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On a vu dans le cours sur le champ électrostatique que celui-ci subissait une discontinuité au passage d'une surface chargée électriquement. Le champ magnétique adopte le même comportement à la traversée d'une surface parcourue par un courant. Il est donc intéressant d'étudier le comportement du champ électromagnétique à la traversée des surfaces et de disposer de relations exactes pour traiter les problèmes.
fin de la boite de navigation du chapitre
En raison de limitations techniques, la typographie souhaitable du titre, «
Ondes électromagnétiques : Équations de passage Ondes électromagnétiques/Équations de passage », n'a pu être restituée correctement ci-dessus.
Modélisation de la surface entre deux milieux
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Modèle de l'interface
On assimile la surface entre les deux milieux 1 et 2 étudiés à une couche d'épaisseur a très petite. Cette surface est le siège d'une densité volumique de charge ρ et d'un courant volumique
j
→
{\displaystyle {\vec {j}}}
.
Au voisinage du point O de la surface étudiée, on fera l'approximation que la surface est plane. On définit un axe
u
→
z
{\displaystyle {\vec {u}}_{z}}
orthogonal à ce plan. La couche sera localisée entre les cotes
z
=
−
a
2
{\displaystyle z=-{\frac {a}{2}}}
et
z
=
a
2
{\displaystyle z={\frac {a}{2}}}
.
Le milieu 1 sera le milieu situé dans le demi-espace
z
≤
0
{\displaystyle z\leq 0}
et le milieu 2 sera le milieu situé dans le demi-espace
z
≥
0
{\displaystyle z\geq 0}
.
σ
=
∫
−
a
2
a
2
ρ
d
z
{\displaystyle \sigma =\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}\rho \,{\rm {d}}z}
j
→
S
=
∫
−
a
2
a
2
j
→
d
z
{\displaystyle {\vec {j}}_{S}=\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\vec {j}}\,{\rm {d}}z}
À la traversée d'une telle couche, en se déplaçant dans la direction Oz , on rencontre des sources très intenses qui ont pour cause, dans cette direction, des variations très importantes du champ. En effet, en pratique, a est de l’ordre de
10
−
9
m
{\displaystyle 10^{-9}\,{\rm {m}}}
donc toute densité surfacique de charge ou de courant, même modeste, entraîne une distribution volumique de charge ou de courant très grande.
Ainsi, les intégrales
∫
−
a
2
a
2
∂
E
i
∂
z
d
z
=
E
i
,
2
−
E
i
,
1
{\displaystyle \int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{i}}{\partial z}}\,{\rm {d}}z=E_{i,2}-E_{i,1}}
et
∫
−
a
2
a
2
∂
B
i
∂
z
d
z
=
B
i
,
2
−
B
i
,
1
{\displaystyle \int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{i}}{\partial z}}\,{\rm {d}}z=B_{i,2}-B_{i,1}}
(
i
∈
{
x
,
y
,
z
}
{\displaystyle i\in \{x,y,z\}}
) pourront avoir une valeur non nulle même pour a très petit.
En revanche, les dérivées par rapport à x , y ou t ne sont pas ainsi influencées par la géométrie du système. On pourra donc faire les approximations :
∫
−
a
2
a
2
∂
E
i
∂
x
d
z
≈
0
;
∫
−
a
2
a
2
∂
E
i
∂
y
d
z
≈
0
;
∫
−
a
2
a
2
∂
E
i
∂
t
d
z
≈
0
{\displaystyle \int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{i}}{\partial x}}\,{\rm {d}}z\approx 0~;~\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{i}}{\partial y}}\,{\rm {d}}z\approx 0~;~\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{i}}{\partial t}}\,{\rm {d}}z\approx 0}
∫
−
a
2
a
2
∂
B
i
∂
x
d
z
≈
0
;
∫
−
a
2
a
2
∂
B
i
∂
y
d
z
≈
0
;
∫
−
a
2
a
2
∂
B
i
∂
t
d
z
≈
0
{\displaystyle \int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{i}}{\partial x}}\,{\rm {d}}z\approx 0~;~\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{i}}{\partial y}}\,{\rm {d}}z\approx 0~;~\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{i}}{\partial t}}\,{\rm {d}}z\approx 0}
On suppose pour ce calcul être à la frontière de deux milieux ayant même permittivité diélectrique ε0 et même perméabilité magnétique µ0 .
d
i
v
(
B
→
)
=
0
⇒
∂
B
x
∂
x
+
∂
B
y
∂
y
+
∂
B
z
∂
z
=
0
⇒
∫
−
a
2
a
2
∂
B
x
∂
x
d
z
+
∫
−
a
2
a
2
∂
B
y
∂
y
d
z
+
∫
−
a
2
a
2
∂
B
z
∂
z
d
z
=
0
⇒
B
z
2
−
B
z
1
=
0
{\displaystyle {\begin{aligned}{\rm {div}}({\vec {B}})=0&\Rightarrow {\frac {\partial B_{x}}{\partial x}}+{\frac {\partial B_{y}}{\partial y}}+{\frac {\partial B_{z}}{\partial z}}=0\\&\Rightarrow \int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{x}}{\partial x}}\,{\rm {d}}z+\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{y}}{\partial y}}\,{\rm {d}}z+\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{z}}{\partial z}}\,{\rm {d}}z=0\\&\Rightarrow B_{z2}-B_{z1}=0\end{aligned}}}
d
i
v
(
E
→
)
=
ρ
ϵ
0
⇒
∂
E
x
∂
x
+
∂
E
y
∂
y
+
∂
E
z
∂
z
=
ρ
ϵ
0
⇒
∫
−
a
2
a
2
∂
E
x
∂
x
d
z
+
∫
−
a
2
a
2
∂
E
y
∂
y
d
z
+
∫
−
a
2
a
2
∂
E
z
∂
z
d
z
=
σ
ϵ
0
⇒
E
z
2
−
E
z
1
=
σ
ϵ
0
{\displaystyle {\begin{aligned}{\rm {div}}({\vec {E}})={\frac {\rho }{\epsilon _{0}}}&\Rightarrow {\frac {\partial E_{x}}{\partial x}}+{\frac {\partial E_{y}}{\partial y}}+{\frac {\partial E_{z}}{\partial z}}={\frac {\rho }{\epsilon _{0}}}\\&\Rightarrow \int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{x}}{\partial x}}\,{\rm {d}}z+\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{y}}{\partial y}}\,{\rm {d}}z+\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{z}}{\partial z}}\,{\rm {d}}z={\frac {\sigma }{\epsilon _{0}}}\\&\Rightarrow E_{z2}-E_{z1}={\frac {\sigma }{\epsilon _{0}}}\end{aligned}}}
r
o
t
→
(
E
→
)
=
−
∂
B
→
∂
t
⇒
{
∂
E
z
∂
y
−
∂
E
y
∂
z
=
−
∂
B
x
∂
t
∂
E
x
∂
z
−
∂
E
z
∂
x
=
−
∂
B
y
∂
t
∂
E
y
∂
x
−
∂
E
x
∂
y
=
−
∂
B
z
∂
t
⇒
{
∫
−
a
2
a
2
∂
E
z
∂
y
d
z
−
∫
−
a
2
a
2
∂
E
y
∂
z
d
z
=
−
∫
−
a
2
a
2
∂
B
x
∂
t
d
z
∫
−
a
2
a
2
∂
E
x
∂
z
d
z
−
∫
−
a
2
a
2
∂
E
z
∂
x
d
z
=
−
∫
−
a
2
a
2
∂
B
y
∂
t
d
z
⇒
{
−
(
E
y
2
−
E
y
1
)
=
0
E
x
2
−
E
x
1
=
0
{\displaystyle {\begin{aligned}{\overrightarrow {\rm {rot}}}({\vec {E}})=-{\frac {\partial {\vec {B}}}{\partial t}}&\Rightarrow {\begin{cases}\displaystyle {{\frac {\partial E_{z}}{\partial y}}-{\frac {\partial E_{y}}{\partial z}}=-{\frac {\partial B_{x}}{\partial t}}}\\\displaystyle {{\frac {\partial E_{x}}{\partial z}}-{\frac {\partial E_{z}}{\partial x}}=-{\frac {\partial B_{y}}{\partial t}}}\\\displaystyle {{\frac {\partial E_{y}}{\partial x}}-{\frac {\partial E_{x}}{\partial y}}=-{\frac {\partial B_{z}}{\partial t}}}\\\end{cases}}\\&\Rightarrow {\begin{cases}\displaystyle {\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{z}}{\partial y}}\,{\rm {d}}z-\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{y}}{\partial z}}\,{\rm {d}}z=-\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{x}}{\partial t}}\,{\rm {d}}z}\\\displaystyle {\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{x}}{\partial z}}\,{\rm {d}}z-\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{z}}{\partial x}}\,{\rm {d}}z=-\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{y}}{\partial t}}\,{\rm {d}}z}\\\end{cases}}\\&\Rightarrow {\begin{cases}-(E_{y2}-E_{y1})=0\\E_{x2}-E_{x1}=0\\\end{cases}}\\\end{aligned}}}
r
o
t
→
(
B
→
)
=
μ
0
j
→
+
ϵ
0
μ
0
∂
E
→
∂
t
⇒
{
∂
B
z
∂
y
−
∂
B
y
∂
z
=
μ
0
j
x
+
ϵ
0
μ
0
∂
E
x
∂
t
∂
B
x
∂
z
−
∂
B
z
∂
x
=
μ
0
j
y
+
ϵ
0
μ
0
∂
E
y
∂
t
∂
B
y
∂
x
−
∂
B
x
∂
y
=
μ
0
j
z
+
ϵ
0
μ
0
∂
E
z
∂
t
⇒
{
∫
−
a
2
a
2
∂
B
z
∂
y
d
z
−
∫
−
a
2
a
2
∂
B
y
∂
z
d
z
=
μ
0
∫
−
a
2
a
2
j
x
d
z
+
ϵ
0
μ
0
∫
−
a
2
a
2
∂
E
x
∂
t
d
z
∫
−
a
2
a
2
∂
B
x
∂
z
d
z
−
∫
−
a
2
a
2
∂
B
z
∂
x
d
z
=
μ
0
∫
−
a
2
a
2
j
y
d
z
+
ϵ
0
μ
0
∫
−
a
2
a
2
∂
E
y
∂
t
d
z
∫
−
a
2
a
2
∂
B
y
∂
x
d
z
−
∫
−
a
2
a
2
∂
B
x
∂
y
d
z
=
μ
0
∫
−
a
2
a
2
j
z
d
z
+
ϵ
0
μ
0
∫
−
a
2
a
2
∂
E
z
∂
t
d
z
⇒
{
−
(
B
y
2
−
B
y
1
)
=
μ
0
j
s
x
B
x
2
−
B
x
1
=
μ
0
j
s
y
j
s
z
=
0
{\displaystyle {\begin{aligned}{\overrightarrow {\rm {rot}}}({\vec {B}})=\mu _{0}{\vec {j}}+\epsilon _{0}\mu _{0}{\frac {\partial {\vec {E}}}{\partial t}}&\Rightarrow {\begin{cases}\displaystyle {{\frac {\partial B_{z}}{\partial y}}-{\frac {\partial B_{y}}{\partial z}}=\mu _{0}j_{x}+\epsilon _{0}\mu _{0}{\frac {\partial E_{x}}{\partial t}}}\\\displaystyle {{\frac {\partial B_{x}}{\partial z}}-{\frac {\partial B_{z}}{\partial x}}=\mu _{0}j_{y}+\epsilon _{0}\mu _{0}{\frac {\partial E_{y}}{\partial t}}}\\\displaystyle {{\frac {\partial B_{y}}{\partial x}}-{\frac {\partial B_{x}}{\partial y}}=\mu _{0}j_{z}+\epsilon _{0}\mu _{0}{\frac {\partial E_{z}}{\partial t}}}\\\end{cases}}\\&\Rightarrow {\begin{cases}\displaystyle {\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{z}}{\partial y}}\,{\rm {d}}z-\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{y}}{\partial z}}\,{\rm {d}}z=\mu _{0}\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}j_{x}\,{\rm {d}}z+\epsilon _{0}\mu _{0}\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{x}}{\partial t}}\,{\rm {d}}z}\\\displaystyle {\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{x}}{\partial z}}\,{\rm {d}}z-\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{z}}{\partial x}}\,{\rm {d}}z=\mu _{0}\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}j_{y}\,{\rm {d}}z+\epsilon _{0}\mu _{0}\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{y}}{\partial t}}\,{\rm {d}}z}\\\displaystyle {\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{y}}{\partial x}}\,{\rm {d}}z-\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial B_{x}}{\partial y}}\,{\rm {d}}z=\mu _{0}\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}j_{z}\,{\rm {d}}z+\epsilon _{0}\mu _{0}\int _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}{\frac {\partial E_{z}}{\partial t}}\,{\rm {d}}z}\\\end{cases}}\\&\Rightarrow {\begin{cases}-(B_{y2}-B_{y1})=\mu _{0}j_{sx}\\B_{x2}-B_{x1}=\mu _{0}j_{sy}\\j_{sz}=0\end{cases}}\\\end{aligned}}}
Début d’un théorème
Fin du théorème
Début d’un théorème
Relations de passage vectorielles
Vectoriellement, on obtient :
B
→
2
−
B
→
1
=
μ
0
j
→
s
∧
n
→
12
{\displaystyle {\vec {B}}_{2}-{\vec {B}}_{1}=\mu _{0}{\vec {j}}_{s}\wedge {\vec {n}}_{12}}
E
→
2
−
E
→
1
=
σ
ϵ
0
n
→
12
{\displaystyle {\vec {E}}_{2}-{\vec {E}}_{1}={\frac {\sigma }{\epsilon _{0}}}{\vec {n}}_{12}}
Fin du théorème
On a également montré que la densité surfacique de courant
j
→
S
{\displaystyle {\vec {j}}_{S}}
n'a pas de composante suivant la direction orthogonale à la surface.
Début d’un théorème
Relations de passage à partir des relations de Maxwell
Fin du théorème