Formule de la déviation vers l'est

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Introduction

La formule de déviation vers l'est est une forme simplifiée de la représentation vectorielle de la force d'intertie de Coriolis qui permet de calculer la déviation vers l'est d'un corps en chute libre dans l'atmosphère terrestre.

La longueur de cette déviation est donnée par la formule approchée :

D = \frac{2}{3} ω \cdot T_{0} \cdot h \cdot cos (L)

où :

$ω = \frac{2 π}{T}$ représente la vitesse angulaire de rotation de la terre,
$T_{0} = \frac{2 h}{g}$ est le temps de la chute,
h est la hauteur de la chute,
L la latitude à laquelle est effectuée l'expérience (0 à l'équateur, $\frac{π}{2}$ aux pôles).

Équation rigoureuse

On part de la représentation vectorielle de la force de Coriolis, et on remplace le vecteur vitesse par la dérivée du vecteur position :

F_{C} = - 2 m \cdot (ω \cdot k) \land \frac{d A M}{d t}

où :

$k$ est parallèle à l'axe de rotation de la Terre, orienté vers le nord;
A est le point d'origine, référentiel tournant lié à la surface de la Terre.

Le principe fondamental de la dynamique permet d'écrire l'accélération comme somme de la force d'attraction de la Terre et de la force de Coriolis :

\frac{d ^{2} A M}{d t ^{2}} = \frac{1}{m} (m g + F_{C}) = g \cdot u - 2 ω \cdot k \land \frac{d A M}{d t}

où $u$ est dirigé selon la verticale descendante.

On intégrant une fois pour trouver la vitesse :

\frac{d A M}{d t} = g t \cdot u - 2 ω \cdot k \land A M + 0

la vitesse initiale étant nulle.

On intègre à nouveau pour obtenir la position du corps en fonction du temps :

A M = \frac{1}{2} g t^{2} \cdot u + D (t)

où la déviation est donnée par : $D (t) = - 2 ω \cdot k \land \int_{0}^{t} A M d t + 0$ (car A est l'origine).

Approximation du premier ordre

La déviation vers l'est étant petite devant la déviation due à la pesanteur, on prend comme approximation :

A M (t) \approx \frac{1}{2} g t^{2} \cdot u

d'où le résultat :

D (t) = - 2 ω \cdot k \land \int_{0}^{t} (\frac{1}{2} g t^{2} \cdot u) d t = - 2 ω \frac{1}{2} g \cdot \frac{t ^{3}}{3} \cdot k \land u

qui est valide si D est petit devant h, c’est-à-dire pour T₀ (temps de chute) petit devant T = 86 164 s (période sidérale) :

D (T_{0}) = - ω g \frac{T _{0}^{3}}{3} \cdot k \land u = \frac{1}{3} ω \cdot (g \cdot T_{0}^{2}) \cdot T_{0} \cdot - k \land u

soit, en valeur absolue :

D = \frac{2}{3} ω \cdot T_{0} \cdot h \cdot cos (L)

Compléments

Un autre terme, encore plus faible, donne une déviation vers le sud dans l'hémisphère nord, et vers le nord dans l'hémisphère sud : il vaut $- \frac{1}{6} g ω^{2} \cdot t^{4} \cdot s in (L) \cdot cos (L)$ .
Une grande question que se posaient les théoriciens : en réduisant la terre à un point massique central, quelle serait la déviation sur une chute de R = 6 400 km ? En utilisant l'ellipse de Kepler, on trouve : D = paramètre de l'ellipse = R·(1/17) = R/289 soit environ 22 kilomètres.
On peut remarquer la parenté de l'équation de la force de Coriolis avec celle de l'effet Hall en électricité.

Histoire

Huygens (1629-1695) qui était sur la piste de la force de Coriolis avec sa théorie de la relativité totale, n'a pas fait le poids face à Isaac Newton et ses notions de temps et d'espace absolu. Ce dernier étouffa par la monumentalité de son œuvre toute tentative relativiste, et il ne voulait pas manier les forces d'inertie. La force de Coriolis (1792-1843) ne sera énoncée que tardivement au XIX siècle.

Newton a fait la démonstration de la déviation vers l'est en 1679 dans le référentiel « absolu » géocentrique. Pour faire simple, prenons le cas équatorial. Il remarque, mais il n'était pas le premier à le faire, que le point A avait une vitesse ω·(R + h), soit une vitesse plus grande que la vitesse du point O situé sur le sol à la verticale descendante de A. Cette différence de vitesse correspond à une petite vitesse vers l'est de ω·h, donc la déviation vers l'est est simplement ω·h·T₀.

Il se trompait ainsi d'un facteur 2/3. Il le prit vite en compte en comprenant que, au cours d'une aussi longue trajectoire, il fallait compter avec le changement de direction de la pesanteur, sur une terre ronde et non plate : la trajectoire n'est donc pas parabolique.

Bibliographie

Lev Landau & Evguéni Lifchitz ; Cours de physique théorique - Tome 1 : Mécanique, Mir (4ème édition-1982), ISBN 5-03-000198-0.