Potentiel de simple couche

Potentiel de simple couche

Le plus souvent on conçoit la force gravifique par unité de masse, appelée gravité, comme engendrée par une distribution volumique de masse donnant lieu à un potentiel newtonien

\displaystyle V(P) = G \int_B r^{-1} \rho(Q) \mathrm{d}\tau

où r représente la distance entre un point potentiant Q et un point potentié P et où

\rho(Q) = \frac{\mathrm{d}M(Q)}{\mathrm{d}\tau(Q)}

désigne la masse volumique (ou densité) du point massique potentiant, autrement dit la limite du rapport de l'élément de masse dM associé au point massique en Q à l'élément de volume dτ associé au même point lorsque dτ devient infiniment petit. Mais il existe de nombreuses situations où l'on est obligé de considérer des distributions de masse non plus volumiques, mais surfaciques ou éventuellement linéaires.

Potentiel de simple couche

Considérons donc maintenant le potentiel gravifique causé par une distribution surfacique de masse, autrement dit le potentiel d'une surface matérielle \partial B infiniment mince sur laquelle on définit une densité surfacique

\varkappa(Q) = \frac{\mathrm{d}M(Q)}{\mathrm{d}\sigma(Q)}

Ici, Q désigne un point quelconque appartenant à la surface \partial B, dM(Q) est l'élément de masse au point potentiant Q, et dσ(Q) est l'élement de surface en Q. Le potentiel en P de cette surface matérielle, appelé potentiel de simple couche, est bien sûr fourni par

V_{1L}(P) = G \int_{\partial B} r^{-1} \varkappa(Q) \mathrm{d}\sigma(Q);

où r est encore la distance d(P,Q) entre un point potentiant Q et un point potentié P. On montre que sur la surface \partial B la fonction V1L est continue, mais déjà ses dérivées premières sont discontinues. En fait, les dérivées tangentielles, c'est-à-dire les dérivées prises dans le plan tangent à la surface au point-frontière considéré, restent continues, mais les dérivées normales diffèrent selon que l'on s'approche de la frontière de l'intérieur ou de l'extérieur. Dans le cas d'une approche de l'extérieur, nous trouvons pour la dérivée normale en P de V1L sur \partial B la limite

\left(\frac{\partial V_{1L}(P)}{\partial n}\right)_\text{ext} = -2\pi G\, \varkappa(P) + G \int_{\partial B} \varkappa(Q) \frac{\partial r^{-1}}{\partial n} \mathrm{d}\sigma(Q).

Par contre, dans le cas d'une approche de l'intérieur, on a

\left(\frac{\partial V_{1L}(P)}{\partial n}\right)_\text{int} = +2\pi G\, \varkappa(P) + G \int_{\partial B} \varkappa(Q) \frac{\partial r^{-1}}{\partial n} \mathrm{d}\sigma(Q).

L'opérateur \tfrac{\partial}{\partial n} désigne une dérivation dans la direction de la normale extérieure \vec n.

Nous remarquons ainsi que la dérivée normale \tfrac{\partial V_{1L}}{\partial n} du potentiel de simple couche V1L présente une discontinuité au travers de la surface \partial B :

\left(\frac{\partial V_{1L}(P)}{\partial n}\right)_\text{ext} - \left(\frac{\partial V_{1L}(P)}{\partial n}\right)_\text{int} = -4\pi G\, \varkappa(P).

On peut généraliser les relations plus haut pour la dérivée de V1L dans une direction arbitraire \vec m en tenant compte de la continuité des dérivées tangentielles. Ces expressions généralisées sont les suivantes :

\left(\frac{\partial V_{1L}(P)}{\partial m}\right)_\text{ext} = -2\pi G\, \varkappa(P) \vec m \cdot \vec n + G \int_{\partial B} \varkappa(Q) \frac{\partial r^{-1}}{\partial m} \mathrm{d}\sigma(Q),
\left(\frac{\partial V_{1L}(P)}{\partial m}\right)_\text{int} = +2\pi G\, \varkappa(P) \vec m \cdot \vec n + G \int_{\partial B} \varkappa(Q) \frac{\partial r^{-1}}{\partial m} \mathrm{d}\sigma(Q).

Les vecteurs \vec m et \vec n étant unitaires, le produit scalaire \vec m \cdot \vec n représente le cosinus de l'angle fait par les directions \vec m et \vec n.

Des discontinuités se produisent seulement lors du passage au travers de la surface matérielle \partial B. Dans les volumes intérieur et extérieur délimités par cette surface, le potentiel de simple couche V1L est partout continu en même temps que toutes ses dérivées. Excepté sur \partial B, il s'obtient comme solution de l'équation de Laplace

\nabla^2\;V_{1L} = 0.

A l'infini V1L se comporte de la même manière que le potentiel gravifique V d'une distribution de masse volumique. Il tend donc vers zéro comme r − 1 lorsque r tend vers 0.

Bibliographie

W.A. Heiskanen et H. Moritz, Physical Geodesy, W.H. Freeman and Company, 1967, San Francisco and London. ix + 364 pp.

Voir aussi


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