Équations de Maxwell

intermoléculaires. c. Valeur algébrique des forces d’intéraction intermoléculaires en fonction de la distance. d. Equation d’etat du gaz parfait et gaz reels. 4. Equation d’état du gaz parfait et gaz réels 5. Equation d’état de Gaz Parfait et de Van der WAALS e. Equation d’état de du gaz parfait sous forme extensive et intensive. f. Equation de Van der WAALS sous forme extensive et intensive. g. Unité dans le S.I des coefficients a et b de l’équation

- l'indice de réfraction du cœur et de la gaine nco et ncl . On donne souvent nco et la différence d'indice ∆ =n co −n cl - la longueur d'onde de la lumière λ0 La fibre est donc un guide de lumière à symétrie cylindrique. La résolution des équations de Maxwell en coordonnées cylindrique montre l'existence d'un nombre limité de modes de propagation guidés que l’on peut assimiler à des rayons d’angle θm. Pour que le phénomène de propagation s’observe il faut que les rayons lumineux soient soumis à

est nécessaire de rappeler quelques éléments. Très rapidement après la constitution de sa théorie de la relativité générale en 1916, Einstein a été confronté au problème de définir les conditions aux limites à l’infini permettant de résoudre les équations de la relativité générale. Cela le conduisit naturellement à étudier la forme générale de l’espace-temps de l’Univers. D’autant plus qu’en tant qu’adepte du principe de Mach, qui veut que l’inertie d’un corps soit complètement déterminée par l’attraction

la variable réelle 2.6 Dérivation 2.7 Intégration 2.8 Équations différentielles 2.9 Séries 2.10 Séries entières 2.11 Suites et séries d’applications 27 27 31 32 34 35 38 41 44 47 51 52 VI Table des matières 2.12 Séries de Fourier 2.13 Fonctions de plusieurs variables 3. Géométrie 3.1 Courbes du plan 3.2 Propriétés métriques des courbes Chapitre 2 : Physique 57 58 59 59 64 65 0. Éléments de mathématiques 0.1 Différentielles 0.2 Équations différentielles 0.3 Coniques 65 65 66 68 1. Électronique

11 — En utilisant les relations de passage a` la travers´ee d’un dioptre entre deux milieux di´electriques non charg´es, montrer que kx,1 = kx,2 = kx,3 = kx . 12 — En utilisant l’´equation de propagation du champ E dans un milieu di´electrique d’indice n, montrer que les fonctions es (y) sont solutions de l’´equation diff´erentielle d 2 es − µs es = 0 pour s = 1, 2 et 3 dy2 On donnera l’expression de µs pour chacune des trois r´egions en fonction de kx , ω , c et n ou n1 . Afin que la fibre

MATIÈRES Thermodynamique-M.P.S.I Table des matières 1 Gaz parfait 1.1 Modèle microscopique du gaz parfait . . . . . . . . . . 1.1.1 La pression cinétique . . . . . . . . . . . . . . . 1.1.2 Théorème d’équipartition :Température cinétique 1.1.3 Equation d’état :Notion de gaz réel . . . . . . . 1.2 L’énergie interne . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2.1 Définition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2.2 Applications . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2.3 Capacités calorifiques

S.I TABLE DES MATIÈRES Table des matières 1 2 3 4 Gaz parfait 1.1 Modèle microscopique du gaz parfait . . . . . . . . . . 1.1.1 La pression cinétique . . . . . . . . . . . . . . . 1.1.2 Théorème d’équipartition :Température cinétique 1.1.3 Equation d’état :Notion de gaz réel . . . . . . . 1.2 L’énergie interne . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2.1 Définition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2.2 Applications . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2.3 Capacités calorifiques

concluent que toutes ces théories sont amenées à se compléter les unes aux autres et à se fondre progressivement dans des théories nouvelles, plus englobantes, plus générales, jusqu’à ce qu’on parvienne à une théorie unifiée qui décrira en quelque équation simple tous les phénomènes de l’Univers. Puisqu’il existe un seul réel, il doit aussi, selon les scientifiques, exister une seule théorie pour en rendre compte. Certain scientifique, à la suite de leurs oppositions ont fini par rassembler des phénomènes

précédent, permet d’étudier le comportement des solides déformables. Les déformations sont tellement petites qu’elles n’ont pas d’influence significative sur l’équilibre du solide étudié. Donc, le calcul des réactions aux liaisons se fera avec les équations de la statique classique, en supposant que le solide est indéformable. II – DEGRES DE LIBERTE D’UN SOLIDE : II-I Cas de la statique plane : Soit un solide (S), astreint à rester dans le plan (O,X,Y) et soit un point M(X1,Y1) appartenant au solide

Mathématiques Sciences industrielles                                                              1 Travail1 Partie 1 Chapitre 1 Nombres complexes et géométrie élémentaire Partie 1 Chapitre 1 Mécanique du point Partie 1 Chapitre 2 Fonctions usuelles et équations différentielles linéaires Partie 1 Chapitre 1 Etude des systèmes Partie 1 Chapitre 2 Electrocinétique Partie 2 Chapitre 1 Nombres réels, suites et fonctions Partie 1 Chapitre 2 Communication technique  Se reporter au programme officiel dans la