Divergence (physique)(mathématiques)

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Champ vectorielChamp scalaire
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Champ vectoriel Champ scalaire
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Laplacien vectoriel D'alembertien
Théorèmes
de Green de Stokes
de Helmholtz de flux-divergence
du gradient du rotationnel

L'opérateur divergence est un opérateur différentiel linéaire aux dérivées partielles premières, souvent utilisé en physique, notamment pour exprimer des lois de conservation. Il transforme un champ vectoriel en un champ scalaire (c’est-à-dire en une fonction de plusieurs variables) et plus généralement un champ tensoriel d'ordre k en un champ d'ordre k − 1.

Sommaire

Divergence d'un champ de vecteurs

En dimension 3 et en coordonnées cartésiennes, on définit la divergence d'un champ de vecteurs \vec{A}\begin{pmatrix}A_x\\A_y\\A_z\end{pmatrix} par la relation

\operatorname{div}\vec A = \frac{\part A_x }{\part x }+\frac{\part A_y }{\part y }+\frac{\part A_z }{\part z }

Formellement, l'opérateur divergence appliqué à un champ vectoriel \vec A est aussi le produit scalaire du vecteur nabla \vec\nabla par le vecteur \vec A.

\vec\nabla \cdot \vec A = \operatorname{div}\vec A = \frac{\part{A_x}}{\part{x}}+\frac{\part{A_y}}{\part{y}}+\frac{\part{A_z}}{\part{z}}

Il revient au même de dire que

\operatorname{div}\vec A = \operatorname{Tr}(\mathrm D\vec A).

Ici, le champ \vec A est considéré comme une application de \R^3 dans lui même, et \mathrm D\vec A désigne sa différentielle – la matrice jacobienne –, dont on prend la trace.

Cette dernière présentation a l'avantage d'être indépendante du choix de la base. Tout ce qui précède est aussi valable sur \mathbb{R}^n

Exemple  :

Si \textstyle\vec A=\sum_{i=1}^n A_i\frac{\partial}{\partial x_i} est un champ linéaire, c’est-à-dire si \textstyle A_i=\sum_{j=1}^n a_{ij}x_j, sa divergence est égale à \textstyle\sum_{i=1}^na_{ii}. C'est la trace de la matrice formée par les nombres aij (1\le i,j\le n).

Interprétation de la divergence

La divergence s'interprète en termes de flux. Si D est un domaine de \R^3 de bord S, le flux de \vec A à travers S est égal à l'intégrale sur D de la divergence, d'après le théorème de Stokes.

Une interprétation voisine est la suivante. Soit φt le flot du champ \vec A (c’est-à-dire la valeur au temps t de la solution du système différentiel \tfrac{\mathrm du}{\mathrm dt}=\vec A\bigl(u(t)\bigr) qui vaut x en 0) on a

L_A(\mathrm dx\wedge\mathrm dy\wedge\mathrm dz)= \operatorname{div}\vec A(\mathrm dx\wedge\mathrm dy\wedge\mathrm dz)

(on a désigné par LA l'opérateur dérivée de Lie ; pour les détails et un énoncé plus général, voir opérateur de Laplace-Beltrami).

En particulier, le flot de \vec A conserve le volume (c’est-à-dire vol(φt(D)) = vol(D) pour tout domaine D) si et seulement si la divergence est partout nulle. Le volume augmente si la divergence est positive, diminue si elle est négative.

Plus généralement, la divergence rend compte de la variation infinitésimale du volume (ou de la charge électrique) autour d'un point, ce qui explique son intervention dans les équations de la mécanique des fluides ou les équations de Maxwell.

Formulaire commenté

a)

\operatorname{div}\bigl(\overrightarrow\operatorname{rot}\vec A\bigr) = 0

Cette formule est particulière à la dimension 3. Elle signifie qu'un champ rotationnel est à divergence nulle. Inversement, si un champ de vecteurs \vec B sur un ouvert étoilé de \R^3 est à divergence nulle, il existe un champ \vec A tel que

\vec B=\overrightarrow{\operatorname{rot}}\vec A

(on dit alors que \vec A est un potentiel vecteur). Cette propriété, une fois convenablement interprétée en termes de formes différentielles, est une application directe du lemme de Poincaré).

Attention. Le champ newtonien \tfrac{\vec r}{r^3} est à divergence nulle, mais il n'existe pas de champ de vecteurs \vec A tel que \overrightarrow{\operatorname{rot}}\vec A=\tfrac{\vec r}{r^3}. En effet, si tel était le cas, son flux à travers toute surface fermée serait nul, alors que son flux à travers les sphères centrées à l'origine vaut 4π. En fait, ce champ n'est défini que sur l'espace privé de l'origine, qui n'est pas un ouvert étoilé : le lemme de Poincaré ne s'applique pas.


b)

\operatorname{div}(f\vec A)=f\operatorname{div}(\vec A)+\nabla f\cdot \vec A

D'après le théorème de Stokes, l'intégrale sur \R^n de la divergence d'un champ de vecteurs nul en dehors d'une partie bornée est nulle. Par conséquent, si f est une fonction lisse et \vec A un champ de vecteurs, tous deux nuls en dehors d'une partie bornée (cette condition assurant que les intégrales ont un sens),

\int_{\R^n}f\operatorname{div} \vec A\;\mathrm dx_1\ldots \mathrm dx_n= - \int_{\R^n}\nabla f\cdot \vec A\;\mathrm dx_1\ldots \mathrm dx_n .

Cette propriété s'interprète de la façon suivante. Soient C^\infty(\R^n) et \operatorname{Vect}(\R^n) respectivement les espaces vectoriels des fonctions lisses et des champs de vecteurs sur \R^n. On les munit des produits scalaires

\langle f,g\rangle \doteqdot \int_{\R^n}fg A\; \mathrm dx_1\ldots \mathrm dx_n et \langle \vec A,\vec B \rangle \doteqdot \int_{\R^n}\vec A\cdot\vec B\; \mathrm dx_1\ldots \mathrm dx_n

Alors \langle \nabla f,\vec A\rangle = -\langle f,\operatorname{div}\vec A\rangle , ce qui permet de voir l'opérateur divergence comme le transposé (au signe près) de l'opérateur gradient.

Cette interprétation de la divergence présente l'avantage de se généraliser aussi bien aux variétés riemanniennes qu'aux tenseurs.


c)

\operatorname{div}(\vec A\wedge\vec B)=\vec B\cdot\operatorname{rot}\vec A - \vec A\cdot\operatorname{rot}\vec B

Une application typique de cette formule est le théorème de Poynting en électromagnétisme.



d)

\overrightarrow{\operatorname{rot}}\Bigl(\overrightarrow{\operatorname{rot}}\bigl(\vec A\bigr)\Bigr) = \overrightarrow{\operatorname{grad}}\Bigl(\operatorname{div}\bigl(\vec A\bigr)\Bigr)-\Delta \bigl(\vec{A} \bigr)

Ces relations, très utilisées en analyse vectorielle, se comprennent mieux dans le cadre des formes différentielles.

Lois de conservation s'exprimant en termes de divergence

\operatorname{div}(\vec J)+\frac{\partial \rho}{\partial t}=0.
\operatorname{div}(\rho\vec V)+\frac{\partial \rho}{\partial t}=0 (équation de continuité).

Divergence d'un tenseur

Article détaillé : divergence d'un tenseur.

Cas des espaces euclidiens

Un tenseur de type (p,q) (p-contravariant et q- covariant) est donné par ses coordonnées T_{i_1i_2\cdots i_q}^{j_1j_2\cdots j_p}. Sa dérivée covariante est alors par définition le tenseur de type (p,q + 1) donné par \partial_i T_{i_1i_2\cdots i_q}^{j_1j_2\cdots j_p} (on a désigné par \partial_i l'opérateur de dérivation par rapport à la i-ième variable). La divergence est le tenseur de type (p − 1,q) défini par

S_{i_1i_2\cdots i_q}^{j_2\cdots j_p}=\sum_{i=1}^n \partial_i T_{i_1i_2\cdots i_q}^{ij_2\cdots j_p}
Exemple  :

La divergence du tenseur

T=\sum_{i,j}T^{ij}\frac{\partial}{\partial x_i}\otimes\frac{\partial}{\partial x_j}

(qui est de type (2,0)) est le champ de vecteurs

S=\sum_{i=1}^n S^i\frac{\partial}{\partial x_i} avec S^i=\sum_{j=1}^n\partial_j T^{ji}

Cas général

Cette définition s'étend pratiquement mot pour mot aux tenseurs sur une variété munie d'une connexion. Dans les formules précédentes, on remplace la différentiation \partial_i par l'opérateur de différentiation covariante \nabla_i, qui à partir d'un tenseur de type (p,q) donne un tenseur de type (p,q + 1), puis on pose

\big(\operatorname{div}\,T\big)_{i_1i_2\cdots i_q}^{j_2\cdots j_p}=\sum_{i=1}^n \nabla_i T_{i_1i_2\cdots i_q}^{ij_2\cdots j_p},

ce qui donne un tenseur de type (p − 1,q)

Le cas le plus important est celui des variétés riemanniennes ou pseudo-riemanniennes, munies de leur connexion de Levi-Civita. La métrique permet d'identifier entre eux les tenseurs de même ordre total p + q. La divergence d'un tenseur d'ordre k sera un tenseur d'ordre k − 1.

Les cas les plus utilisés (avec celui des champs de vecteurs vu plus haut) sont ceux des tenseurs symétriques d'ordre 2 et des formes différentielles.

Bibliographie

  • Yvonne Choquet-Bruhat & Cécile deWitt-Morette ; Analysis, Manifolds & Physics - Part I: Basics, North-Holland/Elsevier (2e édition révisée - 1982), ISBN 0-444-86017-7.
  • Richard Feynman ; Cours de Physique. Electromagnétisme I, ch. 2 et 3, InterEditions, ISBN 2-72960028-0
  • Jacques Lafontaine ; Introduction aux variétés différentielles, Presses Universitaires de Grenoble 1996
  • François Rouvière, Petit guide de calcul différentiel à l'usage de la licence et de l'agrégation, Cassini 1999, ISBN 2-84225-008-7

Voir aussi

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