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---title : Ondes électromagnétiques dans la matièrepublished : truevisible : false---(en construction)
### Propagation dans les milieux L.H.I.
#### Principe général de la propagation d'un signal électromagnétique dans un matériau
##### Equations de propagation dans un milieu
L'équation de propagation des champs électrique et magnétique d'une onde se propageant dans un milieu fait intervenir la densité de charge $`\rho`$ et la densité de courant de charge $`\vec{j}`$ du milieu. Pour le champ électrique, les variations temporelles et spatiales de $`\vec{E}`$ sont ainsi liées à $`\rho`$ et $`\vec{j}`$ de la façon suivante :
$`\Delta\vec{E}\left(M,t\right)-\dfrac{1}{c^{2}}\dfrac{\partial^{2}\vec{E}\left(M,t\right)}{\partial t^{2}}`$$`=\dfrac{1}{\varepsilon_{0}}\;grad\left(\rho\left(M,t\right)\right)+\mu_{0}\dfrac{\partial\vec{j}\left(M,t\right)}{\partial t}`$
r, le passage de l'onde dans le milieu va nécessairement perturber l'équilibre électrostatiquedes charges présentes dans celui-ci et contribuer ainsi localement à leur mouvement et/ou à leur accumulation. Afin de résoudre les équations de propagation, il est doncnécessaire de connaître les relations de dépendance de $`\rho`$ et $`\vec{j}`$ à $`\vec{E}`$ et $`\vec{B}`$. Dans ces conditions seulement, il sera possible d'obtenir la forme exactede l'onde électromagnétique qui se propage dans le milieu en question.
##### Notion d'échelle mésoscopique
La dépendance du mouvement des charges à l'onde é.m. qui se propage ne peut pas êtredéterminée expérimentalement à l'échelle microscopique. A cette échelle en effet, on passe sur de très courtes distances d'une situation où le point considéré est proche d'un noyau (de charge positive) à celle où il est plutôt proche d'un électron(de charge négative). Cela signifie que les champs électriques et magnétiques locaux$`\vec{E}_{\textrm{local}}`$ et $`\vec{B}_{\textrm{local}}`$ fluctuent de façon très abrupte lorsque l'on considère le problème à l'échelle atomique. Il n'est donc pas possible d'en évaluer l'orientation et l'amplitude, ni même de déterminer$`\rho_{\textrm{local}}`$ et $`\vec{j}_{\textrm{local}}`$. Pour décrire le système, il faut donc travailler à une échelle intermédiaire entre l'échelle microscopique et l'échelle macroscopique : on la définira comme l'échelle mésoscopique. Les grandeursétudiées seront alors des moyennes spatiales des grandeurs locales réalisées sur desvolumes mésoscopiques. La dimension caractéristique de ces volumes est de l'ordre de 3 à 10 nm. A cette échelle, on s'affranchit des fluctuations rapides de densité de charge (et donc de champ électrique) liées à la structure de l'atome dont la dimensioncaractéristique est inférieure à l'Angström ($`10^{-10}\,m)`$.Ainsi :
$`\vec{E}=\langle \vec{E}_{\textrm{local}}\rangle_{3 - 10~\textrm{nm}}`$ et $`\vec{B}=\langle \vec{B}_{\textrm{local}}\rangle_{3 - 10~\textrm{nm}}`$
Suite au choix de cette échelle, on doit nécessairement se limiter aux ondes é.m. dont les champs ne varient que très peu sur des distances de 3 à 10 nm, i.e. $`\lambda\gg 3`$ nm, soit $`\lambda\geq`$ 300 nm. En considérant une vitesse de phase égale à $`c`$,cela signifie qu'on doit se limiter à des fréquences $`\nu \leq 10^{15}`$ Hz. Cettecondition sera vérifiée dans la suite du cours et nous permettra de définir des relations"macroscopiques" entre $`\rho`$, $`\vec{j}`$, $`\vec{E}`$ et $`\vec{B}`$.
##### Décomposition d'un signal électromagnétique périodique en une somme d'OPPM (série de Fourier)
Tant que l'on reste dans un régime linéaire pour le comportement du milieu vis à vis des champs électrique et magnétique des ondes qui s'y propagent, on peut considérerque si plusieurs ondes vérifient les équations de propagation, alors tout signal représenté comme la combinaison linéaire de ces ondes vérifie lui aussi les équations de propagation. Or, tout signal périodique peut être décomposer en une somme de fonctions sinusoïdales selon l'équation suivante (en notation complexe avec $`T`$ la période):
$`f(u)=\displaystyle\sum_{n=-\infty}^{+\infty}A_{n}(f)\cdot e^{2i\pi\frac{n}{T}u}`$
De ce fait, on pourra se limiter dans la suite du cours à l'étude des signaux é.m. les plus simples, c'est-à-dire les OPPMs.
##### Notion de vitesse de groupe
Lorsque l'on étudie la propagation d'un paquet d'ondes (ensemble d'OPPMs caractérisant un signal réel par exemple) dans un milieu, chacune d'entre elles est caractérisée par sa pulsation $`\omega`$, donc par son nombre d'onde $`k`$ et par une certaine vitesse de phase $`v_\varphi`$ qui en découle. Pour des pulsations différentes, la vitessede phase peut varier. De ce fait, les ondes du paquet ne se déplacent pas toutes à la même allure et le paquet se disperse dans le temps en fonction de la distance parcourue dans le milieu. On peut définir une vitesse de propagation du paquet d'onde,appelée vitesse de groupe $`v_g`$, qui tient compte de cette dispersion et qui se détermine de la façon suivante :
$`v_g = \dfrac{\omega}{k}.`$
La vitesse de groupe est une des grandeurs caractéristiques de la propagation des ondes dans un milieu comme nous allons le voir par la suite.
#### Propriétés des milieux
Afin de résoudre l'équation de propagation des champs, il est nécessaire d'introduire d'abord quelques notions sur le comportement des milieux soumis à des champs électriqueet magnétique. Nous allons nous intéresser à l'interaction de trois principaux typesde milieu avec $`\vec{E}`$ et $`\vec{B}`$.
##### Milieux conducteurs : conductivité
Les milieux conducteurs sont définis comme les milieux contenant des charges électriqueslibres de se déplacer. Ils comprennent donc les métaux qui sont de bons conducteurs, les solutions ioniques et les plasmas (gaz ionisés). Les conducteurs sont caractériséspar une densité de charges libres $`\rho_{\textrm{libre}}`$ (en $`C.m^{-3}`$), et parune conductivité $`\sigma`$ (en $`\Omega.m^{-1}`$).
Lorsque ces charges libres sont soumises à un champ électrique, elles se mettent en mouvement et génèrent une densité volumique de courant de charges libre $`\overrightarrow{j}_{lib}`$ caractérisée par la loi d'Ohm locale :
$`\vec{j}_{\textrm{lib}}=\sigma \vec{E}`$
Cette relation reste valide si le champ électrique varie avec le temps.La réponse à un champ électrique tend à annuler la cause : la séparation des chargespositives et négatives dans des directions opposées vis à vis du champ électrique appliqué génère un champ électrique induit opposé et dont l'amplitude augmente jusqu'àannuler totalement le champ initial. Le conducteur revient alors à l'équilibre électrostatique.Ce retour à l'équilibre est relativement rapide dans le cas des très bons conducteurset on peut considérer alors qu'une onde é.m. ne peut pas y pénétrer car le champ électrique moyen y est maintenu nul constamment (voir le modèle du métal parfait en fin de chapitre).
#### Milieux diélectriques : polarisation
Les milieux diélectriques (ou isolants) sont caractérisés par la présence de charges dites de polarisation ou liées (par opposition aux charges libres). Sous l'influence d'un champ électrique, ces charges peuvent se déplacer sur des distances limitées (électron en interaction forte avec un noyau par exemple). La séparation locale des charges induit la création de petits moments dipolaires dont la somme $`\Delta\vec{p}`$ sur un volume mésoscopique $`\Delta\tau`$ est caractérisée par le vecteur polarisation diélectrique $`\vec{P}`$ telle que :
$`\vec{P}=\dfrac{\Delta\vec{p}}{\Delta\tau}`$
La norme de $`\vec{P}`$ s'exprime en C.m$^{-2}$.Si le vecteur polarisation diélectrique n'est pas homogène dans tout le milieu, ily aura des accumulations locales de charges de polarisation telles que :
$`\rho_{p}=- div \vec{P}`$
Cette relation reste valide si le champ électrique varie avec le temps. Dans ce cas,$`\rho_p`$ dépend aussi du temps et ses variations temporelles entraînent la création d'une densité volumique de courant de charges de polarisation $`\vec{j}_{p}`$ définie par :
$`\vec{j}_{p}=\dfrac{\partial\vec{P}(t)}{\partial t}`$
Ces définitions de $`\rho_p`$ et de $`\vec{j}_{p}`$ permettent de vérifier l'équationde conservation des charges de polarisation.
! *Remarque} :*!! A la surface du milieu, la discontinuité de $`\vec{P}`$ entraîne la création d'une densité surfacique de charges de polarisation $`\sigma_p`$ telle que ($\vec{n}$, vecteur unitaire orthogonal à la surface) :!! $`\sigma_p = \vec{P}.\vec{n}`$!
##### Milieux magnétiques : aimantation
Les milieux magnétiques sont caractérisés par l'existence de moments dipolaires magnétiques individuels $`\vec{m}_i`$ localisés sur les atomes, ions ou molécules qui les composent. Pour un volume $`\Delta\tau`$, le moment magnétique $`\Delta\vec{m}`$ n'est autre que la somme de ces moments magnétiques individuels contenus dans $`\Delta\tau`$.La densité volumique des moments magnétiques est représentée par le vecteur aimantation$`\vec{M}`$ défini par :
$`\vec{M} = \dfrac{\Delta\vec{m}}{\Delta\tau}`$
Le vecteur aimantation, ou plus simplement l'aimantation, a pour unité $`A.m^{-1}`$. Lorsque l'aimantation d'un milieu n'est pas homogène, il y apparaît une densité volumique de courant d'aimantation $`\vec{j}_M`$ non nulle telle que :
$`\vec{j}_M = rot \vec{M}`$
A la surface du matériau, cela se traduit par une densité surfacique de courant d'aimantation $`\vec{j}_{M_{\textrm{ surf}}}`$ telle que :
$`\vec{j}_{M_{\textrm{surf}}} = \vec{M}\wedge\vec{n}`$
où $`\vec{n}`$ est le vecteur unitaire normal à la surface du matériau.Toutes ces relations restent valides lorsque l'aimantation $`\vec{M}(t)`$ dépend du temps.
! *Remarque :*!! Il n'existe pas en physique de charge magnétique, \emph{i.e.} un point de l'espacequi pourrait à lui seul générer un champ magnétique (par analogie avec une charge électrique et le champ électrique qu'elle génère). De ce fait, on ne peut pas définir de densité volumique de charge magnétique, contrairement à ce que nous venons de voirdans le cas des charges liées dans les milieux diélectriques.!
#### Equations de Maxwell généralisées aux milieux
##### Equations de Maxwell
En écrivant les équations de Maxwell dans un milieu différent du vide, il faut maintenanttenir compte de toutes les contributions à la densité volumique de charge et à la densité volumique de courant. On obtient alors :
$`\quad div\;\vec{B} \; = \; 0`$,
$`\quad rot \; \vec{E} \; = \; -\dfrac{\partial \vec{B}}{\partial t}`$,
$`\quad div \; \vec{E} \; = \; \dfrac{\rho_{total}}{\epsilon_0}`$,
$`\quad rot\; \vec{B} \; = \; \mu_0\;\left( \vec{j}_{total} +\epsilon_0\; \dfrac{\partial \vec{E}}{\partial t}\right)`$,<!--
$`\begin{eqnarray}div\;\vec{B} \; = \; 0,\\rot \; \vec{E} \; = \; -\dfrac{\partial \vec{B}}{\partial t},\\div \; \vec{E} \; = \; \dfrac{\rho_{total}}{\epsilon_0},\\rot\; \vec{B} \; = \; \mu_0\;\left( \vec{j}_{total} +\epsilon_0\; \dfrac{\partial \vec{E}}{\partial t}\right),\end{eqnarray}`$-->
avec $`\;\rho_{total}=\rho_{libre}+\rho_{P}\;`$ et $`\;\vec{j}_{total}= \vec{j}_{libre} + \vec{j}_{P} + \vec{j}_{M}.`$
D'après le paragraphe précédent et après développement, ces équations deviennent :
$`\quad div\; \vec{B} \; = \; 0\;`$,
$`\quad rot\; \vec{E} \; = \; -\dfrac{\partial \vec{B}}{\partial t}\;`$,
$`\quad div\; \vec{D} \; = \; \rho_{libre}`$ ,
$`\quad rot\; \vec{H} \; = \; \vec{j}_{libre} +\dfrac{\partial\vec{D}}{\partial t}`$
avec
$`\quad \vec{D} \; = \; \epsilon_0 \vec{E}+\vec{P}\quad`$ , l'induction électrique(en $`C.m^{-2}`$), et
$`\quad \vec{H} \; = \; \dfrac{\vec{B}}{\mu_0}-\vec{M}\quad`$, l'excitation magnétique (en $`A.m^{-1}`$).
Ces 4 équations de Maxwell dites généralisées prennent en compte les propriétés du milieu traversé par l'onde électromagnétique.
De plus, dans un milieu, le vecteur de Poynting s'écrit de façon générale (exprimé en $`W.m^{-2}`$) :
\begin{equation}\vec{\Pi} = \vec{E} \wedge \vec{H} \, \text{,}\end{equation}et la densité volumique d'énergie (exprimé en W.m$^{-3}$) :\begin{equation}u = \dfrac{1}{2} (\vec{E}.\vec{D} + \vec{B}.\vec{H}) \, \text{.}\end{equation}
##### Relations constitutives des milieux
**Lorsque les milieux sont linéaires** (au sens vectoriel du terme) , ils sont alorscaractérisés par des grandeurs intrinsèques qui permettent de relier simplement la densité volumique de courant de charge libre $`\vec{j}_{libre}`$, l'induction électrique $`\vec{D}`$ et l'excitation magnétique $`\vec{H}`$ aux champs électrique $`\vec{E}`$ et magnétique $`\vec{B}`$ auxquels ils sont soumis. On peut ainsi définir*trois relations constitutives des milieux* :
**$`\quad \vec{j}_{libre} \; = \; \sigma \vec{E}\quad`$** , avec *$`\sigma`$* la*conductivité électrique* du milieu,
**$`\quad \vec{D} \; = \; \epsilon \vec{E}\quad`$**, avec *$`\epsilon`$* la *permittivitédiélectrique* du milieu,
**$`\quad \vec{B} \; = \; \mu \vec{H}\quad`$**, avec *$`\mu`$* la *perméabilité magnétique* du milieu.
<!--=====Je n'arrive pas à faire passer ce tableau=======
\begin{eqnarray}\vec{j}_{libre} & = & \sigma \vec{E} \, \text{, avec $`\sigma`$ la conductivité électrique du milieu,}\\\vec{D} & = & \epsilon \vec{E} \, \text{, avec $`\epsilon`$ la permittivité diélectrique du milieu,}\\\vec{B} & = & \mu \vec{H}\, \text{, avec $`\mu`$ la perméabilité magnétique du milieu}.\end{eqnarray}==================-->
Il est possible de définir des **grandeurs relatives par rapport au vide** pour les deux dernières, à savoir :
**$`\quad \epsilon_r \; = \; \dfrac{\epsilon}{\epsilon_0}\quad `$** la *permittivité diélectrique relative* du milieu,
**$`\quad \mu_r \; = \; \dfrac{\mu}{\mu_0}\quad`$** la *perméabilité magnétique relative* du milieu
<!--=====Je n'arrive pas à faire passer ce tableau=======
\begin{eqnarray}\epsilon_r & = & \frac{\epsilon}{\epsilon_0} \, \text{, la permittivité diélectrique relative du milieu,}\\\mu_r & = & \dfrac{\mu}{\mu_0} \, \text{, la perméabilité magnétique relative du milieu}.\end{eqnarray}==================-->
Les relations constitutives pour $`\vec{D}`$ et $`\vec{B}`$ dérivent des deux relations suivantes :
**$`\quad\vec{P}=\epsilon_0\, \chi_e\, \vec{E}\quad`$** avec *$`\chi_e`$* la *susceptibilité diélectrique* du milieu,
**$`\quad\vec{M}=\chi_m\, \vec{H}\quad`$** , avec *$`\chi_m`$* la *susceptibilité magnétique* du milieu.
<!--=====Je n'arrive pas à faire passer ce tableau=======
\begin{eqnarray}\vec{P}=\epsilon_0 \chi_e \vec{E} \, \text{, avec $`\chi_e`$ la susceptibilité diélectrique du milieu,}\\\vec{M}=\chi_m \vec{H} \, \text{, avec $`\chi_m`$ la susceptibilité magnétique du milieu}.\end{eqnarray}==================-->
Ceci permet aussi d'écrire :
**\begin{equation}\epsilon_r = 1 + \chi_e \quad \text{ et } \quad\mu_r = 1 + \chi_m.\end{equation}**
##### Milieux linéaires, homogènes et isotropes (M.L.H.I.)
Dans le cas général d'un milieu linéaire quelconque, les grandeurs $`\sigma`$, $`\epsilon`$ et $`\mu`$ définies précédemment, sont des tenseurs de rang 2 qui dépendentdu point $`M`$ considéré dans le milieu :
\[\vec{\vec{\sigma}}(M,t) \,\text{ , } \vec{\vec{\epsilon}}(M,t) \,\text{ , } \vec{\vec{\mu}}(M,t).\]
Cela signifie que $`\vec{j}_{libre}`$, $`\vec{D}`$ et $`\vec{B}`$ ne sont pas nécessairementcolinéaires à $`\vec{E}`$ et $`\vec{H}`$.
Par contre, lorsque le milieu est homogène, ces grandeurs sont indépendantes du point $`M`$ considéré. Si le milieu est isotrope, ce qui signifie si sa réponse à une perturbation électromagnétique est identique quelle que soit l'orientation de la perturbation, alors ces tenseurs de rang 2 deviennent des scalaires. De ce fait, un milieu linéaire, homogène et isotrope sera caractérisé par les trois relations constitutives où $`\sigma`$, $`\epsilon`$ et $`\mu`$ seront des scalaires indépendants du point de l'espace considéré. On note ces milieux des M.L.H.I.
Nous nous limiterons dans la suite du cours à l'étude de la propagation d'une onde électromagnétique. dans ces milieux particuliers afin de simplifier la résolution des équations de propagation des champs.
#### OPPM dans un M.L.H.I.
Nous allons maintenant nous attacher à déterminer les caractéristiques d'une OPPMse propageant dans un M.L.H.I. en résolvant l'équation de propagation de champs électrique et magnétique.
##### Equation de dispersion et constante diélectrique généralisée
Le calcul de l'équation de propagation du champ $`\vec{E}`$ ou $`\vec{B}`$ à partirdes équations de Maxwell généralisées conduit, lorsque l'on travaille en notation complexe, à l'équation de dispersion du milieu :
\begin{equation}k^2=\underline{\mu} \,\underline{\epsilon}_{g} \,\omega^2 \, \text{ ,}\end{equation}
où $`\underline{\epsilon}_{g}`$ est la constante diélectrique généralisée définie par :
\begin{equation} \underline{\epsilon}_{g}(\omega) = \underline{\epsilon} + \dfrac{i \underline{\sigma}}{\omega}.\end{equation}
! *Remarque :* Dans certains livres de référence la notation de $`\underline{\epsilon}_{g}`$est souvent $`\underline{\epsilon}^{\ast}`$. !
L'équation de dispersion relie donc le nombre d'onde $`k`$ aux propriétés du milieuL.H.I. ($`\sigma`$, $`\epsilon`$ et $`\mu`$) et à la pulsation de l'onde $`\omega`$.Dans le cas général :`
\begin{eqnarray}\underline{\sigma}(\omega) & = & \sigma^{'}(\omega) + i\sigma^{''}(\omega) \, \text{ ,} \\\underline{\epsilon}(\omega) & = & \epsilon^{'}(\omega) + i\epsilon^{''}(\omega) \, \text{ ,} \\\underline{\mu}(\omega) & = & \mu^{'}(\omega) + i\mu^{''}(\omega) \, \text{ .}\end{eqnarray}
$`\underline{k}`$ sera par conséquent un nombre complexe dépendant de $`\omega`$.
##### Trois types de propagation
L'analyse de l'équation de dispersion conduit à la distinction de 3 types de propagation en fonction de $`k^2`$.
**Si $`k^2`$ réel positif** :
Dans ce cas, *$`k`$ sera un réel pur* tel que $`k=\pm k^{'}`$, avec $`k^{'}(\omega) \in \Re^+`$ ; le signe de $`k`$ sera fonction du sens de propagation. En optant ici pour le signe positif, le champ $`\underline{\vec{E}}`$ s'écrit alors :
**$`\underline{\vec{E}} = \vec{E}_0 \exp{i(\vec{k}.\vec{r}-\omega t)} = \vec{E}_0 \exp{i(\vec{k\,'}.\vec{r}-\omega t)}`$**
On retrouve l'expression d'une **OPPM qui se propage sans atténuation dans le milieu**.
* **Si $`k^2`$ réel négatif**
Dans ce cas, *$`k`$ sera un imaginaire pur* tel que $`k=\pm i k''`$, avec $`k''(\omega) \in \Re^+`$ ; le signe de $`k`$ sera fonction du sens de propagation et, en physique, devranécessairement conduire à une atténuation de l'amplitude des champs au fur et à mesure que l'onde s'y enfonce (s'il n'y a aucune source extérieure apportant de l'énergie à l'onde). En optant ici pour le signe positif, le champ $`\underline{\vec{E}}`$ s'écrit alors :
$`\underline{\vec{E}} = \vec{E}_0 \exp{i(\vec{k}.\vec{r}-\omega t)} = \vec{E}_0 \exp{i(i\vec{k}^{''}.\vec{r}-\omega t)}`$
soit
**$`\underline{\vec{E}} = \vec{E}_0 \exp{(-\vec{k}^{''}.\vec{r})}\exp{(-i\omega t)}`$**
On obtient une *expression réelle du champ* sous la forme :
*$`\vec{E} = \vec{E}_0 e^{-\vec{k}^{''}.\vec{r}} \cos{(\omega t)}\;`$*,
ce qui correspond à une *onde stationnaire atténuée*, encore appelée **onde évanescente**.
* **Si $`k^2`$ complexe**
Dans ce cas général, *$`\underline{k}`$ sera un complexe* tel que$`\underline{k}=\pm (k^{'} + i k^{''})`$, avec $`k^{'}(\omega)`$ et $`k^{''}(\omega) \in \Re^+`$ ; le signe de $`\underline{k}`$ sera fonction du sens de propagation et, en physique, devra nécessairement conduire à une atténuation de l'amplitude des champs au fur et à mesure que l'onde s'y enfonce (s'il n'y a aucune source extérieure apportant de l'énergie à l'onde). En optant ici pour le signe positif, le champ $`\underline{\vec{E}}`$ s'écrit alors :
$`\underline{\vec{E}} = \vec{E}_0 \exp{i(\vec{\underline{k}}.\vec{r}-\omega t)}`$
soit
**$`\underline{\vec{E}} = \vec{E}_0 \exp{(-\vec{k}^{''}.\vec{r})} \exp{i(\vec{k}^{'}.\vec{r}-\omega t)}`$**
On obtient ainsi une *expression réelle du champ* sous la forme :
*$`\vec{E} = \vec{E}_0 e^{-\vec{k}^{''}.\vec{r}} \cos{(\vec{k}^{'}.\vec{r}-\omega t)} \, \text{,}`$*
Lorsque $`\underline{k}`$ est complexe, \emph{i.e.} lorsque **l'amplitude de l'onde est atténuée**, ce qui caractérise un **milieu dissipatif**.
##### Vitesse de phase, vitesse de groupe, indice
La **vitesse de phase** *d'une OPPM se propageant dans un M.L.H.I.* est définie par :
**$`\quad v_\varphi = \dfrac{\omega}{k\,'(\omega)}.`$**
Si *$`v_\varphi`$ est fonction de $`\omega`$* alors cela caractérise un **milieu dispersif** . Ceci revient à dire que la fonction $`k\,'(\omega)`$ n'évolue pas linéairement avec $`\omega`$.
Dans le cas d'un milieu dispersif, un paquet d'OPPMs de pulsations différentes centrées autour d'une valeur de référence $`\omega_0`$ s'étalera au fur et à mesurequ'il progresse dans le milieu, la vitesse de propagation $`v_\varphi`$ de chaque OPPM étant différente. Si on souhaite caractériser la vitesse de propagation du paquet d'OPPMs,il faut utiliser la notion de vitesse de groupe au "point" $`\omega_0`$, définie par :
\begin{equation}v_g = \dfrac{d \omega}{dk\,'}.\end{equation}
Si $`v_\varphi`$ est fonction de $`\omega`$, alors $`v_g`$ l'est aussi nécessairement.
On peut enfin définir l'**indice complexe du milieu** par :
**\begin{equation}\underline{n}(\omega) = n\,' (\omega) + i~n\,''(\omega) = \dfrac{c \underline{k}}{\omega}\end{equation}**
La *partie réelle $`n\,'`$* correspond à l'**indice de réfraction** ou indice optique$`n_{opt}`$, et la *partie imaginaire $`n\,''`$* à l' **indice d'extinction** du milieu.D'après ce qu'on vient de voir, on peut aussi définir l'indice de réfraction de la façon suivante :
**$`\quad n\,' (\omega) = n_{opt}(\omega) = \dfrac{c}{v_{\phi}(\omega)}`$**
##### Courbe de dispersion
Pour faciliter l'analyse rapide du comportement d'un milieu vis-à-vis de la propagation d'une OPPM, on trace la **courbe de dispersion du milieu $`\omega (k\,')`$**. Celle-cin'est bien sûr définie que lorsqu'il peut y avoir propagation, c'est-à-dire lorsque $`k\,'`$ est non nul. Cette courbe *permet de distinguer* très rapidement les **bandes passantes** (gammes des pulsations pour lesquelles $`k^2`$ est réel positif ou complexe), des **bandes non-passantes** (gammes des pulsations pour lesquelles $`k^2`$ est réel négatif). La courbe de dispersion d'un milieu est de plus toujours comparée à celle du vide pour laquelle on a $`\omega = c\,k`$. Il s'agit dans ce cas d'une droite de pente $`c`$.
Par définition, la **vitesse de phase $`v_\varphi (\omega_1)`$** est donnée par la*pente du segment reliant l'origine au point $`M_1(k_{1}^{'},\omega_1)`$ de la courbe de dispersion*. En effet, celle-ci vaut bien :
**$`\quad v_\varphi = \dfrac{\omega_1}{k_{1}^{'}} \, \text{.}`$**
Il est donc très facile d'estimer l'évolution de $`v_\varphi`$ en fonction de $`\omega`$, en suivant l'évolution de cette pente.
De même, la **vitesse de groupe $`v_{g}(\omega_2)`$** est par définition donnéepar la *pente de la tangente à la courbe de dispersion au point $`M_2(k_{2}',\omega_2)`$.* En effet :
**$`\quad v_{g}(\omega_2) = \left(\dfrac{d \omega}{d k\,'}\right)_{M_2} = \omega\,'(k\,'_2)`$**
Sachant cela, il est alors aisé de déterminer si le milieu est dispersif (i.e si $`v_\varphi`$ varie en fonction de $`\omega`$), et de comparer $`v_\varphi`$ et $`v_g`$en fonction $`c`$, la vitesse de phase et de groupe de toute OPPM dans le vide.
#### Cas d'un M.L.H.I. diélectrique
##### Equation de dispersion
On se place maintenant dans le cas d'un **milieu L.H.I. diélectrique** tel que**$`\sigma = 0`$, $`\mu = \mu_0`$** et **$`\underline{\epsilon}(\omega) = \epsilon\,'(\omega) + i\epsilon\,''(\omega)`$**. L'équation de dispersion se réduit alors à :
**\begin{equation}\quad\underline{k}^2=\mu_0 \underline{\epsilon} \omega^2 \, \text{,}\end{equation}**
ou encore :
**\begin{equation}\quad\underline{k}^2=\dfrac{\omega^2}{c^2} \underline{\epsilon}_r \, \text{,}\end{equation}**
avec **$`\underline{\epsilon}_r (\omega) = \epsilon^{'}_r(\omega) + i\epsilon^{''}_r(\omega) = \dfrac{\underline{\epsilon}}{\epsilon_0}`$.**
L'étude de la propagation d'une OPPM dans ce diélectrique revient à étudier les variations de $`\underline{\epsilon}(\omega)$.
##### Diélectrique non-absorbant, et indice optique
Lorsque le **diélectrique est non-absorbant**, cela se traduit par une *constante diélectrique réelle* pour toutes valeurs de $`\omega`$ (soit $`\epsilon\,''(\omega)=0`$, $`\forall \omega`$).<br>On en déduit que la **propagation** a bien lieu **sans atténuation**, caractérisée par :
<!--=========ce tableau ne passe pas===========
\begin{eqnarray}\quad k \, = \, \sqrt{\epsilon_r}~\dfrac{\omega}{c} \text{,} \\\quadv_\varphi \, = \, \dfrac{c}{\sqrt{\epsilon_r}} \text{,} \\\quadv_g \, = \, \dfrac{c}{\sqrt{\epsilon_r}} \text{.}\end{eqnarray}=======================================-->
**$`\quad k \, = \, \sqrt{\epsilon_r}~\dfrac{\omega}{c}`$**,
**$`\quad v_\varphi \, = \, \dfrac{c}{\sqrt{\epsilon_r}(\omega)}`$**,
**$`\quad v_g \, = \, \dfrac{ 2c\,\sqrt{\epsilon_r}(\omega)}{\omega\cdot \epsilon_r'(\omega)+2\;\epsilon_r(\omega)}`$**
L'**indice optique** s'écrit alors **$`n_{opt}(\omega) = \sqrt{\epsilon_r (\omega)}`$**.
La **longueur d'onde** de l'OPPM dans ce milieu vaut **$`\lambda = \dfrac{\lambda_0}{n_{\textrm{opt}}}`$**, où $`\lambda_0 = c/\nu`$ est la longueur d'onde dans le vide.
Si on note $`\vec{u}`$ le vecteur unitaire indiquant la direction et le sens de propagation, le champ magnétique $`\vec{B}`$ s'écrit :
\begin{equation}\quad\underline{\vec{B}}=\dfrac{n_{opt}}{c} (\vec{u} \wedge \vec{E}).\end{equation}
On en déduit, en notation réelle, que :
<!--======ne passe pas ===================
\begin{eqnarray}\quadu & = & \epsilon E^2 \\\quad\vec{\Pi} & = & c n_{\textrm{opt}} \epsilon_0 E^2 \, \vec{u} \\\quad\text{soit } \vec{\Pi} & = & v_\varphi u \, \vec{u}\, \\\quad\text{et } \langle \vec{\Pi}\rangle_T & = & \dfrac{1}{2} v_\varphi \, \epsilon E^{2}_0 \, \vec{u}\, \text{.}\end{eqnarray}===================================-->
$`\quad u \, = \, \epsilon E^2`$
$`\quad \vec{\Pi} \, = \, c n_{\textrm{opt}} \epsilon_0 E^2 \, \vec{u}`$
soit
$`\quad \vec{\Pi} \, = \, v_\varphi u \, \vec{u}`$
$`\quad \langle \vec{\Pi}\rangle_T \, = \, \dfrac{1}{2} v_\varphi \, \epsilon E^{2}_0 \, \vec{u}`$
##### Diélectrique absorbant
Un **diélectrique absorbant** est un diélectrique dans lequel le *vecteur polarisation$`\vec{P}(t)`$* *suit les variations de $`\vec{E}(t)`$ avec un certain retard $`\varphi_p`$*, de sorte que :
<!--======================================
**\begin{equation}\quad\underline{\vec{P}}(t)= \epsilon_0 \,\underline{\chi}_e \,\underline{\vec{E}}(t)\end{equation}**======================================-->**$`\quad \underline{\vec{P}}(t)= \epsilon_0 \,\underline{\chi}_e \,\underline{\vec{E}}(t)`$**
avec
**$`\quad \underline{\chi}_e = \chi_e' + i\,\chi_e'' = \chi_e^{0}\cdot e^{i\,\phi_p}`$**
<!--======================================
**\begin{equation}\quad \underline{\chi}_e = \chi_e' + i\,\chi_e'' = \chi_e^{0}\cdot e^{i\,\phi_p}\end{equation}**======================================-->
En notation réelle, on obtient finalement pour l'induction électrique :
$`\displaystyle \overrightarrow{D}(\overrightarrow{r},t) = \epsilon_0 \cdot e^{-\overrightarrow{k''}.\overrightarrow{r}}`$$`\times \left( \epsilon_r' \; cos (\overrightarrow{k'}.\overrightarrow{r} - \omega t) - \epsilon_r'' \; sin (\overrightarrow{k'} \,\overrightarrow{r}-\omega t) \right) \overrightarrow{E}_0`$
avec
$`\quad\epsilon_r' (\omega) = 1 + \chi_e' (\omega) \; \text{ et } \; \epsilon_r''(\omega) = \chi_e'' (\omega)`$
On peut aussi écrire l'induction électrique sous la forme :
$`\displaystyle \quad \overrightarrow{D}(\overrightarrow{r},t) = \epsilon_0\;\sqrt{\epsilon_r'^2+\epsilon_r''^2}\cdot e^{-\overrightarrow{k''}.\overrightarrow{r}}`$$`\times \;cos\,\left(\overrightarrow{k'} .\overrightarrow{r}-\omega. t+\phi_D) \right) \overrightarrow{E}_0`$,
avec
$`\quad\tan{\varphi_D}=\dfrac{\epsilon^{''}_r}{\epsilon^{'}_r}`$
Comme $`\vec{D}`$ est nécessairement en retard sur $`\vec{E}`$, $`\epsilon_r'' (\omega)`$est positive. Pour les très faibles fréquences cependant ($\omega \rightarrow 0$), le retard à la polarisation tend vers $`0`$ donc $`\epsilon_r''`$ tend vers $`0`$et $`\epsilon_r'`$ tend vers $`(1+\chi'_{e}(\omega))`$.
##### Indice complexe
L'équation de dispersion s'écrit à nouveau :
\begin{equation}\quad \underline{k}^2=\mu_0 \underline{\epsilon} \omega^2 \, \text{,}\end{equation}
ce qui se décompose en un système de 2 équations à 2 inconnues lorsqu'on identifieles parties réelles et imaginaires :
$`\left\{ \begin{array}{ccc}k'^{2} - k''^{2} \, = \, \mu_0\, \epsilon' \omega^2 \\2\, k' k'' \, = \, \mu_0\, \epsilon'' \omega^2\end{array}\right.`$
L'indice complexe $`\underline{n}`$ du milieu est défini par :
$`\quad \underline{n}^{2} \, = \, \underline{\epsilon}_{r}\quad`$ , ou encore$`\quad \underline{n}^{2} \, = \, \dfrac{c^2 \underline{k}^2}{\omega ^2}`$
Dans ces conditions, le système d'équations à résoudre devient :
$`\left\{ \begin{array}{ccc}n'^{2} - n''^{2} \, = \, \epsilon_r' \\2 \,n' n'' \, = \, \epsilon_r'\end{array}\right.`$
La vitesse de phase $`v_\varphi`$ se définit comme :$`v_\varphi = \dfrac{\omega}{k'} = \dfrac{c}{n'}`$
**Définition :**
La **partie réelle $`n'`$** est appelée *indice de réfraction* du milieu alors que la **partie imaginaire** correspond à l' *indice d'extinction*.
##### Propagation de l'énergie
Le vecteur de Poynting associé à une OPPM qui se propage selon $`(Ox)`$ vers les $`x`$ croissants, dans ce diélectrique absorbant est le suivant :
$`\vec{\Pi}=\dfrac{\vec{E}\wedge \vec{B}}{\mu_0}=c \,\epsilon_0\,{E_0}^2 \,e^{-2k''x}`$$`\times \left[ n^{'} \cos^2 (k'x-\omega t) - n'' \sin (k'x-\omega t)\right.`$$`\left.\,cos (k'x-\omega t)\right]~\vec{e}_x `$,
et sa valeur moyenne associée :
$`\displaystyle\langle \vec{\Pi} \rangle_T =c n' \frac{\epsilon_0 {E_0}^2}{2} \;e^{\left(-2n'' \dfrac{\omega}{c}x\right)}~\vec{e}_x `$
La décroissance de la puissance propagée par l'onde est caractérisée par le coefficientd'extinction $`\beta`$ (ou coefficient d'atténuation) du milieu : $`\beta = 2 k'' = 2 n'' \dfrac{\omega}{c}`$.
#### Cas d'un M.L.H.I. très bon conducteur
##### Temps de relaxation d'un bon conducteur
D'après l'équation de conservation de la charge et la loi d'Ohm locale dans un conducteur, la densité volumique de charge libre $`\rho_{\textrm{libre}}`$ vérifiel'équation différentielle suivante :
$`\dfrac{\partial \rho_{libre}}{\partial t} \,+ \,div\, \vec{j}_{libre} = 0`$
avec $`\quad\vec{j}_{libre}=\sigma \vec{E}\quad`$ et$`\quad div\, \vec{E}=\dfrac{\rho_{libre}}{\epsilon_0}`$
d'où :
$`\dfrac{\partial \rho_{libre}}{\partial t} + \dfrac{\sigma}{\epsilon_0}\rho_{libre} = 0`$
Si on suppose une accumulation de charge de densité non-nulle $`\rho_0`$ à l'instant $`t = 0`$ dans le métal, celle-ci disparaîtra exponentiellement selon la loi :
$`\rho_{libre} = \rho_0\;e^{-\frac{t}{\tau}}\quad`$ avec $`\quad \tau = \dfrac{\epsilon_0}{\sigma}`$
Dans le cas du cuivre par exemple où $`\sigma = 0,57.10^{8}~\Omega^{-1}\,m^{-1}`$,$`\tau = 1,5.10^{-19}\,s`$. Pour des temps si courts, la loi d'ohm locale n'est plus valable car la conductivité est définie par l'intermédiaire du temps de libre parcours moyen des porteurs de charge entre 2 chocs qui est de l'ordre de $`10^{-14}\,s `$. A l'échelle mésoscopique, nous travaillons cependant avec des OPPMs de période temporelle$`T`$ supérieure à $`10^{-14}\,s`$. Ainsi, comme $`\tau \gg T`$, nous pourrons considérerque $`\rho_{libre} = 0`$ à tout instant dans le bon conducteur.
De plus, la comparaison des amplitudes des densités volumiques de courant de chargeslibres et de courant de déplacement conduit à :
\begin{equation}\dfrac{\left| \underline{\overrightarrow{j}} \right|}{\left| \epsilon_0 \dfrac{\partial \underline{\overrightarrow{E}}}{\partial t} \right|} = \dfrac{\sigma}{\epsilon_0 \omega} = 2 \pi \dfrac{T}{\tau} \ll 1\end{equation}
Ceci montre que nous pouvons négliger dans ce cas la densité volumique de courant de déplacement.
##### Equation de dispersion et profondeur de pénétration
Les 4 équations de Maxwell s'écrivent alors :
$`\quad div\, \vec{B} \, = \, 0 `$
$`\quad rot\, \vec{E} \, = \, -\dfrac{\partial\vec{B}}{\partial t}`$
$`\quad div\, \vec{E} \, = \, 0 `$
$`\quad rot\, \vec{B} \, = \, \mu_0 \,\vec{j}_{libre} = \mu_0 \,\sigma\, \vec{E} = \dfrac{\sigma}{\epsilon_0 c^2}\, \vec{E}`$
Ceci conduit à l'équation de propagation pour le champ électrique suivante (en notation complexe) :
\begin{equation}\Delta \underline{\vec{E}} + i\dfrac{\sigma \omega}{\epsilon_0 c^2} \underline{\vec{E}} = \vec{0}.\end{equation}
D'où l'équation de dispersion du milieu :
\begin{equation}\underline{k}^2 = i\dfrac{\sigma \omega}{\epsilon_0 c^2}.\end{equation}
Ainsi $`\underline{k}`$ s'écrit pour une onde se propageant dans le sens "positif" :
\begin{equation}\underline{k} = \dfrac{1+i}{\delta} \, \text{ avec } \delta = \sqrt{\dfrac{2 \epsilon_0 c^2}{\sigma \omega}}.\end{equation}
$`\delta`$ est appelé la profondeur de pénétration de l'onde dans le métal, exprimée en m. On est donc dans le cas d'une propagation avec atténuation de l'OPPM avec comme vitesse de phase $`v_\varphi = \omega \delta`$. L'indice de réfraction du milieu est donc défini par $`n' = \dfrac{c}{\omega \delta}`$. Ces 2 dernières grandeurs dépendent de la pulsation de l'OPPM donc le milieu est dispersif.
##### Modèle du métal parfait
Pour un bon conducteur, la profondeur de pénétration $`\delta`$ n'excède généralement pas quelques mm aux fréquences les plus basses comme on peut le voir dans le tableau donné ci-dessous pour le cuivre.\\
----------------- | | | | || :---: | :---: | :---: | :---: | :---: | :---: || Fréquence | $`\lambda`$ | $`\delta`$ | $`v_\varphi`$ | $`n'`$ || 100 Hz | 3000 km | 6,5 mm | 4,1 m.s$`^{-1}`$ | 7,4 10$`^7`$ || 10 GHz | 3 cm | 0,65 $`\mu`$m | 4,1 10$`^4`$ m.s$`^{-1}`$ | 7,4 10$`^3`$ |--------------
_Valeurs à deux fréquences typiques de la profondeur de pénétration et des grandeursassociées pour le cuivre massif._
Ceci nous permet de justifier l'utilisation du modèle du métal parfait, c'est-à-dire un métal de conductivité infinie. Dans ce cas, $`\tau`$ tend vers $`0`$, ainsi que $`\delta`$. L'OPPM est donc instantanément, et totalement atténuée dès son entrée dans le métal parfait. On considère alors qu'en tout point du métal parfait le champ électrique $`\vec{E}`$ est nul (et par conséquent le champ magnétique $`\vec{B}`$ aussi), et qu'il ne peut exister d'onde é.m. L'utilisation de ce modèle rend bien compte, -comme nous allonsle voir au chapitre suivant-, de la très bonne réflectivité des métaux (utilisés comme miroir de ce fait).
A l'interface de 2 matériaux dont un modélisé par un métal parfait, la réflexion d'une OPPM génère une densité surfacique de courant non nulle sur la surface. Ce qui reste en accord avec une loi d'Ohm locale pour laquelle $`\sigma`$ estinfinie et $`\vec{E}`$ est égal à $`\vec{0}`$.
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