E3A Physique et Chimie PSI 2013 -- Corrigé
Ce corrigé est proposé par Étienne Thibierge (ENS Lyon) et Tiphaine Weber
(Enseignant-chercheur à l'université) ; il a été relu par Jérôme Lambert
(Enseignantchercheur à l'université), Christelle Serba (ENS Lyon), Vincent
Freulon (ENS Ulm)
et Laure-Lise Chapellet (ENS Lyon).
Ce problème propose d'étudier les glaciers sous plusieurs aspects : leur
dynamique,
les méthodes modernes utilisées par les glaciologues pour leur suivi, et la
structure
microscopique de la glace. Il se compose de trois parties, deux portant sur la
physique
et une sur la chimie.
· La partie I modélise la dynamique des glaciers en les considérant comme des
fluides newtoniens de très grande viscosité cinématique. L'objectif est
d'obtenir
la valeur de cette viscosité à partir de relevés expérimentaux de leur avancée
annuelle. On commence par dégager certaines caractéristiques des écoulements
de fluides très visqueux le long d'un plan incliné infini, avant de passer à un
modèle plus réaliste dans lequel l'écoulement est limité à un canal de largeur
finie. Les questions sont classiques, de difficulté progressive et habituelle à
ce
niveau.
· On s'intéresse ensuite dans la partie II au projet megator de suivi
satellitaire
d'un glacier alpin par interférométrie d'ondes radar. On commence par retrouver
des résultats sur l'expérience des trous d'Young en lumière visible, puis on
présente le dispositif satellitaire et on explique comment une telle technique
permet de reconstruire une image tridimensionnelle du glacier. Le début est
proche du cours et le saut en difficulté est brutal lorsque l'on aborde la
souspartie D, qui demande une compréhension fine d'un dispositif inhabituel et
qui
peut être qualifiée de difficile.
· La troisième partie de ce problème s'intéresse à l'étude chimique de l'eau.
Elle
aborde sa structure, à l'aide de questions d'atomistique, puis la formation de
la
glace d'un point de vue thermodynamique et enfin cristallographique. Les
questions sur le moment dipolaire de la liaison O-H, la structure
cristallographique
de la glace diamant et l'utilisation en thermodynamique du diagramme de
Clapeyron sont classiques.
L'ensemble permet d'évaluer sa connaissance et sa compréhension du cours ;
quelques questions plus ouvertes nécessitent une certaine culture scientifique.
Pour avancer rapidement, il était utile de connaître les principaux résultats
classiques.
Indications
Première partie
A.5. Penser à une invariance par translation de l'écoulement.
A.7. Pour un fluide newtonien, la contrainte de cisaillement, qui est une
contrainte
dvx
tangentielle, est proportionnelle au taux de cisaillement
.
dz
A.10. On peut calculer le débit volumique en imaginant que le champ des vitesses
de l'écoulement est uniforme, égal à la vitesse moyenne en tout point.
A.11. On peut comparer l'énergie cinétique d'un volume de fluide au travail de
la
force visqueuse.
dv
v
B.3. L'énoncé est imprécis. Il faut lire
au lieu de
.
z
dz
B.6. La vitesse moyenne mesurée est celle du point le plus rapide du glacier .
. . qui
ne se déplace pas à v0 .
Deuxième partie
C.2. Le rapport z/D est un infiniment petit d'ordre 1.
D.5. Analyser soigneusement la définition de R en termes de chemins optiques
pour
pouvoir dégager des analogies avec les trous d'Young. R s'interprète plutôt
comme une différence de différences de marche entre un point Q et un point
de référence P que comme une simple différence de marche entre deux chemins
optiques.
D.7. Il peut être utile de remarquer que R1 = R(z = Cte ).
D.9. Les photographies représentent les interférences obtenues dans un plan (x,
y).
La direction horizontale est x, la direction verticale est y. L'axe z sort de la
feuille.
Troisième partie
E.3 Projeter les moments dipolaires des liaisons sur le moment dipolaire total.
E.4 Calculer le moment dipolaire d'une liaison purement ionique.
F.1 Utiliser un calcul de variance.
F.3 À l'équilibre de changement de phase, la relation suivante est vérifiée :
g (liq) = g (s)
F.6 Attention, une mole de sel se dissocie en deux moles d'ions en se
dissolvant.
G.3 Le centre d'un tétraèdre régulier se situe aux trois quarts de sa hauteur.
G.7 L'utilisation d'un dessin projeté rend beaucoup plus facile le décompte des
atomes d'oxygène.
G.8 L'agencement local des molécules d'eau est encore tétraédrique. Le contact
entre deux molécules se fait donc le long de la grande diagonale.
I. Écoulement d'un glacier
A.
Étude préliminaire (écoulement d'une couche de miel)
A.1 Le moteur de l'écoulement est la pesanteur, et dans le repère choisi -
g n'a pas
-
de composante selon ey . Le système étant en outre invariant par translation le
long
de l'axe Oy, on en déduit que -
v (M) est inclus dans le plan (M, -
ex , -
ez ).
Par ailleurs, l'épaisseur de fluide est supposée uniforme (indépendante de x et
de y) et constante (indépendante du temps). Il ne peut donc pas y avoir
d'écoulement
dans la direction z, ce qui permet de dire que -
v (M) est inclus dans le plan (M, -
ex , -
ey ).
-
-
On trouve donc que v (M) est orienté parallèlement à ex . Enfin, l'écoulement se
fait dans le sens des x croissants : le fluide ne peut pas remonter la pente
spontanément. Les lignes de courant étant tangentes au vecteur vitesse en tout
point, on en
déduit que
Les lignes de courant sont les droites parallèles
à l'axe des x et orientées vers les x positifs.
A.2 À la question précédente, on a montré que
-
v (M) = v(x, y, z) -
ex
Montrons maintenant que v ne dépend ni de x ni de y. Utilisons d'abord
l'équation
de conservation de la masse, qui s'écrit pour un écoulement incompressible
vx
vy
vz
-
div
v =
+
+
=0
x
y
z
Dans le cas présent, cette équation se simplifie en
v
=0
x
ce qui indique que v ne dépend pas de x. En outre, en supposant le fluide
infini le
long de la direction y, le problème est invariant par translation dans cette
direction.
On en déduit que v ne dépend pas non plus de y. Ainsi, il reste seulement
-
v (M) = v(z) -
ex
A.3 Écrivons l'équation de Navier-Stokes en explicitant la dérivée particulaire,
"
#
-- -
--
-
v
-
+ ( v · grad ) v = - grad P + -
g + -
v
t
Cette équation se simplifie beaucoup dans le cas présent :
· L'écoulement étant stationnaire, la dérivée temporelle est nulle.
· Le terme d'accélération convective est nul également. En effet,
-- -
-
-
( v · grad ) v = vx
v(z) -
ex = 0
x
· Le champ des vitesses ne dépendant que de z, son laplacien peut s'écrire comme
une dérivée droite.
Finalement, l'équation de Navier-Stokes se simplifie en
--
-
d2 -
v
-
0 = - grad P +
g +
dz 2
-
A.4 L'accélération de la pesanteur
g se projette sous la forme
-
g = g sin -
ex - g cos -
ez
On peut s'assurer que les signes et les fonctions trigonométriques sont les
bons en regardant les cas limites = 0 et = /2.
La forme du champ des vitesses trouvée à la question A.2 et l'équation obtenue
à la
--
question A.3 permettent d'exprimer les composantes de grad P comme
P
d2 v
=
g
sin
+
x
dz 2
P
=0
y
P = -g cos
z
A.5 La pression dépend a priori des trois variables d'espace : P = P(x, y, z).
Néanmoins, la nullité de sa dérivée partielle par rapport à y indique que le
champ de
pression n'en dépend pas. Par ailleurs, la continuité de la pression en z = h
impose
que pour tout x, P(x, h) = Patm . Par ailleurs,
P
= -g cos
z
P(x, z) = -g cos z + P1 (x)
donc
où P1 (x) est une fonction à déterminer. Or à l'interface avec l'air la
pression dans le
fluide est égale à la pression atmosphérique Patm pour toute valeur de x. Ainsi,
P(x, h) = Patm = - g cos h + P1 (x)
On en déduit
P1 (x) = Patm + g cos h
Ainsi le champ de pression dans l'écoulement ne dépend que de z, et
P(z) = Patm + g cos (h - z)
Remarquons que ce résultat n'est autre que la loi de l'hydrostatique formulée
dans le repère tourné de l'angle . Trois caractéristiques de l'écoulement se
combinent pour donner ce résultat :
· il est stationnaire ;
· aucune différence de pression n'est imposée ;
· sa géométrie impose la nullité du terme d'accélération convective, qui
pourrait ajouter une composante dynamique à la pression.
