Harmonique sphérique

En mathématiques, les harmoniques sphériques sont des fonctions harmoniques particulières, c'est-à-dire des fonctions dont le laplacien est nul. Les harmoniques sphériques sont particulièrement utiles pour résoudre des problèmes invariants par rotation, car elles sont les vecteurs propres de certains opérateurs liés aux rotations.

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Le fond de cet article de mathématiques est à vérifier (décembre 2016).

Les polynômes harmoniques $P (x, y, z)$ de degré $l$ forment un espace vectoriel de dimension $2 l + 1$ , et peuvent s'exprimer en coordonnées sphériques $(r, θ, φ)$ comme des combinaisons linéaires des ( $2 l + 1$ ) fonctions :

r^{l} Y_{l, m} (θ, φ)

, avec

- l \leq m \leq + l

.

Les coordonnées sphériques $(r, θ, φ)$ sont, respectivement, la distance au centre de la sphère, la colatitude et la longitude.

Tout polynôme homogène est entièrement déterminé par sa restriction à la sphère unité $S 2$ .

Définition — Les fonctions sur la sphère obtenues par restriction de polynômes homogènes harmoniques sont des harmoniques sphériques.

C'est pourquoi la partie radiale de l'équation de Laplace, différente selon le problème étudié n'apparaît pas ici.

Les harmoniques sphériques sont utilisées en physique mathématique, dès qu'intervient la notion d'orientation (anisotropie) et donc de rotation (groupe de symétrie orthogonal $SO (3)$ ) et que le laplacien entre en jeu :

en acoustique (reconstitution de l'effet d'espace par plusieurs haut-parleurs) ;
en théorie du potentiel newtonien (électrostatique, mécanique, gravimétrie) ;
en géophysique (représentation du globe terrestre, météorologie, champ magnétique terrestre) ;
en cristallographie pour la texture ;
en physique quantique (développement d'une fonction d'onde, densité du nuage électronique, description des orbitales atomiques de l'atome d'hydrogène) ;
en cosmologie (représentation du ciel, en particulier pour l'analyse du fond diffus cosmologique), etc.

Elles sont également utilisées pour des problématiques de rendu 3D, notamment en réalité augmentée afin d'encoder des données d'éclairage ambiant.

Résolution de l'équation de Laplace

On cherche les fonctions $Y l, m (θ, φ)$ sous la forme d'un produit de deux fonctions d'une seule variable :

Y_{l, m} (θ, φ) = k P_{l, m} (\cos θ) e^{+ i m φ}

où $k$ est une constante, qui sera fixée ultérieurement par la normalisation. L'équation aux valeurs propres devient une équation différentielle linéaire d'ordre deux pour la fonction $P l, m (cos θ)$ :

- \frac{1}{\sin θ} \frac{d}{d θ} (\sin θ \frac{d P_{l, m} (\cos θ)}{d θ}) + \frac{m^{2}}{\sin^{2} θ} P_{l, m} (\cos θ) = E_{l, m} P_{l, m} (\cos θ)

On fait le changement de variable : $θ \mapsto x = \cos θ$ qui conduit à l'équation différentielle généralisée de Legendre :

- \frac{d}{d x} [(1 - x^{2}) \frac{d P_{l, m} (x)}{d x}] + \frac{m^{2}}{(1 - x^{2})} P_{l, m} (x) = E_{l, m} P_{l, m} (x)

Les valeurs propres de cette équation sont indépendantes de $m$ :

E_{l, m} = l (l + 1)

Les fonctions propres $P l, m (x)$ sont les polynômes associés de Legendre. Ils se construisent à partir des polynômes de Legendre $P l (x)$ qui sont les fonctions propres de l'équation différentielle ordinaire de Legendre, correspondant au cas $m = 0$ :

- \frac{d}{d x} [(1 - x^{2}) \frac{d P_{l} (x)}{d x}] = l (l + 1) P_{l} (x)

On a la formule génératrice d'Olinde Rodrigues :

P_{l} (x) = \frac{1}{2^{l} l!} \frac{d^{l}}{d x^{l}} {[x^{2} - 1]}^{l}

On construit alors les fonctions propres $P l, m (x)$ par la formule :

P_{l, m} (x) = (- 1)^{m} {[1 - x^{2}]}^{m / 2} \frac{d^{m} P_{l} (x)}{d x^{m}}

soit explicitement :

P_{l, m} (x) = \frac{(- 1)^{m}}{2^{l} l!} {[1 - x^{2}]}^{m / 2} \frac{d^{l + m}}{d x^{l + m}} {[x^{2} - 1]}^{l}

Remarque : il suffit en pratique de calculer les fonctions $P l, m (x)$ pour $m \geq 0$ , car il existe une relation simple entre $P l, m (x)$ et $P l, - m (x)$ :

P_{l, - m} (x) = (- 1)^{m} \frac{(l - m)!}{(l + m)!} P_{l, m} (x)

Expression des harmoniques sphériques

On obtient alors l'expression inscrite plus bas. Une manière simple de retenir cette expression est la suivante :

Y_{l, 0} = P_{l} (\cos θ) \cdot \sqrt{\frac{2 l + 1}{4 π}}

,

où $P l (x)$ est le polynôme de Legendre de degré $l$ .

On obtient ensuite :

J_{+} Y_{l, m} = \sqrt{(l^{2} - m^{2}) + (l - m)} \cdot Y_{l, m + 1}

où

J_{+} = e^{i ϕ} (\frac{\partial}{\partial θ} + \frac{i}{\tan θ} \cdot \frac{\partial}{\partial ϕ})

est l'opérateur « d'échelle montante ».

Pour $m$ négatif, $Y_{l, m} = (- 1)^{m} \cdot Y_{l, - m}^{*}$

Souvent cette base se note $| l m ⟩$ :

toute fonction sur la sphère $S 2$ pourra donc s'écrire :

f (θ, ϕ) = f^{l, m} \cdot | l m ⟩

(en convention de sommation d'Einstein), les coefficients complexes $f l, m$ jouant le rôle de composantes de $f$ dans la base des $| l m ⟩$ (on dit parfois coefficients de Fourier généralisés).

En chimie ou en géophysique, il arrive qu'on préfère utiliser les harmoniques sphériques « réelles » et des coefficients de Fourier réels.

Expression mathématique

Les harmoniques sphériques formant une base^{[pourquoi ?]}^{[réf. souhaitée]} orthogonale sur la sphère unité, toute fonction continue^{[réf. nécessaire]} $f (θ, φ)$ se décompose en^{[précision nécessaire]} une série d'harmoniques sphériques :

f (θ, φ) = \sum_{l = 0}^{+ \infty} \sum_{m = - l}^{+ l} C_{l}^{m} \cdot Y_{l}^{m} (θ, φ)

où $l$ et $m$ sont des indices entiers, $C m l$ est un coefficient constant et souvent en mathématiques prend le nom de coefficient de Fourier généralisé relativement à cette base.

Le développement en harmoniques sphériques est l'équivalent, appliqué aux fonctions angulaires, du développement en séries de Fourier pour les fonctions périodiques.

$Y m l$ est la partie réelle d'une fonction complexe $Y m l$

Y_{l}^{m} (θ, φ) = Re (\underline{Y_{l}^{m}} (θ, φ))

$Y m l$ est appelée « fonction associée de Legendre » et est définie par

\underline{Y_{l}^{m}} (θ, φ) = \sqrt{\frac{2 \cdot (l - m)!}{(l + m)!}} \cdot P_{l}^{m} (\cos θ) \cdot e^{i m φ}

où $i$ est l'imaginaire et $P m l$ est le polynôme associé de Legendre :

P_{l}^{m} (X) = \frac{(- 1)^{m}}{2^{l} \cdot l!} \cdot (1 - X^{2})^{m / 2} \cdot \frac{\partial^{m + l}}{\partial X^{m + l}} [(X^{2} - 1)^{l}]

On a donc

Y_{l}^{m} (θ, φ) = \sqrt{\frac{2 \cdot (l - m)!}{(l + m)!}} \cdot P_{l}^{m} (\cos θ) \cdot \cos (m φ)

On a par exemple :

$P_{0}^{0} (\cos θ) = 1$ ( $Y 00$ est isotrope) ;
$P_{1}^{0} (\cos θ) = \cos θ$ ;
$P_{1}^{1} (\cos θ) = - \sin θ$ ;
$P_{3}^{1} (\cos θ) = \frac{3}{2} \cdot \sin θ \cdot (- 5 \cdot \cos^{2} θ + 1)$ ;

Les fonctions $Y m l (θ, φ)$ présentent de plus en plus de symétries au fur et à mesure que $l$ croît (sauf lorsque $l = 0$ , puisque $Y 00$ est une fonction constante et décrit donc une sphère).

Polynômes de Legendre

Pour les harmoniques circulaires, on utilise des polynômes $P l$ de la fonction cosinus :

Y_{l} (θ) = P_{l} (\cos θ)

Les polynômes $P l$ utilisés sont les polynômes de Legendre :

P_{l} (X) = \frac{1}{2^{l} \cdot l!} \cdot \frac{d^{l}}{d X^{l}} [(X^{2} - 1)^{l}]

(formule de Rodrigues, mathématicien français)

On obtient :

$P_{0} (\cos θ) = 1$ (fonction isotrope) ;
$P_{1} (\cos θ) = \cos θ$ ;
$P_{2} (\cos θ) = \frac{1}{2} (3 \cos^{2} θ - 1)$ ;
$P_{3} (\cos θ) = \frac{1}{2} (5 \cos^{3} θ - 3 \cos θ)$ ;

Harmoniques sphériques normalisées

Base orthonormale des harmoniques sphériques

Parmi les $2 l +1$ fonctions, l'habitude a été prise de sélectionner une base orthonormale sur la sphère $𝕊^{2}$ munie de la mesure

d μ = \frac{1}{4 π} \sin θ d θ d ϕ

,

soit le produit scalaire (hermitien en fait) :

⟨ f_{1} ∣ f_{2} ⟩ = \frac{1}{4 π} \iint_{S^{2}} f_{1}^{*} f_{2} \sin θ d θ d ϕ

Les harmoniques sphériques sont les solutions de l'équation aux valeurs propres^[1] :

- Δ Y_{l, m} (θ, φ) = l (l + 1) Y_{l, m} (θ, φ)

où l'opérateur laplacien s'écrit en coordonnées sphériques sur la sphère de rayon unité $J 2$ :

Δ f (θ, φ) \overset{d e f}{=} J^{2} f = \frac{1}{\sin θ} \frac{\partial}{\partial θ} (\sin θ \frac{\partial f}{\partial θ}) + \frac{1}{\sin^{2} θ} \frac{\partial^{2} f}{\partial φ^{2}}

Elles sont fonctions propres de l'opérateur $J_{3} = - i \frac{\partial}{\partial ϕ}$ :

J_{3} Y_{l, m} = m \cdot Y_{l, m}

Celles-ci, une fois normées sur la sphère sont alors notées usuellement $Y l,m (θ, φ)$ , où les angles $(θ, φ)$ sont les coordonnées sphériques sur la sphère de rayon unité, et $l$ et $m$ sont deux nombres entiers tels que $0 \leq l$ et $- l \leq m \leq + l$

Normalisation

Les harmoniques sphériques constituent une base orthonormale de fonctions propres de l'opérateur laplacien sur la sphère de rayon unité $S 2$ au sens où :

Elles sont orthogonales pour le produit scalaire suivant :

\iint_{S_{2}} d Ω (θ, φ) {\overline{Y}}_{l^{'}, m^{'}} (θ, φ) Y_{l, m} (θ, φ) = δ_{l, l^{'}} δ_{m, m^{'}}

Dans cette formule, $dΩ(θ, φ)$ représente l'angle solide élémentaire :

d Ω (θ, φ) = \sin θ d θ d φ

Toute fonction $f (θ, φ)$ suffisamment régulière admet un développement en série :

f (θ, φ) = \sum_{l = 0}^{+ \infty} \sum_{m = - l}^{+ l} a_{l, m} Y_{l, m} (θ, φ)

où les coefficients complexes $a l, m$ se calculent par :

a_{l, m} = \iint_{S_{2}} d Ω (θ, φ) {\overline{Y}}_{l, m} (θ, φ) f (θ, φ)

Expression des harmoniques sphériques normalisées

Les harmoniques sphériques généralisées sont définies sur la sphère $S 3$ . La normalisation des harmoniques sphériques conduit à l'expression finale :

Y_{l, m} (θ, φ) = (- 1)^{\frac{1}{2} (m + | m |)} \sqrt{\frac{(2 l + 1)}{4 π} \frac{(l - | m |)!}{(l + | m |)!}} P_{l, | m |} (\cos θ) e^{i m φ}

Forme « réelle » des harmoniques sphériques

Si $m \neq 0$ les harmoniques sphériques $Y_{ℓ, m}$ ont des valeurs complexes. Il est cependant possible, pour une valeur donnée de $ℓ$ de définir des combinaisons linéaires des $Y_{ℓ, m}$ qui soient réelles, tout en constituant toujours une base normalisée sur la sphère unité.

Il suffit pour cela de prendre les combinaisons linéaires suivantes :

\begin{matrix} {\tilde{Y}}_{ℓ m} & = {\begin{matrix} \frac{i}{\sqrt{2}} (Y_{ℓ}^{m} - (- 1)^{m} Y_{ℓ}^{- m}) & si m < 0, \\ Y_{ℓ}^{0} & si m = 0, \\ \frac{1}{\sqrt{2}} (Y_{ℓ}^{- m} + (- 1)^{m} Y_{ℓ}^{m}) & si m > 0. \end{matrix} \\ = {\begin{matrix} \frac{i}{\sqrt{2}} (Y_{ℓ}^{- | m |} - (- 1)^{m} Y_{ℓ}^{| m |}) & si m < 0, \\ Y_{ℓ}^{0} & si m = 0, \\ \frac{1}{\sqrt{2}} (Y_{ℓ}^{- | m |} + (- 1)^{m} Y_{ℓ}^{| m |}) & si m > 0. \end{matrix} \end{matrix}

Il est facile de vérifier que ces expressions sont bien normalisées à l'unité. Ces relations s'inversent sans difficulté pour donner :

Y_{ℓ}^{m} = {\begin{matrix} \frac{1}{\sqrt{2}} ({\tilde{Y}}_{ℓ | m |} - i {\tilde{Y}}_{ℓ, - | m |}) & si m < 0, \\ {\tilde{Y}}_{ℓ 0} & si m = 0, \\ \frac{(- 1)^{m}}{\sqrt{2}} ({\tilde{Y}}_{ℓ | m |} + i {\tilde{Y}}_{ℓ, - | m |}) & si m > 0. \end{matrix}

En substituant les expressions précédentes des harmoniques sphériques, on obtient les expressions générales suivantes :

{\tilde{Y}}_{ℓ m} = {\begin{matrix} \sqrt{2} \sqrt{\frac{(2 ℓ + 1)}{4 π} \frac{(ℓ - | m |)!}{(ℓ + | m |)!}} P_{ℓ}^{| m |} (\cos θ) \sin | m | φ & si m < 0, \\ \sqrt{\frac{(2 ℓ + 1)}{4 π}} P_{ℓ}^{0} (\cos θ) & si m = 0, \\ \sqrt{2} \sqrt{\frac{(2 ℓ + 1)}{4 π} \frac{(ℓ - m)!}{(ℓ + m)!}} P_{ℓ}^{m} (\cos θ) \cos m φ & si m > 0. \end{matrix}

Ces fonctions sont utilisées fréquemment en chimie quantique pour représenter les parties angulaires des différentes orbitales atomiques associées aux différents électrons du cortège électronique des atomes.

Représentations graphiques

Représentation sphérique

Si l'on utilise la représentation sphérique

ρ = ρ_{0} + ρ_{1} \cdot Y_{l}^{m} (θ, φ)

alors la surface représentatrice est une sphère bosselée ; les bosses correspondent aux parties où $Y m l$ est positif, les creux aux parties où $Y m l$ est négatif. Lorsque $θ$ et $φ$ décrivent l'intervalle $[0; 2π[$ , $Y m l (θ, φ)$ s'annule selon $l$ cercles :

$m$ cercles suivant un méridien, une iso-longitude (intersection entre un plan contenant $Oz$ et la sphère) ;
$l - m$ cercles suivant un parallèle, une iso-latitude (intersection entre un plan parallèle à $Oxy$ et la sphère).

Le paramètre $l$ est appelé le « degré », $m$ est appelé l'« ordre azimutal ». Entre les cercles d'annulation, la fonction est alternativement positive ou négative.

Ci-dessous sont représentées quatre coupes de l'harmonique sphérique $Y 23$ :

Comme précédemment, on peut représenter la fonction par la courbe en coordonnées sphériques :

$Y_{3}^{2}$

$ρ = ρ_{0} + ρ_{1} \cdot Y_{3}^{2} (θ, φ)$ les parties en blanc sont positives, en bleu négatives	$ρ = \| Y_{3}^{2} (θ, φ) \|^{2}$

Représentation en coupe

Les harmoniques sphériques peuvent être représentées de façon plus simple sans les ventres de vibration, en ne gardant que les nœuds, comme le montre le tableau suivant^[2]. Ce sont les sphères de la figure du haut, projetées sur un plan vertical. On retrouve sur la dernière ligne les quatre sphères de la première figure ci-dessus où $l = 3$ . Les quatre valeurs de $m$ y varient de 0 à 3 en valeur absolue. Sur la figure ci-après, on distingue les valeurs négatives pour tenir compte de ce que la rotation peut se faire dans un sens ou dans l'autre pour $m > 0$ . Pour montrer la concordance avec les harmoniques, leur plus simple expression est donnée sous chaque sphère.

On reconnaît les nombres quantiques secondaire $l$ , correspondant aux sous-couches $s$ , $p$ , $d$ , $f$ et $m$ , magnétique, de l'atome d'hydrogène. Le nombre quantique principal $n$ n'apparaît pas car les modes radiaux sont différents selon le problème étudié, résonance acoustique, atome d'hydrogène ou autre.

Pour montrer la concordance avec la littérature, l’expression des harmoniques sphériques est donnée sous chaque sphère. Le nombre et la valeur des zéros des polynômes de Legendre associés, non normalisés, donne le nombre de parallèles et leur position sur l’axe vertical. L’exponentielle imaginaire $exp(i mϕ)$ , de module unité, utilisée habituellement au lieu des sinus et cosinus, donne le nombre de méridiens. Les valeurs de $l \geq 4$ ne s’observent que dans les états excités ou les atomes de Rydberg où la valeur habituelle de $l$ est 50 et dont l'orbitale est représentée non par une sphère mais par un anneau^[3].

Représentation cartésienne et polaire

On peut représenter les harmoniques circulaires de trois manières :

en coordonnées cartésiennes : $y = Y l (θ)$ ;
en coordonnées polaires : $r = r 0 + r 1 Y l (θ)$
avec $r 1 < r 0$ , utilisé par exemple pour un objet circulaire ; la courbe coupe le cercle de centre $O$ et de rayon $r 0$ lorsque la fonction s'annule ;
en coordonnées polaires : $r = | Y l (θ)| 2$
utilisé par exemple pour les fonctions d'onde en physique quantique.

Trois premières harmoniques circulaires
	Représentation cartésienne	Représentations polaires (tracé manuel)	Représentations polaires (tracé exact)
$Y 1$
$Y 2$
$Y 3$

Autres harmoniques

Harmoniques circulaires

Dans le plan, la décomposition s'écrit :

f (θ) = \sum_{l = 0}^{+ \infty} C_{l} \cdot Y_{l} (θ)

$Y 0$ est une fonction constante, la courbe représentatrice en coordonnées polaires $r = Y 0 (θ)$ est donc un cercle de rayon $r 0$ .

$Y l$ est une fonction invariante par une rotation d'un angle de $1 / l +1$ tour, c'est-à-dire que

Y_{l} (θ + \frac{2 π}{l + 1}) = Y_{l} (θ)

on dit que $Y l$ admet une symétrie d'ordre $l + 1$ .

Harmoniques sphériques généralisées

Lorsque l'on considère l'orientation d'un objet dans l'espace, il faut faire appel à trois angles ; on utilise en général les angles d'Euler $(ψ, θ, φ)$ .

Considérons une fonction continue de l'orientation $f (ψ, θ, φ)$ ; comme précédemment, cette fonction peut être décomposée en harmoniques sphériques généralisées

f (ψ, θ, φ) = \sum_{l = 0}^{+ \infty} \sum_{m = - l}^{+ l} \sum_{n = - l}^{+ l} C_{l}^{m n} \cdot Y_{l}^{m n} (ψ, θ, φ)

où $C mn l$ est une constante. La fonction $Y mn l$ s'écrit :

Y_{l}^{m n} (ψ, θ, φ) = e^{i m φ} \cdot P_{l}^{m n} (\cos θ) \cdot e^{i n ψ}

Le polynôme $P mn l$ est le polynôme de Legendre généralisé

P_{l}^{m n} (X) = \frac{(- 1)^{l - m} \cdot i^{n - m}}{2^{l} \cdot (l - m)!} \cdot {[\frac{(l - m)! (l + n)!}{(l + m)! (l - n)!}]}^{1 / 2} \cdot (1 - X)^{- \frac{n - m}{2}}

\cdot (1 + X)^{- \frac{n + m}{2}} \cdot \frac{\partial^{l - n}}{\partial X^{l - n}} [(1 - X)^{l - m} (1 + X)^{l + m}]

Quand $X$ décrit l'intervalle $[-1; 1]$ , cette fonction $P mn l$ est soit réelle, soit imaginaire pure. $Y 000 (ψ, θ, φ)$ est la fonction isotrope (symétrie sphérique).

D'après la loi de composition des rotations, on a :

Y_{l}^{m n} (ψ_{1} + ψ_{2}, θ_{1} + θ_{2}, φ_{1} + φ_{2}) = \sum_{s = - l}^{+ l} Y_{l}^{m s} (ψ_{1}, θ_{1}, φ_{1}) \cdot Y_{l}^{s n} (ψ_{2}, θ_{2}, φ_{2})

et en particulier

P_{l}^{m n} (\cos (θ_{1} + θ_{2})) = \sum_{s = - l}^{+ l} P_{l}^{m s} (\cos θ_{1}) \cdot P_{l}^{s n} (\cos θ_{2})

On a de manière générale :

P_{l}^{m n} = P_{l}^{n m} = P_{l}^{- m - n}

Par exemple pour $l = 1$ :

$P_{1}^{m n} (\cos θ)$
$m$	$n$
$m$	-1	0	+1
-1	$\frac{1}{2} (1 + \cos θ)$	$- \frac{i}{\sqrt{2}} \sin θ$	$\frac{1}{2} (\cos θ - 1)$
0	$- \frac{i}{\sqrt{2}} \sin θ$	$\cos θ$	$- \frac{i}{\sqrt{2}} \sin θ$
1	$\frac{1}{2} (\cos θ - 1)$	$- \frac{i}{\sqrt{2}} \sin θ$	$\frac{i}{2} (1 + \cos θ)$

Pour $l = 2$ :

$P_{2}^{m n} (\cos θ)$
$m$	$n$
$m$	-2	-1	0	+1	+2
-2	$\frac{1}{4} (\cos θ + 1)^{2}$	$- \frac{i}{2} \sin θ (\cos θ + 1)$	$- \frac{1}{2} \sqrt{\frac{3}{2}} (1 - \cos^{2} θ)$	$- \frac{i}{2} \sin θ (\cos θ - 1)$	$\frac{1}{4} (\cos θ - 1)^{2}$
-1	$- \frac{i}{2} \sin θ (\cos θ + 1)$	$\frac{1}{2} (2 \cos^{2} θ + \cos θ - 1)$	$- \sqrt{\frac{3}{2}} i \sin θ \cos θ$	$\frac{1}{2} (2 \cos^{2} θ - \cos θ - 1)$	$- \frac{i}{2} \sin θ (\cos θ - 1)$
0	$- \frac{1}{2} \sqrt{\frac{3}{2}} (1 - \cos^{2} θ)$	$- \sqrt{\frac{3}{2}} i \sin θ \cos θ$	$\frac{1}{2} (3 \cos^{2} θ - 1)$	$- \sqrt{\frac{3}{2}} i \sin θ \cos θ$	$- \frac{1}{2} \sqrt{\frac{3}{2}} (1 - \cos^{2} θ)$
1	$- \frac{i}{2} \sin θ (\cos θ - 1)$	$\frac{1}{2} (2 \cos^{2} θ - \cos θ - 1)$	$- \sqrt{\frac{3}{2}} i \sin θ \cos θ$	$\frac{1}{2} (2 \cos^{2} θ + \cos θ - 1)$	$- \frac{i}{2} \sin θ (\cos θ + 1)$
2	$\frac{1}{4} (\cos θ - 1)^{2}$	$- \frac{i}{2} \sin θ (\cos θ - 1)$	$- \frac{1}{2} \sqrt{\frac{3}{2}} (1 - \cos^{2} θ)$	$- \frac{i}{2} \sin θ (\cos θ + 1)$	$\frac{1}{4} (\cos θ + 1)^{2}$

Utilisation en physique

Les harmoniques sphériques sont d'une grande utilité pour la représentation mathématique des orbitales électroniques en physique quantique. En effet les $Y_{l}^{m} (θ, φ)$ représentent les fonction d'ondes des électrons dans le potentiel électrostatique créé par le noyau de l'atome. Dans ce cadre, les nombres $l$ et $m$ représentent les nombres quantiques azimutaux et magnétiques^[4].

Notes et références

↑ On a introduit un signe moins pour avoir des valeurs propres positives. En effet, l'opérateur laplacien est un opérateur négatif au sens où, pour toute fonction $ϕ$ lisse à support compact, on a : $\int ϕ Δ ϕ = - \int ‖ g r a d ϕ ‖^{2}$ Cette égalité se démontre en utilisant la relation $Δ = div grad$ et en intégrant par parties.
↑ Bernard Schaeffer, Relativités et quanta clarifiés, Publibook, 2007
↑ Atomes circulaires : propriétés et préparation
↑ Claude Cohen-Tannoudji, Bernard Diu et Franck Laloë, Mécanique quantique, vol. 1, Hermann, coll. « Enseignement des sciences », 1998 (ISBN 978-2-7056-6074-1)

Voir aussi

Articles connexes

Liens externes

Champs géophysiques, $C$ . Vigny, cours de l'École normale supérieure
La prévision numérique avec le modèle ARPEGE sur le site de Météo-France rubrique Comprendre la météo > Dossiers thématiques > La prévision numérique
Simulateur d'harmoniques sphériques (programme JavaScript), site de l'École polytechnique (X), Palaiseau, France
Spherical Harmonic, du site Eric Weisstein's World of Mathematics
Oscillations propres de la Terre lors d'un séisme, une des applications des harmoniques sphériques (images gif animées) ;
Représentations 3D de fonctions d'orientation
Autour des harmoniques sphériques, présentation de différents usages, notamment pour le rendu lumineux 3D

Bibliographie

Isaac Todhunter, An elementary treatise on Laplace's functions, Lame's functions and Bessel's functions, Macmillan and Co, 1875.
Norman McLeod Ferrers, An elementary treatise on spherical harmonics and subjects connected with them, Macmillan and Co, 1877.
William Ellwood Byerly, An elementary treatise on Fourier's series and spherical, cylindrical, and ellipsoidal harmonics with applications to problems in mathematical physics, Ginn & Co, 1893.
René Lagrange, Polynômes et fonctions de Legendre coll. « Mémorial des sciences mathématiques », n^o 97, Gauthier-Villars, 1939.
I.S. Gradshteyn et I.M. Ryzhik, Table of Integrals, Series, and Products, éd. Alan Jeffrey and Daniel Zwillinger, Academic Press (6^e édition, 2000) (ISBN 0-12-294757-6). Errata sur le site web des éditeurs : [http ://www.mathtable.com/gr/ www.mathtable.com].
John D. Jackson, Électrodynamique classique — Cours et exercices d'électromagnétisme, Dunod, 2001) (ISBN 2-10-004411-7). Traduction française de la 3^e édition du grand classique américain.
J. L. Basdevant et J. Dalibard, Mécanique quantique [détail des éditions].
C. Cohen-Tannoudji, B. Diu et F. Laloë, Mécanique quantique [détail de l’édition].
Albert Messiah, Mécanique quantique [détail des éditions].
H.-J. Bunge, Texture analysis in materials science — Mathematical methods, éd. Butterworths, 1969 (1982 pour la trad. en anglais) : pour les harmoniques sphériques généralisées.
Yvette Kosmann-Schwarzbach, Groupes et symétries : groupes finis, groupes et algèbres de Lie, représentations, éditions de l'École polytechnique, juillet 2006 ; chapitre 7, « Les harmoniques sphériques » (ISBN 978-2-7302-1257-1).

Portail de la physique

Portail de l'analyse

[1] On a introduit un signe moins pour avoir des valeurs propres positives. En effet, l'opérateur laplacien est un opérateur négatif au sens où, pour toute fonction $ϕ$ lisse à support compact, on a : $\int ϕ Δ ϕ = - \int ‖ g r a d ϕ ‖^{2}$ Cette égalité se démontre en utilisant la relation $Δ = div grad$ et en intégrant par parties.

[lire1-2] Bernard Schaeffer, Relativités et quanta clarifiés, Publibook, 2007

[3] Atomes circulaires : propriétés et préparation

[4] Claude Cohen-Tannoudji, Bernard Diu et Franck Laloë, Mécanique quantique, vol. 1, Hermann, coll. « Enseignement des sciences », 1998 (ISBN 978-2-7056-6074-1)

[1]

[2]

[3]

[4]