# Effet de peau

L’effet de peau ou effet pelliculaire (ou plus rarement effet Kelvin) est un phénomène électromagnétique qui fait que, à fréquence élevée, le courant a tendance à ne circuler qu'en surface des conducteurs. Ce phénomène d'origine électromagnétique existe pour tous les conducteurs parcourus par des courants alternatifs. Il provoque la décroissance de la densité de courant à mesure que l'on s'éloigne de la périphérie du conducteur. Il en résulte une augmentation de la résistance du conducteur.
Cet effet peut être pris en compte pour alléger le poids des lignes de transmission à haute fréquence en utilisant des conducteurs tubulaires, ou même des tuyaux, sans perte de courant. Il est utilisé dans le blindage électromagnétique des fils coaxiaux en les entourant d'un mince étui métallique qui garde les courants induits par les hautes fréquences ambiantes sur l'extérieur du câble.

## Cause

Tout courant se déplaçant dans un conducteur engendre un champ magnétique autour de ce dernier. Quand un courant continu traverse un conducteur, la différence de potentiel est uniforme et les charges se déplacent dans le conducteur de manière isotrope, ce qui donne un champ magnétique constant (H). Par contre, lorsqu'un courant alternatif circule, les charges oscillent et le champ magnétique varie, ce qui induit une boucle de courant électrique inverse (I$_W$).
Sur la figure, on peut observer que la direction de rotation est toujours inverse à celle de la variation de courant dans le conducteur. Ainsi, la somme du courant alternatif avec celui de la boucle est toujours plus faible au centre du conducteur alors que ces deux courants s’additionnent en périphérie.
Cela signifie que le courant ne circule pas uniformément dans toute la section du conducteur. Tout se passe comme si la section utile du câble était plus petite. La résistance augmente donc, ce qui conduit à des pertes par effet Joule plus importantes.

## Mise en évidence par Nikola Tesla

Sur son estrade, Nikola Tesla avait des bobinages, des lampes à incandescence, et surtout, d'étonnants tubes de verre remplis de gaz à très basse pression. Tesla saisissait d'une main un fil conducteur provenant d'une de ses bobines, et où circulait un courant alternatif à haute tension. De l'autre main, il prenait un tube et celui-ci s'illuminait, à la stupéfaction de la salle. Comme Tesla employait un courant à très haute fréquence, par « effet de peau », celui-ci ne pénétrait pas dans le conducteur qu'était son corps mais circulait à sa périphérie pour atteindre le tube.

### Épaisseur de peau dans un métal

L'épaisseur de peau détermine, en première approximation, la largeur de la zone où se concentre le courant dans un conducteur. Elle permet de calculer la résistance effective à une fréquence donnée. Dans ce calcul, on néglige la partie réelle devant la partie imaginaire : la conductivité des métaux étant très élevée.
    $\delta ={\sqrt {\frac {2}{\omega \mu \sigma }}}\ ={\sqrt {\frac {2\rho }{\omega \mu }}}={\frac {1}{\sqrt {\sigma \mu \pi f}}}$
* δ : épaisseur de peau en mètre [m]
* ω : pulsation en radian par seconde [rad/s] (ω=2.π.f)
* f : fréquence du courant en hertz [Hz]
* µ : perméabilité magnétique en henry par mètre [H/m]
* ρ : résistivité en ohm-mètres [Ω.m], avec ρ=1/σ
* σ : conductivité électrique en Siemens (unité) par mètre [S/m]
Pour un conducteur de diamètre significativement plus grand que δ, on peut calculer la résistance effective à une fréquence donnée en considérant que seule la partie extérieure d'épaisseur δ contribue à la conduction. Par exemple pour un conducteur cylindrique de rayon R, on aura une section utile de :
    $S_{u}=\pi \cdot {(R^{2}-(R-\delta )^{2})}$

### Exemples de valeurs

Pour un conducteur en cuivre, on a les valeurs ci-dessous.
| Fréquence | δ |
| 50 Hz | 9,38 mm |
| 60 Hz | 8,57 mm |
| 10 kHz | 0,66 mm |
| 100 kHz | 0,21 mm |
| 1 MHz | 66 µm |
| 1 GHz | 2,1 µm |
| 1 THz | 66 nm |

### Modélisation dans un conducteur cylindrique en régime harmonique

Soit I(r) le courant circulant dans l'épaisseur comprise entre la surface et le rayon r du cylindre, et I le courant total.
La fonction de répartition du courant ayant pour origine r = 0, la surface du conducteur est donnée par l'expression :
* ${\frac {I(r)}{I}}={\frac {{\textrm {Ber}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})-{\textrm {Ber}}({\frac {{\sqrt {2}}\,r}{\delta }})+{\rm {i}}\,[{\textrm {Bei}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})-{\textrm {Bei}}({\frac {{\sqrt {2}}\,r}{\delta }})]}{{\textrm {Ber}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})+{\rm {i}}\,{\textrm {Bei}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})}}$
où Ber et Bei désignent les primitives des fonctions de Kelvin-Bessel d'ordre 0.
Si l'on représente graphiquement le module de la fonction de répartition du courant dans le conducteur cylindrique, c’est-à-dire $\left|I(r)/I\right|$, on constate que plus de 80 % du courant circule dans l'épaisseur de peau, ce qui justifie l'approximation faite lors du calcul de la résistance effective du conducteur. Le dépassement de la valeur 1 qui apparaît sur la figure est dû à la rotation de phase de la densité de courant qui peut s'inverser à certaine profondeur par rapport au courant total.
On considère un cylindre de rayon a et de longueur infinie. On se place en régime harmonique, le cylindre étant parcouru par un courant alternatif sinusoïdal de pulsation ω. L'étude en régime harmonique se fait en prenant la transformée de Fourier des équations de Maxwell.
L'équation de Maxwell-Faraday en régime harmonique s'écrit :
    $\mathrm {rot} \,\mathbf {E} =-{\rm {i}}\,\omega \,\mathbf {B}$
L'équation de Maxwell-Ampère s'écrit :
    $\mathrm {rot} \,\mathbf {H} =\mathbf {J}$
dans lesquelles
* E est le vecteur champ électrique
* B est le vecteur induction magnétique
* H est le vecteur champ magnétique
* J est le vecteur densité de courant
Il faut adjoindre à ces équations la loi de magnétisation du matériau
    $\mathbf {B} =\mu \,\mathbf {H}$
le paramètre μ étant la perméabilité magnétique absolue du matériau, ainsi que la loi d'Ohm dans le conducteur, sous sa forme locale :
    $\mathbf {J} =\sigma \,\mathbf {E}$
σ étant la conductivité électrique du matériau.
Faisant l'hypothèse que le conducteur est homogène, ces deux paramètres μ et σ sont constants dans le matériau, ce qui permet de multiplier l'équation de Maxwell-Faraday par la conductivité électrique
    $\mathrm {rot} \,\mathbf {J} =-{\rm {i}}\,\omega \,\sigma \,\mathbf {B}$
et de même, l'équation de Maxwell-Ampère peut être multipliée par la perméabilité magnétique
    $\mathrm {rot} \,\mathbf {B} =\mu \,\mathbf {J}$
On se place dans un système de coordonnées cylindriques dont les variables seront notées (r, θ, z), z étant l'axe de symétrie du cylindre.
Dans ce système de coordonnées, on fait les hypothèses suivantes sur la densité de courant :
* le vecteur densité de courant est dirigé suivant l'axe du cylindre ;
* la densité de courant ne varie pas suivant l'axe du cylindre ;
* la densité de courant est parfaitement axisymétrique, elle ne dépend donc pas de l'angle θ.
Ces hypothèses amènent à écrire le vecteur densité de courant sous la forme suivante :
    $\mathbf {J} ={\begin{pmatrix}0\\0\\j(r)\end{pmatrix}}$
Si l'on prend le rotationnel de l'équation de Maxwell-Faraday, on trouve :
    $\mathrm {rot} \,\mathrm {rot} \,\mathbf {J} =-{\rm {i}}\,\omega \,\sigma \,\mathrm {rot} \,\mathbf {B}$
soit, en utilisant une relation d'analyse vectorielle
    $\nabla \,\mathrm {div} \,\mathbf {J} -\Delta \mathbf {J} =-{\rm {i}}\,\omega \,\sigma \,\mu \,\mathbf {J}$
Étant données les hypothèses faites sur le vecteur densité de courant, on a $\mathrm {div} \,\mathbf {J} =0$, et donc
    $\Delta \mathbf {J} ={\rm {i}}\,\omega \,\sigma \,\mu \,\mathbf {J}$
En coordonnées cylindriques, la composante axiale du Laplacien s'écrit :
    ${\frac {{\rm {d}}^{2}\,j}{{\rm {d}}r^{2}}}(r)+{\frac {1}{r}}\,{\frac {{\rm {d}}\,j}{{\rm {d}}r}}(r)={\rm {i}}\,\omega \,\sigma \,\mu \,j(r)$
En posant $k^{2}={\rm {i}}\,\omega \,\sigma \,\mu$ et en multipliant par r$^2$, la densité de courant doit vérifier l'équation aux limites suivante :
    $r^{2}\,{\frac {{\rm {d}}^{2}\,j}{{\rm {d}}r^{2}}}(r)+r\,{\frac {d\,j}{dr}}(r)-r^{2}\,k^{2}\,j(r)=0$
Si l'on effectue le changement de variable $\xi ={\rm {i}}\,k\,r$, l'équation précédente se met sous la forme d'une équation de Bessel homogène :
    $\xi ^{2}\,{\frac {{\rm {d}}^{2}\,j}{{\rm {d}}\xi ^{2}}}(\xi )+\xi \,{\frac {{\rm {d}}\,j}{{\rm {d}}\xi }}(\xi )+\xi ^{2}\,j(\xi )=0$
Afin d'assurer la continuité du courant en r = 0, on recherche des solutions de cette équation sous la forme $J_{0}(\xi )$, J$_0$ étant la fonction de Bessel de première espèce d'ordre 0. Ainsi, on aura :
    $j(r)=j_{0}\,J_{0}({\rm {i}}\,k\,r)$
j$_0$ étant une constante. On peut par ailleurs détailler la constante k
    $k={\sqrt {\rm {i}}}\,{\sqrt {\omega \,\sigma \,\mu }}={\frac {1+{\rm {i}}}{\sqrt {2}}}\,{\sqrt {\omega \,\sigma \,\mu }}={\frac {1+{\rm {i}}}{\delta }}$
δ étant l'épaisseur de peau précédemment définie par $\delta ={\sqrt {\frac {2}{\omega \,\sigma \,\mu }}}$,
et de même
    ${\rm {i}}\,k={\frac {-1+{\rm {i}}}{\delta }}={\rm {e}}^{{\rm {i}}\,3\,\pi /4}\,{\frac {\sqrt {2}}{\delta }}$
et donc, finalement, la densité de courant est donnée par
    ${\begin{matrix}j(r)&=&j_{0}\,J_{0}({\rm {e}}^{{\rm {i}}\,3\,\pi /4}\,{\frac {{\sqrt {2}}\,r}{\delta }})\\&=&j_{0}\,({\textrm {ber}}({\frac {{\sqrt {2}}\,r}{\delta }})+{\rm {i}}\,{\textrm {bei}}({\frac {{\sqrt {2}}\,r}{\delta }}))\end{matrix}}$
où ber et bei sont les fonctions de Kelvin-Bessel d'ordre 0.
Le courant total à travers la section est alors défini par :
    ${\begin{matrix}I&=&\int _{0}^{a}j(r)\,2\,\pi \,r\,{\rm {d}}r\\&=&2\,\pi \,j_{0}\int _{0}^{a}J_{0}({\rm {e}}^{{\rm {i}}\,3\,\pi /4}\,{\frac {{\sqrt {2}}\,r}{\delta }})\,r\,{\rm {d}}r\\&=&\pi \,\delta ^{2}\,j_{0}\,\int _{0}^{{\sqrt {2}}\,a/\delta }({\textrm {ber}}(x)+{\rm {i}}\,{\textrm {bei}}(x))\,x\,{\rm {d}}x\end{matrix}}$
Notons Ber et Bei les primitives suivantes, qui peuvent s'évaluer au moyen d'une série :
    ${\textrm {Ber}}(x)=\int _{0}^{x}{\textrm {ber}}(w)\,w\,{\rm {d}}w\qquad {\mbox{ et }}\qquad {\textrm {Bei}}(x)=\int _{0}^{x}{\textrm {bei}}(w)\,w\,{\rm {d}}w$
Avec ces notations, on peut alors exprimer le courant total sous une forme plus compacte
    $I=\pi \,\delta ^{2}\,j_{0}\,\left({\textrm {Ber}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})+{\rm {i}}\,{\textrm {Bei}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})\right)$
On peut calculer de même le courant circulant dans l'épaisseur comprise entre la surface et le rayon r :
    ${\begin{matrix}I(r)&=&\int _{a-r}^{a}j(s)\,2\pi s\,{\rm {d}}s\\&=&\pi \,\delta ^{2}\,j_{0}\,\left({\textrm {Ber}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})-{\textrm {Ber}}({\frac {{\sqrt {2}}\,r}{\delta }})+{\rm {i}}\,[{\textrm {Bei}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})-{\textrm {Bei}}({\frac {{\sqrt {2}}\,r}{\delta }})]\right)\end{matrix}}$
et donc finalement la fonction de répartition du courant ayant pour origine r = 0 à la surface du conducteur est donnée par l'expression suivante :
    ${\frac {I(r)}{I}}={\frac {{\textrm {Ber}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})-{\textrm {Ber}}({\frac {{\sqrt {2}}\,r}{\delta }})+{\rm {i}}\,[{\textrm {Bei}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})-{\textrm {Bei}}({\frac {{\sqrt {2}}\,r}{\delta }})]}{{\textrm {Ber}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})+{\rm {i}}\,{\textrm {Bei}}({\frac {{\sqrt {2}}\,a}{\delta }})}}$

### Atténuation

L'effet de peau est généralement une nuisance, car il crée des pertes supplémentaires, des atténuations à fréquence élevée, etc. Une manière efficace d'en diminuer l'effet est de diviser la section d'un fil conducteur, c'est-à-dire de le remplacer par plusieurs conducteurs en parallèle isolés entre eux.
Dans l'idéal, chaque « brin » du conducteur ainsi formé devrait avoir un rayon inférieur à δ. Le fil de Litz est un type de conducteur qui pousse à l'extrême cette division.
Une autre technique consiste à plaquer le conducteur avec de l'argent. Lorsque la « peau » est entièrement dans la couche d'argent, elle bénéficie de ce que l'argent a la plus faible résistivité de tous les métaux. Cette méthode peut être un bon compromis pour un courant composé de deux composantes, l'une à basse fréquence qui circulera dans la totalité de la section, l'autre à très haute fréquence qui circule dans l'argent.
On peut enfin envisager des géométries de conducteurs permettant de limiter l'effet de peau. Dans les postes électriques haute tension, on utilise fréquemment des conducteurs tubulaires creux en aluminium ou cuivre pour transporter de forts courants. L'épaisseur du tube est en général de l'ordre de δ, ce qui permet une utilisation effective de l'ensemble du conducteur. C'est aussi particulièrement le cas dans les installations comme les émetteurs, où l'on peut trouver des bobinages réalisés en tubes creux, à l'intérieur desquels circule un liquide de refroidissement. En basse tension, on utilise parfois des géométries plus complexes et permettant un meilleur comportement thermique, mais l'idée est toujours d'avoir des épaisseurs de conducteur ne dépassant pas δ (voir aussi jeu de barres).

## Entre deux conducteurs

Dans un câble composé de deux conducteurs (aller et retour du courant), à haute fréquence il peut se produire un effet de proximité entre les deux conducteurs, improprement confondu avec l'effet de peau, et qui fait que le courant a tendance à circuler seulement sur les parties des conducteurs en vis-à-vis.
Cet effet s'ajoute à l'effet de peau proprement dit. Il est totalement dépendant de la géométrie de l'ensemble : section des conducteurs (circulaire, carrée, plate...), distance entre conducteurs, asymétrie des conducteurs (par exemple fil parallèle à un plan de masse), etc. L'effet de proximité est pratiquement négligeable sur des conducteurs espacés de plus de 20 cm.
Afin d'atténuer cet effet, il faut éloigner les conducteurs, mais cela a d'autres inconvénients, comme d'augmenter l'inductance.