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Lois de Newton - Oscillateurs harmoniques PHR 101

1 N. Fourati_Ennouri

1. Les lois de Newton

Ce sont des lois qui permettent de lier étroitement les deux notions de force et de

mouvement.

Cette connaissance s'appuie tout particulièrement sur les travaux et le raisonnement logique

de Galilée (1564-1642) et de Newton (1642-1727).

La mécanique classique repose sur un système de trois lois fondamentales formulées par

I. Newton sur la base des connaissances expérimentales de son époque :

Loi d'Inertie

Loi du Mouvement

Loi d'égalité action-réaction

Nous nous limiterons, dans cette leçon, à l'énoncé des lois de Newton dans le cas d'une

particule solide de masse m.

Nous définissons tout d’abord la "quantité de mouvement" d'une particule de masse m et de

vitesse v

par le vecteur :

vmp = [2.1]

La quantité de mouvement, comme la vitesse sont toujours tangentes à la trajectoire. Son

unité est le Kg.m.s-1.

1.1. Loi d'Inertie

Jusqu'au XVIème siècle, on considérait que si aucune force ne s'exerçait sur un objet mobile,

cet objet ralentissait, puis s'arrêtait. Galilée affirma le premier que cette conception était

erronée. Il est exact qu'un palet glissant sur une patinoire ralentit et finit par s'arrêter ; mais il

est faux qu'aucune force n'agisse sur le palet. La surface de la glace exerce sur le palet une

force de frottement qui le freine et l'oblige à s'arrêter.

La "première Loi de Newton", découverte par Galilée, dit que si un corps mobile n'est soumis

à aucune force, il continue éternellement à se déplacer dans la même direction et à la même

vitesse.

000 =⇒=⇒=⇒==⇒= adt

vdm

dt

pdctevmpctev [2.2]

C'est la relation de conservation de la quantité de mouvement pour une particule de masse

constante. Par ailleurs, la vitesse v

étant constante, l’accélération est donc nulle et le

mouvement est rectiligne uniforme.



1.2. Loi du mouvement. Quantité de Mouvement

La loi du mouvement appelée aussi principe fondamental de la dynamique peut s'énoncer

comme suit :

La résultante F

des forces extérieures appliquées à un mobile est égale à la dérivée par

rapport au temps t de sa quantité de mouvement p

.

On peut écrire cette loi sous la forme :

∑ == amdt

pdmF ext [2.3]

Comment utiliser cette loi dans la pratique ?

• Première étape : faire le bilan des forces appliquées sur le mobile

• Ecrire la Loi de Newton sous forme vectorielle : ∑ == amdt

pdF ext

• Faire les projections sur les axes adéquats.

1.3. La loi d'égalité ou d’actions réciproques ou d’action et réaction

"Tout corps qui exerce une force sur un autre corps est soumis de la part de ce dernier à une

force égale et de sens opposé.

A sur B B sur AF = F−

Notation :

AB BAF = F −

[2.4]

Exemple : Propulsion des avions à réaction et des fusées. Le moteur d'un avion à réaction ou

d'une fusée produit des gaz de combustion et les refoule vers l'extérieur. La réaction des gaz

produit une force en sens inverse qui fait avancer l'avion ou la fusée.

2. Les forces

L’application des lois de la mécanique nécessite de faire un bon bilan des forces s’exerçant

sur le système.

Il existe deux types de forces :

- Forces d’interaction à distance : exemples les forces de gravitation, les forces

électromagnétiques et les forces nucléaires de cohésion.

- Les forces de contact : exemple les forces de frottement et de tension.



3. Travail d’une force

On considère le cas d’une force )(MFF = qui se déplace d’un point A à un point B sur une

courbe quelconque.

On décompose le trajet en une succession de déplacements élémentaires dl infiniment petits

et donc rectilignes. Ces trajets sont suffisamment petits pour pouvoir considérer le vecteur

force comme constant sur le déplacement.

d l

d l

d l

d l

Figure. 1 : Définition du travail

L’expression du travail élémentaire est donnée par la relation :

dlFW .=δ [2.5]

Pour obtenir le travail total ABW (F)

de la force )(MFF = sur le déplacement de A à B, il

suffit d’intégrer le travail élémentaire entre A et B :

∫ ∫==→

B

A

B

A

BA dlFWW .δ [2.6]

Le travail d'une force est une grandeur algébrique ; trois cas sont possibles :

0

0

0

A B

A B

A B

W la force ne travaille pas

W Travail moetur

W Travail resistant

→

→

→

= ⇒

⟩ ⇒ ⟨ ⇒

On peut classer les forces autrement que par leurs natures :

- Forces conservatives : Ce sont des forces dont le travail ne dépend pas du chemin suivi

mais uniquement de la position initiale et la position finale.

Exemples : le poids, la tension du ressort, …

- Forces dissipatives : Ce sont toutes les autres forces dont le travail dépend du chemin

suivi.

Exemple : forces de frottement dont le travail est toujours résistant (W < 0).



Exemple :Travail de la force du poids sur un trajet quelconque

Le poids d'un corps peut être considéré comme une force constante à la condition de rester

dans une région de l'espace pas trop étendue. Cette force intervient à chaque fois qu'on étudie

un système mécanique sur Terre. Pour cette raison, il est important de savoir effectuer le

calcul du travail du poids d'un corps sur un déplacement donné.

Considérons un point M de masse m se déplaçant d'un point A à un point B et calculons le

travail du poids de ce corps au cours de ce déplacement. Le déplacement de A à B est supposé

quelconque c'est -à-dire que le chemin qui mène de A à B peut prendre différentes

trajectoires.

D'après la relation [2.6], on peut écrire :

( ) B

AA BW P P . dl→

= ∫

En utilisant les composantes des vecteurs P

et AB

dans la base cartésienne ( )x y zO,u ,u ,u

du

repère (0, x, y, z), on a :

( )0 dx

W P P.d l 0 . dy mg dz

mg dz

δ = = = − −

Appelons ∆h La différence d'altitude entre le point d'arrivée B et le point de départ A.

L'expression du travail du poids en fonction de la différence d'altitude est donc :



( )B

B

AA BA

W P P . d mg dz mg hl→

= = − = − ∆∫ ∫

Le travail du poids ne dépend pas du chemin suivi mais uniquement de la différence d'altitude

entre le point de départ et d'arrivée.

• Si ∆h < 0 alors ( )A BW P→

> 0 : le point M descend et le travail du poids est moteur ;

• Si ∆h > 0 alors ( )A BW P→

< 0 : le point M monte et le travail du poids est résistant.

4. L’énergie en mécanique

4.1. L’énergie cinétique : une énergie liée au mouvement

On définit l’Ec pour un point matériel de masse m se déplaçant à la vitesse v

par :

2

21

mvEC = [2.7]

La variation d’Ec d’un point matériel, soumis à un ensemble de forces extérieures, entre un

point A et un point B est égale à la somme des travaux de toutes les forces appliquées entre

ces deux points :

2 21 1

2 2

extiC C B A i

A B

E E ( B ) E ( A ) mv mv W ( F )→

∆ = − = − = ∑

[2.8]

4.2. L’énergie potentielle une énergie liée à la position

L’Ep est une forme d’énergie liée à la position du système. En changeant de position cette

énergie peut augmenter (le système emmagasine de l’énergie) ou diminuer (le système

restitue de l’énergie à l’extérieur).

Cas des forces conservatives

Dans le cas des forces conservatives Ep est donnée à partir de la relation :

∑ →−=−=∆ )()()( cBA FWAEpBEpEp [2.9]

Stabilité s’un système soumis à une force conservative

Une position d’équilibre se traduit par un extremum de l’énergie potentielle.

Un équilibre est stable si, à la suite d’une perturbation qui a éloigné le système de cette

position, celui-ci y retourne spontanément. Dans le cas contraire, l’équilibre est instable.

- S'il existe un équilibre stable pour x = x0 alors Ep(x) est minimale pour x = x0.



On a donc pour x = x0 : 2

20 0p pd E d E

etd x d x

= ⟩

- S'il existe un équilibre instable pour x = x0 alors Ep(x) est maximale pour x = x0.

On a donc pour x = x0 : 2

20 0p pd E d E

etd x d x

= ⟨

4.3. L’énergie mécanique

Par définition l'énergie mécanique d'un corps (notée Em) est la somme de son énergie de

position et de son énergie cinétique: Em = Ec + Ep

Un solide isolé soumis uniquement à des forces conservatives (pas de frottements) a son

énergie mécanique constante. En effet on a :

0)()( =−=∆+∆=∆ ∑∑ →→ extFWextFWEpEcE BABA [2.10]

On a alors uniquement transformation de l’énergie cinétique en énergie potentielle et vice-

versa (Figure. 2).

Figure. 2 : Transformation d’énergie cinétique en énergie potentielle



5. L’oscillateur mécanique libre non amorti

Les oscillations libres non amorties ont lieu quand le système susceptible d'osciller a été mis

en mouvement puis ne subit aucune force d'excitation externe et n'a pas de frottement.

masseressort

point fixe

Figure 3 : Au repos un ressort est attaché à un point fixe et une masse m est placée à son

autre extrémité. Cette masse peut glisser horizontalement sans frottement

Dans ce qui suit, nous allons considérer le cas particulier extrêmement simple du "pendule

élastique" constitué d'un ressort à boudin de masse négligeable, fixé en un point fixe à une de

ses extrémités. Une masse ponctuelle m, pouvant se déplacer horizontalement, sans

frottement est fixée à l'autre extrémité (Figure 3).

5.1. Mouvement de la masse liée au ressort

On étire le ressort. L’augmentation de la longueur du ressort correspond à une variation de

son élongation par rapport à sa longueur au repos. A l'instant t = 0 s on libère le ressort, la

masse m à cet instant n'ayant pas de vitesse initiale.

Première étape : bilan des forces appliquées à la masse :

Quand on abandonne le mobile à lui-même, la force de rappel lui communique une

accélération. Il dépasse la position de repos et le ressort subit un allongement et la masse va

subir une force et donc une accélération de sens contraire et ainsi de suite ...

La force de rappel est directement proportionnelle à l'élongation x

(comptée à partir de O

figure. 4) et opposée à x

d'où son expression : xkF −=

Cette dernière relation typique d'une force élastique est aussi appelée loi de Hooke. La

constante K est la raideur du ressort en N.m−1.

Outre la force de rappel, dans le bilan des forces qui s'appliquent sur la masse, il ne faut pas

oublier le poidsP et la réaction du support P−=R



P

xkF −= R

xO

Figure. 4 : Bilan des forces

Finalement, le principe fondamental de la dynamique appliquée à cette masse est résumé dans

l'égalité vectorielle :

amFRP =++

En projection sur cet axe l'égalité vectorielle devient l'égalité scalaire :

2

x 2dv d x

K x = m a = m = m dt dt

−

Ainsi l'application du principe fondamental de la dynamique nous conduit à résoudre

l'équation différentielle du second ordre à coefficient constant de la forme :

2

2d x K

+ x = 0mdt

[2.11]

On pose ensuite m

k=20ω

ωωωωo est la pulsation propre du système masse-ressort en rd . s−1

La fréquence propre fo (en Hz) et la période T (en s) de cet oscillateur harmonique sont

définies à partir des relations :

o o1 K m

f = et T = 22 m

ππ K

[2.12]



L'équation caractéristique de tout oscillateur harmonique libre non amorti s’écrit donc sous le

forme de :

0202

2

=+ xtd

xd ω [2.13]

Sa solution est de la forme :

x(t) = A cos (ωot + ϕ) [2.14]

A est l'amplitude du mouvement et ϕ la phase. On détermine ces deux grandeurs à partir des

conditions initiales (CI).

Considérons les CI suivantes : à ot = 0 x = x et v = 0

( )

( )

+−=

+=

ρωω

ρω

ttd

xd

ttx

oo

o

sinA

cosA)(

A t = 0 :

o

o

o0 0

x(0) A cos xA x

d xA sin 0 0 0d t ≠ ≠

= ρ ==

⇒ = − ω ρ = ⇒ ρ = ρ =

Finalement la relation donnant l'évolution de la position de la masse en fonction du temps est :

x(t) = x0 cos ωo t [2.15]

5.2. Vitesse et accélération

Il est intéressant de tracer également l'évolution de la vitesse v(t) et de l'accélération a(t) de la

masse en fonction du temps :

0 0 0dx

v(t) = = x sin tdt

− ω ω

Ce que l'on peut écrire, en utilisant les propriétés des fonctions trigonométriques, sous la

forme de :



0 0 0v(t) = x cos ( t + )2

πω ω [2.16]

La vitesse de la masse est donc "déphasée" de 2

π par rapport à l'élongation de la masse au

même instant et sa valeur maximale et égale à x0 ω0.

Pour l'accélération, on a :

20 0 0

dva(t) = = x cos t

dt − ω ω

ce que l'on peut écrire en utilisant les propriétés des fonctions trigonométriques :

20 0 0a(t) = x cos ( t + )ω ω π [2.17]

La figure 5 résume l'évolution de la position x, de la vitesse v et de l'accélération a de la masse

en fonction du temps.

Remarque :

D'un point de vue expérimental il est plus facile de faire fonctionner cet oscillateur

harmonique à ressort verticalement. Il faut alors tenir compte de la pesanteur qui, à l'équilibre,

communique un allongement initial au ressort. La mise en équation est la même que celle du

ressort horizontal à condition de choisir pour origine le point d'équilibre atteint sous l'effet de

la force de pesanteur.



position

vitesse

accélération

temps

temps

temps 2To

2To

2To

To

To

To

+xo

−−−−xo

O

+ωωωωo xo

v

−ω−ω−ω−ωo xo

a 2o o x+ ω

2o o x− ω

O

O

Figure n°5 : Position, vitesse et accélération

Application

Différents dispositifs de mesure et d'analyse comme les détecteurs infra-rouge ou les

microscopes à force atomique utilisent des petits leviers qui, à partir de leur vibration,

permettent de mesurer la masse, la quantité de chaleur ou la force entre les molécules.

5.3. Le circuit électrique oscillant parallèle

La figure 6 représente un circuit constitué d'un générateur continu de force électromotrice E

(en volts) d'un condensateur de capacité C (en Farad) et d'une bobine de self L (en Henry).

L'interrupteur en position 1 permet de charger la capacité C, à l'instant t = 0 on bascule

l'interrupteur de la position 1 à la position 2.



E

A

C B

L

1

2

Figure. 6

La charge du condensateur peut être considérée comme la quantité variable. Sa variation en

fonction du temps produit un courant électrique qui induit un champ magnétique dans la self

L. L'égalité des différences de potentiel ∆V aux bornes du condensateur et de l'inductance

donne :

qV =

C∆

2

2

d qV L

dt∆ = −

2

2d q q

+ = oLCdt

[2.18]

On retrouve une équation différentielle du second ordre à coefficient constant qui concerne

l'évolution de la charge q en fonction du temps.

Si on désigne par q0 la charge du condensateur à l'instant t = o où l'on fait passer l'interrupteur

de la position 1 à la position 2, la solution de l'équation différentielle est :

q = qo cos ωo t [2.19]

avec o1

= LC

ω

La fréquence caractéristique de l'oscillateur est :

o1 1

f = 2 LCπ

et sa période T est donnée par la relation :

oT = 2 LCπ



6. Oscillations mécaniques forcées sur un système non amorti

Dans le paragraphe précédent, nous avons simplement comprimé l'ensemble ressort-masse

puis laissé le système osciller librement. Il s'agissait d'une excitation "statique", si on peut

dire, qui déterminait les conditions initiales du mouvement.

Nous allons considérer que l'oscillateur constitué de l'ensemble masse-ressort subit une

excitation sinusoïdale liée à un dispositif extérieur comme, par exemple, celui représenté sur

la figure n°5 : on est dans le cas d'un oscillateur mécanique en vibrations forcées.

Ce phénomène d'oscillations forcées est d'une grande importance dans la pratique et intervient

sur tous les types d'oscillateurs : mécaniques, acoustiques, électriques, optiques, etc. Par

exemple, les ondes électromagnétiques captées par une antenne mettent en oscillation forcée

le circuit électronique de notre téléphone portable ou de notre récepteur de télévision.

6.1. Equation différentielle du mouvement

Le phénomène d'oscillations mécaniques forcées est représenté schématiquement sur la

Figure. 7. Il s’agit d’un ensemble masse-ressort horizontal ; la masse étant reliée à un

dispositif entretenu électriquement. Grâce à ce montage, on peut appliquer à la masse une

force F

horizontale d'amplitude oF

et de pulsation ω (rd . s−1). Cette force F

d'excitation

sinusoïdale a pour expression :

oF = F sin tω

ressortmasse

Diapasonen vibrationsentretenues

F

R

T

P

(ox)

ressortmasse

Diapasonen vibrationsentretenues

F

R

T

P

(ox)

Figure. 7: oscillations mécaniques forcées sur un système non amorti

Ainsi dans le bilan des forces appliquées à la masse m on a les forces suivantes :

− Le poids P

− La réaction du support : R

− La force de rappel du ressort : = −

T K x



− La force d’excitation sinusoïdale :

oF sin tω

La seconde loi de Newton permet d'écrire la relation :

T + F + P + R = m a

En faisant ensuite une la projection sur l'axe horizontal ox

, on obtient :

−2

o 2d x

Kx + F sin t = m dt

ω

Ceci est l'équation typique d'un mouvement oscillatoire "forcé". On peut la réécrire sous la

forme :

22 o02

Fd x + x = sin t

mdtω ω [2.20]

Avec :

o 0K

= 2 f = m

ω π

ω0 = 2 π f0 est la pulsation propre de l'oscillateur libre non amorti.

6.2. Expression de l’élongation x(t)

Nous pouvons résoudre l’équation [2.20] par des techniques classiques mais intuitivement, il

est assez naturel d'imaginer que la masse va être obligée d'osciller à la pulsation ω de la

force appliquée, c'est pourquoi nous allons essayer, comme solution l'expression :

( )x t = A sin ( t + )ω ϕ [2.21]

Dans ca cas : −2

22

d x = A sin ( t + )

d tω ω ϕ

En remplaçant les expressions de x(t) et 2

2d x

d t dans l'équation différentielle [2.20], on obtient :



−2 2 oo

FA ( ) sin ( t + ) = sin t

mω ω ω ϕ ω [2.22]

En utilisant ensuite l'identité trigonométrique :

sin ( t + ) = (sin t) . cos + (cos t) . sin ω ϕ ω ϕ ω ϕ

on obtient :

− −2 2 2 2 oo o

FA ( ) (cos ) sin t + A( )(sin ) cos t = sin t

mω ω ϕ ω ω ω ϕ ω ω

Cette égalité doit être vérifiée à tout instant t si on identifie de chaque coté de l'égalité les

coefficients de sin ωt et cos ωt :

[ ]

[ ]

2 23

2 24

2 2o

2 2 oo

A( ) sin = 0 .

FA( ) cos = .

m

ω ω ϕ

ω ω ϕ

−

−

A partir de l’équation [2.23], et compte tenu du fait que o ω ≠ ω et A ≠ 0 on a :

sin ϕ = 0 ϕ = 0

En partant ensuite de l’équation [2.24], nous avons :

( )2 −0

2o

FA =

m ω ω

Par conséquent :

( ) ( )2−o

2o

Fx t = sin t

m ω

ω ω [2.25]

La figure 8 représente la variation de l'amplitude en fonction de ω. On note que cette

amplitude présente un comportement asymptotique vers une valeur très grande autour de la

fréquence ωo.



ωωωω

amplitude

pulsation ωωωωοοοο o

o2o

F

m ω

( )o

2 2o

F

m ω - ω

Figure 8 : Allure de la variation de l'amplitude d'un oscillateur amorti en oscillation forcée

en fonction de la pulsation de la force sinusoïdale appliquée.

Lorsque la fréquence ω de la force appliquée par l'excitateur (ici le diapason électriquement

entretenu) est égale à la fréquence propre ωo de l'oscillateur, on dit qu'il y a une résonance

d'amplitude.

C'est l'accord que l'on réalise inconsciemment lorsque l'on pousse quelqu'un sur une

balançoire. Dans ce cas, l'oscillateur est constitué de la corde, du siège et de la personne assise

sur le siège, "l'excitateur" est la personne qui pousse. On est dans le cas d'oscillations forcées.

L'amplitude prise par la balançoire est maximale quand la fréquence avec laquelle la personne

qui pousse est égale à la fréquence propre de l'ensemble corde-siège-personne assise, dans ce

cas on a le phénomène de mise en résonance de l'oscillateur.

Nous avons donc montré que sous certaines conditions, l’amplitude des oscillations peut

devenir très importante ; et les conséquences peuvent être graves. On peut citer deux

exemples connus :

- La 18 avril 1850 à Angers, un régiment traversant au pas cadencé un pont suspendu

enjambant la Maine provoqua sa destruction ;

- Le 7 novembre 1940, six mois après son inauguration, le pont suspendu de Tacoma

(USA) était détruit par les effets de rafales de vent qui sans être particulièrement

violentes (60 km/h) étaient régulières.

Et nos ponts dans tout ça ? Le pont suspendu joue le rôle du système mécanique pouvant

vibrer. Les rafales de vent ou le pas cadencé jouent le rôle du système extérieur imposant sa

fréquence de vibration au pont. Dans les deux exemples (Angers et Tacoma) il y a eu

résonance, c'est-à-dire accord parfait entre la fréquence de vibration du vent ou du pas



cadencé et la fréquence propre du pont. Les vibrations engendrées ont été suffisamment fortes

pour détruire les deux ponts. Mais heureusement plus d’inquiétude à se faire sur un pont car

depuis lors, les codes militaires du monde entier interdisent à une troupe de marcher au pas

cadencé pour franchir les ponts – même non suspendus !!

Par ailleurs, et lors de la construction d’un pont (c’est aussi valable pour les gratte-ciel), les

constructeurs tiennent compte dans leurs études de la fréquence naturelle de l’ouvrage en lui

donnant une valeur qui ne puisse pas correspondre à celle de rafales de vent.

Jusque là nous avons traité le cas d’un oscillateur qui se trouvait libre d’évoluer, dans les

paragraphes à venir nous tiendrons compte des amortissements.

7. Oscillations mécaniques libres sur un système amorti par frottement visqueux

L’étude de l’oscillateur amorti se fait de la même façon que l’oscillateur libre en ajoutant une

force de type frottement fluide (avec un coefficient de frottement visqueux α) de la forme :

f = -α xɺ

L’équation différentielle du mouvement devient :

− − =ɺ ɺɺK x x m xα

ou encore :

0 0K

m x x K x x x xm m

αα+ + = ⇒ + + =ɺɺ ɺ ɺɺ ɺ

On pose ensuite : 20 2= =K

etm m

αω λ

ω0 est la pulsation propre de l’oscillateur ; elle correspond à la pulsation avec laquelle il

oscillerait de façon sinusoïdale si les frottements étaient négligeables. On a donc :

202 0+ + =ɺɺ ɺx x xλ ω [2.26]

Il s’agit d’une équation différentielle de second ordre avec second membre nul

on passe à l’équation caractéristique : 2 202 0+ + =r rλ ω

On calcule ensuite le discriminent ∆ :

2 204 4∆ = −λ ω



La forme de la solution dépend du signe du discriminent :

1) Si λ > ω0 (cas où le coefficient de frottement est grand) ∆ > 0 Deux racines

réelles L’amortissement est fort.

2) Si λ < ω0 (cas où le coefficient de frottement est petit) ∆ < 0 Deux racines

complexes L’amortissement est faible.

3) Si λ = ω0 ∆ = 0 Une racine double réelle L’amortissement est intermédiaire

aux deux amortissements précédents. On parle d’amortissement critique.

a. Oscillateur à frottement faible

7.1.1. Expression de l’élongation x(t)

C’est le cas où les frottements ne sont pas très importants et où le discriminent de l’équation

caractéristique est négatif. On a dans ce cas :

λ < ω0 22

KK m

m m

α α⇒ < ⇒ <

En introduisant l’imaginaire pur i tel que i2 = -1, le discriminent peut s’écrire sous la forme

de :

( ) ( ) ( )22 2 2 2 2 2 2 2 2

0 0 0 04 4 4 4 2i iλ ω ω λ ω λ ω λ∆ = − = − − = − = −

Les solutions de l’équation caractéristique sont :

2 20 2 2

1 0

2 20 2 2

2 0

2 2

2

2 2

2

ir i

ir i

λ ω λλ ω λ

λ ω λλ ω λ

− − − = = − − −

− + −= = − + −

Posons 2 20Ω = −ω λ (avec λ = α/2m)

On a donc : 1

2

–

r i

r i

λλ

= − Ω = − + Ω



La solution générale de l’équation est :

x(t) = e-λt [A cosΩt + B sin Ωt]

A et B sont deux constantes qui peuvent être déterminées à partir des conditions initiales.

Exemple de calcul pour la détermination des constantes :

Supposons qu’à t = 0 : ( 0) ( 0) 0= = = =ɺMx t X et x t

Nous avons : -( ) [ cos sin ] = Ω + Ωtx t e A t B tλ

- -

- -

( ) - [ cos sin ] [- sin cos ]

( ) [- ] cos - [ ] sin

⇒ = Ω + Ω + Ω Ω + Ω Ω

⇒ = + Ω Ω + Ω Ω

ɺ

ɺ

t t

t t

x t e A t B t e A t B t

x t e A B t e B A t

λ λ

λ λ

λ

λ λ

En remplaçant t par 0 dans les deux équations, nous obtenons :

MM

MM

A = Xx(0) = A = X

X- X + B =0 B =

⇒ Ω Ω

λλ

Par conséquent :

- tM

x(t) = X e [cos t + sin t]Ω Ω

Ωλ λ

[2.27]

7.1.2. Le régime pseudo périodique

Dans le cas de faible amortissement, l’équation [2.27] peut aussi s’écrire sous la forme de :

( )- tMx(t) = X e cos t +Ωλ ϕ [2.28]

La figure 9 représente l’allure de la variation de x(t) en fonction du temps.



Figure 9 : Mouvement d’un oscillateur amorti par frottement fluide dans le cas d’un amortissement

faible. L’amplitude des oscillations décroit de façon exponentielle (traits pointillés). Le régime est

pseudo périodique, T représente la pseudo période.

La fonction cosinus varie entre -1 et +1, l’oscillation va donc être comprise entre

x(t) = XM e-λt et x(t) = - XM e-λt. Ces deux exponentielles représentent l’enveloppe du

mouvement de l’oscillateur, c’est à dire les positions extrémales prises par x au cours du

temps.

La décroissance de la fonction exponentielle est guidée par le coefficient λ = α/ 2m qui

traduit l’amortissement plus ou moins prononcé du mouvement.

Si α = 0, le mouvement est non amorti et on retrouve le cas de l’oscillateur

harmonique libre.

Le terme cos(Ωt + φ) traduit la périodicité du mouvement s’il n’y avait pas

d’amortissement.

Le mouvement n’est plus périodique puisqu’au bout d’un temps T l’élongation de

l’oscillateur ne reprend plus la même valeur : x(t) ≠ x(t + T) : l’amplitude des oscillations

diminue avec le temps. On parle de mouvement pseudo périodique.

La grandeur Ω s’appelle la pseudo pulsation et elle est inférieure à la pulsation propre ω0.

En effet : 2

2 20 0 02

0

1Ω = − = − <λω λ ω ωω



La pseudo période T correspond à l’intervalle de temps qui sépare deux passages

successifs par la position x = 0 ou deux maximas consécutifs. Elle est donnée par la

relation :

2 20

2 2= =Ω −

Tπ π

ω λ avec λ = α / 2m

La pseudo période peut s’exprimer en fonction de la période propre T0 de l’oscillateur

harmonique (absence de frottement) :

0 0

2 2 2 20

2 20 0

22 2

1 1

= = = =Ω − − −

TT

π ωπ πω λ λ λ

ω ω

La pseudo période est supérieure à la période propre. En effet, à cause des frottements, la

masse m met un peu plus de temps pour faire un aller et retour et l’amplitude de son

mouvement diminue.

Dans le cas où l’oscillateur est très faiblement amorti (λ << ω0) il est possible de donner une

expression approchée de la pseudo-pulsation et de la pseudo-période. En faisant

l’approximation : (λ << ω0) on a :

12 22

0 02 20 0

11 1

2

Ω = = − ≈ − ×

λ λω ωω ω

Et la pseudo période T devient :

12 22

0 02 20 0

11 1

2

−

= − ≈ + ×

T T Tλ λω ω

7.2. Oscillateur à frottement fort

7.2.1. Expression de l’élongation x(t)

C’est le cas où les frottements sont plus importants, c'est-à-dire lorsque le coefficient

d’amortissement vérifie la condition :

λ > ω0 22

⇒ > ⇒ >KK m

m m

α α

Le discriminent ∆ est positif et il existe alors deux solutions réelles pour l’équation

caractéristique. On a :

( ) ( )2

22 2 2 20 04 4 2 2∆ = − = − =λ ω λ ω β



Les solutions seront donc :

( )

( )

12 2

0

2

2 20

22 2 2

02

− − = = − + < = − = − + = = − − <

ravec et

mr

λ β λ β αβ λ ω λλ β λ β

La solution générale de l’équation différentielle est :

( ) ( )− − − ++t tx(t) = Ae C eλ β λ β

Reprenons les conditions initiales les plus souvent utilisées pour déterminer les valeurs des

constantes A et C : ( 0) ( 0) 0= = = =ɺMx t X et x t

( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( )− − − + − − − ++ ⇒ − − − +ɺt t t tx(t) = Ae C e x(t) = A e C eλ β λ β λ β λ βλ β λ β

( ) ( )( 0) A C

( 0) 0 A C 0

12

12

= = ⇒ + = = = ⇒ − − − + =

= +

⇒ = −

ɺ

M M

M

M

x t X X

x t

XA

XC

λ β λ β

λβλβ

Finalement l’élongation x(t) s’écrit sous la forme de :

( ) ( )1 12

− − − + + + −

t tMXx(t) = e eλ β λ βλ λ

β β [2.29]

7.2.2. Le régime apériodique

La Figure 10 donne l’allure de la fonction x(t) pour un amortissement fort avec les conditions

initiales du paragraphe précédent. Il n’y a pas plus d’oscillations : l’oscillateur retourne vers

sa position d’équilibre sans osciller. L’élongation x(t) garde toujours le même signe. Le

régime est dit apériodique = absence de période.



Figure 10 : Cas d’un amortissement fort (pointillé) et critique (trait plein)

La décroissance d’une exponentielle − r te est caractérisée par le temps 1=r

τ au bout duquel

l'exponentielle est divisée par « e ». Après une durée de l’ordre de 4 à 5 τ, l’exponentielle est

pratiquement nulle.

Le temps caractéristique ou temps de relaxation de l’oscillateur en régime apériodique va être

déterminé par l'évolution de l'exponentielle la plus lente parmi les deux exponentielles

décroissantes qui interviennent dans l'expression de x(t).

Comme :r1 = (λ - β) et r2 = (λ + β) on a donc : :r1 < r2 τ1 > τ2

C’est le plus grand qui correspondra au temps de relaxation de l’oscillateur c'est-à-dire τ1.

7.3. Cas limite de l'amortissement critique

7.3.1. Expression de l'élongation x(t)

C'est le cas très particulier où le coefficient d'amortissement prend une valeur qui annule le

discriminant de l'équation caractéristique :

22

= ⇒ =KK m

m m

α α

Dans ce cas, on va avoir une racine double réelle pour l'équation caractéristique.

2 20 0

24 4 0

2∆ = − = ⇒ = − = − = −r

λλ ω λ ω



La solution générale de l'équation différentielle du mouvement de l'oscillateur est alors :

( ) ( ) 0−= + tx t At B eω

Avec les constantes A et B dépendantes des conditions initiales.

( ) ( ) ( ) ( )0 00

− − = + ⇒ = − + ɺt tx t At B e x t A At B eω ωω

Si à t = 0 : 0

( 0) ( 0) 0=

= = = = ⇒ =ɺ

MM

M

B Xx t X et x t

A Xω

L’élongation x(t) s’écrit alors sous la forme de :

( ) ( ) 00 1 −= + t

Mx t X t e ωω [2.30]

7.3.2. Le régime critique

La variation de l’élongation x(t), dans le cas particulier du régime critique, est représentée sur

la Figure. 10. Là encore, il y a retour à la position d’équilibre sans aucune oscillation

(l’amplitude garde le même signe). Il faut noter que ce retour se fait plus rapidement que le

régime apériodique.

Le temps de relaxation pour le régime critique est 0

1=cτω

.

Compte tenu des valeurs numériques de la Figure 10, on obtient : 0 5=c . sτ . Au bout

d’environ 2.5 à 3 s l’oscillateur revient à sa position d’équilibre.

De façon générale le temps de relaxation pour le régime apériodique est toujours plus

important que celui du régime critique. Si on désire un retour rapide à l’équilibre (pour les

amortisseurs d’une voiture par exemple) on a un intérêt de se rapprocher le plus possible du

régime critique.



8. Autre exemple de phénomène d'oscillations forcées : le circuit résistance-self-

capacité en alternatif

La figure 11 représente un circuit constitué des trois composants passifs "de base" de

l'électronique à savoir une résistance, une capacité et une self disposés en série et

"alimentés" par une tension alternative V de pulsation ω

V = Vo sin ω t

Figure 11 : circuit R-C-L série raccordé à une tension sinusoïdale de pulsation ω

Le circuit représenté sur la figure n°11 représente "une maille" et l'on peut écrire que la

somme des tensions est nulle :

VD – VA + VA – VB + VB – VF + VF – VD = O (2.31)

si i désigne l'intensité instantanée du courant alternatif qui parcourt le circuit, la loi d'Ohm

nous permet d'écrire que, entre les bornes de la résistance R (en Ohm), on a :

VD – VA = R i

si q désigne la charge instantanée du condensateur de capacité C (en Farad), on a :

VA – VB = q

C

R C L

A B

D F

VD – VF = Vo sin ωωωω t

résistance capacité self



Entre les bornes de la self L (en Henry) la loi de l'induction appelée loi de Lenz donne :

VB – VF = L d i

dt

Finalement la loi des mailles (somme des différences de potentiel nulle) donne :

D A A B B F D F

V V + V V + V V = V V

− − − −

A ce stade, il faut choisir entre l'intensité i ou la charge q comme variable sachant que l'on a

la relation :d q

i = dt

Or, il est beaucoup plus astucieux de choisir q que i car le choix de cette dernière

nécessiterait une intégration par rapport au temps.

On a donc :

2

o2d q dq q

L + R + = V sin tdt Cdt

ω (2.32)

A ce stade, il est très intéressant de comparer la relation qui concerne la mise en oscillations

forcées d'un circuit R C L et la relation qui concerne la mise en oscillation forcées d'une

masse reliée à un ressort et un amortisseur.

En effet, il apparaît une analogie entre les phénomènes mécaniques et électriques :

2

o2d x dx

m + a + K x = F sin tdtdt

inertie amortisseur ressort force appliquée

(Newton)

ω

2

o2d q dq q

L + R + = V sin tdt Cdt

induction résistance capacité tension appliquée

(self)

ω

o R i + q/C + L di/dt = V sin t

ω



A travers ces deux relations on voit que :

- la masse en mécanique joue le même rôle que la self en électricité : ceci traduit le

phénomène d'inertie qui en électricité se traduit par la phrase que l'on prononce

toujours à l'occasion de l'étude de la loi de l'autoinduction (loi de lenz) "la f.e.m

induite s'oppose à la cause qui lui a donné naissance".

- La force de frottement visqueux introduite par l'amortisseur correspond en

électricité à la résistance électrique, c'est dans les deux cas des phénomènes liés à des

pertes d'énergie c'est-à-dire des phénomènes dissipatifs.

- La force mécanique de rappel du ressort peut être comparée à la tension entre les

armatures d'un condensateur. Le condensateur en électricité est l'équivalent de

l'élasticité du ressort en mécanique.

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