Centrale Physique PSI 2012

Thème de l'épreuve Impact d'un bolide avec la Terre
Principaux outils utilisés mécanique du point, thermodynamique, mécanique des fluides, ondes mécaniques

Corrigé

(c'est payant, sauf le début): - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - -

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PSI
4 heures

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2012

Physique
Impact d'un bolide avec la Terre

L'objet de ce problème, constitué de quatre parties indépendantes, est 
d'étudier l'impact d'un bolide (astéroïde
ou comète) avec la Terre et certaines conséquences qui en découlent. Dans tout 
l'énoncé, on supposera que le
bolide ne possède aucun mouvement de rotation propre dans son référentiel 
barycentrique.
Certaines données numériques sont rassemblées à la fin du sujet.

I Collision entre un bolide et la Terre
I.A ­ Vitesse orbitale de la Terre
On se place dans le référentiel de Kepler, supposé galiléen, dont l'origine est 
confondue avec le centre du Soleil
et dont les axes sont dirigés vers trois étoiles fixes très éloignées. La Terre 
et le Soleil présentent une symétrie
sphérique. La masse de la Terre est négligeable devant celle du Soleil. La 
Terre décrit approximativement une
orbite circulaire de rayon R0 = 1,5 × 1011 m autour du Soleil et on exclut 
toute influence des autres planètes
ou objets célestes.
I.A.1)
Qu'est-ce qu'un référentiel galiléen ?
I.A.2)
Quel est l'intérêt de considérer l'hypothèse de symétrie sphérique pour la 
Terre et le Soleil ? Quelles
simplifications découlent du fait que la masse de la Terre est négligeable 
devant celle du Soleil lors de l'étude
du système isolé constitué par ces deux corps ? Des réponses succinctes sont 
attendues.
I.A.3) Montrer que le mouvement circulaire de la Terre est uniforme. Exprimer 
la vitesse orbitale de la Terre,
notée vT , en fonction de la constante gravitationnelle G, de la masse du 
soleil MS et de R0 . Faire l'application
numérique.
I.B ­ Vitesse d'impact du bolide
Les astéroïdes qui peuvent approcher la Terre possèdent des vitesses, dans le 
référentiel de Kepler, de l'ordre
de 30 km · s-1 . On qualifiera ces objets de bolides. La Terre est assimilée à 
une sphère homogène de rayon
RT = 6,4 × 106 m. On rappelle que le référentiel géocentrique a pour origine le 
centre O de la Terre et que ses
axes sont parallèles à ceux du référentiel de Kepler.
I.B.1)
On note vb la vitesse d'un bolide dans le référentiel de Kepler et vr sa 
vitesse dans le référentiel
géocentrique (vitesse relative par rapport à la Terre). Donner un encadrement 
de la vitesse vr en fonction de vb
et vT . Faire l'application numérique pour les astéroïdes.
On travaille dans le référentiel géocentrique supposé galiléen. Le bolide, 
assimilé à un point matériel pour le
moment, possède une masse mb très négligeable devant celle de la Terre. Le 
bolide, depuis une région très
éloignée de la Terre, arrive avec une vitesse þvr = vr þex et sa trajectoire 
est portée par une droite située à une
distance b du centre de la Terre (figure 1). Le système {Terre + bolide} est 
considéré comme isolé.
y
þvr

M0

A

b
O

x

Figure 1 Trajectoire du bolide dans le champ gravitationnel de la Terre
I.B.2)
Rappeler l'expression de l'énergie mécanique Em du bolide en un point 
quelconque de sa trajectoire
en fonction de sa vitesse v, de sa distance r au centre de la Terre, de sa 
masse mb , de la masse de la Terre MT

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et de la constante gravitationnelle G. Préciser la nature de la trajectoire du 
bolide dans le champ gravitationnel
de la Terre.
I.B.3)
On note A le point de la trajectoire le plus proche de la Terre. dmin = OA 
représente donc la distance
minimale entre le centre de la Terre et le bolide. Rappelons qu'en ce point, la 
vitesse du bolide, notée þvA , est
-
perpendiculaire au vecteur OA.
a)
Montrer que le moment cinétique du bolide est conservé au cours de son 
mouvement. En déduire une
relation simple entre vr , b, dmin et vA = ||þvA ||.
b)
Déterminer l'expression de dmin en fonction de G, MT , vr et b.
c) Pour que le bolide entre en collision avec la Terre, montrer que le 
paramètre d'impact b doit être inférieur
à une valeur maximale, notée bmax , que l'on exprimera en fonction de RT , G, 
MT et vr .
I.B.4)
a)
En cas de collision, montrer que l'expression de la vitesse au moment de 
l'impact, notée vi ,
peut se mettre sous la forme
ñ
vi = vr2 + vl2
où l'on exprimera la vitesse vl en fonction de G, MT et RT . Calculer la valeur 
numérique de la vitesse vl et
préciser sa signification physique.
b) Quel est l'intervalle numérique des valeurs possibles de la vitesse d'impact 
vi d'un astéroïde avec la Terre ?
I.C ­ Énergie cinétique du bolide
Le bolide est à présent modélisé par une sphère pleine de rayon rb = 80 m et de 
masse volumique b =
2,5 × 103 kg · m-3 (matériau rocheux).
I.C.1)
Calculer l'énergie cinétique du bolide pour une vitesse d'impact vi = 20 km · 
s-1 .
I.C.2)
Une tonne d'explosif de TNT (trinitrotoluène) libère une énergie de 4,18 × 109 
J. Par ailleurs, une
kilotonne de TNT représente 103 tonnes de TNT et une mégatonne représente 106 
tonnes de TNT. Exprimer
l'énergie cinétique précédente du bolide en terme d'équivalent en TNT. Comparer 
cette énergie à la bombe
atomique d'Hiroshima (6 août 1945) qui a produit une énergie équivalente à 
l'explosion de 15 kilotonnes de TNT.
Cette comparaison avec une bombe atomique a bien un sens car le bolide libère 
son énergie cinétique, au moment
de l'impact avec le sol, sous la forme d'une explosion.

II Traversée de l'atmosphère par le bolide ­ Cratère d'impact
Dans cette partie, on s'intéresse à la traversée de l'atmosphère terrestre par 
le bolide précédent (sphère pleine
de rayon rb = 80 m et de masse volumique b = 2,5 × 103 kg · m-3 ). La courbure 
locale de la Terre est négligée
et on confond sa surface, dans la région de l'impact, avec son plan tangent. On 
utilise une base orthonormée
directe (þex , þey , þez ) et un point de l'espace est repéré par ses 
coordonnées cartésiennes (x, y, z). On se place
dans le référentiel terrestre, supposé galiléen. Le champ de pesanteur, dirigé 
suivant la verticale descendante est
supposé uniforme : þg = -gþez avec g = 9,8 m · s-2 .
II.A ­ Atmosphère isotherme
L'atmosphère terrestre est supposée être à l'équilibre isotherme de température 
uniforme T0 . L'air est assimilé
à un mélange de gaz parfaits. (z) et P (z) représentent respectivement la masse 
volumique et la pression de
l'air à l'altitude z. Ces grandeurs sont notées 0 et P0 au niveau du sol (z = 
0).
II.A.1)
Exprimer P (z) en fonction de (z), T0 , de la constante des gaz parfaits R et 
de la masse molaire de
l'air Mair .
II.A.2)
Montrer, en utilisant l'équilibre hydrostatique, que la masse volumique (z) 
vérifie la loi
3
4
z
(z) = 0 exp -
Ha
où l'on exprimera la hauteur caractéristique Ha en fonction de Mair , T0 , R et 
g.
II.A.3)
Applications numériques. Calculer la masse volumique de l'air 0 au niveau du 
sol et la hauteur Ha .
Données : P0 = 1,0 × 105 Pa et T0 = 290 K.
II.B ­ Freinage atmosphérique
Le bolide entre dans l'atmosphère avec une vitesse vi = 20 km · s-1 . Durant la 
traversée de l'atmosphère, il est
soumis à son poids et à la force de traînée de norme Ft = 12 Crb2 v 2 où C = 2 
est le coefficient de traînée,  la
masse volumique de l'air et v la vitesse instantanée du bolide. On suppose que 
le bolide conserve sa masse au
cours de sa chute.
II.B.1)
Pour les calculs d'ordre de grandeur de cette question, on utilisera 0 comme 
valeur caractéristique
de la masse volumique de l'air.
a)
Justifier, en calculant le nombre de Reynolds associé à l'écoulement de l'air 
autour du bolide, le choix
d'une loi quadratique en vitesse pour l'expression de la force de traînée. 
Donnée : viscosité dynamique de l'air
a = 1,8 × 10-5 Pa · s.
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b)

Montrer qu'en terme d'ordres de grandeur, le poids du bolide est négligeable 
devant la force de traînée.

II.B.2)
Dans ces conditions, il est possible de modéliser la trajectoire du bolide dans 
l'atmosphère par une
droite inclinée d'un angle  par rapport à la verticale þez . On choisit les 
axes du repère de telle manière que la
trajectoire se situe dans le plan y = 0 (figure 2) :
z

trajectoire
O

x

Figure 2 Trajectoire du bolide dans l'atmosphère terrestre
a)
Exprimer l'accélération du bolide, a = dv/dt, en fonction de C, b , rb , (z) 
(masse volumique de l'air à
l'altitude z) et v(t) (vitesse instantanée du bolide).
b)
Exprimer dv/dz en fonction de l'accélération a = dv/dt et de la composante 
verticale de la vitesse du
bolide vz = dz/dt. En remarquant que vz = -v cos , exprimer dv/dz en fonction 
de C, b , rb , (z), v et .
c)
En utilisant la condition limz+ v(z) = vi (vitesse d'entrée dans l'atmosphère), 
déterminer la loi de
variation de la vitesse du bolide en fonction de l'altitude z : v = f (z).
II.B.3) Applications numériques
On pose  = 45 .
a)
Calculer la vitesse du bolide lorsqu'il atteint le sol (z = 0). L'atmosphère 
freine-t-elle efficacement ce
bolide ?
b) Calculer l'énergie dissipée par le bolide dans l'atmosphère. La comparer 
avec l'énergie cinétique du bolide
à l'entrée de l'atmosphère.
II.C ­ Cratère d'impact transitoire
Entre le moment où le bolide touche le sol et celui où il est stoppé, il ne 
s'écoule que quelques fractions de seconde
pendant lesquelles son énergie cinétique est convertie en énergie interne. 
Cette énergie interne vaporise le bolide
et des matériaux de la croûte terrestre, amenant l'ensemble à une température 
de l'ordre de 10 × 104 K sous
une pression de plusieurs mégabars. Cette pression est très supérieure à ce que 
peuvent supporter les matériaux
de la croûte terrestre. Puisque rien ne peut contenir la vapeur produite, il se 
produit une énorme explosion.
Cette explosion provoque une intense onde de choc qui se propage à partir de la 
zone d'impact en pulvérisant
les strates rocheuses et en éjectant les matériaux en partie sous la forme d'un 
magma ultra-chaud. L'intensité
de l'onde de choc s'atténuant au cours de sa propagation, elle finit par se 
transformer en une « simple onde
sismique ». La phase d'excavation s'achève par la formation d'un cratère 
transitoire qui évolue par la suite vers
le cratère définitif. L'objectif de cette partie est d'estimer le diamètre D du 
cratère provisoire modélisé par une
hémisphère (demi-sphère de la figure 3(b)). Pour cela, on considère que 
l'énergie cinétique du bolide sert, en
première approximation, à fracturer les matériaux et à les éjecter en dehors du 
cratère.
D

D

G0

G0

croûte terrestre

croûte terrestre

(a) demi-sphère pleine de diamètre D

(b) cratère provisoire
Figure 3

II.C.1)
Calculer numériquement l'énergie cinétique massique du bolide. La comparer avec 
l'enthalpie massique de vaporisation des matériaux rocheux hv  8 MJ · kg-1 .
II.C.2)
a)
L'énergie servant à fracturer les matériaux de la croûte, notée Ecoh (énergie 
de cohésion),
peut être estimée en multipliant le volume de la demi-sphère pleine de diamètre 
D de la figure 3(a) par une
grandeur Y caractéristique de la résistance des matériaux constitutifs. Quelle 
est l'unité de Y ?

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b) Le barycentre G0 de la demi-sphère pleine (figure 3(a)) se trouve à la 
profondeur  = 3D
16 . On estime que
l'énergie Eg nécessaire pour éjecter les matériaux est égale au travail du 
poids pour amener ce barycentre au
niveau du sol. Exprimer Eg en fonction de la masse volumique de la croûte 
terrestre c , du diamètre D et du
champ de pesanteur g.
c)
Établir l'équation permettant de déterminer le diamètre D.
d)
Données pour la croûte terrestre : Y = 3,0 × 107 SI et c = 2,7 × 103 kg · m-3 . 
Résoudre de manière
numérique ou graphique l'équation précédente. On pourra limiter la recherche de 
D à l'intervalle [2 km, 8 km].
Comparer le diamètre du cratère provisoire avec celui du bolide.

III Thermodynamique de la traversée de l'atmosphère
Cette partie aborde les aspects thermodynamiques de la traversée de 
l'atmosphère par le bolide modélisé par
une sphère pleine de rayon rb = 80 m et de masse volumique b = 2,5 × 103 kg · 
m-3 . Les conséquences de la
dissipation énergétique dans l'atmosphère sont importantes :
- une onde de choc se développe à l'avant du bolide avec échauffement 
adiabatique intense de l'air qui traverse
cette onde de choc ;
- la surface du bolide est chauffée par radiation du gaz chaud qui l'entoure, 
produisant une fusion et une
vaporisation du matériau à sa surface ;
- la matière perdue par le bolide finit par transférer son énergie à 
l'atmosphère sous forme d'énergie interne.
III.A ­ Puissance dissipée
Calculer la puissance dissipée par la force de traînée Ft = 12 Crb2 v 2 au 
voisinage du sol. Comparer cette
puissance à celle produite par une centrale nucléaire électrique moyenne qui 
est de l'ordre de 1 GW.
Données : coefficient de traînée C = 2, masse volumique de l'air  = 1,2 kg · 
m-3 et vitesse du bolide v =
20 km · s-1 .
III.B ­ Vitesse du son dans l'air
L'air est considéré comme un gaz parfait, non visqueux, dont le rapport des 
capacités thermiques  = Cp /Cv est
constant. À l'équilibre, sa masse volumique, sa pression et sa température sont 
notées respectivement e , Pe et
Te (grandeurs uniformes). La propagation d'une onde acoustique représente une 
perturbation de cet équilibre.
On note þu(M, t) le champ des vitesses associé à l'onde acoustique et on pose 
pour les champs de pression et de
masse volumique
;
p(M, t) = Pe + pa (M, t) avec |pa (M, t)|  Pe
(M, t) = e + a (M, t) avec |a (M, t)|  e
La propagation de l'onde sonore s'accompagne
1 2 d'une évolution isentropique de l'air, caractérisée par le coefficient
1 
de compressibilité isentropique S =  p . On se place dans le cadre de 
l'approximation acoustique et on
S
néglige l'effet de la pesanteur sur la propagation de l'onde.
III.B.1)
Que signifie l'approximation acoustique ? Établir, à partir de l'équation 
locale de la conservation
de la masse et de l'équation d'Euler, deux équations différentielles reliant 
les grandeurs e , a (M, t), pa (M, t)
et þu(M, t).
III.B.2)
Pour quelles raisons peut-on considérer que l'évolution de l'air est 
isentropique ? Exprimer S en
fonction de e , a et pa . Par ailleurs, montrer que l'on a également S  P1 e .
III.B.3)
a)
Établir et nommer l'équation de propagation vérifiée par la pression acoustique 
pa (M, t).
Montrer que la vitesse du son, notée ca , peut se mettre sous la forme
ó
Pe
ca =
e
b) Exprimer également la vitesse du son en fonction de , R (constante des gaz 
parfaits), Mair (masse molaire
de l'air) et Te . Faire l'application numérique. Données : Te = 290 K et  = 7/5.
III.C ­ Lois de conservation de l'écoulement à travers l'onde de choc
On suppose à présent que le bolide traverse l'atmosphère à la vitesse constante 
v = 20 km · s-1 et on se place
dans un référentiel qui lui est lié. Dans ce référentiel, suffisamment loin du 
bolide, dans une région notée (1),
l'écoulement de l'air est non perturbé et il est caractérisé par une vitesse 
très élevée v1 = v, une pression P1 ,
une masse volumique 1 , une température T1 , une énergie interne massique u1 et 
une enthalpie massique h1 .
Toutes ces grandeurs sont uniformes.
III.C.1)
Calculer numériquement le nombre de Mach dans la région (1) : M1 = v1 /c1 où c1 
est la vitesse
du son dans cette région. Données : T1 = 290 K et  = 7/5. Comme M1 > 5 , 
l'écoulement est qualifié
d'hypersonique.

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À l'avant du bolide, mais proche de sa surface, la pression, la masse volumique 
et la température augmentent
énormément à cause de l'accumulation de matière. Du fait de la conservation du 
débit massique, la vitesse
de l'écoulement diminue en s'approchant de la surface du bolide et l'écoulement 
finit par devenir subsonique.
Il existe donc une zone de transition étroite, appelée onde de choc, où le gaz 
subit, de manière adiabatique,
d'importantes modifications de sa pression, de sa masse volumique et de sa 
vitesse. La région en amont de cette
zone de transition correspond à l'écoulement hypersonique (1) et la région en 
aval, appelée région du gaz choqué,
correspond à un écoulement subsonique. Afin de simplifier l'étude de cette onde 
de choc, on modélise la zone
de transition par un plan perpendiculaire aux écoulements, séparant l'espace en 
deux régions bien distinctes
(figure 4) :
- la région non perturbée (1) décrite précédemment (écoulement hypersonique) ;
- la région du gaz choqué (2) caractérisée par une vitesse subsonique v2 , une 
pression P2 , une masse volumique
2 , une température T2 , une énergie interne massique u2 et une enthalpie 
massique h2 . Toutes ces grandeurs
sont uniformes dans la région du gaz choqué.
Insistons sur le fait que l'onde de choc est fixe dans le référentiel d'étude 
et que les écoulements sont stationnaires.
L'objectif des questions qui suivent est d'établir des lois de conservation 
pour l'air qui traverse de manière
adiabatique l'onde de choc. On pose 1 = 2 =  = 7/5 pour le rapport des 
capacités thermiques des gaz,
supposés parfaits, dans les régions (1) et (2). On néglige les effets de la 
pesanteur sur l'écoulement.
région (1)

région (2)

v1

v2

P1
T1
1
u1
h1

P2
T2
2
u2
h2

S

cylindre imaginaire

onde de choc

Figure 4 Modélisation de l'onde de choc
III.C.2)
On considère la surface de contrôle constituée d'un cylindre de révolution 
imaginaire, de section
droite d'aire S, centré en un point du plan de l'onde de choc et dont les 
génératrices sont perpendiculaires à
ce plan (figure 4). On envisage le système ouvert et fixe  constitué à chaque 
instant du gaz à l'intérieur du
cylindre précédent. En effectuant un bilan de masse sur un système fermé  que 
l'on définira précisément,
établir une relation, notée (R1 ), entre 1 , 2 , v1 et v2 .
III.C.3)
En effectuant un bilan de quantité de mouvement, établir une relation, notée 
(R2 ), entre P1 , P2 ,
1 , 2 , v1 et v2 .
III.C.4)
a)
En effectuant un bilan d'énergie, établir une relation, notée (R3 ), entre v1 , 
v2 , h1 et h2 .
b)
L'air se comportant comme un gaz parfait, exprimer la différence des enthalpies 
massiques h2 - h1 en
fonction de la masse molaire Mair , R, de la différence des températures T2 - 
T1 et de  = 1 = 2 . Exprimer
enfin h2 - h1 en fonction de P1 , P2 , 1 , 2 et  (relation (R4 )).
c)
À partir des relations (R3 ) et (R4 ), établir une nouvelle relation, notée (R5 
), entre les variables P1 , P2 ,
1 , 2 , v1 , v2 et .
III.D ­ Caractérisation thermodynamique du gaz choqué
Comme M21  1, les lois de conservation (R1 ), (R2 ) et (R5 ) permettent 
d'obtenir les relations simplifiées
suivantes (résultats admis) :
-1
v2
=
v1
+1

;

2
+1
=
1
-1

et

P2 =

21 v12
+1

Nous allons à présent exploiter ces relations pour déterminer les 
caractéristiques thermodynamiques du gaz
choqué dans la région (2).
III.D.1)
Exprimer le nombre de Mach M2 dans la région du gaz choqué en fonction de . 
Faire l'application
numérique et commenter votre résultat.
III.D.2)
Exprimer la température T2 du gaz choqué en fonction de Mair , R,  et v1 . 
Faire l'application
numérique.
III.D.3)
À une telle température, les molécules du gaz choqué sont en fait dissociées en 
atomes ionisés qui
forment un plasma. Le modèle précédent est donc incomplet et un traitement 
rigoureux sort du cadre de ce
problème. Peut-on réellement poser 1 = 2 = 7/5 ? La température réelle du gaz 
choqué doit-elle être inférieure
ou supérieure à celle calculée à la question précédente ?

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III.E ­ Masse perdue et échauffement du bolide
Le gaz choqué est la source principale de l'émission de lumière lors de la 
traversée de l'atmosphère par le
bolide. Ce gaz très chaud, d'une température de l'ordre de T2  20 × 103 K 
(résultat obtenu avec un modèle
plus réaliste et complet que celui étudié précédemment) « enveloppe 
uniformément » le bolide et émet un
rayonnement thermique. Une partie de ce rayonnement est ainsi reçue par le 
bolide. La puissance thermique
totale reçue par le bolide s'écrit alors (résultat admis)
Pr = 4rb2 ca T2

4

où ca est appelé coefficient d'absorption (0 < ca 6 1) et  = 5,67 × 10-8 W · 
m-2 · K-4 est une constante
universelle. L'énergie reçue échauffe la surface du bolide, une partie du 
matériau constitutif entre en fusion puis
se vaporise. L'enthalpie massique de vaporisation du matériau rocheux est prise 
égale à hv = 8,0 MJ · kg-1 .
III.E.1) La température de surface du bolide peut-elle dépasser sa température 
de vaporisation ? Déterminer
l'expression de la quantité de masse du bolide vaporisée par unité de temps.
III.E.2)
Le bolide décrit une trajectoire rectiligne inclinée d'un angle  par rapport à 
la verticale (figure 2)
à la vitesse constante v. Exprimer le temps nécessaire ta pour qu'il traverse 
l'atmosphère de hauteur effective
Ha . En déduire une estimation de la masse maximale du bolide, notée mmax , 
perdue par vaporisation. Le
résultat sera exprimé en fonction de , T2 , ta , rb et hv .
III.E.3) Applications numériques
Calculer ta et mmax . Était-il légitime de considérer que le bolide conserve sa 
masse lors de la traversée de
l'atmosphère comme cela a été supposé dans la Partie II ? Données : Ha = 8,5 
km,  = 45 et v = 20 km · s-1 .
III.E.4)
Estimer, par analyse dimensionnelle, jusqu'à quelle profondeur b diffuse 
l'énergie thermique reçue
par le bolide. Faire l'application numérique et commenter. Données concernant 
le bolide : capacité thermique
massique cb = 800 J · K-1 · kg-1 , conductivité thermique b = 5,0 W · m-1 · K-1 
.

IV Tsunami causé par l'impact du bolide dans un océan
La chute d'un bolide de taille supérieure à 200 m dans un océan peut générer un 
tsunami dévastateur. Au
moment de l'impact avec le fond marin, il se produit une gigantesque explosion. 
Le bolide et l'eau se vaporisent,
laissant un énorme cratère d'un diamètre 20 fois plus grand que la taille du 
bolide (ordre de grandeur). La
mer s'engouffre à l'intérieur de ce cratère, créant au milieu une « montagne 
d'eau ». Le centre du « cratère
d'eau » oscille de haut en bas plusieurs fois, produisant ainsi une série 
d'ondes divergentes à la surface de la
mer (tsunami).
On s'intéresse dans cette partie à la propagation de ces ondes également 
appelées ondes de gravité. La courbure
locale de la Terre est négligée. On note (O, þex , þey , þez ) le référentiel 
d'étude supposé galiléen. Le champ de
pesanteur, dirigé suivant la verticale descendante, est uniforme : þg = -gþez 
avec g = 9,8 m · s-2 . On modélise
l'océan étudié par un bassin illimité. Le plan z = 0 définit le fond océanique 
et la surface libre au repos est
confondue avec le plan z = H = 3,8 km. La pression atmosphérique au-dessus de 
la surface est uniforme, elle
est notée P0 . L'eau de mer est modélisée par un fluide non visqueux, 
incompressible de masse volumique µ.
La propagation des ondes de gravité s'accompagne d'une modification de la 
surface libre dont la cote devient
(figure 5)
h(x, y, t) = H + (x, y, t)

avec

|(x, y, t)|  H

On note P (M, t) le champ de pression instantané en un point M (x, y, z) de 
l'océan. On néglige les forces de
tension superficielle à la surface libre, la pression est donc une fonction 
continue des variables d'espace. On
se place dans le cadre de l'hypothèse de « bassin peu profond » : la longueur 
caractéristique de variation du
champ eulérien (x, y, t) est grande devant la profondeur moyenne H de l'océan. 
L'écoulement est supposé
irrotationnel. Dans ces conditions, le champ des vitesses de l'onde de gravité 
est de la forme
þv (M, t) = vx (x, y, t)þex + vy (x, y, t)þey
La composante verticale du champ des vitesses est donc nulle et les composantes 
horizontales ne dépendent pas
de la cote z du point M .
IV.A ­ Équations de couplage
IV.A.1)

Les ondes de gravité sont-elles des ondes acoustiques ?

IV.A.2)
a) Écrire, sans approximation, l'équation d'Euler. En déduire l'expression du 
champ de pression
P (M, t) en fonction de P0 , µ, H, g, (x, y, t) et z.
b)
On note Pe (M ) le champ de pression dans le fluide en l'absence d'onde de 
gravité (fluide à l'équilibre) et
p(x, t) le champ de « surpression » associé à l'existence de l'onde de gravité. 
Ces deux champs sont donc reliés
au champ de pression par la relation p(M, t) = P (M, t) - Pe (M ). Exprimer la 
surpression p(M, t) en fonction
de la surélévation algébrique (x, y, t) de la surface libre.

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z

H
H + (x, y, t)

y
g
y

x
x

O
Figure 5 Onde de gravité

IV.A.3)
En effectuant le bilan d'une grandeur sur un parallélépipède de section droite 
rectangulaire élémentaire d'aire dx dy, s'étendant du fond océanique jusqu'à la 
surface libre, on obtient l'équation de couplage
suivante (résultat admis)

+ div ((H + )þv ) = 0
t
De quelle grandeur s'agit-il ?
IV.B ­ Équations de propagation
Les champs eulériens þv (M, t) et (M, t) sont à présent considérés comme des 
infiniment petits du même ordre.
Formulaire :
- 1- 2 --
rot rot(þv ) = grad (div(þv )) - þv
IV.B.1)

Linéariser les équations de couplage liant les champs þv (M, t) et (M, t).

IV.B.2) En déduire les équations de propagation vérifiées par ces champs. 
Donner l'expression de leur vitesse
de propagation c. Pour quelle raison appelle-t-on ces ondes, des ondes de 
gravité ? Calculer la valeur numérique
de c.
IV.C ­ Solution onde cylindrique
þ = rþer () + zþez . On cherche une solution des
On utilise à présent les coordonnées cylindriques d'axe Oz : OM
équations de propagation présentant la symétrie cylindrique (onde cylindrique) :
(M, t) = (r, t) et þv (M, t) = v(r, t)þer
On rappelle les expressions du laplacien et du gradient, en coordonnées 
cylindriques, pour une fonction f (r, t) :
3
4
--
1 
f
f
þer
f =
r
; gradf =
r r
r
r
IV.C.1)

On pose (r, t) =

u(r,t)
 .
r

Déterminer l'équation aux dérivées partielles vérifiée par la fonction u(r, t).

IV.C.2)
On note L la longueur caractéristique de variation de (r, t). Montrer que l'on 
peut négliger l'un
des termes de l'équation différentielle précédente à condition de se placer à 
une distance suffisamment grande
de l'axe Oz. On précisera ce que signifie « distance suffisamment grande ». 
Cette condition sera réalisée
dans toute la suite.
IV.C.3)
En déduire que la solution du type onde cylindrique peut se mettre sous la 
forme générale :
(M, t) =

u+ (r - ct) u- (r + ct)

+
r
r

Commenter les deux termes de cette expression.
IV.C.4)
On considère à présent une onde cylindrique monochromatique de pulsation  :
(M, t) = 0 (r) cos(t - kr) avec

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U0
0 (r) = 
r

a) Quelle relation lie la pulsation  au nombre d'onde k ? Donner son nom. 
Déterminer les vitesses de phase
et de groupe. Commenter.
b)
Donner les expressions des champs de surpression p(M, t) et des vitesses þv (M, 
t) pour l'onde cylindrique
monochromatique. Indication : lors de la détermination du champ des vitesses þv 
(M, t), on obtiendra deux
termes dont on montrera que l'un est négligeable devant l'autre dans le cadre 
de la condition obtenue à la
question IV.C.2. On ne conservera que le terme prépondérant dans toute la suite.
IV.C.5) Analyse énergétique de l'onde cylindrique monochromatique
a) Exprimer la force de pression élémentaire due à la surpression p(M, t) 
s'exerçant sur un élément de surface
orienté dSþer avec dS = rddz. En déduire la puissance mécanique instantanée 
traversant cet élément de surface.
þ
On écrira le résultat sous la forme du flux élémentaire d'un champ (M,
t) dont on précisera l'expression et
l'unité.
b)
Exprimer la puissance moyenne totale, notée éPê, sortant d'un cylindre de rayon 
r, d'axe Oz, s'étendant
du fond océanique jusqu'à la surface libre. La puissance moyenne éPê 
dépend-elle de la distance r à l'axe Oz ?
Commenter.
c)
Exprimer l'amplitude du tsunami 0 (r) en fonction de r, éPê, g, µ et H (loi de 
Green).
d) On suppose que l'expression précédente de l'amplitude 0 (r) demeure valable 
dans le cas où la profondeur
H varie lentement. Que se passe-t-il à l'approche des côtes continentales ?

Données
Masse de la Terre

MT = 6,0 × 1024 kg

Masse du Soleil

MS = 2,0 × 1030 kg

Constante gravitationnelle

G = 6,67 × 10-11 N · m2 · kg-2

Constante des gaz parfaits

R = 8,31 J · K-1 · mol-1

Masse molaire moyenne de l'air Mair = 29 g · mol-1

· · · FIN · · ·

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Extrait du corrigé obtenu par reconnaissance optique des caractères



Centrale Physique PSI 2012 -- Corrigé
Ce corrigé est proposé par Sandrine Ngo (ENS Cachan) ; il a été relu par Pierre
Jeannin (École Polytechnique) et Julien Dumont (Professeur en CPGE).

Ce sujet traite de la chute d'une météorite sur notre planète. Il est divisé en
quatre parties indépendantes qui abordent divers aspects de ce phénomène ainsi 
que
les conséquences dévastatrices du choc.
· La première partie s'intéresse au moment où le bolide et la Terre se croisent 
dans
l'espace. Elle fait appel à des notions de mécanique pour établir les conditions
de la collision puis pour calculer la vitesse et l'énergie cinétique de la 
météorite
lors du choc.
· La deuxième partie est consacrée à la traversée de l'atmosphère et à l'impact
au sol. En considérant la force de traînée subie par le bolide, on se demande
si le freinage par l'atmosphère est efficace. Ensuite, par des considérations
énergétiques, on évalue la taille du cratère.
· La météorite se déplace à une vitesse supersonique. La troisième partie se
concentre sur l'onde de choc qui est produite lors de sa traversée de 
l'atmosphère. L'établissement de lois de conservation permet de caractériser 
l'air au
voisinage du bolide. La surface de l'objet subit également un échauffement 
intense et l'on quantifie la perte de matière par vaporisation.
· Si la météorite tombe dans l'océan, elle peut créer un tsunami, qui est une 
onde
de gravité se propageant à la surface de l'eau. La quatrième partie se propose
d'établir l'équation d'onde vérifiée par cette perturbation, puis de la 
résoudre.
Elle est un peu plus calculatoire que le reste du sujet.
Ce long problème constitue une bonne base pour les révisions car il couvre une
large partie du programme : mécanique, thermodynamique, lois de conservation,
ondes. De plus, la majorité des questions sont très classiques et proches du 
cours.
Il faut prendre le réflexe de parcourir l'intégralité du sujet pour les repérer 
car ce sont
des points facilement acquis. Une place importante est également accordée aux 
applications numériques, aux calculs d'ordre de grandeur et à leur discussion 
physique,
qui est souvent négligé par les candidats alors que ces questions rapportent 
souvent
de nombreux points.

Indications
Partie I
I.B.2 La trajectoire du bolide dépend du signe de son énergie mécanique.
I.B.3.a Pour montrer la conservation du moment cinétique, utiliser le fait que 
le
bolide est soumis à une force centrale. Afin d'établir la relation entre v r ,
b, dmin et v A , exprimer le moment cinétique du bolide au point O lorsqu'il
est en M0 , puis lorsqu'il est en A. Invoquer ensuite sa conservation.
I.B.3.a Utiliser la conservation de l'énergie mécanique en écrivant son 
expression
lorsque le bolide est très éloigné de la Terre (r  ) puis lorsqu'il est en
A. La distance dmin vérifie alors une équation du second degré.
I.B.3.c L'impact survient si la distance minimale est inférieure au rayon de la 
Terre.
I.B.4.c Utiliser à nouveau la conservation de l'énergie mécanique entre 
l'instant
initial et celui de l'impact.
Partie II
II.A.2 Utiliser la relation fondamentale de l'hydrostatique.
II.B.2.c La vitesse v vérifie une équation différentielle du premier ordre sans 
second membre à coefficients non constants de la forme v/z + (z) v = 0.
La solution est du type v(z) = k exp(-A(z)), où A est une primitive de la
fonction  et k une constante.
II.B.3.b L'énergie dissipée par le bolide est l'opposée de la variation 
d'énergie mécanique entre les instants où il pénètre l'atmosphère et où il 
atteint le sol.
II.C.2.c Faire l'hypothèse que l'énergie cinétique du bolide au moment de 
l'impact
est entièrement utilisée pour fracturer les matériaux de la croûte avec un
coût énergétique Ecoh , et pour les éjecter, avec un coup énergétique Eg .
Partie III
III.B.2 Une transformation adiabatique réversible est isentropique.
III.C.2 Il faut définir un système fermé qui se déplace entre t et t + dt.
III.C.4.a Appliquer le premier principe de la thermodynamique au système fermé 
entre les instants t et t + dt : dU + dEc = W, avec U l'énergie interne, Ec
l'énergie cinétique et W le travail des forces de pression. Pour calculer W,
considérer séparément les régions de part et d'autre de l'onde de choc.
Faire ensuite apparaître l'enthalpie définie par H = U + P V.
III.E.4 Déterminer l'unité de b /cb , en déduire d'autres grandeurs 
caractéristiques
du problème qu'on pourrait introduire pour faire apparaître une longueur.
Partie IV

IV.A.2 Projeter l'équation d'Euler suivant -
ez pour obtenir une équation simple
sur la pression P. La résoudre en utilisant comme condition aux limites la
valeur de P à la surface z = h.
IV.C.2 La longueur L est également une longueur caractéristique de variation de 
u.
IV.C.5.b La puissance totale s'obtient en intégrant la puissance élémentaire 
sur la
surface de révolution du cylindre de rayon r et de hauteur H. La moyenne
peut se calculer sur une période d'oscillation de l'onde de gravité.

I. Collision entre un bolide et la Terre
I.A Vitesse orbitale de la Terre
I.A.1 Un référentiel est galiléen si le mouvement de tout point matériel isolé 
y est
rectiligne et uniforme (d'après le principe d'inertie, ou première loi de 
Newton).
Il s'agit d'une définition difficile à vérifier concrètement. En effet, tous les
référentiels auxquels nous sommes confrontés au quotidien ne sont pas 
rigoureusement galiléens. Ainsi la Terre tourne sur elle-même et autour du 
Soleil,
et le système solaire lui-même tourne autour du centre de notre galaxie, donc
les référentiels terrestre, géocentrique ou de Kepler ne sont pas galiléens dans
l'absolu. Cependant, on peut tout de même les qualifier de galiléens avec une
bonne approximation en fonction de la durée du phénomène observé : si le
principe d'inertie est vérifié dans un référentiel donné durant l'observation,
alors il peut être assimilé à un référentiel galiléen.
I.A.2 L'hypothèse de symétrie sphérique permet d'assimiler la Terre et le 
Soleil à
des masses ponctuelles. Leurs champs gravitationnels ont donc les mêmes 
expressions
que ceux créés par des points portant chacun la masse totale de l'astre, situés 
en leur
centre. Si la masse de la Terre est négligeable devant celle du Soleil, on peut 
le supposer immobile dans le référentiel de Kepler, confondu avec le 
référentiel barycentrique.
Démontrons qu'un objet à symétrie sphérique est assimilable à une masse

-
ponctuelle. Calculons le champ gravitationnel G (M) généré par un tel objet
en un point M situé au-delà de son rayon. On note O le centre de l'objet, m

-
sa masse et r la distance OM. Appliquons le théorème de Gauss au champ G .
 -
-

Par analogie avec l'électromagnétisme, on substitue G à E , -G à 1/4 0 et
la masse volumique à la densité volumique de charge, ce qui donne
ZZ
ZZZ
 -
-

G · d S = -4 G
 d
Le membre de gauche est le flux du champ gravitationnel à travers une surface
fermée S et celui de droite est proportionnel à la masse contenue à l'intérieur
du volume délimité par S. Par commodité, on choisit comme surface S la
sphère centrée en O et de rayon r. En invoquant la symétrie sphérique du

-
système, on peut montrer que le champ G est radial et qu'il ne dépend que
de la distance r. L'intégrale surfacique se calcule alors selon
ZZ
 -
-

G · d S = G(r) × S = G(r) × 4  r2
Par ailleurs, comme le rayon de S est supérieur au rayon de l'objet, la masse
délimitée par cette surface est en fait la masse totale de l'objet, donc
ZZZ
-4 G
 d = -4 G m
On a alors
soit
et finalement

G(r) × 4  r2 = -4 G m
Gm
G(r) = - 2
r

-
Gm -
G (r) = - 2 
er
r

Il s'agit également de l'expression du champ gravitationnel créé par une masse
ponctuelle m qui serait située en O. Il faut noter que sans l'argument de 
symétrie sphérique, l'intégrale surfacique serait beaucoup plus difficile à 
calculer.

I.A.3 On se place en coordonnées polaires dans

la base associée au référentiel de Kepler (0, -
er , -
e ).
-

-
On note SO = R0 er , la position de la Terre dans ce
référentiel. La vitesse se déduit en dérivant ce vecteur
par rapport au temps
-

dSO
d  -
d-
er
-

v
=
=
R
e
=
R
T
0 r
0
dt
dt
dt
-

v = R  -
e
T

0

y -
vT
R0

-

e
O

-

er

S

x

En dérivant à nouveau, on obtient l'accélération

d-
e
d -
-

a = R0 
+ R0
e
dt
dt

= -R 2 -
e + R  -
e
0

r

0

Or la Terre est soumise uniquement à l'attraction gravitationnelle du Soleil, 
donc en
se plaçant dans le référentiel de Kepler considéré comme galiléen et en 
appliquant le
principe fondamental de la dynamique à la planète de masse constante MT , on a
G MT MS -

er
MT -
a =-
R0 2
G MS -

-R0 2 -
er + R0  -
e = -
er
R0 2

soit

Il vient après projection

2 =

G MS
R0 3

et  = 0

(A)

q
On en déduit que  = Cte = G MS /R0 3 , c'est-à-dire que le mouvement circulaire
de la Terre est uniforme et
r
G MS
vT =
= 30 km.s-1
R0

Des bolides approchant de la Terre doivent avoir une vitesse voisine de
celle-ci. L'indication numérique fournie dans la partie I.B sur la vitesse des
astéroïdes (de l'ordre de 30 km.s-1 ) permet de confirmer au moins l'ordre de
grandeur du résultat précédent.
On peut déduire que la vitesse est uniforme en utilisant indépendamment
l'une ou l'autre des équations du système (A), mais seule la première permet
de calculer son expression.