L est :
r B
r zunI
.
0µ=
=Φ P
( µ 0
N l
I
)
NS
=
LI
avec
L
=
µ 0
2 SN l
AN : une bobine de longueur 10 cm comportant 100 spires dont le diamètre est de 1 cm a une inductance propre de l’ordre de 0,01 mH : le henry est une assez grande unité.
Des inductances propres plus importantes s’obtiennent avec une bobine à noyau de fer. Mais la relation donnant L est plus compliquée (L dépend non seulement de la géométrie du circuit mais aussi de l’intensité).
28
• Inductance propre d’une bobine torique de section rectangulaire :
On considère une bobine torique de section rectangulaire de hauteur h et de rayons a et b comportant N spires jointives parcourues par un courant I.
Un plan méridien est plan de symétrie ; en un point de ce plan, en cordonnées cylindriques, le champ propre est orthoradial et dépend a priori de r et de z :
r r θuzrBMB
),(
=
)
(
P
P
Les lignes de champs sont des cercles d’axe (Oz).
On applique le théorème d’Ampère à la ligne de champ de rayon r :
2 π
),( zrBr
=
µ 0
NI
soit
)( rB P
=
NI µ 0 2 π
1 r
Le champ ne dépend finalement pas de la cote z.
29
Le flux propre à travers les N spires vaut alors :
=Φ P
N
∫
b
a
( drhB
P
)
=
2 IN µ 0 2 π
h
ln
b a
On en déduit l’inductance :
L
=
2 hN µ 0 2 π
ln
b a
30
b) Inductance mutuelle, formule de Neumann :
Deux circuits filiformes (C1) et (C2) sont parcourus par des courants d’intensités I1 et I2.
créé par (C2), donné par la loi de Biot et Savart, est
r 2B
Le champ magnétique proportionnel à I2. r 2B
Le flux I1 est proportionnel à I2 :
12→Φ
de
à travers le contour fermé (C1) orienté par le sens positif du courant
Φ
12 →
=
IM 212 →
et
de
même
Φ
21 →
=
IM 121 →
31
Formule de Neumann :
Le flux du champ magnétique à travers une courbe fermée est égal à la circulation du potentiel vecteur dont il dérive :
Φ → 12
=
∫
(
C 1
)
r r . rdA 1 2
=
∫
(
C 1
)
I µ 20 4 π
∫
(
C
2
)
r rd 2 SS 21
r . rd 1
=
I µ 20 4 π
∫
(
C 1
)
∫
(
C
2
)
r r . rdrd 2 1 SS 21
Soit :
M
=→ 12
µ 0 4 π
∫
(
C 1
)
∫
(
C
2
)
r r . rdrd 2 1 SS 21
Du fait de la symétrie des indices :
MM =
12 →
=
M
21 →
=
µ 0 4 π
∫
(
C 1
)
∫
(
C
2
)
r r . rdrd 2 1 SS 21
(formule de Neumann)
32
M est appelé coefficient d’inductance mutuelle entre les deux circuits (C1) et (C2).
Contrairement à l’inductance qui est toujours positive, M est positive ou négative (selon l’orientation des circuits).
Publicité
Remarque : si on sait calculer des deux flux est compliqué alors que le calcul de l’autre est plus simple
, on en déduit M et
2
12→Φ
1→Φ
. Parfois, le calcul de l’un
33
Exemple : (inductance mutuelle de deux spires)
Soient deux spires, l’une de rayon R et d’axe (Oz) et une seconde spire de même axe et de rayon a<<R. Ces deux spires sont à une distance d l’une de l’autre.
Calculer les coefficients
M
→ Met
1
2
1 →
2
et montrer qu’ils sont égaux.
I1
R
z
Spire (1)
a
I2
Spire (2)
d
34
II) Bilan énergétique de l’établissement du courant dans un ensemble de deux circuits filiformes indéformables et fixes : énergie magnétique (expression en fonction des courants et des coefficients d’inductance)
1) Loi d’Ohm généralisée :
On considère deux circuits filiformes (C1) et (C2) en couplage mutuel. Alors, en l’absence d’autres sources de champs magnétiques :
I2
+
I1
+
(C1)
(C2)
=Φ 1
IL 11
+
MI
2
et
35
=Φ 2
IL 22
+
MI
1
Si les circuits sont rigides et immobiles dans le référentiel du laboratoire, les fém d’induction valent :
e 1
−=
1
d Φ dt
−=
L 1
dI 1 dt
−
M
dI 2 dt
et
e
2
−=
2
d
Φ dt
−=
L
2
dI 2 dt
−
M
dI 1 dt
La ddp aux bornes de chaque circuit est alors :
u 1
=
IR 11
−
e 1
=
IR 11
+
L 1
dI 1 dt
+
M
dI 2 dt
et
u
2
=
IR 22
−
e
2
=
IR 22
+
L
2
dI 2 dt
+
M
dI 1 dt
36
2) Energie magnétique d’un système de deux circuits :
La puissance électrique reçue par les deux circuits vaut :
IuP = 11
+
Iu 22
Soit :
P
=
2
IR 11
+
d dt
1 2
2
IL 11
+
MI
1
dI 2 dt
+
IR 22
2
+
d dt
1 2
2
IL 22
+
MI
2
dI 1 dt
IRP = 11
2
+
IR 22
2
+
d dt
1 2
2
IL 11
+
d dt
1 2
2
IL 22
+
M
d dt
(
II 21
)
Finalement :
P
=
(
IR 11
2
+
IR 22
2
)
+
d dt
1 2
2
IL 11
+
1 2
2
IL 22
+
IMI 21
On reconnaît d’une part la puissance dissipée par effet Joule et on définit d’autre part :
37
Em
=
1 2
2
IL 11
+
1 2
2
IL 22
+
IMI 21
comme étant l’énergie magnétique du système des deux circuits, en l’absence d’autres sources de champs magnétiques et en prenant comme convention que cette énergie est nulle lorsque les courants sont nuls.
Relation entre L1, L2 et M :
L’énergie magnétique est nécessairement positive. On pose
x =
I I
1
2
, alors :
Em 2 I
2
=
1 2
2
xL 1
+
1 2
L
2
+
Mx
>
0
soit
2
xL 1
+
2
LMx +
2
>
0
(quel que soit x)
Cette dernière condition est réalisée si le discriminant du polynôme est négatif, soit :
=∆
4
M
2
−
4
LL 21
<
0
soit
M
<
LL 21
38
Couplage idéal :
On a vu que
M ≤
1LL
2
. On pose :
k =
M
1LL
2
le coefficient de couplage entre les deux circuits.
Ce coefficient est compris entre 0 et 1.
Le cas limite k = 1, soit 2 du champ magnétique créé par un des deux circuits traversent l’autre circuit.
correspond au cas où toutes les lignes de champ
M =
1LL
Il s’agit du cas idéal du couplage parfait.
39
Exercice sur les circuits couplés :
On considère désormais le circuit suivant :
C
v1
i1
L
M
i2
L
C
v2
E
40
Autre définition de l’inductance propre d’un circuit :
On considère un circuit (filiforme ou non) sans interaction mutuelle avec un autre circuit.
Pour étendre la définition de L, on peut identifier les deux expressions de l’énergie magnétique, soit :
1 2
2
LI
=
∫∫∫
( V
)
B
2 propre 2 µ 0
d τ
41
Exemple d'application ; le transformateur idéal :
42
B - Cas d’un circuit mobile dans un champ magnétique stationnaire
la vitesse d’un élément du circuit
la vitesse des porteurs de
r 'v
(Cas de Lorentz)
I) Circulation du terme v e ∧∧∧∧ B, loi de Faraday :
On considère un conducteur mobile (C). on note
r ev
situé au point M par rapport au référentiel du laboratoire et charges lorsqu’ils passent au point M.
43
r D’après la loi de composition des vitesses, la vitesse v M, évaluée dans le référentiel du laboratoire est : r r += ' evv
r v
des porteurs de charges au point
On suppose que, dans le référentiel du laboratoire, règne un champ EM dont la
composante magnétique est permanente, de telle sorte que
r E −=
grad
V
r A ∂ t ∂
r 0
=
et donc :
Le champ EM dans le référentiel du conducteur est alors, en utilisant les relations de transformations des champs :
r r r vEE e
=
+
'
r B
∧
r r ' BB =
et
44
Ainsi, dans le référentiel du conducteur, apparaît un champ électromoteur mE non conservative, susceptible de mettre en mouvement relatif les porteurs de charges :
r à circulation
r B
r E
r v e
∧
=
m
45
Entre A et B, la circulation de ce champ donnera la fém induite entre ces deux points : r l
r l
r ). dB
∧
r . dE m
r v e
(
=
∫
(
C
)
AB
e
=
AB
∫ Pour un circuit mobile fermé : ∫
=
e
(
C
AB
(
C
)
AB
r . dE m
r l
=
∫
)
(
C
)
AB
r v e
(
r ). dB
r l
∧
46
Remarque :
On peut montrer que, pour un champ magnétique permanent, la loi de Faraday est valable :
e
−=
d Φ dt
où Φd déplacement du circuit pendant l’intervalle de temps dt.
représente la variation du flux du champ magnétique à travers le circuit lors du
47
II) Exemple : barre lancée sur des rails
La barre (AB), de longueur a et de masse m, de centre de masse d’abscisse x(t) et de &= ) est lancée avec une vitesse initiale v0 sur des rails métalliques vitesse (avec sur lesquels elle glisse sans frottement.
r xuv
r v
=
v
x
Elle constitue avec les rails de résistance négligeable un circuit rectangulaire (C) de résistance R constante et d’inductance négligeable et dont la surface à l’instant t est )( tS
)( tax
=
.
r r zuBB =
a
B r l
=
d
r l yud r v =
r xuv
A
+
x
Ce circuit est placé dans un champ magnétique permanent (C).
r r zuBB =
d’origine extérieure à
On souhaite déterminer la fém induite et la loi de vitesse de la barre.
48
• Détermination de la fém induite :
1ère méthode de calcul (utilisation de la loi de Faraday) :
Pendant l’intervalle de temps dt, la variation du flux magnétique est :
La fém induite vaut donc :
d
=Φ
Ba
dx
=
Bav
dt
e
−=
d Φ dt
−=
Bav
2ème méthode de calcul (circulation du champ électromoteur) :
La circulation du champ électromoteur entre A et B vaut (elle est nulle le long du reste du circuit qui, lui, est immobile) : r ∫ l
r r ). dBv
r l ud
r uB
Publicité
dvB
Bav
−=
−=
uv
∫
∫
∧
∧
).
=
=
e
l
(
(
B
B
B
x
y
z
A
A
A
On retrouve bien évidemment le même résultat.
49
Le circuit peut alors être modélisé par :
r r zuBB =
B
e
x L’intensité qui traverse le circuit se calcule par la loi de Pouillet :
A
+ i
e
=
Ri
soit
i
−=
Bav R
Ainsi, pour v > 0, on en tire i < 0 : ce résultat pouvait être prévu à l’aide de la loi de Lenz. En effet, lorsque la tige se déplace vers la droite, le flux inducteur (positif) augmente. Par conséquent, le flux induit doit être négatif, ce qui correspond bien à un courant induit dans le sens négatif.
50
• Loi de vitesse v(t) :
La barre est soumise (horizontalement du moins) à la force de Laplace : r r uaiF
r uF
r uB
iaB
r u
∧
=
=
=
x
x
y
z
Ainsi, pour i < 0, F < 0 : ce résultat peut là encore être prévu par la loi de Lenz.
En effet, l’apparition d’une force de freinage négative est bien un effet modérateur tendant à s’opposer à la mise en mouvement de la barre. Le théorème du CI appliqué à la barre donne enfin :
m
dv dt
=
iaB
−=
22 aB R
v
soit
dv dt
−=
22 aB mR
v
Le terme
aB 22 R
joue le même rôle qu’un coefficient de frottement fluide. On pose
=τ
mR 22aB
(temps caractéristique du régime transitoire), alors :
t − τ
v
= 0
ev
51
Remarque : (application de la loi de Lenz aux courants de Foucault)
Selon un principe analogue à celui du montage précédent, les courants de Foucault induits dans les conducteurs massifs mobiles dans des champs magnétiques permanents sont à l’origine de forces de Laplace qui tendent à s’opposer au mouvement qui leur donne naissance. Tel est le principe du freinage électromagnétique, utilisé notamment pour les poids lourds et les TGV.
52
53
54
• Aspect énergétique (exemple de transducteur) :
On reprend l’équation électrique (E) et l’équation mécanique (M) du circuit :
(E) :
e
=
Ri
−=
Bav
et (M) :
m
dv dt
=
F
=
iaB
Afin de faire intervenir des puissances, on multiplie l’équation (E) par i et l’équation (M) par v :
ei
=
Ri
2
−=
iBav
et
mv
dv dt
=
Fv
=
iaBv
On note
Ec =
2
mv
1 2
l’énergie cinétique de la barre ; alors :
dEc dt
−=
2Ri
55
L’énergie cinétique perdue par la barre se retrouve intégralement sous forme d’effet Joule dans la résistance : la barre joue le rôle de convertisseur d’énergie mécanique en énergie électrique finalement dissipée par effet Joule en chaleur.
On peut également envisager le cas où la barre est initialement fixe et où l’introduction le long du circuit d’une source de tension (une pile par exemple) engendre un courant. La barre se met alors en mouvement sous l’action des forces de Laplace et le même système joue le rôle de récepteur en convertissant cette fois de l’énergie électrique en énergie mécanique ; on a en fait le principe d’un moteur électrique.
D’une manière générale, on appelle « transducteur électromécanique » un système qui est susceptible de transformer l’énergie mécanique en énergie électrique et réciproquement.
56
III) Rendement fondamental des transducteurs électromécaniques :
1) Puissance de la fém induite et puissance des forces de Laplace :
On considère un porteur de charge plongé dans un champ magnétique indépendant du r par rapport au conducteur, lui-même se déplaçant à la temps et se déplaçant à la vitesse v vitesse
par rapport au référentiel du laboratoire (R0).
r ev
57
Dans ce référentiel, le porteur de charge a une vitesse (
r ( vq
+
r v e
)
∧
r B
Lorentz
dont la puissance est nulle :
r [ ( vq
r v e
+
)
∧
r r ] .( vB
r v e
+
)
=
0
r v
+
r ev
) et subit la force de
Cette puissance peut être décomposée en 4 termes dont deux sont nuls :
r
rr ). vBvq ∧
(
+
r
rr ). vBvq ∧ e
(
r ( vq e
+
∧
rr ). vB
r ( vq e
+
∧
rr ). vB e
r
rr ). vBvq ∧ e
(
=
r ( vq e
+
rr ). vB
∧
Dans un volume élémentaire dτ, le nombre de porteurs de charge est n.dτ et la puissance volumique de la force de Lorentz devient :
r fd
rr [ ). nd vBvq = τ ∧ e
r
(
r ( vq e
+
rr ]vB ).
∧
Le terme
nd
τ
r ( ∧ vq e
rr ). vB
représente la puissance volumique de la force appliquée aux
évaluée dans le référentiel du charges due au champ électromoteur m conducteur ; en sommant sur tout le volume du conducteur, on obtient la puissance de la fém induite, notée Pe :
r E
r v e
=
r B
∧
58
P e
=
∫∫∫
( V
)
r ( vq e
rr ). vB
∧
nd
τ
=
∫∫∫
( V
)
r v e
(
rr ). djB
τ
=
∧
∫
(
C
)
r v e
(
r ). idB
r l
∧
=
ei
Interprétation du terme
nd
τ
rr r ( ∧ ). evBvq r
nd
τ
:
rr ). vBvq ∧ e
(
r dj
τ
∧
rr ). vB e
=
(
Ce terme apparaît comme la puissance de la force de Laplace subie par l’élément de volume dτ.
Finalement, par intégration :
P e
+
P L
=
ei
+
P L
0=
La puissance de la force électromotrice d’induction est compensée par celle des actions de Laplace exercée sur le circuit.
59
2) Rendement d’un transducteur électromécanique :
Les moteurs et générateurs électriques sont des convertisseurs de puissance susceptibles de produire de la puissance mécanique à partir d’une source électrique ou de la puissance électrique à partir d’une excitation électrique (des transducteurs électromécaniques).
Théoriquement, les deux sens de conversion sont en général possibles, mais les appareils sont en général adaptés techniquement à un seul mode de fonctionnement.
S’il était possible de faire abstraction des résistances, le rendement serait de 100% : en effet, la puissance mécanique est celle des actions de Laplace et la puissance électrique est, en l’absence de résistance, celle de la fém d’induction. D’après le paragraphe précédent, ces deux puissances sont égales en valeur absolue.
On peut ainsi dire que le rendement fondamental d’un transducteur électromécanique est égal à 1.
60
IV) La roue de Barlow, ancêtre des générateurs et des moteurs électriques :
On envisage un moteur électrique constitué d'un disque métallique de rayon a, libre de tourner autour de son axe horizontal Oz avec un moment d'inertie J et plongé dans un champ magnétique uniforme et stationnaire B=-Buz, avec B>0. Ce disque est fermé par un fil électrique issu de son centre O et par un contact avec un bain de mercure en un point A sur un générateur de fém E constante et une résistance R via un interrupteur K. On néglige la résistance du disque et celle du générateur. On néglige l'inductance propre du circuit.
On note i l'intensité du courant et ω la vitesse angulaire de rotation du moteur. Le
courant étant nul et la roue au repos, on ferme l'interrupteur K.
B
Mercure
. Oz
O
A
A
i
(K)
E
R
61
Le disque, parcouru par un courant imposé par le générateur, se met en mouvement (dû aux forces de Laplace dans un champ magnétique) ; ce mouvement va créer une fém d’induction (cas de Lorentz) dont les effets vont s’opposer à la cause de ce mouvement.
Il y a couplage entre i(t) et ω(t) : la roue de Barlow constitue un exemple de « transducteur électromécanique », c’est-à-dire de système susceptible de transformer l’énergie mécanique en énergie électrique et réciproquement.
Dans un 1er temps (voir à la fin de ce paragraphe), on admet que les forces de Laplace subies par le disque sont équivalentes à celles que subirait un conducteur filiforme confondu avec le rayon OA et parcouru par un courant d'intensité i.
On va établir l'équation différentielle du problème en supposant que la roue est soumise à un couple de frottements de la forme -fω.
62
= Un élément de longueur soumis à la force de Laplace :
d
r l
r rudr
du conducteur filiforme fictif OA , centré en M, est
r iFd =
r udr
r
r ) uB
z
( −∧
=
iB
r θudr
Le moment élémentaire de cette force par rapport à l’axe (Oz) est :
d =Γ z
r ur
(
∧
r
rr ). uFd
=
iB
rdr
z
Le moment total par rapport à l’axe vaut donc :
z =Γ
2
iBa
1 2
Le théorème scalaire du moment cinétique donne ensuite (dans le référentiel galiléen du laboratoire) :
J
d ω dt
=
1 2
2
iBa
−
f ω
C’est l’équation différentielle (M) obtenue par les lois de la mécanique.
63
On va déterminer maintenant l’équation électrique du système.
La fém d’induction qui apparaît peut se calculer selon :
e
OA
= ∫
a
0
r ( ur ω θ
r uB
r udr
) .)
r
z
( −∧
−=
2
aB ω 2
On peut également dire que, pour un transducteur électromécanique dans un champ magnétique stationnaire, la puissance des forces de Laplace et la puissance de la fém induite sont opposées. Par conséquent :
Soit :
P e
=
ei
−=
P L
Γ−=
ωz
e
−=
Γ
ω z i
−=
2aB ω 2
La loi des mailles dans le circuit électrique équivalent donne l’équation électrique (E) :
E
−
Ri
e =+
0
Ri
=
E
−
2ωBa 2
soit
64
En éliminant i entre les équations (E) et (M), on obtient :
Soit :
J
d ω dt
=
1 2
2
Ba
E
−
2 ω
Ba 2
R
−
f ω
J
d ω dt
+
f
+
42 aB 4 R
= ω
2 EBa 2 R
La roue étant immobile à t = 0, il vient :
ωω = l
1(
−
e
−
t τ
)
avec
1 τ
=
f J
+
42 aB 4 RJ
et
ω l
=
2
2 EBa
4
Rf
+
42 aB
Le moteur atteint une vitesse angulaire limite lω au bout d’un intervalle de temps de l’ordre de τ.
65
On obtient l’intensité par :
Soit :
i