336.Soient
![{\displaystyle {\begin{array}{llll}x_{1},&x_{2},&\ldots ,&x_{n},\\y_{1},&y_{2},&\ldots ,&y_{n}\end{array}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/fd481dd7a6e385a3e924cecad84243303aebd1bf)
une double série de variables et
une fonction quelconque de
ces variables. Considérons l’intégrale
![{\displaystyle \mathrm {J} =\int _{t_{0}}^{t_{1}}\left(-\mathrm {F} +\sum y_{i}\,{\frac {dx_{i}}{dt}}\right)dt.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/af24759406c205a5b4ff40340847880cfc9dd098)
La variation de cette intégrale peut s’écrire
![{\displaystyle \delta \mathrm {J} =\int \left(-\delta \mathrm {F} +\sum \delta y_{i}\,{\frac {dx_{i}}{dt}}+\sum y_{i}\,{\frac {d\,\delta x_{i}}{dt}}\right)dt.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/fd3c5c8b252fa3d2696e45010fc76b87b16f2e57)
Pour que cette variation s’annule, il faut d’abord que l’on ait
(1)
|
|
|
ce qui nous donne les équations canoniques, mais cette condition
n’est pas suffisante. Si elle est remplie, on a
![{\displaystyle \delta \mathrm {J} =\sum {\big [}y_{i}\,\delta x_{i}{\big ]}_{t=t_{0}}^{t=t_{1}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b2dcbe6a4dde9d5cb65655ce04bd0a8e991c3f72)
et il faut encore que le second membre de cette égalité soit nul.
C’est ce qui arrive si l’on suppose que les
sont nuls aux deux
limites, c’est-à-dire que les valeurs initiales et finales des
sont
données. Dans ces conditions, l’intégrale
qu’on appelle l’action
est minimum.
Changeons de variables ; soient
les nouvelles variables et
imaginons qu’elles aient été choisies de telle sorte que
(2)
|
|
|
soit une différentielle exacte. Dans ce cas nous avons vu que le
changement de variables n’altère pas la forme canonique des
équations et ce résultat est d’ailleurs une conséquence immédiate
des diverses propositions qui vont suivre ; soit alors
![{\displaystyle \mathrm {J} '=\int _{t_{0}}^{t_{1}}\left(-\mathrm {F} +\sum y_{i}'\,{\frac {dx_{i}'}{dt}}\right)dt.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5040e992bd23645758d5db914eac28cb20eed302)
On a
![{\displaystyle \mathrm {J} '-\mathrm {J} =\int {\frac {d\mathrm {S} }{dt}}\,dt=\mathrm {S} _{1}-\mathrm {S} _{0},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/cb14d48118b04c8d18caaf86198cf0c72bef8127)
et
étant les valeurs de la fonction
pour
et ![{\displaystyle t=t_{1}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2aa68f0e1fedec0e912fd6bce72e8ad6fce021df)
On a donc
(3)
|
|
|
Si les équations canoniques (1) sont satisfaites, on a
(4)
|
|
|
et, par conséquent, en vertu de (2) et de (3),
(4 bis)
|
|
|
Mais, de même que la relation (4) est équivalente aux équations (1),
la relation (4 bis) est équivalente aux équations
(1 bis)
|
|
|
Or, nous venons de voir que (4) équivaut à (4 bis) ; les
équations (1) sont équivalentes aux équations (1 bis), ce qui veut dire,
comme nous le savions déjà, que le changement de variables
n’altère pas la forme canonique des équations.
Alors l’action
sera minimum quand on supposera que les
valeurs initiales et finales des variables
sont données. À chaque
système de variables canoniques correspond donc une forme nouvelle
du principe de moindre action.
Les équations (1) entraînent l’intégrale des forces vives
(5)
|
|
|
où
est une constante.
Nous avons supposé jusqu’à présent que les deux limites
et
sont données ; qu’arrive-t-il si les limites sont regardées comme
variables. Comme
ne dépend pas explicitement du temps, nous
ne restreindrons pas la généralité en supposant que
est constant
et en donnant seulement à
un accroissement
Supposons,
par exemple,
et imaginons qu’après la variation les
variables
et
aient à l’époque
les mêmes valeurs
qu’elles avaient à l’époque
avant la variation.
On aura, avant la variation,
![{\displaystyle \mathrm {J} =-ht_{1}+\sum \int y_{i}{\frac {dx_{i}}{dt}}\,dt.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b03274229c46f63caa91bbba37b516255258bfd2)
Mais
![{\displaystyle \int y_{i}{\frac {dx_{i}}{dt}}\,dt=\int y_{i}\,dx_{i}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f77226723c4d5e8ccd6597fc9de7da86911acd76)
ne dépend pas du temps ; sa variation est donc nulle. On a donc
simplement
![{\displaystyle \delta \mathrm {J} =-h\,\delta t_{1}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d69ccb498a6fb521a634c89dabb6c44c80ce6d30)
La dérivée de l’action
par rapport à la limite supérieure d’intégration
est donc égale à la constante de l’énergie
changée de
signe.
Si cette constante est nulle, l’action
est encore minimum, si
l’on regarde les valeurs initiales et finales des variables
comme
données et quand même on ne regarderait pas comme données
les valeurs initiale et finale du temps,
et
Si l’on change
en
se change en
(6)
|
|
|
comme les équations (1) ne changent pas, cette expression (6) est
encore minimum.
Mais, si l’on change
en
la constante des forces vives,
qui était égale à
devient nulle ; par conséquent, l’expression (6)
est minimum, même si l’on ne regarde pas
et
comme donnés.
L’action
est minimum quelles que soient les variables
et
elle sera donc minimum a fortiori si nous lui imposons une condition
nouvelle compatible avec les équations (1).
Imposons-lui, par exemple, la condition de satisfaire à la première série des équations (1), c’est-à-dire à
![{\displaystyle {\frac {dx_{i}}{dt}}={\frac {d\mathrm {F} }{dy_{i}}},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/308b712e31785eb9c76b351329ba3cca214b14f6)
d’où
![{\displaystyle \mathrm {J} =\int _{t_{0}}^{t_{1}}\left(-\mathrm {F} +\sum y_{i}\,{\frac {d\mathrm {F} }{dy_{i}}}\right)dt=\int _{t_{0}}^{t_{1}}\mathrm {H} \,dt,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/da582aabde822da3553c9f87e1d480a75950f27e)
en posant
![{\displaystyle \mathrm {H} =-\mathrm {F} +\sum y_{i}\,{\frac {d\mathrm {F} }{dy_{i}}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c8cfd1bed56b87d22f22bfb1e454903978f8c6a3)
L’action
ainsi définie, est minimum.
C’est le principe de moindre action mis sous sa forme hamiltonienne.
Supposons maintenant
![{\displaystyle h=0.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/065f290e6635e2e981323aaeba46da313b7b00fb)
Ne regardons donc plus les variables
et
comme indépendantes,
mais imposons-leur la condition
![{\displaystyle \mathrm {F} =0.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f13b5357445ac3e26ccc3ae031387565809c6341)
Cette restriction, compatible avec les équations (1), n’empêchera
pas l’action
d’être minimum.
Alors
![{\displaystyle \mathrm {J} =\int \sum y_{i}\,{\frac {dx_{i}}{dt}}\,dt}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b35362ccc2b4e2e7ad8fcef823090961ee885029)
et, comme
est nul, cette intégrale est minimum quand même on
ne regarde pas
et
comme donnés.
Imposons-nous alors les conditions
![{\displaystyle {\frac {dx_{i}}{dt}}={\frac {d\mathrm {F} }{dy_{i}}},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/308b712e31785eb9c76b351329ba3cca214b14f6)
d’où nous tirons les
en fonction des ![{\displaystyle {\frac {dx_{i}}{dt}},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/eee19ddb25b5da66f6cce89704ed4d0d3f64533e)
![{\displaystyle y_{i}=\varphi _{i}\!\left(x_{1},x_{2},\ldots ,x_{n},{\frac {dx_{1}}{dt}},{\frac {dx_{2}}{dt}},\ldots ,{\frac {dx_{n}}{dt}}\right)}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2f9c13d210c60957f8f72b64f8c98aff6ea1d9cf)
ou encore
(7)
|
|
|
Substituons, à la place des
leurs valeurs (7) dans
et dans l’équation
![{\displaystyle \mathrm {F} =0.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f13b5357445ac3e26ccc3ae031387565809c6341)
De cette équation, nous tirerons
en fonction des
et
des
Nous substituerons ensuite cette valeur de
dans les
expressions (7) et dans
cette dernière intégrale prendra la
forme
![{\displaystyle \int \sum y_{i}\,{\frac {dx_{i}}{dx_{1}}}\,dx_{1}=\int \Phi \,dx_{1},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/40ee48816bae5d7590b509ecb59f6fca80f67557)
où
est fonction des
et des dérivées
Cette intégrale, mise
ainsi sous une forme indépendante du temps, est encore minimum.
C’est là le principe de moindre action sous sa forme maupertuisienne.
Si
n’était pas nul, on n’aurait qu’à changer
en
337.Examinons d’abord le cas particulier le plus important.
Supposons que l’on ait
![{\displaystyle \mathrm {F} =\mathrm {T} -\mathrm {U} ,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2561d1967ef9e5321078f9ac846aa8e0257bdccf)
étant homogène du second degré par rapport aux variables
tandis que
est indépendant de ces variables.
Il vient alors
![{\displaystyle {\begin{aligned}\sum y_{i}\,{\frac {d\mathrm {F} }{dy_{i}}}&=2\mathrm {T} ,&\mathrm {H} &=\mathrm {T} +\mathrm {U} .\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1672ac1f42e1918675a50d2b52b55507e9b17cb4)
D’après le principe de Hamilton, l’intégrale
![{\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{1}}\left(\mathrm {T} +\mathrm {U} \right)\,dt}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8c48333aa42da54f6a3236819fb07db786b6b5e3)
doit être minimum.
Voyons ce que devient le principe de Maupertuis ; l’équation
des forces vives s’écrit
![{\displaystyle \mathrm {T} -\mathrm {U} =h.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c7d210c0ec3c29f5ae605bf56589b19870c2e66c)
Alors, l’action maupertuisienne a pour expression
![{\displaystyle \int \left(\mathrm {T} +\mathrm {U} +h\right)\,dt.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d8c079d204170e23ea7079b0c7061344fb6c3170)
Les équations
![{\displaystyle {\frac {dx_{i}}{dt}}={\frac {d\mathrm {F} }{dy_{i}}}={\frac {d\mathrm {T} }{dy_{i}}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5c4581df4691a5451b73a504d015b35594051b10)
ont leurs seconds membres linéaires et homogènes par rapport
aux
donc
est homogène du second degré par rapport
aux
soit alors
ce que devient
quand on y remplace
par
on aura
![{\displaystyle \mathrm {T} ={\frac {d\tau ^{2}}{dt^{2}}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2aafaf32d5d9bb782aed2165a066611ec5343e5e)
et
sera une forme linéaire et homogène par rapport aux
différentielles
on déduit de là
![{\displaystyle dt={\frac {d\tau }{\sqrt {\mathrm {T} }}}={\frac {d\tau }{\sqrt {\mathrm {U} +h}}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ea91948a5c370b3d3d53939afe70d52246ecddc5)
L’action maupertuisienne aura alors pour expression
![{\displaystyle 2\int d\tau \,{\sqrt {\mathrm {U} +h}}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/0d476bd37a858607924d03e145d1c63548111263)
338.Pour pouvoir étudier d’autres cas particuliers, posons,
pour abréger,
![{\displaystyle x_{i}'={\frac {dx_{i}}{dt}}\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/3689999e483d61bb7f1e518988081820929582fa)
tirons les
des équations
![{\displaystyle x_{i}'={\frac {d\mathrm {F} }{dy_{i}}},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1da68d267be894cb395284ed84f658a5ec2c3db1)
de façon à prendre pour variables nouvelles les
et les
désignons
par des
ordinaires les dérivées prises par rapport aux
et aux
et par des
ronds les dérivées prises par rapport aux
et aux ![{\displaystyle x_{i}'.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/0431991b3251ca808bb14e43a221a94c47586d7e)
On trouverait facilement les relations bien connues
![{\displaystyle {\begin{aligned}y_{i}={\frac {\partial \mathrm {H} }{dx_{i}'}},\qquad {\frac {\partial \mathrm {H} }{dx_{i}}}&=-{\frac {\partial \mathrm {F} }{dx_{i}}},\\\mathrm {F} =\sum x_{i}'\,{\frac {\partial \mathrm {H} }{dx_{i}'}}&-\mathrm {H} \end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d6f89b2a723f8fb8c89a230198ee1d1f557b7026)
et l’on verrait que les équations (1) sont équivalentes aux équations
de Lagrange,
![{\displaystyle {\frac {d}{dt}}{\frac {\partial \mathrm {H} }{\partial x_{i}'}}={\frac {\partial \mathrm {H} }{dx_{i}}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8681bd6789b6d1e9beec58e8489b0e20155d03db)
Cela posé, examinons le cas où
est de la forme suivante
![{\displaystyle \mathrm {H} =\mathrm {H} _{0}+\mathrm {H} _{1}+\mathrm {H} _{2},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/87ff8218dd06e44ce8f2ddbfc4cbda43ef7a07b7)
étant homogènes, respectivement de degré 0, 1, 2 par
rapport aux variables ![{\displaystyle x_{i}'.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/0431991b3251ca808bb14e43a221a94c47586d7e)
On a alors
![{\displaystyle {\begin{aligned}\sum x_{i}'{\frac {\partial \mathrm {H} }{\partial x_{i}'}}&=2\mathrm {H} _{2}+\mathrm {H} _{1},\\[0.75ex]\mathrm {F} &=\mathrm {H} _{2}-\mathrm {H} _{0}\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/0707c930964c41977b9c0ba34468b4569fabe776)
et les
![{\displaystyle y_{i}={\frac {\partial \mathrm {H} _{2}}{\partial x_{i}'}}+{\frac {\partial \mathrm {H} _{1}}{\partial x_{i}'}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8821dfc06ef2aa8a94166524d3bea97bc34d77c8)
sont des fonctions linéaires, mais non homogènes par rapport
aux ![{\displaystyle x_{i}'.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/0431991b3251ca808bb14e43a221a94c47586d7e)
L’action hamiltonienne conserve la même forme
![{\displaystyle \int \mathrm {H} \,dt.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/94d5510a023953904c7e9a364e855110f5054c79)
Voyons ce que devient l’action maupertuisienne.
Soit
la constante des forces vives ; l’action maupertuisienne
aura pour expression
![{\displaystyle \int \left(\mathrm {H} +h\right)\,dt\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/50706dd8e6bed73e5e0b5f5a1d4d3ff2193148f1)
mais il faut la mettre sous une forme indépendante du temps.
Pour cela, posons
![{\displaystyle \mathrm {H} _{2}={\frac {d\tau ^{2}}{dt^{2}}},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/afb30beba1cc4d03df3ea82ecbb816ddf769c6ab)
et
![{\displaystyle \mathrm {H} _{1}={\frac {d\sigma }{dt}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a75ff8f15c429231bd449bbcacd7f4dddde9a1e4)
n’est autre chose que la force vive, et
est ce que devient
cette force vive quand on y remplace
par
De même
est
ce que devient
quand on y remplace
par
c’est donc
une forme linéaire homogène par rapport aux différentielles ![{\displaystyle dx_{i}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/dff0d869d200c671f06706fd6e83870e7986236a)
Si l’on tient compte de l’équation des forces vives
![{\displaystyle \mathrm {H} _{2}=\mathrm {H} _{0}+h,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/0a0b314caf33197e44e5236c43be0e5373233244)
d’où
![{\displaystyle dt={\frac {d\tau }{\sqrt {\mathrm {H} _{0}+h}}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/4b74ec1e0f1f49f8fc72c77b561a2b4c11956b9b)
l’action maupertuisienne deviendra
![{\displaystyle \int \left[2\,d\tau \,{\sqrt {\mathrm {H} _{0}+h}}+d\sigma \right].}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/846b3605b86e572dfbfbaac38d44ab1d6e82f715)
Le principe de Maupertuis est donc applicable au cas qui nous
occupe, comme à celui du mouvement absolu ; mais il y a une
différence essentielle au point de vue de ce qui va suivre.
Dans tous les problèmes que l’on rencontrera, la force vive
ou
est essentiellement positive ; c’est une forme quadratique
définie positive. Dans le cas du mouvement absolu (no 337) l’action
![{\displaystyle \int 2\,d\tau \,{\sqrt {\mathrm {U} -h}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/21264d05545ca63520bed61385d3c105a0b6c5f5)
est essentiellement positive ; elle ne change pas quand on permute
les limites. Au contraire, dans le cas actuel, l’action se compose
de deux termes ; le premier
![{\displaystyle \int 2\,d\tau \,{\sqrt {\mathrm {H} _{0}+h}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c2c717dccafb2f813a8d3086da5ec810058fdc00)
est toujours positif et ne change pas quand on permute les limites.
Le second,
change de signe quand on permute les limites ;
il peut donc être positif ou négatif.
Si l’on observe de plus que, dans certains cas, le premier terme
s’annule sans que le second s’annule, on verra que l’action n’est
pas toujours positive et cette circonstance nous occasionnera dans
la suite beaucoup de difficultés.
339.Pour montrer comment les considérations qui précèdent
s’appliquent au mouvement relatif, considérons d’abord le mouvement
absolu du système ; soit donc
![{\displaystyle \mathrm {H} =\mathrm {T} +\mathrm {U} }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/3598e5a4fce759c0f16cf36acdb8c5215641b360)
et imaginons que la position du système soit définie par
variables
![{\displaystyle x_{1},\quad x_{2},\quad \ldots ,\quad x_{n},\quad \omega ,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e0f65904629d93a4bee5fc654d20bfc599e40fb5)
où
suffisent pour définir la position relative des
différents points du système, et
l’orientation du système dans
l’espace.
Si le système est isolé,
dépendra seulement de
sera une forme quadratique homogène par rapport à
dont les coefficients dépendent seulement de
On aura alors l’équation
![{\displaystyle {\frac {d\mathrm {T} }{d\omega '}}=p,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1f64d8138367ae5e827a6731c9fcf93a16bdb842)
où
est une constante ; c’est l’intégrale des aires.
Cela posé, soit
l’action hamiltonienne
![{\displaystyle \mathrm {J} =\int _{t_{0}}^{t_{1}}\mathrm {H} \,dt\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/7df76d09a1b97d9fec9b24768a9fa5984232df65)
on aura, si les équations du mouvement sont satisfaites,
![{\displaystyle \delta \mathrm {J} =\left[\sum {\frac {d\mathrm {T} }{dx_{i}'}}\,\delta x_{i}+{\frac {d\mathrm {T} }{d\omega '}}\,\delta \omega \right]_{t=t_{0}}^{t=t_{1}}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/70c7b4c8c5bf4a95b74573073c8f3d7781437eeb)
L’action sera minimum (ou plutôt sa première variation sera
nulle) si les valeurs initiales et finales des
et de
sont regardées
comme données, c’est-à-dire si
pour
et
pour
Supposons maintenant que nous regardions comme données les
valeurs initiales et finales des
mais pas celles de
nous
aurons
![{\displaystyle \delta \mathrm {J} ={\big [}p\,\delta \omega {\big ]}_{t=t_{0}}^{t=t_{1}}=p\,{\big [}\delta \omega {\big ]}_{t=t_{0}}^{t=t_{1}}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/73117a6d8b9dc87a9785569bbb3415b1435b74c9)
Soit alors
![{\displaystyle \mathrm {H} '=\mathrm {H} -p\omega '}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/288f81c81c5b503b5e21151870777b0d0e88b1c9)
et
![{\displaystyle \mathrm {J} '=\int \mathrm {H} '\,dt,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1a4c125b73f09a9f3c681e66ced6bf6259553082)
il viendra évidemment
![{\displaystyle \delta \mathrm {J} '=0.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e99b53d751b77bde6216630f56a095bcb189b13a)
De l’équation
on tire
qui est une fonction linéaire
non homogène des
on voit ainsi que
est une fonction
quadratique non homogène par rapport aux
est donc de la forme
étudiée au no 338.
Ainsi l’intégrale
sera minimum, alors même que les valeurs
initiale et finale de w ne sont pas regardées comme données.
On a d’ailleurs
![{\displaystyle \mathrm {J} '=\mathrm {J} -p(\omega _{1}-\omega _{0}),}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/78de831ac26928d96f0fcdbbd1a9c6c45b91350c)
et
étant les valeurs de
pour
et ![{\displaystyle t=t_{1}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2aa68f0e1fedec0e912fd6bce72e8ad6fce021df)
340.Supposons maintenant un système rapporté à des axes
mobiles, et soumis à des forces qui ne dépendent que de la situation
relative du système par rapport aux axes mobiles. Supposons
de plus que les axes soient animés d’un mouvement de rotation
uniforme de vitesse angulaire constante
e problème se ramène immédiatement au précédent ; nous
n’avons qu’à attribuer aux axes mobiles un moment d’inertie
très grand de telle façon que sa vitesse angulaire demeure constante.
On a alors pour le mouvement absolu
![{\displaystyle \mathrm {H} =\mathrm {T} +\mathrm {U} =\mathrm {T} _{1}+\mathrm {T} _{2}+\mathrm {U} .}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/311566184999182af1c2deac34b6d325110ae1cb)
La fonction des forces
ne dépend que des variables
qui
définissent la position du système par rapport aux axes mobiles ;
force vive du système, dépend des
et est une forme quadratique
par rapport aux
et à
force vive des axes mobiles,
est égal à
![{\displaystyle {\frac {\mathrm {I} }{2}}\,\omega '^{2}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/096338442878d4fde38587b8070d39f0f9cd2acf)
et le moment d’inertie
est très grand.
Il vient alors
![{\displaystyle p={\frac {d\mathrm {T} _{1}}{d\omega '}}+\mathrm {I} \,\omega '}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/3642fafc07a71207bb8579d76e6ddf90d3cd5cef)
et
![{\displaystyle \mathrm {H} '=\mathrm {H} -p\omega '=(\mathrm {T} _{1}+\mathrm {T} _{2}+\mathrm {U} )-{\frac {d\mathrm {T} _{1}}{d\omega '}}\,\omega '-\mathrm {I} \,\omega '^{2}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a3d3009dd777beddfd828067eb4246a786ebb832)
ou
![{\displaystyle \mathrm {H} '=\mathrm {T} _{1}+\mathrm {U} -{\frac {d\mathrm {T} _{1}}{d\omega '}}\,\omega '-{\frac {\mathrm {I} \,\omega '^{2}}{2}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e383272e4fb51e234754da671e3dcf7178f677ee)
Or,
![{\displaystyle \mathrm {I} \omega '=p-{\frac {d\mathrm {T} _{1}}{d\omega '}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/be247da1c1329e258d0564012dc2a15e13d2ccf2)
Comme
et
sont très grands par rapport à
cette équation nous donne approximativement
![{\displaystyle \omega '={\frac {p}{\mathrm {I} }}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d81f8170db15d99ee8e280b31844b2f52c725790)
et plus exactement
![{\displaystyle \omega '={\frac {p}{\mathrm {I} }}-{\frac {1}{\mathrm {I} }}{\frac {d\mathrm {T} _{1}}{d\omega '}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/69defc734880d599e17db3f2a29887d867beef41)
De plus
![{\displaystyle {\frac {\mathrm {I} \omega '^{2}}{2}}={\frac {p^{2}}{2\mathrm {I} }}-{\dfrac {p\,{\frac {d\mathrm {T} _{1}}{d\omega '}}}{\mathrm {I} }}+{\frac {1}{2\mathrm {I} }}\left({\frac {d\mathrm {T} _{1}}{d\omega '}}\right)^{2}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8d1cbea6b86cb634637320bc9ab47f151b741897)
On trouve ainsi
![{\displaystyle \mathrm {H} ''=\mathrm {T} _{1}+\mathrm {U} -{\frac {p^{2}}{2\mathrm {I} }}+{\frac {1}{2\mathrm {I} }}\left({\frac {d\mathrm {T} _{1}}{d\omega '}}\right)^{2}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b38e599c2eb992e58966d24c14b2d28249486621)
Dans le second membre, l’avant-dernier terme est une constante ;
le dernier est négligeable parce que
est très grand.
Comme on peut, sans rien changer au principe de Hamilton,
ajouter à
une constante quelconque, nous pourrons poser
![{\displaystyle \mathrm {H} '=\mathrm {T} _{1}+\mathrm {U} }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9f94d314994dc02c5ff7c33e45953331e68e7325)
et nous saurons que l’intégrale
![{\displaystyle \mathrm {J} ''=\int \mathrm {H} ''\,dt}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/483bdc627ab5e216b85ec21fe0d35eba11bc1f57)
doit être minimum (alors même que les valeurs initiale et finale
de
ne sont pas données).
Dans l’expression de
doit être regardée comme une constante
donnée ;
est alors une fonction quadratique, non homogène
par rapport aux
de la forme
Soit, par exemple, un point matériel de masse 1 se mouvant dans
un plan et dont les coordonnées par rapport aux axes mobiles
sont
et
On aura
![{\displaystyle \mathrm {T} _{1}={\frac {(\xi '\!-\omega '\eta )^{2}+(\eta '\!-\omega '\xi )^{2}}{2}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/342e7b7ae757522fbb8e68607de4a1cce81bd384)
Il viendra donc
![{\displaystyle {\begin{aligned}\mathrm {H} _{2}&={\frac {\xi '^{2}\!+\eta '^{2}}{2}},&\mathrm {H} _{1}&=\omega '(\xi \eta '\!-\xi '\eta ),&\mathrm {H} _{0}&={\frac {\omega '^{2}}{2}}(\xi ^{2}\!+\eta ^{2})+\mathrm {U} .\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/dc234aac1abf83dd69c6eac1ec53f344b39bb053)
L’intégrale
![{\displaystyle \mathrm {J} =\int _{t_{0}}^{t_{1}}(\mathrm {H} _{2}+\mathrm {H} _{1}+\mathrm {H} _{0})\,dt}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/957a4c41794062f53ed14aedceaaa42a5793c630)
est alors minimum, quand on regarde comme données les limites
et
ainsi que les valeurs initiales et finales de
et de ![{\displaystyle \eta .}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/fc94fc42a3ecbad87643808e17ec9634147cf812)
L’intégrale des forces vives s’écrit alors
![{\displaystyle \mathrm {H} _{2}=\mathrm {H} _{0}+h}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/cb09a711e40e60790cfe23695d891df64cad3f30)
et nous avons vu que l’intégrale
![{\displaystyle \mathrm {J} '=\int (\mathrm {H} _{2}+\mathrm {H} _{1}+\mathrm {H} _{0}+h)\,dt=\mathrm {J} +h(t_{1}-t_{0})}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/6b25b5cce2066af6590cfc04fbabfb31fd47ac4b)
est minimum lors même qu’on ne regarde pas
et
comme
donnés.
On trouve alors
![{\displaystyle \mathrm {J} '=\int (2\mathrm {H} _{2}+\mathrm {H} _{1})dt=\int \left[ds\,{\sqrt {\mathrm {H} _{0}+h}}+\omega '(\xi \,d\eta -\nu \,d\xi )\right]}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/28d4ab598f93a6a6e4bd79a7d49687f844643904)
en posant
![{\displaystyle ds^{2}=d\xi ^{2}+d\eta ^{2}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/0d720dcd9d035da6151e42ae97d9f5d7b9bf20dd)
C’est le principe de Maupertuis généralisé.
Dans les problèmes que nous traiterons,
sera toujours positif,
et, par conséquent,
sera essentiellement positif.
Il n’en sera pas toujours de même de
En effet, si
est
négatif, nous devrons supposer que le point
reste cantonné
dans le domaine défini par l’inégalité
![{\displaystyle \mathrm {H} _{0}+h>0.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e7b0f09ca6e8df2407b49ee78f4ee3ebac3c72b0)
Le premier terme de la quantité sous le signe
qui est
est essentiellement positif ; il n’en sera pas ainsi du
second qui change de signe quand on renverse le sens dans lequel
la trajectoire est supposée parcourue.
Si le point
est très voisin du bord du domaine où il est
confiné, si, par conséquent,
est très petit, le premier terme
sera très petit et ce sera le second qui donnera son signe.
n’est donc pas essentiellement positif. On s’en rend compte
aussi à l’aide de l’équation
![{\displaystyle \mathrm {J} '=\mathrm {J} +h(t_{1}-t_{0}).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/cc0056736bf07a6563a91e6bcb1d82b511fbc55e)
Si
est négatif, le premier terme
est positif et le second
négatif.
Foyers cinétiques.
341.Jusqu’ici quand j’ai dit, telle intégrale est minimum,
je me suis servi d’une façon de parler abrégée, mais incorrecte,
qui ne pouvait d’ailleurs tromper personne ; je voulais dire,
la variation première de cette intégrale est nulle ; cette condition
est nécessaire pour qu’il y ait minimum, mais elle n’est pas suffisante.
Nous allons maintenant rechercher quelle est la condition pour
que les intégrales
et
que nous avons étudiées dans les numéros
précédents, et dont les variations premières sont nulles,
soient effectivement minimum. Cette recherche se rattache à la
difficile question des variations secondes et à la belle théorie des
foyers cinétiques.
Rappelons les principes de ces théories.
Soient
des fonctions de
soient
leurs dérivées ; considérons l’intégrale
![{\displaystyle \mathrm {J} =\int _{t_{0}}^{t_{1}}f(x_{i},x_{i}')\,dt,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/21cb2303f10f11d1fa7c8d5d8b1140fb3817c95b)
dont la variation première
est nulle, en regardant comme données
les valeurs initiales et finales des ![{\displaystyle x_{i}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ca686849ad350b47ebab4a394b66d84d5fa942bf)
Pour que cette intégrale soit minimum, il faut d’abord une
condition, nécessaire, mais non suffisante, que j’appellerai la condition (A).
C’est que
![{\displaystyle f(x_{i},\,x_{i}'+\varepsilon _{i})-\sum \varepsilon _{i}{\frac {df}{dx_{i}'}},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/6096b169e0d11794f61ae7a49f65b952ff1b144a)
considéré comme fonction des
soit minimum.
La condition (A) n’est pas suffisante, à moins que les limites
d’intégration ne soient très rapprochées. Sauf ce cas, il faut y
joindre une autre condition que j’appellerai la condition (B).
Pour l’exposer, il faut d’abord que je rappelle la définition des
foyers cinétiques.
Pour que
![{\displaystyle \delta \mathrm {J} =0,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/47b3a4e393c949751b578364455b5bb477bd46eb)
il faut et il suffit que les
satisfassent à
équations différentielles
du deuxième ordre que j’appellerai les équations (C).
Soit
![{\displaystyle x_{i}=\varphi _{i}(t)}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/111e611ef90227502441d4bb4069816ece40367e)
une solution de ces équations.
Posons, pour une solution infiniment voisine
![{\displaystyle x_{i}=\varphi _{i}(t)+\xi _{i},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f48cbdeb36b5400af506b40bf16d9ee08b770cf1)
et formons les équations aux variations, équations linéaires
auxquelles satisfont les
et que j’appellerai (D).
La solution générale de ces équations (D) sera de la forme
![{\displaystyle \xi _{i}=\sum _{k=1}^{k=2n}\mathrm {A} _{k}\xi _{ik}\quad (i=1,\,2,\,\ldots ,\,n).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9031432f88d61db1caa46ce8e80abc51946871cc)
Les
sont
constantes d’intégration, les
sont
fonctions
de
parfaitement déterminées et correspondant à
solutions
particulières des équations linéaires (D).
Cela posé, écrivons que les
s’annulent tous pour deux époques
données
et pour
nous aurons
équations linéaires entre
lesquelles nous pourrons éliminer les
inconnues
Nous obtiendrons ainsi l’équation
![{\displaystyle \Delta (t',t'')=0,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5d25284b69dfd5f8b8d07dadc0af4dd9d5e87a2a)
où
est le déterminant
![{\displaystyle \Delta =\left|{\begin{array}{cccc}\xi _{1.1}'&\xi _{1.2}'&\ldots &\xi _{1.2n}'\\\ldots &\ldots &\ldots &\ldots .\\\xi _{n.1}'&\xi _{n.2}'&\ldots &\xi _{n.2n}'\\\xi _{1.1}''&\xi _{1.2}''&\ldots &\xi _{1.2n}''\\\ldots &\ldots &\ldots &\ldots .\\\xi _{n.1}''&\xi _{n.2}''&\ldots &\xi _{n.2n}''\end{array}}\right|\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/dba4829a8bd2b71d66fdc3d47f5dc4cbec685792)
et
sont ce que devient la fonction
quand on y remplace
par
et par ![{\displaystyle t''.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5f23df08f2c3f7727376e81f87eac06c18fbdb34)
Si les époques
et
satisfont à l’équation
nous dirons
que ce sont deux époques conjuguées et que les deux points
et
de l’espace à
dimensions, qui ont respectivement pour coordonnées
![{\displaystyle {\begin{array}{cccc}\varphi _{1}(t'),&\varphi _{2}(t'),&\ldots ,&\varphi _{n}(t'),\\\varphi _{1}(t''),&\varphi _{2}(t''),&\ldots ,&\varphi _{n}(t''),\end{array}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/677bfc60a9506d30901248c6ec3a2b2975e444e4)
sont deux points conjugués.
Si de plus
est celle des époques conjuguées de
et postérieure
à
qui est la plus voisine de
nous dirons que
est le
foyer de
Nous pouvons maintenant énoncer la condition (B) : c’est
qu’entre
et
ne se trouve aucune époque conjuguée de
Pour que
soit un minimum, il faut et il suffit que les conditions (A)
et (B) soient remplies.
On peut tirer de là une conséquence immédiate.
Soient
quatre époques.
Soient
les points correspondants de la courbe
![{\displaystyle x_{1}=\varphi _{1}(t),\quad x_{2}=\varphi _{2}(t),\quad \ldots ,\quad x_{n}=\varphi _{n}(t).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1add88befe2b600c6b9e065957f29dd98a380ac8)
Supposons que
soit le foyer de
et
celui de
Si la condition (A) est remplie on pourra avoir
![{\displaystyle t_{0}<t_{1}<t_{2}<t_{3}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/987752bfb9383249dbabec6dc1e00f889c58bc1d)
ou
![{\displaystyle t_{0}<t_{2}<t_{1}<t_{3}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/60e93e6cb97a0aa9a906a610bb1501c9e113dcb7)
ou
![{\displaystyle t_{2}<t_{3}<t_{0}<t_{1}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e14ed40a41ef517606261c35d797962805c5b804)
Mais on ne pourra pas avoir
![{\displaystyle t_{0}<t_{2}<t_{3}<t_{1}\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ce9390a2f22855b6d79ab0756e2001130d1af86b)
sans quoi l’intégrale
![{\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{1}-\varepsilon }}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/3c4d18c6fe37e1351c6668d391b5c144706d762d)
devrait être minimum puisque la condition (B) est remplie, et
l’intégrale
![{\displaystyle \int _{t_{3}}^{t_{1}-\varepsilon }}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a66e08f59688d0cfce3c413deddbd2b5aff7b642)
ne serait pas minimum puisque la condition (B) ne serait pas
remplie en ce qui la concerne.
Cela est impossible puisqu’on peut faire varier les fonctions
entre
et
sans les faire varier entre
et
Il est aisé de voir quelle est la signification géométrique de ce
qui précède.
La courbe de l’espace à
dimensions
![{\displaystyle x_{i}=\varphi _{i}(t)}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/111e611ef90227502441d4bb4069816ece40367e)
représentant une solution des équations (c) pourra s’appeler une
trajectoire, que j’appelle ![{\displaystyle (\mathrm {T} ).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2463551fa8b88b03fd74865f5b05b7fca08adf4d)
La courbe
![{\displaystyle x_{i}=\varphi _{i}+\xi _{i}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d646a041878161bc8e31f96920678c0322673ba9)
représentera une trajectoire infiniment voisine.
Si par le point
on mène une de ces trajectoires
infiniment
voisines de
et que cette trajectoire vienne de nouveau
couper la trajectoire
en
(plus exactement, la distance
de
à cette trajectoire sera un infiniment petit d’ordre supérieur) ;
les points
et
seront conjugués si, de plus, le
point qui décrit
passe en
et infiniment près de
aux
époques
et
342.Dans le cas du principe de Hamilton, la condition (A) est
toujours remplie ; en effet, on a
![{\displaystyle \mathrm {H} =\mathrm {H} _{0}+\mathrm {H} _{1}+\mathrm {H} _{2},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/87ff8218dd06e44ce8f2ddbfc4cbda43ef7a07b7)
et
est une forme quadratique homogène par rapport aux ![{\displaystyle x_{i}'.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/0431991b3251ca808bb14e43a221a94c47586d7e)
Dans tous les problèmes de Dynamique, cette forme quadratique
est définie et positive.
Si nous changeons
en
se change en
![{\displaystyle \mathrm {H} _{1}(x_{i}')+\sum \varepsilon _{i}\,{\frac {d\mathrm {H} _{1}}{dx_{i}'}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/df2d0d194bc80af4fe2d23e58b7e150900b4eee8)
et
se change en
![{\displaystyle \mathrm {H} _{2}(x_{i}')+\mathrm {H} _{2}(\varepsilon _{i})+\sum \varepsilon _{i}\,{\frac {d\mathrm {H} _{2}}{dx_{i}'}}\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/43fdfe739cdbc5178acaec73e6a4d57b23fae633)
d’ailleurs
![{\displaystyle \sum \varepsilon _{i}\,{\frac {d\mathrm {H} _{0}}{dx_{i}'}}=0.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/13ddf36e7777a904b06ce02c69d8f15a20c89123)
Donc
![{\displaystyle \mathrm {H} (x_{i}'+\varepsilon _{i})=\mathrm {H} _{0}+\mathrm {H} _{1}+\mathrm {H} _{2}+\sum \varepsilon _{i}{\frac {d(\mathrm {H} _{0}+\mathrm {H} _{1}+\mathrm {H} _{2})}{dx_{i}'}}+\mathrm {H} _{2}(\varepsilon _{i}).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9f0811813efd60d83037dfad1b6e790971fc46ec)
d’où enfin
![{\displaystyle \mathrm {H} (x_{i}'+\varepsilon _{i})-\sum \varepsilon _{i}{\frac {d\mathrm {H} }{dx_{i}'}}=\mathrm {H} +\mathrm {H} _{2}(\varepsilon _{i}).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9e3f98234750266c09744e5e36ab662f33b82386)
Le premier membre correspond à la fonction
![{\displaystyle f(x_{i}'+\varepsilon _{i})-\sum \varepsilon _{i}{\frac {df}{dx_{i}'}}\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ea13e1042ac8b190ff9f8427d8e3b5ec33c65754)
comme la forme quadratique
est définie positive, nous
voyons que l’expression est minimum pour
c’est-à-dire
que la condition (A) est remplie.
343.Passons au cas du principe de Maupertuis dans le mouvement
absolu. L’intégrale à examiner s’écrit alors
![{\displaystyle \int d\tau ,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c1ba27f98a8d3a4b278fec700dc6ad7d67f68033)
où
est une forme quadratique définie positive par rapport aux
différentielles ![{\displaystyle dx_{i}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/dff0d869d200c671f06706fd6e83870e7986236a)
Prenons pour un instant
pour variable indépendante ; l’intégrale
devient
![{\displaystyle \int {\frac {d\tau }{dx_{1}}}\,dx_{1},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ae610d04aa6c24fdfe69864c530e3c6b9f8c32ab)
où
est un polynôme du second degré
non homogène
(mais essentiellement positif), par rapport aux
Soit donc
![{\displaystyle {\frac {d\tau }{dx_{1}}}={\sqrt {\mathrm {P} \left({\frac {dx_{i}}{dx_{1}}}\right)}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/19f390a7b746d8beca7235ae348434a866867a91)
Il s’agit de savoir si
![{\displaystyle {\sqrt {\mathrm {P} \left({\frac {dx_{i}}{dx_{1}}}+\varepsilon _{i}\right)}}-\sum \varepsilon _{i}\;{\frac {d}{dx_{i}'}}{\sqrt {\mathrm {P} (x_{i}')}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/92301837a40bacaf7998b0efe59fd7ff692cd5ed)
est minimum pour
ou, en d’autres termes, si la dérivée
seconde, par rapport à
du radical
![{\displaystyle {\sqrt {\mathrm {P} \left({\frac {dx_{i}}{dx_{1}}}+\varepsilon _{i}t\right)}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/87e9525596685eec2f6fee93abc518a65eecc9a6)
est positive.
Mais, quels que soient les
et les
on aura
![{\displaystyle \mathrm {P} \left({\frac {dx_{i}}{dx_{1}}}+\varepsilon _{i}t\right)=at^{2}+2bt+c,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e996eaa1c1af17a31aae569725995081a57c1d25)
étant indépendants de
la dérivée seconde du radical est
alors égale à
![{\displaystyle {\frac {ac-b^{2}}{\left(at^{2}+2bt+c\right)^{\frac {3}{2}}}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/7316096699e7f8038fe6ad5eb07ef702700c5c96)
Comme le polynôme
est essentiellement positif, cette expression
est aussi toujours positive et la condition (A) est toujours
remplie.
344.Passons au principe de Maupertuis dans le mouvement
relatif. Nous avons alors à envisager l’intégrale
![{\displaystyle \int \left[ds\,{\sqrt {\mathrm {H} _{0}+h}}+\omega '(\xi \,d\eta -\eta \,d\xi )\right],}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/84a83d42671a714a933adda6604ad43a26f11d22)
ou, en prenant
pour variable indépendante,
![{\displaystyle \int d\xi \,\left[{\sqrt {(\mathrm {H} _{0}+h)(1+\eta '^{2})}}+\omega '(\xi \eta '-\eta )\right].}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/7098261dfe82b12de39c42166661478c212327ee)
Il faut donc rechercher si la dérivée seconde par rapport à
de
![{\displaystyle {\sqrt {(\mathrm {H} _{0}+h)(1+\eta '^{2})}}+\omega '(\xi \eta '-\eta )}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/bda244244e41a9ca664d846869e1d5ae68422fda)
est positive ; or, cette dérivée est
![{\displaystyle {\frac {\sqrt {\mathrm {H} _{0}+h}}{\left(1+\eta '^{2}\right)^{\frac {3}{2}}}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/7c577393634911fc4455267cc150d92e024f02b5)
La condition (A) est donc toujours remplie.
Ainsi la condition (A) est remplie d’elle-même dans tous les
cas que nous aurons à examiner.
Foyers maupertuisiens.
345.Les foyers cinétiques ne sont pas tout à fait les mêmes
suivant qu’on envisage l’action hamiltonienne ou l’action maupertuisienne.
Pour mieux nous en rendre compte, supposons deux degrés de liberté seulement et soient
et
les deux variables qui
définissent la position du système et que nous pourrons regarder
comme les coordonnées d’un point dans un plan.
Soient
![{\displaystyle {\begin{aligned}x&=f_{1}(t),&y&=f_{2}(t)\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/80458f30292053ceae1b2f5dfe703998289ed5b8)
les équations d’une trajectoire
qui sera une courbe plane.
Posons
![{\displaystyle {\begin{aligned}x&=f_{1}(t)+\xi ,&y&=f_{2}(t)+\eta ,\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/bd49a455f97f9f1c95963f68a8595cf22d728f1a)
et, négligeant les carrés de
et de
formons les équations aux
variations. Comme elles sont linéaires et du quatrième ordre, on
aura donc
![{\displaystyle {\begin{aligned}\xi &=a_{1}\xi _{1}+a_{2}\xi _{2}+a_{3}\xi _{3}+a_{4}\xi _{4},\\\eta &=a_{1}\eta _{1}+a_{2}\eta _{2}+a_{3}\eta _{3}+a_{4}\eta _{4},\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e225adc1e78e930ebb407e2d957c27305ee1827d)
les
étant des constantes d’intégration, les
et les
des fonctions
de ![{\displaystyle t.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d3e6cc375ac6123d2342be53eba87b92fbbacf07)
L’équation du no 341,
![{\displaystyle \Delta (t',t'')=0,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5d25284b69dfd5f8b8d07dadc0af4dd9d5e87a2a)
s’écrit alors
(1)
|
|
|
C’est cette équation qui définit les foyers hamiltoniens.
Elle exprime que le point
qui décrit la trajectoire
et
le point
qui décrit la trajectoire infiniment voisine
se trouvent à deux époques différentes, à savoir aux
époques
et
séparés par une distance infiniment petite d’ordre
supérieur.
Mais ce ne sont pas là les conditions que doivent remplir les
foyers maupertuisiens. Deux des points de la trajectoire
à
savoir les deux points
et
qui correspondent aux époques
et
doivent être à une distance infiniment petite d’ordre supérieur
de la trajectoire
Mais il n’est pas nécessaire que le
point mobile qui parcourt
passe précisément à l’époque
par exemple, infiniment près de
En revanche, la constante
des forces vives doit avoir la même valeur pour
et pour
cette dernière condition n’est pas imposée aux foyers hamiltoniens.
L’une des solutions des équations aux variations est
![{\displaystyle {\begin{aligned}\xi &=f_{1}'(t),&\eta &=f_{2}'(t),\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/3c187264808998006b45b68861ca6d1569427b88)
Nous pouvons donc supposer
![{\displaystyle {\begin{aligned}\xi _{1}'&=f_{1}'(t'),&\eta _{1}'&=f_{2}'(t'),&\xi _{1}''&=f_{1}'(t''),&\eta _{1}''&=f_{2}'(t'').\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5109192402c3fc586b1ab59f284bcf1c42f9f519)
Ainsi sont définies les deux fonctions
et
D’autre part, la différence entre la constante des forces vives
relative à
et la constante des forces vives relative à
est
infiniment petite ; c’est évidemment une fonction linéaire des
quatre constantes infiniment petites
Nous pouvons, sans restreindre la généralité, supposer que cette
différence est précisément égale à
.
Alors, la condition pour que la valeur de la constante des forces
vives soit la même pour
et
c’est que
ou bien
![{\displaystyle {\begin{alignedat}{4}\xi &=a_{1}\xi _{1}&{}+{}&a_{2}\xi _{2}&{}+{}&a_{3}\xi _{3},\\\eta &=a_{1}\eta _{1}&{}+{}&a_{2}\eta _{2}&{}+{}&a_{3}\eta _{3}.\end{alignedat}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/6055b309719e467a430e2deedd6e9ab26d3fe814)
Maintenant, pour
et
doivent être nuls, d’où les équations
![{\displaystyle {\begin{alignedat}{4}a_{1}\xi _{1}'&{}+{}&a_{2}\xi _{2}'&{}+{}&a_{3}\xi _{3}'&=0,\\a_{1}\eta _{1}'&{}+{}&a_{2}\eta _{2}'&{}+{}&a_{3}\eta _{3}'&=0.\end{alignedat}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/be92b7ad4bd2e6e38c63ce9531f6fb9deb4ed213)
D’autre part,la valeur de
pour
doit
être la même (à des infiniment petits près d’ordre supérieur) que
celle de
et de
pour
ce qui s’écrit
![{\displaystyle {\begin{alignedat}{4}(\varepsilon +a_{1})&&\,\xi _{1}''&{}+{}&a_{2}\xi _{2}''&{}+{}&a_{3}\xi _{3}''&=0,\\(\varepsilon +a_{1})&&\,\eta _{1}''&{}+{}&a_{2}\eta _{2}''&{}+{}&a_{3}\eta _{3}''&=0,\end{alignedat}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ef4ec4379962b88a9af747cf0f863be9052adc42)
d’où, par élimination,
(2)
|
|
|
En développant le déterminant, on trouve
![{\displaystyle \left|{\begin{array}{cc}\xi _{1}'\eta _{2}'-\xi _{2}'\eta _{1}'&\xi _{1}'\eta _{3}'-\xi _{3}'\eta _{1}'\\\xi _{1}''\eta _{2}''-\xi _{2}''\eta _{1}''&\xi _{1}''\eta _{3}''-\xi _{3}''\eta _{1}''\end{array}}\right|=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ca47eeb90992a6748ab23d4885b4c9f699926eb0)
et, en posant
![{\displaystyle {\frac {\xi _{1}\eta _{2}-\xi _{2}\eta _{1}}{\xi _{1}\eta _{3}-\xi _{3}\eta _{1}}}=\zeta (t),}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ea515c66d567698555779ee44975bf9507b24665)
l’équation (2) devient
(3)
|
|
|
Application aux solutions périodiques.
346.Si nous avons affaire à une solution périodique de
période
les fonctions
et
du numéro précédent
seront périodiques de période
il en est de même de
![{\displaystyle {\begin{aligned}\xi _{1}&=f_{1}'(t),&\eta _{1}&=f_{2}'(t).\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1568f5deb133ad68ab17a3ffe4aeeb4483dc4cab)
De plus, les équations aux variations admettront, d’après le Chapitre IV,
d’autres solutions particulières qui seront de la forme
![{\displaystyle {\begin{aligned}\xi &=e^{\alpha t}\varphi _{2}(t),&\eta &=e^{\alpha t}\psi _{2}(t)\,;\\\xi &=e^{-\alpha t}\varphi _{3}(t),&\eta &=e^{-\alpha t}\psi _{3}(t)\,;\\\xi &=\varphi _{4}(t)+\beta tf_{1}'(t),&\eta &=\psi _{4}(t)+\beta tf_{2}'(t).\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f9a47c628a9b14bf469c070066ae266eca6af1cf)
Dans ces équations,
est une constante,
et
sont les exposants
caractéristiques, les
et les
sont des fonctions périodiques.
Soit
![{\displaystyle \mathrm {F} \left(x,y,{\frac {dx}{dt}},{\frac {dy}{dt}}\right)=\mathrm {const.} }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/22efa0cc25b0c23bf1c105f08f476f1f0f1cb3ec)
l’équation des forces vives ; on devra avoir
![{\displaystyle {\frac {d\mathrm {F} }{dx}}\,\xi +{\frac {d\mathrm {F} }{dy}}\,\eta +{\frac {d\mathrm {F} }{d{\dfrac {dx}{dt}}}}{\frac {d\xi }{dt}}+{\frac {d\mathrm {F} }{d{\dfrac {dy}{dt}}}}{\frac {d\eta }{dt}}=\mathrm {A} ,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8ef929975aeeb46e7110273be27e9e60b6d88d73)
étant une constante. Si, dans cette équation, nous remplaçons
et
par
le premier membre devient une fonction
périodique de
multipliée par et
et, comme il doit être constant,
il faut qu’il soit nul.
On aura donc
.
Cela veut dire que les deux trajectoires infiniment voisines qui ont pour équations
![{\displaystyle {\begin{aligned}x&=f_{1}(t),&y&=f_{2}(t)\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/80458f30292053ceae1b2f5dfe703998289ed5b8)
et
![{\displaystyle {\begin{aligned}x&=f_{1}(t)+e^{\alpha t}\varphi _{2}(t),&y&=f_{2}(t)+e^{\alpha t}\psi _{2}(t),\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/57084ff5cafe9a2c0a69a26980d04f0ef5d7bab4)
correspondent à une même valeur de la constante des forces vives.
On verrait de même qu’il en est encore ainsi de la trajectoire
qui a pour équation
![{\displaystyle {\begin{aligned}x&=f_{1}(t)+e^{-\alpha t}\varphi _{2}(t),&y&=f_{2}(t)+e^{-\alpha t}\psi _{2}(t),\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ddb81b6db685cf58b2181549e5bf0a034ec11fd9)
Rien n’empêche donc de poser
![{\displaystyle {\begin{aligned}\xi _{2}&=e^{\alpha t}\varphi _{2},&\eta _{2}&=e^{\alpha t}\psi _{2},\\\xi _{3}&=e^{-\alpha t}\varphi _{3},&\eta _{3}&=e^{-\alpha t}\psi _{3}.\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1c81c9726de298dcc2aa361a2fdf1d9a7964f6a4)
Alors
est de la forme suivante
![{\displaystyle \zeta (t)=e^{2\alpha r}\mathrm {G} (t),}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/07e7cb187f40c92059bf07001b363a043a080c3c)
étant une fonction périodique.
Cas des solutions stables.
347.Nous devons maintenant distinguer deux cas :
1o La solution est stable et
est négatif. Dans ce cas
et
et
sont imaginaires conjugués ;
et
ont pour module
l’unité. Nous allons faire trois hypothèses que nous justifierons
plus loin.
1o Supposons d’abord que
ne devienne jamais ni nul ni infini ;
2o Que la fonction
![{\displaystyle t+{\frac {1}{2\alpha }}\log \mathrm {G} (t)=\tau }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/6301069ff972e8f06213900f22565a0e5647f7da)
qui est essentiellement réelle soit aussi constamment croissante ;
3o Supposons de plus que
soit une fonction périodique.
Alors, l’équation (3) pourra s’écrire, en appelant
et
les
deux valeurs de
qui correspondent à
et à
(
![{\displaystyle k}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c3c9a2c7b599b37105512c5d570edc034056dd40)
étant entier).
À chaque valeur de
correspond une seule valeur de
et à
chaque valeur de
une seule valeur de
nous ne pouvons donc
avoir
sans avoir
et si nous voulons
il faut
que
soit positif.
En faisant
on donnera à
la plus petite valeur ; il
vient
![{\displaystyle \tau ''-\tau '={\frac {i\,\pi }{\alpha }}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d13ba7c96f9f1d3e72c76a412348fe0c0b80dabb)
et le point
est alors le foyer de ![{\displaystyle \mathrm {M} '.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/11c44eea476e20cbf9e00186d44b59ffc49333f8)
Mais il importe de remarquer une chose.
Pour que le raisonnement qui précède s’applique, il faut que
soit une fonction périodique ; mais, en général, tout ce
que nous savons, c’est que
est une fonction périodique, et
il en résulte simplement que
![{\displaystyle \log \mathrm {G} (t)}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c3562466a6adc90015f798811d13ff7b6615f14b)
augmente d’un multiple de
par exemple de
quand
augmente de
Alors
![{\displaystyle \log \mathrm {G} (t)-ikt,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/cee0d30df0218886dfc36515b7d1bf1e78000198)
est une fonction périodique.
Posons alors
![{\displaystyle {\begin{aligned}\mathrm {G} '(t)&=\mathrm {G} (t)\,e^{-ikt},\\\alpha '&=\alpha +{\frac {ik}{2}}\,;\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/db5e743aedc5e62561f2531419debe790ebd4072)
il viendra
![{\displaystyle \zeta (t)=e^{2\alpha t}\mathrm {G} (t)=e^{2\alpha 't}\mathrm {G} '(t).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/69c19718ef35c243ddd11a87ccb40e29359b4723)
On posera alors, non plus
![{\displaystyle \tau =t+{\frac {1}{2\alpha }}\log \mathrm {G} (t),}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5b1b83e66182276ce0e7e79ccae261592fec33a7)
mais
![{\displaystyle \tau =t+{\frac {1}{2\alpha '}}\log \mathrm {G} '(t)\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/30aaa007a0a4895719ec9c55c59312437faa466c)
comme
sera périodique, les conclusions qui précèdent
subsistent, l’équation (3) s’écrira
(
![{\displaystyle m}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/0a07d98bb302f3856cbabc47b2b9016692e3f7bc)
étant entier)
et, de plus,
sera le foyer de
si
![{\displaystyle \tau ''-\tau '={\frac {i\,\pi }{\alpha '}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d65c8cc042a409a010ebf8253815182dfcd4ae6f)
348..Ainsi se trouve justifiée l’une de nos trois hypothèses,
que
doit être périodique. Je dis maintenant que la fonction
doit, comme nous l’avons supposé, être constamment croissante.
Supposons en effet que cette fonction admette un maximum
pour
nous pourrions alors trouver deux époques
et
telles que les valeurs correspondantes
et
de la fonction
soient égales, et deux autres époques,
et
telles que
telles enfin que les cinq époques d’ailleurs très voisines l’une de
l’autre, satisfassent aux inégalités
![{\displaystyle t_{2}'<t_{1}'<t_{0}<t_{1}''<t_{2}''.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/801fe729263aebe81762117c3daa92df4f21679e)
Alors
serait le foyer de
celui de
or, nous avons vu
plus haut que de pareilles inégalités sont impossibles quand la
condition (A) est remplie.
Je dis maintenant que
ne peut s’annuler ; en effet, on a
![{\displaystyle \zeta (t)={\frac {\xi _{1}\eta _{2}-\xi _{2}\eta _{1}}{\xi _{1}\eta _{3}-\xi _{3}\eta _{1}}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b1abfee2279f9c7929093b224a465b65f784131a)
Le numérateur et le dénominateur de
sont imaginaires
conjugués ; si l’un d’eux s’annule, l’autre s’annule également, de
sorte que la fonction
ne peut devenir ni nulle ni infinie.
Ainsi se trouvent justifiées toutes nos hypothèses.
Solutions instables.
349.Supposons maintenant la solution instable et
positif ;
dans ce cas
sont réels.
Pour la même raison que plus haut, la fonction
sera constamment
croissante ; mais deux hypothèses sont possibles :
1o Ou bien
ne peut s’annuler ni devenir infini et croît
constamment de
à
quand
croît de
à
Il arrive alors qu’aucun point de notre solution périodique
n’a de foyer maupertuisien.
2o Ou bien
peut s’annuler pour
il s’annulera alors
aussi pour
et comme il ne peut avoir ni maximum,
ni minimum, il faut qu’il devienne infini dans l’intervalle. De
même, si
peut devenir infini, il faut aussi qu’il puisse s’annuler.
Supposons donc, pour fixer les idées, que
devienne infini
pour
![{\displaystyle t=t_{0},\quad t_{1},\quad t_{0}+2\pi }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/6d2f3ab79badece6336632caca806acc475e5b19)
et pour les valeurs qui en diffèrent d’un multiple de
et s’annule
pour
![{\displaystyle t=t_{0}',\quad t_{1}',\quad t_{0}'+2\pi .}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/734ec914859f25084b84a4883d265f2c8f719e7b)
Je suppose d’ailleurs
![{\displaystyle t_{0}<t_{0}'<t_{0}<t_{1}'<t_{0}+2\pi .}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/6b350b9384d1bd59c8f08786eb021970ce1d8bf5)
D’ailleurs, quand
croît de
à
ou de
à
ou de
à
croît constamment de
à
La trajectoire fermée
qui représente notre solution périodique
sera donc partagée en deux arcs dont les extrémités correspondront
aux valeurs de
![{\displaystyle t_{0},\quad t_{1},\quad t_{0}+2\pi .}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/86a0eced8e73b37bfdd6f8c3b950107cc85832c3)
Chacun des points de l’un des arcs aura son premier foyer sur
l’arc suivant.
J’ajoute que les points qui correspondent aux valeurs de
![{\displaystyle t_{0},\quad t_{1},\quad t_{0}',\quad t_{1}'}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a2f546980105c690fa14082c0364cc85edda02cc)
coïncident avec leurs deuxièmes foyers.
Soient
une valeur de
correspondant à un point quelconque
de
et
la valeur de
qui correspond à son
ième
foyer, on aura
![{\displaystyle \lim {\frac {t_{n}''-t''}{n}}={\frac {2\pi }{2}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5a47273fc26d6e5ced5d72f1713db9bcf690f086)
Mais ce n’est pas tout ; on aura
![{\displaystyle e^{2\alpha t_{n}''}\mathrm {G} (t_{n}'')=e^{2\alpha t''}\mathrm {G} (t'').}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/671f85b61d154f9a33dcd97e5278898c0a9211c4)
Si
est très grand et si
n’est pas infini, comme
est
très grand et que nous supposons
positif,
sera très petit, de sorte que si
est, par exemple, compris entre
et
la différence
![{\displaystyle t_{2n}''-2n\pi }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/608da969200286f81c1626c4b2a832da6e4710eb)
tendra vers
quand
croîtra indéfiniment.
Si
tend vers
cette différence tendra vers
ou vers
selon que
sera compris entre
et
ou entre
et
J’ajouterai
que la différence
est, ou constamment croissante,
ou constamment décroissante avec
Les valeurs
correspondent aux points où
![{\displaystyle \xi _{1}\eta _{2}-\xi _{2}\eta _{1}=0\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9923d8fed12a2859787d7687a800f27720619c80)
mais
est une fonction périodique multipliée par
or, une fonction périodique doit dans une période s’annuler un
nombre pair de fois.
Par conséquent, la trajectoire fermée
sera partagée par les
points
en un certain nombre d’arcs et ce nombre sera toujours pair.
350.Au point de vue qui nous occupe, les solutions périodiques
instables peuvent donc se répartir en deux catégories.
Mais on pourrait se demander si ces deux catégories existent
réellement. Il convient donc d’en citer des exemples.
Soient
et
les coordonnées polaires d’un point mobile dans
un plan ; les équations du mouvement s’écriront
(1)
|
|
|
Supposons que, pour
on ait
![{\displaystyle {\begin{aligned}\mathrm {U} &=0,&{\frac {d\mathrm {U} }{d\omega }}&=0,&{\frac {d\mathrm {U} }{d\rho }}&=-1,&{\frac {d^{2}\mathrm {U} }{d\rho ^{2}}}&=\varphi (\omega )\,;\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a5feda57577d8112ab78e6afc36b1311634c5203)
les équations (1) admettront pour solutions
![{\displaystyle \rho =1,\quad \omega =t}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b83c97549c64199fd9f9d6b97a2d7321a7c9741f)
et cette solution correspondra à une trajectoire fermée qui sera
une circonférence.
Posons
![{\displaystyle {\begin{aligned}\rho &=1+\zeta ,&\omega &=t+\nu \end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/bfbfc636a0f310f3a1d87db054cdbb92abf38b02)
et formons les équations aux variations ; elles s’écriront
![{\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {d^{2}\zeta }{dt^{2}}}&=\zeta +2{\frac {d\nu }{dt}}+\zeta \varphi (t),&{\frac {d^{2}\nu }{dt^{2}}}+2{\frac {d\zeta }{dt}}&=0.\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f892fa3ba355d77b778a3e9cc6ff0e8fb56f1acd)
La seconde s’intègre immédiatement
![{\displaystyle {\frac {d\zeta }{d\beta }}+2\zeta =\mathrm {const.} \,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b144d6a9dca01b9aad42fa150f7fec95f4c40f72)
mais cette constante doit être nulle si nous voulons que la constante
des forces vives ait même valeur pour la trajectoire
et
pour la trajectoire infiniment voisine.
Si donc on remplace
par
la première équation aux
variations deviendra
(2)
|
|
|
L’équation (2) qu’il nous reste à intégrer est une équation
linéaire à coefficient périodique.
Ces équations ont été traitées dans les nos 29 et 189 (voir en
outre Chapitre IV, passim).
On sait qu’elles admettent deux solutions de la forme suivante :
![{\displaystyle {\begin{aligned}\zeta &=e^{\alpha t}\mathrm {G} (t),&\zeta &=e^{-\alpha t}\mathrm {G} _{1}(t),&\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5b3ddebbe66739d8fb664e38a6db1e794beefe80)
et
étant des fonctions périodiques.
Nous allons trouver des exemples de tous les cas distingués
plus haut. Supposons d’abord que
se réduise à une constante
(cas des forces centrales).
Si
on aura une solution périodique stable.
Si
il n’y aura pas sur
de foyer maupertuisien et
nous aurons une solution périodique instable de la première catégorie.
Il me reste à faire voir qu’il peut aussi y avoir des solutions
périodiques instables de la deuxième catégorie.
La solution sera instable et de la deuxième catégorie si
s’annule de telle façon que le rapport
![{\displaystyle e^{2\alpha t}{\frac {\mathrm {G} }{\mathrm {G} _{1}}},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a5ce5fb7306ff3503f5f0850811459c2796f8524)
qui correspond à la fonction
des numéros précédents puisse
s’annuler et par conséquent devenir infini.
Or, on peut évidemment construire une fonction périodique
satisfaisant aux conditions suivantes :
1o Elle admettra deux zéros simples et deux seulement ;
2o Ces zéros annuleront également
![{\displaystyle {\frac {d^{2}\mathrm {G} }{dt^{2}}}+2\alpha {\frac {d\mathrm {G} }{dt}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/50cd74bc203149f5348e0400f630430f3ffd6a3c)
Il en résulte que toutes les fois que
![{\displaystyle \zeta =e^{\alpha t}\mathrm {G} }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/af84ef72e5ad560a369bb8ab6106ef329ffce230)
s’annulera, sa dérivée seconde s’annulera également de telle façon
que le rapport
![{\displaystyle {\frac {1}{\zeta }}{\frac {d^{2}\zeta }{dt^{2}}}=\varphi -3}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1e66671520c11413f8c05c6ba4378c85a3ad7ae7)
restera fini.
On peut évidemment construire une fonction
qui satisfasse
à ces conditions ; la fonction périodique construite à l’aide de
cette fonction
correspondra à une solution périodique instable
de la deuxième catégorie.
Comme exemple de fonction
satisfaisant à cette condition,
nous pouvons prendre
![{\displaystyle \mathrm {G} =\sin t-{\frac {\alpha }{4}}\left(\cos t-\cos 3t\right).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/4cad4aa8f1a4847d3e1d4974f8b710519598c44d)
Cette fonction s’annule pour
et
et elle n’a pas
d’autre zéro si
![{\displaystyle \alpha <{\frac {1}{\sqrt {5}}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a46547b8d6c8ce821648cb207f17a29daec87a75)
D’ailleurs, pour
et pour
on a
![{\displaystyle {\frac {d^{2}\mathrm {G} }{dt^{2}}}+2\alpha {\frac {d\mathrm {G} }{dt}}=0.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/aeeef947a235cb82aaccf181b7605562126f7b4f)
Pour que le rapport
s’annule, il ne suffit pas que
s’annule,
il faut encore que
ne s’annule pas.
Or, c’est ce qui arrive, car si
et
s’annulaient à la fois, les deux solutions
![{\displaystyle {\begin{aligned}\zeta &=e^{\alpha t}\mathrm {G} (t),&\zeta &=e^{-\alpha t}\mathrm {G} _{1}(t)\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c9659f71209d13373185fda6e09663c6ebdea5de)
ne pourraient différer que par un facteur constant (puisqu’elles
satisfont à une même équation différentielle du second ordre) et
cela est absurde.
351. Un point sur lequel je veux attirer l’attention, c’est que
les solutions instables de la première et de la deuxième catégorie
forment deux ensembles séparés de telle façon qu’on ne peut
passer de l’une à l’autre d’une manière continue sans passer par
l’intermédiaire des solutions stables.
Bornons-nous d’abord au cas particulier du numéro précédent
et reprenons l’équation
(2)
|
|
|
Faisons varier la fonction
d’une manière continue et voyons
si l’on pourra passer immédiatement d’une solution instable de la
première catégorie à une solution instable de la deuxième catégorie.
Pour cela, il faut que la fonction
qui est réelle soit
d’abord incapable de s’annuler et ensuite susceptible de s’annuler.
On passerait donc du cas où l’équation
a toutes ses racines
imaginaires au cas où elle a des racines réelles. Au moment du
passage, elle aurait une racine double ou plus généralement multiple
d’ordre
Ce zéro, qui serait d’ordre
pour
serait d’ordre
pour
d’ordre
pour
de sorte que l’expression
![{\displaystyle {\frac {{\dfrac {d^{2}\mathrm {G} }{dt^{2}}}+2\alpha \,{\dfrac {d\mathrm {G} }{dt}}+\alpha ^{2}\mathrm {G} }{\mathrm {G} }}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/08a9e275c5e9020aa3d00963fcea6a338bb82986)
deviendrait infinie, ce qui est impossible, puisqu’elle est égale
à ![{\displaystyle \varphi -3.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/4b1cdc72c4905555e147857d05b113379f4e8758)
Au contraire, on peut passer d’une solution stable à une solution
instable de l’une ou de l’autre catégorie.
Pour une solution stable, en effet,
est imaginaire. Au moment
où la solution deviendra instable, la partie imaginaire de
deviendra identiquement nulle ; si, à ce moment, la partie réelle
de
a des zéros, on passera à une solution instable de la deuxième
catégorie ; si cette partie réelle ne s’annule jamais, on passera à
une solution instable de la première catégorie.
Il n’y a d’ailleurs aucune difficulté à passer du cas où l’équation
partie réelle de
![{\displaystyle \mathrm {G} =0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1eab953dd820307abcc59e27a009d5a096e31166)
a toutes ses racines imaginaires à celui où cette équation a des
racines réelles, pourvu qu’au moment du passage la partie imaginaire
de
ne soit pas nulle.
352.Pour mieux faire comprendre ce qui précède, je vais
revenir à un exemple qui nous est déjà familier.
Revenons à l’équation de Gyldén, c’est-à-dire à l’équation (1) du no 178 (t. II).
Nous donnerons à cette équation le numéro (3)
et nous l’écrirons
(3)
|
|
|
On voit qu’elle est de même forme que l’équation (2).
Nous avons vu que cette équation a, comme l’équation (2), deux
intégrales de la forme
![{\displaystyle e^{\alpha t}\mathrm {G} ,\quad e^{-\alpha t}\mathrm {G} _{1},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/7ddaa4286f7794027d2cd04febf6efc25194aa0c)
que nous avons écrites dans la notation du no 178, sous la forme
![{\displaystyle e^{iht}\varphi _{1},\quad e^{-iht}\varphi _{2}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8b2217440364434cd9004ded7bee20d6cb2249a4)
Le cas de
réel correspond alors au cas des solutions stables
et le cas de
imaginaire à celui des solutions instables.
Nous avons envisagé aussi deux intégrales remarquables ; la
première paire
|
|
|
la seconde impaire
|
|
|
et nous avons trouvé les conditions
![{\displaystyle {\begin{array}{c}\mathrm {F} (\pi )f'(\pi )-f(\pi )\mathrm {F} '(\pi )=1,\\[0.75ex]\mathrm {F} (\pi )=f'(\pi )=\cos h\pi .\end{array}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f5c6a70740f78b081bd6713c3d3b15c61b12a68c)
Je renvoie maintenant à la figure de la page 243 (Tome II) où,
regardant
et
comme les coordonnées rectangulaires d’un
point, nous avons séparé les régions correspondant aux solutions
stables de celles qui correspondent aux solutions instables. Ces
dernières sont représentées couvertes de hachures.
Ces diverses régions sont séparées les unes des autres par
quatre courbes analytiques dont j’ai donné les équations page 241
(Tome II).
Voici ces équations
(α) |
|
|
(β) |
![{\displaystyle \mathrm {F} (\pi )=\quad 1,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/813663e1b8cfbb58ccc0cfe1069b63c8c12100d5) |
|
(γ) |
![{\displaystyle \mathrm {F} (\pi )=\;-1,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2d4a598ac18cc527ed464dacc4dbebc6b202b1cc) |
|
(δ) |
![{\displaystyle \mathrm {F} (\pi )=\;-1,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2d4a598ac18cc527ed464dacc4dbebc6b202b1cc) |
|
À quelle catégorie appartiennent les solutions instables qui
correspondent à nos régions couvertes de hachures ? Il est clair
d’abord que les solutions instables qui correspondent à l’une de
ces régions sont toute de la même catégorie. Cela résulte immédiatement
de ce qui précède.
Or, en un point de l’une des courbes (β) et (δ), la fonction
se réduit à
et cette fonction peut s’annuler puisqu’elle est
impaire. Donc, si une région est limitée par un arc de l’une des
courbes (β) et (δ), les solutions correspondantes seront de la
seconde catégorie.
Mais il en est ainsi de toutes nos régions. Donc toutes nos
solutions instables sont de la seconde catégorie.
Il est aisé de transformer notre exemple de telle façon que l’on
ait des solutions des deux catégories. Il suffit de remplacer
par
de façon que ce coefficient puisse devenir négatif.
Notre équation (3) s’écrit alors
(3 bis)
|
|
|
Prenons toujours
et
pour coordonnées rectangulaires et
construisons une figure analogue à celle de la page 241. La partie
de la figure située à droite de l’axe des
du côté des
positifs
sera analogue à la figure de la page 241. Mais nous aurons à
gauche de l’axe des
du côté des
négatifs, une région couverte
de hachures, limitée par une espèce de parabole tangente
à l’axe des
Les régions hachées de droite correspondront, nous venons de
le voir, à des solutions de la seconde catégorie ; mais il n’en sera
pas de même de la région hachée de gauche.
Il suffit pour s’en convaincre de faire
d’où
![{\displaystyle x=e^{t{\sqrt {-q}}}\,;\qquad \alpha ={\sqrt {-q}}\,;\qquad \mathrm {G} =1.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/4ad043b67dd15f2639e13d4cabd61097f9bfec40)
353.Je n’ai encore fait la discussion que dans un cas particulier.
Pour l’étendre au cas général, je vais montrer qu’on est
toujours amené à une équation de même forme que l’équation (2)
du numéro précédent.
Considérons d’abord le cas du mouvement absolu ; si
est la
fonction des forces et si
et
sont les coordonnées cartésiennes
d’un point dans un plan, les équations du mouvement s’écriront
(1)
|
|
|
et les équations aux variations
(2)
|
|
|
Je représente pour plus de brièveté par des accents les dérivations
par rapport à
Ainsi
représente ici
et non plus,
comme dans le no 341, la valeur de
pour
L’intégrale des forces vives s’écrira
![{\displaystyle {\frac {x'^{2}+y'^{2}}{2}}=\mathrm {U} +h,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d2eb206b972f1cead7d2e5806344edf78d0fb422)
et l’intégrale correspondante de (2)
(
![{\displaystyle \delta h}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d71ab197adb11465d6f6af2d885b8b4b11313646)
étant une constante).
Pour l’application du principe de Maupertuis, il faut supposer
![{\displaystyle \delta h=0,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/7593159749ccd37d71e4702be333a0f8cb94e51e)
de sorte que nous aurons
![{\displaystyle x'\xi '+y'\eta '={\frac {d\mathrm {U} }{dx}}\,\xi +{\frac {d\mathrm {U} }{dy}}\,\eta ,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8f242b51ae7044f799331d0e69ff1fdd2c2bfca6)
ou bien
(3)
|
|
|
Nos équations (2) et (3) admettront alors trois solutions linéairement
indépendantes que nous avons appelées au no 345
(4)
|
|
|
Posons
(5)
|
|
|
Si alors nous appelons
les trois valeurs de
qui
correspondent aux trois solutions (4), nous aurons
et la fonction
que nous avons appelée
au no 343 ne sera autre chose que
![{\displaystyle \zeta (t)={\frac {\theta _{2}}{\theta _{3}}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1124b1daba847e66c5242063694b63cc1afbfda0)
De l’équation (5) on tire
(6)
|
|
|
et
![{\displaystyle \theta ''=\xi y'''-\eta y'''+\xi ''y'-\eta ''x'+2(\xi 'y''-\eta 'x'').}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/fb9bfb8fdbc2f0a196ca0bf06ff4a6afff0cdee4)
Mais
et
satisfont aux équations (2), de sorte que l’on a
![{\displaystyle {\begin{alignedat}{4}x''&={\frac {d^{2}\mathrm {U} }{dx^{2}}}\,x'&&+{\frac {d^{2}\mathrm {U} }{dx\,dy}}\,y',\\y''&={\frac {d^{2}\mathrm {U} }{dx\,dy}}\,x'&&+{\frac {d^{2}\mathrm {U} }{dy^{2}}}\,y'.\end{alignedat}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/77387825add662ba0fb561370c66129d75c072de)
Remplaçons dans l’expression de
les dérivées
et
par les valeurs ainsi trouvées et les dérivées
et
par leurs valeurs (2),
il viendra
(7)
|
|
|
Je désigne par
(ou plus brièvement par
) la somme des deux
dérivées secondes ![{\displaystyle {\frac {d^{2}\mathrm {U} }{dx^{2}}}+{\frac {d^{2}\mathrm {U} }{dy^{2}}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c5b938d3f428b1946310583eea1b0137b137780f)
Il est aisé de vérifier l’identité suivante
![{\displaystyle {\begin{aligned}2(&x'^{2}\!+y'^{2})(\xi 'y''\!-\eta 'x'')\\&-2(x'x''\!+y'y'')(\xi y''\!-\eta x''\!+\xi 'y'\!-\eta 'x')+2(x''^{2}\!+y''^{2})(\xi y'\!-\eta x')\\&=2(y''x'\!-y'x'')(\xi 'x'\!+\eta 'y'\!-\xi x''\!-\eta y''),\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e2e98e511b4c22d42e3abd6d1783c8bf9b3b9d3b)
ou, en tenant compte de (5), (6), (7) et (3),
(8)
|
|
|
Telle est l’équation différentielle qui définit la fonction inconnue
.
Nous poserons
![{\displaystyle \theta =\varphi {\sqrt {x'^{2}\!+y'^{2}}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/35b477cfd3224182c696078afd63ac3b0cd1dd9a)
et notre équation deviendra
(9)
|
|
|
équation de même forme que l’équation (2) du numéro précédent.
Les conclusions du numéro précédent subsistent donc ; une
solution périodique instable est de la seconde ou de la première
catégorie selon que la fonction
peut ou non s’annuler. On ne
peut passer directement d’une solution instable de la première
catégorie une solution instable de la seconde, mais seulement en
passant par des solutions stables.
354.Les mêmes résultats subsistent-ils encore dans le cas du
mouvement relatif ?
Les équations du mouvement deviennent alors
(1 bis)
|
|
|
désignant la vitesse de rotation des axes mobiles.
Les équations des variations seront
(2 bis)
|
|
|
L’équation des forces vives étant encore vraie, il en sera de
même de
(3)
|
|
|
Posons encore
![{\displaystyle \theta =\xi y'-\eta x',}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/322b86ec8d1ecb1fe34e5685f9449926d61907e9)
les équations (5) et (6) subsisteront.
D’autre part, comme
et
doivent satisfaire aux équations (2 bis), on aura
![{\displaystyle {\begin{alignedat}{5}x'''-2\omega y''&={\frac {d^{2}\mathrm {U} }{dx^{2}}}\,x'&&+{\frac {d^{2}\mathrm {U} }{dx\,dy}}\,y',\\y'''+2\omega x''&={\frac {d^{2}\mathrm {U} }{dx\,dy}}\,x'&&+{\frac {d^{2}\mathrm {U} }{dy^{2}}}\,y'.\end{alignedat}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c4ccdd8857874f33d561e3861689be0f8d020222)
En tenant compte de ces équations ainsi que des équations (2 bis),
et en tenant compte également de l’équation (3), on peut simplifier
l’expression de
et l’on retrouve l’équation
(7)
|
|
|
Comme l’identité du numéro précédent est toujours vraie, on
retrouvera les équations (8) et (9) ; il n’y a donc rien à changer
aux conclusions du numéro précédent.
355.Mais une nouvelle question se pose.
La trajectoire
est une courbe fermée ; nous avons jusqu’à
présent cherché à déterminer si un arc
de cette courbe correspondait
à une action plus petite que tout arc infiniment voisin
ayant mêmes extrémités.
Mais nous pouvons également nous demander si cette courbe
fermée tout entière correspond à une action plus petite que toute
courbe fermée infiniment petite.
Supposons d’abord qu’un point
de la courbe
ait son premier foyer
sur la courbe
de telle façon que l’arc
soit plus petit que la courbe fermée tout entière.
C’est ce qui arrive pour les solutions instables de la première
catégorie, nous avons vu que pour ces solutions la courbe
se
divise en un certain nombre pair d’arcs et que tout point d’un de
ces arcs a son premier foyer sur l’arc suivant ; de telle façon qu’en
partant d’un point quelconque on rencontrera son premier foyer
avant d’avoir fait le tour complet de la courbe
C’est ce qui arrive également pour certaines solutions stables.
Dans le cas des solutions stables, nous avons posé (no 347)
![{\displaystyle t+{\frac {1}{2\alpha }}\log \mathrm {G} (t)=\tau }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/6301069ff972e8f06213900f22565a0e5647f7da)
et nous avons vu que le
d’un point et celui de son premier
foyer diffèrent de
Si donc
est plus grand que
on
rencontrera le foyer d’un point avant d’avoir fait le tour complet de ![{\displaystyle (\mathrm {T} ).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2463551fa8b88b03fd74865f5b05b7fca08adf4d)
S’il en est ainsi, l’action ne peut pas être moindre pour la
courbe
que pour toute courbe fermée voisine.
Soit, en effet,
la courbe
et supposons que
soit
le foyer de
Comme
est au delà du foyer de
nous pourrons
joindre
à
par un arc
très voisin de
et correspondant
à une action moindre.
Si je représente par
l’action correspondant à l’arc
on aura
![{\displaystyle (\mathrm {CME} )<(\mathrm {CDE} )}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/85c943ec65bcd5dc10e1b1d5972835c5ed2e536d)
et, par conséquent,
![{\displaystyle (\mathrm {ABCMEA} )<(\mathrm {ABCDEA} ).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/0725aaaa645ce150e7be3bc35c2eff33702cd192)
Considérons maintenant une solution stable telle que
![{\displaystyle {\frac {\alpha }{i}}>{\frac {1}{2}}\,;}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1a77a103b5b7f93bd295b920df0337a2a58f353d)
je dis que l’action ne sera pas non plus moindre pour
que
pour toute courbe fermée infiniment voisine.
Je fais la figure, pour fixer les idées, en supposant
compris
entre
et
de telle façon que l’on rencontre le foyer d’un point avant d’avoir fait trois fois et après avoir fait deux fois le tour
de
Soit
la courbe
le foyer
se trouvera entre
et
on le rencontrera après avoir fait deux fois le tour de
Comme
se trouve au delà de ce foyer, nous pouvons joindre
à
par un arc
tel que
![{\displaystyle (\mathrm {AEHNKHMEB} )<(\mathrm {ABCABCAB} ).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/6ff7929273349928a1ffce6656ec1b3ca5505daa)
Comme on ne rencontre pas le foyer de
en décrivant l’arc
Fig. 10.
sans faire le tour de
on aura d’autre part
![{\displaystyle (\mathrm {AE} +\mathrm {EB} )>(\mathrm {AB} ),}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1e70a1e8748bd30a676236878921f9147508e795)
d’où, en retranchant,
![{\displaystyle (\mathrm {EHNKHME} )<(\mathrm {ABCABCA} )}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/32e3cd211ff9d69dc8d2ec4cba834addff4ee324)
ou
![{\displaystyle (\mathrm {EHNIE} )+(\mathrm {HNKH} )<2(\mathrm {ABCA} ).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2340b93f8d8bd2b2065bdc1314d7f1c147240b60)
On doit donc avoir ou bien
![{\displaystyle (\mathrm {EHME} )<(\mathrm {ABCA} )}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9ac233a2207b7f37bcaefbdedfba83dc7769e80f)
ou bien
![{\displaystyle (\mathrm {HNKH} )<(\mathrm {ABCA} ).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e0698f9a4003d4ac60fcacc91b4a6b0caf2764fc)
Il y a, en tout cas, une courbe fermée peu différente de
et
correspondant à une action moindre.
Donc, pour qu’une courbe fermée corresponde à une action
moindre que toute courbe fermée infiniment voisine, il faut que cette courbe fermée corresponde à une solution périodique
instable de la première catégorie.
356.Cette condition est-elle suffisante ? Pour nous en rendre
compte, étudions les solutions asymptotiques correspondant à une
pareille solution périodique instable.
Soient
![{\displaystyle {\begin{aligned}x&=\varphi _{0}(t),&y&=\psi _{0}(t)\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/def564f5259cc3b1b0212d7bfdb99e024fdd9327)
les équations de la solution périodique et
![{\displaystyle {\begin{aligned}x&=\varphi _{0}(t)+\mathrm {A} e^{\alpha t}\varphi _{1}(t)+\mathrm {A} ^{2}e^{2\alpha t}\varphi _{2}(t)+\ldots ,\\y&=\psi _{0}(t)+\mathrm {A} e^{\alpha t}\psi _{1}(t)+\mathrm {A} ^{2}e^{2\alpha t}\psi _{2}(t)+\ldots \end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c4c9d966de4e2aeb5c6c62fa28346bc677538e90)
celles des solutions asymptotiques. Les fonctions
et
seront des fonctions périodiques de
Nous pourrons aussi écrire,
en posant ![{\displaystyle \mathrm {A} e^{\alpha t}=u,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a2d966c7e9497b50bbbc54bd614474be58aeb85a)
![{\displaystyle {\begin{aligned}x&=\varphi _{0}(t)+u\varphi _{1}(t)+\ldots =\Phi (t,u),\\y&=\psi _{0}(t)+u\psi _{1}(t)+\ldots =\Psi (t,u).\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9260c8c2fdd598aa668fb1cfeb59ddf29404e3cf)
Si
est suffisamment petit,
et
seront des fonctions uniformes
de
et de
périodiques par rapport à
de période
De plus, le déterminant fonctionnel
![{\displaystyle {\frac {\partial (x,y)}{\partial (t,u)}}={\frac {d\Phi }{dt}}{\frac {d\Psi }{du}}-{\frac {d\Psi }{dt}}{\frac {d\Phi }{du}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/059239a72fae16edcf5a15d8338f3ce5b3e425bd)
ne s’annulera pas. En effet, pour
ce déterminant se réduit à
![{\displaystyle \varphi _{0}'(t)\psi _{1}(t)-\psi _{0}'\varphi _{1}(t).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/15b1950bcd3864ddee5a4157bf52fe4ca07a32be)
Or cette expression n’est autre chose que l’expression
![{\displaystyle \xi _{1}\eta _{2}-\xi _{2}\eta 1}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5ced32174a95427b5743297f7c8567be98e5a9ac)
du no 345 divisée par
Elle ne s’annulera donc pas si la solution
instable est de la première catégorie.
Donc, le déterminant fonctionnel, ne s’annulant pas pour
ne s’annulera pas non plus pour
suffisamment petit.
Donc, si
est suffisamment petit,
et
seront des
fonctions uniformes de
et de
Les équations des solutions asymptotiques s’écrivent
(1)
|
|
|
et l’on voit que le déterminant fonctionnel
![{\displaystyle {\frac {\partial (x,y)}{\partial (t,\mathrm {A} )}}={\frac {\partial (\Phi ,\Psi )}{\partial (t,u)}}\,e^{\alpha t}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8a4d294ea49408b78b7190bcecbcb2038eb8ff68)
ne peut s’annuler, ce qui veut dire que les courbes (1) ne présentent
pas de point double, ne se coupent pas entre elles et ne
coupent pas la trajectoire
[tout cela, bien entendu, si l’on suppose
suffisamment petit ; cela ne serait plus vrai si l’on prolongeait
Fig. 11.
indéfiniment les courbes (1) de façon que
devienne très
grand].
Les courbes (1) correspondant aux solutions asymptotiques
auront donc l’aspect de spirales s’enroulant autour de
Cet
aspect est représenté sur la figure (11). La trajectoire fermée
y
est représentée en trait plein, mais je dois avertir qu’il y a sur la
figure deux courbes fermées marquées en trait plein ; de ces deux
courbes, celle qui est intérieure à l’autre est celle qui représente
Les courbes spirales (1) sont représentées en trait pointillé − − − −
J’observe qu’il y a deux systèmes de solutions asymptotiques
correspondant aux deux exposants caractéristiques égaux et de
signe contraire.
Ces solutions asymptotiques du second système seraient des
courbes spirales analogues aux courbes (1), mais s’enroulant en
sens contraire. Elles ne sont pas représentées sur la figure.
Dans le cas d’une solution instable de la deuxième catégorie,
les courbes (1) présenteraient un aspect tout différent ; elles viendraient
recouper une infinité de fois la trajectoire fermée
et les points d’intersection formeraient un ensemble infini présentant
un nombre fini, d’ailleurs pair, de points limites. Ces
points limites correspondraient aux valeurs
envisagées
dans le no 349.
357.Revenons aux solutions instables de la première catégorie
et aux solutions asymptotiques du premier système représentées
sur la figure (11). Je me propose d’établir que l’action est moindre
pour
que pour toute courbe fermée infiniment voisine.
Je considère une courbe fermée quelconque infiniment peu
différente de
Cette courbe, que j’appellerai
est représentée
sur la figure (11) par une courbe fermée en trait plein extérieure
à
et passant par les points
et
Bornons-nous d’abord au cas du mouvement absolu. Dans ce
cas nous avons le théorème suivant bien connu :
Soient
une série continue d’arcs de
trajectoires.
Les extrémités de ces arcs se trouvent sur deux courbes
![{\displaystyle \mathrm {A} _{1}\mathrm {A} _{2}\ldots \mathrm {A} _{n},\quad \mathrm {B} _{1}\mathrm {B} _{2}\ldots \mathrm {B} _{n}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e48df7db6e1c3fbf20795cf5caf402b5bc1efc37)
Si ces deux courbes coupent orthogonalement les trajectoires
on aura
![{\displaystyle (\mathrm {A} _{1}\mathrm {B} _{1})=(\mathrm {A} _{2}\mathrm {B} _{2})=\ldots (\mathrm {A} _{n}\mathrm {B} _{n}),}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/bdfaad0f0376b0ac35cda25d0b5fcae05bef0361)
en désignant toujours par
l’action correspondant à
l’arc ![{\displaystyle \mathrm {A} _{1}\mathrm {B} _{1}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/187f97c74564428d4288ccab1a4227b90c187f1c)
Construisons donc les trajectoires orthogonales des courbes (1).
Ces trajectoires que j’appellerai les courbes (2) auront pour équation
différentielle
(3)
|
|
|
Pour chaque point du plan, pourvu que
soit assez petit, passe
une courbe (2) et une seule. Il ne pourrait en être autrement que
si les coefficients de
et de
s’annulaient à la fois, ce qui ne
pourrait avoir lieu que si le déterminant fonctionnel de
et de
par rapport à
et à
s’annulait ; nous avons vu qu’il n’en était
pas ainsi.
Les courbes (2) sont représentées sur la figure (11) en trait
mixte —··—··—··
Soient
deux de ces courbes infiniment voisines ; elles interceptent sur
l’arc
sur les
courbes (1) les arcs
sur
l’arc
Il me suffit, pour mon objet, d’établir que l’action de
est
plus grande que pour l’arc correspondant
de
Nous avons, en effet,
![{\displaystyle (\mathrm {A} _{2}\mathrm {B} _{2})=(\mathrm {A} _{3}\mathrm {B} _{3})}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5b1a5cd99e2563a0c4f00da971712395a1c76d8d)
et, dans le triangle rectangle curviligne infiniment petit ![{\displaystyle \mathrm {A} _{3}\mathrm {CB} _{3},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d687235e1cb560468b742b88a6adbf6124f1b67d)
![{\displaystyle (\mathrm {CB} _{3})>(\mathrm {A} _{3}\mathrm {B} _{3}).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c2c4d96f4067203d19434fa47fff19e452b06f33)
On a donc
![{\displaystyle (\mathrm {CB} _{3})>(\mathrm {A} _{2}\mathrm {B} _{2}),}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/fa99d62b4d7692dd23228f55bf93adc0985cfa0f)
et, par conséquent,
action de
![{\displaystyle (\mathrm {T} ')>}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8ea3b3c0b8ba544aa127ee969ca88b4e582c6d8d)
action de
![{\displaystyle (\mathrm {T} ).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2463551fa8b88b03fd74865f5b05b7fca08adf4d)
C. Q. F. D.
358.Il reste à voir si le même résultat subsiste encore pour le
mouvement relatif.
L’irréversibilité des équations constitue évidemment une différence
considérable avec le cas précédent. L’action pour un
arc
quelconque n’est plus la même que pour le même arc
parcouru en sens contraire. D’ailleurs, si une courbe quelconque
satisfait aux équations différentielles, il n’en sera pas de même de
la même courbe parcourue en sens contraire.
Enfin, les trajectoires orthogonales des courbes (1) ne jouiront
plus de la propriété fondamentale que j’ai énoncée dans le numéro
précédent. Mais il y a d’autres courbes que je vais définir et qui
jouissent de cette propriété. Cela suffit pour que le résultat du
numéro précédent subsiste.
Nous avons, au no 340, trouvé pour l’expression de l’action
![{\displaystyle \mathrm {J} '=\int \left[ds\,{\sqrt {\mathrm {H} _{0}+h}}+\omega '(\xi \,d\eta -\eta \,d\xi )\right].}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f26d2255726357a2ef698ca5569e840357efe2e4)
Pour simplifier, je poserai
je désignerai les coordonnées
non plus par
et
mais par
et
pour me rapprocher
des notations employées dans les numéros précédents et la vitesse
angulaire non plus par
mais par
en supprimant l’accent
devenu inutile. J’aurai alors
![{\displaystyle \mathrm {J} '=\int \left[\mathrm {F} {\sqrt {dx^{2}+dy^{2}}}+\omega \,(x\,dy-y\,dx)\right],}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/af504167713ebbad85b3c15f8b3b6cc0e5521f38)
d’où
![{\displaystyle {\begin{aligned}\delta \mathrm {J} '=\int {\Big [}\delta \mathrm {F} \,ds&+\mathrm {F} {\frac {dx\,\delta dx+dy\,\delta dy}{ds}}\\&+\omega \,(\delta x\,dy-\delta y\,dx)+\omega \,(x\,\delta dy-y\,\delta dx){\Big ]}\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/cf7c868359420a9f2b47226971575ef462b437ac)
ou, en intégrant par parties,
(4)
|
|
|
L’expression définitive de
comprend donc deux parties :
une intégrale définie qui doit être prise entre les mêmes limites
que l’intégrale
et une partie toute connue que j’ai placée suivant
l’usage entre deux crochets avec les indices 0 et 1, cette notation
signifiant qu’on doit calculer l’expression entre crochets pour les
deux limites d’intégration et faire ensuite la différence.
Supposons maintenant que l’on égale à zéro l’expression qui
figure sous le signe
dans le second membre de (4). On obtiendra
des équations différentielles qui seront précisément les équations
du mouvement et auxquelles satisferont toutes nos trajectoires et
en particulier les courbes (1).
Ces équations peuvent s’obtenir d’une infinité de manières
parce que
et
sont deux fonctions entièrement arbitraires.
Nous pouvons d’abord supposer
d’où
et
notre équation s’écrira, en divisant par
(6)
|
|
|
Si l’on avait au contraire supposé
aurait trouvé
![{\displaystyle {\frac {d\mathrm {F} }{dx}}+2\omega \,{\frac {dy}{ds}}={\frac {d\mathrm {F} }{ds}}{\frac {dx}{ds}}+\mathrm {F} {\frac {d^{2}x}{ds^{2}}}\cdot }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b02b7275ff6017b90e1ca01e5c23244c7179e637)
Ces deux équations sont équivalentes, comme il était aisé de le
prévoir, et, en effet, si on les ajoute après les avoir respectivement
multipliées par
et
et si l’on tient compte des relations
![{\displaystyle {\begin{aligned}\left({\frac {dx}{ds}}\right)^{2}\!+\left({\frac {dy}{ds}}\right)^{2}\!&=1\,;&{\frac {dx}{ds}}{\frac {d^{2}x}{ds^{2}}}+{\frac {dy}{ds}}{\frac {d^{2}y}{ds^{2}}}&=0,\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9625db9dfd66eb90bbd6abc5114827375b13a010)
on arrive à une identité.
Si donc nous envisageons les courbes (1), elles satisferont à
l’équation (6). Si l’on tient compte de cette équation, la relation (4) devient
![{\displaystyle \delta \mathrm {J} '=\left[\mathrm {F} {\frac {dx\,\delta x+dy\,\delta y}{ds}}+\omega \,(x\,\delta y-y\,\delta x)\right]_{0}^{1}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/3d9010fe99e0a7b5adc0d66193f0e35cac5ea2fb)
Soient
une suite continue d’arcs appartenant
aux courbes (1) et dont les extrémités
forment deux courbes continues
et ![{\displaystyle \mathrm {C} '.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/21593b547038719ef4c6ac4d72edd25a0364de09)
Soient
deux de ces arcs infiniment peu différents
l’un de l’autre. Soient
les coordonnées du point
celles du point infiniment voisin
Soient
l’action relative à l’arc
et
l’action relative
à l’arc
Si
est l’angle que fait avec l’axe des
la tangente à la
courbe
qui est une courbe (1), et si les deux courbes
et
satisfont à l’équation différentielle
(7)
|
|
|
on aura
![{\displaystyle \delta \mathrm {J} '=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5cc761919ea2d91da17567ec00641137d2b7f5d0)
et, par conséquent,
![{\displaystyle (\mathrm {A} _{1}\mathrm {B} _{1})=(\mathrm {A} _{2}\mathrm {B} _{2})=\ldots =(\mathrm {A} _{n}\mathrm {B} _{n}).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c77a98830a4443d09b45a35d24bca26ba97f8370)
Les courbes définies par l’équation (7) peuvent donc jouer le rôle
que jouaient dans le numéro précédent, les trajectoires orthogonales
des courbes (1).
Nous pouvons donc reprendre la figure (11) et supposer que les
courbes en trait mixte représentent, non plus ces trajectoires
orthogonales, mais les courbes définies par l’équation (7). Nous
n’aurons rien à changer à la démonstration.
Un point cependant n’est plus évident. Dans le triangle rectangle
infiniment petit
j’avais
![{\displaystyle (\mathrm {CB} _{3})>(\mathrm {A} _{3}\mathrm {B} _{3}).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c2c4d96f4067203d19434fa47fff19e452b06f33)
Le triangle n’est plus rectangle et, d’autre part, j’ai changé la définition
de l’action. L’inégalité subsiste-t-elle encore ?
Il serait aisé de voir que cette inégalité équivaut aux conditions (A) du no 341
et nous avons vu au no 344 qu’elles sont remplies.
L’inégalité a donc lieu et notre démonstration subsiste.
En résumé, pour qu’une courbe fermée corresponde à une
action moindre que toutes les courbes fermées infiniment voisines,
il faut et il suffit que cette courbe fermée corresponde à
une solution périodique instable de la première catégorie.
359.Ce que nous avons dit au sujet de la classification des
solutions instables en deux catégories nécessite une remarque.
À un autre point de vue les solutions périodiques instables
peuvent se répartir en deux classes. Celles de la première classe
sont celles pour lesquelles l’exposant caractéristique
est réel,
de telle sorte que
soit réel et positif,
étant la période.
Celles de la seconde classe sont celles pour lesquelles cet exposant
a pour partie imaginaire
de telle sorte que
soit réel
et négatif.
Dans ce qui précède, nous nous sommes uniquement attachés
aux solutions instables de la première classe. Voyons si celles de
la deuxième classe peuvent également se répartir en deux catégories.
Nous pourrons poser
![{\displaystyle \alpha =\alpha '+{\frac {i\pi }{\mathrm {T} }},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/848e2152011517b4fd9afad98347f6c9b820c4ef)
étant réel ; et nous poserons ensuite comme au no 346 :
![{\displaystyle {\begin{aligned}\xi _{2}&=e^{\alpha 't}\varphi _{2},&\eta _{2}&=e^{\alpha 't}\psi _{2},\\\xi _{3}&=e^{-\alpha 't}\varphi _{3},&\eta _{3}&=e^{-\alpha 't}\psi _{3},\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/63de9cc07640849e4b8f9f90aff9ef8e2708ead1)
où
et
sont des fonctions de
qui changent de signe
quand
se change en
et qui seront réelles.
Il vient alors
![{\displaystyle \zeta (t)=e^{2\alpha 't}{\frac {\xi _{1}\psi _{2}-\eta _{1}\varphi _{2}}{\xi _{1}\psi _{3}-\eta _{1}\varphi _{3}}}=e^{2\alpha 't}\mathrm {G} (t).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ba2d04eb67fb81597602ef7934c62d29d3663d73)
Le numérateur et le dénominateur de
sont des fonctions de
qui changent de signe quand
se change en
On est donc certain que ces deux fonctions s’annulent, et par
conséquent qu’il en est de même de
![{\displaystyle \xi _{1}\eta _{2}-\eta _{1}\xi _{2},\quad \xi _{1}\eta _{3}-\eta _{1}\xi _{3}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9f913edde4732c9c3ccd6047b9c552a66d5cd709)
Ces deux dernières fonctions satisfont à une même équation
différentielle linéaire du second ordre dont les coefficients sont
des fonctions périodiques de
ne devenant pas infinies, le coefficient
de la dérivée seconde se réduisant à une constante. Ces
deux fonctions ne peuvent s’annuler à la fois ; car si deux intégrales
d’une pareille équation linéaire s’annulaient à la fois, elles
ne pourraient différer que par un facteur constant. Or
n’est
pas une constante.
Le numérateur et le dénominateur de
s’annulent donc tous
deux et ne s’annulent pas à la fois ; donc
et par conséquent
peut s’annuler et devenir infini.
Toutes les solutions instables en question sont donc de la
deuxième catégorie ; à part cela, il n’y a rien à changer à ce qui
précède.