Cours de mécanique M12-Chute libre avec frottements 1 Introduction Nous avons m

Cours de mécanique M12-Chute libre avec frottements 1 Introduction Nous avons modélisé au chapitre précédent le corps qui chute dans le champ de pesanteur en considérant que les frottements de l’air étaient négligeables. Cette supposition n’ayant qu’une utilité théorique, nous complexifions ici notre modèle en tenant compte de ces frottements : comment ceux-ci vont modifier la trajectoire du corps qui chute ? Ce sera l’occasion de voir que ces frottements peuvent être de deux types, linéaires ou quadra- tiques, nous avons alors rencontré deux types d’équations différentielles : la résolution de la première ne nous posera pas de problème ; mais la résolution de la seconde est moins aisée : nous en profiterons pour voir une méthode numérique itérative permettant d’approcher la forme de la solution : la méthode d’Euler. Enfin parmi les deux modèles de forces de frottement, lequel se révèle le plus juste pour étudier le parachutisme ? Nous tenterons une réponse à l’aide de la mécanique des fluides. 2 Problème 3 Un parachutiste de masse 80 kg réalise un saut depuis un hélicoptère. La première partie du saut, celle qui nous intéresse ici, est réalisée sans parachute. Quelles sont les caractéristiques de celle-ci sachant que les frottements de l’air ne sont pas négligeables ? 3 Système Le système étudié est le sauteur considéré ponctuel. 4 Référentiel et base On étudie son mouvement dans un référentiel terrestre lié au sol (à son point de chute), ce référentiel est considéré galiléen pendant la durée de la chute. On utilisera une base cartésienne à une dimension pour suivre l’évolution du sauteur : un axe Oz vertical ascendant avec origine au point de chute constituera le repère d’étude. On considère en effet que le mouvement du parachutiste est strictement vertical. 5 Forces 5.1 Bilan des forces — Le sauteur est soumis à son poids noté − → P , force à distance exercée par la Terre sur lui. — Il est soumis aux forces de frottements de l’air, modélisées par une force de contact notée − → f . Cette force peut aussi être nommée résistance de l’air. 1 Mécanique M12-Chute libre avec frottements 5.2 Deux types de forces de frottements 5.2 Deux types de forces de frottements La force de frottements de l’air peut prendre deux formes : Frottements linéaires Dans le cas d’une vitesse faible, la force de frottement est proportionnelle à la vitesse : − → f = −k − → v (1) On parle de frottements linéaires. k est une constante qui dépend de la nature du fluide et des caractéristiques de l’objet. Par exemple pour une sphère de rayon r, on a k = 6 π η r où η est la viscosité du fluide. Frottements quadratiques Dans le cas d’une vitesse importante, la force de frottement est proportionnelle au carré de la vitesse : − → f = −k′ v − → v (2) On parle de frottements quadratiques. k′ est aussi une constante qui dépend du fluide et des caractéristiques de l’objet mais elle prend une autre forme que k : Son expression est du type k′ = 1 2 η Cx S avec η la viscosité du fluide, S la surface frontale de l’objet et Cx le coefficient de trainée (appelé dans le langage courant coefficient de pénétration dans l’air) qui dépend de la géométrie du corps. Par exemple, voici trois géométries et trois valeurs de Cx : − → v Cx = 1.32 − → v Cx = 0.45 − → v Cx = 0.04 Ce coefficient de trainée peut se calculer pour une sphère lisse (sans rugosité) dans le cas d’écoulement à faible vitesse (à faible nombre de Reynolds), il dépend alors du nombre de Reynolds. Pour des écoulements turbulents (à grand nombre de Reynolds > 103), on mesure le Cx en soufflerie. En sachant qu’il est constant pour un corps donné. 6 Utilisation de la 2ème loi de Newton X − → F = m − → a ⇐ ⇒− → P + − → f = m − → a (3) 7 Résolution du problème dans le cas de frottements linéaires 7.1 Equation différentielle Le PFD donne : m − → g −k − → v = m − → a . 2 Mécanique M12-Chute libre avec frottements 7.2 Solution de l’équation différentielle On projette maintenant cette relation sur l’axe Oz vertical ascendant. −m g −k vz = m a ⇐ ⇒m dvz dt + k vz = −m g (4) ⇐ ⇒dvz dt + k m vz = −g (5) On obtient donc une équation différentielle en vz, linéaire du premier ordre à coefficients constants. On sait résoudre cette équation mathématiquement. Une fois l’expression de la vitesse vz obtenue, on en déduira la position par intégration. Une notation particulière Souvent ce type d’équation sera écrite ainsi : dvz dt + vz τ = −g avec τ = m k La notation τ fait référence à un temps. En effet, la grandeur τ = m k est un temps caractéristique de la fonction v = f(t), comme nous allons le voir par la suite. 7.2 Solution de l’équation différentielle 7.2.1 Principe Une équation différentielle linéaire avec second membre se résout en deux temps : — on cherche d’abord la solution sh de l’équation homogène, c’est à dire l’équation sans second membre ; — on cherche une solution particulière sp, c’est à dire une solution qui a même forme que le second membre (si le second membre est constant, la solution particulière recherchée sera une constante). La solution de l’équation différentielle avec second membre est la somme de la solution homogène et de la solution particulière : s = sh + sp. Attention, dans la solution de l’équation homogène apparaissent souvent des constantes (une si l’équation est du premier ordre, deux si elle est du deuxième ordre). La détermination de ces constantes à l’aide des conditions initiales doit être menée en tenant compte de la solution particulière. 7.2.2 Pour notre problème On recherche la solution de l’équation complète (5), qui est une vitesse. Solution de l’équation homogène Equation homogène : dv dt + v τ = 0 = ⇒ Solution : vh = A exp  −t τ  avec A une constante On peut vérifier en dérivant une fois vh que cette solution vérifie l’équation homogène. 3 Mécanique M12-Chute libre avec frottements 7.3 Courbe |vz| = f(t) Solution particulière Le second membre étant constant (égal à −g), on cherche une solution particulière vp = cste. Alors dvp dt = 0 et on obtient vp = −g τ. Solution globale On a donc : vz = A exp  −t τ  + −g τ (6) On peut maintenant déterminer A à l’aide des conditions initiales : A t = 0 : v(t = 0) = 0 = A −g τ ⇐ ⇒A = g τ (7) Et finalement : vz = g τ  exp  −t τ  −1  (8) Attention, rappelons que cette vitesse est négative puisque le corps qui chute se dirige suivant l’axe Oz descendant. 7.3 Courbe |vz| = f(t) et caractéristiques 7.3.1 Courbe On souhaite visualiser la norme de la vitesse en fonction du temps. Son expression est donc : |vz| = g τ  1 −exp  −t τ  (9) Voici la courbe obtenue : 0 10 20 30 40 0 20 40 60 69.5 vlim Cas des frotte- ments linéaires t(s) |vz|(m.s−1) Figure 1 – Vitesse du parachutiste dans le cas de frottements linéaires La vitesse augmente d’abord fortement, puis de plus en plus faiblement pour atteindre une valeur limite. 4 Mécanique M12-Chute libre avec frottements 7.3 Courbe |vz| = f(t) 7.3.2 Vitesse limite — La valeur de la vitesse limite peut être obtenue en calculant la limite de |vz(t)| quand le temps tend vers l’infini : lim t→∞|vz(t)| = lim t→∞g τ  1 −exp  −t τ  = g τ (10) — On peut également la trouver à partir de l’équation différentielle (5). En effet, la vitesse limite est constante, on a ainsi : dvz lim dt + vz lim τ = −g ⇐ ⇒0 + vz lim τ = −g (11) ⇐ ⇒vz lim = −g τ (12) ⇐ ⇒|vz lim| = g τ (13) 7.3.3 Temps caractéristique La grandeur τ = m k est caractéristique de l’évolution de la vitesse dans le temps. Dans ce type d’évolution, on parle de régime transitoire et de régime permanent : — le régime est transitoire tant que la vitesse évolue ; — le régime est permanent lorsque la vitesse limite est atteinte. Le temps τ est un bon indicateur pour savoir quand on passe d’un régime à l’autre : on considère qu’au bout de 5τ, le régime permanent est atteint. Détermination de τ On peut obtenir la valeur de τ graphiquement : on cherche l’abscisse du point d’intersection entre la tangente à la courbe en t = 0 et l’asymptote quand t →∞de la courbe |vz| = f(t). On obtient ainsi la limite entre régime transitoire et régime uploads/s3/ m12-chute-libre-frottements-pdf.pdf

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