Mode normal

mode de vibration
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Pour un système oscillatoire à plusieurs degrés de liberté, un mode normal ou mode propre d'oscillation est une forme spatiale selon laquelle un système excitable (micro ou macroscopique) peut osciller après avoir été perturbé au voisinage de son état d'équilibre[R 1] ; une fréquence naturelle de vibration est alors associée à cette forme. Tout objet physique, comme une corde vibrante, un pont, un bâtiment ou encore une molécule possède un certain nombre, parfois infini, de modes normaux de vibration qui dépendent de sa structure, de ses constituants ainsi que des conditions aux limites qui lui sont imposées. Le nombre de modes normaux est égal à celui des degrés de liberté du système.

Visualisation d'un mode normal de vibration d'une peau de tambour, constitué d'une membrane circulaire souple attachée rigidement sur la totalité de ses bords. Voir d'autres modes.

Le mouvement le plus général d'un système est une superposition de modes normaux. Le terme « normal » indique que chacun de ces modes peut vibrer indépendamment des autres, c'est-à-dire que l'excitation du système dans un mode donné ne provoquera pas l'excitation des autres modes[N 1]. En d'autres termes, la décomposition en modes normaux de vibration permet de considérer le système comme un ensemble d'oscillateurs harmoniques indépendants dans l'étude de son mouvement au voisinage de sa position d'équilibre.

Si le système est soumis à une excitation externe, il peut entrer en résonance avec chacune des fréquences propres associées aux différents modes normaux. Cette considération est cruciale en génie civil, par exemple, où il est important de déterminer ces fréquences propres afin de s'assurer que, dans les conditions normales d'utilisation, une structure ne sera pas soumise à des excitations dans leurs domaines fréquentiels. Faute de cette précaution, une résonance de la construction pourrait mener à sa dégradation voire à sa destruction.

Au-delà de la théorie des oscillations mécaniques ou électriques, le concept de mode normal possède une importance fondamentale. Il a servi de paradigme pour développer les concepts d'état propre en mécanique quantique, ou encore celui de photon dans le cadre de la quantification du champ électromagnétique, laquelle peut être effectuée en décomposant le champ classique en « modes normaux » qui sont ensuite quantifiés[R 2].

Mise en évidence des modes normaux : oscillateurs mécaniques couplés modifier

La notion de mode normal peut être mise en évidence dans un cas concret, celui de deux oscillateurs harmoniques couplés, en considérant deux systèmes masse-ressort, de mêmes masses  . Celles-ci sont reliées chacune à un support rigide par des ressorts de mêmes raideurs notée  , et couplées par un autre ressort de raideur  . L'ensemble peut se déplacer horizontalement avec des frottements négligeables (cf. figure ci-dessous).

 

Aspects expérimentaux modifier

Expérimentalement, il est possible d'observer les éléments suivants :

  • si les masses sont mises en mouvement de façon quelconque, elles oscillent chacune avec un mouvement compliqué qui n'est pas purement sinusoïdal[N 2] ;
  • toutefois, si à l'instant initial les masses sont écartées par rapport à leur position d'équilibre de la même distance, et dans le même sens, puis relâchées sans vitesse, elles oscillent toutes deux de façon harmonique à la pulsation  , égale à celle d'un système masse-ressort "isolé" ;
  • si en revanche, elles sont écartées initialement de la même distance, mais dans des sens opposés, puis relâchées là encore sans vitesse, les deux masses oscillent de façon harmonique à une pulsation  , les mesures permettant de montrer la relation  .

Ainsi, l'expérience met en évidence dans ce cas simple deux types de mouvements harmoniques "purs", associés chacun à deux pulsations particulières, obtenus pour des conditions initiales précises: ceux-ci correspondent aux deux modes normaux, appelés aussi "modes propres", du système. Une analyse plus poussée des résultats expérimentaux permettrait de montrer que le mouvement obtenu pour des conditions initiales quelconques est une superposition des mouvements harmoniques correspondants aux deux modes normaux mis en évidence, affectées chacun d'amplitudes et de phases à l'origine différentes.

Équations du mouvement et mise en évidence des modes normaux modifier

Les déplacements par rapport à la position d'équilibre statique où tous les ressorts sont détendus, sont notés   et  . Le système est donc à deux degrés de liberté, et l'application de la relation fondamentale de la dynamique à chacune des deux masses permet d'obtenir les équations du mouvement :

 
 

Ces équations constituent un système d'équations différentielles linéaires (à coefficients constants) couplées : ceci traduit la dépendance du mouvement d'une des masses avec l'autre, causée par la présence du ressort de couplage central.

Il est cependant aisé de découpler le système en considérant respectivement la somme et la différence membre à membre de ces deux équations, ce qui revient à introduire de nouvelles coordonnées dites normales :

 ,
 ,

relations qui s'inversent aussitôt en :

 ,
 ,

En utilisant les variables normales   et   les équations du mouvement se réécrivent sous la forme d'un système d'équations différentielles découplées, décrivant l'évolution de deux oscillateurs harmoniques indépendants :

 
 ,

soit encore en introduisant les pulsations propres des deux modes normaux :   et   :

 
 .

La résolution de ces équations est immédiate, et il vient aussitôt :

 ,
 ,

  sont des constantes dépendant des conditions initiales imposées au système. Par suite, le mouvement le plus général est celui d'une superposition de deux oscillations harmoniques de pulsations   et   correspondant à celles des modes normaux de vibration du système :

 ,
 .

Interprétation physique des modes normaux modifier

Il est important de souligner que si les conditions initiales sont telles que le système oscille dans un mode normal donné, i.e. si   ou  , le système restera dans ce mode pendant la suite de l'évolution ultérieure. Ce résultat est bien entendu lié au fait que les équations du mouvement correspondant aux coordonnées normales correspondent à des oscillateurs harmoniques indépendants.

Il est facile de vérifier qu'il est possible de faire osciller chacune des masses dans le premier mode normal  , de pulsation   en déplaçant initialement chacune des masses de la même distance et dans le même sens, puis en les relâchant sans vitesse, ce qui correspond aux conditions initiales   et  . Dans ce cas il vient   et  , et le système oscille donc dans ce mode propre à la pulsation propre   qui correspond en fait à celle de chacun des systèmes masse-ressort découplés. Physiquement l'oscillation dans un tel mode correspond à un déplacement simultané, en phase, des deux masses, sans déformation du ressort de couplage: ceci est en réalité la conséquence du fait que   décrit le déplacement du centre d'inertie du système. Ce mode propre est souvent qualifié de symétrique en raison de ses caractéristiques.

L'oscillation des masses selon le second mode normal est obtenue en écartant chacune des deux masses dans des sens opposés et de la même distance absolue, puis en les relâchant sans vitesse, soit pour des conditions initiales   et  . Dans ce cas il vient   et  . Les deux masses oscillent en opposition de phase à la pulsation propre  , avec la même amplitude : par suite le centre d'inertie du système est fixe lorsqu'il y a oscillation dans un tel mode, qualifié souvent d'antisymétrique en raison de ses propriétés.

Méthode matricielle modifier

La mise en évidence des modes normaux peut également se faire en utilisant une méthode matricielle. Les équations du mouvement précédentes peuvent se mettre sous la forme :

 ,

Le principe est alors de rechercher des solutions harmoniques de pulsation   à cette équation différentielle matricielle, en posant  , où   est un vecteur constant contenant les amplitudes des oscillations, et  . Il est évident que   et l'équation matricielle se ramène alors à une équation aux valeurs propres :

 ,

 

est la "matrice des raideurs" dont   est vecteur propre correspondant à la valeur propre  [N 3]. Par suite   sera solution de l'équation :

 

avec   matrice 2x2 unité. Les valeurs obtenues pour les pulsations des modes propres sont évidemment les mêmes que celles du paragraphe précédent. Les expressions des modes propres sont obtenues en considérant les vecteurs propres associés à chacune des valeurs propres.

Cette méthode présente l'avantage de pouvoir être généralisée, au moins en théorie, à un nombre quelconque de degrés de libertés et à des situations plus générales, avec des masses ou raideurs différentes, ou encore d'autre type d'oscillateurs couplés, par exemple électrique. Elle peut cependant résulter en des calculs assez lourds, nécessitant le recours à des méthodes de calcul numérique.

Généralisation à un système à plusieurs degrés de liberté modifier

Les notions précédentes peuvent se généraliser aux oscillations libres au voisinage d'une position d'équilibre stable d'un système comportant N degrés de libertés, correspondant aux coordonnées et vitesses généralisées[N 4] notées   et  , considéré comme conservatif, c'est-à-dire où les termes de dissipation d'énergie sont négligés, et sans interaction avec un champ extérieur. Le formalisme de la mécanique analytique, en l'occurrence le formalisme lagrangien, est le plus adapté pour procéder à une telle généralisation.

Expression du lagrangien au voisinage d'une position d'équilibre stable modifier

De façon générale le lagrangien d'un tel système est de la forme[R 3]

 ,

  correspond à l'énergie cinétique totale du système, qui s'écrit de façon générale :

 ,

les indices i et j allant de 1 à N, et les quantités   étant telles que  [N 5],[N 6],[N 7].

Si   correspond à une position d’équilibre stable du système, l'énergie potentielle   est minimale pour celle-ci, et il est possible de façon générale de développer   au voisinage de  , ce qui donne :

 ,

les coefficients  [N 8] étant symétriques ( ), et tels que la forme quadratique soit définie positive[N 9], en accord avec le fait que   correspond à un minimum de l'énergie potentielle[N 10]. Il est alors utile de prendre   pour origines de l'énergie potentielle et des coordonnées, en posant  , ce qui donne pour l'expression de l'énergie potentielle au voisinage de la position d'équilibre stable du système:

 .

Par ailleurs en posant   dans les coefficients   de l'expression de l'énergie cinétique, il vient l'expression approchée au même ordre de celle-ci :

 ,

 . Il est important de noter que ces coefficients n'ont pas nécessairement les dimensions d'une masse, pas plus que les   n'ont celles d'une raideur en général. Toutefois il est facile de vérifier que dans tous les cas les quantités   ont les dimension d'une pulsation.

Équations du mouvement - Équation caractéristique des modes propres modifier

Au voisinage d'une position d'équilibre stable le lagrangien d'un système conservatif à plusieurs degrés de liberté s'écrit alors :

 ,

et en tenant compte de la symétrie des constantes   et   les équations du mouvement de Lagrange correspondantes sont données par :

 ,  .

Il s'agit donc d'un système d'équations différentielles linéaires couplées, à coefficients constants : il est possible de rechercher des solutions sinusoïdales à ce système, en posant (en notation complexe)  , ce qui implique  , les amplitudes complexes   étant solution d'un système d'équations linéaires de la forme :

 ,  .

Un tel système n'a de solution non triviale (i.e. telle que  ) que si les pulsations   sont solutions de l'équation caractéristique :

 .

Les pulsations[N 11]   solution de cette équation sont celles des modes propres du système : en général ils sont au nombre de N, mais certaines pulsations peuvent être égales (dégénérescence de mode). Le système d'équations sur les amplitudes complexes   peut alors être résolu et de façon générale N variables normales  , combinaisons linéaires de   peuvent être introduites, découplant le système d'équations différentielles. Physiquement, pour de petites oscillations au voisinage d'une position d'équilibre stable d'un système conservatif à N degrés de liberté, le problème se ramène à une collection de N oscillateurs harmoniques indépendants correspondants aux différentes pulsations propres  .

Notes et références modifier

Notes modifier

  1. Du moins, en l'absence d'effets non linéaires, comme la présence d'anharmonicités, qui peuvent conduire à « mixer » les modes entre eux.
  2. Cf. pour des exemples le lien suivant : oscillateurs masse-ressort couplés.
  3. Ces valeurs propres sont réelles puisque   est une matrice symétrique à éléments réels.
  4. Il est important de noter que ces coordonnées ou vitesses généralisées n'ont pas nécessairement les dimensions d'une longueur ou d'une vitesse "ordinaire": elles peuvent par exemple correspondre à des angles ou des vitesses angulaires.
  5. Les dimensions de   dépendent de celles des  .
  6. Ainsi par exemple, pour le pendule double l'énergie cinétique est donnée par  ,

    ce qui correspond bien à la forme proposée, avec  ,  , et  . Dans ce cas les   ont les dimensions de moments d'inertie.
  7. Les   doivent être tels que la forme quadratique en   soit définie positive.
  8. Dont les dimensions dépendent de celles des  .
  9. C'est-à-dire que l'on a pas nécessairement   dans tous les cas, mais que pour tout   on a  .
  10. Les grandeurs   correspondent aux différents termes de la matrice hessienne des dérivées partielles secondes de  , ainsi  , le caractère symétrique de ces coefficients suppose donc que l'ordre de dérivation partielle n'importe pas, ce qui nécessite juste de supposer que ces dérivées secondes sont continues (cf. théorème de Schwarz), ce qui vérifié pour les potentiels physiques
  11. Il a déjà été remarqué que   a toujours les dimensions d'une pulsation.

Références modifier

  1. (en) Meirovitch, Elements of vibration analysis, 2e éd., Mac Graw Hill, 1986.
  2. Cohen-Tannoudji, Dupont-Roc, Grynberg, Photons et atomes - Introduction à l'électrodynamique quantique, EDP Sciences, 1987, (ISBN 978-2-86-883535-2).
  3. Cf. Lev Landau et Evgueni Lifchits, Physique théorique [détail des éditions], chapitre V.