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130 8. Mouvement dans un champ <strong>de</strong> force central<br />
où on a introduit la constante<br />
γ = Rv2 0<br />
GM<br />
Indice : il n’est pas nécessaire d’utiliser ici les propriétés précises <strong>de</strong> la trajectoire elliptique. Il suffit d’appliquer<br />
la conservation simultanée <strong>de</strong> l’énergie E et du moment cinétique J (la composante du moment cinétique qui<br />
sort <strong>de</strong> la page). Il faut donc calculer E et J au point <strong>de</strong> départ et au point le plus haut <strong>de</strong> la trajectoire, en<br />
notant que la vitesse à cet endroit est perpendiculaire au vecteur position. Ceci nous donne <strong>de</strong>ux équations<br />
<strong>de</strong> conservation, nous permettant <strong>de</strong> déterminer <strong>de</strong>ux variables, comme la vitesse v <strong>de</strong> l’objet au sommet <strong>de</strong><br />
sa trajectoire et l’altitu<strong>de</strong> h.<br />
b) Que donne cette formule quand ψ = 0 et ψ = π/2? Dans le premier cas, il ne faut pas bêtement poser ψ = 0,<br />
mais prendre la limite appropriée. Auriez-vous pu obtenir ces résultats particuliers autrement? Supposez que<br />
γ < 1.<br />
c) Supposons maintenant que la vitesse v 0 est petite, <strong>de</strong> sorte que le paramètre γ est très petit. Procé<strong>de</strong>z à<br />
un développement <strong>de</strong> Taylor au <strong>de</strong>uxième ordre en γ dans l’expression (8.79). Vérifiez que le résultat coïnci<strong>de</strong><br />
avec ce qu’on aurait obtenu en supposant le champ gravitationnel g uniforme.<br />
N.B. La formule du binôme est<br />
(1 + ε) r = 1 + rε + 1 2 r(r − 1)ε2 + 1 6 r(r − 1)(r − 2)ε3 + · · ·<br />
Problème 8.14<br />
Supposons qu’un objet soit principalement soumis à une force centrale attractive en k/r 2 , comme la gravité,<br />
mais qu’une force centrale additionnelle (mais petite) <strong>de</strong> la forme<br />
F = α r 3 ˆr<br />
α = constante<br />
soit aussi ressentie (une telle force est qualifiée <strong>de</strong> perturbation si elle n’est pas trop gran<strong>de</strong>).<br />
a) Démontrez que la trajectoire <strong>de</strong> l’objet a la forme suivante :<br />
r(ϕ) =<br />
γ 2 r 0<br />
1 + e cos(γϕ)<br />
(8.80)<br />
où<br />
γ =<br />
√<br />
√<br />
1 + αm<br />
J 2 e = 1 − γ2 E<br />
E 0<br />
r 0 et E 0 étant les mêmes que dans les notes.<br />
b) Comme la perturbation est faible (α petit), le paramètre γ est proche <strong>de</strong> l’unité. Expliquez pourquoi la<br />
courbe (8.80) correspond à une ellipse en précession, c’est-à-dire dont l’orientation change dans le temps.<br />
Indices : vous <strong>de</strong>vez essentiellement reprendre le calcul du début <strong>de</strong> la section 8.3 <strong>de</strong>s notes <strong>de</strong> <strong>cours</strong>, en y<br />
ajoutant l’énergie potentielle associée à la perturbation. Cette énergie potentielle a la même dépendance en r<br />
que le potentiel centrifuge associé au moment cinétique.