Courbes paramétriques et équations différentielles pour la physique (Mat307-ex237)

Bernard.Parisse@ujf-grenoble.fr

2016

Remarque : la version HTML de ce cours est interactive, elle contient de nombreuses commandes Xcas que le lecteur peut exécuter avec ou sans modifications depuis un navigateur compatible (l’interactivité est optimisée pour Firefox). Deux versions sont proposées, une utilisant www.mathjax.org pour un rendu plus fidèle des formules, mais qui nécessite un temps de chargement plus long, l’autre sans. Ces fichiers HTML ont été générés avec hevea.inria.fr de Luc Maranget, et le fork de Yannick Chevallier pour le support mathjax.

Table des matières

Index

  • équation caractéristique, 6.3.3
  • équation linéaire, 6.3.2

  • accélération normale, 4.2
  • accélération tangentielle, 4.2
  • action, 7
  • astroïde, 4.2
  • asymptote, 3.4.3
  • asymptotique, direction, 3.4.3
  • autonome, 6.4.3, 6.4.4

  • birégulier, 3.4.4
  • branche, infinie, 3.4.3
  • branche, parabolique, 3.4.3

  • caractéristique, équation, 6.3.3
  • caustique, 4.2
  • centrale, force, 6.3.8
  • clothoïde, 4.2
  • conique, 3.7
  • convexe, 3.4.4, 3.4.4
  • courbure, 4.2
  • courbure, rayon, 4.2
  • curviligne, intégrale, 5.2
  • cycloïde, 4.1, 7

  • développée, 4.2
  • différentielle, 5.1
  • différentielle, forme, 5.1

  • Euler, spirale, 4.2
  • Euler-Lagrange, 7
  • ellipse, 3.7.1
  • enveloppe, 4.2
  • exacte, forme différentielle, 5.3

  • Frenet, 4.2
  • Fresnel, spirale, 4.2
  • fermée, forme différentielle, 5.3
  • forçage, 6.4.2
  • force centrale, 6.3.8
  • forme différentielle, 5.1

  • Green-Riemann, 5.4
  • gradient, 5.1
  • gravité, centre, 5.4

  • hamiltonien, 7
  • hyperbole, 3.7.4

  • inertie, moment, 5.4
  • inflexion, 3.4.4
  • intégrale curviligne, 5.2
  • intégrale première, 6.3.8

  • lagrangien, 7
  • linéaire, équation, 6.3.2
  • linéaire, système différentiel, 6.3.4, 6.4.4

  • modèle proie-prédateur, 6.3.9

  • osculateur, cercle, 4.2

  • parabole, 3.7.2
  • paramétrique, courbe, 3.4
  • polaire, courbe, 3.6
  • potentiel, 5.3, 5.3
  • première, intégrale, 6.3.8
  • proie-prédateur, modèle, 6.3.9

  • régulier, point, 3.4.4
  • rebroussement, 3.4.4

  • Stokes, 5.4
  • séparables, variables, 6.3.1
  • singulier, point, 3.4.4

  • variables séparables, 6.3.1

Chapitre 1  Présentation du module

Ce cours commence par l’étude des particularités des courbes paramétrées, en distinguant propriétés cinématiques (dépendant du paramétrage comme la vitesse, l’accélération) et propriétés géométriques d’une courbe (c’est-à-dire intrinsèques, indépendamment du paramétrage, par exemple la longueur, la courbure). La géométrie d’une courbe peut sembler un objet d’étude intéressant uniquement le mathématicien. Mais ce n’est pas le cas : les lois de Képler par exemple traduisent sous forme de contrainte géométrique les lois de la mécanique céleste, et la relativité, c’est s’extraire d’un système de coordonnées ou d’un paramétrage pour trouver des équations covariantes par changement de système et des propriétés invariantes.

On abordera aussi un peu calcul différentiel et intégral dans le plan, en particulier l’intégrale curviligne, notion utile pour calculer des quantités comme le travail d’une force, mais aussi comme outil de calcul pratique pour trouver une aire, un centre d’inertie...

Dans la deuxième moitié du cours, on s’intéresse aux équations différentielles. Ce thème est très lié au précédent puisque les solutions d’une équation différentielle décrivent une courbe, et certaines propriétés de ces équations (constantes du mouvement par exemple) imposent des contraintes géométriques aux solutions. On rappellera quelques méthodes de résolution explicite d’équations et on parlera un peu des propriétés qualitatives ou asymptotiques de solutions, particulièrement importantes lorsqu’on ne sait pas résoudre explicitement une équation différentielles.

On terminera par une petite introduction au calcul variationnel, une théorie très utile pour mettre en équation de phénomènes physiques de manière covariante (les équations d’Euler-Lagrange). Un prolongement de ce chapitre (non étudié ici) est le théorème de Noether qui permet de déduire des constantes du mouvement en fonction de symétries du problème (par exemple quantité de mouvement et invariance par translation d’espace, énergie pour le temps, moment cinétique pour les rotations).

Le programme en mots-clefs :

Le but du module n’est pas de vous apprendre à dériver ou intégrer mécaniquement de grosses expressions mais de comprendre et mettre en oeuvre les notions au programme. Les calculs fastidieux ou techniques se feront directement sur ordinateur (en TP) ou sur calculatrices (en TD) avec un logiciel de calcul formel. Les calculs simples seront faits si possible en calcul mental (qui est un analogue de l’exercice physique pour le cerveau) sinon papier-crayon, à défaut sur calculatrice. On prendra l’habitude de vérifier systématiquement les calculs par divers moyens (calcul vérifié à la machine, cohérence avec la représentation graphique, cohérence du tableau de variations, signe et ordre de grandeur d’une aire, position d’un centre d’inertie, etc.). Les calculatrices pourront être autorisées au DS en fonction de la technicité des calculs du sujet et seront autorisées à l’examen final. Les étudiants n’ayant pas de calculatrices formelles peuvent en emprunter une pour le semestre.

L’évaluation se fait sur :

Chapitre 2  Prérequis

Cette section liste quelques compétences dont l’expŕience montre qu’elles ne sont pas suffisamment maitrisés par les étudiants, à revoir avant le début des TD, cf. l’exercice 0 de la feuille d’exercices et le lien suivant
maths.ac-orleans-tours.fr/ressources_lycee/activites_mentales/articles/fiches_de_calcul_mental_au_lycee/

2.1  Géométrie analytique

Droites du plan : savoir passer de l’équation cartésienne à des équations paramétriques et réciproquement, et de même vers/de droite donnée par deux points, par un point et un vecteur directeur. Représentation graphique. Coefficient directeur, ordonnée à l’origine. Coefficient directeur de la tangente en un graphe de fonction régulière y=f(x)y=f(x).




Distance entre 2 points AA et BB (Pythagore), distance d’un point à une droite d’équation ax+by+cax+by+c : (x Bx A) 2+(y By A) 2,|ax+by+c|a 2+b 2\sqrt{(x_B-x_A)^2+(y_B-y_A)^2},\quad \frac{|ax+by+c|}{\sqrt{a^2+b^2}}

Cercles : lien entre équation cartésienne et centre-rayon et équation paramétrique trigonométrique. (xx A) 2+(yy B) 2=r 2,x=x A+rcos(t),y=y A+rsin(t)(x-x_A)^2+(y-y_B)^2=r^2, \quad x=x_A+r\cos(t), y=y_A+r\sin(t)


Exemple d’exercice : calculer la tangente en un point du cercle ou d’un graphe, l’intersection de la tangente avec l’axe des xx, etc.

2.2  Trigonométrie

Valeurs remarquables de sin,cos,tan\sin,\cos,\tan (en 0,π/6,π/4,π/3,π/2,...0,\pi/6,\pi/4,\pi/3,\pi/2,...).

Passer de sin 2\sin^2 à cos 2\cos^2 et réciproquement.

Formules de duplication sin(2x)=2sin(x)cos(x),cos(2x)=2cos(x) 21=12sin(x) 2\sin(2x)=2\sin(x)\cos(x), \quad cos(2x)=2\cos(x)^2-1=1-2\sin(x)^2

Développement et linéarisation en utilisant les nombres complexes (ci-dessous \Re désigne la partie réelle) cos(3x)=(e 3ix)=((cos(x)+isin(x)) 3)=...\cos(3x)=\Re(e^{3ix})=\Re((\cos(x)+i\sin(x))^3)=...

cos(x) 3=(e ix+e ix2) 3=...\cos(x)^3=\left(\frac{e^{ix}+e^{-ix}}{2}\right)^3=...

2.3  Complexes

Partie réelle, imaginaire et module, argument. x+iy=ρe iθ,ρ=x 2+y 2,x=ρcos(θ),y=ρsin(θ)x+iy=\rho e^{i\theta}, \quad \rho=\sqrt{x^2+y^2}, x=\rho \cos(\theta), y =\rho \sin(\theta)

Conjugué xiy=ρe iθx-iy=\rho e^{-i\theta}.

2.3.1  Complexe et géométrie analytique

Affixe d’un point du plan, d’un vecteur.

Rotation de centre l’origine et d’angle α\alpha revient à ajouter α\alpha à l’argument. Translation revient à ajouter l’affixe du vecteur. Conjugué correspond à une symétrie par rapport à l’axe OxOx.

Chapitre 3  Courbes paramétriques et polaires

3.1  Introduction

Le graphe d’une fonction f:If: I \mapsto \mathbb{R} (II un intervalle) est un exemple de courbe du plan, mais il n’est pas assez général pour représenter tous les types de courbe du plan, par exemple un segment de droite vertical, ou un cercle, car deux points distincts d’un graphe doivent avoir des abscisses différentes. D’autre part, il apparait naturellement d’autres types de courbes que les graphes de fonction, par exemple la trajectoire d’un mobile dans le plan dont les coordonnées x,yx,y dépendent du temps (selon une équation différentielle ou un système différentiel), ce sont les courbes paramétriques, ou des courbes vérifiant une équation cartésienne également appelées courbes implicites, par exemple en géométrie le cercle x 2+y 2=1x^2+y^2=1, ou en cinématique des courbes de niveau de l’énergie totale dans le plan position-impulsion.

Dans cette section, on va étudier les courbes en paramétriques, donnée par un couple de fonctions (x(t),y(t))(x(t),y(t)) définies pour tt dans un intervalle ou une réunion d’intervalles et à valeurs dans \mathbb{R}. (Ceci ne restreint pas trop la généralité, on peut montrer sous des hypothèses assez générales que l’allure locale d’une courbe implicite est identique à celle d’une courbe paramétrique, sauf en certains points dits singuliers, c’est le théorème des fonctions implicites).

Exemples :

3.2  Représentation graphique

La plupart des calculatrices graphiques et de nombreux logiciels de maths permettent de représenter graphiquement un arc de courbe en donnant des valeurs extrêmes t t_- et t +t_+ (souvent notées tmin et tmax) et un pas Δt\Delta t (tstep). Le logiciel évalue la valeur de x(t)x(t) et y(t)y(t) en t t_-, t +Δtt_-+\Delta t, t +2Δtt_-+2\Delta t, ... puis relie les points de la courbe obtenue par des segments (parfois avec des autres arcs de courbes). La plupart du temps cela donne une bonne idée de la courbe, mais parfois on peut manquer un détail intéressant (valeur de Δt\Delta t trop grande), ou un morceau de courbe (mauvaises valeurs de t t_- et t +t_+). Par exemple

Il peut être nécessaire d’ajuster le cadrage graphique à l’affichage (xmin, xmax, ymin, ymax) ou de l’affiner avec un menu de zoom. Attention, sur certaines calculatrices, les opérations de changement de cadrage graphique provoquent un nouveau calcul complet qui peut durer une dizaine de secondes.

Mise en oeuvre :

Exemples : essayez de tracer quelques courbes en paramétriques (2cos(t),3sin(t)),(cos(2t),sin(3t)),(t 2,t 3),(t+1/t,t 2+2/t),(t1,2t)(2\cos(t),3\sin(t)), \quad (\cos(2t),\sin(3t)), \quad (t^2,t^3), \quad (t+1/t, t^2+2/t), \quad (\sqrt{t-1},\sqrt{2-t})

3.3  Paramétrage

On adoptera souvent la convention d’appeler temps le paramétre tt. Mais cela ne signifie pas que le paramétrage est réellement le temps mesuré en secondes. On peut très bien paramétrer une courbe avec un paramètre autre, qui peut être un multiple constant ou variable du temps (c’est d’ailleurs conforme au principe de la relativité). Le paramétrage n’est jamais unique, on peut changer de paramétrage pourvu que la fonction donnant le nouveau en fonction de l’ancien paramétrage soit une bijection (qui peut même renverser le sens de déroulement du temps c’est-à-dire le sens de parcours de la courbe). On utilisera d’ailleurs plus loin un paramétrage par la longueur, où la courbe est parcourue à vitesse constante égale à 1.

Le choix d’un paramétrage est ce qui fait la différence entre la cinématique (on prend le temps comme paramètre) et la géométrie (où on cherche à décrire les propriétés intrinséques de la courbe indépendamment du paramétrage). Ainsi, l’équation cartésienne d’une courbe est une propriété géométrique, indépendante du choix de paramétrage choisi pour l’obtenir.

On observe aussi que l’opération inverse, trouver un paramétrage à partir d’une équation cartésienne de courbe n’est pas possible de manière explicite, sauf dans quelques cas particuliers. C’est pour cette raison qu’il est beaucoup plus difficile (et couteux en temps) d’obtenir une représentation graphique d’une courbe donnée par son équation cartésienne.

3.4  Étude analytique d’une courbe en paramétrique

3.4.1  Rappel sur les graphes de fonction

Pour tracer le graphe d’une fonction ff, on commence par déterminer le domaine de définition, on restreint éventuellement l’intervalle d’étude (parité, périodicité). Puis on calcule les limites aux bornes du domaine de définition :

On calcule la dérivée première de ff pour déterminer le sens de variations, les points d’annulation correspondent à des tangentes horizontales. On peut étudier la convexité de ff (signe de ff'{'}), les points d’inflexion de la courbe se produisent lorsque ff'{'} s’annule. On trace alors la courbe en faisant apparaitre les points particuliers et les asymptotes.

Pour une courbe en paramétrique, le plan général est analogue, mais l’étude est un peu plus compliquée puisqu’on a deux fonctions tx(t)t \rightarrow x(t) et ty(t)t \rightarrow y(t) au lieu d’une seule xy(x)x \rightarrow y(x).

3.4.2  Domaine et périodicité

On supposera dans toute la suite que les fonctions x(t)x(t) et y(t)y(t) sont continument dérivables au moins 2 fois, sauf peut-être en un nombre fini de réels d’un intervalle II de \mathbb{R}.

On commence par déterminer le domaine de définition de x(t)x(t) et de y(t)y(t), et on essaie de le réduire si possible, soit par périodicité (par exemple pour le cercle ci-dessus, t[0,2π]t \in [0,2 \pi]) soit par l’existence de symétries si les fonctions x(t)x(t) et y(t)y(t) sont paires ou impaires.
Si xx et yy sont paires, alors on parcourt deux fois le même arc de courbe sur +\mathbb{R}^+ et \mathbb{R}^-, on peut restreindre le domaine d’étude à t0t\geq 0.
Si xx est pair et yy impair, alors (x(t),y(t))=(x(t),y(t))(x(-t),y(-t))=(x(t),-y(t)), il y a une symétrie par rapport à l’axe des xx, on se restreint à tR +t \in R^+. Par exemple, pour (3cos(t)+2cos(3t),3sin(t)2sin(3t))(3\cos(t)+2\cos(3t),3\sin(t)-2\sin(3t))
Dans le cas périodique, on peut tester des symétries correspondant à des demi (voire quart) de période.

3.4.3  Branches infinies

On s’intéresse ensuite aux bornes du domaine de définition et aux points où xx ou/et yy ne sont pas définis. Si xx et yy admettent une limite finie, on peut prolonger la courbe. Si les limites existent mais ne sont pas finies, on a une branche infinie (xx ou yy). Si l’une des deux valeurs tend vers l’infini, l’autre restant finie, on a une asymptote (horizontale si xx tend vers l’infini, verticale si yy tend vers l’infini), on peut déterminer la position de l’arc de courbe par rapport à l’asymptote en cherchant le signe de yly-l ou xlx-l lorsque tt tend vers la valeur particulière (limite à droite et limite à gauche). Enfin si xx et yy tendent vers l’infini tous les deux, on cherche la limite de y/xy/x, Si yxa0\frac{y}{x} \rightarrow a \neq 0, on a une branche parabolique de direction asymptotique y=axy=ax, on cherche alors la limite yaxy-ax, si cette limite est finie et vaut bb on a une asymptote oblique y=ax+by=ax+b (on peut déterminer la position en cherchant le signe de y(ax+b)y-(ax+b).

Exemples : (t 2t+1,t+1t 2+1),(t 2,t 3),(t 3t 2+1,t+1t 2+2),(1t 21,tt+1),(\frac{t^2}{t+1},t+\frac1{t^2+1}), \ (t^2,t^3), \ (\frac{t^3}{t^2+1},t+\frac{1}{t^2+2}), \ (\frac{1}{t^2-1},\frac{t}{t+1}), On peut utiliser la commande limit dans Xcas pour étudier une asymptote, par exemple dans le premier cas, pour étudier la branche infinie pour t+t \rightarrow +\infty1
On définit les fonctions

puis on calcule les limites lorsque t+t \rightarrow +\infty


Si aa est fini non nul et bb fini, on en déduit que y=ax+by=ax+b est asymptote à la courbe. Il y a une autre asymptote pour t=1t=-1 (YY fini, XX tend vers l’infini)

Autre exemple :

3.4.4  Étude locale

On se place en une valeur de t 0t_0xx et yy sont continument dérivables au moins deux fois. On notera la dérivation par rapport au paramètre par le signe ’ (en physique on utilise aussi le point). On a alors un développement de Taylor à l’ordre 2 du vecteur M(t 0)M(t 0+h) = (x(t 0+h)x(t 0),y(t 0+h)y(t 0)) = h(x(t 0),y(t 0))+h 22(x(t x),y(t y)) \begin{matrix} \overrightarrow{M(t_0)M(t_0+h)}&=&(x(t_0+h)-x(t_0),y(t_0+h)-y(t_0)) \\ &=& h (x'(t_0),y'(t_0))+\frac{h^2}{2}(x'{'}(t_x),y'{'}(t_y)) \end{matrix} t xt_x et t yt_y sont compris entre t 0t_0 et t 0+ht_0+h. Si le vecteur vitesse v=(x(t 0),y(t 0))v=(x'(t_0),y'(t_0)) est non nul, on en déduit un équivalent M(t 0)M(t 0+h)h(x(t 0),y(t 0))\overrightarrow{M(t_0)M(t_0+h)} \approx h (x'(t_0),y'(t_0)) Lorsque hh est proche de 0, le vecteur M(t 0)M(t 0+h)\overrightarrow{M(t_0)M(t_0+h)} est équivalent à un vecteur colinéaire à v=(x(t 0),y(t 0))\overrightarrow{v}=(x'(t_0),y'(t_0)) (supposé non nul), qui est donc vecteur tangent à la courbe en (x(t 0),y(t 0))(x(t_0),y(t_0)).

Définition 1   On appelle point régulier d’une courbe paramétrique un point où la vitesse v(t)=(x(t),y(t))\overrightarrow{v}(t)=(x'(t),y'(t)) est non nulle. En un point régulier, la courbe est tangente au vecteur vitesse (la direction du vecteur vitesse est donc une propriété géométrique, alors que le vecteur vitesse est une propriété cinématique). On notera en particulier que la tangente est horizontale si y=0y'=0 et verticale si x=0x'=0.

On appelle point singulier un point où la vitesse s’annulle.

On verra dans la suite comment étudier la tangente en un point singulier d’une courbe. Génériquement, une courbe n’a pas de points singuliers, car il faut annuler simultanément les deux dérivées, or on n’a qu’un seul paramètre libre tt. Par contre une famille de courbes (x m(t),y m(t))(x_m(t),y_m(t)) dépendant d’un paramètre mm (par exemple x m(t)=t 2mt,y m(t)=m/(1+t 2)+tx_m(t)=t^2-mt, y_m(t)=m/(1+t^2)+t) possède en général un nombre discret de valeurs du paramètre pour lesquelles la courbe admet un point singulier. Dans l’exemple, x m=2tm,y m=2mt/(1+t 2) 2+1x_m'=2t-m, y_m'=-2mt/(1+t^2)^2+1, les deux dérivées s’annulent si m=2m=-2 (en t=1t=-1, x=1,y=2x=-1, y=-2) ou m=2m=2 (en t=1t=1). Commandes Xcas :
x:=t^2-m*t; y:=m/(1+t^2)+t;
solve([diff(x,t),diff(y,t)],[m,t]);
supposons(m=[-2.0,-5,5,0.1]);
plotparam([x,y],t=((-3) .. 3),affichage=arrow_line);

=
Not evaled

Remarque : en cinématique, si la vitesse et l’accélération sont nulles en un point et que les équations ne dépendent pas explicitement du temps, on reste indéfiniment en ce point qui est un point d’équilibre, la notion de tangente à la courbe n’a alors pas de sens. On peut aussi suivre une trajectoire qui se rapproche de plus en plus d’un point d’équilibre (la limite de (x(t),y(t))(x(t),y(t)) est alors ce point, pour t+t \rightarrow +\infty si l’équilibre est stable ou tt \rightarrow - \infty si l’équilibre est instable).

Pour faire une étude locale plus précise dans le cas d’un point régulier, ou pour déterminer la tangente en un point singulier, il faut poursuivre le développement de Taylor à un ordre plus grand. À l’ordre 2, si xx et yy sont 3 fois continument dérivables, il existe t x,t y[t 0,t 0+h]t_x,t_y\in [t_0,t_0+h] tels que : M(t 0)M(t 0+h)=h(x(t 0),y(t 0))+h 22(x(t 0),y(t 0))+h 36(x(t x),y(t y))\overrightarrow{M(t_0)M(t_0+h)}= h (x'(t_0),y'(t_0))+\frac{h^2}{2}(x'{'}(t_0),y'{'}(t_0)) +\frac{h^3}{6}(x'{'}'(t_x),y'{'}'(t_y)) Si les vecteurs vitesse v=(x(t 0),y(t 0))\overrightarrow{v}=(x'(t_0),y'(t_0)) et accélération a=(x(t 0),y(t 0))\overrightarrow{a}=(x'{'}(t_0),y'{'}(t_0)) ne sont pas colinéaires, alors {v,a}\{\overrightarrow{v},\overrightarrow{a}\} forme une base, et dans cette base M(t 0)M(t 0+h)\overrightarrow{M(t_0)M(t_0+h)} a pour coordonnées (h,h 2/2)+(h,h^2/2)+un terme d’ordre 3 en puissances de hh, l’arc de courbe est à l’ordre 2 identique à un arc de parabole. On parle de point birégulier. Si {v,a}\{\overrightarrow{v},\overrightarrow{a}\} est une base directe, l’arc est convexe (la vitesse “tourne” dans le sens trigonométrique), sinon il est concave. On peut tester cela en calculant le déterminant des coordonnées de {v,a}\{\overrightarrow{v},\overrightarrow{a}\} ou le sens de variations de mm, la pente de la tangente m=yx,m=xyxyx 2 m=\frac{y'}{x'}, \quad m'=\frac{x'y'{'}-x'{'}y'}{x'^2}

Théorème 2   Si det(v,a)=xyxy>0(v,a)=x'y'{'}-x'{'}y'&gt;0 [resp <0&lt;0] sur un intervalle du domaine de définition, la courbe n’a que des points réguliers, la direction de la tangente en un point est donnée par le vecteur vitesse, et la courbe est convexe [resp. concave]. Si xyxy=0x'y'{'}-x'{'}y'=0, on parle de point d’inflexion analytique.

Remarque : pour un graphe de fonction, x=tx=t, on retrouve le critère usuel y>0y'{'}&gt;0.

Exemple : point d’inflexion en t=0t=0 de (t 3t 2+1,t+1t 2+2)(\frac{t^3}{t^2+1},t+\frac{1}{t^2+2}) La courbe admet deux autres points d’inflexion (t=3.16...t=-3.16... et t=1.31...t=1.31...) qu’on peut déterminer avec les commandes Xcas suivantes :






Note : on utilise comme paramètre x au lieu de t pour pouvoir utiliser la notation ' pour dériver (si on utilise t comme paramètre, il faut utiliser diff(.,t) pour calculer la dérivée par rapport à tt). L’instruction fsolve effectue une résolution numérique, pour tenter une résolution exacte, utiliser solve, mais on risque alors de manquer certaines solutions.

On observe que la convexité est (presque) une propriété géométrique, en effet si on change de paramétrage x=dxdt=dxdssx'=\frac{dx}{dt} =\frac{dx}{ds} s' on dérive par rapport à tt x=(dxdss)=d 2xds 2s 2+dxdssx'{'} = (\frac{dx}{ds} s')'=\frac{d^2x}{ds^2} s'^2 + \frac{dx}{ds} s'{'} puis : xyyx=dxdss(d 2yds 2s 2+dydss)dydss(d 2xds 2s 2+dxdss)=s 3(dxdsd 2yds 2dydsd 2xds 2)x'y'{'}- y' x'{'} = \frac{dx}{ds} s' (\frac{d^2y}{ds^2} s'^2 +\frac{dy}{ds} s'{'} ) - \frac{dy}{ds} s' (\frac{d^2x}{ds^2} s'^2 +\frac{dx}{ds} s'{'} ) = s'^3 (\frac{dx}{ds} \frac{d^2y}{ds^2} - \frac{dy}{ds} \frac{d^2x}{ds^2} ) on retrouve en facteur s 3s'^3 qui est positif si on parcourt la courbe dans le même sens ou négatif sinon.

La convexité décrit qualitativement la géométrie de la courbe (orientée) à l’ordre 1. On verra plus loin que le rayon de courbure décrit quantitativement la géométrie de la courbe à l’ordre 2 (comme la tangente décrit la géométrie de la courbe à l’ordre 1).

Dans le cas d’un point singulier (v=0\overrightarrow{v}=0), si l’accélération a0\overrightarrow{a}\neq 0, alors la tangente est portée par a\overrightarrow{a}. L’étude complète de la nature d’un point singulier ou de la convexité d’un point régulier tel que a\overrightarrow{a} est colinéaire à v\overrightarrow{v} nécessite de faire un développement de Taylor en t=t 0t=t_0 jusqu’au premier ordre qq, s’il existe, tel que :

Dans la base {T,A}\{ \overrightarrow{T},\overrightarrow{A}\}, les composantes de M(t 0)M(t)\overrightarrow{M(t_0)M(t)} sont alors respectivement équivalentes à h p/p!h^p/p! et h q/q!h^q/q!h=tt 0h=t-t_0. On en déduit que la tangente à la courbe est portée par T\overrightarrow{T}.

Exemples de points singuliers en t=0t=0 avec dans l’ordre rebroussement de 1ère puis 2ième espèce, méplat et inflexion : (t 2,t 3),(t 2+t 4,t 4+t 5),(t 3,t 4),(t 3,t 5)(t^2,t^3), \ (t^2+t^4,t^4+t^5), \ (t^3,t^4), \ (t^3,t^5)




Les deux derniers cas peuvent être reparamétrés (au prix de la perte de dérivabilité seconde) en posant s=t 1/3s=t^{1/3}.

Pour faire l’étude d’un point singulier avec Xcas, on peut utiliser la fonction series sur x(t)x(t) et y(t)y(t) (ici c’est inutile, le développement de Taylor est déjà fait).

Remarque : il peut arriver dans des cas pathologiques que toutes les dérivées de (x,y)(x,y) s’annulent en un point sans que la fonction (x,y)(x,y) soit nulle (par exemple si xx et yy contiennent un facteur exp(1/t 2)\exp(-1/t^2) en t=0t=0, on parle de fonction plate). Il peut aussi arriver que toutes les dérivées soit colinéaires à la première dérivée non nulle, si on se déplace sur une droite ou si la tangeance est plate.

3.5  Plan d’étude d’une courbe

  1. On détermine et on restreint le domaine de définition (périodicité, symétries).
  2. On étudie les branches infinies (point exclus du domaine, ±\pm \infty) : asymptotes horizontales, verticales, directions asymptotiques, asymptotes obliques.
  3. Recherche de xx' et yy', on étudie l’annulation conjointe des deux (points singuliers).
  4. Signe de xx' et yy', double tableau de variations faisant apparaitre x,x,y,yx,x',y,y' et mise en évidence des tangentes horizontales et verticales
  5. Pour préciser le tracé, on peut chercher la convexité en étudiant le signe de xyxyx'y'{'}-x'{'}y'.
  6. Tracé des points remarquables et des asymptotes et on les relie entre eux en suivant les sens de variations du tableau de variations.

Exemple

3.6  Courbes en polaires

Une courbe en polaire est essentiellement donnée par la distance au centre OO d’un point MM de la courbe en fonction de l’angle θ\theta entre la direction OxOx et le vecteur OM\overrightarrow{OM} : OM=r(θ)OM = r(\theta) On autorise toutefois des valeurs négatives pour rr, si c’est le cas, on prend alors le symétrique par rapport à l’origine du point situé à distance r>0-r&gt;0 et d’angle θ\theta.

Représentation graphique : avec Xcas, on utilise la commande plotpolar (menu Graphes, Courbes), sur calculatrices graphiques, sélectionner le mode de tracé en polaire (touche Mode sur TI89/92/V200) ou l’application Polaire ou Géométrie sur les HP Prime. Par exemple





Remarque : une courbe en polaires est toujours parcourue dans le sens trigonométrique.

C’est un cas particulier de courbe en paramétriques puisque (x,y)=(r(θ)cos(θ),r(θ)sin(θ))(x,y)=(r(\theta) \cos(\theta), r(\theta) \sin(\theta)) mais on préfère souvent faire l’étude directement sur la fonction rr. Le plan d’étude est calqué sur celui d’une courbe en paramétrique, mais on n’a qu’une seule fonction rr à étudier.

  1. domaine de définition de rr, recherche de périodicités et symétries (θθ\theta \rightarrow -\theta ou ajout d’une demi ou d’un quart de période). Si la période n’est pas un multiple de 2π2\pi, cela correspond à obtenir un arc de la courbe par rotation à partir d’un autre arc de la courbe.
  2. branches infinies pour θ 0\theta_0 (non infini) où rr n’est pas défini. La branche a pour direction asymptotique la droite faisant un angle θ 0\theta_0 avec l’axe des xx. On calcule alors la limite si elle existe de rsin(θθ 0)r \sin(\theta-\theta_0), c’est l’ordonnée dans le repère obtenu par rotation d’angle θ 0\theta_0, si la limite est finie et vaut ll on a une asymptote (d’équation Y=lY=l dans le repère tourné).
    Exemple r=1/(1+2cos(θ))r=1/(1+2\cos(\theta)). rr n’est pas défini pour cos(θ)=1/2\cos(\theta)=-1/2, donc θ=±2π/3\theta=\pm 2\pi/3. Pour θ 0=2π/3\theta_0=2\pi/3, on calcule lim θ2π/3rsin(θ2π/3)\lim_{\theta \rightarrow 2\pi/3}r\sin(\theta-2\pi/3)



    La tangente est donc l’image par la rotation de centre OO et d’angle 2π/32\pi/3 de la droite Y=3/3Y=-\sqrt{3}/3
  3. si la fonction n’est pas périodique, il y a lieu d’étudier l’existence de limites de rr en ±\pm \infty, si la limite est nulle on s’approche en spiralant de l’origine, si elle est finie, il y a un cercle asymptote, si elle est infinie une spirale.
  4. comme OM=re r,e r=(cos(θ),sin(θ))\overrightarrow{OM}=r e_r, e_r=(\cos(\theta),\sin(\theta)), la vitesse (si le temps est θ\theta) est donnée par v=re r+re θ\overrightarrow{v}= r' e_r + r e_\theta {e r,e θ}\{ e_r,e_\theta \} est une base orthonormée directe.
    Donc si r0r\neq 0 ou r0r' \neq 0, le point est régulier et l’angle VV de la tangente avec e re_r vérifie tan(V)=rr{±}\tan(V)=\frac{r}{r'} \in \mathbb{R} \cup \{ \pm \infty \} (si r0r \neq 0 et r=0r'=0, la tangente est portée par e θe_\theta). Si r=0r=0, la tangente est portée par e re_r.2
  5. On ne peut avoir un point singulier que pour r=0r=0. On ne fait pas leur étude comme en paramétriques, en effet la tangente est toujours portée par e re_r, si rr change de signe la courbe a la même allure que pour un point régulier, si rr ne change pas de signe on a un rebroussement de première espèce (puisqu’on traverse la tangente lorsque θ\theta augmente)
    Exemple :
  6. Convexité : pour avoir un point d’inflexion, il faut que 1r+(1r)=0r 2+2r 2rr=0\frac1r + \left(\frac1r\right)'{'}=0 \Leftrightarrow r^2+2r'^2-rr'{'}=0 On peut le montrer de différentes manières :
    • En calculant le déterminant de {vitesse,accélération } par rapport à θ\theta dans le repère e r,e θe_r,e_\theta, on a v=re r+re θa=re r+2re θre rv=r'e_r+re_\theta \quad a=r'{'}e_r+2r'e_\theta-re_r det(v,a)=|r rr r 2r|=2r 2rr+r 2\Rightarrow \mbox{det}(v,a)=\left| \begin{array}{cc} r' & r'{'}-r \\ r & 2r'\end{array}\right|=2r'^2-r r'{'}+r^2
    • En calculant la dérivée de l’angle fait avec l’axe OxOx qui vaut θ+arctan(r/r)\theta+\arctan(r/r')
    • avec Xcas en se ramenant en paramétriques
      où on a noté xx l’angle θ\theta pour pouvoir dériver avec ' et XX et YY les deux coordonnées.
  7. de même on calcule la courbure définie en section 4.2 κ=r 2+2r 2rrr 2+r 2 3\kappa = \frac{r^2+2r'^2-rr'{'}}{\sqrt{r^2+r'^2}^3}

3.7  Coniques

Les coniques sont des courbes implicites dont l’équation cartésienne est du second degré  ax 2+cy 2+bxy+dx+ey+f=0ax^2+cy^2+bxy+dx+ey+f=0 Exemples:


On va voir qu’elles sont de trois types : ellipses, hyperbole, parabole3 et on va les paramétriser, à partir de leur équation cartésienne ou à partir de leurs éléments géométriques (le calcul des éléments géométrique à partir de l’équation cartésienne fait intervenir l’étude des formes quadratiques, il ne sera pas abordé dans ce cours). Les coniques sont des courbes importantes en géométrie, ce qui a un intérêt en optique (parabole), mais aussi en cinématique (première loi de Kepler : l’orbite décrite par une planète est une ellipse dont le Soleil occupe un foyer).

3.7.1  Ellipse

Définition 3   L’ellipse EE de foyers F 1F_1 et F 2F_2 de demi-grand axe aa est l’ensemble des points MM du plan tels que MF 1+MF 2=2a MF_1+MF_2=2a

Exemple : ouvrir un niveau de géométrie 2d dans Xcas, choisir le mode ellipse cliquer 2 points (ce sont les foyers) puis un 3ème point (point de l’ellipse), passer en mode pointeur et faire bouger l’un des points, observer la forme de l’ellipse qui en résulte. Ou dans une ligne de commande normale taper la commande ellipse() avec en arguments les 2 points foyers et un point de l’ellipse ou l’équation cartésienne de l’ellipse, par exemple ellipse(-1,1,3+i) trace l’ellipse de foyers (1,0),(1,0)(-1,0), (1,0) et passant par le point (3,1)(3,1).

On note 2c=F 1F 22c=F_1F_2 la distance entre les deux foyers, qui doit être plus petite que 2a2a pour que l’ellipse soit non vide. L’excentricité de l’ellipse est définie par e=c/a<1e=c/a &lt; 1. Si e=0e=0, on obtient un cercle de centre F 1=F 2F_1=F_2 et de rayon aa. Si e0e\neq 0, on va voir qu’il s’agit d’un cercle contracté selon l’axe perpendiculaire à F 1F 2F_1F_2 dans un rapport de 1e 2\sqrt{1-e^2}. On va également calculer l’équation en coordonnées polaires de EE (c’est sous cette forme que l’on montre que la Terre décrit une ellipse dont le Soleil occupe un foyer).

Soit OO le milieu de F 1F_1 et F 2F_2, on se place dans le repère orthonormé dont le premier axe OxOx contient F 1F_1 et F 2F_2 donc les coordonnées de F 1F_1 sont (c,0)(c,0) et celles de F 2F_2 sont (c,0)(-c,0). Soit M(x,y)M(x,y) un point de l’ellipse, on a d’une part : MF 1 2MF 2 2=(xc) 2(x+c) 2=4cx MF_1^2 - MF_2^2 = (x-c)^2-(x+c)^2 = -4cx et d’autre part : MF 1 2MF 2 2=(MF 1+MF 2)(MF 1MF 2)=2a(MF 1MF 2) MF_1^2 - MF_2^2 = (MF_1 + MF_2)(MF_1 - MF_2 ) = 2a (MF_1 - MF_2 ) donc : MF 1MF 2=2cxa MF_1 - MF_2 = \frac{-2cx}{a} en additionnant avec MF 1+MF 2=2aMF_1+MF_2=2a et en appliquant c=eac=ea, on en déduit : MF 1=acxa=aex(1) MF_1 = a - \frac{cx}{a} = a-ex \qquad (1) En prenant le carré, on a : (xea) 2+y 2=(aex) 2 (x-ea)^2 + y^2 = (a-ex)^2 d’où : y 2+x 2(1e 2)=a 2(1e 2) y^2 + x^2 (1-e^2) = a^2(1-e^2) finalement : x 2+y 21e 2=a 2 x^2 + \frac{y^2}{1-e^2} = a^2 qui est bien la contraction selon OyOy de rapport 1e 2\sqrt{1-e^2} du cercle de centre OO et de rayon aa (appelé grand cercle de l’ellipse).

En coordonnées paramétriques, on peut utiliser le paramétrage suivant : (x,y)=(acos(t),bsin(t))(x,y)=(a\cos(t),b\sin(t))

En coordonnées polaires, on note ρ\rho la distance de F 1F_1 à MM, et θ\theta l’angle entre l’axe OxOx et F 1MF_1M. L’abscisse de MM est donc : x=ea+ρcos(θ) x= ea + \rho \cos(\theta) que l’on combine avec (1) pour obtenir : ρ=aex=a(1e 2)eρcos(θ) \rho = a-ex =a(1-e^2) - e \rho \cos(\theta) donc : ρ=a(1e 2)1+ecos(θ) \rho = \frac{a(1-e^2)}{1+e\cos(\theta)}

Remarques :

Exemple : faites varier la valeur de l’excentricité ci-dessous, que voit-on pour E=0.0, E un peu inférieur à 1 (par exemple 0.8) et un peu supérieur à 1 (par exemple 1.3)

3.7.2  Parabole

Si FF est un point et DD une droite ne passant pas par FF, la parabole de foyer FF et directrice DD est l’ensemble des points équidistants de FF et DD. En choisissant un repère tel que la droite DD ait pour équation y=0y=0 et en prenant F(0,1)F(0,1), M(x,y)M(x,y) appartient à la parabole si |y|=d(M,D)=d(M,F)=(y1) 2+x 2|y|=d(M,D)=d(M,F)=\sqrt{(y-1)^2+x^2} donc en passant au carré : y 2=(y1) 2+x 2y=x 2+12y^2=(y-1)^2+x^2 \Rightarrow y=\frac{x^2+1}{2} La parabole est donc (ici) un graphe de fonction, donc un cas particulier de courbe paramétrique. On peut trouver son équation en polaire, en prenant FF comme origine donc l’équation de la droite devient y=1y=-1 et on a : ρ=ρsin(θ)+1ρ=11sin(θ)=r\rho=\rho \sin(\theta)+1 \ \Rightarrow \ \rho=\frac{1}{1-\sin(\theta)}=r cf. l’exercice sur les coniques données par foyer et directrice, qui traite aussi le cas des hyperboles. On peut aussi faire à titre d’exercice l’étude de la courbe en polaire : ρ=A1+ecos(θ) \rho = \frac{A}{1+e\cos(\theta)} lorsque e=1e=1 et e>1e&gt;1.

Un intérêt majeur de la parabole en optique est que les rayons incidents perpendiculaires à la directrice se réfléchissent en passant par le foyer (on peut même montrer que cela caractérise une parabole). Illustration-démonstration avec Xcas dans un niveau de géométrie taper les commandes

P:=plotfunc(x^2/2+1/2,x=-5..5);
supposons(a=[-1.4,-5,5,0.1]);
D:=line(x=a,color=red);
M:=inter_unique(P,D);
T:=tangent(P,M);
R:=symetrie(T,D,color=red);
trace(R);

puis faire varier aa en cliquant sur les flèches. Pour tester en ligne, commencez par initialiser la trace en exécutant
puis faites varier aa en cliquant sur le bouton + ou - :

=
Not evaled
Noter la valeur
inter_unique(R,line(x=0))
elle est indépendante de aa et est le foyer. On peut montrer qu’une courbe ayant cette propriété est une parabole.

3.7.3  Hyperbole

Une hyperbole de foyers FF et FF' est définie comme l’ensemble des points MM tels que : |MFMF|=2a|MF-MF'|=2a aa est une constante telle que 2a>2c=FF2a&gt;2c=FF', avec une excentricité e=c/a>1e=c/a&gt;1.

En physique, les hyperboles interviennent dans les trajectoires non périodiques en mécanique céleste, mais aussi comme courbes de déphasage constant entre deux sources situées aux deux foyers (les figures d’interférence font apparaitre des hyperboles).

On peut faire un calcul analogue à celui de l’ellipse, MFMF=±2a,MF+MF=MF 2MF 2MFMF=±2exMF-MF'=\pm 2a, \ MF+MF'=\frac{MF^2-MF'^2}{MF-MF'}=-\pm 2ex on en déduit que MF=±(aex)MF=\pm (a-ex) l’équation cartésienne de l’hyperbole dans le repère centré au milieu des foyers, d’axe OxOx l’axe des foyers est donc : x 2a 2y 2a 2(e 21)=1\frac{x^2}{a^2}-\frac{y^2}{a^2(e^2-1)}=1 On peut paramétrer les deux branches de l’hyperbole par x(t)=±acosh(t),y(t)=ae 21sinh(t)x(t)=\pm a\cosh(t), y(t)=a\sqrt{e^2-1} \sinh(t) et en polaires ρ=a(1e 2)1+ecos(θ)\rho=\frac{a(1-e^2)}{1+e\cos(\theta)}

Exercice : faire l’étude de la courbe paramétrée et montrer que l’hyperbole admet deux asymptotes d’équation y=±baxy = \pm \frac{b}{a} x.

3.7.4  Paramétrisation rationnelle

Si on connait un point d’une conique, on peut effectuer un changement d’origine en ce point, l’équation cartésienne devient P(x,y)=ax 2+bxy+cy 2+dx+ey=0P(x,y)=ax^2+bxy+cy^2+dx+ey=0 On suppose que (d,e)(0,0)(d,e)\neq(0,0)5. On cherche alors l’intersection de la conique avec la droite y=txy=tx (de pente tt), on va voir que la droite coupe en général la conique en deux points, l’origine et un autre point dont on calcule les coordonnées en fonction de tt6. Graphiquement, par exemple


=
Not evaled
puis faire varier la valeur de tt ou d’un des coefficients de l’équation. En effet on obtient une équation du second degré en xx, qui se factorise par xx, l’autre solution donne alors xx comme fraction rationnelle en tt, puis y=txy=tx. (ax+btx+ct 2x+d+et)x=0x=0,x=detct 2+bt+a(ax+btx+ct^2x+d+et)x=0 \Rightarrow x=0, x=\frac{-d-et}{ct^2+bt+a} Comme dans le premier exemple sur le cercle trigonométrique, on n’obtient pas toujours toute la conique (s’il existe un autre point d’abscisse x=0x=0).

Si on cherche les points où le dénominateur en tt s’annule, on doit calculer (pour c0c\neq 0 et en supposant que la fraction detct 2+bt+a\frac{-d-et}{ct^2+bt+a} est irréductible7) le discriminant8 de l’équation du second degré Δ=b 24ac\Delta= b^2-4ac Il y a trois cas possibles:

Exercice : paramétrer et faire l’étude des coniques :
x 2+4y 2+2xy=4,x 23y 2+2xy=4x^2+4y^2+2xy=4, x^2-3y^2+2xy=4

Remarque : on a vu que les ellipses, paraboles, hyperboles admettent une équation réduite du second degré. On en déduit facilement que leur équation dans un repère quelconque est toujours du second degré. Réciproquement, pour une équation cartésienne on a calculé une paramétrisation rationnelle, mais pas démontré que c’était forcément une conique. Pour faire cela, l’outil adapté est l’étude des formes quadratiques. On peut toutefois le faire à la main en dimension 2, en faisant une rotation x,yX,Yx,y \rightarrow X,Y pour annuler le coefficient de XYXY. Par exemple


on voit que l’angle α\alpha de la rotation à effectuer vérifie (ca)sin(2α)+bcos(2α)=0tan(2α)=bac(c-a)\sin(2\alpha)+b\cos(2\alpha)=0 \quad \Rightarrow \quad \tan(2\alpha)=\frac{b}{a-c}


1
on notant X(t)X(t) et Y(t)Y(t) les deux fonctions pour pouvoir utiliser xx et yy dans droite
2
Si r0r'\neq 0, cela se lit sur l’expression de la vitesse qui est non nulle, mais c’est encore vrai si r(θ)=r(θ)=0r(\theta)=r'(\theta)=0 et rr non identiquement nul, pour le voir, on observe que M(θ)M(θ+h)=OM(θ+h)M(\theta)M(\theta+h)=OM(\theta+h) a pour direction e r(θ+h)e_r(\theta+h) qui tend vers e r(θ)e_r(\theta) lorsque hh tend vers 0.
3
En toute rigueur il faut ajouter deux autres cas ; l’ensemble vide et les paires éventuellement confondues de droites
4
en négligeant la masse de la planète devant celle du Soleil
5
Si d=e=0d=e=0, le polynôme est homogène et se factorise, on obtient l’origine ou la réunion de deux droites
6
Cette méthode fonctionne pour les coniques, mais ne fonctionne malheureusement pas pour n’importe quelle équation cartésienne
7
sinon, on aura deux droites parce que le polynôme P(x,y)P(x,y) se factorise en produit de deux facteurs de degré 1 dont dx+eydx+ey
8
On peut aussi voir ce discriminant comme le déterminant de la matrice de la forme quadratique associée

Chapitre 4  Propriétés métriques des courbes.

4.1  Longueur d’arc

La longueur dsds d’un morceau de courbe régulier parcouru pendant un petit intervalle de temps dtdt est égal au premier ordre à la longueur du segment tangent parcouru, ou encore au produit de la norme de la vitesse instantanée par dtdt ds=x 2+y 2dtds=\sqrt{x'^2+y'^2} dt On remarque que cette quantité est invariante par changement de paramétrage, si t=t(τ)t=t(\tau) alors ds = dxdt 2+dydt 2dt = (dxdτ 2+dydτ 2)(dτdt) 2|dtdτ|dτ = dxdτ 2+dydτ 2dτ \begin{matrix} ds &= & \sqrt{\frac{dx}{dt}^2+\frac{dy}{dt}^2} dt \\ &=& \sqrt{ \left(\frac{dx}{d\tau}^2+\frac{dy}{d\tau}^2\right) \left(\frac{d\tau}{dt}\right)^2} |\frac{dt}{d\tau}| d\tau \\ & = & \sqrt{ \frac{dx}{d\tau}^2+\frac{dy}{d\tau}^2} d\tau \end{matrix} On en déduit

Proposition 4   La longueur d’un arc de courbe entre les points de paramètre t 0t_0 et t 1t_1 vaut t 0 t 1x 2+y 2dt\int_{t_0}^{t_1} \sqrt{x'^2+y'^2} dt
En coordonnées polaires :
θ 0 θ 1r 2+r 2dθ\int_{\theta_0}^{\theta_1} \sqrt{r'^2+r^2} d\theta

Remarque : il est très rare que l’on puisse effectuer le calcul explicite d’une primitive de x 2+y 2\sqrt{x'^2+y'^2}, il faut alors se contenter d’une valeur approchée de l’intégrale lorsque t 0t_0 et t 1t_1 ont des valeurs numériques, calculée par des méthodes numériques qui généralisent la méthode des rectangles (cf. le cours de mat249). Ce calcul se fait avec Xcas (ou une calculatrice formelle) en donnant une valeur approchée à l’une des bornes. Il y a quelques exceptions  par exemple la longueur d’un arc de parabole se calcule avec une formule explicite (essayez la commande int(sqrt(1+4t^2),t,a,b) ou



La cycloïde1 x(t)=R(tsin(t)),y(t)=R(1cos(t))x(t)=R(t-\sin(t)), y(t)=R(1-\cos(t))
admet aussi une formule simple pour sa longueur


Par contre, la longueur d’un arc d’ellipse ne se calcule pas avec les fonctions usuelles (pour pouvoir le faire, il faut introduire des fonctions spéciales adaptées, appelées intégrales elliptiques) :

4.2  Courbure, repère de Frenet, accélération normale et tangentielle.

Si on choisit ss, la longueur d’arc, comme nouveau paramètre de temps, la longueur parcourue est égale au temps, donc la vitesse instantanée par rapport à ss est de norme 1. On peut aussi le voir en notant M(t)=(x,y)M(t)=(x,y) : dMdt=dMdsdsdtdMdt=dMds|dsdt|v=dMdsv\frac{dM}{dt} =\frac{dM}{ds} \frac{ds}{dt} \ \Rightarrow \ \| \frac{dM}{dt} \| = \| \frac{dM}{ds} \| |\frac{ds}{dt}| \ \Rightarrow \ v = \| \frac{dM}{ds} \| v vv est la norme de la vitesse avec tt comme paramètre, donc dMds\| \frac{dM}{ds} \| est bien égal à 1.

Calculons maintenant l’accélération avec ce nouveau paramètre ss. Comme la vitesse est de norme constante égale à 1, donc de carré 1, en dérivant (dM/ds) 2(dM/ds)^2 par rapport à ss, on vérifie que l’accélération est perpendiculaire à la vitesse pour ce paramétrage par la longueur d’arc ss. L’accélération par rapport à ss est donc portée par la normale à la trajectoire, et sa mesure algébrique est appelé courbure (signée), notée κ\kappa, la valeur absolue de l’inverse de κ\kappa est appelé le rayon de courbure (la direction de l’accélération pointe vers le centre de courbure). d 2Mds 2v,d 2Mds 2=|κ|=1R\frac{d^2M}{ds^2} \perp \vec{v}, \quad \| \frac{d^2M}{ds^2}\| = |\kappa| = \frac{1}{R} Si on se déplace sur un cercle de centre OO et de rayon RR à vitesse 1, alors x(s)+iy(s)=Re is/Rx(s)+iy(s)=Re^{is/R}, la vitesse est donnée par x+iy=ie is/Rx'+iy'=ie^{is/R} donc de norme 1, et l’accélération par x+iy=1Re is/Rx''+iy''=-\frac{1}{R} e^{is/R}, sa norme vaut 1/R1/R et sa direction pointe vers le centre du cercle. Donc la courbe est, à l’ordre 2 au point considéré, identique à un cercle de rayon RR.

Revenons au paramètrage initial tt. Dérivons par rapport à tt la vitesse dMdt=vdMds\frac{dM}{dt} = v \frac{dM}{ds}, on obtient : a=d 2Mdt 2 = dvdtdMds+vddt(dMds) = dvdtdMds+vdsdtd 2Mds 2 = dvdtdMds+v 2d 2Mds 2 \begin{matrix} \vec{a} =\frac{d^2M}{dt^2} &=&\frac{dv}{dt} \frac{dM}{ds} + v \frac{d}{dt} \left( \frac{dM}{ds} \right)\\ &=&\frac{dv}{dt} \frac{dM}{ds} + v \frac{ds}{dt} \frac{d^2M}{ds^2}\\ &=& \frac{dv}{dt} \frac{dM}{ds} + v^2 \frac{d^2M}{ds^2} \end{matrix} L’accélération se décompose donc en deux parties 

Autre formule de calcul du rayon de courbure : l’accélération normale a na_n vaut v 2/Rv^2/R donc av=a nv=v 3RR=v 3/av=x 2+y 2 3|xyyx|\| \vec{a} \wedge \vec{v} \|= a_n \|\vec{v}\|=\frac{v^3}{R} \ \Rightarrow \ R =v^3/\|\vec{a} \wedge \vec{v}\| =\frac{\sqrt{x'^2+y'^2}^3}{|x'y'{'}-y'x'{'}|}

Proposition 5   On appelle repère de Frenet en un point MM régulier d’une courbe, le repère orthonormé direct formé par le point de la courbe, le vecteur tangent T\vec{T} et le vecteur normal N\vec{N}. On a alors v=vT=dsdtT,ddsT=κN,ddsN=κT,R=±1κ,\vec{v}=v \vec{T}=\frac{ds}{dt}\vec{T}, \quad \frac{d}{ds}\vec{T}=\kappa \vec{N}, \frac{d}{ds}\vec{N}=-\kappa \vec{T}, \quad R=\pm\frac1\kappa, (l’avant-dernière formule vient du fait que {T,N}\{ \vec{T} ,\vec{N} \} est une base orthonormée directe, le signe ±\pm est déterminé par la convexité de la courbe), et : a=ddtv=dvdtT±v 2RN,R=x 2+y 2 3|xyyx|\vec{a}=\frac{d}{dt}\vec{v}=\frac{dv}{dt} \vec{T} \pm \frac{v^2}{R} \vec{N}, \quad R=\frac{\sqrt{x'^2+y'^2}^3}{|x'y'{'}-y'x'{'}|} On appelle centre de courbure le point Ω=M+1κN\Omega=M+\frac1\kappa \vec{N}. Le cercle de centre Ω\Omega passant par MM (de rayon RR) est appelé cercle osculateur en MM à la courbe.

Exemple : calcul du cercle osculateur en un point d’une parabole (t,t 2)(t,t^2). x=1,y=2t,T=(11+4t 2,2t1+4t 2),y=2R=1+4t 2 32x'=1, y'=2t, \ \vec{T}=(\frac1{\sqrt{1+4t^2}},\frac{2t}{\sqrt{1+4t^2}}), \quad y'{'}=2\quad R=\frac{\sqrt{1+4t^2}^3}{2}

=
Not evaled
Avec Xcas version 1.1.1-18 ou supérieure, on peut taper directement :
C:=cercle_osculateur(G,M)

Remarques :


1
qui tire son nom de la trajectoire d’un point fixé à un cercle roulant sans glisser sur une droite, par exemple l’extrémité d’un rayon sur une roue de vélo.
2
On peut montrer qu’une courbe convexe admet au moins 4 sommets (théorème des quatre sommets), sa développée admet donc au moins 4 points de rebroussements.
3
L’enveloppe d’une famille de droites est une courbe dont l’ensemble des tangentes est la famille de droite
4
Ce type de courbe, appelé spirale d’Euler ou de Fresnel ou clothoïde, est utilisée pour faire des raccordements de chemin de fer (ou de route) entre une portion rectiligne, où l’accélération normale est nulle, et un arc de cercle, où l’accélération normale est constante, en effet si Rs=b 2Rs=b^2 est constant alors l’accélération normale varie linéairement en fonction de l’abscisse curviligne donc du temps à vitesse constante. C’est plus agréable pour les passagers qui passent d’une accélération nulle à une accélération constante progressivement, mais aussi pour créer une pente progressive latérale sur les rails pour compenser la force centrifuge par la gravité et éviter une usure prématurée du rail.

Chapitre 5  Formes différentielles et intégrales curvilignes

Il s’agit ici de calculer des intégrales le long d’un arc de courbe. Cela intervient directement par exemple pour calculer le travail d’une force au cours d’un déplacement le long d’une courbe ou la quantité de chaleur/travail pendant un cycle en thermodynamique (le long d’une courbe dans le plan défini par deux coordonnées indépendantes comme par exemple pression-température ou pression-volume) ou indirectement en transformant un calcul d’intégrale double à l’intérieur d’un domaine en intégrale curviligne sur le bord du domaine (calcul d’aire, de centre d’inertie, de moment d’inertie...). Dans les cas favorables, on a un analogue des primitives, on peut calculer un potentiel et faire la différence de potentiel entre les deux extrémités du chemin pour calculer l’intégrale curviligne.

On va d’abord définir ce qu’on peut intégrer le long d’une courbe, à savoir une forme différentielle (aussi appelée 1-forme), puis on donnera quelques résultats sur les formes fermées et exactes (c’est le cas favorable, il correspond aux forces conservatives en mécanique ou aux différentielles totales de fonctions d’état en thermodynamique).

5.1  Forme différentielle

Soit V(x,y)V(x,y) une fonction de deux variables continument dérivable. On s’intéresse aux variations de VV lorsqu’on se déplace dans le plan depuis le point M(x,y)M(x,y) dans une direction donnée à la vitesse ww. On a alors une formule équivalente à celle de la dérivée d’une fonction d’une variable :

Proposition 6   Pour tout vecteur w=(w 1,w 2)w=(w_1,w_2), la dérivée de VV en (x,y)(x,y) dans la direction ww est donnée par : lim h0V((x,y)+wh)V(x,y)h= xVw 1+ yVw 2\lim_{h\rightarrow 0} \frac{V((x,y)+wh)-V(x,y)}{h}= \partial_xVw_1+\partial_yV w_2 On appelle différentielle de VV et on note dVdV l’application qui en un point (x,y)(x,y) associe au vecteur ww la valeur de la dérivée directionnelle de VV en (x,y)(x,y) selon ww dV(w)= xVw 1+ yVw 2dV(w)=\partial_xV w_1+\partial_yV w_2 Cette application est linéaire par rapport à ww.

En effet : V(x+w 1h,y+w 2h) = V(x+w 1h,y)+ yV(x+w 1h,y)w 2h+o(h) = V(x,y)+ xV(x,y)w 1h+ yV(x+w 1h,y)w 2h+o(h) \begin{matrix} V(x+w_1h,y+w_2h)&=&V(x+w_1h,y)+\partial_yV(x+w_1h,y) w_2h + o(h)\\ &=&V(x,y)+\partial_xV(x,y) w_1 h + \partial_yV(x+w_1h,y) w_2h + o(h) \end{matrix} donc V(x+w 1h,y+w 2h)V(x,y)h = xV(x,y)w 1+ yV(x+w 1h,y)w 2+o(1) h0 xV(x,y)w 1+ yV(x,y)w 2 \begin{matrix} \frac{V(x+w_1h,y+w_2h)-V(x,y)}{h} & = & \partial_xV(x,y) w_1 + \partial_yV(x+w_1h,y) w_2 +o(1) \\ &\rightarrow_{h\rightarrow 0} & \partial_xV(x,y) w_1 + \partial_yV(x,y) w_2 \end{matrix}

Exemples :

Remarque : Différentielle et gradient
La différentielle dVdV a les mêmes composantes que le gradient de VV (noté V\nabla V, gradient(V,[x,y]) avec Xcas), mais ce ne sont pas les mêmes objets : en un point donné dVdV est une application linéaire (qui a un sens indépendamment de la définition d’un produit scalaire) alors que V\nabla V est un vecteur (dont la relation avec la dérivée directionnelle dépend du produit scalaire), on a pour tout vecteur ww la relation dV(w)=V.wdV(w)=\nabla V. w On a la même relation entre le travail d’une force (qui est une forme linéaire qui s’applique sur les vecteurs déplacement) et la force correspondante (qui est un vecteur défini à l’aide du produit scalaire). On parle parfois de vecteur covariant pour la différentielle (et vecteur contravariant pour le gradient).

Applications :

On note donc dxdx [resp. dydy] la différentielle de V(x,y)=xV(x,y)=x [resp. V(x,y)=yV(x,y)=y]1 on a : dV= xVdx+ yVdydV=\partial_xV dx + \partial_yV dy

Une forme différentielle ω\omega est la généralisation de la différentielle d’une fonction, elle s’écrit sous la forme ω=M(x,y)dx+N(x,y)dy\omega=M(x,y) dx + N(x,y) dy MM et NN sont des fonctions des deux variables x,yx,y, mais pas forcément les dérivées partielles d’une fonction VV.

La définition géométrique d’une forme différentielle ω\omega est la donnée en tout point du plan (ou d’un domaine ouvert du plan) d’une application linéaire de 2\mathbb{R}^2 à valeur dans \mathbb{R} 2 (ou en tout point de l’espace d’une application linéraire de 3\mathbb{R}^3 à valeurs dans \mathbb{R} pour une courbe de 3\mathbb{R}^3). Si on prend la base canonique de 2\mathbb{R}^2, une application linéaire de 2\mathbb{R}^2 dans \mathbb{R} est caractérisée par sa matrice qui possède une ligne et deux colonnes et a donc deux coefficients MM et NN, une forme différentielle équivaut donc bien à la donnée d’un couple de fonction M(x,y),N(x,y)M(x,y),N(x,y).

5.2  Intégrale curviligne

Ceci permet de donner la :

Définition 7   Pour calculer l’intégrale curviligne d’une forme différentielle le long d’un arc de courbe orienté, on choisit un paramétrage de l’arc continument dérivable par morceaux (on suppose qu’il en existe un), et on calcule l’intégrale usuelle par rapport au paramètre de la forme différentielle appliquée au vecteur tangent entre les deux valeurs du paramètre correspondant à l’origine et extrémité de l’arc de courbe : γω= t 0 t 1ω(dγ(t)dt)dt\int_\gamma \omega = \int_{t_0}^{t_1} \omega\left(\frac{d\gamma(t)}{dt}\right) dt En coordonnées, γω= t 0 t 1(M(x(t),y(t))dxdt+N(x(t),y(t)dydt)dt(2) \int_\gamma \omega =\int_{t_0}^{t_1} (M(x(t),y(t)) \frac{dx}{dt} + N(x(t),y(t) \frac{dy}{dt}) \ dt \qquad (2)

Exemple: on prend ω=ydx\omega=ydx et on calcule l’intégrale curviligne le long de l’arc de parabole (t,t 2)(t,t^2) pour t[0,1]t\in[0,1], on obtient 0 1t 2dt=13\int_0^1 t^2 \ dt =\frac{1}{3} En paramétrant par (u 2,u 4)(u^2,u^4) avec u[0,1]u\in[0,1] 0 1u 4(2udu)=[2u 66] 0 1=13\int_0^1 u^4 (2u \ du) = \left[2\frac{u^6}{6}\right]_0^1=\frac{1}{3} on retrouve le même résultat.

La valeur de l’intégrale est bien définie indépendamment du paramétrage, en effet si on change de paramétrage avec une bijection tu(t)t \rightarrow u(t) envoyant [t 0,t 1][t_0,t_1] sur [u 0,u 1][u_0,u_1], on a (en utilisant la linéarité de ω\omega à la deuxième ligne) : u 0 u 1ω(dγ(u)du)du = t 0 t 1ω(dtdudγ(t)dt)dudtdt = t 0 t 1dtduω(dγ(t)dt)dudtdt = t 0 t 1ω(dγ(t)dt)dt \begin{matrix} \int_{u_0}^{u_1} \omega\left(\frac{d\gamma(u)}{du}\right) du &= &\int_{t_0}^{t_1} \omega\left( \frac{dt}{du} \frac{d\gamma(t)}{dt} \right) \frac{du}{dt} dt \\ &=& \int_{t_0}^{t_1} \frac{dt}{du} \omega\left( \frac{d\gamma(t)}{dt} \right) \frac{du}{dt} dt \\ &=& \int_{t_0}^{t_1} \omega\left( \frac{d\gamma(t)}{dt} \right) dt \end{matrix}

Attention à l’orientation, si on change d’orientation, on change le signe, par exemple si on parcourt l’arc de parabole de (1,1)(1,1) vers (0,0)(0,0), en utilisant le paramétrage (1t,(1t) 2),t[0,1](1-t,(1-t)^2), t \in [0,1], on obtient l’opposé : 0 1(1t)(dt)=[(t1) 23] 0 1=13\int_0^1 (1-t) (-dt) = \left[\frac{(t-1)^2}{3}\right]_0^1 = -\frac{1}{3}

Remarque : le travail d’une force F=(F x,F y)\overrightarrow{F}=(F_x,F_y) le long d’un arc de courbe est donné par l’intégrale curviligne de la forme différentielle F xdx+F ydyF_x dx+F_ydy.

L’intégrale curviligne d’une forme différentielle reliant deux points AA et BB d’un arc de courbe γ\gamma se calcule en choisissant un paramétrage de γ\gamma, si γ\gamma est une courbe paramétriques, on prendra en général le paramétrage définissant γ\gamma, si γ\gamma est une courbe y=f(x)y=f(x) on peut prendre (x=t,y=f(t))(x=t,y=f(t)), si γ\gamma est une courbe en polaires r(θ)r(\theta), on peut prendre x=r(θ)cos(θ),y=r(θ)sin(θ)x=r(\theta) \cos(\theta), y=r(\theta) \sin(\theta) (t=θt=\theta).

Pour certaines formes différentielles, on peut faire comme en dimension 1, trouver une primitive, voir la section ci-dessous.

5.3  Forme différentielle exacte

Voyons maintenant à quelle condition il existe un analogue du calcul avec une primitive. On a: γdV=V(γ(t 1))V(γ(t 0)),\int_\gamma dV=V(\gamma(t_1))-V(\gamma(t_0)), En effet, on applique la définition (7) où M= xV,N= yVM=\partial_xV, N=\partial_y V et : xVdxdt+ yVdydt=ddtV(x(t),y(t))\partial_x V \frac{dx}{dt} + \partial_y V \frac{dy}{dt} =\frac{d}{dt} V(x(t),y(t))

Pour une force qui dérive d’un potentiel, on a donc montré que le travail de la force se calcule en faisant la différence de potentiel entre les deux extrémités. Cette propriété, analogue au calcul d’intégrale classique en utilisant une primitive n’est pas automatique, car elle implique que l’intégrale curviligne ne dépend pas du chemin choisi pour relier les deux points. Or en thermodynamique, la chaleur est modélisée par une forme différentielle, mais la chaleur échangée dépend du chemin suivi (c’est vrai aussi en mécanique pour le travail de forces non conservatives comme les forces de frottement). En mathématiques, on parle de forme différentielle exacte ou non exacte.

Définition 8   Une forme différentielle ω\omega est exacte s’il existe une fonction VV telle que sur tout arc de courbe γ\gamma d’origine AA et extrémité BB γω=V(B)V(A)\int_\gamma \omega = V(B)-V(A) Attention, la convention de signe est opposée à celle utilisée pour le potentiel d’une force en physique.

Si on choisit comme chemin un segment entre deux points AA et BB d’ordonnées identiques yy et d’abscisses xx et x+hx+h, alors x x+hMdx+Ndy=V(x+h,y)V(x,y)\int_x^{x+h} M dx+Ndy = V(x+h,y)-V(x,y) en faisant tendre hh vers 0, on a M=lim h0V(x+h,y)V(x,y)h= xV(x,y)M=\lim_{h\rightarrow 0} \frac{V(x+h,y)-V(x,y)}{h} = \partial_x V(x,y) De même N= yVN=\partial_y V. Réciproquement, si M= xVM=\partial_x V et N= yVN=\partial_y V alors ω=dV\omega=dV donc γω=V(B)V(A)\int_\gamma \omega=V(B)-V(A)

Proposition 9   Une forme différentielle ω\omega est exacte si et seulement si il existe une fonction VV telle que : ω= xVdx+ yVdy=dV\omega=\partial_x V dx + \partial_y V dy=dV

Si VV est deux fois continument différentiable alors yxV= xyV\partial_{yx} V = \partial_{xy} V. D’où une condition nécessaire pour que ω\omega soit exacte : yM= yxV= xyV= xN\partial_y M = \partial_{yx} V = \partial_{xy} V = \partial_x N

Définition 10   On appelle forme différentielle fermée une forme différentielle ω=Mdx+Ndy\omega=Mdx+Ndy telle que yM= xN\partial_y M=\partial_x N

Une forme exacte est toujours fermée, mais la réciproque n’est pas toujours vraie, une forme fermée n’est pas forcément exacte, cela dépend où elle est définie. Si elle est définie dans un domaine ouvert de 2\mathbb{R}^2 sans trou ( 2\mathbb{R}^2 tout entier, un rectangle, un disque, etc.), on peut montrer qu’une forme fermée est une forme exacte, on se fixe un point M 0M_0 et on définit V(M)V(M) comme γω\int_\gamma \omega pour γ\gamma un chemin quelconque reliant M 0M_0 à MM, on montre que le résultat ne dépend pas du choix du chemin en appliquant le théorème de Stokes (voir section suivante). Sinon, il existe des contre-exemples, comme sur le cercle unité ω=ydxxdyx 2+y 2\omega=\frac{ydx-xdy}{x^2+y^2} La forme est fermée :


mais elle n’est pas exacte :

Pour trouver le potentiel VV dont une forme différentielle fermée ω=Mdx+Ndy\omega=M dx+Ndy est la différentielle, on résoud d’abord par exemple M= xV M = \partial_x V en intégrant MM par rapport à xx, yy étant considéré comme un paramètre, on obtient VV à une constante d’intégration près, cette constante d’intégration en xx peut dépendre de yy, c’est donc une fonction C(y)C(y), on remplace dans N= yVN=\partial_y V et on intègre en yy pour trouver la valeur de C(y)C(y) (à une constante près). Cette opération est executée par la commande potential() de Xcas.

Exemple : ω=cos(x)cos(y)dx+(cos(y)sin(y)(sin(x)+y))dy\omega= \cos(x) \cos(y) dx + (\cos(y) - \sin(y)(\sin(x)+y)) dy Cette forme est bien fermée : y(cos(x)cos(y))=cos(x)sin(y)= x(cos(y)sin(y)(sin(x)+y))\partial_y(\cos(x) \cos(y) )=-\cos(x) \sin(y) = \partial_x(\cos(y) - \sin(y)(\sin(x)+y)) La forme est définie dans 2\mathbb{R}^2 tout entier, donc est exacte, on intègre cos(x)cos(y)\cos(x)\cos(y) par rapport à xx, on trouve sin(x)cos(y)+\sin(x)\cos(y)+ une constante d’intégration, qui est donc constante par rapport à xx donc est une fonction C(y)C(y) dépendant de yy. On détermine ensuite CC en dérivant par rapport à yy  sin(x)sin(y)+C(y)=cos(y)sin(y)(sin(x)+y)-\sin(x)\sin(y)+C'(y)=\cos(y) - \sin(y)(\sin(x)+y) qui se simplifie en  C(y)=cos(y)ysin(y)C'(y)=\cos(y)-y\sin(y) donc C(y)=ycos(y)+C(y)=y\cos(y)+ une constante, que l’on peut prendre nulle : V=sin(x)cos(y)+C(y)=sin(x)cos(y)+ycos(y)V=\sin(x)\cos(y)+C(y)=\sin(x)\cos(y)+y\cos(y)

Si une forme n’est pas fermée, elle n’est pas exacte, et on ne peut pas calculer une intégrale curviligne par différence de potentiel, il faut utiliser la définition et un paramétrage de γ\gamma, ce qui n’est pas forcément plus couteux en calcul et a des applications au calcul d’intégrale double si γ\gamma est un chemin fermé délimitant le domaine d’intégration.

Les formes exactes ont une autre application (anticipant sur le chapitre suivant) : la recherche d’intégrales premières d’équations différentielles. En effet si Mdx+Ndy=0Mdx+Ndy=0 le long d’un arc γ\gamma paramétrable par xx alors M+Ny=0M+Ny'=0 et γ\gamma est le graphe d’une solution de cette équation différentielle.

Définition 11   On dit que γ\gamma est une courbe intégrale de la forme différentielle ω\omega si ω(dγdt)=0\omega(\frac{d\gamma}{dt})=0. Si ω\omega est exacte, une courbe intégrale de ω\omega est une courbe de niveau du potentiel VV tel que dV=ωdV=\omega.

Si ω\omega n’est pas exacte, il n’y a pas de potentiel VV mais il peut arriver qu’en multipliant la forme par une fonction, on trouve une nouvelle forme qui elle est fermée, on parle alors de facteur intégrant. (On limite en général la recherche à des fonctions ne dépendant que de xx ou de yy).

La notion de facteur intégrant ne se limite pas à la résolution d’équations différentielles. Par exemple en thermodynamique, la forme chaleur n’est pas fermée, mais en divisant par la température on obtient une forme fermée dont le potentiel est l’entropie.

5.4  Intégrale curviligne et intégrales doubles.

Terminons ce chapitre par le lien entre intégrale curviligne sur un lacet (chemin fermé) et intégrale double à l’intérieur du lacet. C’est évidemment surtout intéressant pour les formes non exactes, car si γ\gamma est un lacet et ω\omega une forme exacte, alors γω=0\int_\gamma \omega=0. On a le théorème de Stokes, aussi appelé en dimension 2 formule de Green-Riemann :

Théorème 12   Si UU est un domaine de frontière orientée γ\gamma continument dérivable par morceaux (γ\gamma est donc un chemin fermé parcouru une fois que l’on oriente dans le sens trigonométrique), et si ω=Mdx+Ndy\omega=Mdx + N dy est une forme différentielle continument dérivable dans UU alors : γω= Udω:= U( xN yM)dxdy\int_\gamma \omega = \iint_U d\omega := \iint_U (\partial_x N -\partial_y M) \ dx dy

Idée de la preuve : on commence par le cas où UU est un rectangle [a,b]×[α,β][a,b] \times [\alpha,\beta], on peut alors calculer U xNdxdy= α β( a b xNdx)dy= α β(N(b,y)N(a,y))dy\iint_U \partial_x N \ dx dy = \int_\alpha^\beta (\int_a^b \partial_x N \ dx) dy = \int_\alpha^\beta (N(b,y)-N(a,y)) dy on compare avec les intégrales curvilignes sur les segments verticaux orientés {(b,y),y[α,β]}\{(b,y), y \in [\alpha,\beta]\} et {(a,y),y[β,α]}\{(a,y), y \in [\beta,\alpha]\}. De même pour MM et les segments horizontaux.

Pour le cas d’un domaine d’intégration UU plus général, on approche UU par une réunion disjointe de petits rectangles.

Application : pour calculer l’aire d’un domaine UU de frontière γ\gamma, il suffit de calculer l’une des intégrales curvilignes : γxdy= γydx= γxdyydx2\int_\gamma x dy = -\int_\gamma y dx= \int_\gamma \frac{x dy - y dx}{2} Par exemple, l’aire à l’intérieur de l’ellipse x=acos(t),y=bsin(t)x=a\cos(t), y=b\sin(t) vaut 0 2πacos(t)d(bsin(t))bsin(t)d(acos(t))2=abπ\int_0^{2\pi} \frac{a\cos(t) d(b\sin(t)) -b \sin(t) d(a\cos(t))}{2} = ab\pi

On peut aussi calculer des moments d’inertie ou la position d’un centre de gravité en se ramenant à une intégrale curviligne.
Exemple : Calculer la position du centre d’inertie d’un quart de cercle C={(cos(t),sin(t)),t[0,π/2]}C=\{(\cos(t),\sin(t)), \ t \in [0,\pi/2]\}.
On a donc UU délimité par γ\gamma, réunion de {(x,0),x[0,1]}\{(x,0), \ x \in [0,1]\} , CC et {(0,y),y[1,0]}\{(0,y), y \in [1,0]\}. Pour trouver la position du centre d’inertie en xx (en yy c’est identique), on doit calculer Uxdxdy= γ12x 2dy=0+12 0 π2cos(t) 2cos(t)dt+0=13\iint_U x \ dx dy = \int_\gamma \frac{1}{2} x^2 \ dy = 0 + \frac{1}{2} \int_0^{\frac{\pi}{2}} \cos(t)^2 \cos(t) \ dt + 0= \frac{1}{3} et on divise par π/4\pi/4 l’aire du quart de cercle, on trouve donc (43π,43π)(\frac{4}{3\pi},\frac{4}{3\pi}), on peut visualiser avec la commande

5.5  Formulaire courbe et intégrale curviligne

5.5.1  Courbes paramétriques

5.5.2  Coniques

5.5.3  Courbes en polaires

5.5.4  Intégrales curvilignes


1
Géométriquement, dxdx [resp. dydy] est la forme linéaire constante (i.e. indépendante du point du plan choisi) qui a tout vecteur de 2\mathbb{R}^2 associe sa première [resp. deuxième] coordonnée : dx(v 1,v 2)=v 1,dy(v 1,v 2)=v 2dx(v_1,v_2)=v_1, \quad dy(v_1,v_2)=v_2
2
Pour être complet, on suppose de plus que cette application linéaire qui dépend du point du plan en dépend de manière au moins continue et presque toujours de manière continument différentiable

Chapitre 6  Équations et systèmes différentiels.

6.1  Introduction et représentation graphique.

On s’intéresse à l’équation différentielle y=dydt=f(y,t)(3) y'=\frac{dy}{dt}=f(y,t) \qquad (3) y(t) ny(t) \in \mathbb{R}^n et f: n× nf: \mathbb{R}^n \times \mathbb{R} \rightarrow \mathbb{R}^n. Si n=1n=1, c’est une équation différentielle, si n>1n&gt;1 c’est un système différentiel.

Exemple : en dimension n=1n=1, y=f(y,t)=ayy'=f(y,t)=ay. On sait résoudre cette équation, les solutions sont de la forme y(t)=Ce aty(t)=Ce^{at}. Si on trace la courbe représentative de ces solutions (appelée courbe intégrale), on observe que par tout point du plan, il passe une solution unique. La tangente à une courbe intégrale a pour pente y=ayy'=ay donc pour vecteur directeur le vecteur de composantes (1,ay)(1,ay).

C’est vrai de manière plus générale, le vecteur directeur de la tangente à une courbe intégrale est (1,f(y,t))(1,f(y,t)). Si on représente dans le plan selon un quadrillage régulier les vecteurs (1,f(y,t))(1,f(y,t)), une courbe intégrale doit être tangente à ces vecteurs chaque fois qu’elle passe en un point du quadrillage, (et à peu près tangente si elle passe à proximité). Un tel quadrillage est appelé champ des tangentes (commande plotfield en Xcas, mode également disponible sur certaines calculatrices).

Exercice : tracer le champ des tangentes et quelques solutions pour quelques exemples de fonction f(y,t)f(y,t), avec Xcas créer une figure 2d, puis choisir le mode Champ des tangentes du menu Geo, Graphe, entrer la fonction, puis cliquer en quelques points pour faire tracer la solution passant par ces points.
Par exemple pour y=y+cos(t)y'=-y+\cos(t)

=
Not evaled

L’équation (3) est d’ordre 1, or certaines équations différentielles se présentent naturellement comme des équations d’ordre 2, par exemple l’équation fondementale de la dynamique (accélération=somme des forces divisée par la masse). Mais on peut facilement se ramener à un système différentiel d’ordre 1, en augmentant la dimension de yy. Par exemple, si on pose y=(x(t),v(t))y=(x(t),v(t)), où x(t)x(t) est la position et v(t)v(t) la vitesse, alors l’équation devient un système d’ordre 1 ddt(x(t) v(t))=(v(t) Fm)\frac{d}{dt} \left(\begin{array}{c} x(t) \\ v(t) \end{array} \right) = \left(\begin{array}{c} v(t) \\ \frac{F}{m} \end{array} \right) FF est la force, qui dépend de la position x(t)x(t) (champ électrique, gravitation...) et éventuellement de la vitesse (force de frottement, champ magnétique...). On utilise aussi assez fréquemment y=(q(t),p(t))y=(q(t),p(t))q(t)q(t) est la position, et p(t)p(t) la quantité de mouvement (qui dépend de la vitesse, linéairement en mécanique classique).

Représentation graphique : comme précédemment, on peut se placer dans l’espace des (t,x,v)(t,x,v) (si xx est en dimension 1), mais il est souvent plus difficile d’observer des phénomènes sur un graphe en 3-d que dans le plan, on préfère ne pas représenter explicitement le temps tt, mais uniquement (x,v)(x,v), on est donc naturellement ramené à représenter une solution (une courbe intégrale) par une courbe paramétrique en (x,v)(x,v) (ou en position impulsion). On a encore la notion de champ des tangentes si f(y,t)=f(y)f(y,t)=f(y) ne dépend pas explicitement du temps (on dit que le système est autonome), dans ce cas une courbe intégrale a pour tangente en y 2y\in \mathbb{R}^2 de direction portée par le vecteur f(y) 2f(y) \in \mathbb{R}^2.
Exemple : (x,v)=5(v,x)(x,v)'=5(-v,x). La commande

permet d’en représenter le champ des tangentes et d’avoir une idée approximative de l’allure des solutions (normalize affiche des vecteur tangents de norme 1, si on n’utilise pas cette option, la taille des vecteurs tangents donne la “vitesse” de déplacement). On sait résoudre ce système différentiel, soit en appliquant une technique matricielle présentée ci-dessous, soit en se ramenant à une équation linéaire d’ordre 2 à coefficients constants: x=5v=25xx'{'}=-5v'=-25x donc x(t)=Acos(5t)+Bsin(5t)x(t)=A\cos(5t)+B\sin(5t), A,BA, B étant déterminés par les conditions initiales sur (x,v)(x,v).

Une équation donnée sous la forme (3) est appelée une équation résolue en yy, car on a exprimé la dérivée en fonction de yy et de tt. Il existe (plus fréquemment en mathématiques) d’autres formes d’équations différentielles (non résolues) où le premier travail de résolution peut consister à exprimer yy' en fonction de yy et tt (ce qui n’est pas toujours possible explicitement).

Exemple : en dimension 1, ty=yty'=y, on sait résoudre exactement cette équation à variables séparables, les solutions sont de la forme CtCt.

On observe que contrairement à y=ayy'=ay où passe une solution et une seule par chaque point du plan, ici toutes les solutions valent 0 en t=0t=0 : il passe une infinité de solutions par le point (0,0)(0,0) et il n’en passe aucune par (0,a),a0(0,a), \ a \neq 0. Ce phénomène de non unicité/non existence vient de la mise sous forme résolue y=y/ty'=y/t qui fait apparaitre une singularité de f(y,t)f(y,t) en t=0t=0.

On présente dans la suite de cette section des résultats qualitatifs sur les équations sous forme résolue lorsqu’on ne sait pas les résoudre, ainsi que quelques méthodes explicites pour certaines équations différentielles que l’on sait résoudre.

6.2  Existence et unicité

Il s’agit ici de préciser dans quelles conditions le résultat intuitif suivant est vrai : étant donné une condition initiale y(t 0)=y 0y(t_0)=y_0, il y a une et une seule évolution possible, donc une solution unique y(t)y(t) de l’équation ou du système (3).

On a le :

Théorème 13   (Cauchy-Lipschitz) Si ff est continument dérivable en yy et tt sur n×\mathbb{R}^n \times \mathbb{R} ou sur un domaine ouvert DD inclus dans n×\mathbb{R}^n \times \mathbb{R}, alors l’équation (ou le système) résolu (3) admet pour toute condition initiale y(t 0)=y 0y(t_0)=y_0 une solution unique sur un intervalle maximal ouvert en temps contenant t 0t_0.

Remarques

On admettra ce théorème, voici quelques idées heuristiques de la preuve. L’équation y=f(y,t)y'=f(y,t) peut se réécrire sous la forme intégrale équivalente y(t)=y(t 0)+ t 0 ty(u)du=y(t 0)+ t 0 tf(y(u),u)duy(t)=y(t_0)+\int_{t_0}^t y'(u) \ du = y(t_0)+\int_{t_0}^t f(y(u),u)\ du Si tt est assez proche de t 0t_0, on peut approcher l’intégrale par y(t)=y(t 0)+(tt 0)f(y(t 0),t 0)+petite erreury(t) = y(t_0) + (t-t_0) f(y(t_0),t_0) + \mbox{petite erreur} C’est exactement ce qu’on fait en suivant le champ des tangentes pour approcher une courbe intégrale graphiquement, et si on discrétise le temps avec un pas petit, cette méthode d’approximation est appelée méthode d’Euler. On peut bien sur utiliser d’autres approximations (meilleures) de l’intégrale pour avoir une meilleure approximation de la solution, et les méthodes dites de Runge-Kutta utilisent cette idée. D’un point de vue théorique, la preuve repose plutôt sur ce qu’on appelle le théorème du point fixe, on met la valeur approchée de y(t)y(t) trouvée dans l’équation intégrale pour avoir une nouvelle valeur approchée de y(t)y(t), on recommence, ainsi de suite, et on montre que le processus converge (il s’agit mathématiquement parlant d’une suite récurrente de fonctions, la preuve rigoureuse de la convergence nécessite des outils mathématiques de niveau L3-M1 de maths, c’est l’analogue des suites récurrentes de réels qui permettent de résoudre numériquement des équations comme x=cos(x)x=\cos(x) abordées en mat249).

Conséquence du théorème 13 : deux courbes intégrales de la même équation différentielle ne peuvent se couper dans DD. Donc si on connait une courbe intégrale CC de DD et qu’on prend une condition initiale en-dehors de cette courbe, la courbe intégrale unique passant par cette condition initiale restera du même coté de DD. Si on connait deux courbes intégrales de DD, une courbe intégrale passant par une condition initiale entre les deux courbes restera entre les deux courbes.

Exemple : y=y(1y)y'=y(1-y) (équation logistique).

=
Not evaled
Cette équation autonome admet deux solutions évidentes y=0y=0 et y=1y=1. Donc pour toute condition initiale y(t 0)]0,1[y(t_0) \in ]0,1[, on a y(t)]0,1[y(t) \in ]0,1[1. On en déduit que y=y(1y)>0y'=y(1-y)&gt;0 donc la solution yy est strictement croissante, comme elle est bornée par 0 et 1, elle admet une limite pour t±t \rightarrow \pm \infty, donc yy' tend vers 0 pour t±t \rightarrow \pm \infty, donc yy tend vers 0 ou 1, et comme yy croit, y0y \rightarrow 0 en t=t=-\infty et y1y \rightarrow 1 en t=+t=+\infty. Le comportement à l’infini est donc indépendant de la valeur précise de la condition initiale, pourvu qu’elle soit dans ]0,1[]0,1[.

Exercice : toujours pour y=y(1y)y'=y(1-y) que se passe-t-il pour une condition initiale y(t 0)>1y(t_0)&gt;1 ?

6.3  Quelques méthodes de résolution explicite.

6.3.1  Équations à variables séparables

Si on peut factoriser f(y,t)f(y,t) en termes ne dépendant que de yy ou ne dépendant que de tt, on dit que l’équation est à variable séparable y=f(y,t)=g(t)h(y)y'=f(y,t)=g(t)h(y) Cette équation admet des solutions constantes y=y 0y=y_0 lorsque h(y 0)=0h(y_0)=0. Si h(y(t 0))0h(y(t_0)) \neq 0, par le théorème de Cauchy-Lipschitz h(y(t))h(y(t)) ne s’annule nulle part sur son domaine de définition. On peut donc diviser par h(y)h(y) et intégrer : dyh(y)=g(t)dt\Rightarrow \int \frac{dy}{h(y)} = \int g(t) \ dt On obtient une équation implicite de la forme H(y)=G(t)+CH(y)=G(t)+CGG est une primitive de gg, HH de 1/h1/h et CC une constante arbitraire. Dans les cas favorables, on peut exprimer yy en fonction de tt (par exemple si l’équation est linéaire sans second membre, on a h(y)=yh(y)=y donc HH est le log que l’on sait inverser). Dans les cas moins favorables, on peut exprimer yy et tt en fonction d’un paramètre uu : la courbe intégrale est une courbe paramétrée. Dans les cas défavorables, on reste sous forme implicite.

Exercice : résoudre explicitement l’équation y=y(1y)y'=y(1-y) et retrouver les résultats qualitatifs de la section précédente.

6.3.2  Équations linéaires

On commence par résoudre l’équation sans second membre (aussi appelée homogène) a n(t)y [n]+...+a 1(t)y+a 0(t)y=0a_n(t) y^{[n]} +...+a_1(t)y'+a_0(t)y=0 sur un intervalle ouvert sur lequel a n(t)0a_n(t) \neq 0. L’ensemble des solutions est un espace vectoriel (car l’équation est linéaire) et de dimension l’ordre de l’équation : pour le prouver on peut appliquer le théorème de Cauchy-Lipschitz au système d’ordre 1 équivalent, ce système est tel que yy est un vecteur de n\mathbb{R}^n, on a ensuite un isomorphisme entre les solutions et la condition initiale.

Si l’ordre est 1, on a une équation à variables séparables y/y=a 0(t)/a 1(t) y'/y=-a_0(t)/a_1(t) et la solution est une exponentielle : y(t)=Ce a 0a 1dty(t)=Ce^{-\int \frac{a_0}{a_1} \ dt} Exemple : yty=0y'-ty=0, on a y(t)=Ce tdt=Ce t 2/2y(t)=Ce^{\int t \ dt}=Ce^{t^2/2}

Si l’ordre est plus grand que 1, on n’a en général pas de solution explicitable avec les fonctions usuelles et des primitives, pour certaines équations importantes en physique, des fonctions spéciales ont été créées pour exprimer les solutions, par exemple les fonctions de Bessel. Il existe quelques cas particuliers où le calcul explicite est possible, dont le cas où les coefficients sont constants (section suivante). Si on connait une solution ww d’une équation linéaire, alors en posant y=wzy=wz, la fonction zz' vérifie une équation linéaire d’ordre un de moins, ainsi si on connait une solution d’une équation linéaire d’ordre 2, on peut la résoudre complètement.

Le calcul d’une solution particulière d’une équation linéaire avec second membre se fait en faisant varier les constantes d’intégration : on prend la forme générale de la solution de l’équation homogène, on remplace les constantes d’intégration par des fonctions inconnues, on remplace dans l’équation avec second membre et on résoud en les fonctions inconnues, la méthode détaillée dans le cas des coefficients constants s’applique à l’identique. La solution générale est la somme d’une solution particulière et de la solution générale de l’équation sans second membre.

Exemple : yty=ty'-ty=-t, solution générale de l’équation homogène y(t)=Ce t 2/2y(t)=Ce^{t^2/2}, variation de la constante on remplace y(t)=C(t)e t 2/2y(t)=C(t)e^{t^2/2} dans yty=ty'-ty=-t et on obtient Ce t 2/2=tC' e^{t^2/2}=-t, donc C=te t 2/2C'=-te^{-t^2/2} et C=e t 2/2+KC=e^{-t^2/2}+K, d’où la solution générale y(t)=(e t 2/2+K)e t 2/2=1+Ke t 2/2y(t)=(e^{-t^2/2}+K)e^{t^2/2}=1+Ke^{t^2/2}.

6.3.3  Équations linéaires à coefficients constants

On peut chercher des solutions de l’équation sans second membre sous la forme d’exponentielles e rte^{rt}, rr doit alors vérifier une équation polynomiale P(r)=0P(r)=0 appelée équation caractéristique, de degré le degré de l’équation différentielle. Plus précisément, si on remplace e rte^{rt} dans a ny [n]+...+a 1y+a 0y=0a_n y^{[n]}+...+a_1 y'+a_0y=0 alors a nr n+...+a 1r+a 0=P(r)=0a_n r^n +...+a_1r +a_0=P(r)=0 Si PP n’a que des racines simples r 1,...,r nr_1,...,r_n \in \mathbb{C}, l’ensemble des solutions est alors l’espace vectoriel engendré par {e r 1t,...,e r nt}\{ e^{r_1t}, ... , e^{r_nt} \}. En effet, on a le bon nombre d’éléments (nn), il suffit donc de montrer qu’il s’agit d’une famille libre. Cela se fait par récurrence. Au rang n=1n=1 c’est évident. Si n>1n&gt;1 et si (λ 1,...,λ n)(\lambda_1,...,\lambda_n) vérifient : j=1 nλ je r jt=0\sum_{j=1}^n \lambda_j e^{r_jt} = 0 on factorise e r nte^{r_n t} et on dérive, on a j=1 n1λ j(r jr n)e (r jr n)t=0\sum_{j=1}^{n-1} \lambda_j (r_j-r_n) e^{(r_j-r_n)t} =0 on est ramené à l’identité précédente au rang n1n-1 donc par récurrence, λ j(r jr n)=0\lambda_j (r_j-r_n)=0 et λ j=0\lambda_j=0 si jnj \neq n, puis λ n=0\lambda_n=0 avec la relation du départ.

Si PP a des racines multiples, on peut montrer que pour chaque racine r kr_k de multiplicité m>1m&gt;1, il faut rajouter {te r kt,...,t m1e r kt}\{ te^{r_kt}, ..., t^{m-1} e^{r_kt} \} pour former une base de solutions. En effet (ty) [j]=ty [j]+jy [j1](ty)^{[j]} = t y^{[j]} + j y^{[j-1]} donc si yy est solution de l’équation alors tyty est encore solution si : na ny [n1]+(n1)a n1y [n2]+...+a 1=0na_n y^{[n-1]} + (n-1)a_{n-1} y^{[n-2]}+...+a_1=0 on reconnait l’équation différentielle linéaire à coefficients constants dont l’équation caractéristique est PP'. La preuve de l’indépendance linéaire de ces fonctions est plus technique, elle peut se faire par récurrence sur le nombre de racines. S’il y en a une, on a un polynôme. Sinon, on factorise e r nte^{r_nt}, et on dérive la multiplicité de r nr_n pour appliquer le résultat au cran n1n-1, on a alors un système triangulaire sur le groupe d’inconnues de la même exponentielle.

Si PP est à coefficients réels et admet une racine non réelle zz alors z¯\overline{z} est encore racine, on peut réécrire avec des fonctions trigonométriques les combinaisons linéaires de e zte^{zt} et e z¯te^{\overline{z}t} : (α+iβ)e (a+ib)t+(αiβ)e (aib)t=e at(2αcos(bt)2βsin(bt))(\alpha + i \beta) e^{(a+ib)t} + (\alpha - i \beta) e^{(a-ib)t} = e^{at} ( 2 \alpha \cos(bt) - 2 \beta \sin(bt) )

Exemples :

On peut trouver une solution particulière de l’équation avec second membre comme dans le cas général (méthode de variation des constantes). Si la solution générale est engendrée par y 1,...,y ny_1,...,y_n, on pose : y= i=1 nλ iy iy=\sum_{i=1}^n \lambda_i y_i On pose i=1 nλ iy i=0y= i=1 nλ iy i\sum_{i=1}^n \lambda_i' y_i=0 \ \Rightarrow \ y'=\sum_{i=1}^n \lambda_i y_i' et ainsi de suite jusqu’à la dérivée d’ordre nn de yy, ces n1n-1 équations et léquation différentielle donnent alors un système linéaire n,nn,n en les λ i\lambda_i'.

Pour des second membre combinaison linéaire de termes b(t)e rtb(t)e^{rt} avec bb polynôme, on peut chercher une solution particulière combinaison linéaire de a(t)e rta(t)e^{rt}aa est de même degré que bb si rr n’est pas racine de PP, ou de degré le degré de bb plus la multiplicité de rr comme racine de PP. On peut aussi utiliser la transformation de Laplace et son inverse.

6.3.4  Systèmes différentiels linéaires à coefficients constants d’ordre 1.

Il s’agit donc de systèmes de la forme y=Ay+b(t)y'=Ay+b(t) y(t) ny(t)\in \mathbb{R}^n, AA est une matrice carrée de taille nn indépendante du temps, et b(t) nb(t) \in \mathbb{R}^n.

On commence par résoudre l’équation homogène y=Ayy'=Ay. Si la matrice AA est diagonalisable, alors A=PDP 1A=PDP^{-1}DD=diag(d 1,...,d n)(d_1,...,d_n) est diagonale et PP inversible, le système devient : y=PDP 1yy'=PDP^{-1} y donc en posant y=Pzy=Pz, on a (puisque PP est indépendant du temps) : z=Dzz k=d kz k,k=1..nz'=Dz \quad \Leftrightarrow \quad z_k'=d_kz_k, \ k=1..n donc z k=c ke d ktz_k=c_k e^{d_kt}, puis la solution générale y(t)=P(c 1e d 1t ... c ne d nt)y(t)=P\left( \begin{array}{c} c_1 e^{d_1t} \\ ... \\c_n e^{d_nt} \end{array} \right) Le calcul avec Xcas se fait en utilisant la commande desolve, par exemple
desolve(y'=[[1,2],[2,1]]*y)


ou avec conditions initiales
desolve(y'=[[1,2],[2,1]]*y and y(0)=[1,2])

On peut aussi utiliser la fonction exp avec comme argument AtAt (on généralise ainsi la notation e ate^{at} de la dimension 1), multiplié par la condition initiale :
exp([[1,2],[2,1]]*t)*[1,2]
Les calculs intermédiaires pour diagonaliser la matrice AA sont exécutés par les commandes eigenvals, eigenvects, jordan.

On peut ensuite calculer une solution particulière par la méthode de variation des constantes, ou encore en résolvant z=Dz+P 1b(t)z'=Dz+P^{-1}b(t) composante par composante (ou par transformation de Laplace). Avec Xcas, il suffit d’ajouter le second membre dans la commande desolve
desolve(y'=[[1,2],[2,1]]*y+[x,x+1])

Si la matrice AA n’est pas diagonalisable (ce qui entraine qu’elle a au moins une valeur propre de multiplicité plus grande que 1), on peut alors la trigonaliser, on se ramene à résoudre un système triangulaire, ce qui revient à résoudre pour chaque composante une équation différentielle linéaire d’ordre 1 avec un éventuel second membre.

6.3.5  Systèmes et équations

Il y a un lien entre systèmes différentiels linéaires et équations linéaires. En effet une équation d’ordre nn peut s’écrire comme un système différentiel d’ordre 1, on peut calculer le polynôme caractéristique de la matrice on retrouve alors l’équation caractéristique. Inversement, toute matrice AA admet un polynôme PP annulateur tel que P(A)=0P(A)=02, le polynôme caractéristique de AA est un polynôme annulateur (théorème de Cayley-Hamilton). Les composantes des solutions du système différentiel sont des solutions de l’équation différentielle dont l’équation caractéristique est P(x)=0P(x)=0. En effet : 0=P(A)y= k=0 np kA ky= k=0 np ky [k]0=P(A)y=\sum_{k=0}^n p_k A^k y = \sum_{k=0}^n p_k y^{[k]}

Exemple en dimension 2. Soit A=(a b c d)A=\left(\begin{array}{cc} a & b \\ c & d \end{array}\right) Si b=0b=0 alors y 1=ay 1y_1'=ay_1 on en déduit y 1y_1 puis y 2y_2. Supposons donc b0b\neq 0, alors P(x)=x 2x(a+d)+adbcP(x)=x^{2} - x (a+d) +a d-b c (on peut vérifier que P(A)=0P(A)=0) donc si y=Ayy'=Ay alors y 1(a+d)y 1+adbc=0y_1'{'}-(a+d)y_1'+ad-bc=0 et y 2y_2 s’en déduit avec y 1ay 1=by 2y_1'-ay_1=by_2 (on peut du reste partir de cette relation pour établir l’équation d’ordre 2 vérifiée par y 1y_1). On peut ainsi résoudre tous les systèmes de dimension 2, même si la matrice AA n’est pas diagonalisable.

Exercice : Résoudre de cette manière le système
desolve(y'=[[1,2],[2,1]]*y and y(0)=[1,2])

Autre exemple : système d’ordre 2 se ramenant à une équation d’ordre 2 à coefficients complexes. Les équations pour une particule chargée dans un champ magnétique constant porté par l’axe OzOz et un champ électrique constant perpendiculaire (donc dans le plan OxyOxy), avec vitesse initiale nulle ou contenue dans le plan OxyOxy donnent une trajectoire plane {mx¨ = qBy˙+qE x my¨ = qBx˙+qE y\left\{ \begin{array}{ccc} m\ddot{x}&=&qB\dot{y} +qE_x\\ m\ddot{y}&=& -qB\dot{x} +qE_y \end{array} \right. Si on pose z=x+iyz=x+iy alors zz vérifie l’équation z¨=iqBmz˙+qEm,E=E x+iE y\ddot{z}=-i\frac{qB}{m} \dot{z}+\frac{qE}{m}, \quad E=E_x+iE_y Le polynôme caractéristique de cette équation r 2=iqBmrr^2=-i\frac{qB}{m}r possède deux racines distinctes 0 et iqBm-i\frac{qB}{m} (mais pas le conjugué, l’équation n’est pas à coefficients réels!) donc la solution homogène est z=α+βe iqBmt,α,βz=\alpha + \beta e^{-i\frac{qB}{m}t}, \quad \alpha,\beta \in \mathbb{C} Le champ électrique joue ici le rôle de second membre, comme 0 est solution de l’équation caractéristique, la forme de la solution particulière est z=Atz=At, en remplaçant on obtient A=iE/B A=iE/B donc z=α+βe iqBmt+iEBz=\alpha + \beta e^{-i\frac{qB}{m}t}+i\frac{E}{B} La forme générale des solutions est un cercle si E=0E=0 parcouru une infinité de fois, qui se déforme sous l’effet du champ électrique en une sorte de spirale de ressort, pour une valeur seuil de EE on obtient une cycloïde.

6.3.6  Allure des courbes en dimension 2.

Si on se place dans le repère propre (en prenant les vecteurs propres comme vecteurs de base), et si AA a deux valeurs propres distinctes (AA est alors diagonalisable), alors chaque coordonnée suit une exponentielle, dans ce repère y(t)=(αe at,βe bt)y(t)=(\alpha e^{at}, \beta e^{bt}) avec aba \neq b. Si aa et bb sont réels, l’une des exponentielles domine l’autre lorsque t+t\rightarrow +\infty et c’est l’inverse lorsque tt\rightarrow -\infty, la courbe est donc asymptote aux directions propres. Si aa et bb sont complexes conjugués de partie réelle non nulle, on a une spirale qui tend vers 0 d’un coté et vers l’infini de l’autre (selon le signe de la partie réelle). Si AA est symétrique, alors aa et bb sont réels, ce cas ne peut pas se produire, de plus on peut choisir un repère propre orthonormé, les courbes ressemblent à des hyperboles. Ce sont des hyperboles si trace(A)=0(A)=0 (la somme des valeurs propres vaut 0 donc le produit des coordonnées dans le repère propre vaut une constante), ces hyperboles sont équilatères si AA est symétrique. Quelques exemples :




Remarque :pour un système différentiel à coefficients non constants, il n’existe pas de méthode générale de résolution. Il arrive que dans certains cas particuliers, on puisse résoudre le système, par exemple si on trouve une matrice de passage indépendante du temps ramenant le système à un système diagonal ou triangulaire : un exemple avec A=(1+t t t 1+t)A=\left(\begin{array}{cc} 1+t & -t \\ -t & 1+t\end{array}\right) Ou si A(t)dt\int A(t) \ dt commute avec AA, on peut prendre exp(A(t))\exp(\int A(t)) comme solution.

6.3.7  Systèmes d’ordre plus grand que 1

On se ramène à un système d’ordre 1. Par exemple deux ressorts couplés {x 1¨ = 2ω 2x 1+ω 2x 2 x 2¨ = ω 2x 12ω 2x 2\left\{ \begin{array}{ccc} \ddot{x_1}&=&-2\omega^2 x_1+\omega^2 x_2\\ \ddot{x_2}&=&\omega^2 x_1-2\omega^2x_2 \end{array} \right. on pose Y=(x 1,x 2,x 1˙,x 2˙)Y=(x_1,x_2,\dot{x_1},\dot{x_2}), on a Y˙=(x 1˙ x 2˙ x 1¨ x 2¨)=(0 0 1 0 0 0 0 1 2ω 2 ω 2 0 0 ω 2 2ω 2 0 0)(x 1 x 2 x 1˙ x 2˙)\dot{Y}=\left( \begin{array}{c}\dot{x_1}\\\dot{x_2}\\\ddot{x_1}\\\ddot{x_2}\end{array} \right) =\left(\begin{array}{cccc} 0 & 0 & 1 & 0 \\ 0 & 0 & 0 & 1 \\ -2\cdot \omega^{2} & \omega^{2} & 0 & 0 \\ \omega^{2} & -2\cdot \omega^{2} & 0 & 0 \end{array}\right) \left( \begin{array}{c}x_1\\x_2\\\dot{x_1}\\\dot{x_2}\end{array} \right) On délègue le calcul des valeurs propres à la machine :

Les valeurs propres sont ±iω,±i3ω\pm i \omega, \pm i\sqrt{3} \omega imaginaires pures, donc les solutions du système sont périodiques de fréquence ω\omega et 3ω\sqrt{3}\omega, qui sont des fréquences intrinsèques du système. Si on ajoute un second membre périodique de période Ω\Omega, lorsque Ωω\Omega \neq \omega et Ω3ω\Omega \neq \sqrt{3}\omega, il y a une solution particulière de fréquence Ω\Omega et les solutions sont bornées (3 fréquences), par contre si Ω=ω\Omega=\omega ou Ω=3ω\Omega=\sqrt{3}\omega, il y a résonance.

6.3.8  Intégrales premières.

Lorsqu’on ne sait pas résoudre explicitement une équation ou un système différentiel, il peut arriver qu’on connaisse une ou des constantes du mouvement en cinématique, appelées aussi intégrales premières.

C’est le cas par exemple de l’énergie totale (mécanique plus cinétique) pour des forces conservatives. En dimension un, la connaissance de l’intégrale première énergie totale permet de ramener l’équation fondamentale de la dynamique d’ordre 2 à une équation du premier ordre à variables séparables : 12mx 2+V(x)=E\frac{1}{2} m x'^2+ V(x) = E soit dxdt=2(EV(x))m\frac{dx}{dt} = \sqrt{\frac{2(E-V(x))}{m}} donc dx2(EV(x))m=dt\frac{dx}{\sqrt{\frac{2(E-V(x))}{m}}}=dt on peut ainsi calculer le temps en fonction de xx et tracer le graphe de tt en fonction de xx puis le graphe de xx en fonction de tt par symétrie par rapport à la première bissectrice.

Exemple : calcul de la période d’un pendule, on repère une masse reliée à un fil de longueur ll à un point fixe par l’angle θ\theta formé avec la verticale (orienté vers le bas), de sorte que l’énergie potentielle de la masse est mglcos(θ)-mgl\cos(\theta) on a donc 12ml 2θ˙ 2mglcos(θ)=E\frac{1}{2} m l^2\dot{\theta}^2-mgl\cos(\theta)=E puis θ˙=2(E+mglcos(θ))ml 2\dot{\theta}=\sqrt{\frac{2(E+mgl\cos(\theta))}{ml^2}} Si on lache sans vitesse initiale la masse avec un angle θ 0]π,π[\theta_0 \in ]-\pi,\pi[ alors E=mglcos(θ 0)E=-mgl\cos(\theta_0) donc θ˙=2gl(cos(θ)cos(θ 0))\dot{\theta}=\sqrt{2\frac{g}{l}(\cos(\theta)-\cos(\theta_0))} puis dθ2gl(cos(θ)cos(θ 0))=dt\frac{d\theta}{\sqrt{2\frac{g}{l}(\cos(\theta)-\cos(\theta_0))}} = dt Pour des raisons de symétrie, la période du pendule est donc T=4 t/θ(t)=0 t/θ(t)=θ 0dt=4 0 θ 0dθ2gl(cos(θ)cos(θ 0))T=4\int_{t/\theta(t)=0}^{t/\theta(t)=\theta_0} dt =4 \int_0^{\theta_0} \frac{d\theta}{\sqrt{2\frac{g}{l}(\cos(\theta)-\cos(\theta_0))}} L’expression à intégrer n’admet pas de primitive avec les fonctions usuelles, on l’appelle intégrale elliptique (il y a un lien avec la longueur d’un arc d’ellipse). On peut calculer une valeur numérique approchée de cette intégrale si θ 0\theta_0 est donné.

Pour de petites valeurs de θ 0\theta_0, on peut approcher cos(θ)\cos(\theta) par 1θ 2/21-\theta^2/2 et calculer l’intégrale

qui ne dépend pas de θ 0\theta_0. On observe que cette approximation est encore assez bonne pour θ 0<π/4\theta_0&lt;\pi/4 (erreur<4%).

En dimension plus grande, l’existence d’intégrales premières peut permettre de connaitre la forme de la courbe intégrale et même parfois de résoudre complètement l’équation (cas du problème à deux corps ci-dessous).

Autre exemple, la découverte d’un facteur intégrant pour la forme différentielle Mdx+NdyMdx+Ndy donne une intégrale première pour l’équation dy/dx=M/Ndy/dx=M/N, en effet ω=ϕ(Mdx+Ndy)=dV(x,y)\omega=\phi(Mdx+Ndy)=dV(x,y) est nul sur une courbe intégrale, donc V(x,y)V(x,y) est constant, les courbes intégrales sont donc les courbes de niveau de V(x,y)V(x,y). Une équation à variables séparables est un cas particulier, avec MM ne dépendant que de xx et NN de yy.

Pour un système autonome, EE est une intégrale première si grad(E).f=0(E).f=0, en effet ddtE(y(t))= j=1 nEy jf j\frac{d}{dt} E(y(t))= \sum_{j=1}^n \frac{\partial E}{\partial y_j} f_j

Problème à deux corps  Cas d’un point de 3\mathbb{R}^3 soumis à une force centrale comme la gravité ou la force coulombienne : d 2rdt 2=μrr 3\frac{d^2 {\mathbf r}}{dt^2}=-\mu \frac{{\mathbf r}}{r^3} on montre

Si on prend l’axe des xx porté par E{\mathbf E}, en faisant le produit scalaire avec r{\mathbf r} : rEcos(θ)=r.E=1μ(drdtL).rrrE \cos(\theta)={\mathbf r}.{\mathbf E} = \frac{1}{\mu} (\frac{d{\mathbf r}}{dt} \wedge {\mathbf L}) . {\mathbf r} - r on obtient en appliquant les propriétés du produit mixte et la définition de L{\mathbf L} : r=L 2μ(1+Ecos(θ)) r = \frac{L^2}{\mu(1+E \cos(\theta))} la courbe intégrale est donc une conique d’excentricité EE ayant l’origine pour foyer et parcourue selon la loi des aires (l’aire balayée par le segment origine-point mobile est proportionnelle au temps).

6.3.9  Le modèle proie-prédateur

C’est un système autonome en dimension 2 pour lequel on sait calculer une intégrale première. Il se présente sous la forme x˙ = x(aby) y˙ = y(cdx) \begin{matrix} \dot{x}&=&x(a-by)\\ \dot{y}&=&-y(c-dx) \end{matrix} avec a,b,c,da,b,c,d des constantes positives, xx l’effectif des proies, yy celui des prédateurs, aa correspond à la reproduction naturelle des proies, bb à la mortalité par rencontre d’un prédateur, cc à la mortalité naturelle des prédateurs et dd à la natalité dépendant du nombre de proies. On peut déterminer les points d’équilibre et leur stabilité comme pour n’importe quel système autonome (exercice), on trouve (0,0)(0,0) qui est instable et (c/d,a/b)(c/d,a/b), les valeurs propres du linéarisé sont 2 imaginaires purs conjugués, donc on ne peut pas conclure sur la stabilité à ce stade.

On peut déterminer une intégrale première en faisant apparaitre des dérivées logarthmiques ddt(ln(x))=aby,ddt(ln(y))=c+dx\frac{d}{dt}(\ln(x))=a-by, \quad \frac{d}{dt}(\ln(y))=-c+dx donc en posant X=ln(x),Y=ln(y)X=\ln(x), Y=\ln(y) on a X˙=abe Y,Y˙=c+de X\dot{X}=a-be^Y, \quad \dot{Y}=-c+de^X d’où : X˙(de Xc)+Y˙(be Ya)=0\dot{X} (de^X-c) + \dot{Y}(be^Y-a)=0 donc : f(X,Y)=de XcX+be YaYf(X,Y)=de^X-cX+be^Y-aY est une intégrale première du mouvement, qui se passe donc sur les courbes de niveau de ff en (X,Y)(X,Y) ou de dxcln(x)+byaln(y)dx-c\ln(x)+by-a\ln(y) en (x,y)(x,y). On observe que ces courbes de niveau sont fermées, impliquant un mouvement périodique, si on exprime yy en fonction de xx par le théorème des fonctions implicites donc sur toute la courbe à l’exception des deux points x ±x_\pm où la tangente est verticale dxcln(x)+byaln(y)=Ky=y ±(x)dx-c\ln(x)+by-a\ln(y)=K \Rightarrow y=y_{\pm}(x) alors on peut calculer la période du mouvement en appliquant : dxx(aby(x))=dt\frac{dx}{x(a-by(x))}=dt donc T=dt= x x +dxx(aby +(x))+ x + x dxx(aby (x))T=\int dt = \int_{x_-}^{x_+} \frac{dx}{x(a-by_+(x))} + \int_{x_+}^{x_-} \frac{dx}{x(a-by_-(x))}

6.3.10  Quelques autres méthodes

On peut encore citer : changement de fonction, changement de variables, équation homogène, équations de Bernoulli, de Clairault, de Ricatti, développements en séries entières..., certaines de ces méthodes sont implémentées par les logiciels de calcul formel.

6.4  Comportement asymptotique des solutions

Les équations de la physique sont souvent des équations autonomes sans second membre (pas de dépendance explicite en temps) ou avec un second membre qui est le seul terme de l’équation dépendant du temps (il s’agit d’un forçage extérieur). Dans le premier cas, les solutions doivent rester bornées (par exemple en énergie), donc ne peuvent pas tendre vers l’infini. Dans le second cas, une question naturelle est alors la suivante : le système atteint-il un équilibre, peut-on décomposer la solution en deux parties : un régime permanent et un régime transitoire ?

On a déjà fait une étude de comportement asymptotique pour l’équation y=y(1y)y'=y(1-y), la solution y=0y=0 se comporte comme un point déquilibre instable, si on en dévie même légèrement, on s’en éloigne définitivement, alors que y=1y=1 se comporte comme un point déquilibre stable. Nous allons généraliser cette étude, pour les équations linéaires à coefficients constants (avec ou sans second membre, perturbation dépendant du temps), les équations autonomes sans second membre, et dans le cas de systèmes différentiels linéaires à coefficients constants.

6.4.1  Équations linéaires à coefficients constants d’ordre 1 et 2

Pour les équations homogènes d’ordre 1 y+ay=0y'+ay=0, la solution générale est y(t)=Ce aty(t)=Ce^{-at}, le comportement asymptotique lorsque t+t \rightarrow +\infty dépend du signe de aa, si a>0a&gt;0 la limite est 0 et la solution décroit exponentiellement vite. Donc si a>0a&gt;0, quelle que soit la condition initiale, toutes les solutions de l’équation avec second membre y+ay=f(t)y'+ay=f(t) ont le même comportement asymptotique, celui d’une solution particulière de l’équation :on a donc un régime transitoire exponentiellement décroissant et un régime permanent.

Pour les équations homogènes d’ordre 2 ay+by+cy=0ay'{'}+by'+cy=0, la solution générale est y(t)=Ae r 1t+Be r 2ty(t)=Ae^{r_1t}+Be^{r_2t} si r 1r_1 et r 2r_2 sont les deux racines simples de ar 2+br+c=0ar^2+br+c=0 ou y(t)=e r 1t(A+Bt)y(t)=e^{r_1t}(A+Bt) si l’équation caractéristique admet une racine double. Le comportement à l’infini dépend du signe de la partie réelle de r 1r_1 et r 2r_2. Il faut que les deux parties réelles soient strictement négatives pour que la solution tende vers 0, à vitesse exponentielle, si l’une au moins des parties réelles est positive ou nulle, alors il n’y a pas convergence vers 0. Plus précisément

Exemples 

On peut généraliser à un ordre quelconque. Si toutes les racines de l’équation caractéristique sont de partie réelle négative, la solution générale de l’équation homogène tend vers 0 à l’infini, elle est appelée régime transitoire. Quelle que soit la condition initiale, on tend vers la solution particulière appelée régime permanent.

6.4.2  Forçage périodique

Il arrive souvent qu’un système physique soit soumis à un forçage extérieur périodique, par exemple pour la température à échelle fine, l’alternance jour-nuit, ou à grande échelle, l’alternance des saisons, ou circuit RCL soumis à un courant périodique. Il est donc utile de déterminer les caractéristiques de la solution en régime permanent.

Exemple : ordre 1 y+ay=Ae iωt,a>0y'+ay=A e^{i\omega t}, \quad a&gt;0 On sait qu’une solution particulière est donnée par Be iωt B e^{i \omega t}, on remplace et on obtient B(iω+a)=AB=Aa+iωB(i\omega +a)=A \Rightarrow B=\frac{A}{a+i\omega} L’amplitude de la solution particulière est donc l’amplitude du second membre divisée par le module |a+iω|=a 2+ω 2|a+i\omega|=\sqrt{a^2+\omega^2}, et l’exponentielle subit un déphasage donné par l’argument de BB soit arctan(ω/a)]π/2,0[-\arctan(\omega/a) \in ]-\pi/2,0[. La solution particulière suit donc le second membre, avec un déphasage compris entre 0 et un quart de période, selon la valeur de aa. Si le système a une forte inertie intrinsèque (aa petit pour avoir une exponentielle décroissant lentement), on s’approche du quart de période, c’est pour cette raison que la température près de la mer atteint son maximum en été environ 2 mois après le solstice, alors que dans les terres, c’est plutot 3 semaines après (le maximum d’un quart de période étant presque réalisé par la banquise qui atteint son minimum d’extend presque 3 mois après le solstice).

À l’ordre 2, on peut faire la même étude, cette fois l’amplitude est divisée par |aω 2+ibω+c|=b 2ω 2+(aω 2c) 2=ω 2b 2+(aωcω) 2|-a\omega^2+ib\omega+c| =\sqrt{ b^2\omega^2+(a\omega^2-c)^2} =\omega^2 \sqrt{ b^2+(a\omega-\frac{c}{\omega})^2} Si b=0b=0 (pas de frottements) et si iωi\omega est solution de l’équation caractéristique, la solution particulière est en Ate iωt A t e^{i\omega t}, il y a résonance (c’est pour éviter d’entrer en résonance avec une fréquence propre d’un pont qu’on ne doit pas le traverser à plusieurs en marchant au même pas cadencé).

6.4.3  Équation autonome sans second membre

Il s’agit d’une équation de la forme y=f(y)y'=f(y) où on suppose ff continument dérivable. Les solutions stationnaires sont données par les racines de ff (les rr telles que f(r)=0f(r)=0). Pour toute condition initiale entre deux racines consécutive de ff, la solution va rester entre ces deux racines consécutives. Comme ff ne s’annule pas entre deux racines consécutives, ff est de signe constant donc la solution est monotone, et tend vers une des racines lorsque t±t \rightarrow \pm \infty 3. Si f>0f&gt;0, on tend vers la plus grande des racines lorsque t+t \rightarrow +\infty, sinon vers la plus petite. Si la condition initiale est au-delà de la plus grande racine ou en-deça de la plus petite racine, on tend soit vers l’infini, soit vers la racines.

On peut préciser la vitesse de convergence. Si f(y)=c(yr),c<0f(y)=c(y-r), c&lt;0, (ff linéaire) la convergence vers rr se fait comme e cte^{ct} pour t+t \rightarrow +\infty. Dans le cas général, si f(r)0f'(r) \neq 0, ce résultat est encore valable, heuristiquement : f(y)=(yr)(f(r)+o(1))1f(y)=1f(r)(yr)11+o(1)=1f(r)(yr)(1+o(1))f(y)=(y-r)(f'(r)+o(1)) \Rightarrow \frac{1}{f(y)}= \frac{1}{f'(r)(y-r)} \frac{1}{1+o(1)} =\frac{1}{f'(r)(y-r)}(1 + o(1)) o(1)o(1) est une fonction qui tend vers 0 lorsque yy tend vers rr, donc : dyf(y)=dyf(r)(yr)(1+o(1))dy=ln|yr|f(r)(1+o(1))=dt=t+K\int \frac{dy}{f(y)} = \int \frac{dy}{f'(r)(y-r)}(1 + o(1)) dy = \frac{\ln|y-r|}{f'(r)} (1 + o(1)) = \int \ dt = t+K d’où le résultat (pour une justification plus rigoureuse il faut appliquer le théorème des fonctions implicites pour déterminer yy et vérifier que o(1)o(1) s’intègre).

Théorème 14   On considère l’équation différentielle y=f(y)y'=f(y)ff est continument dérivable, et a des racines réelles classées par ordre croissant ...,r k,......,r_k,.... Si la condition initiale y(t 0)y(t_0) est située entre deux racines, la solution est monotone entre ces deux racines et tend vers une des racines lorsque t±t\rightarrow \pm \infty. Si y(t 0)y(t_0) est situé au-delà de la dernière racine ou en-decà de la première racine (si elles existent), la solution est monotone et tend vers cette racine lorsque t±t\rightarrow \pm \infty ou diverge (en temps fini ou infini).

Si f(r k)<0f'(r_k) &lt; 0, la solution y=r ky=r_k est appelée équilibre stable : pour toute condition initiale situé entre r k1r_{k-1} et r k+1r_{k+1} la solution tend vers r kr_k lorsque t+t \rightarrow +\infty et la convergence se fait à vitesse exponentielle, comme Ce f(r k)t(1+o(1))Ce^{f'(r_k)t(1+o(1))}.

Exemple : pour l’équation logistique y=y(1y)y'=y(1-y), f(r)=r(1r)=rr 2,f(r)=12rf(r)=r(1-r)=r-r^2, f'(r)=1-2r, il y a deux équilibres r 0=0r_0=0 et r 1=1r_1=1, avec f(r 0)=1>0f'(r_0)=1&gt;0 et f(r 1)=1<0f'(r_1)=-1&lt;0 donc un équilibre stable en 1, et un équilibre instable en 0.

6.4.4  Systèmes linéaires

Cas linéaire
L’évolution du système est gouvernée par les valeurs propres de la matrice AA du système, exactement comme pour les équations linéaires où ce sont les racines de l’équation caractéristique. La solution générale tend vers 0 si toutes les valeurs propres ont une partie réelle strictement négative. S’il y a des paires de valeurs propres conjuguées de partie réelle négative, des phénomènes cycliques amortis apparaissent. Si les valeurs propres sont négatives ou nulles mais distinctes, la solution reste bornée (avec des composantes qui peuvent être périodiques). Si une des valeurs propres a une partie réelle strictement positive, alors pour une condition initiale générique, la solution tend vers l’infini.

Exemples

Cas autonome
On ne sait pas intégrer un système y=f(y)y'=f(y) sans plus de précision sur ff (ce n’est plus une équation à variables séparables et il n’y a pas d’ordre dans n\mathbb{R}^n, donc pas de monotonie des solutions à attendre). On ne peut donc espérer un résultat général que si la condition initiale est proche d’un point d’équilibre (une solution de f(r)=0f(r)=0). Dans la plupart des cas, on peut conclure sur la stabilité ou l’instabilité du point déquilibre en fonction de la partie réelle des valeurs propres de f(r)f'(r), un peu comme en dimension 1. Si toutes les valeurs propres ont des parties strictement négative on peut montrer que le système revient à l’équilibre exponentiellement vite, si l’une des parties réelles est strictement positive, pour une condition initiale générique, le système s’en éloigne, et s’il y a des parties réelles nulles, on ne peut pas conclure/

6.4.5  Forçage près d’un point d’équilibre de système.

Si on ajoute un terme dépendant du temps y=f(y)+g(t)y'=f(y)+g(t), on ne sait plus résoudre l’équation ni décrire son comportement qualitatif en toute généralité. Si la condition initiale est proche d’un équilibre stable, et si la perturbation est “petite” (en tenant compte de l’échelle de temps des exponentielles du système linéarisé) on peut alors linéariser et espérer que la solution se comporte comme la solution de y=f(r k)(yr k)+g(t)y'=f'(r_k)(y-r_k) + g(t) au moins pendant un certain intervalle de temps. Si g(t)=gg(t)=g est petit et constant, le point d’équilibre est déplacé au premier ordre de yr k=f(r k) 1gy-r_k=-f'(r_k)^{-1}g

Exemple : modèle d’évolution température puis température-CO2.

Le modèle le plus simple ne tient compte que des radiations venues du Soleil et réémises par la Terre, considérée comme un corps noir dTdt=k(SσT 4) \frac{dT}{dt} = k \left( S - \sigma T^4 \right) kk modélise l’inertie thermique, SS est la constante solaire (environ 1364/4W/m 2W/m^2) et σ\sigma est relié à la constante de Stefan-Boltzmann (5.67e-8 S.I.). On a alors un équilibre pour T e=S 1/4T_e=S^{1/4}, et cet équilibre est stable.

Si on perturbe par un effet de serre additionnel du CO2, on modélise l’évolution de la température TT de la Terre par dTdt=k(6ln(CO2280)σ(T 4T e 4)) \frac{dT}{dt} = k \left( 6 \ln (\frac{CO2}{280}) - \sigma (T^4-T_e^4) \right) T e=288KT_e=288K est la température d’équiibre de la Terre et CO2(t)CO2(t) la concentration en ppm de gaz carbonique, kk modélise la capacité calorifique de la Terre (on peut estimer k=0.0025K/yrk=0.0025K/yr), σ\sigma la constante de Stefan-Boltzmann (5.67e-8 S.I.). Par exemple avec un taux de CO2 stabilisé à 450ppm, le nouvel équilibre est donné à l’ordre 1 par TT e=(4σT e 3) 1(6ln(450280))T-T_e=(4\sigma T_e^3)^{-1}(6 \ln (\frac{450}{280}))

Le taux de CO2 de l’atmosphère peut être considéré comme un forçage extérieur (dépendant de scénarios d’émissions de CO2) mais il dépend aussi de la température de l’océan, on peut donc modéliser l’évolution conjointe des deux variables par un système différentiel autonome auquel on ajoute une composante dépendant du temps (émissions anthropiques). Par exemple un système 2 par 2 avec un second membre constant dans un scénario avec émissions de CO2 constantes. ddt(T C)=F(T,C)=(k(σ(T 0 4T 4)+6ln(C280)) g(T,C)+a) \frac{d}{dt} \left(\begin{array}{c} T \\ C \end{array}\right) = F(T,C) = \left(\begin{array}{c} k (\sigma(T_0^4-T^4)+6 \ln(\frac{C}{280}) ) \\ g(T,C) + a \end{array}\right) Cg\partial_C g est négatif (l’océan absorbe l’excédent de CO2 émis par rapport à la valeur avec laquelle il est en équilibre, on peut estimer Cg=2.5/120\partial_C g=-2.5/120 par les observations : émissions 4.5 ppm par an, hausse de CO2 2ppm/an, donc g(400)=2.5= Cg(400280)g(400)=-2.5=\partial_Cg(400-280)), et aa représente la perturbation anthropique (par exemple a=5ppm/ana=5ppm/an si stabilisation des émissions de CO2 à ce niveau). Dans un modèle simplifié gg ne dépend que de CC, la dérivée FF' a des coefficients négatifs sur la diagonale et un coefficient nul sous la diagonale, donc les valeurs propres de FF' sont négatives, le climat est stable. On atteint alors un nouvel équilibre avec une température TT et un taux de CO2 CC donnés par (ΔT e ΔC e)=F(T e,C e) 1(0 a),F=(4kσT e 3 6k/C e 0 Cg)\left(\begin{array}{c} \Delta T_e\\ \Delta C_e \end{array}\right)= -F'(T_e,C_e)^{-1}\left(\begin{array}{c}0\\ a \end{array}\right), \quad F'=\left(\begin{array}{cc}-4k\sigma T_e^3 & 6k/C_e\\ 0 & \partial_C g \end{array}\right) La valeur de la constante de couplage entre CO2 et T affecte évidemment le calcul de F 1F'^{-1} donc des valeurs à l’équilibre. Ici avec nos estimations :

on obtient une hausse de température de 1 degré et de CO2 de 240ppm. Cela semble inférieur à la hausse de température observée, car on n’a pas tenu compte d’autres rétroactions, en particulier la glace et l’eau. De plus dans un modèle plus réaliste, gg dépend aussi de TT, en effet si l’océan se réchauffe il dégaze du CO2. La matrice FF' n’est plus triangulaire supérieure, mais a 2 coefficients négatifs sur la diagonale et 2 positifs en-dehors. Si les valeurs propres restent négatives, le climat est stable, mais si le couplage était suffisamment fort pour que l’une des valeurs propres dépasse 0, le climat pourrait devenir instable! Ici on peut estimer grossièrement Tg=0.42\partial_T g=0.42 en tenant compte des cycles climatiques du passé, pour une hausse de 5 degrés on observe une hausse de 100ppm à l’équilibre (on doit avoir F*[5,100]=[x,0]F'*[5,100]=[x,0], xx correspondant au forçage astronomique sur la température). Cette estimation laisse les valeurs propres négatives, augmente de 10% environ la hausse de température et de CO2 à l’équilibre.

On peut raffiner ce modèle en ajoutant par exemple la glace et ses interactions avec la température (si la température monte, la glace fond, si la glace fond, l’albédo de la Terre diminue ce qui va faire monter la température), ce qui amène à un système différentiel en dimension 3 ddt(T G C)=F(T,G,C)=(k(σ(T 0 4T 4)+6ln(C280)βG 2/3) f(T) g(T,C)+a(t)) \frac{d}{dt} \left(\begin{array}{c} T \\ G \\ C \end{array}\right) = F(T,G,C) = \left(\begin{array}{c} k (\sigma(T_0^4-T^4)+6 \ln(\frac{C}{280}) - \beta G^{2/3} ) \\ f(T) \\ g(T,C) + a(t) \end{array}\right) ff est une fonction décroissante, Tg\partial_T g est positif, et a(t)a(t) représente la perturbation anthropique (la puissance deux tiers appliquée à la masse de glace sert à passer d’un volume à une surface pour représenter l’effet de la variation de volume de glace sur l’albédo).


1
En toute rigueur, il faut prouver que la solution maximale est bien définie sur \mathbb{R} tout entier. Soit ]t m,t M[]t_m,t_M[ l’intervalle maximal de définition de la solution. Si t M+t_M \neq +\infty, alors en intégrant yy' qui est borné sur [t 0,t M[[t_0,t_M[ on obtient une valeur finie pour la limite en t Mt_M de y(t)y(t), on peut alors prolonger y(t)y(t) autour de t Mt_M en appliquant le théorème de Cauchy-Lipschitz en t=t Mt=t_M, ce qui est contradictoire avec l’hypothèse de maximalité. Donc t M=+t_M=+\infty et de même t m=t_m=-\infty
2
Cela vient du fait que les puissances de AA forment une famille d’un espace vectoriel de dimension finie n 2n^2, donc la famille est liée à partir de n 2+1n^2+1 éléments, en fait on peut montrer que c’est le cas si on considère I,A,...,A nI,A,...,A^n.
3
On peut prouver l’existence globale de la solution exactement comme pour l’exemple y=y(1y)y'=y(1-y) de la section 6.2

Chapitre 7  Introduction au calcul variationnel

La recherche de minimas/maximas est une des application du calcul différentiel : en dimension 1, la dérivée s’annule lorsque la fonction est maximale ou minimale, en dimension plus grande c’est le gradient qui s’annule. Le calcul variationnel est une généralisation du principe précédent lorsque l’inconnue n’est pas l’endroit xx où l’extrêmum est atteint (un réel ou un point), mais une fonction γ(t)\gamma(t). Par exemple, si on recherche le plus court chemin entre 2 points de l’espace, ou entre 2 points situé sur une sphère ou une surface : dans ce cas l’inconnue est le chemin, que l’on peut représenter par une courbe paramétrée. On obtient alors une équation différentielle qui permet de déterminer le chemin, de même que l’équation f(x)=0f'(x)=0 ou f=0\nabla f=0 permettait de trouver la position d’un extrêmum. Réciproquement, certaines équations différentielles de la physique peuvent se mettre sous la forme minimiser une fonction dépendant d’un chemin, le chemin étant la courbe intégrale de l’équation différentielle. C’est le cas par exemple des équations de la dynamique en mécanique classique aussi bien qu’en relativité. Un des intérêts d’une formulation variationnelle de ces équations, c’est que ce type de formulation est plus intrinsèque (plus géométrique) elle ne dépend pas des coordonnées.

Dans le cas général on se donne :

et on cherche parmi les courbes paramétrées deux fois continument dérivables γ(t)\gamma(t) d’origine γ(t 0)=A\gamma(t_0)=A et extrémité γ(t 1)=B\gamma(t_1)=B le(s) chemin(s) réalisant le minimum (s’il existe) de l’action2 : S= t 0 t 1L(γ(t),dγ(t)dt,t)dtS=\int_{t_0}^{t_1} L(\gamma(t),\frac{d\gamma(t)}{dt},t) dt En coordonnées cartésiennes, γ(t)\gamma(t) est une courbe paramétrique (mais en coordonnées polaires, (r(t),θ(t))(r(t),\theta(t)) n’est pas une courbe en polaires).

Exemples :

Proposition 15   Équations d’Euler-Lagrange : ce sont des conditions nécessaires pour que γ(t)\gamma(t) soit un extrêmum, si x=(x 1,...,x n)x=(x_1,...,x_n) est un système de coordonnées (pas forcément cartésiennes), elles sont données par : ddtLx i˙=Lx ipour i=1,...,n\frac{d}{dt} \frac{\partial L}{\partial \dot{x_i}} = \frac{\partial L}{\partial x_i} \quad \mbox{pour } i=1,...,n (On vérifie que cette équation a la bonne homogénéité.)

Sur les exemples, on obtient

Démonstration (idée) :
On fait varier le chemin en ajoutant à γ(t)=(x 1(t),...,x n(t))\gamma(t)=(x_1(t),...,x_n(t)) un vecteur uΔ(t)u \Delta(t) avec Δ(t 0)=Δ(t 1)=0\Delta(t_0)=\Delta(t_1)=0, on obtient une action S(u)S(u), on calcule la dérivée en u=0u=0 de S(u)S(u), elle doit s’annuler pour avoir un extrêmum, et ce quel que soit la valeur de la fonction Δ\Delta telle que Δ(t 0)=Δ(t 1)=0\Delta(t_0)=\Delta(t_1)=0. Prenons pour commencer Δ\Delta uniquement sur la première composante Δ(t)=(δ(t),0,...,0)\Delta(t)=(\delta(t),0,...,0), on a : S(u)= t 0 t 1L(x 1(t)+uδ(t),x 2(t),...,x n,x 1˙+uδ˙,x 2˙,...,x n,t)dtS(u) = \int_{t_0}^{t_1} L(x_1(t)+u\delta(t),x_2(t),...,x_n,\dot{x_1}+u\dot{\delta},\dot{x_2},...,x_n',t) \ dt on dérive par rapport à uu sous le signe intégrale (on peut intervertir dérivée et intégrale car γ,δ,L\gamma, \delta, L sont deux fois continument dérivables). Comme uu intervient dans deux composantes de LL, il y a deux dérivées partielles qui interviennent : S(0)= t 0 t 1(Lx 1δ+Lx 1˙δ˙)dtS'(0) =\int_{t_0}^{t_1} \left(\frac{\partial L}{\partial x_1} \delta + \frac{\partial L}{\partial \dot{x_1}} \dot{\delta} \right) \ dt On intègre par parties le deuxième terme (δ˙=dδdt\dot{\delta}=\frac{d \delta}{dt}), le terme tout intégré est nul car δ(t 0)=δ(t 1)=0\delta(t_0)=\delta(t_1)=0, d’où : 0=S(0)= t 0 t 1(Lx 1δddtLx 1˙δ)dt= t 0 t 1(Lx 1ddtLx 1˙)δdt0=S'(0)=\int_{t_0}^{t_1} \left( \frac{\partial L}{\partial x_1} \delta -\frac{d}{dt} \frac{\partial L}{\partial \dot{x_1}} \delta \right) \ dt =\int_{t_0}^{t_1} \left( \frac{\partial L}{\partial x_1} -\frac{d}{dt} \frac{\partial L}{\partial \dot{x_1}} \right) \delta \ dt Comme le résultat doit être nul pour toute valeur de δ\delta, on en déduit la première équation d’Euler-Lagrange (en prenant δ=(tt 0)(t 1t)(Lx 1ddtLx 1˙)\delta=(t-t_0)(t_1-t) (\frac{\partial L}{\partial x_1} -\frac{d}{dt} \frac{\partial L}{\partial \dot{x_1}}) si la régularité est suffisante, ou sinon en raisonnant par l’absurde : si l’équation n’est pas vérifiée en un point, alors on prend δ\delta non nulle seulement au voisinage de ce point et nulle ailleurs, et on choisit δ\delta de même signe que l’autre facteur, l’intégrale est alors strictement positive, absurde).

Un des intérêts de cette écriture des équations de la mécanique, c’est de pouvoir effectuer un changement de coordonnées plus facilement, car la propriété de rendre l’action extrêmale pour un chemin est indépendant du choix des coordonnées. Exemple : si n=2n=2, on peut utiliser les coordonnées polaires (r,θ)(r,\theta), on a alors L=12m(r˙ 2+r 2θ˙ 2)V(r,θ)L=\frac{1}{2}m(\dot{r}^2+r^2 \dot{\theta}^2) - V(r,\theta) Si le potentiel dépend seulement de rr (en dimension 2), alors LL ne dépend pas de θ\theta (seulement de θ˙\dot{\theta}) donc ddtLθ˙=0\frac{d}{dt} \frac{\partial L}{\partial \dot{\theta}} = 0 on a donc une intégrale première, qui est le moment cinétique mr 2θ˙=mr^2 \dot{\theta}=\mathcal{L}. L’autre équation est ddtLr˙=mr¨=Lr=mrθ˙ 2V(r)\frac{d}{dt} \frac{\partial L}{\partial \dot{r}} = m\ddot{r} = \frac{\partial L}{\partial r} = m r \dot{\theta}^2 - V'(r) et s’exprime uniquement en fonction de rr mr¨= 2mr 3V(r)m\ddot{r} = \frac{\mathcal{L}^2}{mr^3} - V'(r) tout se passe comme si on était en dimension 1 avec un potentiel effectif V(r)+ 22mr 2V(r)+ \frac{\mathcal{L}^2}{2mr^2}.

Exercice : Calculer le lagrangien en coordonnées sphériques et donner les équations d’Euler-Lagrange si le potentiel VV est radial (V=V(r)V=V(r)).
Solution abrégée L=12m(r˙ 2+r 2θ˙ 2+r 2sin(θ) 2ϕ˙ 2)VL=\frac{1}{2}m(\dot{r}^2+r^2\dot{\theta}^2+r^2\sin(\theta)^2 \dot{\phi}^2)-V LL ne dépend pas explicitement de ϕ\phi, il y a donc une constante du mouvement p ϕ=L/ϕ˙=mr 2sin(θ) 2ϕ˙,p ϕ˙=0p_\phi=\partial L/\partial{\dot{\phi}} = m r^2 \sin(\theta)^2 \dot{\phi}, \quad \dot{p_\phi}=0 c’est le moment cinétique par rapport à OzOz. VV ne dépend pas de θ\theta mais LL en dépend, donc p θ=L/θ˙p_\theta=\partial L/\partial{\dot{\theta}} n’est pas conservé : p θ=mr 2θ˙,p θ˙=mr 2sin(θ)cos(θ)ϕ˙ 2p_\theta=mr^2\dot{\theta}, \quad \dot{p_\theta}=mr^2\sin(\theta)\cos(\theta)\dot{\phi}^2 Toutefois, pour des raisons de symétrie, les moments par rapport à OxOx et OyOy sont aussi conservés, on a donc d’autres constantes du mouvement. On peut continuer de deux manières, soit choisir le repère pour avoir ϕ˙=0\dot{\phi}=0 à la condition initiale, alors ϕ˙\dot{\phi} reste nul pendant tout le mouvement qui se passe dans le plan ϕ\phi constant, on est ramené à un lagrangien en coordonnées polaires, qui ne dépend plus de θ\theta. Ou bien on montre que p θ 2+p ϕ 2/sin 2(θ)p_\theta^2+p_\phi^2/\sin^2(\theta) est constant.

Plus généralement, si LL ne dépend pas explicitement du temps, alors le hamiltonien défini par : H= ix˙ iLx˙ iLH = \sum_i \dot{x}_i \frac{\partial L}{\partial \dot{x}_i} - L est une intégrale première, en effet dHdt = ix¨ iLx˙ i+ ix˙ iddtLx˙ i( iLx idx idt+ iLx˙ idx˙ idt) = ix¨ iLx˙ i+ ix˙ iLx i( iLx ix˙ i+ iLx˙ ix¨ i) = 0 \begin{matrix} \frac{dH}{dt} &= &\sum_i \ddot{x}_i \frac{\partial L}{\partial \dot{x}_i} + \sum_i \dot{x}_i \frac{d}{dt}\frac{\partial L}{\partial \dot{x}_i} - \left(\sum_i \frac{\partial L}{\partial x_i} \frac{dx_i}{dt} +\sum_i \frac{\partial L}{\partial \dot{x}_i} \frac{d\dot{x}_i}{dt} \right)\\ & =& \sum_i \ddot{x}_i \frac{\partial L}{\partial \dot{x}_i} + \sum_i \dot{x}_i \frac{\partial L}{\partial x_i} - \left(\sum_i \frac{\partial L}{\partial x_i} \dot{x}_i +\sum_i \frac{\partial L}{\partial \dot{x}_i} \ddot{x}_i \right) \\ &=&0 \end{matrix}

Exercice : calculer HH pour le lagrangien de la mécanique classique et de la relativité restreinte.

Exemple : On cherche la forme d’un toboggan qui permette de se rendre le plus rapidement possible d’un point AA (origine du repère) à un point BB situé à une altitude plus basse sous l’action de la gravité (en négligeant les frottements). Si cette courbe est un graphe de fonction y(x)y(x) alors la vitesse est donnée par v=(dxdt,dydt)=dxdt(1,y)\overrightarrow{v}=(\frac{dx}{dt},\frac{dy}{dt})=\frac{dx}{dt}(1,y'). D’autre part v=2gyv=\sqrt{-2gy}. Donc dxdt1+y 2=2gy\frac{dx}{dt}\sqrt{1+y'^2}=\sqrt{-2gy} on en déduit : dt=dx1+y 22gydt = dx \frac{\sqrt{1+y'^2}}{\sqrt{-2gy}} donc le temps à minimiser est x A=0 x Bdt= 0 x B1+y 22gydx\int_{x_A=0}^{x_B} dt = \int_0^{x_B} \frac{\sqrt{1+y'^2}}{\sqrt{-2gy}} dx Pour se ramener au problème précédent, on change de notations, xx devient un “temps virtuel” τ\tau et y=y˙y'=\dot{y} est la dérivée de yy par rapport à ce temps virtuel, il faut minimiser 0 τ BL(y,y˙,τ)dτ,L(y,y˙,τ)=1+y˙ 22gy\int_0^{\tau_B} L(y,\dot{y},\tau) d\tau, \quad L(y,\dot{y},\tau)=\frac{\sqrt{1+\dot{y}^2}}{\sqrt{-2gy}} le lagrangien ne dépend pas explicitement de τ\tau, donc le hamiltonient correspondant H=y˙Ly˙LH=\dot{y} \frac{\partial L}{\partial\dot{y}} - L est conservé, donc indépendant de τ\tau donc en revenant à la notation xx pour l’abscisse on a H = y(1+y 22gy)y1+y 22gy = 12gy(yy1+y 21+y 2) = 12gy1+y 2 \begin{matrix} H&=&y' \frac{ \partial{ \left( \frac{\sqrt{1+y'^2}}{\sqrt{-2gy}} \right)} }{\partial y'}- \frac{\sqrt{1+y'^2}}{\sqrt{-2gy}}\\ &=& \frac1 {\sqrt{-2gy}} \left( y' \frac{y'}{\sqrt{1+y'^2}} - \sqrt{1+y'^2} \right)\\ &=&\frac1 {\sqrt{-2gy} \sqrt{1+y'^2}} \end{matrix} Après simplification, on obtient l’équation différentielle : 2gH 2y(1+y 2)=1-2gH^2y (1+y'^2) = 1 soit y 2=2cy1,c=gH 2y'^2=\frac{-2c}{y}-1, \quad c=gH^2\quad Comme y0y\leq 0 et y(0)=0y'(0)=0, on en déduit que yy' est négatif : dy=2cy1dx-dy = \sqrt{\frac{-2c}{y}-1} \ dx Il s’agit d’une équation à variables séparables. En posant y=c+cY,x=cXy=-c+cY, x=cX on obtient une équation indépendante de cc : dY=21Y1dX=1+Y1YdX-dY=\sqrt{\frac{2}{1-Y}-1} \ dX=\sqrt{\frac{1+Y}{1-Y}} dX Donc 1Y1+YdY=dX-\int \sqrt{\frac{1-Y}{1+Y}} dY = \int dX puis (pour trouver la constante d’intégration, on observe que Y=1Y=1 pour X=0X=0) : 1Y 2+arccos(Y)=X-\sqrt{1-Y^2}+\arccos(Y)=X Si on pose Y=cos(t),t[0,π]Y=\cos(t), t \in [0,\pi], on a X=tsin(t)X=t - \sin(t), la solution est donc une cycloïde renversée. On peut aussi le vérifier directement en remplaçant dans l’équation xx et yy par les équations paramétriques de la cycloïde renversée x=c(tsin(t)),y=c+ccos(t),t[0,π]x=c(t-\sin(t)), \ y=-c+c\cos(t), \ t \in [0,\pi] on trouve pour le membre de droite : 2cy1dx = c21cos(t)1(1cos(t))dt = c1+cos(t)1cos(t)(1cos(t))dt = c1cos(t) 2dt = csin(t)dt = dy \begin{matrix} \sqrt{\frac{-2c}{y}-1} \ dx &=& c \sqrt{\frac{2}{1-\cos(t)}-1} \ (1-\cos(t)) \ dt\\ &=& c \sqrt{\frac{1+\cos(t)}{1-\cos(t)}} \ (1-\cos(t)) \ dt \\ &=& c \sqrt{1-\cos(t)^2} \ dt\\ &=& c \sin(t) \ dt \\ &=& -dy \end{matrix}

Pour aller plus loin :

7.1  Résumé équations différentielles et calcul variationnel

7.1.1  Équations et systèmes différentiels

7.1.2  Comportement asymptotique des solutions

7.1.3  Calcul variationnel


1
on appelle espace des configurations l’espace des positions, vitesses, (x,x˙) n× n(x,\dot{x}) \in \mathbb{R}^n \times \mathbb{R}^n en coordonnées cartésiennes, espace que l’on a déjà utilisé implicitement pour passer d’une équation différentielle d’ordre 2 à un système différentiel d’ordre 1
2
On pourrait bien sur avoir une action dépendant de dérivées d’ordre supérieur de γ(t)\gamma(t)
3
Le signe moins vient de la convention adoptée en physique pour le lien entre potentiel et force

Chapitre 8  Utilisation de la calculatrice.

8.1  HP Prime

Pour un guide plus complet, vous pouvez consulter pour le calcul formel
http://www-fourier.ujf-grenoble.fr/~parisse/calc/hprime.pdf
pour le reste le guide du constructeur
https://tiplanet.org/forum/archives_voir.php?id=19716

8.1.1  Remarques

Vérifiez que les angles sont en radians (touche Settings).

Pour accéder à une commande depuis CAS, on peut utiliser l’arborescence des menus depuis la touche représentant une boite à outils, ou la liste des commandes (Ctlg) ou taper la commande en toutes lettres. La touche Help affiche de l’aide sur la commande saisie.

Pour taper un caractère alphabétique, taper auparavant sur la touche ALPHA orange. En tapant deux fois sur ALPHA on verrouille le mode alphabétique (taper une troisième fois pour déverouiller). Pour obtenir un caractère majuscule dans CAS, faire précéder la touche du caractère souhaité de la touche Shift.

Attention pour faire du calcul formel, tapez sur la touche CAS, et utilisez des noms de variables en minuscules, n’utilisez pas les variables A à Z ni θ\theta.

Laissez le mode de calcul par défaut en mode exact (touche CAS Settings), si vous voulez une approximation numérique, il suffit de saisir une des données avec un point décimal (par exemple sin(1.0) au lieu de sin(1)).

Pour commencer un nouvel exercice, vous pouvez faire le ménage en utilisant la commande restart dans l’écran CAS.

8.1.2  Courbes.

Appuyer sur la touche Apps, sélectionner sur l’écran tactile Paramétrique ou Polaire (ou Fonction). Entrez X1(T) et Y1(T) ou R1(θ\theta), vous pouvez vous aider de la touche xtθnx t \theta n pour taper la variable et de la touche à sa gauche pour entrer des fractions, racines carrées ... Pour voir le graphe, appuyer sur la touche Plot. Pour changer le zoom ou le cadrage, utiliser les doigts sur l’écran tactile comme sur un smartphone ou une tablette. Pour revenir à la définition de fonction appuyer sur la touche Symb. Pour changer la discrétisation, appuyer sur Shift puis Plot_Setup.

Pour faire les calculs nécessaires à l’étude d’une courbe, tapez sur la touche CAS. Les fonctions de calcul formel (factor, simplify, solve, diff, limit, int, etc.) se trouvent dans le menu qu’on ouvre en tapant sur la touche boite à outils (B en orange), puis appuyer sur le mot CAS en bas de l’écran tactile. Par exemple, si vous avez entré un graphe en paramétriques dans X1,Y1X1, Y1, vous pouvez stocker la dérivée de X1(t)X1(t) dans la variable dx1 en tapant diff(X1(t),t) (pour saisir X en majuscules, il faut taper la touche alpha puis la touche shift puis la touche X orange) puis Sto sur l’écran tactile (ou touches Shift puis EEX_Sto) puis dx1, puis factor(dx1) ou solve(dx1=0,t) (attention à bien préciser la variable recherchée dans solve si ce n’est pas x), de même pour dy1, etc. Pour une courbe en polaires, on peut utiliser les complexes, par exemple r:=R1(x)*exp(i*x) stocke dans r l’expression de l’affixe du point, on peut ensuite calculer r(x=π/4\pi/4) pour avoir l’affixe du point d’angle π/4\pi/4 ou r’(x=π/4\pi/4) pour l’affixe du vecteur directeur de la tangente en ce point.

Les calculs d’intégrales se font par défaut en cherchant une primitive ce qui peut être long ou/et ne pas aboutir, vous pouvez forcer le calcul approché d’une intégrale définie en mettant une des bornes sous forme d’un nombre approché par exemple 1.0 au lieu de 1.

Pour visualiser des courbes implicites, on peut utiliser l’App Graphique Avancé ou l’App Géométrie (Tracé avancé) ou directement dans CAS, instruction plotimplicit. Pour les courbes de niveau, utiliser dans CAS ou l’App Géométrie la commande plotcontour.

8.1.3  Équations différentielles

Pour résoudre une équation ou un système différentiel linéaire, appuyer sur la touche CAS si vous n’êtes pas dans la vue CAS, puis touche boite à outils, menu CAS, Résoudre, Equation différentielle, ou taper directement la commande desolve(, puis ses arguments comme dans Xcas, par exemple desolve(y'=x*y-x,x,y) ou avec condition initiale desolve(y'=x*y-x and y(0)=2,x,y). Pour saisir le caractère prime de dérivation, vous pouvez taper sur shift () et supprimer un des 2 primes.

Pour les systèmes différentiels linéaires à coefficients constants, la syntaxe est similaire par exemple desolve(y'=[[1,-1],[2,4]]*y) ou avec condition initiale desolve(y'=[[1,-1],[2,4]]*y and y(0)=[1,2]). Pour avoir des détails, vous pouvez utiliser les commandes det (déterminant), charpoly (polynôme caractéristique), eigenvals (valeurs propres), eigenvects (vecteurs propres), jordan (diagonalisation). Par exemple a:=[[1,-1],[2,4]]
factor(det(a-x*identity(a)))
eigenvals(a)
eigenvects(a)
p,d:=jordan(a); p*d*inv(p)

Pour tracer un champ des tangentes, ouvrir l’application Géométrie, puis dans la vue par défaut Plot, menu Cmds, Tracé, puis champ de directions.

Pour tracer la solution approchée d’une équation différentielle avec condition initiale, déplacez le curseur dans la fenêtre Plot au point de coordonnées la condition initiale et tapez Entree. Attention, le calcul est à nouveau effectué à chaque rafraichissement de l’écran graphique, ce calcul peut devenir très long dès qu’on trace plus de 2 courbes. Vous pouvez effacer une courbe intégrale depuis Symb. On peut aussi choisir ODE au lieu de champ de directions mais faut alors saisir les arguments de la commande plotode, pour vous aider à le faire, tapez sur la touche Help, recopiez un exemple (touche menu Ex) et adaptez-le.

8.2  TI 89, 92, Voyage 200

Guide complet du constructeur
https://tiplanet.org/forum/archives_voir.php?id=609

8.2.1  Remarques

Vérifiez que les angles sont en radians (touche MODE).

Pour saisir une commande dans l’écran HOME, on peut utiliser les menus F2, etc. ou la liste des commandes par ordre alphabétique touche CATALOG, la syntaxe des commandes s’y affiche, ou taper la commande en toutes lettres.

Pour taper un caractère alphabétique sur les TI89, taper auparavant sur la touche ALPHA violette. En tapant deux fois sur ALPHA on verrouille le mode alphabétique (taper une troisième fois pour déverouiller).

Attention, les calculatrices TI font la distinction entre le - binaire de la soustraction et le - unaire de changement de signe, ceci peut engendrer des erreurs.

Il est conseillé de conserver le MODE de calcul AUTO, les calculs se feront par défaut en mode exact, si vous voulez une approximation numérique, il suffit de saisir une des données avec un point décimal (par exemple sin(1.0) au lieu de sin(1)).

Pour commencer un nouvel exercice, vous pouvez faire le ménage en utilisant le menu F6 de HOME.

8.2.2  Courbes

Touche MODE, sélectionnez le type de tracé paramétrique ou polaire (ou fonction). Puis touche verte, F1 (Y=), définir les fonctions xt1 et yt1 (attention les TI font la différence entre le - unaire opposé et le - binaire soustraction et il faut explicitement fermer les parenthèses ouvertes). Puis touche verte, F2 (WINDOW) pour définir la discrétisation et le cadrage graphique, puis touche verte, F3 (GRAPH) pour avoir le tracé. On peut ensuite zoomer avec le menu F2.

Pour faire les calculs nécessaires à l’étude d’une courbe, tapez sur la touche HOME. Les fonctions de calcul formel (factor, solve, d, limit (par exemple limit(1/x,x,0,1) pour la limite de 1/x1/x en x=0 +x=0^+), \int, etc.) se trouvent dans les menus F2 et F3. Par exemple, si vous avez entré un graphe en paramétriques dans xt1,yt1xt1, yt1, vous pouvez stocker la dérivée de xt1(t)xt1(t) dans la variable dx1 en tapant dd(xt1(t),t) touche Sto puis dx1, puis factor(dx1) ou solve(dx1=0,t), de même pour dy1, etc.

Pour une courbe en polaires, on peut utiliser les complexes, par exemple r:=r1(x)*exp(i*x) stocke dans r l’expression de l’affixe du point, on peut ensuite calculer r|x=π/4\pi/4 pour avoir l’affixe du point d’angle π/4\pi/4 ou dd(r,x)|x=π/4\pi/4 pour l’affixe du vecteur directeur de la tangente en ce point.

Les calculs d’intégrales se font par défaut en commençant par chercher une primitive ce qui peut être long ou/et ne pas aboutir, vous pouvez forcer le calcul approché d’une intégrale définie en mettant une des bornes sous forme d’un nombre approché par exemple 1.0 au lieu de 1.

Pour visualiser des courbes de niveau ou implicite, touche MODE puis 3d, Enter puis touche verte, Y=, puis menu F1, puis 9, puis Style.

8.2.3  Équations différentielles

Pour résoudre une équation différentielle, vous pouvez utiliser la commande deSolve (menu F3-Calc de HOME), par exemple deSolve(y'=x*y-x,x,y). Pour taper le prime de dérivation, utiliser la touche 2nd puis = sur les 89 ou B sur les 92/V200. S’il y a une condition initiale, on utilise and, par exemple deSolve(y'=x*y-x and y(0)=2,x,y).

Il n’y a pas de commande permettant de résoudre directement un système différentiel. Mais on peut calculer le polynôme caractéristique d’une matrice avec la commande det, par exemple [[1,-1][2,4]] sto>&gt; a
det(a-x*identity(2)) sto>&gt; p
solve(p=0,x)
Les commandes eigVc(a) et eigVl(a) renvoient les valeurs approchées des vecteurs propres et valeurs propres d’une matrice numérique a, mais elles ne fonctionnent pas pour une matrice à coefficients symboliques ou si on veut un résultat exact. Pour chaque valeur propre renvoyée (ici on prend 2) par la commande solve, on peut utiliser la commande rref(a-2*identity(a)) pour réduire sous forme échelonnée le système linéaire à résoudre pour trouver les vecteurs propres. La résolution du système est alors triviale.

Pour reprśenter un champ de tangentes, taper sur la touche MODE et sélectionner DIFF EQUATION pour Graph. Ensuite, touche verte Y= pour entrer l’équation différentielle (t0 est l’instant de la condition initiale, 0 par défaut, yi1 est la valeur de y1 à l’instant t0), touche verte WINDOW pour régler la fenêtre, touche verte GRAPH pour tracer le champ des tangentes et la solution de l’équation différentielle passant par la condition initiale donnée. On peut tracer plusieurs solutions simultanément en donnant une liste pour yi1, par exemple {1,2} tracera les deux solutions passant par les deux conditions initiales y 1(t 0)=1y_1(t_0)=1 et y 1(t 0)=2y_1(t_0)=2.

8.3  Autres calculatrices

D’autres modèles graphiques formels sont partiellement documentés sur
http://www-fourier.ujf-grenoble.fr/~parisse/calc/calc.html

La Casio Graph 100 dispose aussi d’un module de calcul formel (un peu moins performant), vous pouvez télécharger son manuel depuis
www.support.casio-europe.com/fr/download/manuals/calc/GRAPH100_MAN1_Fr.pdf

Modèles graphiques sur lesquels on peut ajouter un logiciel de calcul formel :

  

Retour à la page principale de Giac/Xcas.