Chute libre

Champ gravitationnel uniforme sans résistance de l’airModification

C’est le cas « classique » du mouvement vertical d’un objet tombant d’une petite distance près de la surface d’une planète. C’est une bonne approximation dans l’air tant que la force de gravité sur l’objet est beaucoup plus grande que la force de résistance de l’air, ou de manière équivalente la vitesse de l’objet est toujours beaucoup plus faible que la vitesse terminale (voir ci-dessous).

v ( t ) = v 0 + g t {\displaystyle v(t)=v_{0}+gt\,} y ( t ) = v 0 t + y 0 + 1 2 g t 2 {\displaystyle y(t)=v_{0}t+y_{0}+{\frac {1}{2}}gt^{2}}

où

v 0 {\displaystyle v_{0}\,} est la vitesse initiale (m/s). v ( t ) {\displaystyle v(t)\,} est la vitesse verticale par rapport au temps (m/s). y 0 {\displaystyle y_{0}\,} est l’altitude initiale (m). y ( t ) {\displaystyle y(t)\,} est l’altitude par rapport au temps (m). t {\displaystyle t\,} est le temps écoulé (s). g {\displaystyle g\,} est l’accélération due à la gravité (9,81 m/s2 près de la surface de la terre).

Champ gravitationnel uniforme avec résistance de l’airEdit

Ce cas, qui s’applique aux parachutistes, aux parachutistes ou à tout corps de masse, m {\displaystyle m} , et de section transversale, A {\displaystyle A} avec un nombre de Reynolds bien supérieur au nombre de Reynolds critique, de sorte que la résistance de l’air est proportionnelle au carré de la vitesse de chute, v {\displaystyle v} , a une équation de mouvement

m d v d t = m g – 1 2 ρ C D A v 2 , {\displaystyle m{\frac {\mathrm {d} v}{\mathrm {d} t}}=mg-{\frac {1}{2}}\rho C_{\mathrm {D} }Av^{2}\,,}

où ρ {\displaystyle \rho } est la densité de l’air et C D {\displaystyle C_{\mathrm {D} }} est le coefficient de traînée, supposé constant bien qu’en général il dépende du nombre de Reynolds.

En supposant que l’objet tombe du repos et que la densité de l’air ne change pas avec l’altitude, la solution est :

v ( t ) = v ∞ tanh ( g t v ∞ ) , {\displaystyle v(t)=v_{\infty }\tanh \left({\frac {gt}{v_{\infty }}\right),}

où la vitesse terminale est donnée par

v ∞ = 2 m g ρ C D A . {\displaystyle v_{\infty }={\sqrt {\frac {2mg}{\rho C_{D}A}}}}\,.}

La vitesse de l’objet en fonction du temps peut être intégrée sur le temps pour trouver la position verticale en fonction du temps :

y = y 0 – v ∞ 2 g ln cosh ( g t v ∞ ) . {\displaystyle y=y_{0}-{\frac {v_{\infty }^{2}}{g}}\ln \cosh \left({\frac {gt}{v_{\infty }}\right).}

En utilisant le chiffre de 56 m/s pour la vitesse terminale d’un humain, on constate qu’au bout de 10 secondes, il aura chuté de 348 mètres et atteint 94% de la vitesse terminale, et au bout de 12 secondes, il aura chuté de 455 mètres et aura atteint 97% de la vitesse terminale. Cependant, lorsque la densité de l’air ne peut être considérée comme constante, comme c’est le cas pour les objets tombant de haute altitude, l’équation du mouvement devient beaucoup plus difficile à résoudre analytiquement et une simulation numérique du mouvement est généralement nécessaire. La figure montre les forces agissant sur les météoroïdes tombant à travers la haute atmosphère terrestre. Les sauts HALO, notamment les sauts records de Joe Kittinger et de Felix Baumgartner, appartiennent également à cette catégorie.

La loi inverse du carré du champ gravitationnelEdit

On peut dire que deux objets dans l’espace en orbite l’un autour de l’autre en l’absence d’autres forces sont en chute libre l’un autour de l’autre, par exemple que la Lune ou un satellite artificiel  » tombe autour  » de la Terre, ou qu’une planète  » tombe autour  » du Soleil. L’hypothèse d’objets sphériques signifie que l’équation du mouvement est régie par la loi de la gravitation universelle de Newton, les solutions au problème gravitationnel à deux corps étant des orbites elliptiques obéissant aux lois du mouvement planétaire de Kepler. Ce lien entre les objets tombant près de la Terre et les objets en orbite est parfaitement illustré par l’expérience de pensée, le boulet de Newton.

Le mouvement de deux objets se déplaçant radialement l’un vers l’autre sans moment angulaire peut être considéré comme un cas particulier d’une orbite elliptique d’excentricité e = 1 (trajectoire elliptique radiale). Cela permet de calculer le temps de chute libre de deux objets ponctuels sur une trajectoire radiale. La solution de cette équation de mouvement donne le temps en fonction de la séparation:

t ( y ) = y 0 3 2 μ ( y y 0 ( 1 – y y 0 ) + arccos y y 0 ) , {\displaystyle t(y)={\sqrt {\frac {{y_{0}}^{3}}{2\mu }}\left({\sqrt {{frac {y}{y_{0}}\left(1-{\frac {y}{y_{0}}\right)}}+\arccos {\sqrt {\frac {y}{y_{0}}}}\right),}

où

t {\displaystyle t} est le temps après le début de la chute y {\displaystyle y} est la distance entre les centres des corps y 0 {\displaystyle y_{0}} est la valeur initiale de y {\displaystyle y} μ = G ( m 1 + m 2 ) {\displaystyle \mu =G(m_{1}+m_{2})} est le paramètre gravitationnel standard.

En substituant y = 0 {\displaystyle y=0} on obtient le temps de chute libre.

La séparation en fonction du temps est donnée par l’inverse de l’équation. L’inverse est représenté exactement par la série de puissance analytique:

y ( t ) = ∑ n = 1 ∞ ) ] . {\displaystyle y(t)=\sum _{n=1}^{\infty }\left\right)\right].}

En évaluant ceci, on obtient :