Cours MMC (Mécanique des Milieux Continus)

1. Mécanique des milieux continus solides

2. Mécanique des milieux continus Liquides

3. Mécanique des milieux continus Gaz 

4. Mécanique des milieux continus Plasmas

Au sens strict du terme, la mécanique des milieux continus (abrégée M.M.C.) est la branche de la mécanique qui se propose d'étudier l'étude des mouvements, des déformations, des champs de contraintes au sein de milieux continus.

Définition:
D1. Nous désignons par "milieu", tout fluide (solide, liquide, gaz ou plasma selon ce que nous avons vu en thermodynamique), déformable ou non, quand nous le considérons d'un point de vue macroscopique, par opposition à une description corpusculaire.
D2. Nous désignons par "milieu continu", un milieu tel que si M et M' appartiennent à un milieu et si M' appartient au voisinage M, alors quelle que soit la déformation subie par ce milieu, dM' appartiendra au voisinage de dM.
Cette branche apparaît souvent comme la science de l'ingénieur qui permet de comprendre et de décrire le monde matériel qui nous entoure et les phénomènes courants qui s'y déroulent: mouvements de liquides, de gaz, vol des avions, hélicoptères, fusées, satellites, navigation des bateaux, déformations des corps solides, structure interne des étoiles, etc. Par ses attaches à la mécanique thermique (thermodynamique), elle s'étend jusqu'à la thermique, l'énergétique, l'acoustique.
Prenant en compte les comportements des milieux continus, elle englobe l'hydrodynamique, la dynamique des gaz, l'élasticité, l'acoustique, la plasticité et d'autres comportements. Elle est la clé de ce que nous appelons aujourd'hui la "modélisation", qui n'est autre que l'art d'analyser un phénomène physique et de le décrire en termes mathématiques, ce qui permet de l'étudier avec la rigueur propre à cette discipline.
Cette section du site est séparée en 4 parties principales: solides, liquides, gaz et plasmas (dont certaines notions ont délibérément été développées dans le chapitre de Musique Mathématique du site). Dans chaque partie, nous introduirons les outils mathématiques spécifiques à l'étude de tel ou tel milieu continu avec une complexité (toute relative) croissante. Cependant, par choix il a été décidé d'exposer les théorèmes avec les outils mathématiques les plus simples possibles mais tout en arrivant aux mêmes résultats. Ainsi, par exemple, la démonstration de l'équation de Navier-Stokes qui prendrait 150 pages de développements mathématiques rigoureux n'en prend plus que 27. Il y a donc un avantage non négligeable aussi bien pour l'auteur que pour le lecteur à procéder ainsi.

Remarque: Concernant les équations de Navier-Stokes, nous donnerons aussi des exemples pratiques de celles-ci lors de notre étude de la météorologie.

Solides

Des atomes d'un même élément ou d'éléments différents s'assemblent en des édifices spécifiques. Cela conditionne la force de leurs interactions électriques, qui définissent la structure finale de la substance. Dans les conditions normales sur notre planète, la matière existe à l'état solide, liquide, gaz ou plasma. Si les forces interatomiques sont assez intenses, la collection de particules conserve sa forme et son volume.
Cette propriété de conserver la forme et le volume, ainsi que des propriétés élastiques distinguent les solides.

PRESSIONS

Les notions de "compression" et "contrainte" (que nous pouvons englober abusivement dans le terme de "pression") sont de première importance en mécanique des fluide (solides inclus donc!). Il convient donc de définir ces différents types de pression avec un minimum de rigueur!
Définitions:
D1. Nous appelons "pression de compression", noté traditionnellement P, le rapport entre la force F qui s'exerce (s'appuie) sur un élément de surface S à la perpendiculaire. Ainsi, sous forme scalaire:

  (34.1)

Remarque: Si une force agit sur une surface finie, nous parlons alors aussi de "force répartie".

D2. Nous appelons "pression de contrainte" le rapport entre la force F qui tire sur un élément de surface S non nécessairement à la perpendiculaire et dès lors décomposée en deux vecteurs respectivement tangent et normal. Ainsi, sous forme vectorielle:

  (34.2)

où  et  sont respectivement la "contrainte normale" et la "contrainte tangentielle" (parfois indiquée avec un s en indice pour indiquer que c'est par rapport à une surface).
Nous pourrions très bien englober les deux définitions ci-dessus en une seule et travailler avec les signes des forces. Mais par souci de cohérence avec ce qui est enseigné dans les écoles, nous garderons ces deux définitions qui s'identifient par définition par le fait que leurs forces sont opposées par rapport à un élément de surface S.

ÉLASTICITÉ DES SOLIDES

D'une manière ou d'une autre, une contrainte de compression ou de traction peut déformer le triplet hauteur, largeur, épaisseur d'un corps. S'attaquer directement à l'étude d'un cas qui déforme ces trois paramètres est un peu long et sera abordée plus bas dans la partie traitant de la détermination de l'expression du module de Young de cisaillement.
Mais il est utile, ne serait-ce que du point de vue du vocabulaire de donner un exemple à partir du cas le plus simpliste qui puisse être. Si nous imaginons un corps élastique d'une dimension (ayant ni hauteur, ni largeur mais juste une longueur) sous l'application de deux forces de contraintes parfaitement colinéaires mais antagonistes, nous pouvons imager que le corps en considération s'allonge d'un certain facteur.
Définition: La "déformation normale" sous des forces axiales et antagonistes est donnée par le rapport entre la variation de longueur du corps sur sa longueur initiale (soit: l'allongement relatif) tel que:

  (34.3)

Cette relation est une forme extrêmement simplifiée de tous les types de déformations qu'il peut exister et que nous verrons plus loin en détails.
Il y a nécessairement une relation entre les forces de compression et de traction et la variation de dimension d'un corps. Cette relation est dépendante de la structure atomique du matériau et devrait rigoureusement faire appel à la physique quantique pour être déterminée (nous nous en abstiendrons cependant dans cette section du site). Nous observons cependant suivant les matériaux des caractéristiques diverses qui intéressent au plus haut point les ingénieurs:

  (34.4)

Les figures ci-dessus représentent la variation de la contrainte de compression en fonction de la déformation pour certains matériaux (habituellement nous représentons ces caractéristiques en inversant les axes).
- Les matériaux ductiles comme l'acier doux (a), cessent d'être linéaires à la limite d'élasticité notée ci-dessus.
- Sous traction les polymères (b) caoutchouteux s'allongent d'abord en dépliant leurs molécules (cf. chapitre de Génie Des Matériaux) puis en tirant sur les liaisons chimiques (cf. chapitre de Chimie Quantique).
- La plupart des matériaux biologiques (c) sont sous contrainte, même lorsqu'ils ne sont pas déformés. La peau, par exemple, est comme un gant de caoutchouc enveloppant le corps.
- L'élastine (d) est habituellement renforcée de collagène dans les systèmes biologiques tels que les artères. Un tendon est fait principalement de collagène.
Dans un cas plus général, les ingénieurs ont pour habitude de définir les points représentés ci-dessous dans leurs mesures d'essais de traction:

  (34.5)

La caractéristique ci-dessus comporte une partie linéaire comme c'est le cas d'une certaine classe de matériaux. Cela signifie que la pente de la caractéristique est une constante, qui reflète la déformation élastique du matériau sous l'effet de la contrainte croissante. Cette contrainte élastique par unité de déformation définit le "module de Young" (il n'y a pas de composante tangentielle dans ce cas d'étude!):

  (34.6)

cette relation étant valable aussi bien en contraintes de compression qu'en traction. Nous reviendrons sur cette relation dans les paragraphes suivants.

Remarques: R1. La "rhéologie" est une partie de la mécanique qui étudie la plasticité, l'élasticité, la viscosité et la fluidité caractéristiques des corps déformables. C'est une branche très importante de l'ingénierie industrielle.
R2. Attention les calculs qui vont suivre sont relativement longs et difficiles et ce même si nous avons essayé de les simplifier aux maximum. Cependant tous les résultats nous seront infiniment utiles que ce soit pour déterminer l'équation de Navier-Stokes pour l'étude da la résistance des matériaux (cf. chapitre de Génie Mécanique)!

LOI DE HOOKE

Étant donné les définitions données précédemment, nous obtenons la relation:

  (34.7)

qui est par définition la "loi linéaire de Hooke" en contrainte normale uniquement!

  (34.8)

Il est assez intuitif de supposer que plus la force de liaison des atomes constituant le matériau étudié est grande, plus grande est la force à appliquer pour éloigner les atomes, donc pour étirer le corps. Les solides qui ont des grandes forces de liaisons, ont une haute température de fusion (cela est approfondi dans le chapitre traitant de la Chimie Quantique).
Si nous notons :

  (34.9)

Nous nous retrouvons avec la loi que nous connaissons:

  (34.10)

qui est la force de rappel des ressorts (cf. chapitre de Mécanique Classique et Génie Mécanique).
Mais il existe plusieurs types de contraintes avec leurs modules respectifs. Ainsi voici les définitions des plus importantes dans la partie linéaire de leur caractéristique avec le schéma explicatif associé:

  (34.11)

D1. Nous définissons le "module de cisaillement" ou "module de rigidité" par le rapport de la composante normale de la force (pression de compression) à la déformation de cisaillement :

  (34.12)

où le numérateur est appelé "contrainte de cisaillement" et où  est "l'angle de déformation". Généralement cet angle étant petit nous avons:

S est la surface de la face supérieure ou inférieure du corps déformé représenté ci-dessous:

D2. Nous définissons le "module d'élasticité de glissement", appelé également "module de glissement" ou encore"module de Coulomb" par le rapport de la composante tangentielle de la force (pression de contrainte) à la déformation de cisaillement :

  (34.13)

où  est le "coefficient de Poisson" dont nous démontrerons l'origine un peu plus bas dans le présente texte.

Remarquez que bien que le numérateur de la définition précédente soit une force divisée par une surface, il ne s'agit pas d'une pression car la force est tangentielle ('où le T en indice de F) à la surface.

C'est parce que toute force peut être décomposée en une forme normale et tangentielle (voir la définition plus haut de la pression de compression et de la pression de contrainte) que nous avons les deux définitions distinctes ci-dessus. Dans la grande majorité des cas de laboratoires, nous nous arrangeons pour avoir une force purement tangentielle (d'où le T en indice de F) ou purement normale (d'où le N en indice de F) à la surface S.

Dans la pratique il est souvent fait usage que de la deuxième définition et ce à un point tel que cette dernière est souvent assimilée au "module de rigidité" aussi...

Exemple:
Une chose intéressante (pour la parenthèse...) si nous considérons que les plaques tectoniques sont en cisaillement entre-elles nous avons alors d'après le module de glissement:

  (34.14)

Or pour une plaque tectonique en frottement de longueur  sur une hauteur H:

  (34.15)

et puisque que l'énergie est une force multipliée par une distance, il vient:

  (34.16)

qui est typiquement l'énergie dégagée par le cisaillement de la friction de deux plaques tectoniques dont les surfaces de contact ont une hauteur moyenne H, une longueur initiale  et qui subissent une déformation de .
Typiquement pour un tremblement de terre du typa Sumatra (2004), nous avions:

  (34.17)

Dès lors il vient:

  (34.18)

en d'autres termes... mille fois l'énergie de la bombe nucléaire d'Hiroshima.
Soit en notant M la magnitude sur l'échelle de Richter:

  (34.19)

alors que les estimations donnent un intervalle de 6.2 à 8.5... donc nous ne sommes pas trop mauvais dans l'approche théorique.
Voilà pour un exemple non appliqué à l'industrie...
D3. Nous définissons le "module de compressibilité omnidirectionnel", comme le rapport de la contrainte volumique à la déformation volumique (nous démontrerons plus loin les développements mathématiques qui amènent au dernier terme de la relation):

  (34.20)

Nous pourrions encore définir beaucoup de modules tels que le module de flexion, de flexion pure, de flexion composée, de torsion… Nous étudierons certains d'entre eux plus loin.
Pour chacune des différentes définitions de modules que nous pouvons envisager, nous pouvons définir une loi de Hooke qui lui est adapté. Cependant, tout cela peut paraître assez arbitraire mais au fait il n'en est rien car toutes les définitions de modules que nous avons vues précédemment sont un cas particulier d'une relation mathématique généralisée qui sera démontrée sur ce site dans un proche avenir.

MODULE DE GLISSEMENT

La condition nécessaire pour qu'un solide rigide soit en équilibre statique est comme nous l'avons vu dans le chapitre de Mécanique Classique, que la résultante des forces que l'extérieur exerce sur le corps soit nul:

  (34.21)

Cependant, quand un solide subit des contraintes et qu'il peut en subir, il peut y avoir déformation qui peut être suivie d'une rupture ou d'une modification similaire. Plus, précisément, il y a "déformation" d'un corps (non nécessairement solide) quand les distances entre certains points du corps ont changé.
Lorsque dans l'étude théorique de l'élasticité, nous excluons les modifications du corps étudié telles que les ruptures, nous disons que nous nous restreignons aux "déformations élastiques".
La géométrie et la physique des déformations peuvent être complexes. Leur description se déduit de celle d'un certain nombre de déformations élémentaires dont nous préciserons plus loin les caractéristiques.

  (34.22)

Les forces scalaires de contraintes de traction  engendrent sur leurs faces respectives des tensions "normales" (perpendiculaires donc!):

  (34.23)

En admettant que la force  agit seule, la déformation unitaire est par définition :

  (34.24)

Lorsqu'un parallélépipède est soumis à un effort de traction , il y a intuitivement contraction des dimensions dans la direction x. Contraction observable de façon tout aussi intuitive pour .
Nous avons alors si  agit seul:

  (34.25)

où le signe "-" indique une contraction et où est un coefficient appelé "coefficient de Poisson".
Si  agit seule:

  (34.26)

En acceptant le principe de superposition des forces, l'effet produit par plusieurs forces agissant simultanément est égal à la somme des effets produits par chacune des forces superposées agissant séparément.
Ceci est admissible, étant donné la linéarité des équations unissant la déformation unitaire et la tension normale. Nous obtenons alors:

  (34.27)

En ayant procédé de manière identique pour les deux autres directions OY et OZ.
A partir des relations précédentes, il est aisé de trouver les équations unissant  à :

  (34.28)

Soit un matériau soumis à des contraintes diverses. A l'intérieur de celui-ci, nous opérons, par la pensée, l'extraction d'un parallélépipède rectangle. Les faces de celui-ci sont sollicitées par des contraintes normales  et tangentielles  (sur le schéma ci-dessous le solide est en équilibre statique).

  (34.29)

Les contraintes normales  et de tangentielles  représentent les actions du parallélépipède de matériau ôté mentalement sur les faces de l'élément examiné.
Il est intéressant (dans le sens que cela facilite l'analyse) de rechercher les contraintes qui existent dans un plan faisant un angle avec l'axe des x. Pour ce faire, nous imaginons un triangle de matière ayant un angle au sommet enlevé hors de la matière mentalement. Nous négligerons l'effet de la pesanteur.
Soit :

  (34.30)

Posons:

  (34.31)

et dz étant l'épaisseur du solide (non représenté sur le schéma précédent).
Sur la longueur ds, des contraintes apparaissent et se décomposent en contraintes normale  et tangentielles (dites de "contraintes cisaillement" ou de "contraintes flexion" également) .
Le problème consiste à établir les relations entre  et et .
Les conventions de signes sont :
- Les contraintes  exerçant une traction sont positives alors que les tensions  exerçant une compression sont négatives.
- Les contraintes  ayant tendance à faire tourner le parallélépipède dans le sens des aiguilles d'une montre, sont positives. Dans le sens antihoraire, elles seront négatives.
L'équation d'équilibre de projection sur la direction ON est :

  (34.32)

Rappelons que:

  (34.33)

Comme et  nous avons :

    (34.34)

comme :

et   (34.35)

alors :

  (34.36)

Finalement :

  (34.37)

Conclusion : En fonction de  et , il est possible de calculer la tension normale qui existe sur une surface plane quelconque d'angle .
L'équation d'équilibre de projection sur la direction de OT est:

  (34.38)

comme alors finalement :

  (34.39)

Conclusion : En fonction de  et , il est possible de calculer la tension tangentielle qui existe sur une surface plane quelconque d'angle .
Soit, à présent, la situation suivante:

  (34.40)

Il s'agit d'un bloc de matière dont l'on extrait virtuellement un plan de forme carré que l'on va étudier en prenant en première partie qu'un des triangles rectangle le composant pour ensuite étudier l'ensemble.
Avant la sollicitation, nous considérons donc le losange abcd qui est en fait un carré à  suivant la direction OX.
Pendant la sollicitation, ce losange se déforme sous l'action des contraintes tangentielles décomposées de contraintes de cisaillement pur et devient le losange a'b'c'd'. La diagonale bd est alors étendue et la diagonale ac est comprimée. L'angle en a qui valait  vaut après déformation  (en a'). De même, l'angle en b qui valait  vaut à présent  (Fig. A).

Remarque: L'angle est appelé "angle de glissement" et nous le considérerons comme faible.

Nous pouvons nous rendre compte de l'effet de la déformation en isolant le losange et en lui faisant subir une rotation de . Après déformation, nous avons la forme indiquée par les lignes en pointillées (Fig. B).
L'angle de glissement étant petit, nous avons :

  (34.41)

Donc  représente le glissement du coté ab par rapport à dc divisé par la distance entre les deux plans ab et dc. L'analyse qui vient d'être effectuée reste valable quel que soit le corps solide ou  liquide considéré.
Soit, à présent, le cas d'un solide élastique obéissant à la loi de Hooke. Le problème va consister à établir la relation entre l'angle de glissement  et les contraintes tangentielles  agissant sur les cotés du losange.
Soit le triangle rectangle oab. L'allongement du coté et le raccourcissement du coté oa pendant la déformation s'obtiennent à partir des équations suivantes :

  (34.42)

Comme:

  (34.43)

Nous avons :

 et   (34.44)

Donc :

  (34.45)

donc la longueur oa' diminue si  augmente .

  (34.46)

donc ob' augmente si  augmente.
Pour l'angle triangle rectangle oa'b', nous avons :

    (34.47)

Or:

    (34.48)

Comme  ( est petit) nous avons :

  (34.49)

Soit:

  (34.50)

Finalement nous avons la relation donnant le "module de glissement", ou "module de Coulomb", que nous avions donné plus haut sans démonstration :

  (34.51)

MODULE DE COMPRESSIBILITÉ

Nous reste encore à voir la provenance mathématique de l'expression d'un autre module tout aussi important que le module en cisaillement: le module de compressibilité .
Soit les équations déterminées dans l'étude précédente:

  (34.52)

Si les forces appliquées sur le cube sont égales en intensité nous avons:

  (34.53)

Ce qui nous donne:

  (34.54)

En sommant les termes selon le principe de superposition linéaire des forces:

  (34.55)

Or:

  (34.56)

Finalement:

  (34.57)

ce que nous notons également:

  (34.58)

ou encore:

  (34.59)

avec étant par définition le "coefficient de compressibilité".

MODULE DE FLEXION

Pour l'étude du module de flexion considérons la situation ci-dessous:

  (34.60)

La figure de gauche ci-dessus représente un matériau à l'état statique. La figure de droite représente le même matériau mais soumis à un moment de force couplé M.
Comme le matériau subit à sa surface à la fois une compression et à l'opposé une tension, il doit donc exister une frontière (une ligne ou un plan) ou aucune contrainte n'existe. Cette ligne ou ce plan (c'est rare que nous ayons affaire à un matériau ayant uniquement deux dimensions…) est appelé "plan neutre". Ce plan neutre va nous servir de référence pour définir la contrainte de flexion.
Maintenant que ce plan est défini, considérons les figures ci-dessous:

  (34.61)

Soir R le rayon de courbure de la barre (cylindre, plaque, parallélépipède, …). La déformation sur le segment est définie par la relation:

  (34.62)

Les longueurs mn et ij sont définies par:

  (34.63)

et la longueur  par:

  (34.64)

ainsi l'expression de la déformation devient:

  (34.65)

ce qui indique que la déformation varie de façon linéaire avec y.
Nous pouvons définir le module de flexion par:

  (34.66)

Considérons l'état statique de la barre. La somme des contraintes de traction et compression sont alors nulles. Effectivement, nous le voyons bien si nous considérons le schéma ci-dessous:

  (34.67)

Considérons  la force agissante sur un élément de surface dS. Nous pouvons considérer l'équilibre des forces à l'état statique tel que:

  (34.68)

En substituant l'expression de la contrainte obtenue précédemment:

  (34.69)

En supposant linéaire la caractéristique de contrainte en première approximation donc .
En simplifiant un tant soit peu:

  (34.70)

Si nous multiplions l'intégrale par  alors la relation doit être égale au moment de force appliqué tel que:

  (34.71)

En substituant par l'expression de la contrainte obtenue précédemment:

  (34.72)

Ce qui nous amène à définir le terme:

  (34.73)

que les ingénieurs nomment le "moment d'inertie de la barre par rapport au plan neutral" ou encore "moment d'inertie statique". Ce terme représente une mesure de la rigidité de la section transversale de la barre d'un point de vue géométrique, sans considérations des propriétés matérielles.
Substituant cette relation dans l'équation de contrainte de flexion, nous obtenons le "module de flexion":

  (34.74)

La difficulté pour l'ingénieur consiste souvent à localiser mathématiquement le plan neutral...

ONDES TRANSERVSALES DANS LES SOLIDES

Les ondes sonores transversales ou "ondes S" (ondes de cisaillement) ne se produisent que dans les solides. Les couches successives du milieu se déplacent latéralement sans qu'il y ait de changement de volume, de densité ou de pression:

  (34.75)

Le milieu se déforme de la même manière que vous pouvez déformer un livre ou une rame de papier posés à plat en poussant le haut horizontalement. Ni le livre, ni la rame ne changent de volume.
L'obtention de l'équation d'onde pour des ondes transversales est presque la même que pour une corde (cf. chapitre de Mécanique Ondulatoire). Prenons trois minces couches planes contiguës du milieu (voir figure ci-dessous):

  (34.76)

 Les centres des couches se situent en  avec:

  (34.77)

Le déplacement transversal des trois couches adjacentes est . L'angle de déformation entre le couche b et la couche a est au première ordre en approximation de Taylor (cf. chapitre sur les Suites et Séries):

  (34.78)

Si nous calculons les forces entre les couches pour un morceau de couche de surface S, nous obtenons:

  (34.79)

où G est le module de glissement du milieu. La résultante des forces est alors:

  (34.80)

La force de la tranche  sera égale à tout moment au produit de la masse du morceau de couche b, d'épaisseur dx, surface S et densité , multipliée par l'accélération de la couche:

  (34.81)

Nous avons alors:

  (34.82)

et:

  (34.83)

Ce qui donne:

  (34.84)

Ce que nous venons de déduire pour une valeur quelconque , est aussi vrai pour n'importe quelle coordonnée:

  (34.85)

et la vitesse de propagation des ondes transversales est donc:

  (34.86)

Le rapport  a les unités du carré d'une vitesse:

  (34.87)

Il s'agit donc d'une équation d'onde de la forme (rappel) d'une équation de Poisson (plus particulièrement il s'agit d'une équation de d'Alembert):

  (34.88)

avec:

  (34.89)

Les ondes transversales ne se propagent que dans les solides et de ce fait nous ne pouvons pas les entendre à moins de les transformer en ondes longitudinales par des moyens mécaniques ou électriques. Les ondes transversales peuvent se transmettre le long d'une barre ou d'une tige quelconque ou même d'un fil métallique, et ceci sans besoin que ce dernier soit sous tension. Même si le fil métallique est sous tension, la vitesse des ondes de cisaillement ne dépend pas de la tension. C'est le module de cisaillement élevé de l'acier qui donne aux guitares électriques ce bruit caractéristique.
Un autre cas remarquable des ondes transversales (de cisaillement) est celui des ondes sismiques. On y trouve des ondes sismiques de cisaillement et aussi des ondes longitudinales ou de pression. Les ondes de cisaillement se propagent dans la croûte terrestre à  et les ondes de pression à . Lors d'un séisme ou d'une explosion atomique, les deux types d'onde seront produits mais comme les ondes se propagent à des vitesses différentes, elles n'arriveront pas en même temps à des stations de détection lointaines. C'est à partir de cette différence des temps d'arrivée que l'on déterminer la distance à l'épicentre. La direction est obtenue à partir de la direction des oscillations. Seules les stations suffisamment éloignées pour recevoir les deux types d'onde séparément peuvent faire la détermination de l'épicentre.
Pour résumer, nous avons pour les ondes longitudinales dans un solide (cf. chapitre de Musique Mathématique):

  (34.90)

et pour les ondes transversales:

  (34.91)

Pour les détails des développements mathématiques concernant les gaz et les solides, le lecteur devra se rendre dans le chapitre de Musique Mathématique (Acoustique).

LIQUIDES

Les fluides usuels sont de deux types: les liquides et le gaz (les solides sont aussi parfois considérés comme des fluides...ce n'est qu'une question d'opinion..). Etymologiquement, un fluide est susceptible de s'écouler. Le liquide adopte la forme du récipient qui le contient tout en conservant un volume propre à peu près invariable. Le gaz n'a pas de volume propre: il envahit uniformément (mécanique statistique de Boltzmann) le récipient dans lequel il est maintenu. Une atmosphère en constitue un cas spécial, du fait qu'elle est maintenue par la gravité à la périphérie d'un astre, ce qui exclut l'uniformité de la densité ou pression.
La distinction entre liquide et gaz est subtile. Nous pouvons cependant dire que le volume propre des liquides manifeste l'existence d'une cohésion liée à une densité assez grande (liaisons de Van der Waals); cette cohésion disparaît avec le volume propre chez les gaz.
Si nous comparons les fluides avec les solides, la première remarque qui s'impose concerne l'isotropie (les propriétés sont les mêmes dans toutes les directions spatiales) des fluides usuels qui est toujours réalisée (si nous n'agissons pas sur le fluide en tout cas!).
Nous allons aborder la théorie de la mécanique des fluides en difficulté croissante et par redondance. D'abord il va être démontré que les propriétés d'un fluide statique sont isotropes (théorème de Pascal). A l'aide de ce résultat, il va être plus simple de comprendre le théorème de Bernoulli qui va nous permettre, entre autres, de définir le concept de "pression hydrostatique". Ensuite, nous construirons un modèle très important de la dynamique des fluides, connus sous le nom de "équations de Navier-Stokes", que l'on dans tous les domaines possibles (astrophysique, mécanique quantique, météorologie,..). Ce modèle de dynamique des fluides est conséquent en développements théoriques et résultats expérimentaux et peut être considéré comme un terrain difficile. Cependant, pour faciliter la lecture, nous avons choisi de ne pas aborder celui-ci directement par usage du calcul tensoriel. Nous avons ainsi fait en sorte que les variables tensorielles apparaissent d'elles-mêmes d'écoulant des résultats simples de l'analyse vectorielle que nous obtiendrons. Une fois les équations de Navier-Stokes déterminées et démontrées, nous verrons que nous pouvons retrouver l'expression du théorème de Bernoulli à partir de ces mêmes équations.
La dynamique des fluides, ou "hydrodynamique", est de loin, le domaine de la mécanique classique le moins aisé en ce qui concerne la description et la prédiction. C'est pourquoi le théorème de Bernoulli s'utilise fréquemment, non pour expliquer en détail le comportement d'un fluide, mais pour en faire une description qualitative.

THÉORÈME DE PASCAL

Le résultat qui va suivre est de la plus haute importance pour comprendre l'ensemble de la mécanique des fluides. Il faut prendre le temps de comprendre !

  (34.92)

Si nous considérons les forces s'exerçant, en l'absence de mouvement, sur un  tétraèdre élémentaire OABC de volume élémentaire V. Il est toujours possible d'adopter un volume suffisamment petit pour avoir une pression uniforme s'exerçant sur les faces du tétraèdre.
Soient , les pressions de réaction du fluide dues aux contraintes extérieures sollicitant les faces respectives OBC, OAB, OAC et ABC de surface . Soient également les cosinus directeurs (cf. chapitre de Calcul Vectoriel) du vecteur unitaire  normal à la surface ABC.
Le système étant en équilibre, la résultante des forces de réaction du système est nulle. Nous avons donc les équations suivantes résultant de la projection suivant les trois axes de coordonnées:

  (34.93)

Par simplification élémentaire il vient:

  (34.94)

Nous obtenons alors la relation suivante:

  (34.95)

Conclusion importante: en un point quelconque d'un fluide, la pression est indépendante de la direction de la normale  à la surface élémentaire sur laquelle elle s'exerce.
Par le principe de l'action et de réaction de Newton, nous sommes amenés à énoncer le "théorème de Pascal":
Les fluides incompressibles transmettent intégralement et dans toutes les directions, les pressions qui leur sont appliquées.
Ce théorème est fondamental aussi bien en mécanique des fluides qu'en mécanique des gaz et les implications pratiques sont énormes (ce théorème explique entre autres, que la pression est indépendant de la géométrie du contenant du liquide) !

VISCOSITÉ

En mécanique des fluides, il est utile de considérer plusieurs types fluides ayant des caractéristiques qui les différent. Ceci s'avère particulièrement pratique pour les simulations tout en restant conforme à l'observation expérimentale (cf. chapitre de Génie Météo Et Marin).
Nous définissons la "viscosité" par les forces internes s'opposant au déplacement des diverses couches composant le fluide.  Nous distinguons la "viscosité dynamique"  et la "viscosité cinématique" .
1. La viscosité dynamique :

  (34.96)

avec  étant le coefficient de viscosité dynamique (l'unité étant le Poiseuille [PI]), dF variation de la force de frottement entre deux couches infiniment voisines,  variation de la vitesse par la distance entre deux couches infiniment voisines  et dS étant la surface considérée .
Conclusion: le Poiseuille est la viscosité d'un fluide nécessitant 1 Newton pour faire glisser à la vitesse de 1 mètre pas seconde, deux couches fluides de 1 mètre carré distantes de 1 mètre.

Remarque: Anciennement, l'unité employée était la "poise" :

2. La viscosité cinématique est définie par:

  (34.97)

Une transformation de la définition de la viscosité dynamique donne (il faut se rappeler de cette relation pour plus tard !!):

  (34.98)

Soit:

  (34.99)

Par définition les fluides ayant les caractéristiques suivantes:

  (34.100)

sont nommés respectivement:
- (1) Fluides pseudo-plastique
- (2) Fluides newtoniens (contraintes de cisaillement proportionnelles au gradient de vitesse)
- (3) Fluides dilatant
Il existe encore un 3 autres types de fluide non représenté sur le schéma et dont la viscosité est supposée nulle (cf. chapitre de Thermodynamique):
- (4) Fluides parfaits
- (5) Fluides semi-parfaits
- (6) Fluides réels

Remarques: R1. Le comportement d'un fluide parfait est très différent de celui d'un fluide réel aussi petit soit la viscosité de ce dernier. En effet, le fluide parfait, parce qu'il n'a pas de viscosité, ne dissipe jamais l'énergie cinétique. Alors qu'un fluide réel très peu visqueux la dissipe efficacement grâce à la turbulence, et au phénomène de cascade qui l'accompagne.
R2. Nous reviendrons sur les propriétés de la viscosité dynamique et cinématique lors de la démonstration des équations de Navier-Stokes-(Reynolds).
R3. Les fluides qui ne sont pas newtoniens sont appelés en tout généralité dans la littérature "fluides non-newtoniens"... et nous ne traiterons pas les ferrofluides ici car trop complexes théoriquement à analyser.

Les fluides non-newtonien ont donc une déformation dépend de la force que nous leur appliquons. Le meilleur exemple est celui du sable mouillé en bord de mer : quand nous frappons le sable, il a la viscosité élevée d'un solide, alors que lorsque nous appuyons doucement dessus, il se comporte comme une pâte. Par ailleurs certains non-newtoniens ont des propriétés telles qu'il est possible pour un individu de courir dessus sans couler ou de couler en restant en position...

LOI DE POISEUILLE

En 1835 un médecin français, Jean Léonard Marie Poiseuille fit une série d'expériences soignées, pour déterminer comment un fluide visqueux s'écoule dans un tuyau étroit. Son but était de comprendre la dynamique de la circulation sanguine chez l'homme. Le plasma du sang se comporte comme un fluide newtonien, tandis que le sang entier ne l'est pas. Presque la moitié du volume normal du sang est faite de cellules assez grandes pour perturber l'écoulement laminaire, surtout quand elles entrent en contact avec les parois des vaisseaux, un phénomène qui prend de l'importance dans les capillaires très étroits. Néanmoins, l'analyse de Poiseuille s'applique à l'écoulement dans les veines et les plus grosses artères et elle a une grande valeur, bien qu'elle soit un peu simpliste.
Le résultat de Poiseuille peut être établi en considérant le fluide dans un tuyau comme formé de couches cylindriques orienté selon un axe x de rayon r concentriques qui se déplacent à des vitesses qui vont en décroissant à parti du centre (symétrique circulaire supposée).
Alors la relation définissant la viscosité s'écrit :

  (34.101)

Ce qui nous donne la force de viscosité sur le cylindre. La surface de contact de chaque couche cylindrique de longueur l est donnée par et donc :

  (34.102)

L'origine de l'accélération (in extenso de la force) ne peut se faire que par une différence de pression telle que :

  (34.103)

ce qui nous amène à écrire :

  (34.104)

En intégrant membre à membre, nous obtenons :

  (34.105)

Soit :

  (34.106)

La courbe représentative de la vitesse en fonction de r est une parabole dont le sommet se situe sur l'axe centre du cylindre (). Le débit volumique transporté par une couche cylindrique entre r et est . Ainsi, le débit total est :

  (34.107)

et nous obtenons la "loi de Poiseuille" pour le débit laminaire visqueux :

  (34.108)

Nous trouvons donc le résultat logique que le débit augmente avec le gradient de pression et le rayon du tube, et diminue avec la viscosité.
Nous trouvons par ailleurs une relation analogue à la loi d'Ohm (cf. chapitre d'Électrocinétique) où la différence de potentiel est donnée par la résistance multipliée par le courant alors que la différence de pression est donnée par la résistance visqueuse multipliée par le débit.

Théorème de Bernoulli

Quand nous discutons du mouvement d'un fluide, l'équation de continuité (cf. chapitre Thermodynamique), qui exprime la conservation de la masse (volumique) du fluide est une notion importante.

  (34.109)

Considérons cette équation dans le cas particulier qui nous intéresse ici un fluide non visqueux en écoulement laminaire se déplaçant à l'intérieur d'un tube de lignes de courants parallèles (le mouvement du fluide est de type irrotationnel - voir chapitre de Calcul Vectoriel du site), délimité par la surface :

  (34.110)

Nous sommes en régime stationnaire (l'aspect du mouvement est indépendant du temps) et la masse n'est ni apportée par une source ni enlevée par un puits à l'intérieur de la région considérée. Le volume de fluide qui traverse dans l'intervalle   correspond à un cylindre de base , de longueur  et donc de volume . La masse de fluide qui a traversé pendant le temps  est donc:

    (34.111)

De même:

    (34.112)

est la masse de fluide qui a traversé:

      (34.113)

pendant le même intervalle de temps. Avec les hypothèses faites, l'équation de conservation de la masse exige que les deux masses soient les mêmes, ou que exprimé autrement:  

  (34.114)

D'où:

  (34.115)

Ceci est la forme de l'équation de continuité dans le contexte qui nous intéresse. De plus, si le fluide est incompressible, la densité est partout la même et l'équation précédente se réduit à:

    (34.116)

Considérons maintenant une région dans un fluide où il y a un flux stationnaire comme l'indique la figure ci-dessous:

  (34.117)

Pendant un court intervalle de temps , le fluide qui, initialement, traversait a progressé jusqu'à une surface  à la distance  tandis que le fluide qui traversait se retrouve en  à une distance . Puisque le reste du volume entre les surfaces  et reste inchangé, nous allons porter notre attention sur les deux volumes (égaux) hachurés sur la figure.
Ces deux volumes sont égaux car le fluide est incompressible et l'équation de continuité est valable. Soient  et  les forces exercées sur les surfaces  et  en raison de la pression existant dans le fluide. A cause de ces forces, le fluide produit ou reçoit du travail en déplaçant les deux volumes. En , la surface est poussée par le fluide et le travail exercé sur le fluide  alors qu'en  le fluide pousse la surface et le travail effectué par le fluide est . Le travail total exercé sur le volume de fluide situé entre  et est donc:

  (34.118)

en appelant  et  les pressions respectives en  et  et en écrivant: 

  (34.119)

d'après la définition de la pression. Comme:

  (34.120)

d'après l'équation de continuité et l'hypothèse d'incompressibilité, nous pouvons écrire que:

  (34.121)

Le travail extérieur exercé sur le système change son énergie propre comme l'établit la thermodynamique (). Pour le volume de fluide considéré, l'énergie propre des volumes mis en évidence comprend l'énergie cinétique et l'énergie potentielle de gravitation. Le fluide entre   et  gagne de l'énergie dans le volume . Supposons que les deux volumes aient une masse égale m, de nouveau à cause de l'équation de continuité. Alors le gain net d'énergie est:

  (34.122)

Puisque nous avons déjà supposé le fluide incompressible, la densité  est la même partout et m peut être remplacé par  aux deux extrémités. D'où:

  (34.123)

En combinant cette relation avec  nous obtenons :

  (34.124)

ou: 

  (34.125)

Comme l'équation ci-dessus concerne des grandeurs prises en deux points arbitraires le long d'une ligne de courant, nous pouvons généraliser et écrire:

  (34.126)

Ce résultat, connu sous le nom de "théorème de Bernoulli", exprime la constance de la pression le long d'une ligne de courant dans un fluide incompressible, irrotationnel et non visqueux et où les forces volumiques extérieures dérivent d'une énergie potentielle (nous reviendrons là-dessus après avoir déterminé les équations de Navier-Stokes).
Signalons aussi une manière  élégante et simple de retrouver cette relation. La conservation de l'énergie nous donne le long d'une ligne de courant:

  (34.127)

avec respectivement et dans l'ordre la somme de l'énergie cinétique, de l'énergie potentielle et de l'énergie de pression. Soit:

  (34.128)

et si nous divisons tout cela par le volume nous obtenons alors:

  (34.129)

voilà....

Remarques: R1. D'une ligne de courant à l'autre, c'est la valeur de la constante qui change. De plus, l'utilisation du théorème de Bernoulli exige de connaître la forme des lignes de courant.
R2. La conservation de la quantité de gauche exprime la conservation de l'énergie le long d'une ligne de courant et nous y trouvons respectivement l'énergie cinétique volumique, l'énergie potentielle volumique de pesanteur et la pression.

Considérons maintenant deux applications importantes du théorème de Bernoulli.
Si le fluide se déplace dans un plan horizontal, l'énergie potentielle de gravitation reste constante et l'équation de Bernoulli se réduit alors à:

  (34.130)

Donc, dans un tuyau horizontal, la vitesse est d'autant plus grande que la pression est plus faible et réciproquement. Nous utilisons aussi cet effet pour créer participer à la poussée d'un avion (attention ce paramètre est mineur car ce n'est pas ce qui contribue le plus au vol d'un avion, c'est l'effet Magnus dont la démonstration sera donnée plus loin).

  (34.131)

Le profil d'une aile est construit de telle sorte que l'air a une vitesse plus grande au-dessus de la surface de l'aile qu'au dessous qu'au dessus, ce qui produit une pression plus forte au-dessous qu'au dessus. Il en résulte donc une force résultant vers le haut. 
Autrement dit, une spécialiste dans l'aérodynamique (pour les avions) ou en hydrodynamique (pour les stabilisateurs de roulis des gros bateaux) dirait:
- A l'extrados : Par effet de courbure, les particules d'air (d'eau) sont contraintes de parcourir une distance plus grande. Leur vitesse va donc d'abord s'accroître fortement pour diminuer ensuite afin de retrouver au bord de fuite la vitesse initiale de l'écoulement. Tout l'extrados est donc le siège d'une dépression locale généralisée. La couche limite, d'abord laminaire, devient peu à peu turbulente, voire tourbillonnaire lorsqu'on approche du bord de fuite.
- A l'intrados : le profil constituant un obstacle à l'écoulement, l'air (l'eau) va se trouver freiné : nous voyons donc apparaître une surpression localisée sur l'intrados. En fait, avec la forme des ailes d'avion actuelle, en position horizontale, l'effet Bernoulli serait négligeable. Pour qu'un avion décolle, il faudrait que l'extrados ait une surface beaucoup plus grande.
C'est bien mieux ainsi non ?
Autre chose encore, si le fluide n'est pas en mouvement, nous avons l'équation de Bernoulli qui s'écrit:

  (34.132)

Il s'agit de "'équation de Laplace" en hydrostatique (utilisée dans les vases communicants).

THÉORÈME DE TORRICELLI

Le théorème de Torricelli permet de déterminer la vitesse d'écoulement d'un liquide. C'est un cas classique d'étude dans les petites écoles.
Considérons un volume fermé contenant un liquide de masse volumique et muni d'un orifice de surface , duquel le liquide coule vers l'extérieur. Nous voulons déterminer la vitesse d'écoulement du liquide de cet orifice. Le volume est supposé être assez grand pour que ni le niveau du liquide, ni la pression P au-dessus de sa surface ne varient de façon appréciable pendant l'écoulement. Comme le tube d'échappement de liquide va de la région de la surface du liquide à l'orifice ouvert à l'air libre, nous avons . Un liquide coulant à l'air libre est à la pression atmosphérique, , car le liquide est entouré d'air libre et rien ne peut maintenir une différence de pression. D'après l'équation de Bernoulli, avec , nous trouvons sur une ligne de courant :

  (34.133)

d'où :

  (34.134)

De l'équation de continuité (), nous déduisons que si alors et est alors négligeable devant . Dans le cas particulier, mais fréquent, où le réservoir est ouvert à l'air libre (), la densité d'énergie de pression disparaît. Le fluide coule sous l'effet de la gravité, sans être poussé par une différence de pression. Nous trouvons alors (en multipliant par la surface de l'orifice, nous obtenons le débit):

  (34.135)

Cette relation constitue le "théorème de Torricelli". Chose curieuse, nous avons déjà vu cette relation en mécanique classique pour la vitesse de chute libre d'un corps. Il en retourne l'observation faite par Torricelli : si le jet est dirigé directement vers le haut, il atteint presque le niveau de la surface du liquide dans le volume. La raison pour laquelle le jet n'atteint pas effectivement ce niveau est une certaine perte d'énergie à cause du frottement.

EFFET VENTURI

Certaines applications pratiques de la mécanique des fluides résultent de l'interdépendance de la pression et la vitesse. Il y a une catégorie de situations dans lesquelles la variation d'énergie potentielle gravitationnelle est négligeable. L'équation de Bernoulli relie alors la différence de pression à la différence d'énergie cinétique donc la variation du carré de la vitesse.
Nous considérons un fluide incompressible (!), non visqueux et de masse volumique. Le fluide s'écoule en régime permanent dans une canalisation cylindrique de rayon  et de section  suivie par un tube cylindrique de rayon  et de section . Le raccordement est fait par une canalisation conique assez longue pour que l'on reste en régime laminaire.
Nous savons (équation de continuité) que :

  (34.136)

qui veut dire, comme nous l'avons vu, qu'une diminution de la section traversée par le fluide se traduit par une augmentation de sa vitesse.
Dans toute situation où le flux entrant est environ au même niveau que le rétrécissement , l'équation de Bernoulli s'emploie pour exprimer la différence de pression :

  (34.137)

devient :

  (34.138)

Utilisant l'équation de continuité, pour éliminer , nous obtenons :

  (34.139)

Comme le second membre de la relation est positif et : il y a donc une chute de pression dans la région étroite. En arrivant à la région divergente à nouveau en , la pression du fluide augmente de nouveau et la vitesse reprend sa valeur initiale. Cette diminution de la pression qui accompagne l'augmentation de la vitesse est appelée "effet Bernoulli" ou "effet Venturi".
Ainsi, la vitesse du fluide augmente dans un goulot d'étranglement pour satisfaire l'équation de continuité (conservation du flux/masse) et le fait qu'il soit incompressible (sinon il y aurait une sorte de bouchon...).

Remarque: Paradoxalement l'effet Venturi se produit aussi lors du franchissement d'un sommet ou d'une crête par l'air atmosphérique ou également dans les rues des villes. En effet l'air qui arrive sur la montagne ou la crête à tendance à "s'écraser" dessus. La section d'écoulement de l'air au sommet est donc plus faible qu'à la base. Il se produit donc également un effet Venturi : la vitesse du vent est plus élevée sur les sommets et les crêtes qu'en bas (les professionnels du planeur en savent quelque chose...).

TUBE DE PITOT

Le tube de Pitot permet la mesure de la vitesse d'écoulement d'un gaz subsonique. Le tube de Pitot consiste à pratiquer dans un tube, un orifice de prise de pression en A et en B:

  (34.140)

Le point A est un point d'arrêt car la vitesse est nulle (il n'y pas d'écoulement dans l'orifice, c'est juste une prise de pression). Loin de l'obstacle (le tube de Pitot) l'écoulement est supposé uniforme de vitesse v et de pression  .
En A (point d'arrêt), en utilisant la relation de Bernoulli le long de la ligne de courant et en considérant la variation de hauteur entre A et B négligeable, la pression vaut:

  (34.141)

Nous avons donc:

  (34.142)

Donc pour les avions à partir de la différence d'une mesure de pression et de la connaissance de la densité du gaz il est possible de connaître la vitesse.

Remarque: En aéronautique, la pression dynamique s'ajoute à la pression statique pour donner la pression totale qui peut être mesurée au point de vitesse nulle du tube Pitot. En enlevant la pression statique, on trouve la "pression dynamique".

PERTE DE CHARGE (PRESSION)

Lorsque, dans un écoulement d'un fluide parfait, il n'y a aucune machine (ni pompe ni turbine) entre les points (1) et (2) d'une même ligne de courant, la relation de Bernoulli peut s'écrire sous la forme suivante :

  (34.143)

Lorsque le fluide traverse une machine hydraulique, il échange de l'énergie avec cette machine sous forme de travail pendant une durée donnée. La puissance P échangée est alors (cf. chapitre de Mécanique Classique):

  (34.144)

où par convention, si  l'énergie est reçue par le fluide (pompe) sinon, si  l'énergie est fournie par le fluide (turbine).
Si le débit-volume est , la relation de Bernoulli s'écrit alors logiquement:

  (34.145)

où:

  (34.146)

Un fluide parfait n'existe pas. Lors d'un écoulement dans une conduite, les forces de frottement dissipent une partie de l'énergie cinétique et potentielle ce qui se traduite par l'existence de pertes de charges dont il s'agit de tenir compte.
Considérons un écoulement cylindrique horizontal stationnaire et incompressible. Si nous appliquons la relation de Bernoulli entre l'entrée et la sortie nous obtenons:

  (34.147)

Or, expérimentalement, nous observons qu'il faut imposer une pression plus importante en entrée pour entretenir le régime permanent. En effet, les forces de viscosité résistent à l'écoulement. Il faut donc imposer une suppression  que nous appelons "perte de charge en pression" et qui est due à l'existence de forces de frottements (viscosité) ou de pertes singulières (géométrie des circuits de distributions).
L'équation de Bernoulli généralisée s'écrit alors dans ce cas d'étude qui fait partie de l'ingénierie des procédés:

  (34.148)

Cette relation est souvent utilisée dans l'étude théorique (...) des problèmes de conduite.

Équations de Navier-Stokes

Soit un parallélépipède élémentaire extrait d'un fluide statique à l'équilibre de dimensions dx, dy, dz représenté à la figure ci-dessous. La matière à l'équilibre composant le parallélépipède est en général soumise à des forces de volume dans toutes les directions (théorème de Pascal) dont les composantes sur les trois axes orthogonaux sont représentées sur la figure ci-dessous (ces forces peuvent être de nature gravitationnelles, électromagnétiques ou inertielles...).

  (34.149)

Remarques: R1. Il est important de remarquer que les composantes des tous les vecteurs visibles sur la figure ci-dessus sont exprimés en newton par unité de surface, soit en d'autres termes par unité de pression (qui est l'unité de la contrainte pour rappel...).
R2. Il est important d'être attentif au plus haut point sachant à ce qui va suivre car certaines des résultats que nous obtiendrons ici seront réutilisés dans le chapitre de Relativité Générale pour comprendre le tenseur d'énergie-impulsion!!

Nous pouvons, comme nous l'avons représenté ci-dessus, décomposer et translater l'ensemble des forces auxquelles est soumis le parallélépipède aux centres des faces de ce dernier. Nous représentons bien évidemment chacune des contraintes sur chacune des faces comme la somme des contraintes normales et tangentielles telles que nous l'avions fait pour l'étude des solides sous contrainte (selon les trois axes toujours, d'où la somme de trois composantes!).
Au total, nous nous retrouvons avec 18 composantes de contraintes normales et tangentielles:

  (34.150)

Nous cherchons à minimiser le nombre de composantes normales afin de déterminer quelles sont les contraintes suffisantes sur chacun des axes. Ainsi nous poserons:

  (34.151)

Donc trois composantes suffisent pour connaître les forces de contraintes normales aux surfaces selon chaque axe.
Si nous effectuons la somme des moments de forces par rapport aux centres de gravité pour chaque axe de symétrie du parallélépipède (XX',YY',ZZ') il est évident que sur les 12 composantes tangentielles, 6 suffisent pour décrire l'ensemble du système.
Ainsi pour le plan XOY passant par le centre de gravité nous avons:

  (34.152)

Pour le plan XOZ:

  (34.153)

Pour le plan ZOY:

  (34.154)

Donc pour chaque plan (XOY, ZOY, ZOX), une composante suffit pour décrire l'ensemble de moments de forces.
Ainsi, par souci de simplification d'écriture, nous poserons (il est plus conforme de faire les développements avec des indices en minuscules):

et    (34.155)

Au total, cela nous fait donc 3 composant tangentielle plus 3 composantes normales qui sont suffisantes et nécessaires pour décrire les contraintes sur le parallélépipède selon chaque axe du plan de symétrie de ce dernier:

  (34.156)

Nous pouvons obtenir les mêmes composantes d'équilibre en considérant cette fois un tétraèdre régulier élémentaire (extrait du cube ci-dessus) statique. Le but étant de démontrer que nous retrouvons bien les 6 composantes déterminées précédemment.

  (34.157)

Remarque: Il est important d'observer à nouveau que les composantes des tous les vecteurs visibles sur la figure ci-dessus sont exprimés en newton par unité de surface, soit en d'autres termes par unité de pression (qui est l'unité de la contrainte pour rappel...).

Pour connaître l'aire des faces OAC, OBC, OAB , nous multiplions la surface ABC (notée ci-après: S) par le cosinus de l'angle que forment les vecteurs   et .
Effectivement, soit les surfaces:

 et   (34.158)

Cependant, nous cherchons à exprimer les  en fonction de S. Le schéma ci-dessous (coupe du tétraèdre) devrait aider à comprendre le raisonnement:

  (34.159)

et donc:

  (34.160)

Finalement:

  (34.161)

Le rapport:

  (34.162)

d'où:

  (34.163)

Le principe d'analyse étant le même pour toutes les autres surfaces telles que:

  (34.164)

Nous écrirons donc:

  (34.165)

tel que:

  (34.166)

Remarque: Nous pouvons facilement connaître les valeurs des  à l'aide de l'analyse vectorielle. Effectivement, le plan ABC étant d'équation:

  (34.167)

en simplifiant par :

  (34.168)

Le vecteur normal au plan étant bien:

  (34.169)

pour connaître les cosinus de l'angle du vecteur normal avec les , il suffit d'assimiler ces derniers au vecteurs de base  tel que (trigonométrie élémentaire):

  (34.170)

et en  procédant de même pour tous les autres .

L'équilibre des forces nous donne:

  (34.171)

Après simplification:

  (34.172)

Suivant les autres axes:

  (34.173)

Soit en résumé:

  (34.174)

En utilisant la représentation matricielle, nous obtenons:

  (34.175)

Soit en notation indicielle les forces normales sont données par la relation :

  (34.176)

avec (, si )
Nous voyons apparaître une grandeur mathématique  ayant 9 composantes, alors qu'un vecteur dans le même espace  en possède 3. Nous connaissons ce genre d'être mathématique que nous avons déjà étudié en algèbre dans le chapitre de Calcul Tensoriel. La grandeur  est appelée "tenseur des contraintes du second ordre". En outre, certaines composantes peuvent êtres égales (, si ) , ce qui le rendrait symétrique. Il ne possède alors plus que les 6 composantes distinctes, relativement aux nombres de composantes suffisantes pour d'écrire totalement un système à l'équilibre.
Pour étudier les déformations d'un milieu continu tel qu'un fluide, nous considèrerons d'abord le cas de très faibles déformations. Les petits déplacements  d'un point seront représentés par u, v, w parallèles aux axes d'un référentiel OXYZ. Nous admettons que ces composantes sont des quantités très faibles variant d'une façon continue dans le volume du corps considéré.
Soit un segment linéaire OP situé dans un solide avant déformation. Dans un référentiel OXYZ, nous noterons  et   les coordonnées de O et P.
Pendant la déformation, la ligne OP devient O'P' tel que représenté ci-dessous:

  (34.177)

Soient  les déplacements du point O parallèlement aux axes OX, OY, OZ et
 les déplacements du point P parallèlement aux mêmes axes.
Les coordonnées des points O' et P' sont alors :

 et   (34.178)

Avant déformation, soit L  la longueur OP :

  (34.179)

Après déformation, nous avons une longueur L' valant :

  (34.180)

Si  est l'allongement de l'élément OP pendant la déformation, nous avons:

  (34.181)

En effectuant les quelques transformations suivantes:

  (34.182)

En développant:

  (34.183)

Soit:

    (34.184)

En négligeant les termes de déplacement d'ordre supérieur et en tenant compte de la relation:

  (34.185)

il vient que disparaît avec  ainsi que les termes au carré, nous avons:

  (34.186)

Or, la géométrie analytique (trigonométrie élémentaire; rapport des côtés opposés et adjacents à l'hypoténuse) donne les relations suivantes :

  (34.187)

qui sont les cosinus directeurs de la droite L.
Nous pouvons alors écrire:

  (34.188)

La variation  étant un déplacement faible, nous avons recours à un développement en série de Taylor (cf. chapitres Suites Et Séries) dont nous négligeons les termes d'ordre supérieur (linéarisation des équations) :

  (34.189)

Nous avons également:

  (34.190)

La différence donne:

  (34.191)

Donc nous pouvons maintenant écrire :

  (34.192)

Finalement:

  (34.193)

En groupant, nous avons :

  (34.194)

Cette expression permet en un point quelconque le calcul de la déformation  dans une direction ayant comme cosinus directeur  l, m, n  en fonction des déplacements  u, v, w en ce point !
Soit le cas où la ligne L coïncide avec l'axe OX, nous avons , l'équation précédente devient alors:

  (34.195)

Nous avons, si L coïncide avec l'axe OY  ou avec l'axe OZ :

  (34.196)

Les grandeurs  sont appelées "déformations normales" et non pas d'unités.
Pour l'interprétation des termes , nous nous référerons à la figure suivante:

  (34.197)

Soient deux segments de droite OR et OQ situés dans le plan XOY. Avant déformation OR et OQ coïncidaient avec le référentiel orthonormé YOX. Après déformation, ils peuvent prendre la position O'R' et O'Q'. Les composantes du déplacement de O sont u, v .
- La composante du déplacement de R' est calculée comme suit:

 avec   (34.198)

car l'angle est faible .
En toute généralité comme , nous écrirons:

  (34.199)

- La composante du déplacement de Q' est elle:

  (34.200)

Comme avant déformation, l'angle QOR est de , après déformation, l'angle droit est réduit de . Cette réduction  est appelée "déformation de cisaillement" ou "déformation tangentielle" et est notée par .
Nous procéderons de la même façon pour les autres termes, d'où :

  (34.201)

Compte tenu du quadruplet de groupes d'équations démontrés précédemment dans cette section (voir les déformations des solides):

  (34.202)

Nous pouvons résumer:

  (34.203)

Généralement, nous posons pour simplifier les notations (il faut cependant ne pas croire que la déformation en cisaillement devient une déformation normale ! ce n'est qu'une convention d'écriture dont le physicien doit se rappeler !):

  (34.204)

De même, nous posons:

  (34.205)

Soit finalement:

  (34.206)

En tenant compte que:

  (34.207)

Nous obtenons les tensions de cisaillement comme suit:

  (34.208)

Considérons maintenant, pour exemple, un fluide circulant dans la direction de OY avec un gradient de vitesse dans la direction de x :

  (34.209)

En se plaçant au niveau de y et au point 1 d'abscisse x, nous avons une vitesse  et au point 2 d'abscisse x+dx, une vitesse:

 (avec )   (34.210)

Dans la direction de x, il n'y a pas de composante de vitesse donc:

 (avec )   (34.211)

Nous supposons maintenant que les tensions de cisaillement sont proportionnelles à  à un facteur près tel que:

  (34.212)

avec:

  (34.213)

Il donc possible de considérer des déplacements par unité de temps en posant:

  (34.214)

En rapprochant cette dernière relation de:

  (34.215)

nous pouvons dire alors que G initialement valable dans un milieu élastique solide considéré par ses déplacements est l'analogue de dans le cas d'un fluide visqueux considéré par les déplacements par unité de temps. Ainsi, nous voyons que les unités sont conservées.
En considérant également les déformations par unité de temps pour les contraintes normales (nous y reviendrons en détail un peu plus loin), nous avons alors le système d'équations:

  (34.216)

Ainsi, nous obtenons une écriture condensée:

  (34.217)

où  est le symbole de Kronecker :

=   (34.218)

Le tenseur  décrit ainsi en partie l'ensemble de contraintes d'un fluide visqueux dans lequel nous avons supposé dans le cadre de l'hypothèse d'un fluide newtonien qu'il y a des relations linéaires entre les tensions et les déformations normales.
Nous posons maintenant la somme des contraintes dynamiques sous une forme générale que nous allons justifier:

  (34.219)

où le terme se justifie par le fait que dans le cas statique, une pression dynamique constante p existe toujours en un point d'un fluide que l'on a pas dans le cas d'un solide. Pour justifier le signe négatif, nous observerons que dans l'expression de , les deux premiers termes du membre de droite correspondent, dans ''étude précédente ,à des contraintes d'extension, alors que la pression p correspond à une compression du fluide
Il nous reste  à présent, à déterminer le coefficient  .  Soit , nous avons alors . Il vient successivement et par addition:

  (34.220)

Cette expression doit répondre à un fluide qui est également dans une situation statique tel que:

  (34.221)

Il vient alors que dans le cas statique:

  (34.222)

Puisque:

  (34.223)

Nous avons alors:

  (34.224)

L'expression générale des contraintes s'écrit alors pour un fluide newtonien:

  (34.225)

Présentement, nous allons introduire les opérateurs de l'analyse vectorielle afin de disposer d'une expression plus générale. De cette façon, nous pourrons adapter la formulation à n'importe quel système de coordonnées (cartésiennes, cylindriques, sphériques,...) ce qui facilitera la résolution de problèmes pratiques.
Nous avons vu que pour un solide, nous avions:

  (34.226)

Nous allons déterminer les équations sous la forme indicielle en considérant toujours les déplacements par unité de temps (vitesses).

  (34.227)

tel que  et que
Pour  nous avons ainsi:

 ou   (34.228)

Pour  nous avons:

 ou   (34.229)

Nous pouvons dès lors écrire:

  (34.230)

En effectuant la somme des termes de:

  (34.231)

Or, les outils de l'analyse vectorielle nous permettent d'écrire:

  (34.232)

Pour le fluide, nous aurons ainsi:

  (34.233)

L'équation dynamique des contraintes générale s'écrira alors sous la forme suivante pour un fluide newtonien:

  (34.234)

Tenseurs des contraintes que certains auteurs notent (l'écriture est un peu dangereuse mais elle a une justification dans un cadre d'étude plus approfondi des fluides!):

  (34.235)

ou encore pour différencier vecteur et tenseur:

  (34.236)

Si les contraintes normales (fluide incompressible) sont négligeables le deuxième terme se simplifie et nous avons alors (relation que nous retrouverons dans le chapitre de Génie Marin Et Météo):

  (34.237)

Il est, à présent, utile de repasser sous une forme développée pour l'équation précédente, en se rappelant que (voir plus haut):

  (34.238)

Écrivons maintenant le système d'équations de Newton (sommes des contraintes dynamiques internes et externes à un élément de volume d'un fluide) qui est:

  (34.239)

où:
-  est la somme des forces externes par unité de volume
-  est l'accélération massique
- est la densité du fluide
et qui peut s'écrire sous forme condensée:

  (34.240)

avec:

  (34.241)

Nous avons:

  (34.242)

En introduisant les expressions de  obtenues dans la relation ci-dessus, nous aboutissons aux équations:

  (34.243)

Ce sont les "équations de Navier-Stokes de la dynamique des fluides newtoniens". Il en existe deux formes condensées que nous allons de suite déterminer:
En reprenant la première équation de Navier-Stokes et en la développant, il vient :

  (34.244)

Comme:

  (34.245)

et que:

  (34.246)

Nous obtenons:

  (34.247)

En simplifiant, il vient finalement:

  (34.248)

En opérant de la même manière pour les deux autres composantes, nous pouvons réduire le système d'équations de Navier-Stokes à une seule équation vectorielle :

  (34.249)

Comme (cf. chapitre de Calcul Vectoriel):

  (34.250)

Nous avons:

  (34.251)

Soit en final:

  (34.252)

Remarque: Nous trouvons également parfois dans la littérature, une équation contenant une seconde viscosité , alors que  se manifeste rigoureusement que lors du cisaillement pur selon nos hypothèses,   apparaît lors d'une compression omnidirectionnelle s'accompagnant d'une variation de densité.

L'équation précédente s'écrit alors :

  (34.253)

C'est "l'équation de Navier-Stokes" ou aussi appelée "équation de mouvement pour un fluide newtonien".

FLUIDE INCOMPRESSIBLE

Dans un fluide incompressible, nous avons par définition . L'équation de conservation qui est (cf. chapitre de Thermodynamique):

  (34.254)

s'écrit alors:

  (34.255)

soit:

  (34.256)

L'équation de Navier-Stokes:

  (34.257)

s'écrit alors:

  (34.258)

ou autrement:

  (34.259)

Si de plus la viscosité  est négligeable, nous avons donc pour un fluide parfait:

  (34.260)

C'est équation est appelée "équation d'Euler de 1ère forme" ou encore "équation locale du bilan de conservation de la quantité de mouvement". Nous réutiliserons cette relation dans le cadre de notre études des ondes de gravité (vagues) dans le chapitre de Génie Météo et Marin.
Il existe une deuxième forme de l'équation d'Euler dans le cadre d'un fluide incompressible et à viscosité négligeable que nous allons de suite déterminer (souvent utilisée dans l'industrie) :
Si , nous pouvons écrire:

  (34.261)

Ce qui peut aussi s'écrire:

  (34.262)

Ce qui s'écrit encore:

  (34.263)

Le premier facteur peut être considéré comme le produit scalaire suivant :

  (34.264)

Soit:

  (34.265)

La "dérivée particulaire" peut alors prendre la forme condensée suivante :

  (34.266)

Remarque: La composante en x de la dérivée particulaire est donc (nous retrouverons cela dans le chapitre de Génie Marin Et Météo!) :

  (34.267)

ce que les spécialistes du domaine notent de manière générale pour toute composante :

  (34.268)

L'équation d'Euler de 1^ère forme:

  (34.269)

devient compte tenu de la dérivée particulaire:

  (34.270)

ou encore (forme courante dans la littérature):

  (34.271)

Nous avons vu dans le chapitre de Calcul Vectoriel que:

  (34.272)

Si nous posons , nous avons:

  (34.273)

Soit:

  (34.274)

Finalement, nous obtenons une nouvelle équation appelée "équation d'Euler de 2ème forme" et qui s'écrit:

  (34.275)

Bien que les deux équations d'Euler soient très importantes, il en existe une forme variée très utile en météorologie que nous allons de suite déterminer.
Nous nous basons toujours sur l'écoulement d'un fluide incompressible et non visqueux, mais  dont les forces de volume dérivent cette fois-ci d'un potentiel  (U étant un potentiel).
Dans ce cas, nous recourons à l'équation d'Euler sous sa 1^ère forme:

  (34.276)

Puisque les forces volumiques dérivent d'un potentiel U, nous avons:

  (34.277)

Nous rappelons la relation:

  (34.278)

Soit  un vecteur , il vient:

  (34.279)

donc:

  (34.280)

donc nous pouvons aussi écrire:

  (34.281)

En reprenant la relation:

  (34.282)

L'équation:

  (34.283)

devient:

  (34.284)

Donc:

  (34.285)

et puisque:

  (34.286)

Nous pouvons écrire:

  (34.287)

Nous savons que donc:

  (34.288)

En écrivant le produit vectoriel  sous forme développée, nous avons:

  (34.289)

Ce qui donne:

  (34.290)

Supposons que  soit un vecteur vitesse angulaire constant, nous avons alors:

  (34.291)

Définition: Nous disons qu'un "écoulement est tourbillonnaire" si:

  (34.292)

partout ou en certains points. Nous définissons aussi de la relation antéprécédente la "vorticité" par:

  (34.293)

Exemple d'écoulement partiellement tourbillonnaire (en certains points):

  (34.294)

L'équation:

  (34.295)

s'écrit alors:

  (34.296)

Nous retrouvons dans cette équation, utilisée en météorologie, l'accélération de Coriolis que nous avions déterminé en mécanique classique du point matériel rigide.
Si l'écoulement s'effectue à vitesse constante  et n'est pas rotationnel (non turbulent)  , alors l'équation précédente se réduit à:

  (34.297)

En dynamique classique du point matériel rigide, nous avons montré que dans le cas d'un potentiel gravitationnel Terrestre:

  (34.298)

z étant l'altitude d'un point du fluide par rapport à un niveau de référence . Si nous prenons  pour le niveau du sol, l'avant dernière relation devient donc dans le cas d'un écoulement dit alors "écoulement potentiel":

  (34.299)

Le terme entre crochet pour satisfaire cette relation doit être tel que:

  (34.300)

Nous retrouvons donc bien le théorème de Bernoulli ce qui conforte notre modèle des fluides newtoniens selon le modèle de Navier-Stokes.

FLUIDE COMPRESSIBLE

Dans ce cas  est une fonction de la pression p (cas des "fluides barotropes"). Nous considérons également que la viscosité est négligeable. Il vient alors:

  (34.301)

L'équation:

  (34.302)

s'écrit alors:

  (34.303)

FLUIDE STATIQUE

Dans le cas statique  et    l'équation:

  (34.304)

devient simplement:

  (34.305)

qui est "l'équation de la statique des fluides" ou la "loi fondamentale de l'hydrostatique".

Remarque: Les viscosités disparaissent. La statique des fluides est la même pour les fluides visqueux ou non visqueux.

NOMBRE DE REYNOLDS

Considérons d'abord, pour simplifier, le cas incompressible. L'équation de continuité, ou de conservation de la masse, (cf. chapitre de Thermodynamique) s'écrit alors:

  (34.306)

s'écrit alors:

  (34.307)

Nous choisissons maintenant plusieurs grandeurs de références notées par un indice r tel que:

 et   (34.308)

Alors:

  (34.309)

donc l'équation des déformations par unité de temps devient:

  (34.310)

Nous avons également:

  (34.311)

Restreignons-nous à l'étude d'une composante:

  (34.312)

En multipliant par la densité :

  (34.313)

Ecrivons l'équation de Navier-Stokes pour une composante:

  (34.314)

Les termes ou apparaissent les coefficients de viscosité peuvent être réécrits tels que:

  (34.315)

Ainsi par correspondance:

  (34.316)

En introduisant les variables adimensionnelles:

  (34.317)

car comme nous l'avons vu:

  (34.318)

d'où:

  (34.319)

ou encore:

  (34.320)

Nous multiplions la relation:

  (34.321)

par  et la divisons par  tel qu'elle devienne:

  (34.322)

Au niveau dimensionnel, nous avons:

et    (34.323)

Finalement:

  (34.324)

Cette équation différentielle exprimée en variables relatives et sans dimensions est appelé "équation de Navier-Stokes-Reynolds adimensionnelle"
Le terme , appelé "nombre de Reynolds", représente au niveau symbolique le rapport des forces d'inerties sur les forces visqueuses :

  (34.325)

où  est la "viscosité cinématique relative".
La viscosité dynamique est donc un terme inversement proportionnel à la valeur du nombre de Reynolds.

APPROXIMATION DE BOUSSINESQ

Soit la relation déjà démontrée précédemment:

  (34.326)

En y remettant le terme contenant la viscosité:

  (34.327)

sans oublier qu'au niveau des notations (nous savons… c'est un peu embêtant):

  (34.328)

Si le potentiel est de type gravitationnel, il va de soi que:

  (34.329)

Donc:

  (34.330)

Si l'on peut considérer le contexte de l'expérience tel que la densité volumique est inférieure ou égale à celle de l'eau et que les vitesses sont petites, alors nous pouvons éliminer les termes de second degré, tel que la relation précédente s'écrive:

  (34.331)

Nous nous plaçons dans le cadre d'un fluide faiblement turbulent, dans lequel la pression et la densité s'écrivent:

  (34.332)

où  représentent le terme d'accroissement turbulent par rapport aux valeurs statiques du fluide.
Nous négligeons également les frottements sur les bords et donc la viscosité en supposant que l'effet des turbulences devient vite prépondérant sur la valeur du frottement.
Donc nous avons le système d'équations:

  (34.333)

qui peut s'écrire:

  (34.334)

et encore:

  (34.335)

ce qui s'écrit aussi:

  (34.336)

Mais dans le cas statique:

  (34.337)

Il nous reste donc:

  (34.338)

En divisant le tout par :

  (34.339)

mais encore une fois:

  (34.340)

L'approximation de Boussinesq consistant à supposer que le fluide est incompressible et que le système est à température constante et peu turbulent, nous avons:

  (34.341)

Ce qui nous donne:

  (34.342)

Cette équation s'appelle "équation de Boussinesq" et va nous permettre d'introduire la théorie du chaos dans le domaine de la météorologie et des fluides dans le cas particulier des cellules de convection.

LOI DE STOKES

La complexité de l'hydrodynamique est un terrain tout désigné pour l'application de l'analyse dimensionnelle dont nous avons parlé au tout début de notre étude de la mécanique analytique. L'exemple analysé ici montre clairement les possibilités, mais aussi les limites de la méthode.
Nous envisageons un solide de forme quelconque plongé dans un fluide incompressible animé d'une vitesse uniforme à grande distance (le problème est équivalent à celui d'un solide qui se déplace à vitesse constante dans un fluide au repos). Nous cherchons à exprimer la force F qu'exerce le fluide sur l'obstacle, supposée immobile (et notamment dépourvu de tout mouvement de rotation).
La solution analytique est trop complexe pour perdre son temps à résoudre ce genre de problème pratique. Il convient de recourir à l'analyse dimensionnelle.
Les paramètres pertinents sont dans notre étude:
- L la dimension linéaire de l'obstacle
- v la vitesse du fluide à grande distance
-  la masse du fluide
-  la coefficient de viscosité du fluide
Comme il se doit, tous ces paramètres sont des constantes, bien que la vitesse varie en direction et en norme au voisinage de l'obstacle: à grande distance, elle es uniforme et sa valeur v est bien un paramètre pertinent.
Nous pourrions nous demander si la pression ne devrait pas compter au nombre de ces paramètres. Ce n'est pas le cas. La pression est conditionnée par la valeur de la vitesse et par celles des paramètres constants comme nous l'avons voyons dans le théorème de Bernoulli. Inutile donc de rajouter un terme redondant.
Sans chercher l'unique combinaison sans dimension des quatre premières, nous appliquons la démarche systématique. Nous voulons déterminer A, B, C, D, tels que:

  (34.343)

Comme:

  (34.344)

Il vient:

  (34.345)

Le système de dimensionnalité s'écrit:

  (34.346)

Ainsi:

  (34.347)

Dès lors:

  (34.348)

et curieusement nous retrouvons ici ce que nous avions vu dans notre développement de l'approximation de Boussinesq:

  (34.349)

Donc la force exercée par le fluide s'écrit:

  (34.350)

Dans la littérature nous trouvons la notation:

  (34.351)

où C dépend de .
Les limites de la méthode analytique dimensionnelle (et même analytique tout court…) apparaît lorsque l'on confronte ce modèle à l'expérience (évidemment nous pourrions faire des modèles numériques de l'équation de Navier-Stokes-Reynolds pour l'ordinateur et ainsi l'honneur serait sauf):

  (34.352)

Ce graphique correspond à l'écoulement autour d'un cylindre; la vitesse  étant perpendiculaire à l'axe du cylindre. Les régimes sont signalés en chiffres romains: stationnaire (I), périodique laminaire (II), turbulent avec superposition d'état périodique (III), turbulent (IV).
La courbe à deux caractéristiques remarquables:
1. Elle a été obtenue en modifiant de manière indépendante les valeurs des quatre paramètres. Nous constatons que C ne dépend que du seul nombre sans dimension : c'est un succès de l'analyse dimensionnelle.
2. Il est vain d'espérer trouver une fonction analytique simple qui reproduise la courbe expérimentale. Il faut donc aller voir de plus près les divers régimes correspondants à cette courbe complexe.
La figure ci-dessous schématise l'écoulement d'un fluide visqueux autour d'un cylindre pour différentes valeurs du nombre de Reynolds:

  (34.353)

Le régime correspondant à la figure (a) est dit "régime stationnaire". Nous pouvons parler d'un déplacement "quasi-statique" de la part du fluide où en chaque point l'accélération est négligeable. Nous devons donc nous attendre à ce que l'inertie du fluide n'intervienne pas dans l'expression de la force. Pour cela, il faut et il suffit que:

  (34.354)

où C est indépendant de .
Nous avons donc:

  (34.355)

Le paramètre C' sans dimensions ne peut dépendre que de la géométrie de l'obstacle. Dans le cas où l'obstacle est sphérique (cas très important en physique avec L=R), C' a été déterminé expérimentalement comme valant  tel que:

  (34.356)

connue sous le nom de "loi de Stokes" ou "formule de Stokes". Attention.... cette loi ne s'applique bien que pour les petites vitesses et des petites sphères.
Dans le régime décrit par (b), deux tourbillons s'installent symétriquement derrière le cylindre. Quand  augmente au-delà de 40, nous distinguons l'allée de "tourbillons de von Kármán".

PRESSION HYDROSTATIQUE

Nous avons précédemment démontré sans mal que:

  (34.357)

Si la vitesse du fluide est nulle:

  (34.358)

Ce qui donne sous forme différentielle:

  (34.359)

Si nous mesurons la pression du liquide à partir de sa face supérieur :

  (34.360)

Si nous prenons  comme référence, nous pouvons poser que:

  (34.361)

d'où:

  (34.362)

Si nous nous trouvons dans le cas d'un récipient remplis d'un fluide en contacte avec l'atmosphère, pour calculer la pression dans ce fluide à un hauteur donné, il faudrait prendre en considération la pression atmosphérique qui "s'appuie" également sur le fluide. Ainsi la "pression hydrostatique" est données par:

  (34.363)

Conséquence: dans un liquide au repos, homogène, les équipotentielles gravifiques sont confondues avec les surface isobares. Sans quoi, il y aurait mouvement transversal.

POUSSÉE D'ARCHIMÈDE

La poussée d'Archimède, phénomène mondialement connu..., est souvent rebelle à l'intuition première. Au fait, nous avons trop tendance dans les écoles à poser la poussée d'Archimède comme un "principe" et ce à tort puisqu'une simple analyse mathématique suffit à la démontrer .
Si nous isolons une portion  arbitraire d'un fluide en équilibre statique, les conditions de cet équilibre s'écrivent nécessairement (sinon quoi le volume se dissocie et n'est plus en équilibre statique):

  (34.364)

 désigne le poids ( en première approximation…) de  alors que le terme  décrit la résultante des forces de pression exercées sur la surface de .
Chaque élément de surface dS subit donc une force:

  (34.365)

où p est la pression qui s'exerce localement sur dS. Quant à , il s'agit d'un vecteur unité dirigé normalement (à la perpendiculaire) à dS et vers l'intérieur de . La résultante de toutes ces forces se note historiquement de la façon suivante:

  (34.366)

qui exprime donc, comme vous le devinez, la fameuse "poussée d'Archimède" que le reste du fluide exerce sur l'élément. L'intégrale porte sur toute la surface (cette surface est fermée, d'où l'intégrale curviligne correspondante) de l'élément .
La condition d'équilibre impose donc que:

  (34.367)

Nous comprenons aisément que  soit dirigé vers le haut: sous l'effet du champ gravitationnel et donc p augmente avec la profondeur.
Si nous remplaçons le fluide contenu dans le volume par un objet fluide ou solide quelconque mais qui occupe le même volume, la poussée d'Archimède n'est pas modifiée. A cause de la relation  nous avons coutume de dire qu'elle est équivalente au poids du fluide déplacé.
Dans le cas où la direction et l'intensité dans le temps de  est uniforme et constant  nous pouvons écrire:

  (34.368)

et nous retrouvons la relation de la "loi d'Archimède" bien connue de tous les écoliers:

  (34.369)

Il existe une autre possibilité pour arriver à cette démonstration qui demande moins d'outils mathématiques et qui est donc plus abordable:
Considérons un cylindre de volume V plongé dans un liquide à la verticale. Les composant horizontales des forces de pression s'annulent mais la composante verticale au somment du cylindre  (proche de la surface) est inférieur en intensité (sauf cause extérieure) à celle se trouvant à sa base  . Nous pouvons donc écrire:

  (34.370)

C'est un peu plus simple et ça tient en une ligne sans intégrales…
Il convient de sa rappeler que la poussée d'archimède est une force qui s'applique à des fluides et donc aussi à des gaz. C'est ainsi grâce à la poussée d'Archimède qu'une montgolfière ou un dirigeable peuvent s'élever dans les airs (dans les deux cas, un gaz de masse volumique plus faible que l'air est utilisé, que ce soit de l'air chauffé ou de l'hélium).
Il est aussi amusant, après démonstration de la loi des gaz parfaits (voir plus loin), de déterminer la pression que devrait avoir notre atmosphère pour avoir la même densité que l'eau et qu'un humain puisse ensuite flotter dans l'air...

VITESSE DU SON DANS UN LIQUIDE

Intéressons nous un petit moment au calcul de la vitesse du son dans un liquide. Nous avons démontré dans le cas de notre étude des ondes sonores longitudinales du chapitre de Musique mathématique que:

  (34.371)

et:

  (34.372)

En combinant il vient:

  (34.373)

La fraction:

c'est-à-dire le rapport entre une variation de pression et la variation relative de volume qu'elle entraîne reçoit le nom de "module d'élasticité volumique". Remarquez qu'il faut le signe - pour que B soit positif: quand la pression augmente, le volume diminue.
Nous avons alors par exemple pour l'eau:

  (34.374)

La valeur mesurée étant de . Il peut paraître surprenant que la vitesse du son dans un liquide, qui est beaucoup plus difficile à comprimer qu'un gaz soit seulement 5 fois plus grande que dans un gaz. La raison est que la densité d'un liquide est environ mille fois plus élevée que celle d'un gaz. L'une dans l'autre, les deux propriétés se compensent partiellement.

GAZ

Les solides ont une forme bien définie et sont difficiles à comprimer. Les liquides peuvent s'écouler librement et leur écoulement est limité par des surfaces autoformées. Les gaz se dilatent librement pour occuper le volume du récipient qui les contient, et ont une densité environ mille fois inférieure à celle des liquides et des solides. Ils conduisent peu la chaleur et l'électricité, sauf si nous les ionisons (formation d'un plasma). Les molécules d'un gaz neutre se déplacent suivant des trajectoires rectilignes qui changent de direction à chaque collision avec une autre molécule. Contrairement aux solides et aux liquides, les interactions entre molécules restent faibles. Les propriétés macroscopiques d'un gaz se déduisent donc directement des propriétés des molécules qui le composent (ou des atomes dans le cas d'un gaz monoatomique).

TYPES DE GAZ

En théorie des gaz (nous parlons souvent de "théorie cinétique des gaz") nous considérons toujours deux types de gaz neutres:

GAZ PARFAIT

Il s'agit d'un modèle dans lequel nous négligeons les interactions moléculaires du gaz, à l'exception des collisions, et dont le volume propre est négligeable devant le volume du récipient.
Lorsqu'un gaz est à faible pression, les interactions entre ses molécules sont faibles. Ainsi, les propriétés d'un gaz réel à basse pression se rapprochent de celles d'un gaz parfait. Nous pouvons alors décrire le comportement du gaz par "l'équation d'état des gaz parfaits" que nous démontrons plus bas lors de notre étude du théorème du Viriel:

  (34.1)

avec n le nombre de moles de gaz, P la pression du gaz, V le volume occupé par les n moles et T la température absolue du gaz. La constante R étant la constante des gaz parfaits.
Cette équation montre que trivialement:
- A température T constante (système "isotherme"), le volume d'une quantité fixée de gaz est inversement proportionnel à sa pression. C'est la "loi de Boyle-Mariotte":

  (34.2)

- A pression P constante (système "isobare"), le volume d'une quantité fixée de gaz est proportionnel à la température absolue. C'est la "loi de Gay-Lussac" (dans le cas des gaz parfaits...):

  (34.3)

C'est cette relation qui est souvent utilisée dans les labos des petites classes pour montrer qu'avec une extrapolation de la droite mesurée, le volume devient théoriquement....nul à une température de -273.15 [°C]. Non sérieusement à partir d'une certaine température il faut utiliser des modèles quantiques et de plus cette relation n'est valable vraiment que pour les gaz (ainsi, lorsque la vapeur d'eau devient liquide... ce n'est plus valable).
- A volume V constant (système "isochore"), la pression d'une quantité fixée de gaz est proportionnelle à sa température absolue. C'est la "loi de Charles":

  (34.4)

Par la suite, Amedeo Avogadro, à qui l'on doit le vocabulaire de "molécule" affirme le concept moléculaire des gaz et conclut que des volumes à égaux de gaz différents, pris dans les mêmes conditions de température et de pression, contienne le même nombre de molécules.

GAZ RÉEL

L'équation d'état des gaz parfaits est approximative. Par exemple, un gaz parfait ne pourrait ni se liquéfier ni se solidifier, quels que soient le refroidissement et la compression auxquels il est soumis. Les gaz réels, surtout dans des conditions de pression et de température proches de la transition à l'état liquide, peuvent présenter des écarts considérables avec la loi des gaz parfaits!
Il faut donc l'adapter aux cas réels. L'équation d'état de Van der Waals est particulièrement utile et bien connue peut être obtenu de manière qualitative une fois l'équation des gaz parfaits démontrée et est alors donnée par (voir plus bas comment nous l'obtenons):

  (34.5)

pour une mole, a et b étant des paramètres adaptables déterminés par des mesures expérimentales effectuées sur le gaz concerné. Ce sont des paramètres qui varient d'un gaz à un autre.
L'équation de Van der Waals peut également être interprétée au niveau microscopique. Les molécules interagissent les unes avec les autres. Cette interaction est fortement répulsive pour les molécules proches les unes des autres, devient légèrement attractive pour un éloignement moyen et disparaît lorsque l'éloignement est important. À pression élevée, la loi des gaz parfaits doit être rectifiée pour prendre en compte les forces attractives ou répulsives.

THÉORÈME DU VIRIEL

Nus allons ici aborder une étude des gaz parfaits via une méthode particulière. Elle permet d'obtenir un résultat intéressant et particulièrement pour l'astrophysique (cf. chapitre d'Astrophysique). Le théorème du Viriel permet également d'obtenir d'autres résultats très intéressants mais qui pédagogiquement sont un peu difficiles d'accès. Le lecteur qui serait intéressé à cette deuxième partie de résultats pourra directement se reporter un peu plus loin où les concepts de pression et de température cinétique sont traités.
Par définition, "l'expression du Viriel"  d'un point matériel est le scalaire:

  (34.6)

Par définition, le "Viriel"  d'un système composé de N points matériels est:

  (34.7)

Soumis à une force centrale, le Viriel s'écrit (par les propriétés du produit scalaire):

  (34.8)

Le "théorème du Viriel" s'énonce ainsi : Pour un système en équilibre (!), l'énergie interne est égale à l'opposé de son demi-Viriel total lorsque toutes les particules sont repérées par rapport à son centre de masse.
Démonstration:
Soit la relation mathématique:

  (34.9)

Sa dérivée seconde:

  (34.10)

En multipliant par  et en sommant sur i :

  (34.11)

Or:

  (34.12)

et:

  (34.13)

Donc:

  (34.14)

Cette dernière expression est valable quelle que soit la position d'un système de coordonnées adopté. Cependant, il est intéressant de placer son origine au centre de masse du système car nous ne sommes plus dépendants de son mouvement.
Si le système est en équilibre, les quantités macroscopiques qui la caractérisent ne sont pas dépendantes du temps. Nous en concluons alors que la somme de n'importe quelle quantité attachée à n'importe quel point matériel du système est en fait une quantité dudit système.
Ainsi,  est une quantité macroscopique indépendante du temps. Cela implique que:

  (34.15)

Ce qui s'écrit encore (nous multiplions par ½ des deux côtés):

  (34.16)

Nous avons donc finalement:

  (34.17)

Cette expression de l'énergie cinétique est connue sous le nom de "théorème de Viriel"et le membre de droite est donc appelé le "Viriel du système".

C.Q.F.D.

Nous noterons que:

  (34.18)

où  est l'énergie cinétique totale associée à l'ensemble des points matériels du système. Nous l'appelons "l'énergie interne du système" et les thermodynamiciens la note souvent avec la lettre U.  est l'énergie d'un point matériel quelconque du système.
Il est possible de retrouver l'expression du Viriel à partir d'un système de particules (nuage en accrétion). Strictement, l'équilibre n'existe pas dans un tel cas. Néanmoins, nous pouvons admettre que si la contraction gravitationnelle est suffisamment lente alors ses différentes phases peuvent êtres considérées comme une succession d'états d'équilibre.
Dans le cas d'une force centrale et dérivant d'un potentiel, nous pouvons écrire:

    (34.19)

et donc :

  (34.20)

Si l'énergie potentielle est de la forme k/r (ce qui est le cas pour le potentiel électrique et gravitationnel) alors il vient:

  (34.21)

et il reste:

  (34.22)

En résumé, le théorème du Viriel nous donne une relation entre les énergies cinétique et potentielle totales. Pour être valable, le mobile doit décrire une trajectoire autour du centre de force central et rester indéfiniment dans un volume fini (état lié). Ce type de raisonnement est applicable à un très grand nombre de phénomène, depuis la structure de certaines galaxies jusqu'au dégagement d'énergie dans les explosions nucléaires en passant par l'étude du Soleil et le comportement des gaz réels. Il s'agit du premier résultat qui nous intéressait.
Dans un système gazeux, l'énergie potentielle peut s'écrire comme la somme de l'énergie des forces agissant de l'extérieur plus celle qui sont interne même au gaz. Tel que:

  (34.23)

Or les forces internes peuvent s'écrire comme:

  (34.24)

Il ne faut pas dans cette somme prendre la force qu'exerce chacune des particules sur elle-même. Tel que:

  (34.25)

Ce qui nous donne:

  (34.26)

Dans la double somme, nous pouvons regrouper les termes deux à deux et utiliser le principe d'action-réaction tel que:

  (34.27)

Pour obtenir:

  (34.28)

Ce qui finalement nous donne:

  (34.29)

Et:

  (34.30)

Le premier terme de droite fait intervenir les forces intérieures (interactions) entre les (paires de) particules et le deuxième terme de droite fait intervenir les forces extérieures.
Considérons maintenant un gaz contenu dans un récipient. Ses molécules ne sont sujettes à des forces extérieures que lorsqu'elles heurtent une paroi et nous imaginons qu'en moyenne cette force est perpendiculaire à la paroi (chocs élastiques).

  (34.31)

Pour toutes les faces contenues dans les plans définis par les axes, nous avons toujours:

  (34.32)

Puisque en moyenne  est toujours perpendiculaire à .
Pour les autres faces (BCFE par exemple) nous avons  et donc:

  (34.33)

où nous appelons a la coordonnée selon Oy de l'extrémité de (ne pas confondre avec l'accélération!). Dès lors pour chaque face:

  (34.34)

Effectivement car la pression interne du système sur les parois étant définie par:

  (34.35)

Par le théorème du Viriel, en ajoutant les contributions non nulles des faces BCFE, DEFG et ABED, il vient:

  (34.36)

Si l'énergie cinétique moyenne d'une molécule est:

  (34.37)

L'énergie cinétique moyenne totale pour N molécules est alors (nous reviendrons sur cette relation plus loin mais avec une autre approche) :

  (34.38)

ce que les thermodynamiciens notent souvent:

  (34.39)

où U est donc l'énergie interne du gaz et ddl le nombre de degrés de liberté des contituants.
La relation antéprécédente, appelée "théorème d'équipartition de l'énergie", est importante car elle permet:
1. Une interprétation microscopique de température T et de déterminer l'énergie interne d'un gaz parfait monoatomique (et par extension d'autres gaz avec des degrés de libertés autres).
2. De constater que le système de température en Celsius n'est pas adapté à la réalité physique. Effectivement, dans le système utilisant les Celsius, à 0 °C tout devrait être immobile (énergie cinétique nulle) or il est évident que ce n'est pas le cas pour toutes les substances. Donc il faut introduire une nouvelle température qui met en adéquation l'énergie cinétique mesurée et la température traditionnelle. Il s'agira de la "température absolue" mesurée en Kevlin [K] dont l'équivalence énergie cinétique/température mesurée est elle que le 0 °C correspond à 273.15 [K].
L'énergie interne est une contribution à l'énergie qui n'apparaît pas en mécanique classique. Du point de vue macroscopique, un récipient immobile qui contient un fluide ne possède pas d'énergie cinétique, alors que son énergie potentielle est constante. Nous pouvons l'ignorer en donnant la valeur zéro à cette constante.
Du point de vue microscopique, les choses changent cependant! Effectivement, les atomes ou molécules du fluide sont en mouvement et interagissent. Il faut leur associer une énergie (l'énergie interne) qui est la somme des contributions relatives à chaque atome.
Dès lors:

  (34.40)

C'est "l'équation générale d'état d'un gaz réel", c'est-à-dire l'équation d'état qui tient compte des interactions entre molécules. Il est intéressant de remarquer que finalement cette relation peut nous permette de calculer l'énergie du gaz même s'il n'y pas de parois!
Si le gaz est parfait, il n'y a pas d'interactions entre les N molécules (par hypothèse) et alors nous avons "l'équation des gaz parfaits" suivante:

  (34.41)

Que nous retrouvons beaucoup plus fréquemment sous la forme:

  (34.42)

si n est exprimé en moles avec R la constante des gaz parfaits.
Si la température est constante, nous retrouvons la "loi de Boyle-Mariotte":

  (34.43)

Pour arriver à l'équation des gaz parfaits, il est utile de rappeler que nous avons fait trois hypothèses :
H1. Les molécules sont assimilées à des sphères dures dont le diamètre est négligeable devant la distance moyenne qui les sépare. C'est que ce que nous appelons "l'hypothèse structurale".
H2. A la limite, et c'est ce que nous avons retenu, si nous considérons les molécules comme ponctuelles, la possibilité d'interaction entre les particules s'annule. Les seules interactions qui subsistent seront les chocs sur les parois du récipient qui contient le gaz. Ces chocs sont parfaitement élastiques de sorte que nous puissions appliquer les lois de conservation de la quantité de mouvement de l'énergie cinétique. C'est ce que nous appelons "l'hypothèse interactive limite"
H3. Le gaz est étudié dans un état d'équilibre thermodynamique ce qui se traduit par l'homogénéité des variables intensives et extensives. C'est que ce que nous appelons "l'hypothèse du chaos moléculaire".
Dans un cas particulier, si les interactions dérivent d'un potentiel central:

  (34.44)

Il vient ainsi:

  (34.45)

Si en outre l'énergie potentielle est du type (attention de ne pas confondre le caractères k avec la constante de Boltzmann notée de la même manière!) :

  (34.46)

nous avons:

  (34.47)

et dès lors:

  (34.48)

où  est l'énergie totale moyenne du système.
Au fait, il faut bien prendre garde au fait que nous n'avons pas rigoureusement démontré l'équation des gaz parfaits. Effectivement, lorsque nous avions posé plus haut:

  (34.49)

Cela supposait implicitement que l'équation des gaz parfaits était déjà connue (…).
Cette approche de la cinétique des gaz est intéressant car utile en astrophysique. Cependant, ce n'est de loi pas la plus simple dans un cadre scolaire et pédagogiquement. Nous nous proposerons de revenir sur ces mêmes résultats via les concepts de pression et de température cinétique une fois l'équation de Van der Waals déterminée.
En 1875, le savant hollandais J.D. Van der Waals (1837-1923) essaya donc de remplacer l'équation des gaz parfaits par une relation qui tiendrait compte des forces intermoléculaires et de la taille des molécules. La première correction, et la plus évidente, à l'équation des gaz parfaits:

  (34.50)

est de soustraire le volume des molécules de gaz du volume V. Nous pouvons le faire logiquement en remplaçant V par V-Nb où b est une constante très faible représentant bien évidemment le volume moyen par molécule (il existe des tables pour cela). Donc:

  (34.51)

où le terme  est communément appelé le "covolume".
Pour tenir compte des forces intermoléculaires que nous avons négligées précédemment, nous pouvons tenter une approche approximative en sachant déjà que la force d'attraction de chaque molécule se fera sur N-1 molécules. Par conséquent, le numérateur de la force d'attraction contiendra (par la somme des tous les termes) trivialement si le gaz est isotrope et homogène un terme du type N(N-1) pour l'influence de toutes les molécules entre elles ce qui si N est très grand peut être approximé par .
Nous savons également qu'au numérateur il y aura un terme de masse pour chaque particule. Si nous connaissons N/V alors il ne reste plus qu'à connaître la densité massique du gaz (mais ce n'est pas une variable extensive donc nous éviterons de la faire apparaître explicitement). Ainsi, le terme  peut s'écrire directement
En suivant ce raisonnement, Van der Waals ajouta au terme de droite de l'équation ci-dessus un terme négatif proportionnel à la quantité . La présence de ce terme se traduit par un abaissement de la pression au fur et à mesure que croit la densité du gaz. La relation modifiée est ainsi:

  (34.52)

où a est une constante de proportionnalité. Nous pouvons réécrire cette relation sous la forme:

  (34.53)

qui est appelée "équation de Van der Waals". Elle est une excellente description de l'équation d'état dans un large domaine des variables P,V,T, les valeurs a et b étant caractéristiques de chaque gaz. Les constantes a et b sont déterminées expérimentalement comme nous en avons déjà fait mention.
L'équation de Van der Waals peut être mise sous forme d'un développement du type Viriel en utilisant un développement de Taylor (MacLaurin) :

  (34.54)

ou en réorganisant les termes:

  (34.55)

Remarquons qu'il existe une température pour laquelle  est nulle. Nous l'appelons "température de Boyle" du gaz: c'est la température à laquelle le gaz réel ressemble à un gaz parfait. Il est très délicat d'obtenir ces paramètres expérimentalement.

PRESSION CINÉTIQUE

Recherchons le nombre de molécules d'un gaz parfait toutes supposées animées d'une vitesse égale v qui viennent frapper une surface S pendant une durée dt.
Si le gaz étudié est dans un état d'équilibre thermodynamique, cela se traduira par l'homogénéité des variables intensives (hypothèse du chaos moléculaire).
Il s'ensuit que la densité des particules est constante :

  (34.56)

Si nous admettons que les molécules sont en mouvement, nous supposerons qu'il y a isotropie des vitesses. En d'autres termes, puisque les vitesses peuvent vectoriellement être décrites dans un système de 3 axes orthogonaux (trois dimensions spatiales), il y a 6 directions possibles primaires au total (2 directions par axe : en avant, en arrière...).
Cela se traduit par l'équivalence entre les différentes directions. Il y a :

  (34.57)

particules ayant une vitesse v selon l'une des directions primaire.
Donc pendant une durée dt, la surface S de la paroi est percutée par une partie des molécules contenues dans le volume . En effet, seul 1/6 des molécules contenues dans ce volume se dirigent effectivement vers la surface S.

  (34.58)

Le nombre de molécules qui viennent heurter la paroi pendant la durée dt est donc :

  (34.59)

Étudions maintenant la dynamique du choc d'une particule sur la paroi :
La particule de masse m qui arrive sur la paroi avec la vitesse  repart avec une vitesse si le choc est parfaitement élastique.
La variation de la quantité de mouvement de la particule est donc :

  (34.60)

En vertu de la conservation de la quantité de mouvement, cette quantité de mouvement est transférée à la paroi : la variation de la quantité de mouvement subie par la paroi est l'opposé de celle de la particule :

  (34.61)

La variation totale de la quantité de mouvement de toutes les particules qui viennent frapper la paroi pendant la durée dt vaut alors en module :

  (34.62)

En appliquant le principe fondamental de la dynamique, nous pouvons passer à la force subie par la paroi pendant la percussion de ces molécules :

  (34.63)

donc :

  (34.64)

Or par définition de la pression et en prenant le module :

  (34.65)

 nous avons alors la "pression cinétique" donnée par :

  (34.66)

La pression cinétique est donc la traduction de la fréquence des chocs sur la paroi. Plus les molécules sont nombreuses (terme en ) et rapides (terme en v), plus le nombre de chocs augmentent. Cela est conforme à l'expérience et à l'intuition.

TEMPÉRATURE CINÉTIQUE

En remplaçant par le quotient N/V, l'équation précédente peut se mettre sous la forme :

  (34.67)

Si nous l'identifions avec l'équation d'état des gaz parfaits vue plus haut :

  (34.68)

il vient :

  (34.69)

Or la quantité de matière n est égale au rapport du nombre de particules sur le nombre d'Avogadro :

  (34.70)

ce qui permet de définir la "température cinétique" par :

  (34.71)

Nous pouvons alors introduire une constante qui nous est déjà connue appelée par Max Planck "constante de Boltzmann" et telle que :

  (34.72)

Remarque: Nous avions déjà fait mention de cette relation lors de notre présentation des constantes universelles dans le chapitre traitant des Principes de la mécanique.

L'expression de température cinétique prend alors la forme :

  (34.73)

Cette relation montre que la température cinétique est le reflet de l'énergie cinétique des particules. D'une façon imagée, c'est l'image de la violence des chocs.
Ainsi, l'énergie d'un gaz parfait se réduit à la somme des énergies cinétique des particules qui le constitue :

  (34.74)

Les atomes d'un gaz parfait monoatomique sont assimilables à des points matériels. Leur énergie cinétique est une énergie cinétique de translation dont la valeur moyenne, par atome, s'écrit :

  (34.75)

Dans l'espace des vitesses, toutes les directions sont équivalentes : il y a isotropie de la distribution des vitesses. En coordonnées cartésiennes, il vient :

  (34.76)

et par suite de l'isotropie :

  (34.77)

d'où :

  (34.78)

ainsi, l'énergie cinétique moyenne par degré de liberté de translation est égale à :

  (34.79)

Le lecteur remarquera bien évidemment que nous obtenons ici les mêmes résultats et conclusions que lors de notre étude du théorème du Viriel à la différence que l'approche est ici plus simple et donc plus didactique.

LIBRE PARCOURS MOYEN

Nous allons voir maintenant un cas d'études très intéressant des gaz qui permet de mettre au clair beaucoup d'incompréhensions dans la vie de tous les jours (fumée dans les restaurants, chaleurs près d'un radiateur, ...). Cependant les phénomènes sont en réalité plus complexes il faut aussi prendre en compte la diffusion, la convection, etc.
Considérons une molécule, qui se déplace à la vitesse moyenne . Sa sphère d'influence  balaie alors, pendant l'unité de temps de son déplacement, un volume:

  (34.80)

Si l'unité de volume renferme n molécules, le nombre de chocs pendant l'unité de temps sera alors de:

  (34.81)

si les autres molécules étaient immobiles... Donc pour tenir compte du mouvement des autres molécules, considérons les schémas ci-dessous avec trois scénarios simplistes:

  (34.82)

De gauche à droite nous avons:
1. La vitesse relative des molécules est
2. La vitesse relative est nulle
3. La vitesse relative vaut (Pythagore)
Les deux premiers cas sont quand même un peu extrêmes... Le troisième sera considéré comme  représentant une moyenne et peut servir de nouvelle base au calcul précédent.
Ainsi, en utilisant la vitesse relative du dernier scénario, le nombre de chocs pendant l'unité de temps devient :

  (34.83)

Ainsi, entre deux chocs, une molécule parcourt une distance moyenne :

  (34.84)

C'est donc l'expression du libre parcours moyen en fonction de la densité moléculaire n et du rayon r de la sphère moléculaire, paramètre intrinsèque du gaz considéré. Compte tenu de la relation:

  (34.85)

Soit:

  (34.86)

Une application numérique donne pour l'oxygène aux conditions normales de température et de pression  ce qui signifie que le libre parcours moyen vaut environ 100 fois le diamètre d'une molécule de taille standard.
En utilisant la relation de la vitesse moyenne la plus probable dans le cadre de l'hypothèse d'une distribution de Maxwell des vitesses (cf. chapitre de Mécanique Statistique) nous avons:

  (34.87)

pour une molécule de masse molaire de 30 [g] à température normale. Ce qui donne un nombre de collisions:

  (34.88)

Cette fréquence élevée de chocs explique, dans les conditions normales de température et de pression, la rapidité avec laquelle l'équilibre statistique s'établit au sein d'un gaz.
A la température ambiante et pour un vide de , nous obtenons avec les mêmes valeurs : .
Les dimensions des récipients contenant les gaz étant toujours inférieures à cet ordre de grandeur, il apparaît que lorsque le vide est réalisé dans une enceinte, les chocs intermoléculaires sont négligeables vis à vis des chocs molécules-parois.

PLASMAS

Nous définissons le "plasma" comme un état de la matière dans lequel certaines liaisons électroniques ont été rompues, provoquant l'apparition d'électrons libres, chargés négativement et d'ions, chargés positivement. Les gaz faiblement ionisés appelés "plasmas" par abus de langage, possèdent les mêmes propriétés mécaniques (écoulements, ondes acoustiques, etc.) que les gaz neutres, en revanche leurs propriétés électromagnétiques (conductivité électrique, indice de réfraction) en diffèrent par suite de la présence d'électrons libres en leur sein.

Remarque: Le plasma est aussi nommé "quatrième état de la matière" (après les états solide, liquide et gazeux et avant le cinquième état de la matière : le condensat de Bose-Einstein).

Dans leur état normal, les gaz sont des isolants électriques. Cela tient au fait qu'ils ne contiennent pas de particules chargées libres, mais seulement des molécules neutres. Cependant, si nous leur appliquons des champs électriques assez intenses, ils deviennent conducteurs. Les phénomènes complexes qui se produisent alors portent le nom de décharges dans les gaz et sont dus à l'apparition d'électrons et d'ions libres.
Le résultat d'une décharge dans un gaz est donc la production d'un gaz ionisé contenant par exemple  électrons,  ions positifs et  neutres (atomes ou molécules) par unité de volume. En général, le gaz est macroscopiquement neutre. Nous avons alors alors:

  (34.89)

Cette neutralité est la conséquence des forces électrostatiques très intenses qui apparaissent dès que l'on a . La densité de particules est donc la première grandeur fondamentale.
Le "degré d'ionisation" d'un gaz est défini par le rapport:

  (34.90)

où est la densité (nombre de particules par unité de volume) des neutres et n celle des électrons (ou des ions positifs). La valeur du degré d'ionisation dans les divers types de gaz ionisés varie en pratique depuis des valeurs très faibles, de l'ordre de , par exemple, jusqu'à 1.
La deuxième grandeur fondamentale est la température. Lorsqu'on chauffe un gaz à une température T suffisamment élevée ( de l'ordre de ), l'énergie moyenne (voir théorème du Viriel) :

  (34.91)

de translation de ses molécules peut devenir du même ordre que leur énergie d'ionisation E_i. Dans ces conditions, lorsque deux molécules entrent en collision, il peut y avoir ionisation de l'une d'entre elles.
Si le gaz est en équilibre thermodynamique, l'ionisation par collision est contrebalancée par des processus de recombinaison entre électrons et ions et il en résulte que les trois variables  ne sont pas indépendantes : l'ionisation est déterminée par la pression et la température, nous disons alors que le gaz est en "état d'équilibre d'ionisation thermique".
A des températures plus élevées, les atomes du gaz peuvent d'ailleurs s'ioniser plusieurs fois. Dans de nombreux cas, l'ionisation est due à un champ électrique extérieur, et le gaz n'est pas en équilibre thermodynamique. Il atteindra souvent un état stationnaire qu'on pourra caractériser par les paramètres  (température des électrons),  (température des ions) et  (température des molécules).
Les trois températures ainsi introduites sont définies par la condition que  représente l'énergie cinétique moyenne des particules d'espèce a, dans un repère où elles ont une vitesse moyenne nulle. L'écart entre ,  et  peut être important : par exemple, dans un tube à décharges typique, nous pourrons avoir : et . La forte valeur de  est due à l'action du champ électrique sur les électrons, et l'ionisation est alors produite par les collisions de ces électrons chauds sur les molécules neutres du gaz.
En conclusion il n'y a que deux grandeurs de base permettant de caractériser un plasma la densité et la température électronique. Nous allons maintenant nous pencher sur deux autres grandeurs importantes mais non fondamentales dans le sens où elles s'expriment à partir de la densité et de la température.
Si dans un plasma initialement neutre, nous produisons une perturbation locale sous la forme d'un excès de charge électrique positive ou négative, celui-ci va tendre à revenir vers l'état d'équilibre de neutralité. Cependant, nous pouvons voir facilement que la perturbation initiale engendre en général une oscillation pendulaire non amortie du plasma autour de son état d'équilibre. Considérons par exemple la situation représentée sur la figure ci-dessous.

   
  (34.92)

À l'instant initial la région au centre contient un déficit d'électrons et la région tout autour un excès d'électrons. Cela produit un champ électrique tendant à créer un mouvement des électrons dans le sens des flèches. Dans ce mouvement, ceux-ci acquerront une certaine énergie cinétique et ils pourront, au bout d'un certain temps, dépasser la position d'équilibre. Un trop grand nombre d'électrons ayant quitté la région externe, il y aura un défaut d'électrons dans cette région et un champ électrique tendant à les ramener vers elle. Au bout d'un certain temps, la situation initiale est reconstituée et le cycle recommence. Les vibrations ainsi produites sont appelées oscillations de plasma électroniques.
Nous pouvons étudier quantitativement ce problème en posant les équations générales d'une oscillation de charge électronique et moyennant les hypothèses simplificatrices suivantes :
H1.   Les ions sont supposés immobiles étant donné qu'ils sont beaucoup plus lourds que les électrons, et leur densité uniforme égale à
H2.   L'agitation thermique est négligeable
H3.   Les collisions sont négligeables
H4.   Les oscillations sont de faible amplitude
H5.   Il n'y a pas de champ électrique ou magnétique imposé par des sources extérieures
Maintenant, rappelons que nous avons démontré dans le chapitre d'Électrodynamique que (équation de conservation de la charge) :

  (34.93)

Donc, en notant Q la charge élémentaire, I le courant, V l'unité de volume, S l'unité de surface traversée, L l'unité longueur, t l'unité de temps et le vecteur perpendiculaire à la surface S nous avons :

  (34.94)

comme les unités de la longueur L sur le temps t sont des celles d'une vitesse, nous pouvons écrire :

  (34.95)

relation qui constitue "l'équation hydrodynamique des électrons".

Remarque: Un plasma est certes en théorie globalement neutre mais nous pouvons avoir en théorie localement un volume non neutre. C'est cette hypothèse qui nous permet de poser que la divergence du courant n'est pas nulle!

Rappelons maintenant la deuxième loi de Newton (cf. chapitre de Mécanique Classique):

  (34.96)

Dans cette dernière relation, nous avons négligé le terme de pression cinétique et le terme de collision (hypothèses 2 et 3) et négligé le champ magnétique lié à l'oscillation. Nous pouvons simplifier ces équations en utilisant l'hypothèse 4 sous la forme: 

  (34.97)

où est une petite perturbation. Supposons de plus que les quantités variables varient à la pulsation , nous pouvons donc écrire:

  (34.98)

A partir de l'équation de continuité et de Newton, les deux équations hydrodynamiques des électrons s'écrivent donc :

(1)

(2)
  (34.99)

Mais nous avons d'autre part la loi de Gauss (cf. chapitre d'Électrodynamique) :

  (34.100)

en effet compte tenu de la condition de neutralité du plasma non perturbé nous avons :

  (34.101)

De l'équation (2) ci-dessus, nous tirons : 

  (34.102)

en remplaçant dans l'équation (1), nous avons :

  (34.103)

Finalement en remplaçant cette dernière expression dans la loi de Gauss, nous tirons :

  (34.104)

Mais dans les oscillations de charges d'espace nous avons par définition . La relation ci-dessus conduit donc à l'expression de la "fréquence plasma" ou encore "fréquence de Langmuir":

  (34.105)

En physique, la fréquence plasma est ainsi la fréquence caractéristique des ondes de plasma, c'est-à-dire des oscillations des charges électriques présentes dans les milieux conducteurs, comme le métal ou les plasmas. A l'image de l'onde électromagnétique qui, quantifiée, est décrite par des photons, cette onde de plasma est quantifiée en "plasmons".
Les oscillations des charges électriques peuvent être comprises grâce au raisonnement suivant : si les électrons d'une zone du plasma sont déplacés, alors les ions de cette zone, n'ayant que peu bougé du fait de leur masse importante, vont exercer sur ces électrons une force de Coulomb attractive. Ceux-ci vont donc revenir vers leur position initiale, et ainsi de suite...

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