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Page 1 : Université Joseph FourierDEUG Sma – SP2-2Coursde MagnétostatiqueJonathan FerreiraAnnée universitaire 2001-2002

Page 2 : Plan du coursI- Le champ magnétique1. Introduction a. Bref aperçu historique b. Nature des effets magnétiques2. Expressions du champ magnétique a. Champ créé par une charge en mouvement b. Champ créé par un ensemble de charges en mouvement c. Champ créé par un circuit électrique formule de Biot et Savart d. Propriétés de symétrie du champ magnétique3. Calcul du champ dans quelques cas simples a. Fil rectiligne infini b. Spire circulaire sur l’axe c. Solénoïde infini sur l’axeII- Lois Fondamentales de la magnétostatique1. Flux du champ magnétique a. Conservation du flux magnétique b. Lignes de champ et tubes de flux2. Circulation du champ magnétique a. Circulation du champ autour d’un fil infini b. Le théorème d’Ampère c. Relations de continuité du champ magnétique d. Les trois façons de calculer le champ magnétique3. Le dipôle magnétique a. Champ magnétique créé par une spire b. Le modèle du dipôle en physiqueIII- Actions et énergie magnétiques1. Force magnétique sur une particule chargée a. La force de Lorentz b. Trajectoire d’une particule chargée en présence d’un champ c. Distinction entre champ électrique et champ électrostatique2. Actions magnétiques sur un circuit fermé a. La force de Laplace b. Définition légale de l’Ampère c. Moment de la force magnétique exercée sur un circuit d. Exemple du dipôle magnétique e. Complément : force de Laplace et principe d’Action et de Réaction3. Energie potentielle magnétique a. Le théorème de Maxwell b. Energie potentielle d’interaction magnétique c. Expressions générales de la force et du couple magnétiques d. La règle du flux maximumIV- Induction électromagnétique1. Les lois de l’induction a. L’approche de Faraday b. La loi de Faraday c. La loi de Lenz2. Induction mutuelle et auto-induction a. Induction mutuelle entre deux circuits fermés b. Auto-induction3. Régimes variables a. Définition du régime quasi-statique b. Forces électromotrices induites c. Retour sur l’énergie magnétique d. Bilan énergétique d’un circuit électrique

Page 3 : 1Chapitre I- Le champ magnétiqueI.1- IntroductionI.1.1 Bref aperçu historiqueLes aimants sont connus depuis l’Antiquité, sous le nom de magnétite, pierre trouvée àproximité de la ville de Magnesia Turquie. C’est de cette pierre que provient le nom actuelde champ magnétique.Les chinois furent les premiers à utiliser les propriétés des aimants, il y a plus de 1000 ans,pour faire des boussoles. Elles étaient constituées d’une aiguille de magnétite posée sur de lapaille flottant sur de l’eau contenue dans une récipient gradué.Au XVIIIème siècle, Franklin découvre la nature électrique de la foudre 1752. Or, il y avaitdéjà à cette époque de nombreux témoignages de marins attirant l’attention sur des faitsétranges :• Les orages perturbent les boussoles• La foudre frappant un navire aimante tous les objets métalliques.Franklin en déduisit « la possibilité d’une communauté de nature entre les phénomènesélectriques et magnétiques ».Coulomb 1785 montre la décroissance en 12r des deux forces.Mais il faut attendre la fin du XIXème siècle pour qu’une théorie complète apparaisse, lathéorie de l’électromagnétisme.Tout commença avec l’expérience de Oersted en 1820. Il plaça un fil conducteur au dessusd’une boussole et y fit passer un courant. En présence d’un courant l’aiguille de la boussoleest effectivement déviée, prouvant sans ambiguïté un lien entre le courant électrique et lechamp magnétique. Par ailleurs, il observa :• Si on inverse le sens du courant, la déviation change de sens.• La force qui dévie l’aiguille est non radiale.L’étude quantitative des interactions entre aimants et courants fut faite par les physiciens Biotet Savart 1820. Ils mesurèrent la durée des oscillations d’une aiguille aimantée en fonctionde sa distance à un courant rectiligne. Ils trouvèrent que la force agissant sur un pôle estdirigée perpendiculairement à la direction reliant ce pôle au conducteur et qu’elle varie enraison inverse de la distance. De ces expériences, Laplace déduisit ce qu’on appelleaujourd’hui la loi de Biot et Savart. Une question qui s’est ensuite immédiatement posée fut :si un courant dévie un aimant, alors est-ce qu’un aimant peut faire dévier un courant ?Ceci fut effectivement prouvé par Davy en 1821 dans une expérience où il montra qu’un arcélectrique était dévié dans l’entrefer d’un gros aimant.L’élaboration de la théorie électromagnétique mit en jeu un grand nombre de physiciens derenom : Oersted, Ampère, Arago, Faraday, Foucault, Henry, Lenz, Maxwell, Weber,Helmholtz, Hertz, Lorentz et bien d’autres. Si elle débuta en 1820 avec Oersted, elle ne fut

Page 4 : 2mise en équations par Maxwell qu’en 1873 et ne trouva d’explication satisfaisante qu’en1905, dans le cadre de la théorie de la relativité d’Einstein.Dans ce cours de magnétostatique, nous traiterons dans les chapitres I à III de la questionsuivante : comment produire un champ magnétique à partir de courants permanents ? Nousn’aborderons que partiellement chapitre IV le problème inverse : comment produire del’électricité à partir d’un champ magnétique ?I.2.1- Nature des effets magnétiquesJusqu’à présent nous n’avons abordé que des particules chargées immobiles, ou encore desconducteurs ensembles de particules en équilibre. Que se passe-t-il lorsqu’on considèreenfin le mouvement des particules ?Soient deux particules q1 et q2 situées à un instant t aux points M1 et M2. En l’absence demouvement, la particule q1 créé au point M2 un champ électrostatique E M12 et la particuleq2 subit une force dont l’expression est donnée par la loi de CoulombFq E M1 2212/=Qui dit force, dit modification de la quantité de mouvement de q2 puisque Fd pdtpt1 222/ =.Autrement dit, la force électrostatique due à q1 crée une modification p2 pendant un tempst. Une force correspond en fait à un transfert d’information ici de q1 vers q2 pendant uncourt laps de temps. Or, rien ne peut se propager plus vite que la vitesse c de la lumière. Cettevitesse étant grande mais finie, tout transfert d’information d’un point de l’espace à un autreprend nécessairement un temps fini. Ce temps pris par la propagation de l’informationintroduit donc un retard, comme nous allons le voir.On peut considérer l’exemple ci-dessus comme se qui se passe effectivement dans leréférentiel propre de q1. Dans un référentiel fixe, q1 est animée d’une vitesse v1. Quelle seraitalors l’action de q1 sur une particule q2 animée d’une vitesse v2 ?q1v1v2rq2u12v1dtc dtv2dtE1tE1t-dtSoit dt le temps qu’il faut à l’information le champ électrostatique créé par q1 pour sepropager de q1 vers q2. Pendant ce temps, q1 parcourt une distance v dt1 et q2 parcourt ladistance v dt2. Autrement dit, lorsque q2 ressent les effets électrostatiques dus à q1, ceux-ci nesont plus radiaux : le champ E tdt1 « vu » par q2 est dirigé vers l’ancienne position de q1et dépend de la distance cdt et non pas de la distance r. On voit ici qu’il faut corriger la loi de

Page 5 : 3PqvMBMCoulomb qui nous aurait donné le champ E t1 , qui est faux suppose propagation instantanéede l’information ie. une vitesse infinie.Les effets électriques ne peuvent se résumer au champ électrostatique.Cependant, l’expérience montre que la prise en compte de cette correction ne suffit pas àexpliquer la trajectoire de q2 : une force supplémentaire apparaît, d’ailleurs plus importanteque cette correction ! La force totale exercée par q1 sur q2 s’écrit en faitFq qrcc1 2120224/ =π+εuvvu 12112Dans cette expression que l’on admettra on voit donc apparaître un deuxième terme quidépend des vitesses des deux particules ainsi que la vitesse de propagation de la lumière. Cedeuxième terme s’interprète comme la contribution d’un champ magnétique créé par q1.Autrement dit,Fq EvB1 22121/ =+la force magnétique est une correction en v c/2 à la force de Coulomb. Nous reviendronsplus tard chapitre III sur l’expression et les propriétés de la force magnétique. Cetteexpression n’est valable que pour des particules se déplaçant à des vitesses beaucoup pluspetites que celle de la lumière approximation de la magnétostatique.Dernière remarque : cette expression dépend de la vitesse de la particule, ce qui implique quele champ magnétique dépend du référentiel voir discussion chapitre III !I.2- Expressions du champ magnétiqueI.2.1- Champ magnétique créé par une charge en mouvementD’après ci-dessus, le champ magnétique créé en un point M par une particule de charge qsituée en un point P et animée d’une vitesse v dans un référentiel galiléen estB MqvPMPM = µπ034L’unité du champ magnétique dans le système international est le Tesla T. Une autre unitéappartenant au système CGS, le Gauss G, est également très souvent utilisée :1 Gauss = 10 Tesla-4.Le facteur µ0 est la perméabilité du vide : il décrit la capacité du vide à « laisser passer » lechamp magnétique. Sa valeur dans le système d’unités international MKSA estµ =π074 10H.m-1 H pour Henry

Page 6 : 4Remarques :• Cette valeur est exacte, directement liée à la définition de l’Ampère voir Chapitre III. Lefacteur 4π a été introduit pour simplifier les équations de Maxwell cf Licence.• Nous avons vus que les phénomènes électriques et magnétiques sont intimement reliés.Les expériences de l’époque montrèrent que la vitesse de propagation était toujours lamême, à savoir c, la vitesse de la lumière. Cela signifiait qu’il y avait donc un lien secretentre le magnétisme, l’électricité et la lumière, et plongeait les physiciens dans la plusgrande perplexité. On pose doncµ=0021ε cce qui permet de définir la valeur de la permittivité du vide caractéristique décrivant sacapacité à affaiblir les forces électrostatiquesε091036πF.m-1 F pour Faradla valeur approchée provenant de notre connaissance approchée de la valeur de la vitessede la lumière.Deux propriétés importantes du champ magnétique:• De même que pour le champ électrostatique, le principe de superposition s’applique auchamp magnétique. Si on considère deux particules 1 et 2 alors le champ magnétique crééen un point M quelconque de l’espace sera la somme vectorielle des champs créés parchaque particule.• Du fait du produit vectoriel, le champ magnétique est ce qu’on appelle un pseudo-vecteurvoir plus bas.Quelques ordres de grandeur :• Un aimant courant B 10 mT• Un électroaimant ordinaire B Tesla• Une bobine supraconductrice B 20 Tesla• Une bobine résistive B de 30 à Tesla1000• Champ magnétique interstellaire moyen : B µ G• Champ magnétique dans une tache solaire B kG 0.1 Tesla• Champ magnétique terrestre : B0 4, G, Bhorizontal 0 3. G• Champ magnétique d’une étoile à neutrons B 108 TeslaI.2.2- Champ magnétique créé par un ensemble de charges en mouvementConsidérons N particules de charges qi situés en des points Pi et de vitesse vi. En vertu duprincipe de superposition, le champ magnétique créé en un point M est la somme vectorielledes champs créés par chaque particule et vautB Mq vPMPMiiiiiN = µπ=0314Si le nombre de particules est très grand dans un volume V donné et qu’on s’intéresse à deséchelles spatiales bien plus grandes que la distance entre ces particules, il est avantageux

Page 7 : 5ICMBMdOPPvP’dl=v dtPSection du fild2Sd’utiliser une description continue. Il faut donc définir des distributions continues commenous l’avons fait en électrostatique. Mais des distributions continues de quoi ?Le passage à la limite continue consiste à assimiler tout volume élémentaire d V3, situé autourd’un point P’ quelconque de la distribution de charges en mouvement, à une charge dq animéed’une vitesse moyenne v. Le champ magnétique résultant s’écrit alorsB Mdqv PP MP MV= µπ′ ′′034où l’intégrale porte sur le volume V total embrassé par ces charges.En toute généralité, considérons α espèces différentes de particules ex : électrons, ions,chacune animée d’une vitesse vα , de charge qα et d’une densité numérique nα. On peut alorsécrire dqvn q v d V= αααα3 , où la somme porte sur le nombre d’espèces différentes et non surle nombre de particules. On reconnaît ainsi l’expression générale du vecteur densité locale decourant jn q v= αααα.L’expression du champ magnétique créé par une distribution volumique de chargesquelconque est doncB Mj PP MP Md VV= µπ′ ′′0334Ce résultat est général et valable quelle que soit la forme du conducteur. On peut l’appliquer,par exemple, à l’intérieur d’un métal de volume V quelconque.I.2.3- Champ créé par un circuit électrique formule de Biot et SavartDans le cas particulier d’un circuit filiforme fermé, parcouru par un courant permanent I, laformule précédente va nous fournir la loi de Biot et Savart.Dans ce cas, le volume élémentaire s’écrit d Vd Sdl32= où d S2 est un élément de surfacetransverse situé en P’ et dl un élément de longueur du fil.

Page 8 : 6Or, on considère toujours des cas où le point M est situé à une distance telle du fil qu’on peutconsidérer celui-ci comme très mince.Plus précisément, le vecteur vitesse ou densité de courant a la même orientation sur toute lasection du fil j parallèle à dl et à d S2 . Ainsi, on écritB Mdlj PP MP Md Sj P d S dlPMPMj Pd S dlPMPMIdlPMPMIdOPPMtioncircuitcircuittioncircuittioncircuitcircuitsecsecsec= µπ′ ′′= µπ′= µπ′ = µπ= µπ03202302303044444PMPM3où l’on a utilisé P’MPP’ donc ′P MPM, P étant un point sur le fil centre de la section.Par ailleurs, nous avons utilisé le fait que la normale à la section ainsi que dl étaient orientésdans le sens du courant j d S dlj d S dl22=.Formule de Biot et Savart : en un point M quelconque de l’espace, le champ magnétiquecréé par un circuit parcouru par un courant permanent I estB MIdPPMPMcircuit = µπ034où P est un point quelconque le long du circuit et dPdOP=.La formule de Biot et Savart 1820 a été établie expérimentalement et fournit un lienexplicite entre le champ magnétique et le courant. Mais ce n’est que plus tard 1880+ que lesphysiciens ont réalisé que le courant était dû au déplacement de particules dans unconducteur.Règles mnémotechniques :Dans l’utilisation de la formule de Biot et Savart, il faut faire attention au fait que le champmagnétique créé par un circuit fermé est la somme vectorielle de tous les dB, engendrés parun élément de circuit , dont le sens est donné par celui du courant I,dBI dPPMPM= µπ034Or, chaque dB est défini par un produit vectoriel. Il faut donc faire extrêmement attention àl’orientation des circuits. Voici quelques règles mnémotechniques :• Règle des trois doigts de la main droite• Règle du bonhomme d’Ampère• Règle du tire-bouchon• Règle des pôles magnétiques

Page 9 : 7I.2.4- Propriétés de symétrie du champ magnétiqueCes propriétés sont fondamentales car elles permettent de simplifier considérablement lecalcul du champ magnétique. Du fait que le champ soit un effet créé par un courant, ilcontient des informations sur les causes qui lui ont donné origine. Cette trivialité se traduit parla présence de certaines symétries et invariances si les sources de courant en possèdentégalement. Ainsi, si l’on connaît les propriétés de symétrie de la densité de courant, on pourraconnaître celles du champ magnétique.Vecteurs et pseudo-vecteursUn vecteur polaire, ou vrai vecteur, est un vecteur dont la direction, le module et le sens sontparfaitement déterminés. Exemples : vitesse d’une particule, champ électrostatique, densité decourant.Un vecteur axial, ou pseudo-vecteur, est un vecteur dont le sens est défini à partir d’uneconvention d’orientation d’espace et dépend donc de cette convention. Exemples : le vecteurrotation instantanée, le champ magnétique, la normale à une surface.Cette différence provient du produit vectoriel : le sens du produit vectoriel dépend de laconvention d’orientation de l’espace. Le produit vectoriel de deux vrais vecteursrespectivement pseudo-vecteurs est un pseudo-vecteur resp. vrai vecteur, tandis que celuid’un vrai vecteur par un pseudo-vecteur est un pseudo-vecteur.abcc’b’a’Transformation par rapport àun plan de symétriec = a bOrienter l’espace revient à associer à un axe orienté un sens de rotation dans un planperpendiculaire à cet axe. Le sens conventionnellement choisi est déterminé par la règle dutire-bouchon de Maxwell ou la règle du bonhomme d’Ampère pour le champ magnétiquemais aussi pour le vecteur rotation instantanée.Transformations géométriques d’un vecteur ou d’un pseudo-vecteurVecteurs et pseudo-vecteurs se transforment de la même manière dans une rotation ou unetranslation. Il n’en est pas de même dans la symétrie par rapport à un plan ou à un point. Dansces transformations• un vecteur est transformé en son symétrique,• un pseudo-vecteur est transformé en l’opposé du symétrique.

Page 10 : 8EE’EEE’E’BB’BBB’B’Transformation d’un vecteur par symétriepar rapport à un plan Transformation d’un pseudo-vecteur par symétrie par rapport à un plan Soit ′′A M le vecteur obtenu par symétrie par rapport à un plan S à partir de A M. D’aprèsla figure ci-dessus, on voit que1 si A M est un vrai vecteur• ′′ =A MA M si A M est engendré par les mêmes vecteurs de base que S ;• ′′ = A MA M si A M est perpendiculaire à S.2 au contraire, si A M est un pseudo-vecteur• ′′ =A MA M si A M est perpendiculaire à S ;• ′′ = A MA M si A M est engendré par les mêmes vecteurs de base que S.Ces deux règles de transformation vont nous permettre de déterminer des règles de symétrieutiles.Principe de Curie« Lorsque certaines causes produisent certains effets, les éléments de symétrie des causesdoivent se retrouver dans les effets produits. »Dans une espace homogène et isotrope, si l’on fait subir une transformation géométrique à unsystème physique ex : ensemble de particules, distribution de charges et/ou de courantssusceptible de créer certains effets forces, champs, alors ces effets subissent les mêmestransformations.Si un système physique S possède un certain degré de symétrie, on pourra alors déduire leseffets créés par ce système en un point à partir des effets en un autre point.Règles de symétrie• Invariance par translation : si S est invariant dans toute translation parallèle à un axe Oz,les effets ne dépendent pas de z.• Symétrie axiale : si S est invariant dans toute rotation θ autour d’un axe Oz, alors seseffets exprimés en coordonnées cylindriques ρ θ, ,z ne dépendent pas de θ .• Symétrie cylindrique : si S est invariant par translation le long de l’axe Oz et rotationautour de ce même axe, alors ses effets exprimés en coordonnées cylindriques ρ θ, ,z nedépendent que de la distance à l’axe ρ.• Symétrie sphérique : si S est invariant dans toute rotation autour d’un point fixe O, alorsses effets exprimés en coordonnées sphériques r, ,θ ϕ ne dépendent que de la distance aucentre r.• Plan de symétrie : si S admet un plan de symétrie , alors en tout point de ce plan,• un effet à caractère vectoriel est contenu dans le plan

Page 11 : 9• un effet à caractère pseudo-vectoriel lui est perpendiculaire.• Plan d’antisymétrie ’ : si, par symétrie par rapport à un plan ’, S est transformé en –S,alors en tout point de ce plan,• un effet à caractère vectoriel est perpendiculaire au plan• un effet à caractère pseudo-vectoriel est contenu dans ce plan.Exemples de plans d’antisymétriej+--------------+ + + + +++ +++Voici quelques règles simples et très utiles, directement issues de la liste ci-dessus :• Si j est invariant par rotation autour d’un axe, B l’est aussi.• Si j est poloidal porté par uρ et/ou uz , alors B est toroïdal porté par uθ .• Si j est toroïdal, alors B est poloidal.• Si le système de courants possède un plan de symétrie, alors j est contenu dans ce plan etdonc B lui est perpendiculaire.Pourquoi un vecteur A x x x,,123 est indépendant de la variable x1 si le système S n’endépend pas ?Soit un point M x x x,,123 dont les coordonnées sont exprimées dans un système quelconque.Soit un point M’ lui étant infiniment proche. On a alorsA MA MA xdx x xA x x xAx dxA MA xdx x xA x x xAx dxA MA xdx x x,, ,,,, ,,,,′ =′ =++′ =++′ =+11112311231112211232123211331123A x x xAx dx3123311 ,, +c’est à dire, de façon plus compacte A MA MAx dx′ =+ 11. Si le système physique S resteinvariant lors d’un changement de M en M’, alors Principe de Curie ′′ =A MA M. On adonc Ax10= en tout point M, ce qui signifie que A x x,23 ne dépend pas de x1. On peutsuivre le même raisonnement pour chacune des autres coordonnées.Pourquoi un vrai vecteur appartient nécessairement à un plan de symétrie ?Quel que soit M de S, soit M’ son symétrique par rapport à . Ce plan étant un plan desymétrie, cela signifie que fM=fM’ pour toute fonction de M. Ceci est en particulier vraipour chaque composante A MA Mii=′ du vecteur A M. On a donc ′′ =A MA M ce quiimplique que A M est engendré par les mêmes vecteurs de base que . Si A M est un pseudo-vecteur, alors on vient de montrer que A M est nécessairementperpendiculaire à .

Page 12 : 10I a M P Oα dOP Pourquoi un vrai vecteur est nécessairement perpendiculaire à un plan ’ d’antisymétrie ?Ce plan étant un plan d’antisymétrie, on a fM’=-fM pour toute fonction de M. Ceci étantvrai pour chaque composante du vecteur A M, on a donc A MA Mii′ = , ce qui impliqueque A M est perpendiculaire à ’ ou lui appartient si A M est un pseudo-vecteur.I.3- Calcul du champ dans quelques cas simplesI.3.1- Fil rectiligne infiniOn considère un fil rectiligne, infini, parcouru par un courant Ipermanent. La densité de courant possède une invariance partranslation selon l’axe z ainsi que par rotation autour de cet axe.Elle possède donc une symétrie cylindrique. Les calculs serontdonc plus simples dans le système de coordonnées cylindriques .Enfin, la densité de courant étant poloïdale, c’est à direjzjuz , , ρ θρ=,le champ magnétique est toroïdalBzBu , , ρ θρθ=Calculons le champ créé en un point M situé à une distance a dufil par un élément dOP vu sous un angle α . La loi de Biot etSavart donnedBI dOPPMPM= µπ034où PMPOOM=+. Comme, par raison de symétrie, seule la composante selon uθ est nonnulle, on ne s’intéresse qu’à celle-ci, c’est à dire BdB udB==θθ avecdBI dOPOMuPMI dOP PMPMuuuI dOPPMzθθρθαα= µπ= µπ= µπ030302444.coscosOr, OP = PM sin=ααatan d’où dOPad= cos2 α α et on obtient alorsBdBIadIa== µπ= µπππθα α022042cosI.3.2- Spire circulaire sur l’axeConsidérons maintenant le cas d’une spire circulaire de rayon R, parcourue par un courantpermanent I. On ne s’intéresse ici qu’au champ magnétique sur l’axe z de la spire.

Page 13 : 11MOPRIαdBdOPLa densité de courant étant toroïdale et invariante parrotation autour de l’axe z, c’est à direjzjz u , , , ρ θρθ=,le champ magnétique sera poloidalBzBz uBz uzz , , , , ρ θρρρρ=+Cependant, sur l’axe z, la composante radiale du champs’annule et il ne reste qu’une composante selon z.En projetant la loi de Biot et Savart sur z on obtientdBI dOPPMI dOPRIRdBdBIRdIRIRRzzzzspire= µπ= µπ= µπ== µπ= µ= µ+π02032030302030222 32444422sinsinsinsinsinαααθαθαI.3.3- Solénoïde infini sur l’axeUn solénoïde est constitué d’un enroulement d’un fil conducteur autour d’un cylindre. Onsuppose que ce fil est suffisamment mince pour pouvoir modéliser ce solénoïde comme unejuxtaposition de spires coaxiales, avec N spires par unité de longueur. Chaque spire est alorsparcourue par un courant permanent I.Comme pour la spire simple vue plus haut, les propriétés de symétrie du courant montrent quele champ magnétique du solénoïde, qui est la somme vectorielle du champ créé par chaquespire, est suivant z uniquement.Autour d’un point P situé en z, sur une épaisseur dOP=dz, il y a Ndz spires Ces spires créentdonc un champ en un point M quelconque de l’axedBNIdzR= µ032sin αoù la position z est reliée à l’angle par tanα = Rz . Si on prend la différentielle de cetteexpression, on obtientdzRd= sin2 α αAttention au signe de dz qui doit être cohérent avec notre convention de signe. Ici, dz0 pourun dα 0. Le champ magnétique total s’écrit doncBdBNIdNI== µ= µαααααααα1212001222sincoscosPour un solénoïde infini, on a αα120→→π et , d’où un champ sur l’axeBNI= µ0zMPOdzαdBRI

Page 14 : 12Chapitre II- Lois fondamentales de la magnétostatiqueAucune des lois fondamentales citées ici ne sera démontrée. Elles constituent des faitsd’expérience traduits dans un formalisme mathématique, apuré au fil des ans. En Licence, ceslois seront énoncées sous forme d’équations de Maxwell, postulats de l’électromagnétisme.II.1- Flux du champ magnétiqueII.1.1- Conservation du flux magnétiqueConsidérons une surface fermée S quelconque, s’appuyant sur une courbe C fermée etorientée, c’est à dire pour laquelle on peut définir localement un élément de surface dSdSn=dont le vecteur normal est orienté vers l’extérieur convention.dS nS1CdS nS2S= S1 + S2Le flux du champ magnétique à travers cette surface fermée vautΦ ==B dSS0Cette loi est générale et reste valable même en régime variable.La conservation du flux magnétique est une propriété très importante et montre une différencefondamentale entre le champ magnétique et le champ électrostatique. Nous avons vu, avec lethéorème de Gauss, que le flux du champ électrostatique dépend des charges électriquescontenues à l’intérieur de la surfaceEdSQsS=intε0Si la charge totale est positive, le flux est positif et il « sort » de cette surface un champélectrostatique source. Si la charge est négative, le flux est négatif et le champ « rentre »,converge vers la surface puits. Cette propriété reste d’ailleurs également valable en régimevariable. Rien de tel n’a jamais été observé pour le champ magnétique. On ne connaît pas decharge magnétique analogue à la charge électrique se serait un « monopôle magnétique » :

Page 15 : 13tout le champ qui rentre dans une surface fermée doit également en ressortir. La source la plusélémentaire de champ magnétique est un dipôle deux polarités, comme l’aimant dont on nepeut dissocier le pôle nord du pôle sud.On peut aisément montrer que le flux à travers une surface S s’appuyant sur un contour ferméC est indépendant du choix de cette surface. Prenons deux surfaces S1 et S2 s’appuyant sur Cet telles que S = SS12+ soit une surface fermée. En orientant cette surface vers l’extérieur,la conservation du flux magnétique imposeΦΦΦSSS=+=120donc ΦΦSS12= , ce qui rentre d’un coté ressort de l’autre. La différence de signe provientde la convention d’orientation de la normale : le flux est le même dans les deux cas.II.1.2- Lignes de champ et tubes de fluxLe concept de lignes de champ également appelées lignes de force est très utile pour se faireune représentation spatiale d’un champ de vecteurs. Ce sont ces lignes de champ qui sonttracées par la matière sensible au champ magnétique, telle que la limaille de fer au voisinaged’un aimant.Définition : Une ligne de champ d’un champ de vecteur quelconque est une courbe C dansl’espace telle qu’en chacun de ses points le vecteur y soit tangent.Considérons un déplacement élémentaire dl le long d’une ligne de champ magnétique C. Lefait que le champ magnétique B soit en tout point de C parallèle à dl s’écrit :Bdl= 0En coordonnées cartésiennes, dldx idy jdz k=++ et les lignes de champ sont calculéesen résolvantdxBdyBdzBxyz==En coordonnées sphériques, dldr urdurdur=++θθ ϕθϕsin et l’équation des lignes dechamp devientdrBrdBrdBr==θθ ϕθϕsinLa conservation du flux magnétique implique que les lignes de champ magnétique sereferment sur elles-mêmes.Un tube de flux est une sorte de « rassemblement » de lignes de champ. Soit une surface S1s’appuyant sur une courbe fermée C telle que le champ magnétique y soit tangent c’est à direB dl où dl est un vecteur élémentaire de C. En chaque point de C passe donc une ligne dechamp particulière. En prolongeant ces lignes de champ on construit ainsi un tube de flux.

Page 16 : 14S3S2S1BdSTout au long de ce tube, le flux magnétique est conservé. En effet, considérons une portion detube cylindrique entre S1et S3, ayant un rétrécissement en une surface S2. La surfaceS = S + S + S13L, où SL est la surface latérale du tube, constitue une surface fermée. Doncle flux du champ à travers S est nul. Par ailleurs, le flux à travers la surface latérale estégalement nul, par définition des lignes de champ B dS= 0 sur SL . Donc, le flux en S1 estle même qu’en S3. On peut faire le même raisonnement pour S2. Cependant puisque S S12pour un flux identique, cela signifie que le champ magnétique est plus concentré en S2. D’unemanière générale, plus les lignes de champ sont rapprochées et plus le champ magnétique estlocalement élevé.Les exemples les plus célèbres de tubes de flux rencontrés dans la nature sont les tachessolaires.II.2- Circulation du champ magnétiqueII.2.1- Circulation du champ autour d’un fil infiniNous avons vu que le champ B créé par un fil infini en un point Mzρ θ, , s’écrit encoordonnées cylindriquesBI u= µπ02 ρθConsidérons maintenant une courbe fermée quelconque C. Un déplacement élémentaire lelong de cette courbe s’écrit dld ud udzuz=++ρρ θρθ. La circulation de B sur la courbefermée C vaut alorsB dlIdcourbecourbe= µπ02θ

Page 17 : 15ICθMdlPlusieurs cas de figure peuvent se présenter :• Si C n’enlace pas le fil, dCθ =0.• Si C enlace le fil une fois, dCθ = π2 .• Si C enlace le fil N fois, dNCθ =π2La circulation de B sur une courbe fermée estdonc directement reliée au courant qui traversela surface délimitée par cette courbe. C’est Ampère qui, en recherchant une explication dumagnétisme dans une théorie de la dynamique des courants, découvrit cette propriété duchamp magnétique. Démontrée ici sur un cas particulier à partir de la loi de Biot et Savart,nous ne démontrerons pas que ce résultat est général, c’est à dire valable pour un conducteurquelconque.II.2.2- Le théorème d’AmpèreThéorème : La circulation de B le long d’une courbe C quelconque, orientée et fermée,appelée contour d’Ampère, est égale à µ0 fois la somme algébrique des courants quitraversent la surface délimitée par CB dlIcourbe= µ0intCette relation fondamentale est l’équivalent du théorème de Gauss pour le champélectrostatique : elle relie le champ Bou Es à ses sources le courant I ou la charge Q dansle vide à l’intérieur d’un matériau il faut les corriger. Cependant, à la différence du théorèmede Gauss, elle n’est valable qu’en régime permanent courants continus.CI1I2Iint = - I1 + I2 - I2= - I1

Page 18 : 16Remarques :• Le théorème d’Ampère et la loi de Biot et Savart ont la même cause originelle.• Le choix du sens de la circulation sur le contour d’Ampère choisi est purement arbitraire.Une fois ce choix fait, la règle du bonhomme d’Ampère permet d’attribuer un signe auxcourants qui traversent la surface ainsi délimitée.• Comme pour le théorème de Gauss, ce qui compte c’est la somme algébrique des sources :par exemple, si deux courants de même amplitude mais de sens différents traversent lasurface, le courant total sera nul voir figure ci-dessus.Exemple: le solénoïde infiniConsidérons un solénoïde infini, comportant N spires par unité de longueur, chacuneparcourue par un courant I permanent. Etant donné la géométrie cylindrique du solénoïde, onse place en coordonnées cylindriques, l’axe z étant l’axe du solénoïde. La densité de courantest toroïdale et s’écrit jzju , , ρ θρθ= puisqu’il y a invariance par rotation autour de l’axe zet translation le long de ce même axe. Donc, le champ magnétique est poloïdal et s’écritBzBuz , , ρ θρ=On choisit trois contours d’Ampère différents voir figure :zORI123DCBAlContour 1 :B dlB dlB dlB dlB dzuB dzuB lBlABBCCDDAzABzCDABDC+++===00Donc, le champ magnétique est uniforme à l’intérieur du solénoïde parce qu’il est infini.Contour 2 : on obtient le même résultat, c’est à dire un champ uniforme à l’extérieur. Maiscomme ce champ doit être nul à l’infini, on en déduit qu’il est nul partout.Contour 3 :B dlB dlB dlB dlNlIBudzuNlIBNIABBCCDDAzzCD+++= µ= µ= µ000

Page 19 : 17II.2.3- Relations de continuité du champ magnétiquePuisque le courant est la source du champ magnétique, on peut se demande ce qui se passe àla traversée d’une nappe de courant infinie. Comme pour le champ électrostatique, va-t-onvoir une discontinuité dans le champ ?Soit une distribution surfacique de courant js séparant l’espace en deux régions 1 et 2.S2S1SRégion 2Région 1dS2dS1n12jsConsidérons une surface fermée fictive, traversant la nappe de courant. La conservation duflux magnétique à travers cette surface s’écritB dSB dSB dSSSSL++=120où SL est la surface latérale. Lorsqu’on fait tendre cette surface vers zéro S1 tend vers S2,on obtientB dSB dSBBn dSSSSS+===1200211212puisque dSdSdSn1212= = dans cette limite. Ce résultat étant valable quelque soit lasurface S choisie, on vient donc de démontrer queBBn21120=Pour la composante tangentielle, nous allons utiliser le théorème d’Ampère. Considérons lecontour d’Ampère suivant :Région 2Région 1n12ABNMCDτjsLe théorème d’Ampère s’écrit alorsB dlB dlB dlB dlIABBCCDDA+++= µ0

Page 20 : 18Le courant I est celui qui circule sur la nappe, autrement dit, il est défini par la densité decourant surfaciqueIj dSjdlABCDsMN==τoù MN n,,12 τ est un trièdre direct. Dans la limite DA →0, le théorème d’Ampère fournitBBdljdlSMNMN120=µτPuisque MN est quelconque, on doit avoirBBdljdlBBdlnBBndlS12012121212= µ== τττc’est à dire puisque la direction de τ est arbitraireBBnjS12120 = µEn résumé, à la traversée d’une nappe de courant,• la composante normale du champ magnétique reste continue,• la composante tangentielle du champ magnétique est discontinue.III.2.4- Les trois façons de calculer le champ magnétiqueEn guise de résumé voici des conseils sur les méthodes à employer pour calculer le champmagnétique.• La formule de Biot et Savart : elle n’est pratique que lorsqu’on sait faire l’additionvectorielle des champs dB créés par un petit élément du circuit souvent des circuitsfiliformes.• La conservation du flux : à n’utiliser que si l’on connaît déjà son expression dans uneautre région de l’espace voir un exemple d’utilisation à la section précédente.• Le théorème d’Ampère : il faut être capable de calculer la circulation du champ sur uncontour choisi. Cela nécessite donc une symétrie relativement simple des courants.Dans tous les cas, il faut prendre en compte les propriétés de symétrie de la densité decourant.II.3- Le dipôle magnétiqueII.3.1- Champ magnétique créé par une spireSoit une spire plane, de forme quelconque, de centre d’inertie O, parcourue par un courantpermanent I. Nous allons calculer le champ magnétique créé par cette spire en tout point M del’espace, situé à grande distance de la spire précisément, à des distances grandes comparées àla taille de la spire.

Page 21 : 19IzOnMuθrr’PdOPOn poserOMrPMOPrrurr=′ ===′=ρOn va donc utiliser la formule de Biot et Savart,dans la limite r ρ, pour tout point Pappartenant à la spireB MIdrrspire = µπ′′034ρEvaluons le terme ′′rr 3 pour des points M situés à grande distance de la spire :′′ =+++rrrrrrrrrrrrrurruru32232323232233212133ρρρρρρρρρoù nous avons fait un développement limité à l’ordre 1. En reportant cette expression dans laformule de Biot et Savart on obtientB MIrdudrrduuspirespirespire µπ+0243ρρρρρEvaluons séparément chaque terme intervenant dans la parenthèse :• duduPPuspirespireρρρρ===000puisque le vecteur u est indépendant du point P sur la spire et qu’on fait une intégration surtoute la spire, en revenant au point de départ P0.• ==drrdSr nspirespireρρρρ12où n est le vecteur normal au plan de la spire vecteur de base de l’axe z et S sa surface. Cecalcul est général, valable quelle que soit la surface.

Page 22 : 20OdSnρdρ= dOPPEn effet, une surface élémentaire dS, telle que 12 ρρ=ddSnest toujours engendrée lors d’un petit déplacement duvecteur ρ.• duuuduspirespireρρρ ρ = Prenons une surface S plane quelconque. Sur cette surface, on a d xyPPxyoo == 0 puisqu’on revient au même point départ P0. On a donc l’égalité xdy = - ydx. Par ailleurs,on a également la propriété suivante x dxxxxydyyyxoooo==== 22220 .On va utiliser ces propriétés générales pour calculer l’intégrale inconnue ci-dessus.Si on décompose les vecteurs ρ et u dans la base e e12, engendrant le plan de la spire, onobtientduduu eduu eρ ρρ ρρρ ρρ =+++11 122121 1222or,ρρρρ1 11112012020u duPPspire= =D’oùduudeudeu Seu SeSnuspirespirespireρ ρρρρ ρ =+= +=221 111222112En rassemblant ces résultats, on obtient un champ magnétiqueB MIrSr nurSnu µπ02423On voit donc apparaître une grandeur importante car décrivant complètement la spire « vue »depuis une grande distance, à savoir le moment magnétique dipolaireM = ISnEn utilisant l’égalité uuu uu u =MMM , on obtient alors l’expression duchamp magnétique créé par un dipôleB Mruuur = µπ= µπ0302434MM grad M

Page 23 : 21En coordonnées sphériques, u =MM cosθ et les composantes poloidales du champs’écriventBrBrsr = µπ= µπ0303424MM incosθθθLignes de champ :Comme nous l’avons vu précédemment, les lignes de champ ne sont pas des courbes où lanorme du champ magnétique est constante. Ici, l’équation des lignes de champ encoordonnées sphériques fournit :drMrrdMrdrrdrrrrrrµπθθµπθθ θθθθθθθθ0303000022442200cossincossinlnln sinsinsinsin====où le rayon sphérique r0 correspond à un angle θ0 arbitraire.Remarques :1. Ces expressions ne sont pas à retenir : il faut par contre comprendre et savoir reproduire ladémonstration.2. Pour établir l’expression du champ créé par un dipôle, nous avons fait un développementlimité en ne conservant que les termes d’ordre un. Les termes d’ordre supérieurmultipolaires ne jouent un rôle qu’à proximité immédiate de la spire.II.3.2- Le modèle du dipôle en physiqueIl est intéressant de remarquer que l’expression du champ magnétique créé par une spire decourant dipôle magnétique M = ISn est formellement équivalente à celle du champélectrostatique créé par un système de deux charges opposées dipôle électrique p = qdE Mur = π1402ε grad pCependant, pour le champ magnétique, il s’avère impossible de séparer le dipôle en unecharge magnétique « + » et une autre « - ». Le dipôle est la première source de champmagnétique. C’est la raison pour laquelle il joue un si grand rôle dans la modélisation deseffets magnétiques observés dans la nature, au niveau microscopique comme macroscopique.L’origine du champ magnétique d’un matériau quelconque ex : aimant doit êtremicroscopique. En utilisant le modèle atomique de Bohr, on peut se convaincre que les

Page 24 : 22+e-eωv = ω a0a0atomes du moins certains ont un moment magnétique dipolaire intrinsèque. Le modèle deBohr de l’atome d’Hydrogène consiste en un électron de charge q=-e en mouvement circulaireuniforme autour d’un noyau central un proton avec une période T =π2ω .Si on regarde sur des échelles de temps longues parrapport à T, tout se passe comme s’il y avait un courantIqTq==πω2On a donc une sorte de spire circulaire, de rayon moyen ladistance moyenne au proton, c’est à dire le rayon de Bohra0. L’atome d’Hydrogène aurait donc un momentmagnétique intrinsèqueML====ISnqa nqm m a nqmωω2220202où L est le moment cinétique de l’électron et qm2 est appelé le facteur gyromagnétique.Ce raisonnement peut se généraliser aux autres atomes. En effet, un ensemble de charges enrotation autour d’un axe vont produire un moment magnétique proportionnel au momentcinétique total. Cela se produit même si la charge totale est nulle matériau ou atome neutre :ce qui compte c’est l’existence d’un courant. Il suffit donc d’avoir un décalage, même léger,entre les vitesses des charges « + » et celles des charges « - ».Du coup, on peut expliquer qualitativement les propriétés magnétiques des matériaux enfonction de l’orientation des moments magnétiques des atomes qui les composent :• Matériaux diamagnétiques : les moments sont distribués aléatoirement, il n’y a pas dechamp magnétique intrinsèque.• Matériaux paramagnétiques : ceux pour lesquels les moments peuvent s’orienter dans unedirection privilégiée en présence d’un champ magnétique extérieur, pouvant donc êtreainsi aimantés momentanément.• Matériaux ferromagnétiques : ceux dont les moments sont déjà orientés dans une directionparticulière, de façon permanente aimants naturels.La Terre est connue pour avoir un champ magnétique dipolaire, où le pôle Nord magnétiquecorrespond au pôle Sud géographique à un angle près.Au niveau macroscopique, l’explication de l’existence du champ magnétique observé sur lesplanètes et sur les étoiles est encore aujourd’hui loin d’être satisfaisante. La théorie de l’effetdynamo essaye de rendre compte des champs observés par la présence de courants,essentiellement azimutaux, dans le cœur des astres.Plusieurs faits connus restent partiellement inexpliqués :• Les cycles magnétiques : le Soleil a un champ magnétique à grande échelle qui ressembleà celui de la Terre, approximativement dipolaire. Cependant, il y a une inversion depolarité tous les 11 ans. Pour la Terre, on a pu mettre en évidence qu’il y avait eu uneinversion il y a environ 700.000 ans. Par ailleurs, on observe des fluctuations du champ.• Non-alignement avec le moment cinétique de l’astre : s’il est de l’ordre d’une dizaine dedegrés pour la Terre avec une modification de la direction de l’axe magnétique d’environ15’ par an, il est de 90° pour celui de Neptune !

Page 25 : 23Chapitre III- Actions et énergie magnétiquesIII.1- Force magnétique sur une particule chargéeCe qui a été dit aux chapitres précédents concerne plus particulièrement les aspectsmacroscopiques, l’influence mesurable d’un champ magnétique sur un circuit électrique. Or,le courant circulant dans un circuit est dû au déplacement de particules chargées. Nousprendrons donc le parti ici de poser l’expression de la force magnétique s’exerçant sur uneparticule sans la démontrer puis de montrer comment s’exprime cette force sur un circuit.Historiquement bien sûr, c’est la force de Laplace qui a été mise en évidence la première, laforce de Lorentz n’est venue que bien plus tard…III.1.1- La force de LorentzLa force totale, électrique et magnétique on dit électromagnétique subie par une particule decharge q et de vitesse v mesurée dans un référentiel galiléen estFq EvB=+On appelle cette force la force de Lorentz. On peut la mettre sous la formeFFFqEFqvBemm=+= où F =eoù Fe est la composante électrique et Fm la composante magnétique. La composantemagnétique de la force de Lorentz parfois appelée force magnétique possède un ensemble depropriétés remarquables :1. La force magnétique ne fournit pas de travail. Si on applique la relation fondamentale dela dynamique pour une particule de masse m et charge q, on obtientFqvBm dvdtm ==doncddtmvddtmv vmv dvdtqvvB121202=== =.L’énergie cinétique de la particule est donc bien conservée.2. La force magnétique est une correction en v c/2 à la force de Coulomb , où c est lavitesse de la lumière cf chapitre I.3. Violation du principe d’action et de réaction. On peut aisément vérifier sur un casparticulier simple que la force magnétique ne satisfait pas au 3ème principe de Newton.Pour cela, il suffit de prendre une particule 1 se dirigeant vers une particule 2. Le champmagnétique créé par 1 sera alors nul à l’emplacement de la particule 2,Bqr101240=vu112µπ=,

Page 26 : 24zxyB-eRLv0 = v i0Cas particulier d’une particule de charge négative rotation dans le sens directet donc la force F1 2/ sera nulle. Mais si la deuxième particule ne se dirige pas vers lapremière, son champ magnétique sera non nul en 1 et il y aura une force F2 1/ non nulle…III.1.2- Trajectoire d’une particule chargée en présence d’un champ magnétiqueConsidérons une particule de masse m et charge q placée dans un champ magnétiqueuniforme avec une vitesse initiale v tv==00 . La relation fondamentale de la dynamiques’écritdvdtqm vB=Puisque la force magnétique est nulle dans la direction du champ, cette direction estprivilégiée. On va donc tirer parti de cette information et décomposer la vitesse en deuxcomposantes, l’une parallèle et l’autre perpendiculaire au champ, v tvvp =+. L’équationdu mouvement s’écrit alorsdvdtdvdtqm vBp ==0La trajectoire reste donc rectiligne uniforme dans la direction du champ. Prenons un repèrecartésien dont l’axe z est donné par le champ BBk=.L’équation portant sur lacomposante perpendiculaire sedécompose alors en deux équationsdvdtvdvdtvxyyx== ωωoù ω = qBmCe système se ramène à deuxéquations de la forme d vdtvii222= ω pour i = x,y et a donc pour solutiondxdtvvtdydtvvtxy==== 00cossinωωoù l’on a choisi une vitesse initiale suivant x, vvi=00 . En intégrant une deuxième fois cesystème on obtient

Page 27 : 25xvtyvt==00ωωωωsincosoù les constantes d’intégration ont été choisies nulles choix arbitraire. La trajectoire est doncun cercle de rayon RmvqBL =0 , le rayon de Larmor, décrit avec la pulsation ω = q Bm , ditepulsation gyro-synchrotron. Ce cercle est parcouru dans le sens conventionnel positif pourdes charges négatives.Le rayon de Larmor correspond à la « distance » la plus grande que peut parcourir uneparticule dans la direction transverse avant d’être déviée de sa trajectoire. Cela corresponddonc à une sorte de distance de piégeage. A moins de recevoir de l’énergie cinétiquesupplémentaire, une particule chargée est ainsi piégée dans un champ magnétique.Il est intéressant de noter que plus l’énergie cinétique transverse d’une particule est élevéegrande masse ou grande vitesse transverse et plus le rayon de Larmor est grand.Inversement, plus le champ magnétique est élevé et plus ce rayon est petit.Remarque : Nous avons vu au Chapitre II qu’une charge en mouvement créé un champmagnétique. Donc, une particule mise en rotation par l’effet d’un champ magnétique extérieurva créer son propre champ. Il n’en a pas été tenu compte dans le calcul précédent, celui-ciétant la plupart du temps négligeable.III.1.3- Distinction entre champ électrique et champ électrostatiqueNous allons traiter ici un problème un peu subtil. En mécanique classique, il y a troisprincipes fondamentaux : le principe d’inertie, la relation fondamentale de la dynamique et leprincipe d’action et de réaction. Nous avons déjà vu que la force magnétique FqvBm = nesatisfaisait pas au 3ème principe. Mais il y a pire. Pour pouvoir appliquer la relationfondamentale de la dynamique, il faut se choisir un référentiel galiléen. Ce choix étantarbitraire, les lois de la physique doivent être indépendantes de ce choix invariancegaliléenne. Autrement dit, les véritables forces doivent être indépendantes du référentiel. Ilest clair que ce n’est pas le cas de la force magnétique Fm . En effet, considérons une particuleq se déplaçant dans un champ magnétique avec une vitesse constante dans le référentiel dulaboratoire. Dans ce référentiel, elle va subir une force magnétique qui va dévier sa trajectoire.Mais si on se place dans le référentiel propre de la particule en translation uniforme parrapport au laboratoire, donc galiléen, sa vitesse est nulle. Il n’y a donc pas de force et elle nedevrait pas être déviée ! Comment résoudre ce paradoxe ?C’est Lorentz qui a donné une solution formelle à ce problème, mais c’est Einstein qui lui adonné un sens grâce à la théorie de la relativité. La véritable force, électromagnétique, est laforce de LorentzFq EvB=+Supposons que cette particule soit soumise à un champ électrostatique Es et un champmagnétique B, mesurés dans le référentiel R du laboratoire. Dans un référentiel R’ où laparticule est au repos, le terme magnétique sera nul. Si on exige alors l’invariance de la force,on doit écrire

Page 28 : 26′ =′ ==+FqEFq EvBsLe champ ′E « vu » dans le référentiel R’ est donc la somme du champ électrostatique Es etd’un autre champ, appelé champ électromoteur EvBm =. Ainsi, on a bien conservél’invariance de la force lors d’un changement de référentiel, mais au prix d’unecomplexification du champ électrique qui n’est plus simplement un champ électrostatique !Deux conséquences importantes :1. La circulation d’un champ électrique EEEsm=+ est en générale non nulle à cause duterme électromoteur d’où son nom d’ailleurs : celui-ci peut donc créer une différence depotentiel qui va engendrer un courant, ce qui n’est pas possible avec un champ purementélectrostatique.2. Le champ électrique « vu » dans R’ dépend du champ magnétique « vu » dans R. On nepeut donc pas appliquer la règle de changement de référentiel classique transformationgaliléenne mais une autre, plus complexe transformation de Lorentz. Champs électriqueet magnétique dépendent tous deux du référentiel, la compréhension de ce phénomèneélectromagnétique ne pouvant se faire que dans le contexte de la relativité.Ceci dit, nous utiliserons tout de même l’expression de la force magnétique ou de Lorentzpour calculer, par exemple, des trajectoires de particules dans le formalisme de la mécaniqueclassique. On ne devrait pas obtenir des résultats trop aberrants tant que leurs vitesses restenttrès inférieures à celle de la lumière.Une dernière remarque : nous avons implicitement supposé que la charge q de la particuleétait la même dans les deux référentiels. Cela n’est a priori pas une évidence. Nous pouvonsen effet imposer que toute propriété fondamentale de la matière soit effectivement invariantepar changement de référentiel. Le concept de masse, par exemple, nécessite une attentionparticulière. En effet, tout corps massif possède un invariant appelé « masse au repos ».Cependant sa « masse dynamique » impulsion divisée par sa vitesse sera d’autant plusélevée que ce corps aura une vitesse s’approchant de celle de la lumière.Nous admettrons donc que la charge électrique est bien un invariant dit relativiste.III.2- Actions magnétiques sur un circuit ferméIII.2.1- La force de LaplaceNous avons vu que la force subie par une particule chargée en mouvement dans un champmagnétique, la force de Lorentz, s’écrit ; Fq EvB=+. Considérons un milieu comportantα espèces différentes de particules chargées, chaque espèce ayant une densité volumique nα,et une vitesse vα . Ces divers porteurs de charges sont donc responsables d’une densité localede courantjn q v= αααα.Par ailleurs, chaque particule étant soumise à la force de Lorentz, la force s’exerçant sur unélément de volume d V3 comportant n d Vαα3 particules s’écrit

Page 29 : 27d Fn qEvB d V33=+ααααOn voit donc apparaître une force due au champ électrique. Cependant, si le volumeélémentaire que l’on considère est suffisamment grand pour que s’y trouve un grand nombrede particules e si le conducteur est électriquement neutre, on doit avoirn qααα= 0ce qui annule la force électrique.On obtient alors d Fn q vB d Vn q vB d V333==αααααααα, c’est à dired FjB d V33=Nous avons donc ci-dessus l’expression générale de la force créée par un champ magnétiqueextérieur sur une densité de courant quelconque circulant dans un conducteur neutre larésultante est évidemment donnée par l’intégrale sur le volume.Dans le cas particulier d’un conducteur filiforme, l’élément de volume s’écrit d Vd S dl32=,où dl est un élément de longueur infinitésimal orienté dans la direction de j et d S2 unesurface infinitésimale.dld2SS: section du filjDans le cas d’un circuit filiforme très mince donc où l’on peut considérer que le champ estconstant, la force qui s’exerce par unité de longueur s’écritdFjB d Sdljd S dlBj d S dlBIdlBSSS====222La force qui s’exerce sur un conducteur fermé, parcouru par un courant permanent I, appeléeforce de Laplace, vautFIdlBcircuit=Cette force s’applique sur un circuit qui est un solide. Dans ce cours, on ne considèrera quedes circuits pour lesquels on pourra appliquer le principe fondamental de la mécanique, en

Page 30 : 28assimilant ceux-ci à des points matériels leur centre d’inertie. Aucun élément de longueur nesera privilégié : la force dFIdlB= s’applique au milieu de chaque portion dl.Remarques :1. Ayant été établie à partir d’équations valables uniquement en régime permanent, cetteexpression n’est vraie que pour un courant permanent. Il faut en particulier faire attentionà intégrer la force sur le circuit fermé.2. Pour des circuits fermés de forme complexe, il devient difficile de calculer la forcemagnétique à partir de l’expression de la force de Laplace. Dans ce cas, il vaut mieuxutiliser une méthode énergétique travaux virtuels, voir plus bas.3. A partir de la force de Lorentz, qui est une force microscopique agissant sur des particulesindividuelles et qui ne travaille pas, nous avons obtenu une force macroscopique agissantsur un solide. Cette force est capable de déplacer le solide et donc d’exercer un travail nonnul. Comment comprendre ce résultat ? Il faut interpréter la force de Laplace comme larésultante de l’action des particules sur le réseau cristallin du conducteur. C’est donc unesorte de réaction du support à la force de Lorentz agissant sur ses constituants chargés. Auniveau microscopique cela se traduit par la présence d’un champ électrostatique, le champde Hall.4. Bien que la force de Lorentz ne satisfasse pas le principe d’Action et de Réaction, la forcede Laplace entre deux circuits, elle, le satisfait ! La raison profonde réside dansl’hypothèse du courant permanent parcourant les circuits I le même, partout dans chaquecircuit : en régime permanent, il n’y a plus de problème de délai lié à la vitesse depropagation finie de la lumière.III.2.2- Définition légale de l’AmpèreConsidérons le cas de deux fils infinis parcourus par un courant I1 et I2, situés à une distanced l’un de l’autre.I1I2u12dB1B1Grâce au théorème d’Ampère, il est alors facile de calculer le champ magnétique créé parchaque fil. La force par unité de longueur subie par le fil 2 à cause du champ B1vautdFI dlBI dlBdFI Id u1 221122 10 1 2122//== = = µπCette force est attractive si les deux courants sont dans le même sens, répulsive sinon.Puisqu’il y a une force magnétique agissant sur des circuits parcourus par un courant, on peut

Page 31 : 29mesurer l’intensité de celui-ci. C’est par la mesure de cette force qu’a été établie la définitionlégale de l’Ampère A :L’Ampère est l’intensité de courant passant dans deux fils parallèles, situés à 1 mètre l’unde l’autre, et produisant une attraction réciproque de 2.10-7 Newtons par unité de longueurde fil.II.2.3- Moment de la force magnétique exercée sur un circuitPuisqu’un circuit électrique est un solide, il faut utiliser le formalisme de la mécanique dusolide 2ème année de DEUG. On va introduire ici les concepts minimaux requis. Soit un point P quelconque appartenant à un circuit électrique et le point O, le centre d’inertiede ce circuit. Si ce circuit est parcouru par un courant permanent I et plongé dans un champmagnétique B, alors chaque élément de circuit dldOP=, situé autour de P, subit une forcede Laplace dFIdlB=. Le moment par rapport à O de la force de Laplace sur l’ensemble ducircuit est alorsΓ =OPdFcircuitSoient trois axes i, passant par le centre d’inertie O du circuit et engendrés par les vecteursunitaires ui . Le moment de la force s’écrit alors ΓΓ==iiiu13. L’existence d’un moment nonnul se traduit par la mise en rotation du circuit autour d’un ou plusieurs axes i. Autrementdit, par une modification de la « quantité de rotation » du solide, c’est à dire son momentcinétique. Le moment cinétique du solide par rapport à O estJOPvdmcircuit=où dm est la masse élémentaire située sur l’élément dOP, et v sa vitesse. Dans tous les cas defigure étudiés dans ce cours, on admettra que le moment cinétique d’un circuit peut se mettresous la formeJIuIiiii== =ΩΩ13où Ωest le vecteur instantané de rotation et Ii les 3 moments d’inertie du circuit par rapportaux 3 axes i I est la matrice d’inertie, ici diagonale. Le moment d’inertie par rapport àl’axe i est défini parIdm riicircuit= 2où ri est la distance d’un point P quelconque du circuit à l’axe i. La dynamique d’un circuitsoumis à plusieurs moments de forces extérieures est donnée par le théorème du momentcinétique pour un solided Jdtext= ΓDans le cas d’un circuit tournant autour d’un seul axe Oz, avec une vitesse angulaireΩΩ==uuzz«θ et un moment d’inertie Iz constant, on obtient l’équation simplifiée suivanteIzz««θ = Γ

Page 32 : 30MBΓOI+II.2.4- Exemple du dipôle magnétiqueConsidérons le cas simple d’un dipôle magnétique,c’est à dire d’une spire parcourue par un courant Ipermanent, plongé dans un champ magnétique extérieurB constant soit dans tout l’espace, soit ayant unevariation spatiale sur une échelle bien plus grande quela taille de la spire.La force de Laplace s’écrit alorsFIdlBIdlBspirespire===0Un champ magnétique constant ne va donc engendrer aucun mouvement de translation de laspire. Le moment de la force de Laplace par rapport au centre d’inertie 0 de la spire s’écritΓ =====++ =+===OPdFOPIdOPBIdOPOP BIBOP dOPIdOPOP BIdx idy jxByBIB iydxIB jxdyIB jIB ixdyIB jIB i SISnspirespirespirespirespirespirexyyspirexspirexyspirexy0Bnk où = ,voir calcul du dipôlec’est à direΓ =MBMalgré une résultante des forces nulle, le champ magnétique exerce un moment qui va avoirtendance à faire tourner la spire sur elle-même, de telle sorte que son moment magnétiquedipolaire M s’aligne dans la direction de B.Remarques :1. Cette expression n’est valable que dans le cas d’un dipôle.2. On utilise souvent le terme « couple magnétique » pour décrire le moment des forcesmagnétiques sur un circuit, ceci pour éviter de confondre avec le moment magnétiquedipolaire.3. Les matériaux ferromagnétiques sont ceux pour lesquels on peut assimiler leurs atomes àdes dipôles alignés dans le même sens. Mis en présence d’un champ magnétique externe,ils auront tendance à se mettre dans la direction du champ, ce qui va produire unmouvement macroscopique d’ensemble.

Page 33 : 31II.2.5- Complément : force de Laplace et principe d’Action et de RéactionOn va démontrer que le principe d’Action et de Réaction est bien vérifié pour la force deLaplace s’exerçant entre deux circuits C1 et C2 quelconques, parcourus par des courantpermanents I1 et I2. La force exercée par C1 sur C2 s’écritFI dPBI dPI dPuPPI IdPdPuPPCCCCC1 2221220 11121220 1 221121222121244/ ===µπµπoù P1 resp. P2 est un point quelconque de C1 resp. C2 et PPPP u121212=. La force exercéepar C2 sur C1 vautFI dPBI dPI dPuP PI IdPdPuPPCCCCC2 1112110 22212 120 1 212121221212144/ === µπµπpuisque uu2112= . Par ailleurs, on adPdPudP dPuudPdPdPdPudP dP uudP dP211212121221121221121212 = = Il nous suffit donc de calculer le premier terme puisque le second est identique dans les deuxexpressions des forces. Mathématiquement, les expressions = CCCC2112sont effectivement équivalentes si ce qui se trouve dans le crochet la fonction à intégrer estsymétrique par rapport aux variables de chacune des deux intégrales. Mais dans celle degauche, le point P1 reste d’abord constant lors de l’intégrale portant sur C2, tandis que danscelle de droite, c’est le point P2 qui est maintenu constant lors de l’intégration sur C1.Ainsi, on peut écriredP dPuPPdPdPuPPdPdP uPPdPdP uPPCCCC12121221212122211212221121222211 = =Posant rPP=12 et remarquant que dPdPPdP2121=+, on obtientdPuPPdr rrd rrCCC212122323222 20== =puisque l’on fait un tour complet sur C2 et l’on revient donc au point de départ. Le résultat estévidemment le même pour l’intégrale portant sur C1. En résumé, on obtientFI IdPdPuPPI IudPdPI IudP dPFCCCCCC1 20 1 221121220 1 212210 1 212122 1444121221//== = = µπµπµπCeci achève la démonstration.

Page 34 : 32Idrd2S ndlIII.3- Energie potentielle d’interaction magnétiqueIII.3.1- Le théorème de MaxwellUn circuit électrique parcouru par un courant produit un champ magnétique engendrant uneforce de Laplace sur un deuxième circuit, si celui-ci est lui-même parcouru par un courant.Chaque circuit agit sur l’autre, ce qui signifie qu’il y a une énergie d’origine magnétique miseen jeu lors de cette interaction. D’une façon générale, un circuit parcouru par un courantpermanent placé dans un champ magnétique ambiant possède une énergie potentielled’interaction magnétique.Pour la calculer, il suffit d’évaluer le travail de la force de Laplace lors d’un déplacementvirtuel de ce circuit méthode des travaux virtuels, comme en électrostatique.Considérons un élément dl d’un circuit filiforme,orienté dans la direction du courant I. Cet élémentsubit une force de Laplace dF . Pour déplacer lecircuit d’une quantité dr, cette force doit fournir untravaild WdF drI dlBdrI drdlBId Sn B22====où d Sn2 est la surface élémentaire décrite lors du déplacement de l’élément de circuit lestrois vecteurs dr dl n,, forment un trièdre direct. On reconnaît alors l’expression du fluxmagnétique à travers cette surface balayée, appelé flux coupé. Pour l’ensemble du circuit, letravail dû à un déplacement élémentaire dr estdWd WIdIdccircuitcircuitc===22ΦΦThéorème de Maxwell :Le déplacement d’un circuit électrique fermé dans un champ magnétique extérieur engendreun travail des forces magnétiques égal au produit du courant traversant le circuit par le fluxcoupé par celui-ci lors de son déplacement.WIc= ΦCommentaires sur la notion de Flux coupéLe nom de flux coupé provient de notre représentation du champ magnétique sous forme delignes de champ. Lors du déplacement du circuit, celui-ci va en effet passer à travers ceslignes, donc les « couper ».La notion de flux coupé est très importante car elle permet parfois considérablement desimplifier les calculs. Par ailleurs, dans le cas d’un champ magnétique constant dans le temps,

Page 35 : 33nous allons démontrer que le flux coupé par le circuit Φc lors de son déplacement estexactement égal à la variation du flux total Φ.d2Sfd2Sid2SdPosition initialedu circuitPosition finaledu circuitSoit un circuit C orienté, parcouru par un courant I et déplacé dans un champ magnétiqueextérieur. Ce circuit définit à tout instant une surface S s’appuyant sur C. Lors dudéplacement de sa position initiale vers sa position finale, une surface fermée =++SSSifdest ainsi décrite, où Sd est la surface balayée lors du déplacement. On choisit d’orienter lesnormales à chaque surface vers l’extérieur. La conservation du flux magnétique impose alorsΦΦΦΦ=++=SSSifd0c’est à direΦΦΦSSSdif= Si on réoriente les normales par référence au courant, on a ΦΦSSff→, ΦΦSSii→ etΦΦSSdd→±. Autant il est possible de définir correctement et en toute généralité le signe desflux totaux, celui du flux à travers la surface balayée, autrement dit, le flux coupé, dépend dechaque situation. Cependant, on a donc bienΦΦc =qui est vérifié algébriquement. Ne pas oublier que ce raisonnement n’est valable que pour unchamp magnétique extérieur statique pas de variation temporelle du champ au cours dudéplacement du circuit.III.3.2- Energie potentielle d’interaction magnétiqueConsidérons un circuit électrique parcouru par un courant permanent I et placé dans un champmagnétique statique. Le circuit est donc soumis à la force de Laplace : cela signifie qu’il estsusceptible de se déplacer et donc de développer une vitesse. On pourra calculer cette vitesseen appliquant, par exemple, le théorème de l’énergie cinétique ΦEWIc ==. Mais d’oùprovient cette énergie ?Si l’on en croit le principe de conservation de l’énergie, cela signifie que le circuit possède unréservoir d’énergie potentielle Wm, lié à la présence du champ magnétique extérieur.L’ énergie mécanique du circuit étant EEWcm=+, on obtient dWdWm = .L’énergie potentielle magnétique d’un circuit parcouru par un courant permanent I et placédans une champ magnétique extérieur est doncWIm = Φ + Constante

Page 36 : 34iOIuidαirdrLa valeur de la constante, comme pour toute énergie potentielle d’interaction, est souventchoisie arbitrairement nulle à l’infini.III.3.3- Expressions générales de la force et du couple magnétiquesL’existence d’une énergie potentielle se traduit par une action possible reconversion de cetteénergie. Ainsi, la résultante FdFcircuit= des forces magnétiques exercées sur le circuit estdonnée pardWWx dxdWF drFdxmmiiiiii== = = ==1313où les dxi mesurent les déplacements translations dans les trois directions de l’espace parrapport au centre d’inertie du circuit là où s’applique la force magnétique. On obtient ainsil’expression générale de la force de Laplace agissant sur un circuit parcouru par un courantpermanent, c’est à direFWximi= ou, sous forme vectorielleFWIm= = grad grad ΦRemarques :1. La force totale s’exerçant donc sur le centre d’inertie du circuit a tendance à pousser lecircuit vers les régions où le flux sera maximal.2. Cette expression est valable uniquement pour des courants permanents. Noter qu’elles’applique néanmoins pour des circuits déformés et donc pour lesquels il y aura aussi unemodification du flux sans réel déplacement du circuit.On peut faire le même raisonnement dans le cas d’un mouvement de rotation pure du circuit.Prenons le cas général de rotations d’angles infinitésimaux diα autour de trois axes i,passant par le centre d’inertie O du circuit et engendrés par les vecteurs unitaires ui .Soit le vecteur rOPr u== reliant un point Pquelconque d’un circuit et le point O. La vitesse dupoint P s’écrit en toute généralité voir cours demécaniquedrdtdrdt ur=+Ωoù le premier terme correspond à une translation pureet le second à une rotation pure, décrite par le vecteurinstantané de rotation Ω«««αααα12313==ddt uiii .L’expression générale du moment de la force magnétique par rapport à O est ΓΓ==iiiu13.

Page 37 : 35Le travail dû à la force de Laplace lors d’une rotation pure rOP= reste constant s’écritdWdF drdFdurdurdFduIdIdcircuitcircuitiiiiiicircuitiiiiii==========ααααα13131313ΓΦΦd’oùΓΦiiI=αAutrement dit, le moment de la force magnétique par rapport à un axe i passant par le centred’inertie O du circuit, dépend de la variation de flux lors d’une rotation du circuit autour decet axe.Exemple : Le dipôleEn supposant que le champ magnétique extérieur est constant à l’échelle d’un dipôle demoment magnétique dipolaire M = ISn, on obtient un flux Φ =B Sn.La force magnétique totale s’écrit alorsFIISn B== grad Φc’est à direFB= grad MLe moment de la force magnétique couple magnétique s’écritΓΦiiiiiIIB nSBISnBM== ==ααααOr, le moment magnétique dipolaire varie de la façon suivante lors d’une rotationdMduMMdiiiiii====ααα1313et on obtient doncΓiiiBuMMBu= =c’est à dire l’expression vectorielleΓ =MBRemarquer que ce calcul est bien plus facile que le calcul direct effectué à la section II.2.4.

Page 38 : 36III.3.4- La règle du flux maximumUn solide est dans une position d’équilibre stable si les forces et les moments auxquels il estsoumis tendent à le ramener vers cette position s’il en est écarté. D’après le théorème deMaxwell on adWIdIF drfi===ΦΦΦSi la position est stable, cela signifie que l’opérateur doit fournir un travail, autrement dit undéplacement dr dans le sens contraire de la force qui sera une force de rappel, donc dW 0ou ΦΦfi.Un circuit tend toujours à se placer dans des conditions d’équilibre stable, où le flux duchamp est maximum.Cette règle est très utile pour se forger une intuition des actions magnétiques.

Page 39 : 37Chapitre IV- Induction électromagnétiqueIV.1- Les lois de l’inductionIV.1.1- L’approche de FaradayJusqu’à maintenant, nous nous sommes intéressés essentiellement à la création d’un champmagnétique à partir d’un courant permanent. Ceci fut motivé par l’expérience de Oersted. A lamême époque, le physicien anglais Faraday était préoccupé par la question inverse : puisqueces deux phénomènes sont liés, comment produire un courant à partir d’un champmagnétique ?Il fit un certain nombre d’expériences qui échouèrent car il essayait de produire un courantpermanent. En fait, il s’aperçut bien de certains effets troublants, mais ils étaient toujourstransitoires.Exemple d’expérience : on enroule sur un même cylindre deux fils électriques. L’un est relié àune pile et possède un interrupteur, l’autre est seulement relié à un galvanomètre, permettantainsi de mesurer tout courant qui serait engendré dans ce second circuit. En effet, Faradaysavait que lorsqu’un courant permanent circule dans le premier circuit, un champ magnétiqueserait engendré et il s’attendait donc à voir apparaître un courant dans le deuxième circuit. Enfait rien de tel n’était observé : lorsque l’interrupteur était fermé ou ouvert, rien ne se passait.Par contre, lors de son ouverture ou de sa fermeture, une déviation fugace de l’aiguille dugalvanomètre pouvait être observée cela n’a pas été perçu immédiatement. Une telledéviation pouvait également s’observer lorsque, un courant circulant dans le premier circuit,on déplaçait le deuxième circuit.Autre expérience : prenons un aimant permanent et plaçons le à proximité d’une boucleconstituée d’un fil conducteur relié à un galvanomètre. Lorsque l’aimant est immobile, il n’y apas de courant mesurable dans le fil. Par contre, lorsqu’on déplace l’aimant, on voit apparaîtreun courant dont le signe varie selon qu’on approche ou qu’on éloigne l’aimant. De plus, cecourant est d’autant plus important que le déplacement est rapide.Ces deux types d’expériences ont amené Faraday à écrire ceci : « Quand le flux du champmagnétique à travers un circuit fermé change, il apparaît un courant électrique. »Dans les deux expériences, si on change la résistance R du circuit, alors le courant Iapparaissant est également modifié, de telle sorte que e=RI reste constant. Tous les faitsexpérimentaux mis en évidence par Faraday peuvent alors se résumer ainsi :Loi de Faraday : la variation temporelle du flux magnétique à travers un circuit fermé yengendre une fém induiteeddt= Φ expression 1L’induction électromagnétique est donc un phénomène qui dépend intrinsèquement du tempset, au sens strict, sort du cadre de la magnétostatique étude des phénomènes magnétiques

Page 40 : 38stationnaires. Nous allons toutefois l’étudier, l’induction étant l’équivalent magnétique del’influence électrostatique.IV.1.2- La loi de FaradayPosons-nous la question de Faraday. Comment crée-t-on un courant ?Un courant est un déplacement de charges dans un matériau conducteur. Ces charges sontmises en mouvement grâce une différence de potentiel ddp qui est maintenue par une forceélectromotrice ou fém elle s’exprime donc en Volts. Une pile, en convertissant son énergiechimique pendant un instant dt, fournit donc une puissance P travail W par unité de tempsmodifiant l’énergie cinétique des dQ porteurs de charge et produisant ainsi un courant I.Soit Pq la puissance nécessaire pour communiquer une vitesse v à une particule de charge q.Sachant que dans un conducteur il y a n porteurs de charge par unité de volume, la puissancetotale P que doit fournir le générateur par ex une pile estPnP dVdlnP dSdlnF v dSnqv dS F dlqF dlqj dSIF dlqIeqVqtioncircuittioncircuittioncircuitcircuittioncircuit=======secsecsecsecOn pose donc que la fém d’un circuit estePIFq dlcircuit==où F est la force qui s’exerce sur les charges mobiles q. Or, la force de Coulomb estincapable de produire une fém, puisque la circulation du champ électrostatique donc letravail est nulle sur un circuit fermé,eEdlV AV Ascircuit=== 0Pour créer un courant continu dans un circuit fermé, il faut donc un champ électromoteur dontla circulation le long du circuit ne soit pas nulle. L’expérience de Faraday montre donc quec’est l’existence d’un champ magnétique qui permet l’apparition d’un courant. Cela signifieque la force de Lorentz doit être responsable de l’apparition d’une fém, c’est à direeEvBdlcircuit=+ expression 2Reprenons maintenant l’expérience qui consiste à déplacer un circuit fermé avec une vitesse vdans un champ magnétique B et un champ électrique Es statiques. Que se passe-t-il pendantun instant dt ?

Page 41 : 39dr= v dtdrd2S ndlLa force de Lorentz due à ce mouvement d’ensemble agissant surchaque particule q du conducteur s’écrit Fq EvBs=+,fournissant ainsi une fémeEvBdldtvdtdlBdtd Sn Bscircuitcircuitcircuit=+= = 112où d Sn2 est la surface orientée élémentaire, décrite lors dudéplacement vdt du circuit. On reconnaît alors l’expression du fluxcoupé à travers cette surface élémentaire. On a doncedtdddtddtcircuitcc= = = 12ΦΦΦpuisque la variation du flux coupé est égale à celle du flux total à travers le circuitconservation du flux magnétique, cf théorème de Maxwell.Attention au sens de dl : il doit être cohérent avec ddcΦΦ=.Nous venons de démontrer la loi de Faraday dans le cas d’un circuit rigide, déplacé dans unchamp électromagnétique statique. Nous avons vu apparaître naturellement l’expression duflux coupé. En fait, la seule chose qui compte, c’est l’existence d’un mouvement d’ensembledu tout ou d’une partie du circuit revoir démonstration pour s’en convaincre. Ainsi,l’expression de la fém induiteeddtc= Φexpression 3reste valable pour un circuit déformé et/ou déplacé dans un champ magnétique statique. Cettedémonstration s’est faite à partir de la force de Lorentz et est donc a priori indépendante duréférentiel choisi.Première difficulté Prenons l’expérience de la roue de Barlow. L’appareil consiste en un disque métalliquemobile autour d’un axe fixe, plongeant dans un champ magnétique et touchant par son bordextérieur une cuve de mercure. Un circuit électrique est ainsi établi entre la cuve et l’axe et onferme ce circuit sur un galvanomètre permettant de mesurer tout courant. Lorsqu’on faittourner le disque, un courant électrique est bien détecté, en cohérence avec la formule ci-dessus. Cependant, il n’y a pas de variation du flux total à travers la roue ! Ce résultatexpérimental semble donc contradictoire avec eddt= Φ !Comment comprendre cela ? Même si, globalement, il n’y a pas de variation du flux total, iln’en reste pas moins que les charges du disque conducteur se déplacent dans un champmagnétique. On pourrait donc faire fi de l’égalité ddcΦΦ= et utiliser l’expression 3 etcalculer ainsi une fém non nulle.Cependant, la cause physique fondamentale de son existence réside dans l’expression 2. Ilfaut donc utiliser les expressions 1 et 3 uniquement comme des moyens parfois habiles decalculer cette fém.

Page 42 : 40Deuxième difficultéSi on se place maintenant dans le référentiel du circuit rigide, on verra un champ magnétiquevariable c’est le cas, par ex, lorsqu’on approche un aimant d’un circuit immobile. Dans cecas, le flux coupé est nul et on devrait donc avoir une fém nulle, ce qui n’est pas le cas d’aprèsl’expérience de Faraday. Ce résultat expérimental semble cette fois-ci en contradiction aveceddtc= Φ !Résolution de ce paradoxePuisque, dans ce dernier cas, le champ magnétique dépend du temps, il n’y a plus de liendirect entre le flux coupé et le flux total à travers le circuit. Si on revient à l’expression 2, onvoit que dans le référentiel du circuit la force « magnétique » est nulle et il ne reste plus que leterme « électrique ». Or, nous avons déjà vu que ce champ électrique n’est pas simplementconstitué d’un champ électrostatique. Si on rassemble ce que nous dit d’un coté la théorie etde l’autre l’expérience, on obtienteddtEdlmcircuit= =Φ expérience de Faraday notre théoriec’est à direddtddtB dSBtdSEdlcircuitcircuitmcircuitΦ === Autrement dit, la seule façon de concilier notre théorie avec l’expérience, c’est d’admettrequ’une variation temporelle du champ magnétique engendre un champ électrique.Nous avons ici un nouvel effet physique, totalement indépendant de tout ce que nous avons vujusqu’à présent : l’induction est un phénomène électromagnétique.Résumé/BilanQue se passe-t-il si on déplace un circuit rigide ou non dans un champ magnétique variable ?Quelle expression faut-il utiliser ? En fait, il faut revenir à la force de Lorentz dans le casgénéral de champs variables. On aura alors une fém induiteeEvBdlEdlddtddtBtdSddtcircuitmcircuitccircuitc=+== = ΦΦΦLe premier terme décrit la circulation non nulle d’un champ électromoteur, associé à lavariation temporelle du champ magnétique, tandis que le deuxième terme décrit la présenced’un flux coupé dû au déplacement du circuit et/ou à sa déformation.Remarque importante :Dans le calcul ci-dessus, nous n’avons pris en compte que la vitesse communiquée au circuitet non la vitesse totale des particules. En effet, s’il existe un courant, cela signifie que lesparticules chargées se déplacent à l’intérieur du circuit. En fait, la force magnétique associée à

Page 43 : 41cette composante de la vitesse est, en régime quasi-statique, exactement compensée par lechamp électrostatique de Hall.IV.1.3- La loi de LenzEnoncé : l’induction produit des effets qui s’opposent aux causes qui lui ont donnénaissance.Cette loi est, comme la règle du flux maximum, déjà contenue dans les équations et doncn’apporte rien de plus, hormis une intuition des phénomènes physiques. En l’occurrence, laloi de Lenz n’est que l’expression du signe « – » contenu dans la loi de Faraday.Exemple : si on approche un circuit du pôle nord d’un aimant, le flux augmente et donc la féminduite est négative. Le courant induit sera alors négatif et produira lui-même un champmagnétique induit opposé à celui de l’aimant. Deux conséquences :1. L’augmentation du flux à travers le circuit est amoindrie.2. Il apparaît une force de Laplace FI= grad Φ négative, s’opposant à l’approche del’aimant.Ce signe « – » dans la loi de Faraday la loi de Lenz décrit le fait que dans des conditionsnormales, il n’y a pas d’emballement possible ex, courant ne faisant qu’augmenter.Remarque sur la convention de signeLa détermination du sens du courant induit se fait de la façon suivante :1. On se choisit arbitrairement un sens de circulation le long du circuit.2. Ce sens définit, grâce à la règle du bonhomme d’Ampère, une normale au circuit.3. Le signe du flux est alors déterminé en faisant le produit scalaire du champ magnétiquepar cette normale.4. En utilisant ensuite la loi de Faraday, on obtient la valeur et le signe de la fém.5. Enfin, le courant est obtenu à partir de la loi d’Ohm son signe peut aussi être directementconnu en utilisant la loi de Lenz.IV.2- Induction mutuelle et auto-inductionIV.2.1- Induction mutuelle entre deux circuits fermésSoient deux circuits fermés, orientés, traversés par des courants I1 et I2.dS1dS2I2I1

Page 44 : 42Le premier crée un champ magnétique B1 dont on peut calculer le flux Φ12 à travers ledeuxième circuit,Φ121203212124== µπB dSdlPMPMdSISCSoù P est un point quelconque du circuit C1 l’élément de longueur valant dldOP= et M unpoint quelconque de la surface délimitée par C2, à travers laquelle le flux est calculé. Demême, on a pour le flux créé par le circuit C2 sur le circuit C1Φ212103121214== µπBdSdlPMPMdS ISCSoù P est cette fois-ci un point du circuit C2 et M un point de la surface délimitée par C1, àtravers laquelle le flux est calculé. Les termes entre crochets dépendent de la distance entre lesdeux circuits et de facteurs uniquement géométriques liés à la forme de chaque circuit.Comme, dans le cas général, ils sont difficiles voire impossible à calculer, il est commode deposerΦΦ1212 12121 2==M IM ILe signe des coefficients dépend de l’orientation respective des circuits et suit la mêmelogique que pour le courant induit. D’après les choix pris pour le sens de circulation le long dechaque circuit voir figure, les flux sont négatifs pour des courants I1 et I2 positifs. Donc lescoefficients sont négatifs.Théorème : Le coefficient d’induction mutuelle ou inductance mutuelle unités : Henry, HMMM==1221Il met en jeu une énergie potentielle d’interaction magnétique entre les deux circuitsWMI Im = 1 2 + ConstanteIl nous faut démontrer que les inductances sont bien les mêmes pour chaque circuit. La raisonprofonde réside dans le fait qu’ils sont en interaction, donc possèdent chacun la même énergiepotentielle d’interaction. Si on déplace C2, il faut fournir un travaildWI dI I dM22121 212==ΦMais ce faisant, on engendre une variation du flux à travers C1 et donc un travaildWI dI I dM11212 121==ΦPuisqu’ils partagent la même énergie d’interaction chaque travail correspond au mouvementrelatif de C1 par rapport à C2, on a dWdW12= et doncdMdMMM12211221=⇒= + ConstanteCette constante d’intégration doit être nulle puisque, si on éloigne les circuits l’un de l’autre àl’infini, l’interaction tend vers zéro et donc les inductances s’annulent.

Page 45 : 43IV.2.2- Auto-inductionSi on considère un circuit isolé, parcouru par un courant I, on s’aperçoit qu’on peut produirele même raisonnement que ci-dessus. En effet, le courant I engendre un champ magnétiquedans tout l’espace et il existe donc un flux de ce champ à travers le circuit lui-même,Φ == µπB dSdlPMPMdS ISCS034qu’on peut simplement écrireΦ = LIoù L est le coefficient d’auto-induction ou auto-inductance ou self, exprimé en Henry. Il nedépend que des propriétés géométriques du circuit et est nécessairement positif alors que lesigne de l’inductance mutuelle dépend de l’orientation d’un circuit par rapport à l’autre.IV.3- Régimes variablesIV.3.1- Définition du régime quasi-statiqueAvec les lois que nous avons énoncé jusqu’à présent, nous sommes en mesure d’étudiercertains régimes variables. En effet, tous les raisonnements basés sur la notion d’un champélectrique ou magnétique constant au cours du temps peuvent aisément être appliqués à dessystèmes physiques variables champs dépendant du temps, pourvu que cette variabilités’effectue sur des échelles de temps longues par rapport au temps caractéristique d’ajustementdu champ. Voici tout de suite un exemple concret.La plupart des lois de la magnétostatique supposent un courant permanent, c’est à dire lemême dans le tout le circuit. Lorsqu’on ferme un interrupteur, un signal électromagnétique sepropage dans tout le circuit et c’est ainsi que peut s’établir un courant permanent : cela prendun temps de l’ordre de l/c, où l est la taille du circuit et c la vitesse de la lumière. Si l’on amaintenant un générateur de tension sinusoïdale de période T, alors on pourra malgré toututiliser les relations déduites de la magnétostatique siT l/cAinsi, bien que le courant soit variable, la création d’un champ magnétique obéira à la loi deBiot et Savart tant que le critère ci-dessus reste satisfait. Ce type de régime variable estégalement appelé régime quasi-statique.IV.3.2- Forces électromotrices fém induitesConsidérons tout d’abord le cas d’un circuit isolé rigide non déformable. Nous avons vuqu’une fém induite apparaissait dès lors que le flux variait. D’après la loi de Faraday etl’expression ci-dessus, cette fém vaudraeL dIdt= L étant constant pour un circuit rigide. En régime variable, si le courant diminue, on verradonc apparaître une fém positive engendrant un courant induit qui va s’opposer à la

Page 46 : 44décroissance du courant dans le circuit. La self d’un circuit tend donc à atténuer les variationsde courant.Dans les schémas électriques la self est symbolisée par une bobine. C’est en effet la façon laplus commode de produire une self : plus le nombre de spires est élevé et plus grande seral’auto-inductance L le cylindre sur lequel on fait l’enroulement est d’ailleurs constitué de ferdoux, matériau ferromagnétique, pour amplifier le champ, donc L. Ceci se comprendaisément. La fém s’écrit en effeteEvBdlNEvBdlcircuitspire=+=+ce qui d’ailleurs justifie la règleΦΦcircuitspireN=Si l’on considère maintenant deux circuits couplés C1 et C2, alors l’expression des flux totauxà travers ces circuits s’écritΦΦΦΦΦΦ111211 12222122 21=+=+=+=+L IMIL IMIOn aura donc en régime variable des fém induites dans chaque circuiteL dIdtM dIdteM dIdtL dIdt11122122= = Ceci peut avoir des conséquences importantes parfois désastreuses, comme l’apparitionsoudaine d’un courant dans un circuit fermé non alimenté. En effet, supposons que I2 soit nulà un instant et qu’il y ait à ce moment là une variation de courant I1. L’induction mutuelle vaalors engendrer un courant I2 induit, qui va à son tour modifier I1.IV.3.3- Retour sur l’énergie magnétiqueDans le Chapitre III, nous avons vu que l’énergie magnétique d’un circuit parcouru par uncourant permanent I placé dans un champ magnétique extérieur B s’écrit WIm = Φ. Or, untel circuit produit un flux Φ = LI à travers lui-même, ce qui semblerait impliquer une énergiemagnétique… négative. Etrange. D’autant plus que nous avions interprété cette énergiecomme une énergie potentielle d’interaction entre le circuit et le champ extérieur. Peut-onparler d’énergie d’interaction du circuit avec lui-même ? Manifestement, cela n’a pas de sens.Il nous faut raisonner autrement. Tout effet a nécessité un travail hélas et est donc porteurd’énergie. Un conducteur portant une charge électrique Q possède une énergie électrostatiqueWQCe =22où C est la capacité du conducteur. Cette énergie est stockée dans portée par le champélectrostatique. Nous avons calculé cette énergie en évaluant le travail fourni pour constituerce réservoir de charges. Il nous faut faire un raisonnement similaire ici.

Page 47 : 45S’il existe un courant I, c’est qu’un générateur a fourni une puissance Pei= pendant uncertain temps. Cela signifie que le circuit décrit par une self L a reçu une puissancePeiLi didtddtLim = ==22puisque celui-ci crée un champ magnétique on néglige ici toute dissipation. Partant d’uncourant nul à t=0, on obtient après un temps t un courant I et une énergie emmagasinéeWP dtLImmt==0212Cette énergie est stockée dans le champ magnétique qui est créé par un courant d’amplitude I,circulant dans un circuit de self L. Le facteur 1/2 provient de l’action du circuit sur lui-même.Si l’on prend en compte la dissipation voir plus bas, on obtient que l’énergie nécessaire à lacréation d’un courant I ou la génération du champ B associé doit être supérieure.Si l’on place maintenant ce circuit dans un champ magnétique extérieur Bext , l’énergiemagnétique totale seraWLIImext=122Φoù l’on a supposé implicitement que l’existence du circuit ne perturbe pas la source du champBext celui-ci n’est pas affecté par des variations éventuelles du courant circulant dans lecircuit. En général, de tels cas correspondent à une énergie d’interaction dominante surl’énergie emmagasinée.Prenons maintenant le cas de deux circuits en interaction. Chacun est parcouru par un courantpermanent et engendre ainsi un champ magnétique. L’énergie magnétique totale emmagasinéeest alorsWe I dte I dtL I dIdtMI dIdt dtL I dIdtMI dIdt dtL IL IMI Imtttt= =+++=+ +1 101 101 111202 222101 122 221 212On voit donc que WWWm +12 : il y a un troisième terme, correspondant à l’interaction entreles deux circuits.IV.3.4- Bilan énergétique d’un circuit électriqueD’après la relation établie en électrocinétique, la tension entre deux points A et B d’un circuitvautVVRIeAB=où e est la fém située entre A et B, R la résistance totale et le courant I circulant de A vers B.Etant parcouru par un courant, ce circuit ou cette branche du circuit va engendrer un champ

Page 48 : 46magnétique, donc produire un flux à travers lui-même qui, si le champ varie, va engendrerune fém loi de Faraday et on aura alorsVVRIL dIdtAB=+ Si le circuit est placé dans un champ magnétique extérieur Bext , le champ total sera la sommedu champ induit et du champ Bext et l’équation seraVVRIL dIdtddtABext=+ΦAinsi, un circuit composé d’un générateur délivrant une tension U, d’une résistance R, d’unebobine de self L et d’un condensateur de capacité C circuit RLC aura pour équationURIL dIdtQC=++où IdQdt= est le courant circulant dans le circuit et Q la charge sur l’une des armatures ducondensateur.La puissance fournie par le générateur se transmet au circuit qui l’utilise alors de la façonsuivante :PUII RIL dIdtQCRIddtLIddtQC==++=++2221212c’est à direPPddt WWJme=++Une partie de la puissance disponible est donc convertie en chaleur dissipation par effetJoule, tandis que le reste sert à produire des variations de l’énergie électro-magnétique totaledu circuit.Dans un circuit « libre » où U=0, on voit que cette énergie totale diminue au cours du temps,entièrement reconvertie en chaleur.

Page 49 : Formulaire de MagnétostatiqueChamp magnétostatiqueCréé par une particule en mouvement:B MqvPMPM =µπ034Créé par n charges en mouvement:B Mq vPMPMiiiiin ==µπ031 4Créé par une distribution continue:B Mj PPMPMd V =µπ0334Créé par un circuit filiformeB MIdlPMPMcircuit =µπ034Propriétés fondamentalesFlux conservatifΦ ==B dSS0Circulation Th. d'Ampère: B dlIcontour=µ0intDipôle magnétiqueMoment dipolaire magnétiqueMISn=Couple magnétique sur un dipôleΓ =MBForce magnétique sur un dipôleFgrad M B=Actions et énergie magnétiquesSur une particule chargée force deLorentzFq EvB=+Sur un circuit filiforme force de LaplaceFI dlBcircuit=Force à partir de l'énergieFWIm= =gradgrad ΦCouple à partir de l'énergieΓΓΓΦ===iiiiiuI13 avec αThéorème de MaxwelldWF drIdc==ΦEnergie d'interaction magnétiqueWICstm = +ΦEnergie magnétique emmagasinéeWLIm = 122InductionLoi de FaradayeddtBtdSddtEvBdlSccircuit= = =+ΦΦCoefficient d'induction mutuelleMII==ΦΦ121212Coefficient d'auto-inductionLI= Φ

Pages : 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49