Mouvement d'un point matériel sous l'action d'une force centrale I. Position du problème.

Mouvement d'un point matériel sous l'action d'une force centrale
I. Position du problème.
On s'intéresse au mouvement d'un point matériel M de masse m, en mouvement dans un repère galiléen (O,x,y,z) sous l'action d'une force unique ⃗
F telle que :
⃗
F = f ( r)⋅⃗
ur .
Remarque : un « point matériel » ou « masse ponctuelle » : cela n'existe pas ! C'est un mo­
dèle physique applicable aux solides dont les dimensions sont négligeables devant les
autres dimensions du problème et dont l'énergie cinétique de rotation propre est négli­
geable. Cette deuxième condition, souvent oubliée, est importante. Imaginons par exemple
une boule de masse m qui roule sans glisser sur un plan, le mouvement de son centre
d'inertie G étant rectiligne ; aussi petit que puisse être le rayon de la boule, son énergie ci­
7
1
⋅m⋅V G2 , pas ⋅m⋅V 2G !
nétique est toujours 10
2
Cette force ne dépendant que de la position, on peut lui associer une énergie potentielle Ep telle que :
⃗
F = −⃗
grad ( Ep) .
De l'expression du gradient en coordonnées sphériques :
⃗
grad E P=
∂EP
∂r
. u⃗r +
∂EP
1 ∂EP
1
u⃗θ +
u⃗ϕ
r ∂θ
r . sin(θ) ∂ ϕ
on déduit :
∂ EP
∂E
∂E
= −f (r ) ; ∂θP = 0 ; ∂ ϕP = 0.
∂r
Ainsi Ep ne dépend que de r et est l'opposé
d'une primitive de f(r).
Remarque : le fait qu'une primitive soit défi­
nie à une constante près n'est pas gênant
dans la mesure où seules les variations
d'énergie potentielle ont un sens physique.
II. Planéité de la trajectoire.
Le moment cinétique au point O du point matériel M est, par définition :
⃗ = m⋅r⋅⃗
σ⃗O = m⋅⃗
OM ∧V
ur∧V⃗ .
⃗ désigne le vecteur vitesse de M dans le repère d'étude.
où V
Le théorème du moment cinétique indique que la dérivée par rapport au temps de ce vecteur moment cinétique en O est égal au moment en O de la force de vecteur ⃗
F :
d σ⃗0
= r⋅⃗
ur ∧ ⃗
F .
dt
Les vecteurs ⃗
F et ⃗
u r étant, par définition de la force centrale, colinéaires, on obtient :
d σ⃗0
= 0 ∀ t soit : σ⃗0 : vecteur constant .
dt
Le vecteur moment cinétique en O a donc une direction et un sens fixes. Orientons le repère de sorte que :
σ⃗0 = σ0⋅⃗
uy .
Les propriétés du produit vectoriel et la définition du vecteur moment cinétique en O imposent : σ⃗0 ⊥⃗
OM et σ⃗0 ⊥ V⃗ .
Le point M se déplace nécessairement dans le plan (Ozx).
Plus généralement, on peut dire que, lorsqu'un point matériel est soumis à la
seule action d'une force centrale, sa trajectoire est le plan orthogonal au vec­
teur moment cinétique contenant le centre attracteur O.
Remarque : c'est pour cette raison que les satellites artificiels de la terre, dans la mesure
où les attractions des autres astres sont négligeables, décrivent dans un repère géocen­
trique, des orbites dont les plans contiennent le centre de la terre.
III. Loi des aires.
Maintenant que nous avons montré que la tra­
jectoire est plane, nous pouvons repérer la posi­
tion de M par ses coordonnées polaires (r,)
conformément au schéma ci­dessous.
L'expression du vecteur vitesse est ainsi :
⃗ = dr ⋅u⃗r +r⋅d θ⋅u⃗θ .
V
dt
dt
L'expression du vecteur moment cinétique en O
devient :
dr
dθ
dθ
σ⃗0 = m⋅r⋅u⃗r ∧ ⋅u⃗r + r⋅ ⋅u⃗θ = m⋅r 2⋅ ⋅u⃗y .
dt
dt
dt
Le vecteur moment cinétique étant constant, sa
norme est une constante. La masse étant évi­
demment constante, nous obtenons :
2 dθ
r⋅
= C : constante au cours du mouvement .
dt
(
)
Soit M la position du point matériel à la date t
et ⃗
dl le déplacement élémentaire du point
matériel entre les instants de date t et (t+dt). Ce vecteur a pour expression :
⃗
⃗
dl = V⋅dt
= dr⋅⃗
ur +r⋅d θ⋅⃗
uθ .
L'aire élémentaire dS balayée par le vecteur position entre les instants de dates t et (t+dt)
OM ∧ ⃗
dl .
est la demie norme du produit vectoriel ⃗
1 ⃗ ⃗
1 2
dS = ⋅|OM∧ dl| = ⋅r ⋅d θ .
2
2
On définit alors la vitesse aérolaire A :
dS
1 2 dθ
1
A =
= ⋅r ⋅
= ⋅C .
dt
2
dt
2
On vient donc ainsi de démontrer la loi des aires : la vitesse aérolaire étant une
constante, les aires balayées par le vecteur position pendant des durées successives
égales sont égales.
Remarque : la vitesse aérolaire s'exprime simplement en fonction de C ; C est souvent ap­
pelée : constante des aires.
IV. Formules de Binet.
Il s'agit d'exprimer la vitesse et l'accélération en fonction des dérivées de r par rapport à , le temps disparaissant explicitement des expressions en remplaçant dθ
C
par 2 .
dt
r
d (1/r )
dr
dr d θ
C dr
;
=
⋅
= 2⋅
= −C⋅
dt
d θ dt
dθ
r dθ
dθ
C
;
r⋅
=
dt
r
D'où la première formule de Binet : 1
⃗ = C⋅ −d (1/r )⋅⃗
V
ur + ⋅⃗
u .
dθ
r θ
Remarque : cette relation est souvent utilisée pour exprimer l'énergie cinétique du point matériel :
(
)
[(
2
]
d (1/r )
1
1
1
⋅m⋅v 2 = ⋅m⋅C2⋅
+ 2 .
2
2
dθ
r
On obtient le vecteur accélération en dérivant par rapport au temps l'expression de la vi­
tesse. Dans la mesure où la force est centrale, la seconde loi de Newton impose que le vec­
teur accélération ⃗
a ait seulement une composante suivant ⃗
u r . Les termes suivant ⃗
uθ
doivent nécessairement s'annuler entre eux et ne vont pas être explicités dans la démons­
tration ci­dessous.
−d (1 /r )
−d (1 /r )
d
⋅⃗
ur
d
dθ
dθ
d u⃗r
=
⋅⃗
ur + terme colinéaire à
soit terme colinéaire à u⃗θ ;
dt
dt
dt
Nous l'avons montré pour la vitesse : dériver par rapport à t revient à dériver par rapport
C
à  tout en multipliant par 2 :
r
−d (1 /r )
d
2
dθ
C d (1/r )
⋅⃗
ur = − 2 ⋅
⋅⃗
ur ;
dt
r
d θ2
1
d ⋅⃗
u
r θ
1 d u⃗
= terme colinéaire à u⃗θ + ⋅ θ ;
dt
r dt
d u⃗θ
dθ
C
= − ⋅⃗
u = − 2⋅⃗
ur .
dt
dt r
r
Au final, en ne conservant que les termes colinéaires à ⃗
u r , on obtient la seconde formule de Binet :
2
C 2 d (1/ r ) 1
a = − 2⋅
⃗
+ ⋅u⃗r .
r
r
d θ2
Ec =
(
)
(
)
)
(
)
( )
(
)
V. Cas particuliers des forces centrales gravitationnelles et électriques.
V.1. Les constantes du mouvement.
Nous allons maintenant nous limiter aux forces centrales telles que :
k
f (r ) = − 2 avec k : constante .
r
La source d'un tel champ de force peut être une distribution de matière à symétrie sphé­
rique de masse totale Mt dont le centre est le point O ; par exemple : un astre dont la ré­
partition de masse est à symétrie sphérique. Si on néglige l'influence de l’aplatissement
de la terre à ses pôles, cela peut s'appliquer à l'étude des satellites de la terre dans un re­
père géocentrique. Cela peut aussi s'appliquer à l'étude d'une planète autour du soleil
dans un repère héliocentrique si on néglige l'influence des autres planètes du système so­
laire….
Dans ce cas : k = G.Mt.m selon la loi de Newton sur la gravitation.
La source peut aussi être une distribution de charges électriques à symétrie sphérique
dont le centre est O et la charge totale Qt ; par exemple : une boule uniformément char­
gée en volume, une boule uniformément chargée en surface, une charge quasi
ponctuelle… Si q désigne la charge portée par la particule ponctuelle de masse m, on ob­
tient , selon la loi de Coulomb :
Qt⋅q
.
k =−
4⋅π⋅ϵ 0
Dans ces cas, l'énergie potentielle vérifie la relation :
dE p
d (1/ r 2 )
k
= −f ( r) donc : E p = k⋅
= − .
dr
dr
r
Remarque : en considérant la constante d'intégration comme nulle, on choisit arbitraire­
ment le niveau d'énergie potentielle nulle à l'infini.
Au cours du mouvement de la masse ponctuelle, nous avons donc deux grandeurs qui res­
tent constantes au cours du temps :
Le moment cinétique en O ou plus simplement, l'expression de la constante des aires :
2 dθ
;
C = r⋅
dt
L'énergie mécanique dont l'expression peut s'écrire :
2
d (1 /r )
1
1
k
Em = ⋅m⋅C 2⋅
+ 2 − .
2
dθ
r
r
[(
)
]
V.2. Les trajectoires possibles.
Montrons d'abord que la trajectoire est nécessairement une conique dont O est un foyer.
La seconde loi de Newton conduit à :
2
m⋅C 2 d (1/r ) 1
k
m⋅⃗
a = − 2 ⋅
+ ⋅u⃗r = − 2⋅⃗
ur .
2
r
r
dθ
r
Après simplification, nous sommes amenés à résoudre une équation différentielle du second ordre :
d 2 (1/r ) 1
k
+
=
;
2
r
dθ
m⋅C2
1
k
Solution particulière : ;
=
2
rp
m⋅C
Solution de l'équation homogène (terme de droite nul) :
1
= A⋅cos (θ−ϕ) avec A et ϕ : constantes ;
rh
D'où la solution générale : 2
A⋅m⋅C
1+
⋅cos (θ−ϕ)
1
k
k
=
+
A⋅cos(θ−ϕ)
=
.
r
m⋅C 2
m⋅C 2
k
Il est toujours possible de choisir A > 0, le signe étant ajusté en fonction des conditions initiales grâce à la variable ϕ .
On pose alors :
(
(
)
)
m⋅C 2
= p : paramètre de la trajectoire ;
k
A⋅m⋅C 2
= e excentricité de la trajectoire .
k
L'équation polaire est alors de la forme :
p
.
r =
1+e⋅cos (θ−ϕ)
Nous obtenons bien l'équation polaire d'une conique. L'angle ϕ représente l'angle entre l'axe (Oz) et la directrice de la conique.
V.3. Énergie mécanique du point matériel M.
d (1/ r)
e⋅sin(θ−ϕ)
.
= −
dθ
p
L'expression de l'énergie mécanique déjà démontrée devient :
m⋅C 2 2
Em =
[ e ⋅sin2 (θ−ϕ)+ 1+ e2⋅cos2 (θ−ϕ)+ 2⋅e⋅cos (θ−ϕ) ]− kp⋅(1+e⋅cos( θ−ϕ)) .
2
2⋅p
On remarque :
k
k2
m⋅C 2
k2
=
et :
=
p
m⋅C 2
p2
m⋅C 2
et :
cos 2(θ−ϕ)+sin2 (θ−ϕ) = 1 .
D'où l'expression générale de l'énergie :
2
k
Em =
⋅(e 2−1) .
2
2⋅m⋅C
Remarque : bien évidemment, cette expression ne dépend ni de r ni de  puisque l'énergie mécanique se conserve au cours du mouvement.
On peut ainsi distinguer trois cas :
* Em > 0 ; alors e > 1 : la trajectoire est une branche d'hyperbole ;
* Em = 0 ; alors e = 1 : la trajectoire est une parabole ;
* Em < 0 ; alors 1>e⩾0 : la trajectoire est une ellipse ou un cercle dans le cas particulier : e = 0.
On s'intéresse maintenant au cas particulier fréquent de la trajectoire elliptique.
En supposant que l'axe (Oz) soit le grand axe de l'ellipse et que la situation  = 0 corresponde au périgée de la trajectoire, on obtient : ϕ = 0 . D'où l'équation de la trajectoire :
p
r =
.
1+e⋅cos (θ)
p
La distance de M à O au périgée vaut : r min =
;
1+ e
p
La distance de M à O à l'apogée vaut : r max =
.
1−e
2⋅p
La longueur a du demi grand axe vérifie : 2⋅a = r max + r min =
.
1−e2
Donc :
p
m⋅C2
2
.
e −1 = − = −
a
k⋅a
Cela permet d'obtenir une expression simplifiée de l'énergie mécanique en fonction de a :
k
Em = −
.
2⋅a