Vecteur excentricité

Le vecteur excentricité est une grandeur introduite en mécanique céleste dans le cas du mouvement képlérien, c'est-à-dire du mouvement relatif de deux astres en interaction newtonienne, le système global étant considéré comme isolé^[1]. Dans ce cas, les orbites de chacun des astres sont, dans le référentiel barycentrique, des ellipses^[2] d'excentricité e. Le vecteur excentricité, couramment noté ${\vec {e}}$ , est le vecteur de norme $\lVert {\vec {e}}\rVert =e$ , colinéaire à la ligne des apsides et dirigé vers le périapse (ou périastre).

Physiquement ce vecteur, qui est une grandeur sans dimension, est directement lié au vecteur de Runge-Lenz, lequel est une intégrale première spécifique du problème à deux corps dans le cas d'une force d'interaction en $1/r^{2}$ (qui dérive d'un potentiel newtonien). L'usage de la notion de vecteur excentricité est plus spécifique à la mécanique céleste, celui du vecteur de Runge-Lenz étant plus général.

Expression du vecteur excentricité modifier

Rappel des propriétés du mouvement à deux corps modifier

Dans l'étude générale du problème à deux corps, de masses m₁ et m₂, il est possible de montrer :

que du fait de la conservation de la quantité de mouvement du système global, il y a séparation entre le mouvement (rectiligne et uniforme) du centre d'inertie du système global des deux corps, de masse totale M par rapport à un référentiel galiléen donné, et celui d'une particule fictive de masse (dite réduite) $\mu ={\frac {m_{1}m_{2}}{m_{1}+m_{2}}}$ , dans le référentiel barycentrique^[3], soumise à la force d'interaction entre les deux corps. Les trajectoires « réelles » de ces derniers se déduisent de celle de la particule fictive par homothétie (cf. Problème à deux corps).
Que du fait du caractère central de la force à laquelle elle est soumise, il y a conservation du moment cinétique ${\vec {L}}={\vec {r}}\wedge (\mu {\dot {\vec {r}}}$ de la particule fictive, ce qui implique que sa trajectoire est plane. Il est alors possible d'utiliser les coordonnées cylindro-polaires $((r,\theta )$ pour décrire le mouvement de la particule fictive, pour lesquelles le moment cinétique s'écrit ${\vec {L}}=\mu r^{2}{\dot {\theta }}{\vec {e}}_{z}$ .

Mise en évidence du vecteur excentricité^{[R 1]} modifier

Dans le cas très important en astronomie où la force d'interaction est en $1/r^{2}$ ^[4], l'équation du mouvement de la particule fictive se met sous la forme :

\mu {\ddot {\vec {r}}}=-{\frac {GM\mu }{r^{2}}}{\vec {e}}_{r}

.

Par suite, en tenant compte du fait que ${\vec {L}}={\overrightarrow {cte}}$ , il vient :

{\ddot {\vec {r}}}\wedge {\vec {L}}={\frac {d}{dt}}\left({\dot {\vec {r}}}\wedge {\vec {L}}\right)=-{\frac {GM}{r^{2}}}{\vec {e}}_{r}\wedge {\vec {L}}=-{\frac {GM\mu }{r^{2}}}{\dot {\theta }}r^{2}{\vec {e}}_{r}\wedge {\vec {e}}_{z}=GM\mu {\dot {\theta }}{\vec {e}}_{\theta }

.

Or puisque ${\dot {{\vec {e}}_{r}}}={\dot {\theta }}{\vec {e}}_{\theta }$ , il vient aussitôt par réarrangement :

{\frac {d}{dt}}\left({\frac {{\dot {\vec {r}}}\wedge {\vec {L}}}{GM\mu }}-{\vec {e}}_{r}\right)={\vec {0}}

.

Par suite, la grandeur vectorielle sans dimension, appelé vecteur excentricité^{[R 1]}, est une intégrale première du mouvement à deux corps dans le seul cas d'un potentiel newtonien :

{\vec {e}}={\frac {{\dot {\vec {r}}}\wedge {\vec {L}}}{GM\mu }}-{\vec {e}}_{r}

.

Il est alors possible de prendre comme origine de l'angle polaire θ la direction de ${\vec {e}}$ , et de montrer en posant $e=\|{\vec {e}}\|$ que ${\vec {r}}\cdot {\vec {e}}=re\cos {\theta }=p-r$ , où $p={\frac {L^{2}}{GM\mu ^{2}}}$ . Par suite l'équation de la trajectoire de la particule fictive est celle d'une conique d'excentricité e (d'où le nom du vecteur ${\vec {e}}$ ) et de paramètre p, égale à la distance d'approche minimale du centre de force qui occupe l'un des foyers de cette conique^{[R 1]}.

Relation avec le vecteur de Runge-Lenz modifier

Article principal : Vecteur de Runge-Lenz.

Le vecteur excentricité est très proche de par sa définition du vecteur dit de Runge-Lenz défini par :

{\vec {A}}={\vec {p}}\wedge {\vec {L}}-k\mu {\vec {e}}_{r}

, où

{\vec {p}}=\mu {\dot {\vec {r}}}

est la quantité de mouvement de la particule fictive, classiquement introduit dans l'étude du problème à deux corps dans le cas particulier du potentiel newtonien de la forme

V(r)=-{\frac {k}{r}}

, avec

k=GM

pour l'interaction gravitationnelle.

Il est facile de voir que ${\vec {A}}=k\mu {\vec {e}}=GM\mu {\vec {e}}$ , l'usage du vecteur excentricité étant plutôt spécifique à l'astronomie alors que celui du vecteur de Runge-Lenz est celui de la mécanique générale^{[R 2]}.

Il est à noter que l'existence de cette intégrale première additionnelle spécifique au cas du potentiel newtonien a pour conséquence que le mouvement lié, i.e. elliptique, se fait selon une trajectoire fermée. Dans l'étude générale du problème à deux corps, ceci est faux pour un potentiel central $V(r)$ quelconque, et de fait le théorème de Bertrand permet d'établir que seuls les cas du potentiel newtonien et du potentiel harmonique ( $V(r)=\alpha r^{2}$ donnent lieu à des trajectoires fermées^{[R 2]}^,^[5].

D'après le théorème de Noether, à toute symétrie continue du système est associée une intégrale première du mouvement^{[R 3]}. Ainsi la conservation de la quantité de mouvement globale du système est associée à l'invariance par translation spatiale du lagrangien du système, celle du moment cinétique à son invariance par rotation, et celle de l'énergie à son invariance par translation dans le temps. L'existence d'une intégrale première additionnelle du mouvement dans le cas newtonien est elle-même le reflet d'une symétrie additionnelle, qui ne peut s'interpréter correctement qu'à quatre dimensions.

Notes et références modifier

Notes modifier

↑ Plus précisément, les interactions avec d'autres corps célestes sont considérées comme négligeables. Typiquement, la situation considéré est celle d'un « gros » astre (Soleil, Terre, plus généralement étoile, planète…) en interaction avec un « petit » astre (une planète, un satellite…) dont on cherche à déterminer le mouvement par rapport au premier.
↑ Dans le cas général, il s'agit de coniques, ellipses, parabole ou hyperbole, seul le cas du mouvement fini est considéré.
↑ Ce référentiel, qui par définition est celui lié au centre de masse et en mouvement de translation par rapport au référentiel galiléen d'étude, est lui aussi galiléen, du fait du mouvement rectiligne et uniforme du système global, cf. Principe d'inertie.
↑ Physiquement, cette loi de force est valable pour des corps supposés ponctuels, ou à symétrie sphérique. Il s'agit en toute rigueur d'une approximation, car les astres ne sont pas exactement à symétrie sphérique. Ainsi la Terre est plutôt un ellipsoïde de révolution d’aplatissement de l'ordre de 1/298^e, dont le potentiel n'est pas rigoureusement sphérique (cf. Champ gravitationnel). Pour un astéroïde, de forme normalement non sphérique, le potentiel à courte distance peut-être fortement non-newtonien.
↑ Il convient de préciser que pour tout potentiel central il existe toujours la possibilité d'une trajectoire circulaire, si l'énergie mécanique du système, qui se conserve également, est nulle.

Références modifier

↑ ^{a b et c} Cf. Luc Duriez, Cours de mécanique céleste classique, université Lille-I / IMCCE, 2002 disponible sur internet.
↑ ^{a et b} Voir par exemple Herbert Goldstein, Charles P. Poole Jr. et John L. Safko, Classical Mechanics [détail des éditions] à ce sujet.
↑ Cf. notamment Lev Landau et Evgueni Lifchits, Physique théorique, t. 1 : Mécanique [détail des éditions] sur ce point.

Bibliographie modifier

Ouvrages généraux:
- Perez, Cours de physique : mécanique - 4^e édition, Masson, Paris, 2001.
- Herbert Goldstein, Charles P. Poole Jr. et John L. Safko, Classical Mechanics [détail des éditions].
- Lev Landau et Evgueni Lifchits, Physique théorique, t. 1 : Mécanique [détail des éditions].

Ouvrages spécifiques à l'astronomie:
- Dumoulin et Parisot, Astronomie pratique et informatique, Masson, Paris, 1987.
- Luc Duriez, Cours de mécanique céleste classique, université Lille-I / IMCCE, 2002, très complet, disponible à l'adresse suivante en pdf : http://www.imcce.fr/fr/formations/cours/CoursMC_Duriez/mc/CoursMCecr_Duriez.pdf .

Voir aussi modifier

Articles connexes modifier

Lien externe modifier

Démonstration des lois de Kepler et propriétés d'une ellipse, cours de mécanique par Bernard Gisin (site personnel)

Portail de la physique

[1] Plus précisément, les interactions avec d'autres corps célestes sont considérées comme négligeables. Typiquement, la situation considéré est celle d'un « gros » astre (Soleil, Terre, plus généralement étoile, planète…) en interaction avec un « petit » astre (une planète, un satellite…) dont on cherche à déterminer le mouvement par rapport au premier.

[2] Dans le cas général, il s'agit de coniques, ellipses, parabole ou hyperbole, seul le cas du mouvement fini est considéré.

[3] Ce référentiel, qui par définition est celui lié au centre de masse et en mouvement de translation par rapport au référentiel galiléen d'étude, est lui aussi galiléen, du fait du mouvement rectiligne et uniforme du système global, cf. Principe d'inertie.

[5] Physiquement, cette loi de force est valable pour des corps supposés ponctuels, ou à symétrie sphérique. Il s'agit en toute rigueur d'une approximation, car les astres ne sont pas exactement à symétrie sphérique. Ainsi la Terre est plutôt un ellipsoïde de révolution d’aplatissement de l'ordre de 1/298^e, dont le potentiel n'est pas rigoureusement sphérique (cf. Champ gravitationnel). Pour un astéroïde, de forme normalement non sphérique, le potentiel à courte distance peut-être fortement non-newtonien.

[7] Il convient de préciser que pour tout potentiel central il existe toujours la possibilité d'une trajectoire circulaire, si l'énergie mécanique du système, qui se conserve également, est nulle.

[duriez-4] {a b et c} Cf. Luc Duriez, Cours de mécanique céleste classique, université Lille-I / IMCCE, 2002 disponible sur internet.

[gold-6] {a et b} Voir par exemple Herbert Goldstein, Charles P. Poole Jr. et John L. Safko, Classical Mechanics [détail des éditions] à ce sujet.

[8] Cf. notamment Lev Landau et Evgueni Lifchits, Physique théorique, t. 1 : Mécanique [détail des éditions] sur ce point.

[1]

[2]

[3]

[R 1]

[4]

[R 2]

[5]

[R 3]