Mécanique du solide et Mécanique analytique - CPT
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3.2. CHANGEMENTS DE RÉFÉRENTIELS NON INERTIELS 43<br />
Dé<strong>du</strong>isons enfin de (3.2.23) une formulation alternative des équations <strong>du</strong> mou-<br />
vement dans un référentiel accéléré arbitraire.<br />
Théorème 3.2.11. Les équations gouvernant le mouvement d’une particule de<br />
masse m se formulent comme suit dans un référentiel non inertiel<br />
m ¨ R = F − 2mΩ × ˙ R − m ˙ Ω × R − mΩ × (Ω × R) − mA −1¨ b (3.2.26)<br />
en terme des grandeurs cinématiques <strong>et</strong> dynamiques relatives, où F défini par<br />
f(r, ˙r, t) = A(t) F(R, ˙ R, t) (3.2.27)<br />
représente les composantes de la force extérieure dans le référentiel mobile.<br />
Exercice 3.2.12. Désignons par g le champ de gravitation newtonien de la terre.<br />
Un pen<strong>du</strong>le est au repos par rapport à la terre, au voisinage <strong>du</strong> sol ; déterminer<br />
son accélération relative arel en fonction de g, de la vitesse angulaire ω de la terre<br />
lors de son mouvement diurne <strong>et</strong> de la position rrel = const. <strong>du</strong> pen<strong>du</strong>le. En dé<strong>du</strong>ire<br />
l’expression g(λ) de l’intensité de l’accélération de la pesanteur sur terre en fonction<br />
de la latitude λ, de la vitesse angulaire ω = ω, <strong>du</strong> rayon R de la terre <strong>et</strong> de la<br />
valeur de g0 = g(±π/2) aux pôles. N .B. Négliger les termes O(ω 4 ).<br />
Démonstration. Puisque vrel = 0 <strong>et</strong> ω = const. (la vitesse angulaire de la terre par<br />
rapport à un référentiel “fixe” copernicien est constante) <strong>et</strong> b = 0, (3.2.23) nous<br />
donne arel = g − ω × (ω × rrel). Alors g 2 = arel 2 ∼ = g 2 − 2〈g, ω × (ω × rrel)〉 en<br />
négligeant des termes d’ordre 4 en ω = 2π/(24h) ∼ = 7,27 10 −5 s −1 . On obtient donc<br />
g 2 ∼ = g 2 0 − 2〈g, ω〉〈ω, rrel〉 + 2ω 2 〈g, rrel〉 grâce à (3.2.7) <strong>et</strong> au fait que g0 = g aux<br />
pôles où rrel//ω. Le champ g = −krrel/R 3 étant central (ici k = const. > 0), on a<br />
〈g, rrel〉 = −g0R au voisinage <strong>du</strong> sol. Mais 〈ω, rrel〉 = ωR cos(π/2 − λ) = ωR sin λ<br />
<strong>et</strong> 〈g, ω〉 = g0ω cos(π/2 + λ) = −g0ω sin λ. Alors g 2 ∼ = g 2 0 + 2g0ω 2 R sin 2 λ − 2g0ω 2 R<br />
entraîne g 2 ∼ = g 2 0 − 2g0ω 2 R cos 2 λ, c’est-à-dire<br />
g(λ) ∼ = g0 − ω 2 R cos 2 λ. (3.2.28)<br />
On vérifie que g(±π/2) = g0 aux pôles <strong>et</strong> gmin = g(0) ∼ = g0 − ω 2 R à l’équateur.