Utilisateur:Jean-Michel Tanguy/SujetENTPE2023/B33

Cas n°1

On étudie le cas du canal monodimensionnel plat de longueur L.

On suppose une entrée par l’aval ( en $ x=0 $) d’une onde qui vérifie la condition de Dirichlet donc de fréquence unitaire $ \phi(x=0)=1 $ et une sortie libre en amont (en $ x=L $) qui vérifie la condition de Robin $ \phi_x(x=L)=ik\phi(x=L) $.

• Résolution analytique

Comme vu précédemment l’équation du modèle de Berkhoff en 1D devient alors:

$ \phi_{xx}+k^2\phi=0 $ équation différentielle du deuxième ordre.

On a alors pour solution: $ \phi(x)={K_1}e^{ikx}+{K_2}e^{-ikx} $ avec $ ({K_1},{K_2}) \in \mathbb{R^2} $

Avec les conditions aux limites imposées on obtient,

$ \phi(x=0)=K_1+K_2=1 \Rightarrow K_2= 1-K_1 $

$ \phi_x(x=L)=ik\phi(x=L) $ $ \Rightarrow {ik}({K_1}e^{ikL}-{K_2}e^{-ikL}) = {ik}({K_1}e^{ikx} + {K_2}e^{-ikx}) $

Donc $ K_2 =0 $ et $ K_1=1 $

On obtient alors une première solution, $ \phi(x)=e^{ikx} $ Le potentiel est la partie réelle donc $ \phi(x)=cos(kx) $

• Résolution par homotopie

La relation d'homotopie s'écrit en choisissant la dérivée seconde comme fonction auxiliaire linéaire et en partant d'une solution initiale nulle:

$ (1-p)\phi_{xx}+p(\phi_{xx}+k^2\phi)=0 $

En injectant la décomposition en série entière $ \phi(x,p)=\phi_0(x)+p\phi_1(x)+p^2\phi_2(x)+p^3\phi_3(x)+... $ et sa seconde dérivée:

$ \phi_{0,xx}(x)+p\phi_{1,xx}(x)+p^2\phi_{2,xx}(x)+p^3\phi_{3,xx}(x)+... $

Nous obtenons:

$ (1-p)(\phi_{0,xx}(x)+p\phi_{1,xx}(x)+p^2\phi_{2,xx}(x)+p^3\phi_{3,xx}(x)+...)+p[\phi_{0,xx}(x)+p\phi_{1,xx}(x)+p^2\phi_{2,xx}(x)+p^3\phi_{3,xx}(x)+...+k^2(\phi_0(x)+p\phi_0(x)+p^2\phi_2(x)+p^3\phi_3(x)+...)]=0 $

Il faut ensuite simplifier et écrire cette relation suivant les puissances de p croissantes. Cette relation étant valable quel que soit p, tous les coefficients devant les puissances de p sont donc nuls.

• • Ordre 0 :

$ \phi_{0,xx}=0 $ soit $ \phi_0=Ax+B $.

Introduisant les conditions limites suivantes: $ \phi_0^0=1 $ et $ \phi_{0,x}^L=ik\phi_{0}^L $, il vient :

$ B=0 $

$ A= ik(AL+1) \Rightarrow A = \dfrac{ik}{1-ik} $

Donc $ \phi_0=1+\dfrac{ik}{1-ikL}x $.

• • Ordre 1 :

$ \phi_{1,xx}-\phi_{0,xx}+\phi_{0,xx}+k^2\phi_0=0 $ soit $ \phi_{1}=-k^2\int\phi_0dxdx +Ax+B $.

Introduisant les conditions limites suivantes: $ \phi_1^0=0 $ et $ \phi_{1,x}^L=ik\phi_{1}^L $, il vient : $ \phi_1=- \dfrac{k^2L(k^2L^2+3ikL-3)} {3(1-ikL)^2}x-k^2\left (\dfrac{ik} {6(1-ikL)}x^3+\dfrac{1} {2}x^2 \right ) $

• • Ordre 2 :

$ p^2 \phi_{2xx}(x)-p^2\phi_{1xx} + p^2\phi_{1xx} +k^2p^2\phi_{1xx} = 0 $

d'où $ \phi_{2xx}(x)=-k^2\phi_{1xx} $

Alors $ \phi_{2}(x)= -k^2 \iint{\phi_1(x)dxdx} + Ax + B $

$ k=\dfrac{1} {100} $ (nombre d'onde en m^-1), $ H=40 $ (profondeur en m), $ c=\sqrt{gH} $ (célérité de l'onde en m/s), $ \lambda=\dfrac{2\pi}{k} $ (longueur d'onde en m), $ L=2\lambda $ (longueur du domaine en m).

Cas n°2

On étudie un canal monodimensionnel plat de longueur L avec entrée par l'aval d'une onde de fréquence unitaire et une condition de flux aval $ \phi_x=ik(2-\phi) $ et réflexion totale amont $ \phi_x=0 $ .

• Résolution analytique

On obtient la même équation du modèle de Berkhoff vue dans le cas n°1, $ \phi_{xx}+k^2\phi=0 $ $ \Rightarrow \phi(x)={K_1}e^{ikx}+{K_2}e^{-ikx} $ avec $ ({K_1},{K_2}) \in \mathbb{C^2} $

Seules les conditions aux limites changent,

$ \phi_x(x=0)=ikK_1 - ikK_2= ik(2-\phi(x=0)) \Rightarrow K_1-K_2= 2-K_1-K_2 \Rightarrow 2K_1=2 \Rightarrow K_1 =1 $

$ \phi_x(x=L)=0 \Rightarrow {ik}({K_1}e^{ikL}-{K_2}e^{-ikL}) = 0 \Rightarrow e^{ikL} - K_2e^{-ikL} =0 \Rightarrow K_2= e^{i2kL} $

d'où $ \phi(x) = e^{ikx} + e^{ik(2L-x)} $

Le potentiel est la partie réelle $ \phi(x)= cos(kx)+ cos(k(2L-x)) $

• Résolution par homotopie