Produit vectoriel

En mathématiques, et plus exactement en géométrie, le produit vectoriel est une opération vectorielle effectuée dans les espaces euclidiens orientés de dimension trois,.



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Géométrie euclidienne - Aire - Grandeur physique - Métrologie - Opération

Page(s) en rapport avec ce sujet :

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  • Quelques propriétés remarquables du produit vectoriel. On appellera par conséquent produit vectoriel ou produit extérieur des vecteurs et , le vecteur noté... (source : promenadesmaths.free)
  • Si et sont colinéaires, le produit vectoriel de par est le vecteur nul :... Le produit vectoriel des vecteurs et , dans cet ordre, est .... (source : schoolangels)

En mathématiques, et plus exactement en géométrie, le produit vectoriel est une opération vectorielle effectuée dans les espaces euclidiens orientés de dimension trois[1], [2]. Le formalisme utilisé aujourd'hui est apparu en 1881 dans un manuel d'analyse vectorielle rédigé par Josiah Willard Gibbs pour ses étudiants en physique. Les travaux de Hermann Günther Grassmann et William Rowan Hamilton sont à l'origine du produit vectoriel défini par Gibbs[3], [4].

Histoire

Résumé

En 1843, Hamilton inventa les quaternions qui permettent de définir le produit vectoriel. Indépendamment ainsi qu'à la même période (1844) Grassmann définissait dans Die lineale Ausdehnungslehre ein neuer Zweig der Mathematik un «produit géométrique» à partir de considérations géométriques ; mais il ne parvient pas à définir clairement un produit vectoriel. Puis Grassmann lit Hamilton et s'inspire de ses travaux pour publier en 1862 une deuxième version de son traité qui est nettement plus claire[5]. De même, Hamilton a lu les travaux de Grassmann et les a commentés et appréciés[6]. Plus tard Maxwell commença à utiliser la théorie des quaternions pour l'appliquer à la physique. Après Maxwell, Clifford modifia profondément le formalisme de ce qui devenait l'analyse vectorielle. Il s'intéressa aux travaux de Grassmann et Hamilton avec une nette prédilection pour le premier[4]. En 1881, Gibbs publia Elements of Vector Analysis Arranged for the Use of Students of Physics s'inspirant des travaux déjà réalisés surtout ceux de Clifford et Maxwell. Si les physiciens se sont empressés d'utiliser le formalisme de Gibbs, ce dernier ne fut accepté en mathématiques que énormément plus tard, et après plusieurs modifications.

Anecdote

Peter Guthrie Tait dans la préface de la troisième édition de son traité sur les quaternions qualifia le nouveau formalisme créé par Gibbs de «monstre hermaphrodite, composé des notations de Hamilton et Grassmann»[7].

Notation

Plusieurs notations sont en concurrence pour le produit vectoriel :

Dans cet article, nous utiliserons la première convention.

Définition

Produit vectoriel

Soit E un espace vectoriel euclidien orienté de dimension 3. Par le choix d'une base orthonormée, E peut être identifié avec l'espace R3, mais cette identification n'est pas obligatoire pour définir le produit vectoriel.

D'un point de vue géométrique, le produit vectoriel de deux vecteurs \vec u et \vec v de E non colinéaires se définit comme l'unique vecteur \vec w tel que :

En particulier :

La notion d'orientation peut ici être comprise de manière élémentaire en utilisant la règle de la main droite : le pouce, l'index et le majeur écartés en un trièdre indiquent respectivement le sens de u, de v et de w. Cette définition, utilisée dans l'enseignement secondaire, n'est pas complètement satisfaisante.

Définition par le produit mixte

Une seconde définition utilise la théorie des déterminants et la notion de produit mixte comme point de départ. Le produit mixte de trois vecteurs u, v, w, noté [u, v, w], est le déterminant de ces trois vecteurs dans une base orthonormale directe quelconque. La formule de changement de base montre que ce déterminant est indépendant du choix de la base ; géométriquement il est égal au volume orienté du parallélépipède appuyé sur les vecteurs u, v, w. Le produit vectoriel de deux vecteurs u et v est l'unique vecteur u\wedge v tel que, pour tout w, on a :

\left[\vec u, \vec v, \vec w\right] = (\vec u \wedge \vec v) \cdot \vec w\,.

L'existence et l'unicité d'un tel vecteur sont un cas spécifique simple du théorème de représentation de Riesz. Le produit vectoriel s'interprète comme les variations du volume orienté d'un parallélépipède selon le troisième côté.

Avec une telle définition, il est envisageable de définir, dans un espace vectoriel orienté de dimension n + 1, le produit vectoriel de n vecteurs.

Calcul en composantes

Le choix d'une base orthonormée directe donne une identification de E et de ℝ3. Notons les coordonnées u= (u1, u2, u3) et v= (v1, v2, v3). Leur produit vectoriel est donné par :

u\wedge v=\begin{pmatrix}
u_2v_3-u_3v_2\\ u_3v_1-u_1v_3\\ u_1v_2-u_2v_1
\end{pmatrix}

Cette identité pourrait être prise comme une troisième définition, à condition de prouver que le vecteur obtenu est indépendant de la base orthonormale directe choisie pour le calculer.

Propriétés

Propriétés algébriques

Le produit vectoriel est un produit distributif, anticommutatif, non associatif :

Ces propriétés découlent immédiatement de la définition du produit vectoriel par le produit mixte et des propriétés algébriques du déterminant.

Le produit vectoriel satisfait l'identité de Jacobi, ce qui en fait un crochet de Lie :

\vec u\wedge(\vec v\wedge\vec w) + \vec w\wedge(\vec u\wedge\vec v) + \vec v\wedge(\vec w\wedge\vec u) = \vec 0

D'autre part, il satisfait aux identités de Lagrange (égalités du double produit vectoriel)  :

\vec u\wedge(\vec v\wedge\vec w) = (\vec u\cdot\vec w)\vec v - (\vec u\cdot\vec v)\vec w[10]
(\vec u\wedge\vec v)\wedge\vec w = (\vec u\cdot\vec w)\vec v - (\vec v\cdot\vec w)\vec u

En partant de l'identité algébrique :

\left((bc'-b'c)ˆ2+(ca'-c'a)ˆ2+(ab'-a'b)ˆ2\right) + (aa'+bb'+cc')ˆ2 = (aˆ2+bˆ2+cˆ2)\cdot (a'ˆ2+b'ˆ2+c'ˆ2),

on peut démontrer aisément l'égalité (Identité de Lagrange)  :

\|\vec u\wedge\vec v\|ˆ2 + (\vec u\cdot\vec v)ˆ2 = \|\vec u\|ˆ2\cdot \|\vec v\|ˆ2

que on peut aussi écrire sous la forme :

\left(\dfrac{\|\vec u\wedge\vec v\|}{\|\vec u\|\cdot \|\vec v\|}\right)ˆ2 + \left(\dfrac{\vec u\cdot\vec v}{\|\vec u\|\cdot \|\vec v\|}\right)ˆ2 = 1\,

ce qui équivaut à l'identité trigonométrique :

\sinˆ2(\widehat{\vec{u},\vec{v}}) + \cosˆ2(\widehat{\vec{u},\vec v}) = 1,

et qui n'est rien d'autre qu'une des façons d'écrire le théorème de Pythagore.

Invariance par isométries

Le produit vectoriel est invariant par l'action des isométries vectorielles directes. Plus précisément, pour tous vecteurs u et v de E et pour toute rotation f de E, on a :

f\left[u\wedge v\right]=f(u)\wedge f(v).

Cette identité peut être prouvée différemment suivant l'approche adoptée :

Définition géométrique : L'identité est immédiate avec la première définition, car f préserve l'orthogonalité, l'orientation et les longueurs.

Produit mixte : L'isomorphisme linéaire f laisse invariant le produit mixte de trois vecteurs. En effet, le produit mixte de f (u), f (v), f (w) peut être calculé dans l'image par f de la base orthonormée directe dans la quelle le produit mixte de u, v et w est calculé. De fait, l'identité précédente s'obtient immédiatement :

(f(u)\wedge f(v))\cdot f(w)=[f(u),f(v),f(w)]=[u,v,w]=(u\wedge v)\cdot w\,.

Définitions alternatives

Comme produit de Lie

Toute isométrie directe de R3 est une rotation vectorielle. La totalité des isométries directes forme un groupe de Lie classique noté SO (3) (c'est à dire, un sous-groupe fermé de GL3 (R) ). Son algèbre de Lie, notée so (3) est la sous-algèbre de Lie de gl3 (R) définie comme l'espace tangent de SO (3) en l'identité. Un calcul direct montre qu'il est l'espace des matrices antisymétriques de taille 3. Cet espace est a fortiori stable par le crochet de Lie.

Toute matrice antisymétrique M de taille 3 s'écrit de manière unique :

M=\begin{pmatrix}
0 & -c & b\\
c & 0 & -a\\
-b & a & 0
\end{pmatrix}.

En identifiant M et le vecteur (a, b, c), on définit un isomorphisme linéaire entre so (3) et R3. Le crochet de Lie se transporte via cet isomorphisme, et R3 hérite d'une structure d'algèbre de Lie. Le crochet [u, v] de deux vecteurs est exactement le produit vectoriel de u et de v.

En effet, si u1= (a1, b1, c1), et u2= (a2, b2, c2), leur crochet se calcule en introduisant les matrices antisymétriques correspondantes M1 et M2 :

[M_1,M_2]=M_1M_2-M_2M_1=\begin{pmatrix}
0 & a_2b_1-a_1b_2 & a_2c_1-a_1c_2\\
a_1b_2 -a_2b_1 & 0 & b_2c_1-b_1c_2\\
a_1c_2-a_2c_1 & b_1c_2-b_2c_1 & 0
\end{pmatrix}

Le vecteur correspondant, à savoir [u1, u2], a par conséquent pour coordonnées (b1c2-b2c1, a2c1-a1c2, a1b2-a2b1). Cette approche redéfinit par conséquent le produit vectoriel.

Si on suit cette approche, il est envisageable de prouver directement l'invariance du produit vectoriel par isométries

f\left[u\wedge v\right]=f(u)\wedge f(v).

Comme algèbres de Lie, so (3) a été identifié à R3. L'action (linéaire) de SO3 (R) sur R3 s'identifie à l'action par conjugaison sur so (3). SO3 (R) opère par conséquent par automorphisme d'algèbres de Lie. C'est à dire, l'identité ci-dessus est vérifiée.

Comme produit de quaternions imaginaires

Il est envisageable de retrouver produit vectoriel et produit scalaire à partir du produit de deux quaternions purs. Pour rappel, le corps (non commutatif) des quaternions H est l'unique extension de R de dimension 4. Sa base canonique est (1, i, j, k) où le sous-espace génèré par i, j, k forme l'espace des quaternions purs, canoniquement identifié avec R3. Ces éléments vérifient :

iˆ2 = jˆ2 = kˆ2 = ijk = -1\, ;
ij=-ji=k\quad ;\quad jk=-kj=i\quad ;\quad ki=-ik=j.

Si q1=a1i+b1j+c1k et q2 = a2i+b2j+c2k, le produit q1q2 se calcule immédiatement :

q1q2 = − (a1a2 + b1b2 + c1c2) + (b1c2b2c1) i + (c1a2c2a1) j + (a1b2a2b1) k.

La partie réelle est au signe près le produit scalaire de q1 et de q2, la partie imaginaire est un quaternion pur qui correspond au produit vectoriel, après identification avec R3.

Cette coïncidence trouve ses explications dans le paramétrage du groupe SO (3) par les quaternions unitaires.

Il est de nouveau envisageable de justifier l'invariance par isométrie. Toute isométrie de l'espace des quaternions imaginaires s'écrit comme la conjugaison par un quaternion unitaire. Si q est un quaternion unitaire, et q1, q2 sont des quaternions imaginaires, il suffit de constater :

\left[qq_1\overline{q}\right].\left[qq_2\overline{q}\right]=q(q_1q_2)\overline{q}

pour en déduire l'invariance par isométrie du produit vectoriel.

Par le produit tensoriel

Article connexe : produit tensoriel.

Soient deux vecteurs à trois composantes ui et vj. On peut définir le tenseur

u\otimes v =\begin{pmatrix}
u_1 v_1 & u_1 v_2 & u_1 v_3 \\
u_2 v_1 & u_2 v_2 & u_2 v_3 \\
u_3 v_1 & u_3 v_2 & u_3 v_3 \\
\end{pmatrix}

qui, en notation tensorielle, s'écrit simplement :

[u\otimes v]_{ij}= u_i\cdot v_j

Ce tenseur peut se décomposer en la demi-somme de deux tenseurs, l'un totalement symétrique :

[u\odot v]_{ij}=u_i\cdot v_j + u_j\cdot v_i

qui a 6 composantes indépendantes, et l'autre totalement anti-symétrique :

[u\wedge v]_{ij}=u_i\cdot v_j - u_j\cdot v_i

qui a 3 composantes indépendantes. On peut alors «transformer» ce tenseur anti-symétrique en un vecteur à trois composantes en utilisant le symbole de Levi-Civita \varepsilonˆ{ijk} (ce dernier est un pseudo-tenseur dont la définition fait intervenir la métrique et l'orientation)  :

z_k = \varepsilonˆ{ijk} \cdot u_i\cdot v_j

(selon la convention de sommation d'Einstein, on somme sur i et sur j dans la formule ci-dessus). Le vecteur zk est le produit vectoriel de ui et vj.

Exemple pour des vecteurs à 3 composante (i, j et k allant de 1 à 3)  :

z_3 = \varepsilonˆ{ij3} \cdot u_i\cdot v_j = \varepsilonˆ{123} \cdot u_1\cdot v_2 + \varepsilonˆ{213} \cdot u_2\cdot v_1 = u_1\cdot v_2 - u_2\cdot v_1.

On voit que si on échange les indices i et j, le signe change, ce qui illustre l'antisymétrie du produit vectoriel. En outre le résultat est un «pseudovecteur» dans la mesure où il est renversé si on change l'orientation de l'espace.

Applications

Mécanique

On définit l'opérateur rotationnel comme suit :

\overrightarrow\operatorname{rot} \ \vec u = \vec \nabla \wedge \vec u=\begin{vmatrix} 
\vec i & \vec j & \vec k \\ 
\partial_x  & \partial_y & \partial_z   \\ 
u_x & u_y & u_z 
\end{vmatrix}.

En mécanique du solide, c'est une opération particulièrement employée surtout dans la relation de Varignon qui lie les deux champs vectoriels d'un torseur. D'autre part, les équations de Maxwell sur l'électromagnétisme s'expriment à travers l'opérateur rotationnel, mais aussi les équations de la mécanique des fluides, surtout celles de Navier-Stokes.

Le moment d'une force est défini comme le produit vectoriel de cette force par le vecteur reliant son point d'application A au pivot P reconnu :

\vec M_{\vec F/P} = \vec F\wedge\vec{AP} = \vec{PA}\wedge\vec F.

C'est une notion essentielle en mécanique du solide.

Géométrie plane

On considère ABCD un parallélogramme, c'est-à-dire qu'on a la relation

\textstyle\overrightarrow{AB}=\overrightarrow{DC}.

Comme indiqué plus haut dans la définition, l'aire de ce parallélogramme est égale à norme du produit vectoriel de deux vecteurs sur lesquels il s'appuie, par exemple à

\left|\left| \overrightarrow{AB} \wedge \overrightarrow{AD} \right|\right|.

Références

Ouvrages

Notes et références

  1. L'ensemble des espaces vectoriels euclidiens de dimension 3 sont deux à deux isométriques ; l'isométrie est bien définie à composition par une rotation près.
  2. Il n'est envisageable de définir une opération ayant des propriétés analogues que dans des espaces de dimension 7 ; voir en : seven-dimensional cross product
  3. Michæl J. Crowe, A history of vector analysis : The Evolution of the Idea of a Vectorial System, Dover publications, inc., 1994, 2e éd. (1re éd. 1985), (ISBN 0-486-67910-1)
  4. Jean-Paul Collette, t. 2 : histoire des mathématiques, Vuibert, 1979, (ISBN 0-7767-0164-9) , page 244
  5. Jean Dieudonné (dir. ), Abrégé d'histoire des mathématiques 1700-1900 [détail des éditions], 1986, page 107
  6. Michæl J. Crowe, A history of vector analysis : The Evolution of the Idea of a Vectorial System, Dover publications, inc., 1994, 2e éd. (1re éd. 1985), (ISBN 0-486-67910-1) , page 85
  7. Florian Cajori, A History of Mathematical Notations [détail des éditions], pages 134 et 136
  8. Florian Cajori, A History of Mathematical Notations [détail des éditions], page 138
  9. Voir section Définition #Comme produit de Lie.
  10. En voici une démonstration

Voir aussi

Tire-bouchon de Maxwell

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La version présentée ici à été extraite depuis cette source le 11/11/2010.
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