Moments aérodynamiques

matériel ................................................... 18 Puissance et énergie en référentiel galiléen ....................... 28 Oscillateurs ....................................................................................... 40 Théorème du moment cinétique ............................................. 59 Forces centrales conservatives – Interaction newtonienne ............................................................ 69 Mécanique en référentiel non galiléen ............................

gyroscope autour de son axe d : distance entre le centre de gravité du disque et le point de contact de son axe avec le sol I : moment d'inertie du gyroscope autour de son axe Ip : moment d'inertie du gyroscope autour de l'axe vertical de précession L : vecteur moment cinétique du gyroscope L0 : vecteur moment cinétique du gyroscope autour de son axe L0 = Iω0 Lp : vecteur moment cinétique du gyroscope autour de la verticale ( précession )d : distance du centre de gravité du gyroscope au point de contact

Mouvement relatif OBJECTIF Utiliser un logiciel informatique pour tudier le mouvement relatif dun objet 1 . LE CYCLISTE ET LA BALLE. Un cycliste se dplace vitesse constante. Au moment o il passe par la position 1, il laisse tomber une balle de tennis. Position 1 Position 2 Instant o le cycliste lche la balle Instant o la balle touche le sol. Complter le schma en reprsentant la balle lendroit o, selon vous, elle a touch le sol. Tracer la trajectoire que, selon vous, la balle a dcrit au cours

MECANIQUE THEORIQUE :(RDM) SOMMAIRE Présentation du module : A – Connaître les notions de la statique Résumé de théorie Les forces I.1. Définition…………………………………………… I.2. Caractéristiques d’une force…………………………. I.3. Unité d’une force……………………………………. Les moments d’une force par rapport à un point. II.1. Définition………………………….………………… II.2. Unité………………………………………………….. II.3. Signe…………………………………………………. II.4. Théorème de VARIGNON III. Les diverses sollicitations III.1. Les charges de les surcharges……………………….. III

l'ATR (sans élévation) et terminer la rotation arrière à la réception. Élaboration du flip arrière : je suis sur les pieds et je dois arriver sur les mains : générer un déséquilibre arrière par une poussée en avant du CG + transfert du moment cinétique (lancer des bras) et blocage des bras (ouverture bras tronc) je suis sur les mains et je dois retourner sur mes pied : action réaction sur le sol , poussée excentrée (pour créer un mvt de rotation) = blocage d'un mvt de translation

 à  des  variations  de  moment  angulaire  différentes.   -­‐  Le  groupe  de  transition  π  est  associé  à  un  Δmj  égale  à  zéro.  Les  raies    de  π  sont   alors  polarisées  rectilignement  et  parallèlement  à  la  direction  du  champ  Bz.   -­‐  Les  groupes  σ  sont  associés  à  une  variation  de  moment  angulaire  non  nuls  

dimensions de la poutre. Le module de Young (E) et la masse volumique (r) sont les caractéristiques propres au matériau. La section (S), le moment quadratique (I) et la longueur de la poutre (L) sont les paramètres géométriques à prendre en compte pour la résolution du problème. Rappelons la définition du moment quadratique : I=Ÿ ŸS y2 dS Figure 1 : calcul du moment quadratique y y G Æy x x 2002.Vibroflexion.nb 2 ü Mouvement de flexion Considérons une poutre vibrant en régime

La ( ) tartine amorce une rotation sans glissement autour de l’arête Oy z du bord de la table. À l’instant t, la tartine est repérée par l’angle θ de la figure 2. La vitesse anguFig. 2 : chute d’une tartine dθ . Le laire est notée ω = dt 1 moment d’inertie de la tartine par rapport à l’axe Gy, parallèle à Oy et passant par G, est JGy = ma2 et 3 par rapport à l’axe Oy il est . u 1 – En introduisant les réactions tangentielle et normale de la table en O, notées respectivement T et ˆ

a v ( I S ) / R = ((R − r )α + rθ ) α et v ( I Rail ) / R = R β α ɺ ɺ ɺ Le roulement est sans glissement v g ( I ) = 0 ⇒ ((R − r )α + rθ ) = R β ⌢ ɺ 7—dans R g le moment cinétique σ 1C de la sphère en C : σ 1C = J θ k ⌢ ɺ ɺ Le théorème de Koenig donne σ 1O = σ 1C + m OC ∧V (C ) ⇒ σ 1O = J θ + m ( R − r ) 2 α k ⌢ ɺ 8— dans R g le moment cinétique σ 2O du rail en O : σ 2O = J ' β k ( ) 9— dans R g l’énergie cinétique E CS la sphère : E CS = 1 ɺ2 1 ɺ J θ + m (R − r )2 α 2 2 2 1 ɺ dans

INSTITUT POLYTECHNIQUE DES SCIENCES AVANCEES MINI-PROJET Physique I Théorème du moment cinétique : Application à la comète de Halley 1ERE PARTIE : ETUDE D’UN CAS SIMPLE | 1. dLdt=MFO=Σ F ∧ r Le mouvement du système est rectiligne uniforme, on a alors : Σ F= 0 et MFO= 0 Le vecteur moment cinétique L est donc conservé, car: dLdt=MFO= 0 2. O v A3 A2 A1 h r v v v L=r ∧ v*m Lm= r∧v On a donc l’air