Cinétique et dynamique d'un système discret de points matériels

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     Ce chapitre est traité dans le cadre de la cinétique et de la dynamique newtoniennes avec pour système discret de points matériels $\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$ dans lequel $\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$ ; de plus si le contenu du système reste inchangé $\;{\big (}$aucune entrée ou sortie de points matériels dans le système${\big )}$, le système est dit « fermé » $\;{\big (}$sinon, il est dit « ouvert »${\big )}$.

Cinétique d'un système discret de points matériels

     Dans le cas général le système discret de points matériels est déformable et

     dans le cas où il est fermé et « indéformable » il définit un « solide $\;{\big (}$au sens de la mécanique${\big )}\;$».

Masse du système discret de points matériels

     La masse du système discret de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est une grandeur scalaire $\;>0\;$ caractérisant l'inertie du système et définie selon

«$\;m_{\text{syst}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;$».

     Remarque : Si le système est fermé, $\;N\;$ étant constant, la masse du système ne varie pas c'est-à-dire «$\;m_{\text{syst}}=cste\;$».

Centre d'inertie (ou centre de masse) du système discret de points matériels

     Le centre d'inertie $\;{\big (}$ou centre de masse${\big )}\;$ du système discret de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est le barycentre $\;G\;$ des positions instantanées des points matériels affectées de leur masse comme cœfficient, sa définition mathématique s'écrivant

«$\;G\;$ tel que $\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overrightarrow {GM_{i}}}={\vec {0}}\;$» $\;{\big (}G\;$ est donc un point fictif${\big )}$.

     Propriété : avec $\;O\;$ représentant une position quelconque, «$\;G\;$ est tel que $\;{\overrightarrow {OG}}={\dfrac {\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}}{\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}}}\;$» $\Leftrightarrow$ «$\;m_{\text{syst}}\;{\overrightarrow {OG}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}\;$» $\;{\big (}$de par la définition, $\;G\;$ est indépendant de $\;O{\big )}$.

     Propriété : Justification : introduisant la position $\;O\;$ dans la définition, on obtient «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\left[{\overrightarrow {OM_{i}}}-{\overrightarrow {OG}}\right]={\vec {0}}\;$» ou «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}=\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\right]{\overrightarrow {OG}}\;$» $\Leftrightarrow$ «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}=m_{\text{syst}}\;{\overrightarrow {OG}}\;$» ou encore «$\;{\overrightarrow {OG}}={\dfrac {\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}}{m_{\text{syst}}}}={\dfrac {\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}}{\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}}}\;$».

Résultante cinétique du système discret de points matériels

     La résultante cinétique du système discret de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en mouvement dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, est notée, à l'instant $\;t$, $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)$ $\;{\big [}$ou, en absence d'ambiguïté, $\;{\vec {P}}(t){\big ]}\;$ et définie comme la somme des quantités de mouvement de chaque point matériel du système au même instant $\;t\;$ soit, en notant $\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\;$ la quantité de mouvement du point $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ à cet instant $\;t$,

«$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\;$» ou encore, ;
«$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$» avec
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$ le vecteur vitesse du point $\;M_{i}\;$ à l'instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$.

     Remarque : Si le système est fermé, c'est-à-dire si $\;N=cste$, l'éventuelle variation de sa résultante cinétique ne dépend que la modification du mouvement des points le constituant ;

     Remarque : si le système est ouvert, défini comme le contenu intérieur d'une surface de contrôle fermée $\;(\Sigma )$, $\;N\;$ pouvant varier, sa résultante cinétique peut varier :

     Remarque : si le système est ouvert, $\;\succ \;$par entrée ou sortie de points matériels accompagnée d'une entrée ou sortie de leur quantité de mouvement et $\;{\big (}$ou${\big )}$

     Remarque : si le système est ouvert, $\;\succ \;$par modification du mouvement des points initialement présents.

     Propriété de la résultante cinétique d'un système discret fermé : La résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», définie à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, est liée au mouvement du C.D.I. $\;G\;$ du système au même instant $\;t\;$ dans le même référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ selon

«$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$» dans lequel
$\;m_{\text{syst}}\;$ est la masse du système et
$\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ le vecteur vitesse de $\;G\;$ à l'instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$.

     Propriété de la résultante cinétique d'un système discret fermé : Démonstration : Choisissant un point $\;O\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, le vecteur position du C.D.I. $\;G\;$ du système de points matériels fermé $\;\left\lbrace M_{i}\,(m_{i})\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$ est tel que $\;m_{\text{syst}}\;{\overrightarrow {OG}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}(t)$ ;

     Propriété de la résultante cinétique d'un système discret fermé : Démonstration : dérivant cette relation par rapport à $\;t\;$ et compte-tenu de la linéarité de l'opération dérivation on obtient $\;m_{\text{syst}}\;{\dfrac {d{\overrightarrow {OG}}}{dt}}(t)=$ $\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\dfrac {d{\overrightarrow {OM_{i}}}}{dt}}(t)\;$ ou, en utilisant la définition des vecteurs vitesses, $\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)$, le 2^ème membre définissant la résultante cinétique du système de points matériels, C.Q.F.D..

     Propriété de la résultante cinétique d'un système discret fermé : La résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», définie à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, est donc, au même instant $\;t\;$ dans le même référentiel $\;{\mathcal {R}}$, le vecteur quantité de mouvement du C.D.I. $\;G\;$ du système, point fictif auquel on affecte toute la masse du système.

Moment cinétique vectoriel du système discret de points matériels par rapport à un point O

Définition du moment cinétique vectoriel du système discret de points matériels par rapport à un point O

     Le vecteur moment cinétique du système discret de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport à un point $\;O$ $\;{\big (}$a priori quelconque${\big )}\;$ est la somme des vecteurs moment cinétique de chaque point matériel, définie à l'instant $\;t$, dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport à ce même point $\;O\;$ soit encore

«$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}(M_{i},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {OM_{i}}}(t)\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)\;$» avec
$\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\;$ « le vecteur quantité de mouvement de $\;M_{i}\;$ dans $\;({\mathcal {R}})\;$ au même instant $\;t\;$»,
soit encore «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {OM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$» avec
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$ « le vecteur vitesse de $\;M_{i}\;$ dans $\;({\mathcal {R}})\;$ au même instant $\;t\;$».

Formule de changement d'origine d'évaluation du moment cinétique vectoriel du système discret de points matériels

     Soit $\;\left(O\,,\,O'\right)\;$ deux points quelconques distincts, la formule de changement d'origine d'évaluation du moment cinétique vectoriel du système discret de points matériels à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ suit la relation suivante

«$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!O'}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OO'}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$» dans laquelle
«$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$» est la résultante cinétique du système au même instant $\;t\;$ dans le même référentiel $\;{\mathcal {R}}$.

     Démonstration : Pour démontrer la relation ci-dessus on utilise la relation de Chasles $\;{\overrightarrow {OM_{i}}}={\overrightarrow {OO'}}+{\overrightarrow {O'M_{i}}}\;$ et la distributivité de la multiplication vectorielle relativement à l'addition vectorielle soit $\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {OM_{i}}}\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left[{\overrightarrow {OO'}}+{\overrightarrow {O'M_{i}}}\right]\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {OO'}}\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {O'M_{i}}}\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)\;$ dans laquelle on reconnaît dans le dernier terme $\;{\vec {\sigma }}_{\!O'}({\text{syst}},\,t)\;$ et on factorise vectoriellement à gauche par $\;{\overrightarrow {OO'}}\;$ dans le 1^er terme $\Rightarrow$ $\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {OO'}}\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)={\overrightarrow {OO'}}\wedge \left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\right]={\overrightarrow {OO'}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ d'où la R.Q.F.D..

     Remarque : Le changement d'origine entre un point quelconque $\;O\;$ et le C.D.I. $\;G\;$ du système discret est le plus couramment utilisé à savoir «$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$» ;

     Remarque : le moment cinétique vectoriel du système discret de points matériels, à l'instant $\;t$, par rapport à un point $\;O\;$ quelconque dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)\;$» est donc la somme
        Remarque : du moment cinétique vectoriel du système, au même instant $\;t$, par rapport au C.D.I. $\;G\;$ du système dans le même référentiel $\;{\mathcal {R}}$, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)\;$» et
        Remarque : du moment cinétique vectoriel, par rapport à $\;O$, du point fictif $\;G\;$ de quantité de mouvement $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ au même instant $\;t\;$ dans le même référentiel $\;{\mathcal {R}}$, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}(G,\,t)={\overrightarrow {OG}}(t)\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$».

Cas particulier d'un système discret de points matériels en translation dans le référentiel d'étude

     Considérant le système discret de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)={\vec {V}}_{G}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big \{}$c'est-à-dire tel que $\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t),\;\;\forall \;i\;\in \;\left[\left[1\,,\,N\right]\right]{\big \}}$, le moment cinétique vectoriel du système en translation dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ vaut, à l'instant $\;t\;$ relativement à un point $\;O\;$ quelconque, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)=$ ${\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$» dans lequel «$\;\left\lbrace {\begin{array}{c}{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\\{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {GM_{i}}}\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\end{array}}\right\rbrace \;$ où, d'une part «$\;{\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$» et d'autre part «$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst. en transl.}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {GM_{i}}}\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$» puis, par factorisation vectorielle à droite «$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst. en transl.}},\,t)=\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overrightarrow {GM_{i}}}\right]\wedge {\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)={\vec {0}}\;$» par définition du C.D.I. du système soit

«$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst. en transl.}},\,t)={\vec {0}}\;$» et
«$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst. en transl.}},\,t)={\overrightarrow {OG}}(t)\wedge {\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$ $\;={\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$».

Cas particulier d'un système discret de points matériels en rotation autour d'un axe fixe dans le référentiel d'étude

Moment cinétique vectoriel d'un point matériel M en mouvement circulaire dans le référentiel d’étude par rapport à un point A de l’axe de rotation, différent du centre C du cercle

Schéma descriptif du mouvement d'un point matériel M décrivant un cercle de centre C, de vecteur rotation instantanée $\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$ imposé, avec précision du vecteur moment cinétique $\;{\overrightarrow {\sigma }}_{A}(M,\,t)\;$ de M en un point A (origine de calcul de moment cinétique) de l'axe de rotation mais différent du centre C

     Soit $\;A\;$ un point quelconque de l'axe de rotation $\;\Delta \;$ du point matériel $\;M\;$ avec $\;A\neq C\;$ centre du cercle décrit par $\;M\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ avec le vecteur rotation instantanée $\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)$, le vecteur moment cinétique du point matériel $\;M\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport au point $\;A\neq C\;$ de son axe de rotation, noté $\;{\overrightarrow {\sigma }}_{A}(M,\,t)\;$ est défini par

«$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{A}(M,\,t)={\overrightarrow {AM}}(t)\wedge {\vec {p}}_{M}(t)\;$» ou «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{A}(M,\,t)={\overrightarrow {AM}}(t)\wedge m\;{\vec {V}}_{M}(t)\;$» ;

     y injectant l'expression intrinsèque du vecteur vitesse d'un point en mouvement circulaire de centre $\;C\;$ et de vecteur rotation instantanée $\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$, à savoir $\;{\vec {V}}_{M}(t)=$ ${\overrightarrow {\Omega }}(t)\wedge {\overrightarrow {CM}}(t)\;$, on obtient $\;{\overrightarrow {\sigma }}_{A}(M,\,t)=$ ${\overrightarrow {AM}}(t)\wedge m\,\left[{\overrightarrow {\Omega }}(t)\wedge {\overrightarrow {CM}}(t)\right]\;$ nécessitant d'utiliser une des deux formules du double produit vectoriel soit $\;{\dfrac {{\overrightarrow {\sigma }}_{A}(M,\,t)}{m}}=\left[{\overrightarrow {AM}}(t)\cdot {\overrightarrow {CM}}(t)\right]{\overrightarrow {\Omega }}(t)-\left[{\overrightarrow {AM}}(t)\cdot {\overrightarrow {\Omega }}(t)\right]{\overrightarrow {CM}}(t)\;$ avec $\;{\overrightarrow {AM}}(t)={\overrightarrow {AC}}(t)+{\overrightarrow {CM}}(t)\;$ par utilisation de la relation de Chasles ou encore, en notant $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ le vecteur unitaire de $\;\Delta$, on peut écrire $\;\left\lbrace {\begin{array}{l}{\overrightarrow {\Omega }}(t)={\overline {\Omega }}(t)\;{\vec {u}}_{\Delta }\quad {\text{ainsi que}}\\{\overrightarrow {AM}}(t)={\overline {AC}}\;{\vec {u}}_{\Delta }+{\overrightarrow {CM}}(t)\end{array}}\right\rbrace \;$ $\Rightarrow$ $\;\left\lbrace {\begin{array}{l}{\overrightarrow {AM}}(t)\cdot {\overrightarrow {\Omega }}(t)={\overline {AC}}\;{\overline {\Omega }}(t)\;{\cancel {+\;{\overrightarrow {CM}}(t)\cdot {\overline {\Omega }}(t)\;{\vec {u}}_{\Delta }}}\\{\overrightarrow {AM}}(t)\cdot {\overrightarrow {CM}}(t)=\;{\cancel {{\overline {AC}}\;{\vec {u}}_{\Delta }\cdot {\overrightarrow {CM}}(t)\;+}}\;{\overrightarrow {CM}}^{\,2}\!\!(t)\end{array}}\right\rbrace \;$ car $\;{\overrightarrow {CM}}(t)\;$ est $\;\perp \;$ à $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, d'où $\;{\dfrac {{\overrightarrow {\sigma }}_{A}(M,\,t)}{m}}={\overrightarrow {CM}}^{\,2}\!\!(t)\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {AC}}\;{\overline {\Omega }}(t)\;{\overrightarrow {CM}}(t)$, soit encore, en notant $\;R\;$ le rayon du cercle $\Rightarrow$ $\;{\overrightarrow {CM}}^{\,2}\!\!(t)=R^{2}\;\;\forall \;t$, l'expression finale du vecteur moment cinétique du point matériel $\;M\;$en mouvement circulaire de centre $\;C$, de rayon $\;R\;$ et de vecteur rotation instantanée $\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$ quand l'origine de calcul du moment cinétique est un point $\;A\;$ de l'axe de rotation $\;\neq \;$ du centre $\;C\;$ du cercle

«$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{A}(M,\,t)=m\;R^{2}\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-m\;{\overline {\Omega }}(t)\;{\overline {AC}}\;{\overrightarrow {CM}}(t)\;$».

Expression du vecteur moment cinétique d’un système discret fermé de points matériels en rotation autour d’un axe Δ fixe dans le référentiel d'étude, le point origine de calcul étant un point A de Δ

Système discret fermé de points matériels {M_i, (m_i)} en rotation autour d'un axe (Δ) fixe, moment cinétique (vectoriel) du système par rapport à un point A quelconque de l'axe (Δ)

     Le système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» étant en rotation autour d'un axe $\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ et choisissant comme point origine de calcul du vecteur moment cinétique du système un point $\;A\;$ quelconque de $\;\left(\Delta \right)$, on peut écrire, au même instant $\;t$, le vecteur moment cinétique du point $\;M_{i},\;\;\forall \;i\in \left[\left[1\,,\,N\right]\right]\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport à $\;A\;$ sous la forme $\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i},\,t)=$ $m_{i}\;r_{i}^{2}\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-m_{i}\;{\overline {\Omega }}(t)\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\;$, avec $\;H_{i}\;$ centre de rotation de $\;M_{i}\;$ autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ et $\;r_{i}\;$ le rayon du cercle décrit par $\;M_{i}$, le vecteur moment cinétique du système $\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\;$ étant la somme des vecteurs moment cinétique de chaque point $\;M_{i}$ ; on en déduit donc $\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=$ $\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i},\,t)=$ $\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left[m_{i}\;r_{i}^{2}\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-m_{i}\;{\overline {\Omega }}(t)\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\right]\;$ ou, après distribution de la somme sur chaque terme de l'expression entre crochets puis factorisation par $\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$ ou $\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ dans le 1^er ou 2^ème terme,

«$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;r_{i}^{2}\right]{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\right]$» ;

     en notant «$\;J_{\Delta }=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}J_{\Delta }(M_{i})=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;r_{i}^{2}\;$» exprimée en $\;kg\cdot m^{2}\;$ le moment d'inertie du système relativement à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)$ $\;{\big [}$il s'agit de la 2^ème grandeur d'inertie caractérisant le système, la 1^re étant sa masse $\;m_{\text{syst}}{\big ]}\;$ et

     repérant le point $\;M_{i}\;$ par ses coordonnées cylindro-polaires de pôle $\;A\;$ et d'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$ $\;{\big [}$de sens a priori arbitraire sur $\;\left(\Delta \right)\;$ mais pratiquement choisi dans le sens de rotation quand celui-ci, connu, ne change pas${\big ]}\;$ «$\;\left(r_{i},\,\theta _{i},\,z_{i}\right)\;$» $\;{\big [}$la base cylindro-polaire liée à $\;M_{i}\;$ étant notée $\;\left({\vec {u}}_{r_{i}}\,,\,{\vec {u}}_{\theta _{i}}\,,\,{\vec {u}}_{\Delta }\right){\big ]}\;$,

     le vecteur moment cinétique du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en rotation autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}$, de vecteur rotation instantanée $\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$, évalué au même instant $\;t\;$ par rapport à $\;A\;$ point quelconque de $\;\left(\Delta \right)$, se réécrit selon

«$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;z_{i}\;r_{i}\;{\vec {u}}_{r_{i}}(t)\right]\;$».

Simplification dans le cas où l'axe Δ de rotation du système discret fermé de points matériels est « axe principal d'inertie du système »

     Pour tout $\;A$, point origine de calcul de vecteur moment cinétique du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en rotation autour d'un axe $\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et passant par $\;A$,
     on admet qu'il existe au moins trois directions de l'axe de rotation $\;\left\lbrace \left(\Delta _{p,\,k}\right)\right\rbrace _{k\,=\,1\,..\,3}$, orthogonales entre elles, telles que

«$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A\,\in \,\left(\Delta _{p,\,k}\right)}({\text{syst}},\,t)\;$ soit $\;\parallel \;$ à l'axe de rotation $\;\left(\Delta _{p,\,k}\right)\;$» du système c'est-à-dire telles que
«$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overline {AH_{i,\,k}}}\;{\overrightarrow {H_{i,\,k}M_{i}}}(t)={\vec {0}}\;$» avec $\;H_{i,\,k}\;$ le projeté orthogonal de $\;M_{i}\;$ sur $\;\left(\Delta _{p,\,k}\right)$,
$\Downarrow$
«$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A\,\in \,\left(\Delta _{p,\,k}\right)}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta _{p,\,k}}\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$» avec «$\;J_{\Delta _{p,\,k}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;r_{i,\,k}^{\,2}\;$» dans laquelle $\;r_{i,\,k}=H_{i,\,k}M_{i}$,
$\;\left(\Delta _{p,\,k}\right)\;$ définissant un « axe principal d'inertie du système issu de $\;A\;$»,
$\;J_{\Delta _{p,\,k}}\;$ étant le « moment principal d'inertie du système relativement à l'axe principal d'inertie $\;\left(\Delta _{p,\,k}\right)\;$ passant par $\;A\;$».

     Remarque : Pour un système discret fermé de points matériels indéformable, on peut définir au moins trois directions, deux à deux $\;\perp$, d'axe de rotation du système telles que le vecteur moment cinétique de ce dernier évalué par rapport à un point $\;A\;$ quelconque, «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\;$», en rotation autour d'un axe issu de $\;A\;$ ayant l'une des trois directions précédentes, « soit $\;\parallel \;$ au vecteur rotation instantanée $\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$», c'est-à-dire qu'on peut toujours trouver trois axes principaux d'inertie du système issus de n'importe quel point $\;A$, ou encore on peut définir un repère principal d'inertie du système à partir de n’importe quel point origine $\;A\;$ mais $\;\ldots$

     Remarque : un axe quelconque $\;\left(\Delta \right)\;$ peut n'être principal d'inertie pour aucun de ses points $\;A\;$ c'est-à-dire que le 2^ème terme du vecteur moment cinétique $\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A\,\in \,\left(\Delta \right)}({\text{syst}},\,t)\;$ du système en rotation autour de $\;\left(\Delta \right)$, de vecteur rotation instantanée $\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)$, à savoir «$\;-{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\right]\perp \left(\Delta \right)\;$», peut être non nul pour tous les points $\;A\in \left(\Delta \right)\;$.

     Exemples d'axes principaux d'inertie : Pour plus de détails voir le paragraphe « complément, exemples de détermination d'axes principaux d'inertie de systèmes discrets fermés indéformables particuliers de points matériels » du chap.$2$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI » ;

     Exemples d'axes principaux d'inertie : l'exemple le plus fréquemment rencontré est celui d'un système discret fermé de points matériels ayant un axe de symétrie de révolution $\;\left(\Delta \right)\;$ autour duquel le système est en rotation, le moment cinétique de ce dernier étant évalué par rapport à un point $\;A\;$ quelconque de $\;\left(\Delta \right)$, on vérifie la relation «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A\,\in \,\left(\Delta \right)}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$» avec «$\;J_{\Delta }=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;r_{i}^{\,2}\;$» dans laquelle $\;r_{i}=H_{i}M_{i}\;$ établissant que l'axe de symétrie de révolution du système est un axe principal d'inertie de ce dernier pour tous les points de l'axe, en effet «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)={\vec {0}}\;$» car, dans le plan de section droite quelconque du système coupant l'axe en $\;H_{j}$, au point matériel $\;M_{j,\,k_{j}}\left(m_{j,\,k_{j}}\right)\;$ correspond un point matériel unique $\;{M'}_{j,\,k_{j}}\left(m_{j,\,k_{j}}\right)\;$ symétrique de $\;M_{j,\,k_{j}}\;$ par rapport à $\;H_{j}\;$ c'est-à-dire tel que $\;{\overrightarrow {H_{j}{M'}_{j,\,k_{j}}}}(t)=-{\overrightarrow {H_{j}M_{j,\,k_{j}}}}(t)\;$ $\Rightarrow$ «$\;m_{j,\,k_{j}}\;{\overline {AH_{j}}}\left[{\overrightarrow {H_{j}M_{j,\,k_{j}}}}(t)+{\overrightarrow {H_{j}{M'}_{j,\,k_{j}}}}(t)\right]={\vec {0}},\;\;\forall \;k_{j},\;\;\forall \;j\;$» d'où la propriété énoncée en faisant la somme sur $\;k_{j}\;$ utilisant $\;{\big (}$une seule fois${\big )}\;$ tous les points du plan de section droite coupant l'axe en $\;H_{j}\;$ puis sur $\;j\;$ pour décrire toutes les sections droites.

Moment cinétique scalaire du système discret de points matériels par rapport à un axe Δ

     Le moment cinétique scalaire du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» par rapport à l'axe $\;\Delta$, à l'instant $\;t$, dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ est définie comme la projection orthogonale sur l'axe, du vecteur moment cinétique du système, au même instant $\;t$, dans le même référentiel $\;{\mathcal {R}}$, par rapport à un point $\;A\;$ quelconque de l'axe soit

«$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst}},\;t)={\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\;t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$», $\;\forall \;A\;\in \;\Delta$.

     Justification de la définition : On justifie la définition du moment cinétique scalaire du système discret fermé de points matériels en vérifiant que le moment cinétique vectoriel du système est équiprojectif c'est-à-dire en vérifiant la propriété «$\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\cdot {\overrightarrow {AA'}}={\vec {\sigma }}_{\!A'}({\text{syst}},\,t)\cdot {\overrightarrow {AA'}}\;$» ;

     Justification de la définition : pour cela on utilise la formule de changement d'origine d'évaluation du moment cinétique vectoriel du système discret de points matériels entre $\;A\;$ et $\;A'\;$ soit «$\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=$ ${\vec {\sigma }}_{\!A'}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {AA'}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$» et on multiplie scalairement chaque membre par $\;{\overrightarrow {AA'}}\;$ en utilisant, dans le membre de droite, la distributivité de la multiplication scalaire relativement à l'addition vectorielle $\Rightarrow$ «$\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\cdot {\overrightarrow {AA'}}={\vec {\sigma }}_{\!A'}({\text{syst}},\,t)\cdot {\overrightarrow {AA'}}\;{\cancel {+\left[{\overrightarrow {AA'}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\right]\cdot {\overrightarrow {AA'}}}}\;$» R.Q.F.D. ;

     Justification de la définition : prenant deux points distincts $\;A\;$ et $\;A'\;$ quelconques sur l'axe $\;\Delta \;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, nous pouvons poser $\;{\overrightarrow {AA'}}={\overline {AA'}}\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ et l'équiprojectivité du moment cinétique vectoriel du système discret de points matériels se réécrit, après simplification par $\;{\overline {AA'}}\neq 0$, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\vec {\sigma }}_{\!A'}({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$», la valeur commune définissant le moment cinétique scalaire du système discret de points matériels.

     Cas particulier d'un système discret de points matériels en translation dans le référentiel d'étude : Le moment cinétique vectoriel du système discret de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, s'exprimant, à l'instant $\;t\;$ relativement à un point $\;A\;$ quelconque d'un axe $\;\Delta$, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst. en transl.}},\,t)=\;{\cancel {{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst. en transl.}},\,t)\;+}}\;{\overrightarrow {AG}}(t)\wedge {\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$» dans lequel «$\;{\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$ d'où
     Cas particulier d'un système discret de points matériels en translation dans le référentiel d'étude : le moment cinétique scalaire du système en translation évalué par rapport à l'axe $\;\Delta \;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ «$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en transl.}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst. en transl.}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=\left[{\overrightarrow {AG}}(t)\wedge {\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=m_{\text{syst}}\left[{\overrightarrow {AG}}(t)\wedge {\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=m_{\text{syst}}\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\overrightarrow {AG}}(t)\right]\cdot {\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$» en utilisant l'invariance d'un produit mixte par permutation circulaire ou, en notant $\;H_{G}\;$ le projeté orthogonal de $\;G\;$ sur l'axe $\;\Delta \;$ «$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en transl.}},\,t)=m_{\text{syst}}\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\overrightarrow {H_{G}G}}(t)\right]\cdot {\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$» soit enfin, en utilisant le repérage cylindro-polaire de pôle $\;A\;$ et d'axe orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ $\Rightarrow$ les coordonnées cylindro-polaires de $\;G\;$ sont $\;\left(r_{G}\,,\,\theta _{G}\,,\,z_{G}\right)$ $\;{\big [}$avec pour base cylindro-polaire liée à $\;G$, $\;\left\lbrace {\vec {u}}_{r}\,,\,{\vec {u}}_{\theta }\,,\,{\vec {u}}_{\Delta }\right\rbrace {\big ]}\;$ $\Rightarrow$ $\;{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\overrightarrow {H_{G}G}}(t)=r_{G}(t)\;{\vec {u}}_{\theta }(t)\;$ et par suite «$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en transl.}},\,t)=m_{\text{syst}}\;r_{G}(t)\left[{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\theta }(t)\right]\;$» ou, en notant $\;V_{\theta ,\,{\text{syst. en transl.}}}(t)\;$ la composante orthoradiale du vecteur vitesse de translation du système à l'instant $\;t$,

«$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en transl.}},\,t)=m_{\text{syst}}\;r_{G}(t)\;V_{\theta ,\,{\text{syst. en transl.}}}(t)\;$.

     Cas particulier d'un système discret de points matériels en rotation autour d'un axe fixe dans le référentiel d'étude : Le moment cinétique vectoriel du système discret de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)$, de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, s'exprimant, à l'instant $\;t\;$ relativement à un point $\;A\;$ quelconque de $\;\left(\Delta \right)$, «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\right]\;$» dans lequel «$\;J_{\Delta }=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}J_{\Delta }(M_{i})=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;r_{i}^{2}\;$» est le moment d'inertie du système relativement à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)$, $\;H_{i}\;$ le projeté orthogonal de $\;M_{i}\;$ sur l'axe et $\;{\overline {\Omega }}(t)={\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$ la vitesse angulaire de rotation du système autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, d'où
     Cas particulier d'un système discret de points matériels en rotation autour d'un axe fixe dans le référentiel d'étude : le moment cinétique scalaire du système en rotation évalué par rapport à l'axe $\;\Delta \;$ de rotation orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ «$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=\left\lbrace J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\right]\right\rbrace \cdot {\vec {u}}_{\Delta }=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;{\cancel {-\;{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\right]}}\;$» en utilisant la distributivité de la multiplication scalaire relativement à l'addition vectorielle ainsi que $\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\perp \;$ à $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;\;\forall \;M_{i}$, l'expression finale du moment cinétique scalaire du système en rotation autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ par rapport auquel le moment cinétique est évalué

«$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» que l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ soit principal d'inertie ou non.

Énergie cinétique du système discret de points matériels

     L'énergie cinétique, à l'instant $\;t$, du système discret de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ est la somme des énergies cinétiques de tous les points matériels, définies au même instant $\;t$, dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ soit encore

«$\;K({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}K_{M_{i}}(t)\;$» ou
«$\;K({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {{\vec {p}}_{M_{i}}^{\,2}}{2\;m_{i}}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,2}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$» avec
$\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\;$ « le vecteur quantité de mouvement de $\;M_{i}\;$ dans $\;({\mathcal {R}})\;$ au même instant $\;t\;$»,
et $\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$ « le vecteur vitesse de $\;M_{i}\;$ dans $\;({\mathcal {R}})\;$ au même instant $\;t\;$».

     Cas particulier d'un système discret de points matériels en translation dans le référentiel d'étude : L'énergie cinétique, à l'instant $\;t$, du système discret de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$ au même instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big \{}$c'est-à-dire tel que $\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t),\;\;\forall \;i\;\in \;\left[\left[1\,,\,N\right]\right]{\big \}}$, s'évaluant selon «$\;K({\text{syst. en transl.}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,2}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}^{\,2}(t)\;$» soit, en factorisant par $\;{\dfrac {{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}^{\,2}(t)}{2}}\;$ et reconnaissant $\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}=m_{\text{syst}}\;$ dans l'autre facteur

«$\;K({\text{syst. en transl.}},\,t)={\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}^{\,2}(t)\;$»
ou encore, avec $\;{\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$
«$\;K({\text{syst. en transl.}},\,t)={\dfrac {{\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}^{\,2}}{2\;m_{\text{syst}}}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;{\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\cdot {\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$».

     Cas particulier d'un système discret de points matériels en rotation autour d'un axe fixe dans le référentiel d'étude : L'énergie cinétique du système discret de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,N}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)$, de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big \{}$c'est-à-dire tel que $\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\vec {\Omega }}(t)\wedge {\overrightarrow {AM_{i}}}(t),\;\forall \;i\;\in \;\left[\left[1\,,\,N\right]\right]\;$ avec $\;A\;\in \;\Delta {\big \}}\;$, s'évaluant selon «$\;K({\text{syst. en rot.}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\cdot \left[{\vec {\Omega }}(t)\wedge {\overrightarrow {AM_{i}}}(t)\right]\;$» ou, en utilisant l'invariance d'un produit mixte par permutation circulaire «$\;K({\text{syst. en rot.}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {\Omega }}(t)\cdot \left[{\overrightarrow {AM_{i}}}(t)\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)\right]=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {\sigma }}_{\!A}(M_{i},\,t)\;$» soit, en factorisant par $\;{\dfrac {{\vec {\Omega }}(t)}{2}}\;$ et en reconnaissant dans l'autre facteur $\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {\sigma }}_{\!A}(M_{i},\,t)=$ ${\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst. en rot.}},\,t)\;$

«$\;K({\text{syst. en rot.}},\,t)={\dfrac {1}{2}}\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst. en rot.}},\,t)\cdot {\vec {\Omega }}(t)\;$» ou
«$\;K({\text{syst. en rot.}},\,t)={\dfrac {1}{2}}\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en rot.}},\,t)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» dans laquelle $\;{\overline {\Omega }}(t)={\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$ est la vitesse angulaire de rotation du système autour de $\;\left(\Delta \right)\;$
ou encore, avec $\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en rot.}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overline {\Omega }}(t)\;$, $\;J_{\Delta }=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;r_{i}^{2}\;$ étant le moment d'inertie du système relativement à $\;\left(\Delta \right)$,
«$\;K({\text{syst. en rot.}},\,t)={\dfrac {\sigma _{\!\Delta }^{\,2}({\text{syst. en rot.}})}{2\;J_{\Delta }}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }\;{\overline {\Omega }}^{2}(t)\;$».

Référentiel barycentrique d'un système discret fermé de points matériels et cinétique associée

Notion de référentiel barycentrique (ou du centre de masse) d'un système discret fermé de points matériels

Référentiel barycentrique (ou du centre de masse) d'un système discret fermé de points matériels

     Le référentiel barycentrique $\;{\big (}$ou du centre de masse${\big )}\;$ ${\mathcal {R}}^{*}\;$ du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est le référentiel lié au C.D.I. $\;G\;$ du système en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$.

     Remarques : $\;G\;$ étant immobile dans $\;{\mathcal {R}}^{*}$, le vecteur vitesse de $\;G\;$ dans $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ y est nul soit «$\;{\vec {V}}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}(G,\,t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» noté plus succinctement «$\;{\vec {V}}^{\,*}\!(G,\,t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$».

     Remarques : Bien que ce ne soit pas une obligation, on prend usuellement comme origine du repère associé à $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ le point $\;G$.

     Intérêt de son introduction : on peut décrire la cinématique d'un système de points matériels dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ en la considérant comme composée de deux mouvements :

        Intérêt de son introduction : $\;\succ \;$un mouvement de translation de vecteur vitesse égal, à l'instant $\;t$, à $\;{\vec {V}}_{/\,{\mathcal {R}}}\!(G,\,t)$, ce mouvement considérant le système à l'instant $\;t\;$ comme un solide $\;{\mathcal {S}}_{G}(t)\;$ et

        Intérêt de son introduction : $\;\succ \;$un mouvement de rotation ou de déformation du système relativement au solide $\;{\mathcal {S}}_{G}(t)\;$ lié au C.D.I. $\;G$ ;

     Intérêt de son introduction : le solide $\;{\mathcal {S}}_{G}(t)\;$ s'identifie au référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}$, ce dernier étant lié à $\;G$, en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{/\,{\mathcal {R}}}\!(G,\,t)\;$ relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ ;

     Intérêt de son introduction : la description de la cinématique du système se réduit donc à

        Intérêt de son introduction : $\;\succ \;$celle du mouvement du C.D.I. $\;G\;$ dans le référentiel d’étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et

        Intérêt de son introduction : $\;\succ \;$celle du mouvement de chaque point dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ c'est-à-dire à celle du mouvement barycentrique de chaque point.

Grandeurs cinétiques barycentriques du système discret fermé de points matériels

Résultante cinétique barycentrique du système discret fermé de points matériels

     Définition : La résultante cinétique barycentrique $\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)$, à l'instant $\;t$, du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est la somme des vecteurs quantité de mouvement barycentrique de tous les points matériels du système soit

«$\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {p}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)\;$» ou encore «$\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)\;$».

     Propriété : «$\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» car «$\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,*}\!(t)\;$» d'une part et «$\;{\vec {V}}_{G}^{\,*}\!(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» d'autre part ; on en déduit «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {p}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$».

Moment cinétique barycentrique vectoriel du système discret fermé de points matériels évalué en un point O quelconque

     Définition : Le moment cinétique barycentrique vectoriel, à l'instant $\;t$, du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» évalué en un point $\;O\;$ quelconque «$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» est la somme des vecteurs moment cinétique barycentrique de tous les points matériels du système par rapport au même point $\;O\;$ au même instant $\;t\;$ soit

«$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)=$ $\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!(M_{i},\,t)\;$» ou encore «$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {OM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)\;$».

     Propriété : «$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» est indépendant du point origine $\;O\;$ et simplement noté «$\;{\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» en effet, si on applique la formule de changement d'origine de calcul du moment cinétique barycentrique entre deux points $\;O\;$ et $\;O'\;$ distincts on obtient «$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{O'}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OO'}}\wedge {\vec {P}}^{\,*}\!(t)\;$» avec $\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)={\vec {0}}\;$ d'où «$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{O'}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t),\;\;\forall \;t,\;\;\forall \;\left\lbrace O\,,\,O'\right\rbrace \;$».

Énergie cinétique barycentrique du système discret fermé de points matériels

     Définition : L'énergie cinétique barycentrique, à l'instant $\;t$, du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» «$\;K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» est la somme des énergies cinétiques barycentriques de tous les points matériels du système au même instant $\;t\;$ soit

«$\;K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}K^{\,*}\!(M_{i},\,t)\;$» ou encore «$\;K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\left[{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\right]^{2}\!(t)=$ $\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {\left[{\vec {p}}_{M_{i}}^{\,*}\right]^{2}}{2\;m_{i}}}\!(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {{\vec {p}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)}{2}}\;$».

Théorèmes de Kœnig (ou König)

     Les théorèmes de Kœnig $\;{\big (}$ou König${\big )}\;$ permettent d'expliciter le changement de référentiel faisant passer du référentiel barycentrique d'un système fermé de matière au référentiel d'étude pour les grandeurs cinétiques « moment cinétique vectoriel » et « énergie cinétique » du système de matière ; ci-dessous on ne s'intéresse qu'aux systèmes discrets fermés de points matériels.

1^er théorème de Kœnig (ou théorème de Kœnig relatif au moment cinétique)

Énoncé

Début d’un théorème

1^er théorème de Kœnig (ou théorème de Kœnig relatif au moment cinétique)

     Le moment cinétique vectoriel du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» évalué à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ relativement à un point $\;O\;$ quelconque «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!({\text{syst}},\,t)\;$» est la somme

• du moment cinétique barycentrique vectoriel du système «$\;{\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» évalué à l'instant $\;t\;$ et
• du moment cinétique vectoriel du C.D.I. $\;G\;$ du système évalué au même instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport au même point $\;O$ $\;{\big [}$en attribuant au point fictif $\;G\;$ la masse $\;m_{\text{syst}}{\big ]}\;$ «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!(G,\,t)={\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$» soit, mathématiquement «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\vec {\sigma }}_{O}\!(G,\,t)={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$».

Fin du théorème

Démonstration

     Ayant établi la formule de changement d'origine du moment cinétique vectoriel d'un système discret fermé de points matériels dans un référentiel d'étude et l'appliquant entre un point $\;O\;$ quelconque et le C.D.I. $\;G\;$ du système, on peut donc écrire «$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$» dans laquelle toutes les grandeurs cinétiques ou cinématiques sont définies dans le même référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ ;

     il reste, pour terminer la démonstration du 1^er théorème de Kœnig, à établir que le moment cinétique vectoriel du système évalué par rapport au C.D.I. $\;G\;$ du système, à l'instant $\;t$, dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, s'identifie au moment cinétique barycentrique vectoriel du système, au même instant $\;t$, c'est-à-dire au moment cinétique vectoriel du système, à l'instant $\;t$, dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}$, lequel moment, étant indépendant du point origine de calcul, peut être évalué au C.D.I. $\;G\;$ du système, soit encore à établir «$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)\;{\overset {\text{?}}{=}}\;{\vec {\sigma }}_{\!G}^{*}({\text{syst}},\,t)\;$» ;

     pour cela on applique la loi de composition newtonienne des vitesses dans le cas où le référentiel d'entraînement est en translation relativement au référentiel absolu, « le référentiel absolu étant le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et le référentiel d'entraînement le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$», le mouvement d'entraînement d'un point $\;M_{i}\;$ quelconque étant une translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ $\Rightarrow$ le vecteur vitesse d'entraînement du point $\;M_{i}\;$ vérifie «$\;{\vec {V}}_{e,\,M_{i}}(t)={\vec {V}}_{G}(t),\;\forall \;M_{i},\;\forall \;t\;$» et la loi de composition newtonienne des vitesses du point $\;M_{i}\;$ s'écrit «$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)+{\vec {V}}_{G}(t)\;$» puis,
     en multipliant vectoriellement à gauche les deux membres par $\;m_{i}\;{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\;$ et en utilisant la distributivité de la multiplication vectorielle relativement à l'addition vectorielle dans le membre de droite «$\,{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)+{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{G}(t)\,$», enfin
     en ajoutant ces $\;N\;$ relations «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$», « 1^er membre dans lequel on reconnaît $\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)\;$» et 2^nd membre dans lequel « le 1^er terme s'identifie à $\;{\vec {\sigma }}_{\!G}^{*}({\text{syst}},\,t)$», le « 2^ème terme se réécrivant, en factorisant vectoriellement à droite par $\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ $\;\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\right]\wedge {\vec {V}}_{G}(t)={\vec {0}}\;$» par définition du C.D.I. du système discret fermé de points matériels d'où finalement «$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!G}^{*}({\text{syst}},\,t)\;$» R.Q.F.D..

Application à un système discret fermé de points matériels indéformable (solide au sens de la mécanique)

     Le mouvement général d'un système discret fermé de points matériels «$\;{\mathcal {S}}=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» indéformable $\;{\big (}$c'est-à-dire un solide au sens de la mécanique${\big )}\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ est un mouvement composé

• d'une translation de vecteur vitesse, à l'instant $\;t$, «$\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ relativement à $\;{\mathcal {R}}\;$» dans lequel $\;G\;$ est le C.D.I. du système et
• d'une rotation autour de son C.D.I. $\;G\;$ de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}_{\,/{\mathcal {R}}^{*}}({\mathcal {S}},\,t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du solide ;

     l'application du 1^er théorème de Kœnig à $\;{\mathcal {S}}\;$ nous conduit à «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!({\mathcal {S}},\,t)={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\mathcal {S}},\,t)+{\vec {\sigma }}_{O}\!(G,\,t)={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\mathcal {S}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\mathcal {S}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$» dans lequel

• $\;{\vec {\sigma }}_{O}\!(G,\,t)={\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\mathcal {S}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ provient du mouvement de translation de $\;{\mathcal {S}}\;$ relativement à $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big \{}$cela pourrait être une translation circulaire autour d'un point $\;O\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}$, dans ce cas on parlerait de moment cinétique orbital${\big \}}\;$ et
• $\;{\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\mathcal {S}},\,t)$, dû à la rotation propre de $\;{\mathcal {S}}\;$ autour de $\;G$, dépend de $\;{\vec {\Omega }}_{\,/{\mathcal {R}}^{*}}({\mathcal {S}},\,t)={\overline {\Omega }}_{\,/{\mathcal {R}}^{*}}({\mathcal {S}},\,t)\;{\vec {u}}_{\Delta _{G}}(t)\;$ selon «$\;{\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\mathcal {S}},\,t)=J_{\Delta _{G}(t)}({\mathcal {S}})\;{\vec {\Omega }}_{\,/{\mathcal {R}}^{*}}({\mathcal {S}},\,t)-{\overline {\Omega }}_{\,/{\mathcal {R}}^{*}}({\mathcal {S}},\,t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\overline {GH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\right]\,$» dans lequel «$\;J_{\Delta _{G}(t)}({\mathcal {S}})=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;r_{i}^{2}\;$ est le moment d'inertie de $\;{\mathcal {S}}\;$ relativement à l'axe de rotation $\;\Delta _{G}(t)\;$ passant par $\;G\;$» avec $\;r_{i}=H_{i}M_{i}$, $\;H_{i}\;$ étant le projeté orthogonal de $\;M_{i}\;$ sur $\;\Delta _{G}(t)$, le dernier terme de $\;{\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\mathcal {S}},\,t)\;$ n'étant nul que si l'axe de rotation $\;\Delta _{G}(t)\;$ est axe principal d'inertie du solide, on peut alors écrire «$\;{\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\mathcal {S}},\,t)=J_{\Delta _{G}(t)}({\mathcal {S}})\;{\vec {\Omega }}_{\,/{\mathcal {R}}^{*}}({\mathcal {S}},\,t)\;$».

     Remarque : Dans le cas général où l'axe de rotation propre $\;\Delta _{G}(t)\;$ n'est pas nécessairement un axe principal d'inertie du solide, on peut appliquer la version du 1^er théorème de Kœnig projetée sur $\;\Delta _{G}(t)$ $\;{\big [}$ou $\;\Delta _{O}(t)\;$ de même direction que $\;\Delta _{G}(t)\;$ mais passant par $\;O{\big ]}$, et on obtient «$\;\sigma _{\!\Delta _{O}}\!({\mathcal {S}},\,t)=J_{\Delta _{G}(t)}({\mathcal {S}})\;{\overline {\Omega }}_{\,/{\mathcal {R}}^{*}}({\mathcal {S}},\,t)+\left[{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\mathcal {S}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta _{O}}(t)\;$».

2^ème théorème de Kœnig (ou théorème de Kœnig relatif à l'énergie cinétique)

Énoncé

Début d’un théorème

2^ème théorème de Kœnig (ou théorème de Kœnig relatif à l'énergie cinétique)

     L'énergie cinétique du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» évalué à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ «$\;K({\text{syst}},\,t)\;$» est la somme

• de l'énergie cinétique barycentrique du système «$\;K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» évalué à l'instant $\;t\;$ et
• de l'énergie cinétique du C.D.I. $\;G\;$ du système évalué au même instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ $\;{\big [}$en attribuant au point fictif $\;G\;$ la masse $\;m_{\text{syst}}{\big ]}\;$ «$\;K\!(G,\,t)={\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$» soit, mathématiquement «$\;K({\text{syst}},\,t)=K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+K\!(G,\,t)=K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$».

Fin du théorème

Démonstration

     L'énergie cinétique du système discret fermé de points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» étant définie,

• à l'instant $\;t$, dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, selon «$\;K({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,2}\!(t)\;$» et,
• dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}$, au même instant $\;t$, selon «$\;K^{*}({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\,\left[{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\right]^{\!2}\!(t)\;$»,

     nous déterminons le lien entre les deux en appliquant la loi de composition newtonienne des vitesses dans le cas où le référentiel d'entraînement est en translation relativement au référentiel absolu, « le référentiel absolu étant le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et le référentiel d'entraînement le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$», le mouvement d'entraînement d'un point $\;M_{i}\;$ quelconque étant une translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ $\Rightarrow$ le vecteur vitesse d'entraînement du point $\;M_{i}\;$ vérifie «$\;{\vec {V}}_{e,\,M_{i}}(t)={\vec {V}}_{G}(t),\;\forall \;M_{i},\;\forall \;t\;$» et la loi de composition newtonienne des vitesses du point $\;M_{i}\;$ s'écrit «$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)=$ ${\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)+{\vec {V}}_{G}(t)\;$» puis,
     en formant le carré scalaire multiplié par $\;{\dfrac {m_{i}}{2}}\;$ de chaque membre et en développant le membre de droite «$\;{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,2}(t)={\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\left[{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\right]^{2}\!(t)+m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$», enfin
     en ajoutant ces $\;N\;$ relations «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,2}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\left[{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\right]^{2}\!(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$», « 1^er membre dans lequel on reconnaît $\;K({\text{syst}},\,t)\;$» et 2^nd membre dans lequel « le 1^er terme s'identifie à $\;K^{*}({\text{syst}},\,t)\;$», le « 2^ème terme se réécrivant, en factorisant scalairement par $\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ $\;\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)\right]\cdot {\vec {V}}_{G}(t)={\vec {P}}^{\,*}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)=0\;$» par nullité de la résultante cinétique barycentrique du système discret fermé de points matériels et le « 3^ème terme, en factorisant par $\;{\dfrac {{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)}{2}}$, $\;\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\right]{\dfrac {{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)}{2}}={\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)=K(G,\,t)\;$» d'où finalement «$\;K({\text{syst}},\,t)=$ $K^{*}({\text{syst}},\,t)+\;K(G,\,t)=K^{*}({\text{syst}},\,t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$» R.Q.F.D..

Application à un système discret fermé de points matériels indéformable (solide au sens de la mécanique)

     Le mouvement général d'un système discret fermé de points matériels «$\;{\mathcal {S}}=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» indéformable $\;{\big (}$c'est-à-dire un solide au sens de la mécanique${\big )}\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ étant un mouvement composé

• d'une translation de vecteur vitesse, à l'instant $\;t$, «$\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ relativement à $\;{\mathcal {R}}\;$» dans lequel $\;G\;$ est le C.D.I. du système et
• d'une rotation autour de son C.D.I. $\;G\;$ de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}_{\,/{\mathcal {R}}^{*}}({\mathcal {S}},\,t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du solide ;

     l'application du 2^ème théorème de Kœnig à $\;{\mathcal {S}}\;$ nous conduit à «$\;K\!({\mathcal {S}},\,t)=K^{\,*}\!({\mathcal {S}},\,t)+K(G,\,t)=K^{\,*}\!({\mathcal {S}},\,t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{\mathcal {S}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$» dans lequel

• $\;K(G,\,t)={\dfrac {1}{2}}\;m_{\mathcal {S}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$ provient du mouvement de translation de $\;{\mathcal {S}}\;$ relativement à $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big \{}$cela pourrait être une translation circulaire autour d'un point $\;O\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}$, dans ce cas on parlerait d'énergie cinétique orbitale${\big \}}\;$ et
• $\;K^{\,*}\!({\mathcal {S}},\,t)$, due à la rotation propre de $\;{\mathcal {S}}\;$ autour de $\;G$, dépend de $\;{\vec {\Omega }}_{\,/{\mathcal {R}}^{*}}({\mathcal {S}},\,t)={\overline {\Omega }}_{\,/{\mathcal {R}}^{*}}({\mathcal {S}},\,t)\;{\vec {u}}_{\Delta _{G}}(t)\;$ selon «$\;K^{\,*}\!({\mathcal {S}},\,t)={\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}(t)}({\mathcal {S}})\;{\vec {\Omega }}_{\,/{\mathcal {R}}^{*}}^{\,2}({\mathcal {S}},\,t)\,$» dans lequel «$\;J_{\Delta _{G}(t)}({\mathcal {S}})=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;r_{i}^{2}\;$ est le moment d'inertie de $\;{\mathcal {S}}\;$ relativement à l'axe de rotation $\;\Delta _{G}(t)\;$ passant par $\;G\;$» avec $\;r_{i}=H_{i}M_{i}$, $\;H_{i}\;$ étant le projeté orthogonal de $\;M_{i}\;$ sur $\;\Delta _{G}(t)$.

Notions de systèmes de forces appliqués à un système discret de points matériels et leurs propriétés associées

     Comme dans la partie « cinétique » d'un système discret de points matériels, ce dernier est envisagé sous la forme «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», si, de plus, son contenu reste inchangé $\;{\big (}$aucune entrée ou sortie de points matériels dans le système${\big )}$, le système est « fermé » $\;{\big (}$sinon, il est « ouvert »${\big )}$.

     Les notions de systèmes de forces sont introduites dans le cadre de la dynamique newtonienne, toutefois elles restent applicables dans celui de la dynamique relativiste $\;{\big (}$une force devant être invariante par changement de référentiel${\big )}\;$ ainsi que toutes les autres notions associées « résultante, moments résultants vectoriel et scalaire, puissance, travaux élémentaire et fini, caractère conservatif d'une force et énergie potentielle associée ».

Résultante des systèmes de forces appliqués à un système discret fermé de points matériels

     Nous nous limitons aux systèmes discrets fermés de points matériels pour garder une présentation simple, en effet

     dans le cas d'un système ouvert de points matériels défini comme le contenu intérieur à une surface fermée fixe dite de contrôle $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$, un point matériel qui est situé d'un côté de $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$ à un instant $\;t_{1}\;$ peut être situé de l'autre côté à un instant $\;t_{2}$, ce qui fait qu'il peut être extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{1}\;$ et $\;\in \;$ à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{2}\;\ldots$

     Remarque : Nous avons vu dans le paragraphe « exemples (de forces appliquées sur un système discret fermé de points matériels) » du chap.$6$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » qu'il existe
     Remarque : deux types de forces s'exerçant sur un système discret fermé de points matériels, les « forces de champ » et les « forces de contact »,
     Remarque : deux types de forces sans différence formelle entre les deux dans le cas d'un système discret fermé de matière si ce n'est que les 1^ères s'exercent sur tous les points alors que les 2^ndes n'agissent que sur les points situés en périphérie du système d'où
     Remarque : l'absence de distinction entre « forces de champ » et « forces de contact » dans ce qui suit $\;\ldots$

Résultante du système de forces extérieures (ou résultante dynamique) appliqué(e) à un système discret fermé de points matériels

Définition d'une force extérieure appliquée à un système discret fermé de points matériels

     Une force extérieure est une force que l'extérieur du système discret fermé de points matériels «$\;\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)\;$» exerce sur un point de ce système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$ ;
     le système des forces extérieures est alors défini comme l'ensemble des forces $\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$ que chaque système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ de $\;\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)\;$ exerce sur chaque point $\;M_{i}\;$ de $\;\left({\mathcal {S}}\right)$ $\;{\bigg [}$ou encore $\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{\begin{array}{l}i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]\\k\,\in \,\left[\left[1\,,\,p\right]\right]\end{array}}\;$${\bigg ]}$.

Définition de la résultante dynamique appliquée à un système discret fermé de points matériels

Résultante dynamique appliquée à un système discret fermé de points matériels

     La résultante dynamique $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}\;$ appliquée à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est la résultante des forces extérieures s'exerçant sur ce système de points soit encore $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$ avec
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ la somme des forces
que chaque système $\;(\Sigma _{k})\;$ extérieur exerce sur $\;M_{i}$.

Résultante du système de forces intérieures appliqué à un système discret de points matériels

Définition d'une force intérieure appliquée à un système discret de points matériels

     Une force intérieure est une force qu'un point du système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» exerce sur un autre point de ce système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$ ;
     le système des forces intérieures est alors défini comme l'ensemble des forces $\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\begin{array}{l}i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]\\j\,\in \,\left[\left[1\,,\,i-1\right]\right]\,\cup \,\left[\left[i+1\,,\,N\right]\right]\end{array}}\;$ que chaque point $\;M_{j}\;$ de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ exerce sur chaque point $\;M_{i}\;$ de $\;\left({\mathcal {S}}\right)$.

     Remarques : Bien sûr, la distinction entre « forces extérieures » et « forces intérieures » impose de commencer par définir, sans ambiguïté, le système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, c'est aussi la raison pour laquelle nous nous limitons aux systèmes fermés.

     Remarques : Dans le système des forces intérieures on a à envisager l’action que $\;M_{j}\;$ exerce sur $\;M_{i}\;$ mais aussi l’action que $\;M_{i}\;$ exerce sur $\;M_{j}\;$ avec $\;j\neq i$ ; on parle alors d’interactions entre les deux points et si l’une est appelée arbitrairement « action », l’autre est alors nommée « réaction ». Newton a énoncé un principe « traitant de l’action et de la réaction » ou des « actions réciproques », ce principe constitue la 3^ème brique fondamentale de la construction de la mécanique newtonienne du point matériel au même titre que le principe d’inertie ou le p.f.d.n. et il est connu par les anglo-saxons sous le nom de 3^ème loi de Newton.

Rappel du principe des actions réciproques (ou 3^ème loi de Newton)

     Le principe des actions réciproques $\;{\big (}$ou 3^ème loi de Newton${\big )}\;$ a déjà été énoncé et commenté au paragraphe « énoncé du principe des actions réciproques et commentaires » du chap.$6$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI », il ne s'agit donc que d'un rappel.

Début d’un théorème

Principe des actions réciproques (ou 3^ème loi de Newton)

     Pour deux points matériels $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ en interaction telle que $\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;$ décrive l'action de $\;M_{2}\;$ sur $\;M_{1}\;$ et $\;{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;$ l'action de $\;M_{1}\;$ sur $\;M_{2}\;$, on a à tout instant et quels que soient les mouvements de $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}$ : $\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}+{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}={\vec {0}}\;$
et
$\;{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}\wedge {\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}={\vec {0}}\;$.

Fin du théorème

     Commentaires : En « dynamique newtonienne » les forces étant invariantes par changement de référentiel et le déplacement relatif $\;{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}\;$ en étant indépendant également, le principe est applicable dans n'importe quel référentiel ;

     Commentaires : la 2^ème relation $\;{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}\wedge {\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}={\vec {0}}\;$ peut s'écrire encore, en utilisant la 1^re relation, $\;{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}\wedge {\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}={\vec {0}}$, ces deux formes équivalentes traduisent le fait que les supports de $\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;$ et $\;{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;$ sont identiques, de support commun $\;\left(M_{1}M_{2}\right)$, la 1^re relation $\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}+{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}={\vec {0}}\;$ ajoutant que les forces sont de sens opposées et de même norme.

Définition de la résultante du système des forces intérieures appliqué à un système discret de points matériels et propriété

Résultante du système des forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels

     La résultante du système des forces intérieures $\;{\vec {F}}_{\text{int}}\;$ appliqué à un système discret de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» fermé avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est la somme de toutes les forces qu'un point quelconque du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ exerce sur un autre point quelconque du système, distinct du 1^er soit encore $\;{\vec {F}}_{\text{int}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\;$ avec
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ la force que $\;M_{j}\neq M_{i}\;$ exerce sur $\;M_{i}$.

     Propriété : Une conséquence du principe des actions réciproques en dynamique newtonienne est « la nullité de la résultante des forces intérieures s’exerçant sur un système discret de points matériels fermé en dynamique newtonienne » soit

«$\;{\vec {F}}_{\text{int}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]={\vec {0}}\;$»,
ce résultat étant indépendant du mouvement individuel de chaque point matériel du système fermé.

              Propriété Démonstration : on peut coupler les forces intérieures selon $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ et $\;{\vec {F}}_{j\,\leftarrow \,i}$, $\;{\vec {F}}_{\text{int}}\;$ se réécrit alors $\;{\vec {F}}_{\text{int}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}\left({\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}+{\vec {F}}_{j\,\leftarrow \,i}\right)\right]\;$ et d’après la 1^re relation du principe de l'action et de la réaction en dynamique newtonienne, on a $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}+{\vec {F}}_{j\,\leftarrow \,i}={\vec {0}}\;$ d’où la propriété énoncée $\;{\vec {F}}_{\text{int}}={\vec {0}}$.

Moment résultant vectoriel des systèmes de forces appliqués à un système discret fermé de points matériels

     Comme lors de l'introduction de la notion de résultante de systèmes de forces appliqués à un système discret de points matériels nous nous limitons aux systèmes discrets fermés de points matériels pour garder une présentation simple, en effet

     dans le cas d'un système ouvert de points matériels défini comme le contenu intérieur à une surface fermée fixe dite de contrôle $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$, un point matériel qui est situé d'un côté de $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$ à un instant $\;t_{1}\;$ peut être situé de l'autre côté à un instant $\;t_{2}$, ce qui fait qu'il peut être extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{1}\;$ et $\;\in \;$ à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{2}\;\ldots$

Moment résultant vectoriel du système de forces extérieures (ou moment résultant dynamique vectoriel) appliqué à un système discret fermé de points matériels

Moment résultant dynamique vectoriel appliqué à un système discret fermé de points matériels

     Le vecteur moment résultant dynamique relativement au point origine $\;O\;$ quelconque $\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}\;$ appliqué à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est le vecteur moment résultant des forces extérieures s'exerçant sur ce système de points relativement au point $\;O\;$ soit encore $\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\overrightarrow {OM_{i}}}\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$ avec
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ la somme des forces
que chaque système $\;(\Sigma _{k})\;$ extérieur exerce sur $\;M_{i}$.

Définition du moment résultant vectoriel du système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels et propriété

Moment résultant vectoriel du système des forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels

     Le vecteur moment résultant du système des forces intérieures relativement au point origine $\;O\;$ quelconque $\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}\;$ appliqué à un système discret de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» fermé avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est la somme de tous les moments de forces relativement au point $\;O\;$ qu'un point quelconque du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ exerce sur un autre point quelconque du système, distinct du 1^er soit encore $\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace \;$ avec
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ la force que $\;M_{j}\neq M_{i}\;$ exerce sur $\;M_{i}\;$ et $\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]={\overrightarrow {OM_{i}}}\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}$.

     Propriété : Une conséquence du principe des actions réciproques en dynamique newtonienne est « la nullité du vecteur moment résultant des forces intérieures s’exerçant sur un système discret de points matériels fermé en dynamique newtonienne » soit

«$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace ={\vec {0}}\;$»,
ce résultat étant indépendant du mouvement individuel de chaque point matériel du système fermé.

              Propriété Démonstration : on peut coupler les forces intérieures selon $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ et $\;{\vec {F}}_{j\,\leftarrow \,i}$, $\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}\;$ se réécrit alors $\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}\left({\overrightarrow {OM_{i}}}\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}+{\overrightarrow {OM_{j}}}\wedge {\vec {F}}_{j\,\leftarrow \,i}\right)\right]$ ;
              Propriété Démonstration : d’après la 1^re relation du principe de l'action et de la réaction en dynamique newtonienne, on a $\;{\vec {F}}_{j\,\leftarrow \,i}=-{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ soit, en substituant $\;{\vec {F}}_{j\,\leftarrow \,i}\;$ par $\;-{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ et en factorisant vectoriellement à droite par $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}\left[{\overrightarrow {OM_{i}}}-{\overrightarrow {OM_{j}}}\right]\wedge \;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}\wedge \;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\;$»,
              Propriété Démonstration : enfin, d’après la 2^ème relation du principe de l'action et de la réaction en dynamique newtonienne, on a $\;{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}\wedge \;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}={\vec {0}}\;$ d'où la propriété énoncée $\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}={\vec {0}}$.

Commentaires sur le système des forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels

     Le système des forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels a une résultante et un moment résultant vectoriel par rapport à n'importe quel point origine tous deux nuls $\;{\big (}$en effet si le moment résultant vectoriel est nul par rapport à un point origine $\;O$, il l'est par rapport à tout autre point origine $\;O'\neq O\;$ car la résultante l'est aussi${\big )}$ ;

     toutefois, dans le cas général, le système des forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels n'est pas équivalent à un système de forces nul $\;{\big (}$en particulier nous verrons que la puissance développée par le système de forces intérieures s'exerçant sur un système discret fermé de points matériels déformable n’est pas nul, alors que celui d'un système de forces nul l'est évidemment${\big )}$.

Moment résultant scalaire des systèmes de forces appliqués à un système discret fermé de points matériels

     Comme lors de l'introduction de la notion de résultante et de moment résultant vectoriel de systèmes de forces appliqués à un système discret de points matériels nous nous limitons aux systèmes discrets fermés de points matériels pour garder une présentation simple, en effet

     dans le cas d'un système ouvert de points matériels défini comme le contenu intérieur à une surface fermée fixe dite de contrôle $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$, un point matériel qui est situé d'un côté de $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$ à un instant $\;t_{1}\;$ peut être situé de l'autre côté à un instant $\;t_{2}$, ce qui fait qu'il peut être extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{1}\;$ et $\;\in \;$ à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{2}\;\ldots$

Rappel de la définition d'un moment scalaire de force à partir du moment vectoriel de celle-ci

     Le moment scalaire d'une force $\;{\vec {F}}(M)\;$ par rapport à l'axe $\;\left(\Delta \right)$, noté $\;{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}(M)\right]\;$ est le projeté, sur l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, du moment vectoriel de cette force par rapport à un point $\;O\;$ quelconque de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ soit

«$\;{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}(M)\right]={\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}(M)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=\left[{\overrightarrow {OM}}\wedge {\vec {F}}(M)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$», $\;\forall \;O\;\in \,\left(\Delta \right)\;$.

Moment résultant scalaire du système de forces extérieures (ou moment résultant dynamique scalaire) appliqué à un système discret fermé de points matériels

Moment résultant dynamique scalaire appliqué à un système discret fermé de points matériels

     Le moment résultant dynamique scalaire relativement à l'axe $\;\Delta \;$ quelconque $\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}\;$ appliqué à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est le moment résultant scalaire des forces extérieures s'exerçant sur ce système de points relativement à l'axe $\;\Delta \;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ soit encore $\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[{\overrightarrow {OM_{i}}}\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }$, $\;\forall \;O\;\in \,\left(\Delta \right)\;$ avec
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ la somme des forces
que chaque système $\;(\Sigma _{k})\;$ extérieur exerce sur $\;M_{i}$.

Définition du moment résultant scalaire du système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels et propriété

Moment résultant scalaire du système des forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels

     Le moment résultant scalaire du système des forces intérieures relativement à l'axe $\;\Delta \;$ quelconque $\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{int}}}\;$ appliqué à un système discret de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» fermé avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est la somme de tous les moments de forces relativement à l'axe $\;\Delta \;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ qu'un point quelconque du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ exerce sur un autre point quelconque du système, distinct du 1^er soit encore $\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{int}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace \;$ avec
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ la force que $\;M_{j}\neq M_{i}\;$ exerce sur $\;M_{i}\;$ et $\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]=\left[{\overrightarrow {OM_{i}}}\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }$.

     Propriété : Une conséquence du principe des actions réciproques en dynamique newtonienne est « la nullité du moment résultant scalaire des forces intérieures s’exerçant sur un système discret de points matériels fermé en dynamique newtonienne » soit

«$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{int}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace =0\;$»,
ce résultat étant indépendant du mouvement individuel de chaque point matériel du système fermé.

              Propriété Démonstration : ayant établi au paragraphe « définition du moment résultant vectoriel du système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels et propriété » plus haut dans ce chapitre «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}={\vec {0}}\;$» on en déduit aisément, en multipliant scalairement chaque membre par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\vec {0}}\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» c'est-à-dire la propriété énoncée «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{int}}}=0\;$».

Puissance développée par des systèmes de forces appliqués à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude

     Comme lors de l'introduction de la notion de résultante, de moments résultants vectoriel et scalaire de systèmes de forces appliqués à un système discret de points matériels nous nous limitons aux systèmes discrets fermés de points matériels pour garder une présentation simple, en effet

     dans le cas d'un système ouvert de points matériels défini comme le contenu intérieur à une surface fermée fixe dite de contrôle $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$, un point matériel qui est situé d'un côté de $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$ à un instant $\;t_{1}\;$ peut être situé de l'autre côté à un instant $\;t_{2}$, ce qui fait qu'il peut être extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{1}\;$ et $\;\in \;$ à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{2}\;\ldots$

Puissance développée par le système de forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude

Définition

Puissance développée par le système des forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels

     Dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, la puissance développée par le système des forces extérieures $\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$ appliqué, à l'instant $\;t$, à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est la somme des puissances développées dans le même référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, par les forces extérieures s'exerçant, au même instant $\;t$, sur chaque point matériel soit «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)},\,t\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$» avec
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ la somme des forces
que chaque système $\;(\Sigma _{k})\;$ extérieur exerce sur $\;M_{i}\;$ et
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$ le vecteur vitesse du point $\;M_{i}\;$ à l'instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$.

Cas particuliers

• 1^er cas particulier, système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ : «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;$» dans laquelle
  «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ est la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» ; 1^er cas particulier, démonstration : il suffit de factoriser scalairement par $\;{\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;$ dans l'expression définissant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$», on obtient ainsi «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=$ $\left[\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\cdot {\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;$», le facteur entre crochets s'identifiant à la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ R.Q.F.D..
• 2^ème cas particulier, système discret fermé $\;{\big (}$indéformable${\big )}\;$ de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en rotation de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ : «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» dans laquelle
  «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ est le moment résultant dynamique scalaire appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ à l'instant $\;t\;$» et
  «$\;{\overline {\Omega }}(t)={\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$ la vitesse angulaire de rotation, à l'instant $\;t$, de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$» ; 2^ème cas particulier, démonstration : on utilise l'expression du vecteur vitesse de $\;M_{i}\;$ lors d'un mouvement circulaire de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ avec $\;A\;\in \;\Delta \;$ «$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)=$ ${\overrightarrow {\Omega }}(t)\wedge {\overrightarrow {AM_{i}}}(t)\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot \left[{\overrightarrow {\Omega }}(t)\wedge {\overrightarrow {AM_{i}}}(t)\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\overrightarrow {\Omega }}(t)\cdot \left[{\overrightarrow {AM_{i}}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\;$» en utilisant l'invariance d'un produit mixte par permutation circulaire, nouvelle expression dans laquelle on reconnaît le vecteur moment de la force $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$ relativement au point $\;A\;$ dans le facteur entre crochets $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\overrightarrow {\Omega }}(t)\cdot {\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\;$» puis, en factorisant scalairement par $\;{\vec {\Omega }}(t)$, «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\overrightarrow {\Omega }}(t)\cdot \left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace ={\overrightarrow {\Omega }}(t)\cdot {\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\;$» en reconnaissant dans le facteur entre accolades le moment résultant dynamique vectoriel appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ par rapport à $\;A\;$ et enfin, en explicitant $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ en fonction de la vitesse angulaire de rotation de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ «$\;{\vec {\Omega }}(t)={\overline {\Omega }}(t)\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$», on obtient «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=\left[{\overline {\Omega }}(t)\;{\vec {u}}_{\Delta }\right]\cdot {\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\overline {\Omega }}(t)\left[{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\right]={\overline {\Omega }}(t)\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$» R.Q.F.D..
• 3^ème cas particulier, système discret fermé indéformable de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en mouvement quelconque dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ : «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\;$» dans laquelle
  «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ est la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$»,
  «$\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ le vecteur vitesse du C.D.I. de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$»,
  «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique vectoriel appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ par rapport au C.D.I. de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» et
  «$\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\;$ le vecteur rotation instantanée, à l'instant $\;t$, de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ autour de l'axe $\;\Delta _{G}(t)\;$ dans le référentiel barycentrique du solide $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$» $\;{\big (}$ou
  dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, les deux étant en translation l'un par rapport à l'autre${\big )}$ ; 3^ème cas particulier, démonstration : comme cela a été introduit dans le paragraphe « application à un système fermé de points matériels indéformable (solide au sens de la mécanique) » plus haut dans ce chapitre, le mouvement général d'un système discret fermé de points matériels «$\;{\mathcal {S}}\;$» indéformable $\;{\big (}$c'est-à-dire un solide au sens de la mécanique${\big )}\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ est un mouvement composé
  3^ème cas particulier, démonstration : $\;\succ \;$d'une translation de vecteur vitesse, à l'instant $\;t$, «$\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ relativement à $\;{\mathcal {R}}\;$» dans lequel $\;G\;$ est le C.D.I. du système et
  3^ème cas particulier, démonstration : $\;\succ \;$d'une rotation autour de son C.D.I. $\;G\;$ de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du solide d'où
  3^ème cas particulier, démonstration : le vecteur vitesse du point $\;M_{i}\;$ à l'instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$, «$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\vec {V}}_{G}(t)+{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\wedge {\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\;$» dont on déduit l'expression de la puissance développée par la force extérieure agissant sur $\;M_{i}\;$ à l'instant $\;t$, «$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)},\;t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot \left[{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\wedge {\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\right]\;$» et, en ajoutant ces $\;N\;$ relations, la puissance $\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$ cherchée «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{G}(t)\right]+\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot \left[{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\wedge {\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\right]\right\rbrace \;$» ce qui donne
  3^ème cas particulier, démonstration : $\;\succ \;$dans le 1^er terme, après factorisation scalaire par $\;{\vec {V}}_{G}(t)$, «$\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\cdot {\vec {V}}_{G}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)\;$» et
  3^ème cas particulier, démonstration : $\;\succ \;$dans le 2^ème terme, en utilisant l'invariance d'un produit mixte par permutation circulaire, «$\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace {\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\cdot \left[{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace \;$» puis la factorisation scalaire par $\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)$, «$\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\cdot \left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace ={\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\cdot {\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$» en reconnaissant dans le facteur entre accolades le moment résultant dynamique vectoriel appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ par rapport à $\;G\;$ d'où
  3^ème cas particulier, démonstration : «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\;$» R.Q.F.D..

Puissance développée par le système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude

Définition et autres expressions

Puissance développée par le système des forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels

     La puissance développée, à l'instant $\;t$, dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, par le système des forces intérieures, $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)$, appliqué à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est la somme de toutes les puissances développées par les forces qu'un point quelconque du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ exerce sur un autre point quelconque du système, distinct du 1^er, au même instant $\;t$, dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, soit encore «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace \;$» avec
«$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$» la puissance développée à l'instant $\;t\;$ par la force que $\;M_{j}\neq M_{i}\;$ exerce sur $\;M_{i}\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$,
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$ étant le vecteur vitesse de $\;M_{i}\;$ au même instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$.

     Autres expressions : la 1^re découle du regroupement par couple $\;\left(i\,,\,j\neq i\right)\;$ des termes de la double somme avec utilisation de $\;{\vec {F}}_{j\,\leftarrow \,i}=-{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ $\;{\bigg [}$on obtient alors $\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ termes dans la nouvelle double somme${\bigg ]}\;$ et de l'introduction du référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ lié au point $\;M_{j}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$,
           Autres expressions : la 2^nde est obtenue à partir de la 1^re mais sans la restriction permettant de ne pas compter deux fois chaque couple $\;\left(i\,,\,j\neq i\right)\;$ par exemple «$\;j>i$ $\;{\big (}$ou $\;j<i{\big )}\;$» $\;{\big [}$sans cette restriction on obtient alors $\;N\;(N-1)\;$ termes dans la double somme${\big ]}\;$ d'où le facteur $\;{\dfrac {1}{2}}\;$ pour compenser :

           Autres expressions : $\;\succ \;$«$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,i+1\,..\,N}{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace \;$» avec «$\;{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\;$» la puissance développée, à l'instant $\;t$, par la force que le point $\;M_{j}\;$ exerce sur le point $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ lié à $\;M_{j}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ ;

           Autres expressions : $\;\succ \;$«$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\dfrac {1}{2}}\left(\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace \right)={\dfrac {1}{2}}\left(\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace \right)\;$» dans lesquelles «$\;{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\;$» c'est-à-dire la puissance développée, à l'instant $\;t$, par la force que $\;M_{j}\;$ exerce sur $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ lié à $\;M_{j}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ ;

           Autres expressions : démonstration de la 1^re autre expression de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)$ : en regroupant les termes de la double somme $\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\right\rbrace \;$ par couples $\;\left(i\,,\,j>i\right)\;$ on obtient «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)+{\vec {F}}_{j\,\leftarrow \,i}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{j}}(t)\right]\right\rbrace \;$» puis
           Autres expressions : démonstration : en utilisant la 1^re relation introduite dans le principe des actions réciproques à savoir «$\;{\vec {F}}_{j\,\leftarrow \,i}(t)=-{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}(t)\;$» pour factoriser scalairement le terme entre crochets par «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}(t)\;$», ce qui donne «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}(t)\cdot \left[{\vec {V}}_{M_{i}}(t)-{\vec {V}}_{M_{j}}(t)\right]\right\rbrace \,$» ou encore,

           Autres expressions : démonstration : en évaluant dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ la grandeur vectorielle «$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)-{\vec {V}}_{M_{j}}(t)\;$» on obtient «$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)-{\vec {V}}_{M_{j}}(t)=\left[{\dfrac {d{\overrightarrow {OM_{i}}}}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!(t)-\left[{\dfrac {d{\overrightarrow {OM_{j}}}}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!(t)=$ $\left[{\dfrac {d\,[{\overrightarrow {OM_{i}}}-{\overrightarrow {OM_{j}}}]}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!(t)=\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!(t)\;$» $\;{\big (}$cette dernière expression résultant de l'utilisation de la relation de Chasles${\big )}$, c'est-à-dire la dérivée temporelle, dans $\;{\mathcal {R}}$, du « vecteur position relative $\;{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}(t)\;$ de $\;M_{i}\;$ relativement à $\;M_{j}\;$ à l'instant $\;t\;$» ou, « vecteur position de $\;M_{i}\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ lié à $\;M_{j}\;$ en translation par rapport à $\;{\mathcal {R}}\;$», ou encore, avec $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ en translation par rapport à $\;{\mathcal {R}}\;$ $\Rightarrow$ «$\;\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!(t)=\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!(t)\;$» cette dernière expression définissant le « vecteur vitesse relative à l'instant $\;t\;$ de $\;M_{i}\;$ dans $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ noté $\;{\vec {V}}_{\!M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\;$» soit finalement «$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)-{\vec {V}}_{M_{j}}(t)={\vec {V}}_{\!M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\;$» et par suite

           Autres expressions : démonstration : «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\vec {F}}_{\!M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}(t)\cdot {\vec {V}}_{\!M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\mathcal {P}}_{/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\!\left[{\vec {F}}_{\!M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}(t)\right]\right\rbrace \;$» R.Q.F.D..

Conséquences

• 1^re conséquence : «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\right\rbrace \;$» ne dépendant que des directions communes des axes des repères associés aux référentiels $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ et non de leur origine $\;M_{j}$, a même valeur dans tout référentiel en translation par rapport aux $\;{\mathcal {R}}_{j}$, en particulier dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)$.
• 2^ème conséquence : Dans le cas général «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\right\rbrace \;$» est «$\;\neq 0\;$» car dépendant des vitesses relatives des points les uns par rapport aux autres $\;{\big [}$et celles-ci sont non nulles si le système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est déformable${\big ]}$.
• 3^ème conséquence : Si le système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est indéformable $\;{\big (}$c'est-à-dire si c'est un solide au sens de la mécanique${\big )}$, «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\right\rbrace =0\;$» car «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}={\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;{\vec {u}}_{M_{j}\,\rightarrow \,M_{i}}\;$» par 2^ème relation du principe des actions réciproques et la composante sur $\;{\vec {u}}_{M_{j}\,\rightarrow \,M_{i}}\;$ de $\;{\vec {V}}_{M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\;$ étant $\;{\dot {r}}_{j\,,\,i}(t)\;$ avec $\;r_{j\,,\,i}=M_{j}M_{i}=cste\;$ $\Rightarrow$ $\;{\dot {r}}_{j\,,\,i}(t)=0\;$ d'où «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)$ $=0\;\;\forall \left(i\,,\,j>i\right)\;$».

Travail développé par des systèmes de forces appliqués à un système discret de points matériels dans le référentiel d'étude

     Comme lors de l'introduction de la notion de puissance développée par les systèmes de forces appliqués à un système discret de points matériels nous nous limitons aux systèmes discrets fermés de points matériels pour garder une présentation simple, en effet

     dans le cas d'un système ouvert de points matériels défini comme le contenu intérieur à une surface fermée fixe dite de contrôle $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$, un point matériel qui est situé d'un côté de $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$ à un instant $\;t_{1}\;$ peut être situé de l'autre côté à un instant $\;t_{2}$, ce qui fait qu'il peut être extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{1}\;$ et $\;\in \;$ à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{2}\;\ldots$

     Dans ce qui suit notre point de départ pour définir le travail élémentaire $\;\delta W\;$ d'un système de forces correspondant à une durée élémentaire $\;dt\;$ d'action du système de forces développant une puissance instantanée $\;{\mathcal {P}}(t)\;$ sera «$\;\delta W={\mathcal {P}}(t)\times dt\;$» et
     Dans ce qui suit notre point de départ pour définir le travail $\;W_{{\text{sur }}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\;$ d'un système de forces correspondant à un intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ d'action du système de forces développant une puissance instantanée $\;{\mathcal {P}}(t)\;$ sera «$\;W_{{\text{sur }}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\mathcal {P}}(t)\times dt\;$».

Travail développé par le système de forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude

Définition du travail élémentaire développé par le système de forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude

Travail élémentaire développé par le système des forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels

     Dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, le travail élémentaire développé par le système des forces extérieures $\;\delta W_{\text{ext}}(t)\;$ appliqué sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]$, à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est le produit de la puissance développée par le système des forces extérieures $\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le même référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, par la durée élémentaire de l'action $\;dt$, soit «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;dt=\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace dt\;$» avec
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ la somme des forces
que chaque système $\;(\Sigma _{k})\;$ extérieur exerce sur $\;M_{i}\;$ et
$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$ la puissance développée par $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$
à l'instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$, $\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$ étant le vecteur vitesse de $\;M_{i}\;$ au même instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$.

     Remarque : «$\delta W_{\text{ext}}(t)=\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace dt=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace {\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace dt=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\right\rbrace dt=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot \left[{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;dt\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» dans laquelle $\;{\overrightarrow {dM_{i}}}\;$ est le vecteur déplacement élémentaire du point $\;M_{i}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$ ; «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» étant aussi le travail élémentaire développé par la force $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$ appliqué à $\;M_{i}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$, nous en déduisons la définition équivalente ci-dessous.

Définition équivalente du travail élémentaire développé par le système des forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels

     Dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, le travail élémentaire développé par le système des forces extérieures $\;\delta W_{\text{ext}}(t)\;$ appliqué sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]$, à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est la somme des travaux élémentaires développés dans le même référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, par les forces extérieures s'exerçant, pendant le même intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]$, sur chaque point matériel soit «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\delta W\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)},\,t\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» avec
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ la somme des forces
que chaque système $\;(\Sigma _{k})\;$ extérieur exerce sur $\;M_{i}\;$ et
$\;{\overrightarrow {dM_{i}}}\;$ le vecteur déplacement élémentaire du point $\;M_{i}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$.

Cas particuliers

• 1^er cas particulier, système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en translation d'un vecteur déplacement élémentaire $\;{\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,,t+dt\right]\;$ par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ : «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}\;$» dans laquelle
  «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ est la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» ; 1^er cas particulier, démonstration : il suffit d'utiliser $\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;dt\;$ avec «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;$», on obtient ainsi «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)=\left[{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\right]dt\;$» ou encore, «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot \left[{\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;dt\right]={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}\;$» par définition du vecteur déplacement élémentaire du système en translation, « R.Q.F.D. ».
• 2^ème cas particulier, système discret fermé $\;{\big (}$indéformable${\big )}\;$ de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en rotation d'un angle élémentaire $\;d\theta \;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,,t+dt\right]\;$ autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ : «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta \;$» dans laquelle
  «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ est le moment résultant dynamique scalaire appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ à l'instant $\;t\;$» ; 2^ème cas particulier, démonstration : il suffit d'utiliser $\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;dt\;$ avec «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» dans laquelle «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ est le moment résultant dynamique scalaire appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ à l'instant $\;t\;$» et «$\;{\overline {\Omega }}(t)={\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$ la vitesse angulaire de rotation, à l'instant $\;t$, de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$», on obtient ainsi «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)=$ $\left[{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;{\overline {\Omega }}(t)\right]dt\;$» ou encore, «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\,\left[{\overline {\Omega }}(t)\;dt\right]={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta \;$» par définition de l'angle élémentaire de rotation du système, « R.Q.F.D. ».

Travail développé par le système de forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels sur une durée finie dans le référentiel d'étude

Définition du travail développé par le système de forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels sur une durée finie dans le référentiel d'étude

Travail développé par le système des forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels sur une durée finie

     Dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, le travail développé par le système des forces extérieures $\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\;$ appliqué sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$, à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est la somme continue de tous les travaux élémentaires successifs développés par le système des forces extérieures sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ dans le même référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ soit «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{ext}}(t')=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t')\;dt'=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)},\;t'\right]\right\rbrace dt'\;$» avec
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ la somme des forces
que chaque système $\;(\Sigma _{k})\;$ extérieur exerce sur $\;M_{i}\;$ et
$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)},\;t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$ la puissance développée par $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$
à l'instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$, $\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$ étant le vecteur vitesse de $\;M_{i}\;$ au même instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$.

     Remarque : Ayant établi dans la remarque du paragraphe « définition du travail élémentaire développé par le système de forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude » plus haut dans ce chapitre «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» avec $\;{\overrightarrow {dM_{i}}}\;$ le vecteur déplacement élémentaire du point $\;M_{i}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$ $\Rightarrow$ «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}(t')\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}(t')\right]\;$» dans laquelle chaque point $\;M_{i}\;$ décrivant une trajectoire spécifique $\;\left(\Gamma _{i}\right)\;$ a une position paramétrée par $\;t\;$ avec une position initiale notée $\;M_{i,\,0}\;$ et une finale notée $\;M_{i,\,f}\;$ d'où
     Remarque : en permutant l'addition discrète et l'addition continue, conséquence de la linéarité de ces opérations «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}(t')\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}(t')\right]\;$» et
     Remarque : en reconnaissant dans le terme entre crochets la paramétrisation d'une intégrale curviligne «$\;\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}(t')\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}(t')=\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}{\overset {(\Gamma _{i})}{\rightarrow }}M_{i,\,f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$»,
     Remarque : nous en déduisons alors la définition équivalente ci-dessous.

Définition équivalente du travail développé par le système des forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels sur une durée finie

     Dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, le travail développé par le système des forces extérieures $\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\;$ appliqué sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$, à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est la somme de tous les travaux développés dans le même référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, par les forces extérieures s'exerçant, pendant le même intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$, sur chaque point matériel soit «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}W_{{\text{sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\;$» avec
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ la somme des forces
que chaque système $\;(\Sigma _{k})\;$ extérieur exerce sur $\;M_{i}\;$ et
«$\;W_{{\text{sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]=\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}{\overset {(\Gamma _{i})}{\rightarrow }}M_{i,\,f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» le travail développé par $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$
quand le point $\;M_{i}\;$ se déplace sur $\;\left(\Gamma _{i}\right)\;$ de $\;M_{i,\,0}\;$ à $\;M_{i,\,f}\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$.

Cas particuliers

• 1^er cas particulier, système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en translation telle qu'un point quelconque $\;A$, lié à $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, suit la trajectoire $\;\left(\Gamma _{A}\right)\;$ de $\;A_{0}\;$ à $\;A_{f}\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ : «$\;W_{{\text{sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int \limits _{A_{0}{\overset {(\Gamma _{A})}{\rightarrow }}A_{f}}{\vec {F}}_{\text{ext}}(A)\cdot {\overrightarrow {dA}}\;$» dans laquelle
  «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(A)\;$ est la résultante dynamique appliquée en $\;A\;\in \left({\mathcal {S}}\right)\;$ en une position générique de $\;\left(\Gamma _{A}\right)\;$» et
  «$\;{\overrightarrow {dA}}\;$ le vecteur déplacement élémentaire du point $\;A\;\in \left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur $\;\left(\Gamma _{A}\right)\;$» ; 1^er cas particulier, démonstration : il suffit d'utiliser «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}W_{{\text{sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}{\overset {(\Gamma _{i})}{\rightarrow }}M_{i,\,f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\right]\;$» dans laquelle $\;{\overrightarrow {dM_{i}}}\;\;\forall \;M_{i}\;$ est égal à $\;{\overrightarrow {dA}}\;$ au point d'application près, $\;M_{i}\;$ suivant $\;\left(\Gamma _{i}\right)\;$ se déduisant de $\;\left(\Gamma _{A}\right)\;$ par translation de vecteur $\;{\overrightarrow {AM_{i}}}={\overrightarrow {A_{0}M_{i,\,0}}}={\overrightarrow {A_{f}M_{i,\,f}}}\;$ d'où, en permutant l'addition discrète et l'addition continue, conséquence de la linéarité de ces opérations, et en y substituant $\;\left\lbrace {\overrightarrow {dM_{i}}}\,\,\left(\Gamma _{i}\right)\right\rbrace \;$ par $\;\left\lbrace {\overrightarrow {dA}}\,\,\left(\Gamma _{A}\right)\right\rbrace \;$ «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int \limits _{A_{0}{\overset {(\Gamma _{A})}{\rightarrow }}A_{f}}\left[\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dA}}\right]\;$» ou encore, après factorisation scalaire par $\;{\overrightarrow {dA}}\;$ dans la fonction à intégrer «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int \limits _{A_{0}{\overset {(\Gamma _{A})}{\rightarrow }}A_{f}}\left[\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\cdot {\overrightarrow {dA}}=\displaystyle \int \limits _{A_{0}{\overset {(\Gamma _{A})}{\rightarrow }}A_{f}}{\vec {F}}_{\text{ext}}(A)\cdot {\overrightarrow {dA}}\;$» par définition de la résultante dynamique du système en translation, « R.Q.F.D. ».
• 2^ème cas particulier, système discret fermé $\;{\big (}$indéformable${\big )}\;$ de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ telle qu'un point quelconque $\;A$, lié à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ mais $\;\notin \left(\Delta \right)$, tourne de $\;A_{0}\;$ à $\;A_{f}\;$ autour du $\;H_{A}$, le projeté orthogonal de $\;A\;$ sur $\;\left(\Delta \right)$, l'abscisse angulaire de $\;A\;$ dans le plan de sa trajectoire $\;\theta _{A}={\widehat {\left({\overrightarrow {H_{A}A_{\text{réf}}}}\,,\,{\overrightarrow {H_{A}A}}\right)}}\;$ variant de $\;\theta _{A,\,0}\;$ à $\;\theta _{A,\,f}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ : «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{\theta _{A,\,0}}^{\theta _{A,\,f}}{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(\theta _{A})\,d\theta _{A}\;$» dans laquelle
  «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(\theta _{A})\;$ est le moment résultant dynamique scalaire appliquée en $\;A\;\in \left({\mathcal {S}}\right)\;$ en une position générique du cercle décrit » et
  «$\;d\theta _{A}\;$ la variation élémentaire de l'abscisse angulaire du point générique $\;A\;\in \left({\mathcal {S}}\right)\;$» ; 2^ème cas particulier, démonstration : il suffit d'utiliser «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}W_{{\text{sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}{\overset {({\mathcal {C}}_{i})}{\rightarrow }}M_{i,\,f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\right]\;$» dans laquelle $\;\left({\mathcal {C}}_{i}\right)\;$ est le cercle suivi par $\;M_{i}\;$ avec $\;{\overrightarrow {dM_{i}}}$, son vecteur déplacement élémentaire le long de $\;\left({\mathcal {C}}_{i}\right)\;$ ou, en utilisant «$\,\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}{\overset {({\mathcal {C}}_{i})}{\rightarrow }}M_{i,\,f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}=\displaystyle \int _{\theta _{i,\,0}}^{\theta _{i,\,f}}{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\;d\theta _{i}\;$», le point $\;M_{i}\;$ se déplaçant sur un cercle, on obtient «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\displaystyle \int _{\theta _{i,\,0}}^{\theta _{i,\,f}}{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\;d\theta _{i}\right]\;$» dans laquelle $\;d\theta _{i}\;\;\forall \;M_{i}\;$ est égal à $\;d\theta _{A}\;$ au point d'application près, $\;M_{i}\;$ suivant $\;\left({\mathcal {C}}_{i}\right)\;$ se déduisant de $\;\left({\mathcal {C}}_{A}\right)\;$ par composition d'une homothétie de centre $\;H_{A}$, le projeté orthogonal de $\;A\;$ sur l'axe $\;\left(\Delta \right)$, d'une translation de vecteur $\;{\overrightarrow {H_{A}H_{i}}}$, $\;H_{i}\;$ étant le projeté orthogonal de $\;M_{i}\;$ sur l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ et d'une rotation autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ d'un angle $\;{\widehat {\left({\overrightarrow {H_{A}A_{0}}}\,,\,{\overrightarrow {H_{i}M_{i,\,0}}}\right)}}\;$ d'où, en permutant l'addition discrète et l'addition continue, conséquence de la linéarité de ces opérations, et en y substituant $\;\left\lbrace d\theta _{i}\,,\,\theta _{i}\in \left[\theta _{i,\,0}\,,\,\theta _{i,\,f}\right]\right\rbrace \;$ par $\;\left\lbrace d\theta _{A}\,,\,\theta _{A}\in \left[\theta _{A,\,0}\,,\,\theta _{A,\,f}\right]\right\rbrace \;$ «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{\theta _{A,\,0}}^{\theta _{A,\,f}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]d\theta _{A}\right\rbrace \;$» ou «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{\theta _{A,\,0}}^{\theta _{A,\,f}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace d\theta _{A}\;$» en factorisant par $\;d\theta _{A}\;$ la fonction à intégrer, soit finalement «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{\theta _{A,\,0}}^{\theta _{A,\,f}}{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(\theta _{A})\,d\theta _{A}\;$» par définition du moment résultant dynamique scalaire du système en rotation, « R.Q.F.D. ».

Travail développé par le système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude

Diverses expressions du travail élémentaire développé par le système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude

Travail élémentaire développé par le système des forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels

     Dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, le travail élémentaire développé par le système des forces intérieures $\;\delta W_{\text{int}}(t)\;$ appliqué sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]$, à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est le produit de la puissance développée par le système des forces intérieures $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le même référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, par la durée élémentaire de l'action $\;dt$, soit «$\;\delta W_{\text{int}}(t)={\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;dt=\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left({\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right)\right]\right\rbrace dt=\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\mathcal {P}}\!\left({\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right)\right]\right\rbrace dt\;$» avec
«$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$» la puissance développée à l'instant $\;t\;$ par la force que $\;M_{j}\neq M_{i}\;$ exerce sur $\;M_{i}\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$,
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$ étant le vecteur vitesse de $\;M_{i}\;$ au même instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$.

     Autres expressions : la 1^re découle de la 1^re autre expression de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$ obtenue par regroupement en couple $\;\left(i\,,\,j\neq i\right)\;$ des termes de la double somme avec utilisation de $\;{\vec {F}}_{j\,\leftarrow \,i}=-{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ $\;{\bigg [}$on obtient alors $\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ termes dans la nouvelle double somme${\bigg ]}\;$ et introduction du référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ lié au point $\;M_{j}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, 1^re autre expression de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$ s'écrivant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,i+1\,..\,N}{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace \;$» avec «$\;{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\;$» la puissance développée, à l'instant $\;t$, par la force que le point $\;M_{j}\;$ exerce sur le point $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}$ $\;{\big (}$lié à $\;M_{j}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}{\big )}\;$ dont on déduit, en multipliant les deux membres par $\;dt$,

«$\;\delta W_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,i+1\,..\,N}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace \;$» avec
«$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}(t)\;$» le travail élémentaire développé sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$
par la force que le point $\;M_{j}\;$ exerce sur le point $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}$ $\;{\big (}$lié à $\;M_{j}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}{\big )}$ ;

           Autres expressions : la 2^nde découle de la 2^nde autre expression de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$ obtenue à partir de la 1^re mais sans la restriction permettant de ne pas compter deux fois chaque couple $\;\left(i\,,\,j\neq i\right)\;$ par exemple «$\;j>i$ $\;{\big (}$ou $\;j<i{\big )}\;$» $\;{\big [}$sans cette restriction on obtient alors $\;N\;(N-1)\;$ termes dans la double somme${\big ]}\;$ d'où le facteur $\;{\dfrac {1}{2}}\;$ pour compenser, 2^nde autre expression de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$ s'écrivant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\dfrac {1}{2}}\left(\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace \right)={\dfrac {1}{2}}\left(\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace \right)\;$» avec «$\;{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\;$» la puissance développée, à l'instant $\;t$, par la force que le point $\;M_{j}\;$ exerce sur le point $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}$ $\;{\big (}$lié à $\;M_{j}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}{\big )}\;$ dont on déduit, en multipliant les deux membres par $\;dt$,

«$\;\delta W_{\text{int}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace ={\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace \;$» avec
«$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}(t)\;$» le travail élémentaire développé sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$
par la force que le point $\;M_{j}\;$ exerce sur le point $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}$ $\;{\big (}$lié à $\;M_{j}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}{\big )}$.

     Avec un repérage sphérique du point $\;M_{i}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}$ : les coordonnées sphériques du point $\;M_{i}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ étant «$\;\left(r_{j,\,i}\,,\,\theta _{j,\,i}\,,\,\varphi _{j,\,i}\right)\;$» et la base locale sphérique associée «$\;\left({\vec {u}}_{r_{j,\,i}}={\vec {u}}_{M_{j}\,\rightarrow \,M_{i}}={\vec {u}}_{j,\,i}\,,\,{\vec {u}}_{\theta _{j,\,i}}\,,\,{\vec {u}}_{\varphi _{j,\,i}}\right)\;$», on en déduit l'explicitation de «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}={\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;{\vec {u}}_{j,\,i}\;$» par 2^ème relation du principe des actions réciproques et celle de «$\;d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}=$ $dr_{j,\,i}\;{\vec {u}}_{j,\,i}+r_{j,\,i}\;d\theta _{j,\,i}\;{\vec {u}}_{\theta _{j,\,i}}+r_{j,\,i}\;\sin(\theta _{j,\,i})\;d\varphi _{j,\,i}\;{\vec {u}}_{\varphi _{j,\,i}}\;$» $\Rightarrow$ «$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}(t)={\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\;$» et par suite

«$\;\delta W_{\text{int}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,i+1\,..\,N}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\right\rbrace \;$» ou
«$\;\delta W_{\text{int}}={\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\right\rbrace ={\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\right\rbrace \;$».

                  Avec un repérage sphérique du point Mi dans le repère associé au référentiel Rj : Remarques : $\;\succ \;$Si la force d'interaction entre $\;M_{j}\;$ et $\;M_{i}\;$ est « attractive », «$\;{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ est $\;<0\;$» et
                        Avec un repérage sphérique du point Mi dans le repère associé au référentiel Rj : Remarques : si    la force d'interaction entre Mj et Mi elle est « répulsive », «$\;{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$ est $\;>0\;$».
                  Avec un repérage sphérique du point Mi dans le repère associé au référentiel Rj : Remarques : $\;\succ \;$De l'explicitation du travail élémentaire $\;\delta W_{\text{int}}(t)\;$ du système des forces intérieures appliqué au système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ précédemment présenté et de son lien avec la puissance développée par ces forces intérieures $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\dfrac {\delta W_{\text{int}}(t)}{dt}}\;$ on en déduit l'explicitation de la puissance développée par le système des forces intérieures appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ utilisant le repérage sphérique du point $\;M_{i}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ soit

«$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;{\dot {r}}_{j,\,i}(t)\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,i+1\,..\,N}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;{\dot {r}}_{j,\,i}(t)\right\rbrace \;$» ou
«$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;{\dot {r}}_{j,\,i}(t)\right\rbrace ={\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;{\dot {r}}_{j,\,i}(t)\right\rbrace \;$».

                  Avec un repérage sphérique du point Mi dans le repère associé au référentiel Rj : Remarques : $\;\succ \;$De ces expressions appliquées à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ indéformable on vérifie que «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$» et
                           Avec un repérage sphérique du point Mi dans le repère associé au référentiel Rj : Remarques : De ces expressions appliquées à (S) indéformable on vérifie que «$\;\delta W_{\text{int}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$».

Diverses expressions du travail développé par le système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels sur une durée finie dans le référentiel d'étude

Travail développé par le système des forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels sur une durée finie

     Dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, le travail développé par le système des forces intérieures $\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\;$ appliqué sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$, à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est la somme continue de tous les travaux élémentaires successifs développés par le système des forces intérieures sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ dans le même référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ soit «$\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{int}}(t')=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t')\;dt'=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left({\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t'\right)\right]\right\rbrace dt'\;$
$\;\qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \quad =\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}{\mathcal {P}}\!\left({\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t'\right)\right]\right\rbrace dt'\;$» avec
«$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$» la puissance développée à l'instant $\;t\;$ par la force que $\;M_{j}\neq M_{i}\;$ exerce sur $\;M_{i}\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$,
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$ étant le vecteur vitesse de $\;M_{i}\;$ au même instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$.

     Autres expressions : ces expressions résultent de l'addition continue des « diverses expressions du travail élémentaire développé par le système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude (sous-paragraphe “ autres expressions ”) » établies plus haut dans ce chapitre d'où

           Autres expressions : la 1^re autre expression «$\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{int}}(t')=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t'\right]\right\rbrace =\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,i+1\,..\,N}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t'\right]\right\rbrace \;$» dans laquelle «$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}(t)={\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}(t)\;$» en utilisant le repérage sphérique du point $\;M_{i}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}$, cette dernière expression du travail élémentaire conduisant à écrire le travail sur une durée finie, après permutation de la double somme discrète et de la somme continue, à l'aide d'une intégrale curviligne selon

«$\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}\left[\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}\,{\overset {\left(\Gamma _{i,\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\right)}{\longrightarrow }}\,M_{i,\,f}}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;d{r'}_{j,\,i}\right]\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,i+1\,..\,N}\left[\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}\,{\overset {\left(\Gamma _{i,\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\right)}{\longrightarrow }}\,M_{i,\,f}}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;d{r'}_{j,\,i}\right]\right\rbrace \;$»
avec $\;\left(\Gamma _{i,\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\right)\;$ la trajectoire du point $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ lié à $\;M_{j}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ et

           Autres expressions : la 2^ème autre expression «$\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{int}}(t')=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t'\right]\right\rbrace =\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t'\right]\right\rbrace \;$» dans laquelle «$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}(t)={\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}(t)\;$» en utilisant le repérage sphérique du point $\;M_{i}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}$, cette dernière expression du travail élémentaire conduisant à écrire le travail sur une durée finie, après permutation de la double somme discrète et de la somme continue, à l'aide d'une intégrale curviligne selon

«$\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}={\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}\left[\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}\,{\overset {\left(\Gamma _{i,\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\right)}{\longrightarrow }}\,M_{i,\,f}}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;d{r'}_{j,\,i}\right]\right\rbrace ={\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,i-1}^{j\,=\,i+1\,..\,N}\left[\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}\,{\overset {\left(\Gamma _{i,\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\right)}{\longrightarrow }}\,M_{i,\,f}}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;d{r'}_{j,\,i}\right]\right\rbrace \;$»
avec $\;\left(\Gamma _{i,\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\right)\;$ la trajectoire du point $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ lié à $\;M_{j}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$.

Systèmes de forces conservatifs appliqués à un système discret fermé de points matériels et énergies potentielles associées du système discret de points matériels

     Préliminaires : Le caractère conservatif d'un système de forces n'est introduit que pour un système de forces ne dépendant pas explicitement du temps $\;{\big [}$il est néanmoins possible de définir le caractère conservatif d'un système de forces dépendant explicitement du temps si ce système de forces est conservatif à dépendance du temps figée mais l'intérêt de faire cela, du point de vue énergétique, étant quasi-nul, nous nous abstenons${\big ]}$.

     Préliminaires : Comme lors de l'introduction de la notion de travail élémentaire développée par les systèmes de forces appliqués à un système discret de points matériels nous nous limitons aux systèmes discrets fermés de points matériels pour garder une présentation simple, en effet

     Préliminaires : dans le cas d'un système ouvert de points matériels défini comme le contenu intérieur à une surface fermée fixe dite de contrôle $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$, un point matériel qui est situé d'un côté de $\;\left(S_{\text{cont}}\right)$ à un instant $\;t_{1}\;$ peut être situé de l'autre côté à un instant $\;t_{2}$, ce qui fait qu'il peut être extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{1}\;$ et $\;\in \;$ à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à un instant $\;t_{2}\;\ldots$

Système de forces extérieures conservatif appliqué à un système discret fermé de points matériels et énergie potentielle du système discret de points matériels dans ce champ de forces extérieures conservatif

Définitions

Système de forces extérieur conservatif appliqué à un système discret fermé de points matériels

      Le système de forces extérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» et résultant de l'action du système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à savoir «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}=\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$» est conservatif ssi son travail élémentaire «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» est une différentielle de fonction scalaire des $\;3\;N\;$ coordonnées du système des $\;N\;$ points ou,

     $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ ne dépendant pas des points $\;M_{j}\;$ distincts de $\;M_{i}\;$ $\Rightarrow$ les $\;N\;$ formes différentielles «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» sont indépendantes les unes des autres, le système de forces extérieures est conservatif ssi chaque forme différentielle «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» est une différentielle de fonction scalaire des $\;3\;$ coordonnées du point $\;M_{i}\;$.

     Remarque : Les C.N. pour que la forme différentielle «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» soit une différentielle de fonction scalaire peuvent être étudiées dans le paragraphe « recherche de conditions nécessaires pour qu'une forme différentielle soit une différentielle de fonction scalaire » du chap.$28$ de la leçon « Outils mathématiques pour la physique (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI », le caractère suffisant de ces C.N. étant usuellement vérifié pour les fonctions vectorielles $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}(M_{i})\;$ utilisées $\;{\big [}$mais néanmoins, il faut savoir que les C.N. ne sont pas systématiquement suffisantes, voir le paragraphe « conditions suffisantes pour qu'une forme différentielle soit une différentielle de fonction » du chap.$28$ de la leçon « Outils mathématiques pour la physique (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI »${\big ]}$.

Énergie potentielle d'un système discret fermé de points matériels dans le champ du système de forces extérieures conservatif

      L'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» dans le champ du système de forces extérieures conservatif «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}=\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$» résultant de l'action du système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est la fonction scalaire $\;{\big (}$définie à une constante additive près${\big )}\;$ des $\;3\;N\;$ coordonnées du système des $\;N\;$ points, notée «$\;U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,..,\,M_{i},\,..,\,M_{N}\right]\;$» telle que sa différentielle est égale à l'opposé du travail élémentaire du système de forces extérieures conservatif dont elle « dérive » soit mathématiquement «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}=-dU_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,..,\,M_{i},\,..,\,M_{N}\right]\;$» ou,      $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ ne dépendant pas des points $\;M_{j}\;$ distincts de $\;M_{i}\;$, les $\;N\;$ formes différentielles «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» définissant le travail élémentaire $\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$ sont indépendantes les unes des autres et l'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces extérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$ peut être définie $\;{\big (}$à une constante additive près${\big )}\;$ comme la somme des $\;N\;$ énergies potentielles «$\;U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$» dont dérive chaque force conservative $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ soit mathématiquement «$\;U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,..,\,M_{i},\,..,\,M_{N}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\;U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$» avec
«$\;U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$» définie par «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}=-dU_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$».

     Remarque : L'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces extérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$ étant définie à une constante additive près, il faut « préciser la référence de l'énergie potentielle » c'est-à-dire préciser la valeur des coordonnées des points pour laquelle l'énergie potentielle est choisie nulle.

Définition équivalente de l'énergie potentielle d'un système discret fermé de points matériels dans le champ du système de forces extérieures conservatif

      L'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» dans le champ du système de forces extérieures conservatif «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}=\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$» résultant de l'action du système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est la fonction scalaire $\;{\big (}$définie à une constante additive près${\big )}\;$ des $\;3\;N\;$ coordonnées du système des $\;N\;$ points, notée «$\;U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,..,\,M_{i},\,..,\,M_{N}\right]\;$» telle que l'opposé de son gradient est égal au champ du système de forces extérieures conservatif dont elle « dérive » soit mathématiquement «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{1},\,..\,M_{i-1},\,M_{i+1},\,..M_{N}}\!\left[U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\right]\!\left(M_{1},\,..,\,M_{i},\,..,\,M_{N}\right)\;$» $\;\forall \;i\;\in \;\left[\left[1\,,\,N\right]\right]\;$ ou,      $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ ne dépendant pas des points $\;M_{j}\;$ distincts de $\;M_{i}\;$, les $\;N\;$ formes différentielles «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» définissant le travail élémentaire $\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$ sont indépendantes les unes des autres et l'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces extérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$ peut être définie $\;{\big (}$à une constante additive près${\big )}\;$ comme la somme des $\;N\;$ énergies potentielles «$\;U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$» dont dérive chaque force conservative $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ soit mathématiquement «$\;U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,..,\,M_{i},\,..,\,M_{N}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\;U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$» avec
«$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}\!\left[U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\right](M_{i})\;$» $\;\forall \;i\;\in \;\left[\left[1\,,\,N\right]\right]$.

Cas particuliers

     1^er cas particulier, système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en translation d'un vecteur déplacement élémentaire $\;{\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,,t+dt\right]\;$ par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ pour lequel le système de forces extérieures «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}=\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$» appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ et résultant de l'action du système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est conservatif c'est-à-dire tel que «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)={\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(t)\cdot {\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}\;$» est une différentielle de fonction scalaire avec «$\;{\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}(t)\;$ la résultante du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$», ce travail élémentaire s'écrivant encore «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)={\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(t)\cdot {\overrightarrow {dA}}\;$ avec $\;A\;$ un point quelconque lié à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» s'identifie à l'opposé de la différentielle de l'énergie potentielle de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$ notée $\;U_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(A)\;$ fonction des $\;3\;$ coordonnées du point $\;A\;$ selon

«$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)={\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}\cdot {\overrightarrow {dA}}=-dU_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(A)\;$»
$\Updownarrow$
«$\;{\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}\!\left[U_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}\right](A)\;$» dans laquelle
«$\;{\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$ est la résultante du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$» ;

     1^er cas particulier, l'expression de l'énergie potentielle du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en translation dans le champ du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)$ $\;{\big (}$au choix de la référence près${\big )}\;$ ne dépend pas du choix du point $\;A\;$ lié au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$ $\;{\big [}$usuellement on choisit pour $\;A\;$ le C.D.I. $\;G\;$ de $\;\left({\mathcal {S}}\right){\big ]}\;\ldots$

     2^ème cas particulier, système discret fermé (indéformable) de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» en rotation d'un angle élémentaire $\;d\theta \;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,,t+dt\right]\;$ autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ pour lequel le système de forces extérieures «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}=\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$» appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ et résultant de l'action du système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est conservatif c'est-à-dire tel que «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(t)\;d\theta \;$» est une différentielle de fonction scalaire avec «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right](t)\;$ le moment résultant scalaire du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$ par rapport à l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$», ce travail élémentaire s'identifie à l'opposé de la différentielle de l'énergie potentielle de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$ notée $\;U_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(\theta )\;$ fonction de l'abscisse angulaire de rotation $\;\theta \;$ selon

«$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(\theta )\;d\theta =-dU_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(\theta )\;$»
$\Updownarrow$
«$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(\theta )=-{\dfrac {dU_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}}{d\theta }}(\theta )\;$» dans laquelle
«$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right]\;$ est le moment résultant scalaire du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$» ;

     2^ème cas particulier, l'expression de l'énergie potentielle du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation dans le champ du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)$ $\;{\big (}$au choix de la référence près${\big )}\;$ ne dépend pas du choix de la direction, liée au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, par rapport à laquelle est définie l'abscisse angulaire de rotation $\;\theta \;\ldots$

Système de forces intérieures conservatif appliqué à un système discret fermé de points matériels et énergie potentielle du système discret de points matériels dans ce champ de forces intérieures conservatif (ou énergie potentielle d'interaction du système de points)

Définitions

Système de forces intérieur conservatif appliqué à un système discret fermé de points matériels

      Le système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» et correspondant à « une interaction $\;_{q}\;$ entre points de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» à savoir «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\left(i,\,j\,\neq \,i\right)\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]^{2}}=$ $\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$» est conservatif ssi son travail élémentaire «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace \;$ $\;{\big (}$avec $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ le référentiel lié au point $\;M_{j}\;$ en translation relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}{\big )}\;$ $=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}(t)\cdot d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}\right]\;$» est une différentielle de fonction scalaire des $\;3\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ coordonnées des « points $\;M_{i}\;\;$ dans les référentiels $\;{\mathcal {R}}_{j}\;(j>i)\;$» ou,

     $\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;$ ne dépendant pas des couples de points $\;\left(M_{p}\,,\,M_{p'}\neq M_{p}\right)\;$ distincts de $\;\left(M_{i}\,,\,M_{j}\neq M_{i}\right)\;$ $\Rightarrow$ les $\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ formes différentielles «$\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\cdot d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}\;$» sont indépendantes les unes des autres, le système de forces intérieures correspondant à l'interaction de type $\;_{q}\;$ est conservatif ssi chaque forme différentielle «$\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\cdot d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}\;$» est une différentielle de fonction scalaire des $\;3\;$ coordonnées du point $\;M_{i}\;\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;(j>i)\;$.

     Remarque : Avec un repérage sphérique du point $\;M_{i}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;(j>i)\;$, nous avons établi dans le paragraphe « diverses expressions du travail élémentaire développé par le système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude (avec un repérage sphérique …) » plus haut dans ce chapitre une expression du travail élémentaire de la force intérieure que $\;M_{j}\;$ exerce sur $\;M_{i}\;$ adaptable, dans le cas présent, selon «$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\cdot d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}={\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\;$» avec «$\;r_{j,\,i}=M_{j}M_{i}\;$ la coordonnée radiale de $\;M_{i}\;$ dans le repère associé à $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$» et «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;$ la seule composante radiale de $\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;$ appliquée à $\;M_{i}\;$ dans le repère associé à $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$», d'où

Définition équivalente d'un système de forces intérieur conservatif appliqué à un système discret fermé de points matériels

      Le système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» et correspondant à « une interaction $\;_{q}\;$ entre points de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» à savoir «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\left(i,\,j\,\neq \,i\right)\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]^{2}}=$ $\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$» est conservatif ssi son travail élémentaire «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\right\rbrace$ $\;{\big (}$avec $\;r_{j,\,i}=M_{j}M_{i}\;$ la coordonnée radiale de $\;M_{i}\;$ dans le repère associé à $\;{\mathcal {R}}_{j}$, le référentiel lié au point $\;M_{j}\;$ en translation relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et $\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;$ la seule composante radiale de $\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;$ appliquée à $\;M_{i}\;$ dans le repère associé à $\;{\mathcal {R}}_{j}{\big )}\;$ est une différentielle de fonction scalaire des $\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ coordonnées radiales des « points $\;M_{i}\;\;$ dans les référentiels $\;{\mathcal {R}}_{j}\;(j>i)\;$» ou,

     $\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;$ ne dépendant pas des couples de points $\;\left(M_{p}\,,\,M_{p'}\neq M_{p}\right)\;$ distincts de $\;\left(M_{i}\,,\,M_{j}\neq M_{i}\right)\;$ $\Rightarrow$ les $\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ formes différentielles «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\;$» sont indépendantes les unes des autres, le système de forces intérieures correspondant à l'interaction de type $\;_{q}\;$ est conservatif ssi chaque forme différentielle «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\;$» est une différentielle de fonction scalaire de la coordonnée radiale du point $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;(j>i)\;$.

     Remarque : Les C.N. pour que la forme différentielle «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\;$» soit une différentielle de fonction scalaire $\;{\big [}$voir le paragraphe « recherche de conditions nécessaires pour qu'une forme différentielle soit une différentielle de fonction scalaire » du chap.$28$ de la leçon « Outils mathématiques pour la physique (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI »${\big ]}\;$ donnent, dans le cas présent, que «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}$, la seule composante radiale de $\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;$ appliquée à $\;M_{i}\;$ dans le repère associé à $\;{\mathcal {R}}_{j}$, doit être indépendante des coordonnées angulaires $\;\left(\theta _{j,\,i}\,,\,\varphi _{j,\,i}\right)\;$ du point $\;M_{i}\;\;$ dans le repérage sphérique lié à ce point associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$», le caractère suffisant de ces C.N. étant usuellement vérifié pour les fonctions scalaires $\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}(r_{j,\,i})\;$ utilisées $\;{\big [}$mais néanmoins, il faut savoir que les C.N. ne sont pas systématiquement suffisantes, voir le paragraphe « conditions suffisantes pour qu'une forme différentielle soit une différentielle de fonction » du chap.$28$ de la leçon « Outils mathématiques pour la physique (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI »${\big ]}$.

Énergie potentielle d'un système discret fermé de points matériels dans le champ du système de forces intérieures conservatif

      L'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» dans le champ du système de forces intérieures conservatif «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\left(i,\,j\,\neq \,i\right)\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]^{2}}=$ $\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$» correspondant à « une interaction $\;_{q}\;$ entre points de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» est la fonction scalaire $\;{\big (}$définie à une constante additive près${\big )}\;$ des $\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ coordonnées radiales des points $\;M_{i}\;$ dans les référentiels $\;{\mathcal {R}}_{j}\;(j>i)$, notée «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$» telle que sa différentielle est égale à l'opposé du travail élémentaire du système de forces intérieures conservatif dont elle « dérive » soit mathématiquement «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\right\rbrace =-dU_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$» ou,      $\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;$ ne dépendant pas des couples de points $\;\left(M_{p}\,,\,M_{p'}\neq M_{p}\right)\;$ distincts de $\;\left(M_{i}\,,\,M_{j}\neq M_{i}\right)\;$ $\Rightarrow$ les $\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ formes différentielles «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\;$» définissant le travail élémentaire $\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\right\rbrace \;$ sont indépendantes les unes des autres et l'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces intérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$ peut être définie $\;{\big (}$à une constante additive près${\big )}\;$ comme la somme des $\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ énergies potentielles «$\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left[r_{j,\,i}\right]\;$» dont dérive chaque force conservative $\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;$ soit mathématiquement «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left[r_{j,\,i}\right]\right\rbrace \;$» avec
«$\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left[r_{j,\,i}\right]\;$» définie par «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}=-dU_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left[r_{j,\,i}\right]\;$».

     Remarques : L'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces intérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$ étant définie à une constante additive près, il faut « préciser la référence de cette énergie potentielle » : usuellement « la référence de $\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$» est choisie pour les points du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ éloignés à l'infini les uns des autres c'est-à-dire « pour $\;r_{j,\,i}=\infty \;\;\forall \;\left(i,\,j\neq i\right)\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]^{2}\;$».

     Remarques : L'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces intérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$ ne dépendant que des distances mutuelles séparant les différents points du système entre eux et celles-ci étant indépendantes du référentiel dans lesquelles elles sont définies, on en déduit que «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$ est invariante par changement de référentiel ».

Définition équivalente de l'énergie potentielle d'un système discret fermé de points matériels dans le champ du système de forces intérieures conservatif

      L'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» dans le champ du système de forces intérieures conservatif «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\left(i,\,j\,\neq \,i\right)\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]^{2}}=$ $\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$» correspondant à « une interaction $\;_{q}\;$ entre points de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» est la fonction scalaire $\;{\big (}$définie à une constante additive près${\big )}\;$ des $\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ coordonnées radiales des points $\;M_{i}\;$ dans les référentiels $\;{\mathcal {R}}_{j}\;(j>i)$, notée «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$» telle que l'opposé de son gradient est égal au champ du système de forces intérieures conservatif dont elle « dérive » soit mathématiquement «$\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}_{\left\lbrace r_{q,\,p}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}p\,\in \,\left[\left[1\,..\,N\right]\right]\,/\,\left\lbrace i\right\rbrace \\q\,\in \,\left[\left[i+1\,..\,N\right]\right]\,/\,\left\lbrace j\right\rbrace \end{array}}{\bigg \rceil }}}\!\left[U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\right]\!\left(\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right)\;$» ou      $\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;$ ne dépendant pas des couples de points $\;\left(M_{p}\,,\,M_{p'}\neq M_{p}\right)\;$ distincts de $\;\left(M_{i}\,,\,M_{j}\neq M_{i}\right)\;$ $\Rightarrow$ les $\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ formes différentielles «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\;$» définissant le travail élémentaire $\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}\right\rbrace \;$ sont indépendantes les unes des autres et l'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces intérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$ peut être définie $\;{\big (}$à une constante additive près${\big )}\;$ comme la somme des $\;{\dfrac {N\;(N-1)}{2}}\;$ énergies potentielles «$\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left[r_{j,\,i}\right]\;$» dont dérive chaque force conservative $\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;$ soit mathématiquement «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,>\,i}\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left[r_{j,\,i}\right]\right\rbrace \;$» avec
«$\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left[r_{j,\,i}\right]\;$» définie par «$\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}\!\left[U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\right](r_{j,\,i})\;$» ou
avec «$\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}={\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\;{\vec {u}}_{j\,\rightarrow \,i}\;$», «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}(r_{j,\,i})=-{\dfrac {dU_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}}{dr_{j,\,i}}}(r_{j,\,i})\;$».

     Remarques : L'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces intérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$ peut se réécrire en remplaçant la restriction $\;j>i\;$ par celle $\;j\neq i\;$ mais alors chaque couple $\;\left(i,\,j\neq i\right)\;$ étant compté deux fois il convient de multiplier par le facteur $\;{\dfrac {1}{2}}\;$ d'où la réécriture de sa définition

«$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]={\dfrac {1}{2}}\,\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left(r_{j,\,i}\right)\right]\right\rbrace \;$» avec
«$\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left(r_{j,\,i}\right)\;$» définie de la même façon c'est-à-dire telle que
«$\;{\dfrac {dU_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}}{dr_{j,\,i}}}(r_{j,\,i})=-{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}(r_{j,\,i})=-{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {u}}_{j\,\rightarrow \,i}\;$».

     Remarques : Avec le choix de « référence pour $\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left(r_{j,\,i}\right)\;$» «$\;r_{j,\,i}=\infty \;$», nous en déduisons le signe de l'énergie potentielle du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces intérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$ si chaque composante radiale de force $\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}(r_{j,\,i})\;$ est de $\;{\big (}$même${\big )}\;$ variation monotone à savoir
     Remarques : $\;\succ \;$si les forces d'interaction de type $\;_{q}\;$ sont « purement attractives » «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}(r_{j,\,i})\;$ est $\;<0,\;\;\forall \;r_{j,\,i}\;$» $\Rightarrow$ $\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left(r_{j,\,i}\right)\;$ étant $\;\nearrow \;$ quand $\;r_{j,\,i}\nearrow \;$ jusqu'à sa valeur de référence nulle d'où «$\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left(r_{j,\,i}\right)\;$ est $\;<0,\;\;\forall \;r_{j,\,i}\;$» $\Rightarrow$ «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]<0\;$» et
     Remarques : $\;\succ \;$si les forces d'interaction de type $\;_{q}\;$ sont « purement répulsives » «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}(r_{j,\,i})\;$ est $\;>0,\;\;\forall \;r_{j,\,i}\;$» $\Rightarrow$ $\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left(r_{j,\,i}\right)\;$ étant $\;\searrow \;$ quand $\;r_{j,\,i}\nearrow \;$ jusqu'à sa valeur de référence nulle d'où «$\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left(r_{j,\,i}\right)\;$ est $\;>0,\;\;\forall \;r_{j,\,i}\;$» $\Rightarrow$ «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]>0\;$».

Exemples d'énergie potentielle d'interaction d'un système fermé de charges ponctuelles

     Dans un système fermé de charges ponctuelles «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(q_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», existe, entre les charges, une interaction électrique suivant la « loi d'interaction de Coulomb » dont l'énoncé est rappelé ci-après :

Début d’un théorème

Loi d'interaction de Coulomb entre charges ponctuelles

     Entre deux charges ponctuelles $\;M_{1}\,\left(q_{1}\right)\,$ et $\;M_{2}\,\left(q_{2}\right)\,$ s'exerce une « interaction électrostatique » telle que

• la force que $\;M_{1}\;$ exerce sur $\;M_{2}\;$ dans le vide s’écrive «$\;{\vec {F}}_{M_{2}\,\leftarrow \,M_{1}}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\;$» avec $\;r_{1,\,2}\;$ et $\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\;$ respectivement la coordonnée radiale et le vecteur unitaire radial du point $\;M_{2}\;$ dans le repérage sphérique de pôle $\;M_{1}\;$ et
• la force que $\;M_{2}\;$ exerce sur $\;M_{1}\;$ est l'opposée de la précédente à savoir «$\;{\vec {F}}_{M_{1}\,\leftarrow \,M_{2}}=-{\vec {F}}_{M_{2}\,\leftarrow \,M-1}=-{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\;$» ou encore «${\vec {F}}_{M_{1}\,\leftarrow \,M_{2}}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{2,\,1}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}\;$» avec $\;r_{2,\,1}=r_{1,\,2}\;$ et $\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}\;$ respectivement la coordonnée radiale et le vecteur unitaire radial du point $\;M_{1}\;$ dans le repérage sphérique de pôle $\;M_{2}\;$ ;

     ces forces électrostatiques sont appelées « forces d'interaction de Coulomb », «$\;\varepsilon _{0}\;$ étant la permittivité diélectrique du vide » de valeur telle que $\;{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\simeq 9\;10^{9}\,U.S.I.\;$.

Fin du théorème

     Remarque : L'interaction électrostatique est « attractive si $\;q_{1}\;q_{2}\;$ est $\;<0\;$» et « répulsive si $\;q_{1}\;q_{2}\;$ est $\;>0\;$».

     Propriétés : Le caractère conservatif des forces d'interaction de Coulomb est établi dans le paragraphe « établissement du caractère conservatif de la force électrostatique qu'un point O de charge q_O exerce sur un autre point M de charge q » du chap.$16$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI », il résulte du fait que le travail élémentaire de la force «$\;{\vec {F}}_{M_{2}\,\leftarrow \,M_{1}}=$ ${\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\;$» que $\;M_{1}\;$ exerce sur $\;M_{2}\;$ dans le vide, évalué dans un référentiel lié à $\;M_{1}$, s'écrivant «$\;\delta W\!\left[{\vec {F}}_{M_{2}\,\leftarrow \,M_{1}}\right]={\vec {F}}_{M_{2}\,\leftarrow \,M_{1}}\cdot d{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;dr_{1,\,2}\;$» est une différentielle de fonction scalaire, la C.N. à savoir « le cœfficient de $\;dr_{1,\,2}\;$ ne dépendant que de $\;r_{1,\,2}\;$» étant vérifiée et celle-ci étant suffisante pour «$\;r_{1,\,2}\;$ variant sur $\;\left]0\,,\,+\infty \right[\;$».

     Propriétés : L'énergie potentielle d'interaction de Coulomb entre les deux charges ponctuelles a également été établie $\;{\big [}$voir le paragraphe « énergie potentielle électrostatique d'un point M de charge q dans le champ électrique d'un autre point O de charge q_O » du chap.$16$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI »${\big ]}$, l'expression de l'énergie potentielle de $\;M_{1}\;$ dans le champ électrostatique créé par $\;M_{2}\;$ «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,\leftarrow \,M_{1}}\;$» résulte de «$\;\delta W\!\left[{\vec {F}}_{M_{2}\,\leftarrow \,M_{1}}\right]=-d{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,\leftarrow \,M_{1}}\;$» $\Rightarrow$ $\;{\dfrac {d{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,\leftarrow \,M_{1}}}{dr_{1,\,2}}}=-{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;$ soit «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,\leftarrow \,M_{1}}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}}}\;$ en choisissant sa référence pour $\;r_{1,\,2}=\infty \;$» $\;{\big [}$c'est aussi l'expression de l'énergie potentielle de $\;M_{2}\;$ dans le champ électrostatique créé par $\;M_{1}\;$ «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,\leftarrow \,M_{2}}\;$» d'où le nom d'« énergie potentielle d'interaction de Coulomb entre les deux charges ponctuelles » que l'on notera maintenant «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,M_{1}\,\leftrightarrow \,M_{2}}\;$»${\big ]}$.

     Propriétés : L'énergie potentielle d'interaction de Coulomb d'un système fermé de charges ponctuelles «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(q_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» écrite sous la forme symétrisée «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]={\dfrac {1}{2}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,i\,\leftrightarrow \,j}\!\left(r_{j,\,i}\right)\right]\right\rbrace ={\dfrac {1}{2}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}\;{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{i}\;q_{j}}{r_{j,\,i}}}\right]\right\rbrace ={\dfrac {1}{2}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}q_{i}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}\;{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{j}}{r_{j,\,i}}}\right]\right\rbrace \;$» peut être réécrite en utilisant la notion de potentiel électrostatique dont « dérive » un champ électrostatique $\;{\Big [}$un champ électrostatique $\;{\vec {E}}(M)\;$ étant un champ à circulation conservative $\;{\big \{}$c'est-à-dire tel que sa circulation élémentaire «$\;\delta {\mathcal {C}}\!\left({\vec {E}}\right)$ $={\vec {E}}(M)\cdot {\overrightarrow {dM}}\;$» est une différentielle de fonction scalaire${\big \}}$, il « dérive » d'un potentiel électrostatique $\;V(M)\;$ défini $\;{\big (}$à une constante additive près, d'où la nécessité de préciser la référence du potentiel${\big )}\;$ par «$\;\delta {\mathcal {C}}\!\left({\vec {E}}\right)=-dV\;$» ou par «$\;{\vec {E}}(M)=-{\overrightarrow {\text{grad}}}\!\left[V\right](M)\;$», une charge ponctuelle $\;M\,\left(q\right)\;$ dans un champ électrostatique $\;{\vec {E}}(M)\;$ est soumise à une force électrostatique «$\;{\vec {F}}(M)=q\;{\vec {E}}(M)\;$» conservative « dérivant » de l'énergie potentielle électrostatique «$\;{\mathcal {E}}_{\text{pot. élect.}}(M)=q\;V(M)\;$» $\;{\big (}$avec les références de l'énergie potentielle et du potentiel au même endroit${\big )}{\Big ]}\;$ avec «$\;{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{j}}{r_{j,\,i}}}\;$ le potentiel électrostatique créé par la charge ponctuelle $\;M_{j}\,\left(q_{j}\right)\;$ au point $\;M_{i}\;$ noté $\;V_{q_{j}}(M_{i})\;$» et «$\;\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}\;{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{j}}{r_{j,\,i}}}\;$ le potentiel électrostatique créé par le système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ des charges ponctuelles à l'exception de $\;M_{i}\,\left(q_{i}\right)\;$ au point $\;M_{i}\;$ noté $\;V_{({\mathcal {S}})/\left\lbrace q_{i}\right\rbrace }(M_{i})\;$» d'où «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]={\dfrac {1}{2}}\left[\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}q_{i}\;V_{({\mathcal {S}})/\left\lbrace q_{i}\right\rbrace }(M_{i})\right]\;$», forme qui a l'avantage d'effectuer une évaluation méthodique permettant d'éviter l'oubli de termes.

1^er exemple : atome d'Hélium

Positionnement du noyau et des deux électrons d'un atome d'Hélium dans le cadre de la mécanique newtonienne

     Nous nous proposons de déterminer l'énergie potentielle d'interaction électrostatique d'un atome d'Hélium «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,He}\;$» modélisé en un système de $\;3\;$ charges ponctuelles $\;{\big (}e\;$ représentant la charge élémentaire $\;e\simeq 1,60\;10^{-19}\;C{\big )}$ :

• un noyau $\;{\big (}$noté $\;N\;$ ou “ $3$ ” sur le schéma ci-contre${\big )}\;$ de charge «$\;q_{N}=q_{3}=+2\;e\;$», respectivement de coordonnées radiales $\;r_{1,\,3}=r_{1}\;$ dans le repérage sphérique du référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ lié à l'électron “ $1$ ” et $\;r_{2,\,3}=r_{2}\;$ dans le repérage sphérique du référentiel $\;{\mathcal {R}}_{2}\;$ lié à l'électron “ $2$ ” ainsi que
• deux électrons $\;{\big (}$notés respectivement “ $1$ ” et “ $2$ ” sur le schéma ci-contre${\big )}\;$ de charge «$\;q_{1}=q_{2}=-e\;$», l'électron “ $2$ ” étant de coordonnée radiale $\;r_{1,\,2}\;$ dans le repérage sphérique du référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ lié à l'électron “ $1$ ” et l'électron “ $1$ ” de même coordonnée radiale $\;r_{2,\,1}=r_{1,\,2}\;$ dans le repérage sphérique du référentiel $\;{\mathcal {R}}_{2}\;$ lié à l'électron “ $2$ ” ;

     pour cela nous utilisons l'expression «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,He}(r_{1,\,2},\;r_{1\,3},\;r_{2,\,3})=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,3}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,3}^{j\,<\,i}\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,i\,\leftrightarrow \,j}\!\left(r_{j,\,i}\right)\right]\;$» soit, en explicitant tous les termes, «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,He}(r_{1,\,2},\;r_{1\,3},\;r_{2,\,3})$ $=\left[{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,1\,\leftrightarrow \,2}\!\left(r_{1,\,2}\right)+{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,1\,\leftrightarrow \,3}\!\left(r_{1,\,3}\right)\right]+\left[{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,2\,\leftrightarrow \,3}\!\left(r_{2,\,3}\right)\right]\;$», les termes entre les deux 1^ers crochets correspondant à l'énergie potentielle électrostatique de l'électron “ $1$ ” dans le champ électrique de l'électron “ $2$ ” et du noyau “ $3$ ”, le terme entre les deux derniers crochets à l'énergie potentielle électrostatique de l'électron “ $2$ ” dans le champ électrique du noyau “ $3$ ”, soit

• «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,1\,\leftrightarrow \,2}\!\left(r_{1,\,2}\right)+{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,1\,\leftrightarrow \,3}\!\left(r_{1,\,3}\right)={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {e^{2}}{r_{1,\,2}}}-{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {2\;e^{2}}{r_{1,\,3}}}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {e^{2}}{r_{1,\,2}}}-{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {2\;e^{2}}{r_{1}}}\;$» et
• «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}}\,2\,\leftrightarrow \,3}\!\left(r_{2,\,3}\right)=-{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {2\;e^{2}}{r_{2,\,3}}}=-{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {2\;e^{2}}{r_{2}}}\;$» d'où

«$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,He}=-{\dfrac {2\;e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\left[{\dfrac {1}{r_{1}}}+{\dfrac {1}{r_{2}}}\right]+{\dfrac {e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {1}{r_{1,\,2}}}\;$»,

     les deux 1^ers termes correspondant à l'interaction attractive entre le noyau et chaque électron, le 3^ème à l'interaction répulsive entre les deux électrons.

Maille de la structure cubique du cristal de chlorure de sodium

2^ème exemple : modèle d'un cristal ionique linéaire infini du chlorure de sodium

     Préliminaire : Voir ci-contre la représentation du modèle du cristal ionique de chlorure de sodium, les deux types d'ions $\;Na^{+}\;$ et $\;Cl^{-}\;$ étant positionné chacun aux nœuds d'une maille d'une structure cubique à faces centrées, plus précisément

     Préliminaire : les ions $\;Cl^{-}\;$ sont aux nœuds d'une structure cubique à faces centrées dont les sommets s'identifient à la maille de la structure cubique ionique du chlorure de sodium et

     Préliminaire : les ions $\;Na^{+}\;$ aux nœuds d'une autre structure cubique à faces centrées décalée d'« une demi-arête de $\;2,81\;{\text{Å}}\;$» suivant l'une des trois directions de la structure cubique ;

     Préliminaire : pour obtenir un ordre de grandeur de l'énergie potentielle d'interaction électrostatique d'une paire d'ions de chlorure de sodium «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl}\;$», on adopte une modélisation linéaire du cristal ionique de $\;NaCl\;$ permettant d'aborder l'évaluation de «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl}\;$» de façon élémentaire, le cristal linéaire ionique s'étendant à l'infini suivant la direction unique du cristal.

     $\;\blacktriangleright \;$ Énergie potentielle d'interaction électrostatique d'une maille du modèle linéaire du chlorure de sodium supposé d'expansion infinie

Représentation du modèle linéaire du cristal ionique du chlorure de sodium

     Modélisation linéaire du cristal ionique de $\;NaCl$ : voir ci-contre, chaque type d'ions se succédant sur une droite en étant distant de ses deux voisins les plus proches de «$\;{\mathfrak {a}}=2,81\;{\text{Å}}\;$», nous supposons qu'il y a au total «$\;N\;$ anions $\;Cl^{-}\;$» et «$\;N\;$ cations $\;Na^{+}\;$» avec «$\;N\;$ suffisamment grand pour qu'il puisse être assimilé à l'infini » ;
         Modélisation linéaire du cristal ionique de NaCl : pour évaluer l'énergie potentielle d'interaction électrostatique d'une maille du modèle linéaire du chlorure de sodium «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{lin.}}}\;$», on considère un couple « anion - cation voisins » noté respectivement $\;\left({\text{“}}\;0\;{\text{”}}\,,\,{\text{“}}\;0'\;{\text{”}}\right)\;$ choisi en position centrale de la chaîne de façon à ce que les ions des extrémités de celle-ci aient une action négligeable sur les ions centraux, «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{lin.}}}\;$» étant alors l'énergie potentielle d'interaction des ions situés de part et d'autre du couple $\;\left({\text{“}}\;0\;{\text{”}}\,,\,{\text{“}}\;0'\;{\text{”}}\right)\;$ sur le couple lui-même avec utilisation de l'invariance du réseau linéaire par translation de longueur $\;2\;{\mathfrak {a}}\;$ le long de la chaîne ;

• considérant l'anion $\;Cl^{-}\;$ au nœud “$\;0\;$”, l'énergie potentielle d'interaction électrostatique de cet ion dans le champ de tous les autres ions notée «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,Cl^{-}\,=\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}\;{\text{lin.}}}\;$» peut se déterminer sous la forme «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,Cl^{-}\,=\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}\;{\text{lin.}}}$ $={\dfrac {1}{2}}\;q_{\left\lbrace {\text{“}}\,0\,{\text{”}}\right\rbrace }\;V_{NaCl\;{\text{lin.}}\,/\,\left\lbrace {\text{“}}\,0\,{\text{”}}\right\rbrace }({\text{“}}\,0\,{\text{”}})\;$» soit «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,Cl^{-}\,=\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}\;{\text{lin.}}}\simeq {\dfrac {1}{2}}\;(-e)\;{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\left[\sum \limits _{i\,=\,-\infty \,..\,-1}^{i\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {-e}{r_{{\text{“}}\,i\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}}}}+\sum \limits _{j'\,=\,-\infty \,..\,-1}^{j'\,=\,0\,..\,+\infty }{\dfrac {+e}{r_{{\text{“}}\,j'\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}}}}\right]\;$», chaque somme pouvant être simplifiée en tenant compte de la symétrie du réseau selon $\;\left\lbrace {\begin{array}{l c l c l}\sum \limits _{i\,=\,-\infty \,..\,-1}^{i\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {-e}{r_{{\text{“}}\,i\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}}}}\!\!&=&\!\!2\left(\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {-e}{r_{{\text{“}}\,i\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}}}}\right)\!\!&=&\!\!\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {-2\;e}{2\;i\;{\mathfrak {a}}}}\\\sum \limits _{j'\,=\,-\infty \,..\,-1}^{j'\,=\,0\,..\,+\infty }{\dfrac {+e}{r_{{\text{“}}\,j'\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}}}}\!\!&=&\!\!2\left(\sum \limits _{j'\,=\,0\,..\,+\infty }{\dfrac {+e}{r_{{\text{“}}\,j'\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}}}}\right)\!\!&=&\!\!\sum \limits _{j'\,=\,0\,..\,+\infty }{\dfrac {2\;e}{(2\;j'+1)\;{\mathfrak {a}}}}\end{array}}\right\rbrace$, la somme des deux sommes se réécrivant «$\;\sum \limits _{i\,=\,-\infty \,..\,-1}^{i\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {-e}{r_{{\text{“}}\,i\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}}}}+\sum \limits _{j'\,=\,-\infty \,..\,-1}^{j'\,=\,0\,..\,+\infty }{\dfrac {+e}{r_{{\text{“}}\,j'\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}}}}$ $={\dfrac {2\;e}{\mathfrak {a}}}\left[\sum \limits _{n\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {(-1)^{(n-1)}}{n}}\right]\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,Cl^{-}\,=\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}\;{\text{lin.}}}\simeq {\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\left[\sum \limits _{n\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {(-1)^{(n-1)}}{n}}\right]\;$» ;
• considérant le cation $\;Na^{+}\;$ au nœud “$\;0'\;$”, l'énergie potentielle d'interaction électrostatique de cet ion dans le champ de tous les autres ions notée «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,Na^{+}\,=\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}\;{\text{lin.}}}\;$» peut se déterminer sous la forme «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,Na^{+}\,=\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}\;{\text{lin.}}}={\dfrac {1}{2}}\;q_{\left\lbrace {\text{“}}\,0'\,{\text{”}}\right\rbrace }\;V_{NaCl\;{\text{lin.}}\,/\,\left\lbrace {\text{“}}\,0'\,{\text{”}}\right\rbrace }({\text{“}}\,0'\,{\text{”}})\;$» soit «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,Na^{+}\,=\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}\;{\text{lin.}}}\simeq {\dfrac {1}{2}}\;(+e)\;{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\left[\sum \limits _{i'\,=\,-\infty \,..\,-1}^{i'\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {+e}{r_{{\text{“}}\,i'\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}}}}+\sum \limits _{j\,=\,-\infty \,..\,0}^{j\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {-e}{r_{{\text{“}}\,j\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}}}}\right]\;$», chaque somme pouvant être simplifiée en tenant compte de la symétrie du réseau selon $\;\left\lbrace {\begin{array}{l c l c l}\sum \limits _{i'\,=\,-\infty \,..\,-1}^{i'\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {+e}{r_{{\text{“}}\,i'\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}}}}\!\!&=&\!\!2\left(\sum \limits _{i'\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {+e}{r_{{\text{“}}\,i'\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}}}}\right)\!\!&=&\!\!\sum \limits _{i'\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {+2\;e}{2\;i'\;{\mathfrak {a}}}}\\\sum \limits _{j\,=\,-\infty \,..\,0}^{j\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {-e}{r_{{\text{“}}\,j\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}}}}\!\!&=&\!\!2\left(\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {-e}{r_{{\text{“}}\,j\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}}}}\right)\!\!&=&\!\!\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {-2\;e}{(2\;j-1)\;{\mathfrak {a}}}}\end{array}}\right\rbrace$, la somme des deux sommes se réécrivant «$\;\sum \limits _{i'\,=\,-\infty \,..\,-1}^{i'\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {+e}{r_{{\text{“}}\,i'\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}}}}+\sum \limits _{j\,=\,-\infty \,..\,0}^{j\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {-e}{r_{{\text{“}}\,j\,{\text{”}},\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}}}}={\dfrac {2\;e}{\mathfrak {a}}}\left[\sum \limits _{n\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {(-1)^{n}}{n}}\right]\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,Na^{+}\,=\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}\;{\text{lin.}}}\simeq {\dfrac {e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\left[\sum \limits _{n\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {(-1)^{n}}{n}}\right]={\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\left[\sum \limits _{n\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {(-1)^{(n-1)}}{n}}\right]\;$» ;

         Modélisation linéaire du cristal ionique de NaCl : finalement nous en déduisons l'énergie potentielle d'interaction électrostatique d'une maille du modèle linéaire du chlorure de sodium supposé d'expansion infinie «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{lin.}}}={\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,Cl^{-}\,=\,{\text{“}}\,0\,{\text{”}}\;{\text{lin.}}}+{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,Na^{+}\,=\,{\text{“}}\,0'\,{\text{”}}\;{\text{lin.}}}\simeq {\dfrac {-2\;e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\left[\sum \limits _{n\,=\,1\,..\,+\infty }{\dfrac {(-1)^{(n-1)}}{n}}\right]\;$» $\;{\bigg [}$la série de terme général «$\;u_{n}={\dfrac {(-1)^{(n-1)}}{n}}\;$» et de 1^er terme «$\;u_{1}=+1\;$» définit une « série harmonique alternée », la somme «$\;S_{n}=\sum \limits _{k\,=\,1}^{k\,=\,n}u_{k}=\sum \limits _{k\,=\,1}^{k\,=\,n}{\dfrac {(-1)^{(k-1)}}{k}}\;$ est convergente de limite égale à $\;\ln(2)\;$» $\;{\big (}$voir la démonstration ci-dessous${\big )}{\bigg ]}$.

     Limite de la somme des 1^ers termes d'une série harmonique alternée

     Soit la « série harmonique alternée » de 1^er terme «$\;u_{1}=1\;$» et de terme général «$\;u_{n}={\dfrac {(-1)^{(n-1)}}{n}}\;$», on définit la somme des $\;n\;$ 1^ers termes de cette série selon «$\;S_{n}=\sum \limits _{k\,=\,1}^{k\,=\,n}{\dfrac {(-1)^{(k-1)}}{k}}\;$» ou, en explicitant la somme «$\;S_{n}=1-{\dfrac {1}{2}}+{\dfrac {1}{3}}-{\dfrac {1}{4}}\;\ldots \;+{\dfrac {(-1)^{(k-1)}}{k}}\;\cdots \;+{\dfrac {(-1)^{(n-1)}}{n}}\;$» puis on transforme chaque terme de la somme en utilisant «$\;{\dfrac {(-1)^{(k-1)}}{k}}=\displaystyle \int _{0}^{1}\left(-t\right)^{(k-1)}\;dt\;$» $\;{\Bigg \{}$en effet $\;\displaystyle \int _{0}^{1}\left(-t\right)^{(k-1)}\;dt=\left[-{\dfrac {\left(-t\right)^{k}}{k}}\right]_{0}^{1}\;$ $\Rightarrow$ $\;\displaystyle \int _{0}^{1}\left(-t\right)^{(k-1)}\;dt=-{\dfrac {\left(-1\right)^{k}}{k}}\;{\cancel {+\;{\dfrac {\left(-0\right)^{k}}{k}}}}={\dfrac {\left(-1\right)^{(k+1)}}{k}}={\dfrac {(-1)^{(k-1)}}{k}}{\Bigg \}}\;$ d'où «$\;S_{n}=\sum \limits _{k\,=\,1}^{k\,=\,n}\left[\displaystyle \int _{0}^{1}\left(-t\right)^{(k-1)}\;dt\right]=\displaystyle \int _{0}^{1}\left\lbrace \sum \limits _{k\,=\,1}^{k\,=\,n}\left[\left(-t\right)^{(k-1)}\right]\right\rbrace dt\;$» dans laquelle le facteur entre accolades définissant la fonction à intégrer est la somme des $\;n\;$ 1^ers de la suite géométrique de 1^er terme $\;v_{1}=1\;$ et de raison $\;r=(-t)\;$ soit «$\;\sum \limits _{k\,=\,1}^{k\,=\,n}\left[\left(-t\right)^{(k-1)}\right]={\dfrac {1-\left(-t\right)^{n}}{1-\left(-t\right)}}={\dfrac {1-\left(-t\right)^{n}}{1+t}}\;$» dont on tire «$\;S_{n}=\displaystyle \int _{0}^{1}\left[{\dfrac {1-\left(-t\right)^{n}}{1+t}}\right]dt\;$» ou encore «$\;S_{n}=\displaystyle \int _{0}^{1}{\dfrac {dt}{1+t}}+(-1)^{(n+1)}\;\displaystyle \int _{0}^{1}{\dfrac {t^{\,n}}{1+t}}\;dt=\left[\ln(1+t)\right]_{0}^{1}+(-1)^{(n+1)}\;\displaystyle \int _{0}^{1}{\dfrac {t^{\,n}}{1+t}}\;dt=\ln(2)+(-1)^{(n+1)}\;\displaystyle \int _{0}^{1}{\dfrac {t^{\,n}}{1+t}}\;dt\;$» ;      or $\;{\dfrac {t^{\,n}}{1+t}}\;$ étant $\;<\;$ à $\;t^{\,n},\;\;\forall \;t\;\in \;\left[0\,,\,1\right]\;$ on en déduit $\;\displaystyle \int _{0}^{1}{\dfrac {t^{\,n}}{1+t}}\;dt<\displaystyle \int _{0}^{1}t^{\,n}\;dt=\left[{\dfrac {t^{(n+1)}}{n+1}}\right]_{0}^{1}={\dfrac {1}{n+1}}\;$ et par suite, « quand $\;n\rightarrow \infty$, $\;\displaystyle \int _{0}^{1}{\dfrac {t^{\,n}}{1+t}}\;dt<{\dfrac {1}{n+1}}\rightarrow 0\;$» d'où «$\;\lim _{n\,\rightarrow \,\infty }S_{n}=\ln(2)+\lim _{n\,\rightarrow \,\infty }\left[(-1)^{(n+1)}\;\displaystyle \int _{0}^{1}{\dfrac {t^{\,n}}{1+t}}\;dt\right]=\ln(2)+0=\ln(2)\;$» ou
«$\;\lim _{n\,\rightarrow \,\infty }\left[\sum \limits _{k\,=\,1}^{k\,=\,n}{\dfrac {(-1)^{(k-1)}}{k}}\right]=\lim _{n\,\rightarrow \,\infty }\left[1-{\dfrac {1}{2}}+{\dfrac {1}{3}}-{\dfrac {1}{4}}\;\ldots \;+{\dfrac {(-1)^{(k-1)}}{k}}\;\cdots \;+{\dfrac {(-1)^{(n-1)}}{n}}\right]=\ln(2)\;$».

 

         Modélisation linéaire du cristal ionique de NaCl : En conclusion l'énergie potentielle d'interaction électrostatique d'une maille du modèle linéaire du chlorure de sodium d'expansion infinie s'exprime selon

«$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{lin.}}}\simeq {\dfrac {-2\;e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\;\ln(2)\;$», $\;{\big (}$le signe «$\;-\;$» traduisant le fait que
l’interaction est « globalement attractive » par influence prépondérante des ions voisins${\big )}$.

         Modélisation linéaire du cristal ionique de NaCl : L'énergie potentielle d'interaction électrostatique d'une maille du cristal ionique de chlorure de sodium dans sa modélisation linéaire d'expansion infinie peut s'écrire «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{lin.}}}\simeq M\;{\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\;$» avec «$\;M\;$ constante de Madelung » valant, dans le cadre de la modélisation linéaire d'expansion infinie de $\;NaCl$, «$\;M=2\;\ln(2)\simeq 1,386\;$».

     Modélisation linéaire du cristal ionique de «$\;NaCl\;$», A.N. : Avec les valeurs «$\;e\simeq 1,60\;10^{-19}\;C\;$», «$\;{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\simeq 9,0\;10^{9}\;U.S.I.\;$», «$\;{\mathfrak {a}}=2,81\;{\text{Å}}\;$» et «$\;1\;eV\simeq 1,60\;10^{-19}\;J\;$», on trouve «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{lin.}}}\simeq {\dfrac {-2\times \left(1,60\;10^{-19}\right)^{2}\times 9\;10^{9}}{2,81\;10^{-10}}}\times \ln(2)\;$ en $\;J\;$» ou «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{lin.}}}\simeq {\dfrac {-2\times 1,60\;10^{-19}\times 9\;10^{9}}{2,81\;10^{-10}}}\times \ln(2)\;$ en $\;eV\;$» soit «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{lin.}}}\simeq -7,10\;eV\;$» ;

            Modélisation linéaire du cristal ionique de « NaCl », A.N. : on en déduit l'énergie potentielle molaire d'interaction électrostatique du modèle linéaire du cristal ionique de chlorure de sodium en multipliant le résultat précédent par la constante d'Avogadro «$\;{\mathcal {N}}\simeq 6,02\;10^{23}\;mol^{-1}\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. mol.}},\,NaCl\;{\text{lin.}}}={\mathcal {N}}\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{lin.}}}\simeq 6,02\;10^{23}\times (-7,10)\times 1,60\;10^{-19}\;$ en $\;J\cdot mol^{-1}\;$» soit «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. mol.}},\,NaCl\;{\text{lin.}}}$ $\simeq -684\;kJ\cdot mol^{-1}\;$».

     $\;\blacktriangleright \;$ Énergie potentielle d'interaction électrostatique d'une paire d'ions du cristal ionique de chlorure de sodium à structure cubique d'expansion infinie

     Extension à la structure cubique du cristal ionique de «$\;NaCl\;$» : On admet que l'énergie potentielle d'interaction électrostatique d'une paire d'ions du cristal ionique de chlorure de sodium à structure cubique d'expansion infinie peut s'écrire «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}\simeq M\;{\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\;$» avec «$\;M\;$ constante de Madelung » valant théoriquement $\;{\big (}$résultat admis${\big )}$ «$\;M\simeq 1,748\;$» ;

         Extension à la structure cubique du cristal ionique de « NaCl » : numériquement on obtient $\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}\simeq {\dfrac {1,748}{1,386}}\times (-7,10\;eV)\;$ soit «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}$ $\simeq -8,95\;eV\;$» ;

         Extension à la structure cubique du cristal ionique de « NaCl » : on en déduit l'énergie potentielle molaire d'interaction électrostatique du cristal ionique de chlorure de sodium à structure cubique en multipliant le résultat précédent par la constante d'Avogadro «$\;{\mathcal {N}}\simeq 6,02\;10^{23}\;mol^{-1}\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}={\mathcal {N}}\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}\simeq 6,02\;10^{23}\times (-8,95)\times 1,60\;10^{-19}\;$ en $\;J\cdot mol^{-1}\;$» soit «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}$ $\simeq -862\;kJ\cdot mol^{-1}\;$».

     $\;\blacktriangleright \;$ Nécessité d'une autre interaction entre ions du cristal ionique de chlorure de sodium (à modélisation linéaire ou à structure cubique) pour expliquer l'équilibre stable d'une maille

     Remarque : L'interaction électrostatique entre ions du cristal de $\;NaCl\;$ étant « globalement attractive » par prédominance de l'influence des ions les plus proches d'un ion quelconque étudié et ceci quelle que soit la distance $\;{\mathfrak {a}}\;$ séparant ce dernier de ses plus proches voisins, on devrait observer un effondrement du cristal vers un équilibre correspondant à $\;{\mathfrak {a}}=0$,
     Remarque : comme ce n'est évidemment pas le cas, il y a nécessairement une autre interaction « globalement répulsive » dont l'influence devient prédominante aux faibles valeurs de $\;{\mathfrak {a}}$, il s'agit de la répulsion entre nuages électroniques de deux ions voisins quand la distance $\;{\mathfrak {a}}\;$ les séparant devient si faible que ces nuages s'interpénètrent.

     Modification tenant compte de l'interaction entre nuages électroniques d'ions voisins : ainsi l'énergie potentielle d'interaction électrostatique globale d'une paire d'ions du cristal ionique de $\;NaCl$ $\;{\big (}$à modélisation linéaire ou à structure cubique${\big )}\;$ «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale}},\,NaCl}\;$» est-elle la somme de deux termes,

• l'un « globalement attractif » «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. entre ions}},\,NaCl}=M\;{\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\;$» avec «$\;M\;$ constante de Madelung » et
• l'autre « globalement répulsif » «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. entre nuages}},\,NaCl}\;$ choisi sous la forme «$\;{\dfrac {A}{{\mathfrak {a}}^{n}}}\;$ avec $\;A>0\;$ et $\;n>1\;$» $\;{\bigg [}A>0\;$ assurant le caractère répulsif de l'interaction et $\;n>1\;$ que l'énergie associée devienne $\;>$, aux faibles valeurs de $\;{\mathfrak {a}}$, à la valeur absolue de l'autre énergie variant en $\;{\dfrac {1}{\mathfrak {a}}}\;$ $\Rightarrow$ une énergie globale $\;>0\;$ correspondant à un caractère globalement répulsif aux faibles valeurs de $\;{\mathfrak {a}}{\bigg ]}$,

     Modification tenant compte de l'interaction entre nuages électroniques d'ions voisins : soit, en notant $\;r\;$ la distance séparant deux ions voisins, «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale}},\,NaCl}(r)=M\;{\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;r}}+{\dfrac {A}{r^{n}}}\;$» expression devant être minimale pour la position d'équilibre stable de la maille ce qui permet de déterminer les valeurs possibles de $\;A\;$ et de $\;n\;$ en fonction de $\;M\;$ et de $\;{\mathfrak {a}}$ ;

     Modification tenant compte de l'interaction entre nuages électroniques d'ions voisins : on écrit donc «$\;{\dfrac {d{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale}},\,NaCl}}{dr}}({\mathfrak {a}})=0\;$» avec $\;{\dfrac {d{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale}},\,NaCl}}{dr}}(r)=-M\;{\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;r^{2}}}-n\;{\dfrac {A}{r^{(n+1)}}}$ $=-{\dfrac {1}{r}}\left(M\;{\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;r}}+n\;{\dfrac {A}{r^{n}}}\right)\;$ d'où «$\;{\dfrac {A}{{\mathfrak {a}}^{n}}}={\dfrac {M}{n}}\;{\dfrac {e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\;$» $\;{\big [}$on vérifierait que le lien de stationnarité de $\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale}},\,NaCl}(r)\;$ pour $\;r={\mathfrak {a}}\;$ correspond effectivement à un minimum${\big ]}\;$ d'où

     Modification tenant compte de l'interaction entre nuages électroniques d'ions voisins : l'énergie potentielle d'interaction électrostatique globale d'une maille du cristal de $\;NaCl\;$ à l'équilibre s'écrit

«$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale}},\,NaCl}=M\;{\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}+{\dfrac {A}{{\mathfrak {a}}^{n}}}=M\;{\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\left(1-{\dfrac {1}{n}}\right)\;$»
$\;{\big (}n\;$ restant à adapter aux résultats expérimentaux${\big )}$.

     Modification tenant compte de l'interaction entre nuages électroniques d'ions voisins : L'énergie potentielle molaire d'interaction électrostatique du cristal ionique de $\;NaCl\;$ à structure cubique ayant été évaluée $\;{\big (}$par calcul${\big )}\;$ à «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}={\mathcal {N}}\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}={\mathcal {N}}\;M\;{\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\simeq -862\;kJ\cdot mol^{-1}\;$»,
         Modification tenant compte de l'interaction entre nuages électroniques d'ions voisins : L'énergie potentielle celle d'interaction électrostatique globale du même cristal ionique de $\;NaCl\;$ à structure cubique ayant été mesurée à «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}={\mathcal {N}}\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}\simeq -757\;kJ\cdot mol^{-1}\;$» et étant égale à «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}={\mathcal {N}}\;M\;{\dfrac {-e^{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;{\mathfrak {a}}}}\left(1-{\dfrac {1}{n}}\right)\;$» nous en déduisons
     Modification tenant compte de l'interaction entre nuages électroniques d'ions voisins : «$\;1-{\dfrac {1}{n}}={\dfrac {{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}}{{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}}}\;$» $\Rightarrow$ $\;{\dfrac {1}{n}}={\dfrac {{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}-{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}}{{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}}}\;$ soit «$\;n={\dfrac {{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}}{{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}-{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}}}\simeq {\dfrac {-862}{-862-(-757)}}\simeq 8,2\;$» que l'on arrondit à «$\;n=8\;$» $\;{\big (}$valeur qui est vérifiée par l'étude de la compressibilité des cristaux de $\;NaCl{\big )}$ ;

     Modification tenant compte de l'interaction entre nuages électroniques d'ions voisins : en conclusion, la force d'interaction électrostatique entre nuages électroniques d'ions voisins « dérivant » de l'énergie potentielle «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. entre nuages}},\,NaCl}={\dfrac {A}{r^{\,8}}}\;$» est d'intensité «$\;{\overline {F}}_{{\text{inter. élect. entre nuages}},\,NaCl}(r)=-{\dfrac {d{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. entre nuages}},\,NaCl}}{dr}}=8\;{\dfrac {A}{r^{\,9}}}>0\;$ donc effectivement répulsive ».

     Énergie réticulaire du cristal ionique de $\;NaCl\;{\big (}$à structure cubique${\big )}$ : On appelle « énergie réticulaire du cristal ionique de $\;NaCl\;{\big (}$à structure cubique${\big )}\;$», l’énergie minimale à fournir au cristal ionique, par mole de $\;NaCl\;$ solide, pour que les ions $\;Cl^{-}\;$ et $\;Na^{+}\;$ se retrouvent tous à l'infini les uns des autres sous phase gazeuse ; elle vaut donc

«$\;{\mathcal {E}}_{{\text{réticulaire}},\,NaCl}=0-{\mathcal {E}}_{{\text{pot. élect. globale mol.}},\,NaCl\;{\text{cub.}}}\;$» soit «$\;{\mathcal {E}}_{{\text{réticulaire}},\,NaCl}\simeq +757\;kJ\cdot mol^{-1}\;$».

Théorèmes de la dynamique newtonienne des systèmes discrets fermés de points matériels applicables en référentiel galiléen

     Comme dans la partie « cinétique » d'un système discret de points matériels, ce dernier est envisagé sous la forme «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», de plus, pour que les théorèmes de la dynamique newtonienne soient applicables au système sous les formes énoncées, le contenu de ce dernier doit rester inchangé $\;{\big (}$aucune entrée ou sortie de points matériels dans le système${\big )}$, le système doit donc être « fermé ».

     Dans ce paragraphe, le référentiel d'étude de la dynamique newtonienne du système est exclusivement « galiléen ».

Théorème de la résultante cinétique et celui du mouvement du centre d'inertie (ou simplement du centre d'inertie)

Théorème de la résultante cinétique

     Voir aussi le paragraphe « théorème de la résultante cinétique d'un système fermé de points matériels » du chap.$9$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

Début d’un théorème

Théorème de la résultante cinétique d'un système discret fermé de points matériels

     « Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}$, la résultante dynamique $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ appliquée, à l'instant $\;t$, à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est égale à la dérivée temporelle de sa résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ au même instant $\;t$ » soit $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)={\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)$.

Fin du théorème

     Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé $\;{\big (}$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels mais $\;\ldots$
     Commentaires : il n'est pas applicable, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système ouvert de points matériels défini à l'instant $\;t\;$ comme le contenu intérieur à la surface de contrôle $\;(\Sigma )\;$.

     Démonstration : Le référentiel d'étude étant galiléen, on peut appliquer, à chaque point matériel $\;M_{i}\;$ du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, la r.f.d. soit

«$\;{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}F_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}={\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$» et

             Démonstration : Le référentiel d'étude étant galiléen, on peut faire la somme de ces $\;N\;$ relations ce qui donne $\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}F_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$ ou $\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left(\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}F_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right)={\dfrac {d\left(\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {p}}_{M_{i}}\right)}{dt}}(t)$,

• le 1^er terme du 1^er membre étant la résultante dynamique $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ s'exerçant sur le système discret fermé de points matériels,
• le 2^ème terme du 1^er membre, la résultante des forces intérieures $\;{\vec {F}}_{\text{int}}\;$ exercées sur tout le système, résultante nulle en toute circonstance soit $\;{\vec {F}}_{\text{int}}={\vec {0}}\;$ et
• le 2^nd membre, la dérivée temporelle de la résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ du système discret fermé de points matériels soit $\;{\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)\;$ d'où

pour un système discret fermé de points matériels dans un référentiel galiléen,
$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)+{\vec {0}}={\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)\;$ ou $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)={\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)\;$ (C.Q.F.D.),
applicable sous cette forme en dynamique newtonienne ou relativiste.

     Remarque : On peut vérifier l'inapplicabilité de ce théorème à un système discret « ouvert » de points matériels dans le paragraphe « en complément, inapplicabilité du théorème de la résultante cinétique à un système ouvert de points matériels » du chap.$9$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI » et
     Remarque : On peut avoir un aperçu des « modifications » à lui apporter pour le rendre applicable.

Théorème du mouvement du centre d'inertie (ou simplement du centre d'inertie)

     Voir aussi le paragraphe « théorème du mouvement du centre d'inertie d'un système fermé de points matériels » du chap.$9$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

Début d’un théorème

Théorème du mouvement du centre d'inertie d'un système discret fermé de points matériels (cadre de la dynamique newtonienne)

     « Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}\;$ et dans le cadre de la dynamique newtonienne, la résultante dynamique $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ appliquée, à l'instant $\;t$, à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est égale au produit de la masse $\;{\big (}$inerte${\big )}$ $\;m_{\text{syst}}\;$ du système par le vecteur accélération $\;{\vec {a}}_{G_{\text{syst}}}(t)\;$ de son C.D.I. $\;G_{\text{syst}}\;$ au même instant $\;t$ » soit $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {a}}_{G_{\text{syst}}}(t)$.

Fin du théorème

     Commentaires : ce théorème s'applique exclusivement, en dynamique newtonienne, à un système fermé $\;{\big (}$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels $\;\ldots$
     Commentaires : il n'est pas applicable, en dynamique newtonienne, à un système ouvert de points matériels défini à l'instant $\;t\;$ comme le contenu intérieur à la surface de contrôle $\;(\Sigma )\;$ car, le théorème de la résultante cinétique dont il découle $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)={\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)\;$ ne s'applique pas à un système ouvert $\;\ldots$

     Démonstration : Cela découle de l'application, dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}$, du théorème de la résultante cinétique au système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ soumis, à l'instant $\;t$, à la résultante dynamique $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ soit $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)={\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)\;$ dans laquelle $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ est la résultante cinétique du système au même instant $\;t\;$ et,
             Démonstration : Cela découle de la propriété liant, dans le cadre de la cinétique newtonienne, la résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)$, la masse $\;{\big (}$inerte${\big )}$ $\;m_{\text{syst}}\;$ et le vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{G_{\text{syst}}}(t)\;$ du C.D.I. du système à savoir $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G_{\text{syst}}}(t)\;$ dont on déduit,
             Démonstration : $\;{\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {a}}_{G_{\text{syst}}}(t)$, la masse de tout système fermé étant constante, soit,
             Démonstration : par report dans l'expression du théorème de la résultante cinétique, $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {a}}_{G_{\text{syst}}}(t)\;$ (C.Q.F.D.).

Théorèmes de l'inertie

     Préliminaire : Les théorèmes de l'inertie appliqués à un système discret fermé de points matériels sont des cas particuliers des deux théorèmes précédents, il ne serait donc pas nécessaire de les faire apparaître dans l'exposé si ce n'est pour satisfaire une présentation historique $\;\ldots$

Début d’un théorème

Théorème de l'inertie (en dynamique newtonienne ou relativiste)

     « Il existe au moins un référentiel d'espace-temps $\;{\mathcal {R}}\;$ dans lequel la résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}\;$ d'un système discret fermé de points matériels isolé «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est conservée au cours du temps du référentiel $\;{\mathcal {R}}$ », ce référentiel étant qualifié de « galiléen $\;{\big (}$ou inertiel${\big )}\;$».

Fin du théorème

     Démonstration : Le principe fondamental de la dynamique appliqué à un point matériel $\;M_{i}\;$ quelconque de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ postule l'existence d'au moins un référentiel dans lequel, par absence de forces extérieures appliquées à $\;\left({\mathcal {S}}\right)$ $\;{\big [}$le système étant isolé${\big ]}\;$ «$\;\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}={\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$» d'où, en faisant la somme sur toutes les relations écrites pour chaque point et en utilisant la conséquence du principe des actions réciproques que l'on suppose applicable dans le référentiel considéré à savoir $\;{\vec {F}}_{\text{int}}={\vec {0}}\;$ ainsi que la définition de la résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {p}}_{M_{i}}$, on établit $\;{\vec {0}}={\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)\;$ soit, après intégration relativement au temps, le théorème énoncé.

Début d’un théorème

Théorème de l'inertie (en dynamique newtonienne)

     « Il existe au moins un référentiel d'espace-temps $\;{\mathcal {R}}\;$ dans lequel le C.D.I. d'un système discret fermé de points matériels isolé «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$ $\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» est animé d'un mouvement rectiligne uniforme », ce référentiel étant qualifié de « galiléen $\;{\big (}$ou inertiel${\big )}\;$».

Fin du théorème

     Démonstration : Appliquant le théorème de l'inertie au système discret fermé isolé $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ on en déduit l'existence d'un référentiel d'espace-temps $\;{\mathcal {R}}\;$ dans lequel la résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}\;$ de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est conservée au cours du temps puis, comme $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ avec $\;m_{\text{syst}}=cste\;$ pour un système fermé, on en déduit la conservation du vecteur vitesse du C.D.I. $\;G\;$ du système et par suite un mouvement rectiligne uniforme de $\;G$.

Conséquences

     Conséquence du théorème de la résultante cinétique : Si le système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est « pseudo isolé » c'est-à-dire si la résultante dynamique appliquée au système est telle que $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}={\vec {0}}$, l'application du théorème de la résultante cinétique au système fermé dans un référentiel galiléen implique, après intégration par rapport au temps $\;t$,

« la conservation de la résultante cinétique du système » soit $\;{\vec {P}}_{\text{syst fermé}}(t)={\overrightarrow {\text{cste}}}\;\;\forall \;t$ ;
cette conclusion est applicable en dynamique newtonienne ou relativiste.

     Conséquence du théorème du mouvement du centre d'inertie : Si le système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est « pseudo isolé » c'est-à-dire si la résultante dynamique appliquée au système est telle que $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}={\vec {0}}$, l'application du théorème du mouvement du C.D.I. au système fermé dans un référentiel galiléen implique, après intégration par rapport au temps $\;t$,

« la conservation du vecteur vitesse du C.D.I. du système » soit $\;{\vec {V}}_{G_{\text{syst}}}(t)={\overrightarrow {\text{cste}}}\;\;\forall \;t$ ;
cette conclusion n'étant, a priori, applicable qu'en dynamique newtonienne.

Théorème du moment cinétique vectoriel

     Voir aussi le paragraphe « théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système discret de points matériels » du chap.$5$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

Énoncé

Début d’un théorème

Théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, et prenant pour origine des vecteurs moments un point $\;O\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}$, le vecteur moment résultant dynamique par rapport à $\;O\;$ appliqué, à l'instant $\;t$, au système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}(t)\;$» est égal à la dérivée temporelle du vecteur moment cinétique du système dans $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport au même point $\;O$, au même instant $\;t$, «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{O}({\text{syst}},\,t)\;$» soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$».

Fin du théorème

     Démonstration : Considérant le système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» étudié dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen et un point $\;O\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport auquel on détermine les moments vectoriels,

     Démonstration : le théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à chaque point matériel $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, moments évalués relativement au point $\;O\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$, s'écrivant «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right](t)+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right](t)={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}(M_{i})}{dt}}(t)\;$»,

     Démonstration : on fait la somme de ces $\;N\;$ relations $\Rightarrow$ «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right](t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right](t)\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}(M_{i})}{dt}}(t)\;$» et on reconnaît dans

• « le 1^er terme du 1^er membre » le vecteur moment résultant dynamique appliqué au système discret fermé de points matériels évalué au point origine $\;O\;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}(t)\;$»,
• « le 2^ème terme du 1^er membre » le vecteur moment résultant des forces intérieures appliquées au système discret fermé de points matériels évalué au même point $\;O\;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}(t)={\vec {0}}\;$» et
• « le 2^ème membre » encore égal, par « permutation de la somme discrète et de la dérivation temporelle », à «$\;{\dfrac {d\!\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {\sigma }}_{O}(M_{i})\right]}{dt}}(t)\;$» c'est-à-dire la dérivée temporelle du vecteur moment cinétique du système discret fermé de points matériels par rapport au même point $\;O\;$ au même instant $\;t$.

     Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé $\;{\big (}$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels mais $\;\ldots$
     Commentaires : il n'est pas applicable, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système ouvert de points matériels défini à l'instant $\;t\;$ comme le contenu intérieur à la surface de contrôle $\;(\Sigma )\;$.

Conséquence

     Voir aussi le paragraphe « condition de conservation du moment cinétique vectoriel d'un système fermé de matière par rapport à un point O fixe dans le référentiel d'étude galiléen » du chap.$5$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

     Il y a conservation du moment cinétique vectoriel d'un système discret fermé de points matériels par rapport à un point $\;O\;$ fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen à savoir «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{O}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\overrightarrow {\text{cste}}},\;\;\forall \;t\;$» si le vecteur moment résultant dynamique en $\;O\;$ appliqué au système est nul à tout instant $\;t\;$ c'est-à-dire si «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{O,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$», cette propriété résultant de l'application du théorème du moment cinétique vectoriel au système discret fermé de points matériels en un point $\;O\;$ fixe dans un référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{O,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$» dans lequel la nullité du 1^er membre conduit à celle du 2^ème membre c'est-à-dire à «$\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» d'où, après intégration par rapport au temps, «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{O}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\overrightarrow {\text{cste}}},\;\;\forall \;t$» ;

     le vecteur moment résultant dynamique appliqué au système fermé de matière par rapport au point $\;O\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen peut être nul par

« absence de forces extérieures » c'est-à-dire si le système fermé de matière est isolé,
« des forces extérieures toutes centrales par rapport au point fixe $\;O\;$» ou
« des forces extérieures dont les vecteurs moments par rapport au point fixe $\;O\;$ se compensent ».

Prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel en un point A mobile dans le référentiel d'étude

     Le prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système discret fermé de points matériels en un point origine $\;A\;$ mobile dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen n'est pas à mémoriser quand le point origine $\;A\;$ a un mouvement quelconque relativement au système dans $\;{\mathcal {R}}\;$ car d'utilisation trop restreinte mais il faut savoir le retrouver si besoin est ;

     toutefois son cas particulier où le point origine d'évaluation des moments vectoriels est le C.D.I. $\;G\;$ du système est utilisé plus fréquemment et par suite est à retenir.

Théorème

Début d’un théorème

Prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le cas où le point origine A d'évaluation des moments vectoriels est mobile dans le référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, et prenant pour origine des vecteurs moments un point $\;A\;$ mobile dans $\;{\mathcal {R}}$, le vecteur moment résultant dynamique par rapport à $\;A\;$ appliqué, à l'instant $\;t$, à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\;$» est égal à la somme de la dérivée temporelle du vecteur moment cinétique de ce système par rapport au même point $\;A\;$ au même instant $\;t$ «$\;{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» et du produit vectoriel «$\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$ dans lequel $\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$ est le vecteur résultante cinétique du système dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ à l'instant $\;t\;$» soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$».

Fin du théorème

     Commentaires : ce prolongement de théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé $\;{\big (}$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels.

     Commentaires : En cinétique newtonienne la résultante cinétique d'un système discret fermé de points matériels $\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$ est lié à la vitesse du C.D.I. $\;G\;$ du système $\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\;$ et à la masse de ce dernier $\;m_{\text{syst}}\;$ par $\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\!G}(t)$ $\;{\big [}$voir le paragraphe « résultante cinétique du système discret de points matériels (propriété de la résultante cinétique d'un système discret fermé) » plus haut dans ce chapitre${\big ]}$, l'expression mathématique du prolongement du théorème se réécrivant selon «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)+m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {V}}_{\!G}(t)\;$» ;
     Commentaires : par contre, en cinétique relativiste, il n'y a pas de lien simple entre la résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{relativ}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$ d'un système discret fermé de points matériels et le mouvement du C.D.I. $\;G\;$ du système d'où aucune autre réécriture du prolongement de ce théorème en dynamique relativiste.

Démonstration

     Voir aussi le paragraphe « adaptation du théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système discret fermé de points matériels relativement à un point mobile A quelconque dans le référentiel d'étude galiléen » du chap.$5$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

     Considérant le système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» étudié dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen et un point $\;A\;$ mobile dans $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport auquel on détermine les moments vectoriels ;

     exprimons d'abord la forme du théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un point matériel $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, moments évalués relativement au point $\;A\;$ mobile dans $\;{\mathcal {R}}\;$, en écrivant ce théorème relativement à un point origine $\;O\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$ soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right](t)+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right](t)={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}(M_{i})}{dt}}(t),\;\;\left({\mathfrak {a}}\right)\;$» puis on effectue le changement d'origine selon «$\;\left\lbrace {\begin{array}{l l l}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right]\!\!&=&\!\!{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right]\!\!&+&\!\!{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\\{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\!\!&=&\!\!{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\!\!&+&\!\!{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\\{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}(M_{i})\!\!&=&\!\!{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})\!\!&+&\!\!{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)\end{array}}\right\rbrace \;$» que l'on reporte dans la relation $\;\left({\mathfrak {a}}\right)\;$ après dérivation de la dernière expression selon «$\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}(M_{i})}{dt}}(t)=$ ${\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {p}}_{\!M_{i}}(t)+{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$», ce qui donne, après factorisation vectorielle partielle à gauche par $\;{\overrightarrow {OA}}(t)\;$ dans le 2^ème terme

«$\;\left\lbrace {\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right]+{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right\rbrace +\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]+{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge \left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace ={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {p}}_{\!M_{i}}(t)+{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t),\;\;\left({\mathfrak {a}}'\right)\;$»,

     ou encore, en appliquant la r.f.d.n. à $\;M_{i}\;$ $\Rightarrow$ $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}={\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}+{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge \left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]={\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$» d'où la réécriture de la relation $\;\left({\mathfrak {a}}'\right)\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right]+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {p}}_{\!M_{i}}(t)\;$»

     soit, enfin en ajoutant les $\;N\;$ relations, «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right](t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right](t)\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})}{dt}}(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left[{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {p}}_{\!M_{i}}(t)\right]\;$» et on reconnaît dans

• « le 1^er terme du 1^er membre » le vecteur moment résultant dynamique appliqué au système discret fermé de points matériels évalué au point origine $\;A\;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\;$»,
• « le 2^ème terme du 1^er membre » le vecteur moment résultant des forces intérieures appliquées au système discret fermé de points matériels évalué au même point $\;A\;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{int}}}(t)={\vec {0}}\;$»,
• « le 1^er terme du 2^ème membre » égal, après « permutation de la somme discrète et de la dérivation temporelle », à «$\;{\dfrac {d\!\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})\right]}{dt}}(t)\;$» c'est-à-dire à la dérivée temporelle du vecteur moment cinétique du système discret fermé de points matériels par rapport au même point $\;A\;$ au même instant $\;t\;$ et enfin
• « le 2^ème terme du 2^ème membre » dans lequel on effectue une factorisation vectorielle à gauche par $\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge \left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\vec {p}}_{\!M_{i}}(t)\right]\;$» reconnaissant dans le 2^ème facteur du produit vectoriel le vecteur résultante cinétique du système de points matériels «$\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» d'où la réécriture de ce terme selon «$\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» ;

     finalement le théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, moments évalués relativement à un point $\;A\;$ mobile dans $\;{\mathcal {R}}$, prend la forme «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» d'où l'énoncé $\;{\big (}$qui n'est pas à retenir mais à retrouver si besoin est${\big )}$.

Théorème du moment cinétique vectoriel en G (centre d'inertie du système discret fermé de points matériels) dans le référentiel d'étude

     C'est un cas particulier du prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le cas où le point origine d'évaluation des moments vectoriels est mobile dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen car le C.D.I. $\;G\;$ du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est mobile $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big [}$le seul cas où $\;G\;$ y serait fixe est «$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ isolé ou pseudo-isolé sans vitesse initiale »${\big ]}$ :

     le prolongement du théorème dans lequel on utilise «$\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\;$» $\;{\big [}$voir le paragraphe « résultante cinétique du système discret de points matériels (propriété de la résultante cinétique d'un système discret fermé) » plus haut dans ce chapitre${\big ]}$, conduit donc à «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;{\cancel {+\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\wedge \left[m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\right]}}\;$» d'où l'énoncé :

Début d’un théorème

Prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le cas où le point origine d'évaluation des moments vectoriels est le C.D.I. G du système dans le référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, et prenant pour origine des vecteurs moments le C.D.I. $\;G\;$ du système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» étudié dans $\;{\mathcal {R}}$, le vecteur moment résultant dynamique par rapport à $\;G\;$ appliqué, à l'instant $\;t$, au système «$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$» est égal à la dérivée temporelle du vecteur moment cinétique de ce système par rapport au C.D.I. $\;G\;$ au même instant $\;t$ «$\;{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$».

Fin du théorème

     Remarque : Même si le point origine d'évaluation des moments vectoriels est le C.D.I. $\;G\;$ du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, le théorème est appliqué dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen $\;{\big [}$et non dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}$, lequel est en général non galiléen${\big ]}$.

Théorème du moment cinétique scalaire

     Voir aussi le paragraphe « théorème du moment cinétique scalaire appliqué à un système discret de points matériels » du chap.$5$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

Énoncé

Début d’un théorème

Théorème du moment cinétique scalaire appliqué à un système discret fermé de points matériels dans le référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, et prenant pour origine des moments scalaires un axe $\;\Delta \;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}$, le moment résultant dynamique scalaire par rapport à $\;\Delta \;$ appliqué, à l'instant $\;t$, au système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$» est égal à la dérivée temporelle du moment cinétique scalaire du système dans $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport au même axe $\;\Delta$, au même instant $\;t$, «$\;\sigma _{\Delta }({\text{syst}},\,t)\;$» soit «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\sigma _{\Delta }({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$».

Fin du théorème

     Démonstration : Considérant le système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» étudié dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen et un axe $\;\Delta \;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport auquel on détermine les moments scalaires, l'axe $\;\Delta \;$ étant orienté par le vecteur unitaire $\;{\vec {u}}_{\Delta }$,

     Démonstration : le théorème du moment cinétique vectoriel appliqué au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, moments évalués relativement à un point $\;O\;$ quelconque, fixe sur $\;\Delta \;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$, s'écrivant «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$»,

     Démonstration : on multiplie scalairement chaque membre par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}({\text{syst}})}{dt}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» et on reconnaît

• dans « le 1^er membre » le moment résultant dynamique scalaire appliqué au système discret fermé de points matériels évalué par rapport à l'axe $\;\Delta \;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$» et
• dans « le 2^ème membre » se transformant en «$\;{\dfrac {d\left[{\overrightarrow {\sigma }}_{O}({\text{syst}})\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\right]}{dt}}(t)\;$» compte-tenu de la constance de $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, la dérivée temporelle du moment cinétique scalaire du système discret fermé de points matériels par rapport au même axe $\;\Delta \;$ au même instant $\;t$, «$\;{\dfrac {d\sigma _{\Delta }({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$».

     Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé $\;{\big (}$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels mais $\;\ldots$
     Commentaires : il n'est pas applicable, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système ouvert de points matériels défini à l'instant $\;t\;$ comme le contenu intérieur à la surface de contrôle $\;(\Sigma )\;$.

Cas d'un solide en rotation autour d'un axe (Δ) fixe dans le référentiel d'étude

     Voir aussi le paragraphe « application du théorème du moment cinétique scalaire au cas d'un système fermé de matière en rotation autour d'un axe Δ fixe quelconque dans un référentiel d'étude galiléen » du chap.$6$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

Théorème

Début d’un théorème

Théorème du moment cinétique scalaire appliqué à un système discret fermé de points matériels en rotation autour d'un axe Δ fixe dans le référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen où le système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}$ $\;{\big [}N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$${\big ]}\;$» a un mouvement de rotation autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$ et prenant pour origine des moments l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ de rotation, le moment résultant dynamique scalaire par rapport à $\;\left(\Delta \right)\;$ du système à l'instant $\;t$ «$\;{\mathcal {M}}_{\Delta ,\,{\text{ext}}}\!\left(t\right)\;$» est égal au produit du moment d'inertie «$\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$» du système par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ par la dérivée temporelle de la vitesse angulaire instantanée «$\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» du système autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ au même instant $\;t$ $\;{\big [}$la vitesse angulaire instantanée $\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ étant encore la dérivée temporelle de l'abscisse angulaire instantanée $\;\theta (t)\;$ repérant le système dans sa rotation relativement au référentiel $\;{\mathcal {R}}{\big ]}\;$ soit «$\;{\mathcal {M}}_{\Delta ,\,{\text{ext}}}\!\left(t\right)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d^{2}\theta }{dt^{2}}}(t)\;$».

Fin du théorème

     Commentaire : sous cette forme, ce théorème applicable en dynamique newtonienne à un système fermé de points matériels en rotation autour d'un axe fixe, ne l'est pas en dynamique relativiste.

Démonstration

     Ayant rappelé, dans le paragraphe « moment cinétique scalaire du système discret de points matériels par rapport à un axe Δ (cas particulier d'un système discret de points matériels en rotation autour d'un axe fixe dans le référentiel d'étude) » plus haut dans ce chapitre, le lien entre le moment cinétique scalaire du système par rapport à l'axe $\;\Delta \;$ de rotation $\;\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}},\,t\right)$, la vitesse angulaire $\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ de rotation et le moment d'inertie $\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$ à savoir «$\;\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}},\,t\right)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» et appliquant le théorème du moment cinétique scalaire au système sous sa forme la plus générale «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\sigma _{\Delta }({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$», il suffit alors d'expliciter la dérivée temporelle du moment cinétique scalaire dans le cas où le système est en rotation en tenant compte du fait que le moment d'inertie du système relativement à l'axe de rotation est une constante, soit «$\;{\dfrac {d\sigma _{\Delta }({\text{syst}})}{dt}}(t)={\dfrac {d\left[J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}\right]}{dt}}(t)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» et par suite «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» R.Q.F.D..

Remarque

     Sachant $\;{\big [}$voir le paragraphe «  expression du vecteur moment cinétique d'un système discret fermé de points matériels en rotation autour d'un axe Δ fixe dans le référentiel d'étude, le point origine de calcul étant un point A de Δ » plus haut dans ce chapitre${\big ]}\;$ que «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}m_{i}\;z_{i}\;r_{i}\;{\vec {u}}_{r_{i}}(t)\right]\;$» dans laquelle «$\;\left(r_{i},\,\theta _{i},\,z_{i}\right)\;$» sont les coordonnées cylindro-polaires de pôle $\;A\;$ et d'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$ $\;{\big [}$de sens a priori arbitraire sur $\;\left(\Delta \right)\;$ mais pratiquement choisi dans le sens de rotation quand celui-ci, connu, ne change pas${\big ]}\;$ du point $\;M_{i},\,\left(m_{i}\right)$ $\;{\big [}$la base cylindro-polaire liée à $\;M_{i}\;$ étant notée $\;\left({\vec {u}}_{r_{i}}\,,\,{\vec {u}}_{\theta _{i}}\,,\,{\vec {u}}_{\Delta }\right){\big ]}\;$, $\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du système par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$, $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ le vecteur rotation instantanée du système à l'instant $\;t\;$ et $\;{\overline {\Omega }}(t)=$ ${\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$ la vitesse angulaire de rotation du système au même instant $\;t$, nous constatons que, dans le cas général, «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\neq J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}}{dt}}({\text{syst}},\,t)\neq J_{\Delta }\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» d'où
     le théorème du moment cinétique vectoriel d'un système discret fermé de points matériels en rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans le référentiel d'étude galiléen s'écrit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d{\vec {\sigma }}_{A}({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$» avec «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\neq J_{\Delta }\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» dans le cas général où l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ n'est pas un axe principal d'inertie du système ;

     par contre, dans le cas particulier où l'axe $\;\left(\Delta \right)$, fixe dans le référentiel d'étude galiléen, est un axe principal d'inertie du système discret fermé de points matériels autour duquel il est en rotation, le théorème du moment cinétique vectoriel du système en rotation autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ s'écrit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d{\vec {\sigma }}_{A}({\text{syst}})}{dt}}(t)=J_{\Delta }\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\Omega }}}{dt}}(t)=J_{\Delta }\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;{\vec {u}}_{\Delta }=J_{\Delta }\;{\dfrac {d^{2}\theta }{dt^{2}}}(t)\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$», $\;A\;$ étant un point quelconque de $\;\left(\Delta \right)$.

Conséquence

     Si le moment résultant dynamique scalaire du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen est nul c'est-à-dire si «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)=0\;$», le système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ tourne à vitesse angulaire conservée dans le temps c'est-à-dire «$\;{\overline {\Omega }}(t)=cste,\;\;\forall \;t\;$».

Prolongement, solide en rotation autour d'un axe (Δ) de direction fixe dans le référentiel d'étude

     Le prolongement du théorème du moment cinétique scalaire appliqué à un système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ de direction fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen $\;{\big [}$ce qui a pour conséquence que le vecteur unitaire $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ orientant $\;\left(\Delta \right)\;$ est un vecteur constant dans $\;{\mathcal {R}}{\big ]}\;$ n'est pas à mémoriser car d'utilisation trop restreinte mais il faut savoir le retrouver si besoin est ;

     il se déduit du prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en un point origine $\;A\;$ mobile dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, $\;A\;$ étant choisi sur $\;\left(\Delta \right)\;$ de façon à ce que $\;\left\lbrace {\begin{array}{c}{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)={\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\\\sigma _{\!\Delta }({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\end{array}}\right\rbrace \;$ soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» dans laquelle «$\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$ est la résultante cinétique du système » et «$\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\;$ le vecteur vitesse du point $\;A\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$» définis tous deux à l'instant $\;t\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }+\left[{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» dans laquelle on reconnaît

• dans le 1^er membre, le moment résultant dynamique scalaire du système relativement à l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ soit «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$»,
• dans le 1^er terme du 2^ème membre, la dérivée temporelle du moment cinétique scalaire du système relativement à l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ car «$\;{\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\dfrac {d\left[{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\right]}{dt}}(t)\;$» compte-tenu du fait que $\;{\vec {u}}_{\Delta }={\overrightarrow {\text{cste}}}\;$ soit «$\;{\dfrac {d\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$» et
• dans le 2^ème terme du 2^ème membre, un produit mixte «$\;\left[{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$ a priori $\;\neq 0\;$» ou encore, «$\;\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$ a priori $\;\neq 0\;$» en utilisant l'invariance d'un produit mixte par permutation circulaire,

     soit finalement, sans utiliser le caractère rotatif du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)+\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» ;

     pour un système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation, à l'instant $\;t$, à la vitesse angulaire $\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ se translatant dans $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big [}$donc gardant une direction fixe${\big ]}$, le moment cinétique scalaire du système à l'instant $\;t$, dans $\;{\mathcal {R}}$, s'exprimant selon «$\;\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}},\,t\right)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» avec $\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du système par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\dfrac {d\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)=$ $J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» d'où l'énoncé du prolongement du théorème du moment cinétique scalaire appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ de direction fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen.

Début d’un théorème

Prolongement du théorème du moment cinétique scalaire appliqué à un système discret fermé de points matériels en rotation autour d'un axe de direction fixe dans le référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen où le système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}$ $\;{\big [}N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$${\big ]}\;$» a un mouvement de rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ de direction fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$ et prenant pour origine des moments l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ de rotation, le moment résultant dynamique scalaire par rapport à $\;\left(\Delta \right)\;$ du système à l'instant $\;t$ «$\;{\mathcal {M}}_{\Delta ,\,{\text{ext}}}\!\left(t\right)\;$» est égal à la somme du produit du moment d'inertie «$\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$» du système par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ par la dérivée temporelle de la vitesse angulaire instantanée «$\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» du système autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ au même instant $\;t$ $\;{\big [}$la vitesse angulaire instantanée $\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ étant encore la dérivée temporelle de l'abscisse angulaire instantanée $\;\theta (t)\;$ repérant le système dans sa rotation relativement au référentiel $\;{\mathcal {R}}{\big ]}\;$ et d'un terme correctif, a priori non nul, tenant compte de la translation de $\;\left(\Delta \right)\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$ et de la résultante cinétique du système $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ soit «$\;{\mathcal {M}}_{\Delta ,\,{\text{ext}}}\!\left(t\right)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)+\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d^{2}\theta }{dt^{2}}}(t)+\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$»,
$\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ étant le vecteur unitaire orientant $\;\left(\Delta \right)\;$ et $\;A\;$ un point quelconque fixe sur cet axe.

Fin du théorème

     Commentaires : sous cette forme, ce prolongement de théorème applicable en dynamique newtonienne à un système fermé de points matériels en rotation autour d'un axe de direction fixe, ne l'est pas en dynamique relativiste.

     Commentaires : Le terme correctif «$\;\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» se réécrivant, en tenant compte de «$\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\;$» $\;{\big [}$voir le paragraphe « résultante cinétique du système discret de points matériels (propriété de la résultante cinétique d'un système discret fermé) » plus haut dans ce chapitre${\big ]}$, «$\;m_{\text{syst}}\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {V}}_{\!G}(t)\;$» est nul dans le cas de nullité d'un produit mixte c'est-à-dire dans le cas où

• l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ glisse sur lui-même $\Rightarrow$ $\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\;$ du point fixe $\;A\;$ de $\;\left(\Delta \right)\;$ est colinéaire à $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ ou,
• l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ se translate parallèlement au mouvement du C.D.I. $\;G\;$ du système $\Rightarrow$ $\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\;$ du point fixe $\;A\;$ de $\;\left(\Delta \right)\;$ est colinéaire à $\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\;$ ou encore,
• l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ passe par le C.D.I. $\;G\;$ du système $\;{\big [}$ce qui est certainement le cas le plus fréquemment rencontré${\big ]}\;$ $\Rightarrow$ $\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\;$ du point fixe $\;A\;$ de $\;\left(\Delta \right)\;$ est colinéaire à $\;{\vec {V}}_{\!G}(t)$ ;

     Commentaires : en conclusion le prolongement du théorème du moment cinétique scalaire appliqué à un système discret fermé de points matériels en rotation autour d'un axe de direction fixe dans le référentiel d'étude galiléen prend la forme simplifiée «$\;{\mathcal {M}}_{\Delta ,\,{\text{ext}}}\!\left(t\right)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d^{2}\theta }{dt^{2}}}(t)\;$» dans le cas où l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ glisse sur lui-même ou si la translation de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ se fait parallèlement à la trajectoire du C.D.I. $\;G\;$ du système $\;{\big [}$dont un cas particulier est l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ passant par $\;G\;$ c'est-à-dire «$\;\left(\Delta \right)=\left(\Delta _{G}\right)\;$»${\big ]}$.

Théorème de la puissance cinétique

     Voir aussi le paragraphe « énoncé (du théorème de la puissance cinétique appliqué à un système de matière quelconque dans un référentiel d'étude galiléen) » du chap.$10$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

Énoncé

Début d’un théorème

Théorème de la puissance cinétique appliqué à un système discret fermé de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la puissance cinétique d’un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», à l'instant $\;t$, «$\;{\dot {K}}_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$» est égale à la somme de la puissance développée par les forces extérieures appliquées au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$» et de celle développée par les forces intérieures appliquées au même système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ au même instant $\;t\;$ «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$» soit, mathématiquement, «$\;{\dot {K}}_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)+{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$».

Fin du théorème

     Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé $\;{\big (}$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels mais $\;\ldots$
     Commentaires : il n'est pas applicable, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système ouvert de points matériels défini à l'instant $\;t\;$ comme le contenu intérieur à la surface de contrôle $\;(\Sigma )\;$.

     Démonstration : Dans le référentiel d'étude galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, on applique le théorème de la puissance cinétique à chaque point matériel $\;M_{i}\;$, soit

«$\;{\dot {K}}_{M_{i}}(t)={\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,{\text{ext de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\right]\!(t)+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]\!(t),\;\;\left({\mathfrak {b}}\right)\;$» puis

               Démonstration : Dans le référentiel d'étude galiléen Rgal, on fait la somme, membre à membre, des $\;N\;$ relations $\;\left({\mathfrak {b}}\right)\;$ ainsi définies à l'instant $\;t\;$

«$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dot {K}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left\lbrace {\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,{\text{ext de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\right]\!(t)+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]\!(t)\right\rbrace$» ou encore
«$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dot {K}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,{\text{ext de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\right]\!(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]\!(t)\right\rbrace$»

• le 1^er membre «$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\dot {K}}_{M_{i}}(t)\;$» se réécrivant «$\;{\dfrac {d\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{K}_{M_{i}}\right]}{dt}}(t)\;$» après permutation de la dérivation temporelle et de l'addition est égale à la dérivée temporelle de l’énergie cinétique du système «$\;K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)$ $=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{K}_{M_{i}}(t)\;$» à l'instant $\;t\;$ c'est-à-dire à la puissance cinétique du système «$\;{\dot {K}}_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$» au même instant $\;t$,
• le 1^er terme du 2^nd membre «$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,{\text{ext}}}\right]\!(t)\;$» définit la puissance développée, à l'instant $\;t$, par les forces extérieures appliquées au système «$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,{\text{ext}}}\right]\!(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$» et
• le 2^ème terme du 2^nd membre «$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]\!(t)\right\rbrace \;$» la puissance développée, à l'instant $\;t$, par les forces intérieures appliquées au système «$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,N}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,N}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]\!(t)\right\rbrace$ $={\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$»,

               Démonstration : Dans le référentiel d'étude galiléen Rgal, d’où la démonstration du théorème de la puissance cinétique appliqué à un système discret fermé de points matériels.

Cas particulier d'un solide

     Voir aussi le paragraphe « théorème de la puissance cinétique appliqué à un solide dans le référentiel d'étude galiléen » du chap.$10$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

     Le théorème de la puissance cinétique se simplifie dans le cas particulier d'un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» indéformable c'est-à-dire d'un solide $\;{\big (}$au sens de la mécanique${\big )}\;$ car nous avons établi au paragraphe « 3^ème conséquence (de l'évaluation de la puissance développée par les forces intérieures appliquées à un solide) » plus haut dans ce chapitre que celle-ci est nulle soit «$\;{\mathcal {P}}_{{\text{int}}\,{\text{syst. indéform.}}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$» d'où l'énoncé du théorème :

Début d’un théorème

Théorème de la puissance cinétique appliqué à un système discret fermé indéformable de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la puissance cinétique d’un système discret fermé indéformable de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», à l'instant $\;t$, «$\;{\dot {K}}_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$» est égale à la puissance développée par les forces extérieures appliquées au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$» soit, mathématiquement, «$\;{\dot {K}}_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$».

Fin du théorème

     Commentaire : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé indéformable de points matériels $\;\ldots$

     Réécriture du théorème suivant la nature du mouvement du solide $\;\succ \;$Solide en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : la puissance développée par le système des forces extérieures appliqué au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en translation s'écrivant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)\;$» avec «$\;F_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» et l'énergie cinétique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en translation «$\;K_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}(t)\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du système », le théorème de la puissance cinétique appliqué au système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en translation relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen se réécrit «$\;{\dfrac {d\left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}\right]}{dt}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)\;$».

     Réécriture du théorème suivant la nature du mouvement du solide $\;\succ \;$Solide en rotation de vitesse angulaire instantanée $\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : la puissance développée par le système des forces extérieures appliqué au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation autour d'un axe fixe s'écrivant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» avec «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique scalaire appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ relativement à $\;\left(\Delta \right)\;$» et l'énergie cinétique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation autour d'un axe fixe «$\;K_{({\mathcal {S}})\,{\text{en rot.}}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\mathcal {S}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}(t)\;$» avec «$\;J_{\Delta }({\mathcal {S}})\;$ le moment d'inertie du système », le théorème de la puissance cinétique appliqué au système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation autour d'un axe fixe relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen se réécrit «$\;{\dfrac {d\left[{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\mathcal {S}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}\right]}{dt}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$».

     Réécriture du théorème suivant la nature du mouvement du solide $\;\succ \;$Solide en mouvement quelconque dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen, mouvement composé d'une translation de vecteur vitesse, à l'instant $\;t$, $\;{\vec {V}}_{G}(t)$, $\;G\;$ étant le C.D.I. du solide, et d'une rotation de vecteur rotation instantanée, au même instant $\;t$, $\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}}(t)\;$ autour d'un axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ passant par $\;G$ : la puissance développée par le système des forces extérieures appliqué au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en mouvement quelconque s'écrivant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}}(t)\;$» avec «$\;F_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» ainsi que «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique vectoriel appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ évalué par rapport à $\;G\;$» et l'énergie cinétique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en mouvement quelconque s'évaluant par utilisation du 2^ème théorème de Kœnig «$\;K_{({\mathcal {S}})}(t)=K_{({\mathcal {S}})}^{\,*}(t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}(t)\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du solide », «$\;K_{({\mathcal {S}})}^{\,*}(t)\;$ l'énergie cinétique barycentrique du solide laquelle est égale à $\;K_{({\mathcal {S}})}^{\,*}(t)={\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\mathcal {S}})\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}}^{\,2}(t)$, $\;J_{\Delta _{G}}({\mathcal {S}})\;$ étant le moment d'inertie du solide par rapport à l'axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$», le théorème de la puissance cinétique appliqué au système discret fermé indéformable de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en mouvement quelconque dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen se réécrit

«$\;{\dfrac {d\left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}+{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\mathcal {S}})\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}}^{\,2}\right]}{dt}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}}(t)\;$».

Théorème de l'énergie cinétique

     La forme « intégrée » associée à la forme « locale » du « théorème de la puissance cinétique » est le « théorème de l'énergie cinétique » $\;{\big [}$voir le paragraphe « différence entre “ forme locale de la dynamique ” et “ forme intégrée associée à cette forme locale ” » du chap.$15$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI »${\big ]}$.

Théorème de l'énergie cinétique sur une durée élémentaire

     Pour passer d'une « forme locale de la dynamique écrite à l'instant $\;t\;$» à la « forme intégrée écrite sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ associée à cette forme locale », il suffit de multiplier la forme locale par $\;dt\;$ d'où l'énoncé du théorème de l'énergie cinétique sous forme élémentaire $\;{\big [}$après utilisation de $\;{\mathcal {P}}(t)\;dt=\delta W\;$ d'une part et $\;{\dot {K}}(t)\;dt=dK\;$ d'autre part${\big ]}$ :

Début d’un théorème

Théorème de l'énergie cinétique sous forme élémentaire appliqué à un système discret fermé de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la variation élémentaire de l'énergie cinétique d’un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$ $\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]$, «$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}\;$» est égale à la somme du travail élémentaire développé par les forces extérieures appliquées au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ «$\;\delta W_{\text{ext}}\;$» et de celui développé par les forces intérieures appliquées au même système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur le même intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ «$\;\delta W_{\text{int}}\;$» soit, mathématiquement, «$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{\text{ext}}+\delta W_{\text{int}}\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$».

Fin du théorème

     Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé $\;{\big (}$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels mais $\;\ldots$
     Commentaires : il n'est pas applicable, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système ouvert de points matériels défini à l'instant $\;t\;$ comme le contenu intérieur à la surface de contrôle $\;(\Sigma )\;$.

     Cas particulier d'un système discret fermé indéformable de points matériels $\;{\big (}$c'est-à-dire d'un solide au sens de la mécanique${\big )}$ : de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$ on déduit $\;\delta W_{\text{int}}=0\;$ d'où l'énoncé du théorème :

Début d’un théorème

Théorème de l'énergie cinétique sous forme élémentaire appliqué à un système discret fermé indéformable de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la variation élémentaire de l'énergie cinétique d’un système discret fermé indéformable de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]$, «$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}\;$» est égale au travail élémentaire développé par les forces extérieures appliquées au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur le même intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ «$\;\delta W_{\text{ext}}\;$» soit, mathématiquement, «$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{\text{ext}}\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$».

Fin du théorème

     Cas particulier d'un système discret fermé indéformable de points matériels : $\;\succ \;$Solide en translation de vecteur déplacement élémentaire «$\;{\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}={\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)\;dt\;$» dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;d\left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}(t)\right]={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du solide » et «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée au solide à l'instant $\;t\;$».

     Cas particulier d'un système discret fermé indéformable de points matériels : $\;\succ \;$Solide en rotation de déplacement angulaire élémentaire «$\;d\theta ={\overline {\Omega }}(t)\;dt\;$» autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;d\left[{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}\!(t)\right]={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta \;$» avec «$\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du solide par rapport à $\;\left(\Delta \right)\;$» et «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique scalaire par rapport à $\;\left(\Delta \right)\;$ appliqué au solide à l'instant $\;t\;$».

     Cas particulier d'un système discret fermé indéformable de points matériels : $\;\succ \;$Solide en mouvement quelconque composé d'un déplacement élémentaire de son C.D.I. $\;G\;$ «$\;{\overrightarrow {dG}}={\vec {V}}_{G}(t)\;dt\;$» et d'un déplacement angulaire élémentaire «$\;d\theta _{/\,\Delta _{G}}={\overline {\Omega }}(t)\;dt\;$» autour de l'axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ passant par $\;G\;$ mobile dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;d\left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}(t)\right]+d\left[{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\vec {\Omega }}_{/\,\Delta _{G}}^{\,2}\!(t)\right]=$ ${\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {dG}}+{\mathcal {M}}_{\!\Delta _{G},\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta _{/\,\Delta _{G}}\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du solide », «$\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du solide par rapport à $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$», «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée au solide à l'instant $\;t\;$» et «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta _{G},\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique scalaire par rapport à $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ appliqué au solide au même instant $\;t\;$».

Théorème de l'énergie cinétique sur une durée finie

     Pour mémoire « le théorème de l'énergie cinétique sur une durée finie » s'obtient en intégrant « le théorème de l'énergie cinétique sous forme élémentaire » sur l'intervalle de temps d'application du théorème en utilisant que le travail sur une durée finie est la somme continue de tous les travaux élémentaires c'est-à-dire «$\;W_{\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W(t)\;$» d'où l'énoncé du théorème de l'énergie cinétique sur une durée finie appliqué à un système discret fermé de points matériels :

Début d’un théorème

Théorème de l'énergie cinétique sur une durée finie appliqué à un système discret fermé de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la variation, sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$, de l'énergie cinétique d’un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$ $\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», «$\;\Delta K_{\left({\mathcal {S}}\right)}=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{f})-K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{0})\;$» est égale à la somme du travail développé par les forces extérieures appliquées au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ «$\;W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{ext}}(t)\;$» et de celui développé par les forces intérieures appliquées au même système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur le même $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ «$\;W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{int}}(t)\;$» soit, mathématiquement, «$\;\Delta K_{\left({\mathcal {S}}\right)}=W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}+W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$».

Fin du théorème

     Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé $\;{\big (}$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels mais $\;\ldots$
     Commentaires : il n'est pas applicable, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système ouvert de points matériels défini à l'instant $\;t\;$ comme le contenu intérieur à la surface de contrôle $\;(\Sigma )\;$.

     Cas particulier d'un système discret fermé indéformable de points matériels $\;{\big (}$c'est-à-dire d'un solide au sens de la mécanique${\big )}$ : de $\;\delta W_{\text{int}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$ on déduit $\;W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=0\;$ d'où l'énoncé du théorème :

Début d’un théorème

Théorème de l'énergie cinétique sur une durée finie appliqué à un système discret fermé indéformable de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la variation, sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$, de l'énergie cinétique d’un système discret fermé indéformable de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», «$\;\Delta K_{\left({\mathcal {S}}\right)}=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{f})-K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{0})\;$» est égale au travail développé par les forces extérieures appliquées au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur le même intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ «$\;W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}$ $=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{ext}}(t)\;$» soit, mathématiquement, «$\;\Delta K_{\left({\mathcal {S}}\right)}=W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$».

Fin du théorème

     Cas particulier d'un système discret fermé indéformable de points matériels : $\;\succ \;$Solide en translation de vecteur déplacement élémentaire «$\;{\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}={\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)\;dt\;$» dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;\Delta \left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}(t)\right]={\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}(t_{f})-{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}(t_{0})=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}(t)\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du solide » et «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée au solide à l'instant $\;t\;$».

     Cas particulier d'un système discret fermé indéformable de points matériels : $\;\succ \;$Solide en rotation de déplacement angulaire élémentaire «$\;d\theta ={\overline {\Omega }}(t)\;dt\;$» autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;\Delta \left[{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}\!(t)\right]={\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}\!(t_{f})-{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}\!(t_{0})=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta \;$» avec «$\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du solide par rapport à $\;\left(\Delta \right)\;$» et «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique scalaire par rapport à $\;\left(\Delta \right)\;$ appliqué au solide à l'instant $\;t\;$».

     Cas particulier d'un système discret fermé indéformable de points matériels : $\;\succ \;$Solide en mouvement quelconque composé d'un déplacement élémentaire de son C.D.I. $\;G\;$ «$\;{\overrightarrow {dG}}={\vec {V}}_{G}(t)\;dt\;$» et d'un déplacement angulaire élémentaire «$\;d\theta _{/\,\Delta _{G}}={\overline {\Omega }}(t)\;dt\;$» autour de l'axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ passant par $\;G\;$ mobile dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;\Delta \left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}(t)\right]+\Delta \left[{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\vec {\Omega }}_{/\,\Delta _{G}}^{\,2}\!(t)\right]=$ $\left\lbrace {\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}(t_{f})+{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\vec {\Omega }}_{/\,\Delta _{G}}^{\,2}\!(t_{f})\right\rbrace -\left\lbrace {\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}(t_{0})+{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\vec {\Omega }}_{/\,\Delta _{G}}^{\,2}\!(t_{0})\right\rbrace =\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {dG}}+\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\mathcal {M}}_{\!\Delta _{G},\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta _{/\,\Delta _{G}}\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du solide », «$\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du solide par rapport à $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$», «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée au solide à l'instant $\;t\;$» et «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta _{G},\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique scalaire par rapport à $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ appliqué au solide au même instant $\;t\;$».

Théorème de la variation de l'énergie mécanique

     Théorème déduit du « théorème de l'énergie cinétique » dans le cas où « le système de forces résultant de l'action du système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ extérieur au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ étudié » ou $\;{\big (}$et${\big )}\;$ « celui de forces intérieures correspondant à une interaction $\;_{q}\;$ entre points de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» est $\;{\big (}$sont${\big )}\;$ conservatif(s) $\;\ldots$

Définition de l'énergie mécanique d'un système discret fermé de points matériels dans le champ des forces extérieures et intérieures conservatives

     Dans le cas où le système de forces résultant de l'action du système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ extérieur au système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» ainsi qu'éventuellement celui de forces intérieures correspondant à une interaction $\;_{q}\;$ entre points de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» sont conservatifs, on définit

• l'énergie potentielle de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces extérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)=\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$ soit «$\;U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,..,\,M_{i},\,..,\,M_{N}\right]\;$» ainsi que, si nécessaire,
• l'énergie potentielle de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ éventuel «$\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)=\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\left(i,\,j\,\neq \,i\right)\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]^{2}}\;$» des forces intérieures correspondant à une interaction $\;_{q}\;$ entre points de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ soit «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$» puis

     dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, l'énergie mécanique de $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, à l'instant $\;t$, «$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$» dans les champs de forces extérieures et intérieures conservatives selon

«$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,..,\,M_{i,\,t},\,..,\,M_{N,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}(t)\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$»
avec «$\;K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$» l'énergie cinétique de $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, à l'instant $\;t$, dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$.

Théorème de la variation de l'énergie mécanique sur une durée élémentaire

     Pour établir, dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, le théorème de la variation de l'énergie mécanique sous forme élémentaire appliqué, à l'instant $\;t$, à un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$ $\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$»,
     Pour établir, on écrit, dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, le théorème de l'énergie cinétique sous forme élémentaire appliqué, à l'instant $\;t$, au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, en distinguant parmi les forces extérieures ainsi que celles intérieures les forces conservatives dont on veut utiliser le caractère conservatif de celles qui ne le sont pas $\;{\big (}$ou qui le sont mais dont on ne souhaite pas utiliser l'aspect conservatif${\big )}\;$ soit

«$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces conserv.}}}+\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}+\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces conserv.}}}+\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$» et

     Pour établir, on utilise la définition de l'énergie potentielle de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ de forces extérieures conservatif ainsi que celle dans le champ de forces intérieures conservatif soit

«$\;\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces conserv.}}}=-dU_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1},\,..,\,M_{i},\,..,\,M_{N}\right]\;$» et «$\;\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces conserv.}}}=-dU_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}(t)\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$»,
$\Downarrow$
«$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}=-dU_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1},\,..,\,M_{i},\,..,\,M_{N}\right]+\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}-dU_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]+\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$» puis,

     Pour établir, en ne laissant que les travaux élémentaires des forces non conservatives dans le membre de droite et en utilisant la définition, à l'instant $\;t$, dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, de l'énergie mécanique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans les champs de forces extérieures et intérieures conservatifs «$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,..,\,M_{i,\,t},\,..,\,M_{N,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}(t)\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$» soit

«$\;dE_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}+\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$» d'où l'énoncé du théorème :

Début d’un théorème

Théorème de la variation de l'énergie mécanique sous forme élémentaire appliqué à un système discret fermé de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la variation élémentaire de l'énergie mécanique $\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$ d’un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» dans les champs de forces extérieures et intérieures conservatifs, sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]$, «$\;dE_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$» est égale à la somme du travail élémentaire développé par les forces extérieures non conservatives appliquées au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ «$\;\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$» et de celui développé par les forces intérieures non conservatives appliquées au même système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur le même $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ «$\;\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$» soit, mathématiquement, «$\;dE_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}+\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$» avec
«$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,..,\,M_{i,\,t},\,..,\,M_{N,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}(t)\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$».

Fin du théorème

     Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé $\;{\big (}$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels mais $\;\ldots$
     Commentaires : il n'est pas applicable, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système ouvert de points matériels défini à l'instant $\;t\;$ comme le contenu intérieur à la surface de contrôle $\;(\Sigma )\;$.

     Cas particulier d'un système discret fermé indéformable de points matériels $\;{\big (}$c'est-à-dire d'un solide au sens de la mécanique${\big )}$ : utilisant $\;\delta W_{\text{int}}=0\;$ on en déduit l'énoncé du théorème appliqué à un système discret fermé indéformable de points matériels dans le champ de forces extérieures conservatif :

Début d’un théorème

Théorème de la variation de l'énergie mécanique sous forme élémentaire appliqué à un système discret fermé indéformable de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la variation élémentaire de l'énergie mécanique $\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$ d’un système discret fermé indéformable de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» dans le champ de forces extérieures conservatif, sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]$, «$\;dE_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$» est égale au travail élémentaire développé par les forces extérieures non conservatives appliquées au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur le même intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ «$\;\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$» soit, mathématiquement, «$\;dE_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$» avec
«$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,..,\,M_{i,\,t},\,..,\,M_{N,\,t}\right]\;$».

Fin du théorème

Théorème de la puissance mécanique, forme locale associée à la forme intégrée du « théorème de la variation de l'énergie mécanique sous forme élémentaire ou sur une durée finie »

     Pour passer d'une « forme intégrée de la dynamique écrite sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$» à la « forme locale écrite à l'instant $\;t\;$ associée à cette forme intégrée », il suffit de diviser la forme élémentaire de la forme intégrée par $\;dt\;$ d'où l'énoncé du théorème de la puissance mécanique $\;{\bigg [}$après utilisation de $\;{\mathcal {P}}(t)={\dfrac {\delta W}{dt}}\;$ d'une part et $\;{\dot {E_{m}}}(t)={\dfrac {dE_{m}}{dt}}\;$ d'autre part${\bigg ]}$ :

Début d’un théorème

Théorème de la puissance mécanique appliqué à un système discret fermé de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la puissance mécanique, à l'instant $\;t$, d’un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$ $\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» dans les champs de forces extérieures et intérieures conservatifs, «$\;{\dot {E}}_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$» est égale à la somme de la puissance développée par les forces extérieures non conservatives appliquées au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\mathcal {P}}_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$» et de celle développée par les forces intérieures non conservatives appliquées au même système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ au même instant $\;t\;$ «$\;{\mathcal {P}}_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$» soit, mathématiquement, «$\;{\dot {E}}_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)={\mathcal {P}}_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)+{\mathcal {P}}_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$» avec
«$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,..,\,M_{i,\,t},\,..,\,M_{N,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}(t)\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$».

Fin du théorème

     Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé $\;{\big (}$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels mais $\;\ldots$
     Commentaires : il n'est pas applicable, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système ouvert de points matériels défini à l'instant $\;t\;$ comme le contenu intérieur à la surface de contrôle $\;(\Sigma )\;$.

     Cas particulier d'un système discret fermé indéformable de points matériels $\;{\big (}$c'est-à-dire d'un solide au sens de la mécanique${\big )}$ : utilisant $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}=0\;$ on en déduit l'énoncé du théorème appliqué à un système discret fermé indéformable de points matériels dans le champ de forces extérieures conservatif :

Début d’un théorème

Théorème de la puissance mécanique appliqué à un système discret fermé indéformable de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la puissance mécanique, à l'instant $\;t$, d’un système discret fermé indéformable de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» dans le champ de forces extérieures conservatif, «$\;{\dot {E}}_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$» est égale à la puissance développée par les forces extérieures non conservatives appliquées au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ «$\;{\mathcal {P}}_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$» au même instant $\;t\;$ soit, mathématiquement, «$\;{\dot {E}}_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)={\mathcal {P}}_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$» avec
«$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,..,\,M_{i,\,t},\,..,\,M_{N,\,t}\right]\;$».

Fin du théorème

Théorème de la variation de l'énergie mécanique sur une durée finie

     Pour mémoire « le théorème de la variation de l'énergie mécanique sur une durée finie » s'obtient en intégrant « le théorème de la variation de l'énergie mécanique sous forme élémentaire » sur l'intervalle de temps d'application du théorème en utilisant que le travail sur une durée finie est la somme continue de tous les travaux élémentaires c'est-à-dire «$\;W_{\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W(t)\;$» d'où l'énoncé du théorème de la variation de l'énergie mécanique sur une durée finie appliqué à un système discret fermé de points matériels :

Début d’un théorème

Théorème de la variation de l'énergie mécanique sur une durée finie appliqué à un système discret fermé de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la variation, sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$, de l'énergie mécanique $\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$ d’un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» dans les champs de forces extérieures et intérieures conservatifs «$\;\Delta E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{f})-E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{0})\;$» est égale à la somme du travail développé par les forces extérieures non conservatives appliquées au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ «$\;W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,{\text{forces non conserv.}}}\;$» et de celui développé par les forces intérieures non conservatives appliquées au même système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur le même $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ «$\;W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,{\text{forces non conserv.}}}\;$» soit, mathématiquement, «$\;\Delta E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,{\text{forces non conserv.}}}+W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,{\text{forces non conserv.}}}\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$» avec
«$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,..,\,M_{i,\,t},\,..,\,M_{N,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}(t)\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$».

Fin du théorème

     Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé $\;{\big (}$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels mais $\;\ldots$
     Commentaires : il n'est pas applicable, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système ouvert de points matériels défini à l'instant $\;t\;$ comme le contenu intérieur à la surface de contrôle $\;(\Sigma )\;$.

     Cas particulier d'un système discret fermé indéformable de points matériels : de $\;\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$ on déduit $\;W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,{\text{forces non conserv.}}}=0\;$ d'où l'énoncé du théorème :

Début d’un théorème

Théorème de la variation de l'énergie mécanique sur une durée finie appliqué à un système discret fermé indéformable de points matériels dans un référentiel d'étude galiléen

     Dans un référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, la variation, sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$, de l'énergie mécanique d’un système discret fermé indéformable de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», dans le champ de forces extérieures conservatif «$\;\Delta E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{f})-E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{0})\;$» est égale au travail développé par les forces extérieures non conservatives appliquées à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur le même intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ «$\;W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,,\,{\text{forces non conserv.}}}$ $=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$» soit, mathématiquement, «$\;\Delta E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,,\,{\text{forces non conserv.}}}\;$ dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$» avec
«$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,..,\,M_{i,\,t},\,..,\,M_{N,\,t}\right]\;$».

Fin du théorème

     Cas particulier d'un système discret fermé (déformable ou non) de points matériels conservatif : Un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» étant dit « conservatif » ssi « toutes les forces extérieures et intérieures sont conservatives ou, dans le cas de présence de forces extérieures et intérieures non conservatives, celles-ci ne travaillent pas » on en déduit aisément, par application du théorème de la variation de l'énergie mécanique sur une durée finie au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ étudié, la conservation de l'énergie mécanique du système discret fermé de points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ conservatif soit «$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=cste,\;\;\forall \;t\;$» avec «$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,..,\,M_{i,\,t},\,..,\,M_{N,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[\left\lbrace r_{j,\,i}(t)\right\rbrace _{{\bigg \lfloor }{\begin{array}{l}i\,=\,1\,..\,N\\j\,=\,i+1\,..\,N\end{array}}{\bigg \rceil }}\right]\;$».

Théorèmes de la dynamique newtonienne des systèmes discrets de points matériels applicables sans modification dans le référentiel barycentrique (a priori non galiléen) du système

Introduction

     Dans le cas général d'un système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$», ce dernier n'étant ni isolé, ni pseudo-isolé, son C.D.I. $\;G\;$ n'est pas en mouvement rectiligne uniforme relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen et par suite le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système n'est pas galiléen ;

     on en déduit qu'a priori les théorèmes de la dynamique newtonienne des systèmes discrets fermés de points matériels ne s'appliquent pas dans le référentiel barycentrique du système,

     le fait que le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ soit en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen nécessite, a priori, l'ajout, aux systèmes de forces extérieures et intérieures appliqués au système, d'une pseudo-force d'inertie d'entraînement appliquée sur chaque point matériel $\;M_{i}\;$ du système «$\;{\vec {f}}_{{\text{in. e}},\,M_{i}}(t)=-m_{i}\;{\vec {a}}_{G}(t)\;$» pour pouvoir appliquer les théorèmes de la dynamique newtonienne au système dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ dans la mesure où ce dernier est non galiléen, toutefois $\;\ldots$

     Il existe un théorème applicable sans modification dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ d'un système discret fermé de points matériels ni isolé, ni pseudo-isolé, c'est le théorème du moment cinétique vectoriel avec, pour origine d'évaluation des moments vectoriels, le C.D.I. $\;G\;$ du système, voir ci-après.

Théorème du moment cinétique barycentrique vectoriel

Énoncé et démonstration

Début d’un théorème

Théorème du moment cinétique barycentrique vectoriel appliqué à un système discret fermé de points matériels avec son C.D.I. G pour origine d'évaluation des moments des forces dans son référentiel barycentrique a priori non galiléen

     Dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» dans lequel «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» avec un référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen et prenant pour origine des vecteurs moments de forces le C.D.I. $\;G\;$ du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, le vecteur moment résultant dynamique par rapport à $\;G\;$ appliqué, à l'instant $\;t$, au système «$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$» est égal à la dérivée temporelle du vecteur moment cinétique barycentrique de ce dernier au même instant $\;t$ «$\;{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$» dans le référentiel barycentrique a priori non galiléen,
la seule condition d'applicabilité de ce théorème étant que le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ soit galiléen.

Fin du théorème

     Démonstration : Le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ étant galiléen, on peut appliquer au système discret fermé de points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,N\right]\right]}\;$» avec «$\;N\,\in \,\mathbb {N} ^{*}\,/\,\left\lbrace 1\,,\,2\right\rbrace \;$» le prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel avec pour point origine d'évaluation des moments vectoriels le C.D.I. $\;G\;$ du système soit

«$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t),\;\;\left({\mathfrak {c}}\right)\;$» dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, avec

     Démonstration : «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$» le vecteur moment résultant dynamique par rapport à $\;G\;$ appliqué, à l'instant $\;t$, au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ et
     Démonstration : «$\;{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» le vecteur moment cinétique de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ par rapport à $\;G\;$ au même instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ puis,
     Démonstration : on applique le 1^er théorème de Kœnig au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ pour lier le vecteur moment cinétique barycentrique du système au vecteur moment cinétique de ce dernier dans le référentiel d'étude «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t),\;\;\forall \;O$» soit, en prenant $\;O\;$ en $\;G$, «$\;{\vec {\sigma }}_{G}\!({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» dont on déduit
     Démonstration : «$\;\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!(t)=\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}\!(t)\;$» $\;{\big [}$la dérivée temporelle d'une grandeur vectorielle étant indépendante du référentiel dans lequel la dérivation est faite pourvu que les deux référentiels soient en translation l'un par rapport à l'autre${\big ]}\;$ d'où, par report dans la relation $\;\left({\mathfrak {c}}\right)$, «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)=\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}\!(t)\;$» ou simplement «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$» R.Q.F.D. dans la mesure où les seuls référentiels utilisés sont en translation l'un par rapport à l'autre.

Cas particuliers

     $\;\succ \;$Il y a conservation du moment cinétique barycentrique vectoriel d'un système discret fermé de points matériels à savoir «$\;{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\overrightarrow {\text{cste}}},\;\;\forall \;t\;$»
          si le vecteur moment résultant dynamique appliqué au système par rapport à $\;G$, C.D.I. du système, est nul à tout instant $\;t\;$ c'est-à-dire si «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{G,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$»,
          cette propriété résultant de l'application du théorème du moment cinétique barycentrique vectoriel au système discret fermé de points matériels dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ a priori non galiléen, le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ étant, quant à lui, galiléen soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{G,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$» dans lequel la nullité du 1^er membre conduit à celle du 2^ème membre c'est-à-dire à «$\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» d'où, après intégration par rapport au temps, «$\;{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\left({\text{syst}},\,t\right)={\overrightarrow {\text{cste}}},\;\;\forall \;t$».

     $\;\succ \;$Si le système discret fermé de points matériels est en rotation autour de $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ de direction fixe orientée par $\;{\vec {u}}_{\Delta _{G}}\;$ et passant par $\;G$, on peut déduire
          du théorème du moment cinétique barycentrique vectoriel appliqué au système étudié dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ a priori non galiléen, le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ étant, quant à lui, galiléen,
          le théorème du moment cinétique barycentrique scalaire relativement à l'axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ de direction fixe appliqué dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ a priori non galiléen,
          en multipliant scalairement les deux membres du théorème du moment cinétique barycentrique vectoriel par $\;{\vec {u}}_{\Delta _{G}}\;$ soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{G,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\cdot {\vec {u}}_{\Delta _{G}}={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta _{G}}={\dfrac {d\!\left[{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)\cdot {\vec {u}}_{\Delta _{G}}\right]}{dt}}(t)\;$», $\;{\vec {u}}_{\Delta _{G}}\;$ étant un vecteur constant, soit finalement, par définition du moment scalaire de forces et du moment cinétique scalaire,

«$\;{\mathcal {M}}_{\Delta _{G},\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\dfrac {d\sigma _{\Delta _{G}}^{\,*}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$» avec $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ fixe dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système,
$\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ étant a priori non galiléen, le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ étant, quant à lui, galiléen ;

          le système étant en rotation autour de $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ de direction fixe, on peut écrire «$\;\sigma _{\Delta _{G}}^{\,*}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=J_{\Delta _{G}}\!\left({\text{syst}}\right)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» avec «$\;J_{\Delta _{G}}\!\left({\text{syst}}\right)\;$ le moment d'inertie du système » et «$\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ la vitesse angulaire instantanée de ce dernier autour de l'axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {M}}_{\Delta _{G},\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=J_{\Delta _{G}}\!\left({\text{syst}}\right)\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» $\;{\big [}J_{\Delta _{G}}\!\left({\text{syst}}\right)\;$ étant une constante${\big ]}\;$ soit la réécriture du théorème du moment cinétique barycentrique scalaire pour un système discret fermé de points matériels en rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ fixe dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système,

«$\;{\mathcal {M}}_{\Delta _{G},\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=J_{\Delta _{G}}\!\left({\text{syst}}\right)\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» avec
$\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ axe de rotation fixe dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ a priori non galiléen,
le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ étant, quant à lui, galiléen ;

          si le vecteur moment résultant dynamique du système en rotation par rapport $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ fixe dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système, avec le C.D.I. de ce dernier comme origine d'évaluation du moment vectoriel, est nul c'est-à-dire «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{G,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {M}}_{\Delta _{G},\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=0,\;\;\forall \;t\;$», on déduit de l'application du théorème du moment cinétique barycentrique scalaire au système en rotation autour de $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}^{*}$,

la conservation de la vitesse angulaire instantanée de rotation $\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ du système autour de l'axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ fixe dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$
soit «$\;{\overline {\Omega }}(t)={\text{cste}},\;\;\forall \;t\;$», le système étant donc en rotation uniforme autour de $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ fixe dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$.