6 – THÉORÈME DU MOMENT CINÉTIQUE

6–THÉORÈMEDUMOMENTCINÉTIQUE
Le moment cinétique est une grandeur fondamentale en mécanique. Il joue un rôle important
notamment dans les systèmes en rotation. Le théorème du moment cinétique découle directement
du principe fondamental de la dynamique et, par conséquent, ne possède pas plus d’information.
En revanche il permet de dégager rapidement une intégrale première du mouvement dans le cas
des systèmes à force centrale par exemple.
Ce chapitre est accessible en ligne à l’adresse :
http://femto-physique.fr/mecanique/meca_C6.php
Sommaire
6.1 Moment d’une force ................................. 76
6.1.1 Définition ................................... 76
6.1.2 Notion de bras de levier ........................... 77
6.2 Moment cinétique ................................... 78
6.2.1 Définition ................................... 78
6.2.2 Moment cinétique d’un système de points ................. 78
6.2.3 Importance du moment cinétique en physique ............... 79
6.3 Théorème du moment cinétique ........................... 80
6.3.1 Cas du point matériel ............................ 80
6.3.2 Cas des systèmes de points ......................... 80
6.4 Applications ....................................... 81
6.4.1 Mouvement à forces centrales ........................ 81
6.4.2 Solide en équilibre .............................. 83
6.4.3 Solide en rotation autour d’un axe fixe ................... 84
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CHAPITRE 6. THÉORÈME DU MOMENT CINÉTIQUE 76
6.1 Moment d’une force
6.1.1 Définition
Considérons une force
≠æf
qui s’applique en un point M. Par définition, le moment
≠≠æ
MA (
≠æf
)de la
force ≠æfen un point A est le vecteur
≠≠æ
MA(≠æf)©≠≠æ AM ·≠æf¸(6.1)
Le moment d’une force s’exprime en N.m.
Cas des forces concourantes
Lorsqu’un système est soumis à N forces
≠æfi
dont les droites
d’action passent par le même point A, le moment des forces en A
est nécessairement nul :
≠≠ ≠æ
AMi//≠æfi=∆ÿ
i
≠≠æ
MA(≠æfi)=≠æ0
Plus intéressante est la propriété selon laquelle les actions méca-
niques sont équivalentes, dans ce cas, à une seule force
≠æF
=
q≠æfi
appliquée en A. En effet, les forces étant concourantes en A, on
peut écrire
≠æfi
= ki≠≠ ≠æ AMi avec ki un réel. Le moment des forces
calculé en un point O quelconque vaut alors
•
≠æ
f1
A
•
≠æ
f2
A
•
≠æ
f3
A
N
ÿ
i=1
≠≠æ
MO(≠æfi)=
N
ÿ
i
≠≠ ≠æ
OMi·ki≠≠ ≠æ AMi
=
N
ÿ
i
≠≠æ
OA ·ki≠≠ ≠æ AMi
=≠≠æ OA ·
N
ÿ
i
ki≠≠ ≠æ AMi
=≠≠æ OA ·
N
ÿ
i
≠æfi
N
ÿ
i=1
≠≠æ
MO(≠æfi)= ≠≠æ OA ·≠æF’O
Àretenir
N forces concourantes en A se comportent comme une seule force
≠æF
=
q≠æfi
appliquée en A.
Par conséquent, le moment de N forces concourantes de résultante nulle est nécessairement nul
quel que soit le point où on le calcule.

CHAPITRE 6. THÉORÈME DU MOMENT CINÉTIQUE 77
Couple de forces
Lorsqu’un système est soumis à un couple de forces opposées
{≠æ f1,≠≠æ f1} , appliquées en deux points distincts A et B, le moment
résultant, appelé couple et noté
≠æ
est indépendant du point où
on le calcule :
≠æ=≠≠æ
OA ·≠æ f1+≠≠æ OB ·(≠≠æ f1)=+≠≠æ BA ·≠æ f1
Ce couple n’est nul que si le couple de forces est concourant,
conformément à ce que l’on a vu précédemment. De façon générale,
on parle de couple pour décrire tout ensemble d’actions mécaniques
dont la résultante des forces est nulle mais dont le moment résultant
est non nul. Nous réservons la notation ≠æà ce type d’actions.
•
A
≠æ
f1
•
B
≠≠æ f1
Relation torsorielle
On obtient le moment en un point A à partir de celui calculé en un autre point B par la relation
≠≠æ
MA(≠æf)=≠≠æ MB(≠æf)+≠≠æ AB ·≠æf¸(6.2)
valable aussi bien pour une force que pour une résultante des forces.
6.1.2 Notion de bras de levier
Il arrive souvent que toutes les forces soient dans un même plan. Dans ce cas, si l’on considère un
point A de ce plan, tous les moments de force en A sont perpendiculaires à ce plan ; il est alors
naturel d’utiliser des projections.
Soit
≠æu
le vecteur unitaire orientant un axe ( ) passant par un point A. Par définition, le moment
d’une force par rapport à l’axe () est le scalaire
M(≠æf)©≠≠æ MA(≠æf)·≠æu(6.3)
Ce nombre est indépendant de la position de A sur l’axe. En effet, pour un autre point A’ sur l’axe,
on a ≠≠æ
MA(≠æf)·≠æu=≠≠ ≠æ MA’ (≠æf)·≠æu+(≠≠æ AA’ ·≠æf)·≠æu=≠≠ ≠æ MA’ (≠æf)·≠æu
puisque ≠≠æ AA’ est colinéaire à ≠æu.
Considérons maintenant une force
≠æf
dans un plan P et un axe orienté ( )perpendiculaire à
P . Par définition, le bras de levier est la distance d entre la droite d’action de la force et l’axe
().

CHAPITRE 6. THÉORÈME DU MOMENT CINÉTIQUE 78
•d
A≠æu
•
M≠æf
+
Montrons que le moment par rapport à l’axe ( )ne dépend que de la force et de son bras de
levier :
M(≠æf)=(≠≠æ AM ·≠æf)·≠æu=AMfsin( [
≠≠æ
AM ,≠æf)=±f◊d
On prendra le signe + lorsque la force tend à faire tourner le point M autour de l’axe dans le sens
positif (associé au sens de ≠æupar la règle du tire-bouchon) et - dans le cas contraire.
Moment d’une force par rapport à un axe 
Le moment d’une force
≠æf
par rapport à un axe orienté ( )perpendiculaire au plan contenant la
force vaut
M(≠æf)=±f◊d
où d est le bras de levier. Ce moment est positif quand la force tend à faire tourner le point M
dans le sens positif; il est négatif dans le cas contraire.
6.2 Moment cinétique
6.2.1 Définition
Considérons un point matériel M de masse m , animé d’une vitesse
≠ævM/R
par rapport à un
référentiel R. Par définition, le moment cinétique1de M en un point A est le vecteur
≠æ
LA(M)©≠≠æ AM ·m≠ævM/R=≠≠æ AM ·≠æp¸(6.4)
Ce vecteur, comme tous les moments, vérifie la relation analogue à (6.2):
≠æ
LA=≠æ LB+≠≠æ AB ·≠æp
valable aussi bien pour un point que pour un système de points.
On définit également le moment cinétique par rapport à un axe. Si
≠æu
désigne le vecteur unitaire
orientant un axe ( ), le moment cinétique d’un point matériel par rapport à cet axe est la projection
≠æ
LAsur l’axe :
L(M)=≠æ LA(M)·≠æuavec A œ()
6.2.2 Moment cinétique d’un système de points
Dans un référentiel R , le moment cinétique d’un système S de points matériels M
i
est la somme
vectorielle des moments cinétiques individuels :
≠æ
LA(S)=ÿ
i
≠≠ ≠æ
AMi·mi≠æviavec ≠ævi=≠ævMi/R
1. Certains auteurs emploient le terme moment angulaire.

CHAPITRE 6. THÉORÈME DU MOMENT CINÉTIQUE 79
Propriétés
1. Le moment cinétique en A d’un système est relié à celui en B par une relation torsorielle :
≠æ
LA(S/R)=≠æ LB(S/R)+≠≠æ AB ·≠æPS/R(6.5)
2. Dans le référentiel barycentrique Rú ,
≠æ
Pú =
≠æ0
(cf. Chap. 2). Par conséquent,
≠æ
LA ( S/Rú )=
≠æ
LB ( S/Rú )d’après l’équation (6.5) . En d’autres termes, le moment cinétique barycentrique
est indépendant du point où on le calcule. Nous le noterons désormais
≠æLú
. Ce moment
cinétique est aussi appelé moment cinétique propre.
Théorème de Kœnig relatif au moment cinétique
Le résultat que nous avons démontré au chapitre 4 sur l’énergie cinétique (Théorème de Kœonig
relatif à l’énergie cinétique) s’applique également au moment cinétique. En effet, considérons un
système Sde masse met de centre d’inertie G. Son moment cinétique s’écrit
≠æ
LA(S)=ÿ
i
≠≠æ
AG ·mi≠ævi+ÿ
i
≠≠ ≠æ
GMi·mi≠ævi
La composition du mouvement indique que
≠ævMi/R=≠æviú+≠æ
vGavec ;≠æviú=≠ævMi/Rú
≠æ
vG=≠ævG/R
Il vient alors
≠æ
LA(S)=≠≠æ AG ·ÿ
i
mi≠ævi+ÿ
i
mi≠≠ ≠æ GMi·≠æviú+Aÿ
i
mi≠≠ ≠æ GMiB·≠æ vG
Or, d’une part
qmi≠≠ ≠æ
GMi =
≠æ0
par définition de G et d’autre part
qmi≠ævi
= m≠æ vG . Par consé-
quent,
≠æ
LA(S)=≠æLú+≠≠æ AG ·m≠æ vG¸(6.6)
Le moment cinétique d’un système de points, à l’instar de l’énergie cinétique, se décompose en
deux termes : le terme barycentrique auquel s’ajoute le moment cinétique d’un point matériel de
masse msitué en G. Cela constitue le second théorème de Kœonig.
Il vient en conséquence que le moment cinétique calculé en G s’identifie avec le moment barycen-
trique : ≠æ
LG(S)=≠æLú
6.2.3 Importance du moment cinétique en physique
En mécanique classique le moment cinétique est une grandeur qui a la particularité de se conserver
lorsqu’un système est soumis à un champ de forces centrales (cf. chapitre suivant). Cependant,
c’est en mécanique quantique que le moment cinétique joue un rôle fondamental :
¶ Le premier modèle quantique de l’atome est du au physicien danois Niels Bohr (1913) qui
eut l’idée de proposer un modèle d’atome où le moment cinétique de l’électron est quantifié :
il ne peut prendre que des valeurs des valeurs multiples de ~=h
2fi=1,054.10≠34 J.s.
¶ L’expérience de Stern et Gerlach montra que l’électron possède un moment cinétique propre
quantifié, dit moment de spin. A l’heure actuelle, dans le modèle standard de la physique des
particules, toutes les particules sont caractérisées par une charge, une masse et un moment
de spin.