ne contient pas explicitement le temps . Donc SL ,

ÉTUDE DE LA MÉCANIQUE ONDULATOIRE ^'

Un cas particulier important est celui des champs cons -tants. Dans ce cas, nous l^’avons ^vu, l^’énergie est une constante^. En désignant par W celte constante, l^’intégrale d^’Hamilton est :

22

3

/ ^{( V}

i ^P

^,

^dq

^,

^—

^{w dtj}

et si l^’on adopte pour fonction S l^’int^égrale d^’Hamilton changéede signe, ona :

dS_d/

=

^V\\

D^’autre part, si nous posons :

6

J X ^.

^{Pid q}

S.^I

=

^{i (11)}

1

nous avons :

dS

dS i

S

=

^{Wt — Si} _{àqt à(]} ⁽¹²⁾

s

23

LA THÉORIE DE JACOBI

Posons

—

^fi3

⁼

^{/0; la dernière é}quation donne :

àS

=

^t

^—

^{/ .} (15)

àW

Cette équation . la seule qui contienne le temps, donne la loi du mouvement^, tandis que les deux équations

:

âS dS

=

^Ctc,

=

^C

^“

â_al à^ai₂

ne dépendent que des q, et définissent laforme de la trajec

-toire. On retrouve la séparation entre l’étude du mouve

-ment et celle de la trajectoire, qui est caractéristique des champs constants.

4.

—

^{Diverses iormes de l’équation de Jacobi.}

^—

^Avant

d étudier des exemples

concrets

,

nous

voulons expliciter la forme que prend l^'équation de Jacobi dans ^la Mécanique classique

et

dans celle d^’Einstein

.

Soit d^’abord laDynamiquedeNewton.Pour plusde géné

-ralité, nous supposons que les coordonnées choisies qt son! quelconques

.

En Mécanique Newtonienne, l^’énergie ciné

-tique T est une fonction quadratique homogène des vitesses q

/

. On a donc :

3

r P ^•) i W*^M9

/

9i (

"

^Ci

= ^mn -

flfil

î

les_mki étant fonctions des q, seulement. De (16), on déduit :

3

£

=

^T

^—

^F

=

1^{9 l}

mu

⁹

/

^q'

,

— F⁽qr

‘

⁽¹⁷⁾

1

3

W

=

^{T 4}

^-

^F

=

²

V

i

"

^h

,

qk’h^' + ^F(q

-

^{,., / (18)}

ÉTUDE DE LA MÉCANIQUE ONDULATOIRE

24

La définition des p^{ permet d^’écrire :

v

3

=

JmmJh

> ^.

de ⁹_*^' (i

=

^{1,2,3) (19)}

Pi

=

i

Si nous résolvons les équations linéaires (19) par rapport aux qi î^j nous avons :

3

V '

Ik

M

⁽ⁱ

=

^{1, 2,3) (20)}

9

,

' Pi.

1

où

\

^m

\

^désigne le déterminant formé par les nhi et où g**

désigne le mineur correspondant à l^’élément mki dans ce déterminant

.

Posons :

1^X1

,

1

=

^{mui mki}

=

^{mitc (20)}

»»

i

Il vient :

3

=

^{mki (i}

=

^{1,2,3) (21)}

9

,

^' _P*

A: 1

En remplaçant les q/ par leurs valeurs (21), on a à la place de (16) :

3

= ¹ V

n i (22)

2 ^/

i

Or, d^’après les proprié

t

és des déterminants :

3 3

= ^

^mLl

/ i n i / ; K l

1 si i

=

^l

0 si i 1

Pki (23)

I I

A- fc

1 1

Donc ^*

?

= iv

n*^UPiPj

rp •24

2 fj

i

25

LA THÉORIE DE JACOBI

et par suite l^’énergie expriméeen fonction des qif p^{) t est :

3

i v

rn¹¹Pi Pi ^H

-

^F(g,

- . ⁰

-H(Qi<Pr0

=

_{2 ifj} ²⁵⁾

1

Nous obtenons alors pour équation de Jacobi :

3

1

V „

àS OS

—

>

^{mi —}_à^,

qt àq j

dS :2 0) -h F(</,^»t⁾ — —_ô^-_t

2

i

Dans le cas particulier des coordonnées rectangulaires, on a :

yI ^{m ( x'2}

+

ⁱ/^{2 H-z'2) \S)l li"\\} T

==

Par suite mkk

—

^m,

—

^{0, pour k}

^

^{/. On en déduit :}

mki

=

^{0 pour k l mkk}

=

_mi ⁽²⁸⁾

et l équation de Jacobi prend la forme simple et classique : 1

r /

^cS\* / ^àS

\

* / ^àS\

n

i ⁽ _* ^{) + (}

^-

^{ï j )}

⁺

⁽ _* ⁾ i ⁺

^{F(q r t)}

^— —

^{dS• <2,9'}

2m

Passons maintenant à la Dynamique deRelativité.Comme nous ne feronspasdans cet ouvrage un

tr

ès grand usage de cette Dynamique, nous nous tiendrons au cas des coordon

-nées rectangulaires

.

Nous avons trouvé (chapitre I, équa

-tion [48]) :

H(q h p{, t )

= ^cs/

^{m2c2 -+- p 2 -4- py2}

⁺

^Pz2

⁺

^{F{q ht). (30)}

Cette expression de II conduit à l^’équation de Jacobi rela

-tiviste ^•

C

yj

^{

⁽ _*

^dsy

)

⁺

^{/ (}

^<JS

^\

^{* ( dS \*}

^ ^{) + { is )}

mV^-f

-

OS ^i3lj

ôt

L ₍

C² \ _ôt

’dS _m*₂c_,.² ₃₂

2⁽3 ÉTUDE DE LA MECANIQUE ONDULATOIRE

5.

—

^{La ionction} de Jacobi pour le

mouvement

rectiligne unilorme.

—

^{Nous allons chercher la forme de} la fonction de Jacobi dans deux cas simples et importants; cela nous sera utile plus tard. Nous nous contenterons de la

Dyna

-mique classique et

nous

commencerons par le cas du mou

-vement rectiligne et uniforme d^’un corpuscule en l^’absence de

tout

champ. Alors F

=

^{0 et l’équation (}29) devient :

dS ^\2

I dS4

ôx

I

^{dS (33}

2ni à y ôi

On vérifie aisé

ment

qu’une intégrale complè

te

est donnée par la formule :

S(x, y,z^,x₀^,yir

zu

^{,t) (34)}

m ( x

—

^{x0)2+ (y}

—

^Vu)3"h

- ^—

^5„)2

2/

D^’après le thé^orème de Jacobi, on doit donc avoir :

dS dS m

(35⁾

=

^{T i y}

—

^y«)

⁼

^{p v}

=

^Px

ÔX ⁱ ày

dS ^?n

dz ^/

dS m dS ^{// /}

- (x

—

^xft)

=

^{G* -r}

^<v

^{—yJ = cte (3(3}

àxff ^! d

'

^{Jo I}

dS ⁿⁱ

= —

^{( z—z(t)}

=

^Gw

dz0 i

Les constantes des seconds membres de (36) sont donc égales aux valeurs

constantes

de p.r, pu et _/

u -

^,

^et

^{les équa}

-tions du mouvement prennent ^la forme

connue

:

=

^{*0 H}

-Il apparaî

t

que les 3 constantes x0, ÿo, ^z0 de l’intégrale complète sont ici les trois ^coordonnées du corpuscule a l’instant /

=

⁰

^.

(37) x

—

^x0

⁺

^{v x i y}

=

^{yo H-V}

LA THÉORIE DE JACOB1 27 L’intégrale (34) n^'est pas autre chose que l^'intégrale d^’Hamilton changée de signe. Nous pouvons en effet écrire l^’intégrale d’Hamilton sous la forme :

. / > ^{= / '}

^{!•-) u i v2dt}

^{= —}

^{oI mv2t (38)}

Or, on a, puisque le mouvement est uniforme :

x

—

^{x0 y}

^—

^{yo *}

-

^{0 39)}

=

_t ^v _t ^V _t

et :

V2

= vJ

^{H-V 2 -f}

^-

^{\L 2}

.

⁴⁰

^.

1 ^(x

^{— xo}

⁾²

^-

^{h (y}

^—

^yj2

⁺

^(z

=

^•

1

t²

L^’intégrale d^’Hamilton changée do signe est donc bien égale au second membre de (34).

On peut aussi dans le cas de l’absence de champ trouver une intégrale complètede l^'équation de Jacobi où les cons

-tantes arbitraires sont non plus les trois coordonnées ini

-tiales, mais les trois moments ici

constants

. Voici cette intégrale complète :

]

|

V_*

+

P

J

^{2 4}

^-

^p*

S (*^,?/,3

.

^I,px,

py

^,p.)

=

^{/ (41)}

—

_Pt,^{y — p}:z

Les équations

— —

dS

⁼

^{px etc}

^.

^,

^sont

identiquement satisfaites. Quantaux3

autres relations

de Jacobi, ce sont :

1 âS I

æ

—

^Cte

⁼

^{Cle (42)}

= —

^{m PJ}

—

^y

àpT àp„

âS I

Z p*⁹

»• L

-à_l>:

28 ÉTUDEDE LA MÉCANIQUE ONDULATOIRE

Si nousappelons les 3constantes

—

^x0,

^—

^y0)

—

^{s0» nous}

retrouvons

les équations (37) du

mouvement .

La fonc

-tion (41) dérive

encore

de l ’intégrale d^’ilamilton, car on a pour celle

-

^{ci à} une

constante

additive près pxX H^- pvy ^-

+

^{- pzz}

—

^AA7/

^.

^{Comme l’on a px}

^{= mvx ,}

^p»

⁼

^{mvy, pz}

⁼

^{mvg et}

W

=

^|mv2

=

ton changée de signe donne bien encore⁽41)

.

Enfin, nous avons vu que dansleschamps

constants

(dont le champ

constamment

nul fait évidemment partie), on pouvait écrire la fonction de Jacobi sous la forme AAri

—

^S

^,

^(x

^,

^{y, z}

^{, an}

^{a3, AA7), S* é}

^tant

^{une intégrale de}

l’équation (13). Pour

mettre

la fonction de^Jacobi sous cette forme, nous remarquerons que l’on peut exprimer l^’un des moments, par exemple p,, en fonction desdeux autres et de AAr, car on a :

1 [px² H

-

py^{2 -}4^-

pa

^«], l^’intégraled^’Hamil

-2m

Pz²

=

^2mW

—

^px2

—

^pu2

^.

⁽⁴³⁾

En introduisant la valeur de pz donnée par (43) dans l^’intégrale d^’ilamilton changée de signe, on obtient :

S(z, y, z, ^f, W, px

,

pv)

—

^Wî

—

^pxX

^, —

^puy

—

^•

^/

^2mW

—

^{p 2}

—

^p

^{/ ^}

⁽⁴⁴⁾

Sx

^{(x, y, s, pxi pyy AA7)}

=

^{pxx-f- pvy}

4^- \/ 2mW

—

^px

—

^{pu2 z (45)}

Leséquations(14)et (15) du

mouvement

donnent : P^.rZ _~ Cte; ⁽46)

=

^x

_/

_{2mW Px}²

—

^Pv2

àp_.r

e⁾< PJC:

r

=

^{V e;}

=

^y

—

^{v/ 2mAV- p 2-p}

^,

²

àpu

dS ms

¥

= * —

d\

x

yv/âmW

- ^-

^p*

- -

vJ

29

LA THÉORIE DE JACOBI

Les deux premiè

res

de ces équations donnent les trajec

-toires rectilignes définies par :

x

—

^{a?0 y ~Vo z zQ} ₍₄₇₎

Pz

Px Px

La troisième équation (46) définit le mouvement sur la trajectoire, car elle donne la coordonnée s en fonction du temps :

I !

— ^

^{2 mW}

^—

^p

^{? —}

^p

^?

^{(f — f0) —}

^—

^{p*(t—t0) (48)}

z

—

t₀ désignant évidemment l'époque où z

=

^0.

L a îonction de Jacobi dans un ^champ constant

et

Prenons maintenant le casle plus simpleaprès celui de l^'absence de champ : celui du champ

constant

et uniforme. Soient hXy kVy A_*, les

composantes

, partout les

m

êmes, de la force. On a :

6. uniîorme.

_ _Y

F(x,y,z)

= —

^kxx

—

^k

^„

^y

—

^k

^.

^z

⁼

^{hjc (49)}

3ys

car :

ÔF

=

^kx

^,

^etc

^.

'

^{r <}

>

^X

L^'équation de Jacobi est ici :

dSy

^/#5\*

/

+

'

^{à dS}

-

2m

1

L

^{( -}

^àx

⁾ J

^du,

— ^Kx — —

^«,3

⁼ —

⁽⁵⁰⁾

Une intégrale complètede

cette

équation

est

la suivante : m

_ y

_(x

—

^x

^„

^)s

S(x^,y^,s t_'

xo

’î/o^>

zo

⁾

= —

_2t (51)

rya

1

V

1 _t³

y

_A 2

kr

^{(T -h£0)}

⁺

T *

^24m

zyg xyz

On vérifie aisément par substitution que ⁽SI) vérifie (60).

Ï

\

SIC/J

Sr

*

O

ÉTUDE DE LA MECANIQUE ONDULATOIRE

es équations de lathéorie deJacobi donnent d’abord :

V

dS ^m I

(52)

M

^;

— xo

⁾

+

^"_g

Px

=

_dx / ix

dS ^#11

= y

'^{/ y»)} +

Y v

^;

p„

=

_ày

dS ^#11 i

h₂t^.

—

^{50) "H}

P5

=

_d; /

^

Ces relations

sont

identiquement vérifiées,

car

l ’ona dans le mouvement uniformément accéléré :

I hy I lcr

^

^{t2 (53)}

y

=

^Pn

⁺

^Ü0J

^, * ⁺

^-5

X

=

^x0

^{+ rorI}

^-h

₇

_{ni ni}

I

—

k; ^r2

«%>

m et :

ft

.

h

v ⁺ —

^{t (54;}

=

^lV

* -

^{t ni t n}// ^r<_•// m 77Î

d^’où :

1 m

m

v „ ₌ —

^(y

— ^»

^«)

⁺

^-5-

^V

V x

=

^«»®

. ⁼ Y

⁽

^* —

^X«)

^{J M}

#»^l

“

+

^"

^ ^M

Pc

—

¹

- ^-

^'o c’

est -

^à

^-

^{dire les relations(52).}

Les trois autres relations de Jacobi ^dodS.j

—

^{Cte donnent}

ici :

dS ni

y -

^C

-

^{; (551}

(x

—

^x

^„

⁾

dx₀ <

dS m I

7

^(i/

— iO —

⁷

^{V = ct}

^0;

dî/o

dS ⁿⁱ I

—

7^{" (3 3uj} 9

^

Cte

àz0 1

31

LA THÉORIE DE JACOBI ’

Si x0y0z0 sont les coordonnées initiales : dS ÔS

ôx₀^' àyQ

doivent être les

moments

initiaux mv⁰x

, mvou

^{et mv0}*

,

et I on retrouve les équations (53) du mouvement uniformément accéléré.

Nous voulons montrer queVintégrale complète (51) s^'ob -tient à partir de l^'intégrale d^'ilamilton.Celle

-

^{ci changé}e de signe est en effet :

e⁽

dzB

»xyzt

W d t—

^

^{rya pxdx}

^J

^(oti)

• co

^!/o'o0

z t

(

^za₂ ^mvi

— 2

^{xya k*x}

⁾

^dl

^

^xya

^mnxdx

0 0

Or, les formules(53)et(54) du mouvement uniformément accéléré donnent :

1

i

_m

, v

_!

2 ^{- —}

v i

—

^{v î _j_ v î}

^_

^l

^_

^{U 2}

=

_{t 2} ^10MF*/)

XVB

et en portant(57) dans(56) on trouve :

»^{x y z t}

I ^{{ [ ï}

^«

^{2 (}

-*^'

-

^Wo

°

1

A

⁽

Y

m ^!

v

—

_t ^*0 _t

Kx

d t ⁱ58⁾

x y a x y a

hx \ ¹

v

¹

—

^{m t!) d x}

V

m

(

^V

^{£ L} =

^{t «o}

/

La quantité sous le signe

car la dérivée par rapport à l une quelconque desvariables est une différentielle exacte

32 ÉTUDEDE LA MECANIQUE ONDULATOIRE

spatialesdu coefficient de d l est égale à la dérivée par rap

-port à l du coefficient de la différentielle de

cette

variable d^'espace :on le vérifie facilement. Eneffectuantalors

Eint

^é

-gration(38) par uneméthode bienconnued^'analyse,on voit de l’intégrale (58) à la valeur (51). L^’intégrale complète(5f) est donc égale ici encore à l^’intégrale d^’Hamilton changée de signe

.

Comme dans le cas du mouvement uniforme, nous pou

-vons obtenir une intégrale complète de l^’équation deJacobi où les trois

constantes

arbitrairessont les moments initiaux au lieu des coordonnées initiales

.

Ces moments initiaux sont :

(59) P^os

=

^niv02

pox

= ^mvox

^pou

= ^mvou

Si nous écrivons encore l^’intégrale d^’Ilamilton changée de signe en nous servant des formules(54), il vient :

J _- v

^{,p k t)}*

2m Vox ^{x )}

/ ^{{ [}

xya

^{- \}

xya

^Uxx

^{Id l (60)}

_ _{v v}

_,

_,

*-

+- M

^dx

xya

I

^

^{icondition d’}intégralité se vérifie desuite, car on a :

t I J ^_ V

f)x

L

^{2)7i (}_Pn.r ^•

+

^lc.vl

,

^{î -}

V

h\ x (fil)

xya xya

-d l

ï L —

^(Pox

^{+ M}

⁾

^{= — hT}

^{, etc.}

etl’on aperçoit pourl’intégrale(60) lavaleur :

S (x,y^{yz y}t,pox,poy^, p0^,) (62)

t

y

^{(Pox+ M)3} __

y

G771 hx

y

, (pox

+ M

^{) x}

xya xya

LA THÉORIE I⁾E JAGOBI 33 On peut aisément vérifier (ce qui est certain a priori en vertu du paragraphe 2 du présent chapitre) que la fonc

-tion (62) vérifie l^’équation(30) de Jacobi

.

Les équations p{

= —

^{d$> sont vérifié}es identiquement d^’après la manièremêmedontla fonction (62)a été obtenue

.

àqf

Leséquations dS

=

^Gte nous donnent :

1 (pox ^“"h kxt⁾²

dS

X

=

^{Gte; (63j}

àpox 2m

K

1 ⁽Poy

+

^kyt)2

àS

-

^y

=

^C";

'

A ÿ

^'

^

dVoy 9^zm

K

i ⁽p02 2

àS z

=

^Cw.

!

|

«

jpffPSaMan .

r

:

⁵

\ C

^'

W ₌

2m

dVoz

K

Puisque :

P20^U

2

mkx

²

mkv

^2mk. sont des constantes, on peut aussi écrire :

v —

^{m t}

^{+ 4}

²

^—

^m

^*

^*;

y

=

^C*

⁺

^Pïï.

^{« + i} h

^.

m 2 m

1 k, „

1m

—

^t

^{+ -}

^~2r

—

m ^t2; P^2OX P^{~o z}

X

—

^Gtc

^-

^f

^-

⁽⁶⁴⁾

Po,

=

^Cte

^-+

-et ce sont encore les équations classiques (53)

.

Enfin nous allonschercher une intégrale complè

te

de (30) ayant la forme :

SOr

.

^î/

.

^M

.

^cq

.

^a^W)

=

^Wt

—

^S1(a?lv1

^*

^,alla2

^lW

⁾

Nous savons que la chose est possible puisque le champ est constant dans le temps. Nous obtiendrons

encore cette

fonction (65) en calculantl^’intégrale d’Hamilton changée de signe, maispoursimplifier lescalculs, nous prendrons main

-DE BIIOGLIE. MéCANIQUE ONDULATOIRE.

(65)

3

:

i4 ÉTUDE DE LA MÉCANIQUE ONDULATOIRE

tenant

la directiondu champ uniforme pouraxe des x

.

^Alors

ky

=

^/;

^- =

^{0et les moments px}

^et

^p

„

^{sont des} constantes

.

L expression de

r

^{énergie :}

1 (pj

+

P* -

+-

^p2)

— Kx

⁽⁶⁶⁾

W

-2m nous donne :

px

—

^\/2m(W

⁺

^{f a)}

^—

^p

^{„ -} —

^p/

et

par suite l^’intégrale d’Hamilton changée designe est

:

(67)

y ^M

^*

^-

⁺

^-

^Pvdy

^{- + -}

^{p.dz (68)}

Wt

—

—

^Ptty

—

^PS

— f ^V

^2m(W

= ^w

^{< -}

+

^{- &}_*

*

^{) — Pu2}

^—

^pSdx

1 ^3/2

2m (AV 4

-

^hje)

—

^p,

^,

²

-

^p

?

=

^Wt

—

^P»y

—

^P:z

—

_3mhT

En égalant à (05), on trouve :

S

,

(x^,y,z ^2J» a

, .

^W) 09)

1 ^3/2

2m⁽W H

-

^/

.

^yr)

—

^p*

—

^p.2

=

^P

^,,

^!/

⁺

^p,s

⁺

_3mhx

Les équations de la théorie de Jacobi sont :

dS

,

_Pu

v^/2m(W

+

^fc*®)

—

^p*

^—

^p?

—

^{Cte; (70)}

=

^U _mkx

àp

„

dS P

=

_v/ 2m(W-

+

^{- kjcj}

—

^[>

^„

^-

—

^p

^? =

^C

^,

^e

dp,

qui définissent la trajectoire paraboliqueet : d^$

,

_ ¹

(71)

—

^{/4 W 4-}

^—

^p

^,

²

—

^p,2

—

^t

^{— to}

dW ou :

(72) pJ. À^’_T(/ fy ) p0>.4^-/4£

en désignantpar poxla valeur initiale de p_*;c^'

est

^{la loi bien}

connue

de la vitesse en fonction du temps (équations 54)

.

CHAPITRE ^III

LES IDÉES DE BASE DE LA MÉCANIQUE ONDULATOIRE

1. Point de départ

. —

^{Le point de départ de Ja Méca}

-niqueondulatoire a é

t

é de vouloir toujours associer à l^'idée de corpuscule l^'idée de périodicité de fa^çon à lier insépa

-rablement la conception du mouvement d^'un corpuscule avec celle de la propagation d^'une onde

.

Nous allons d^'abord examiner le

cas

le plussimple, celui du corpuscule, se mouvant librement en dehors de

tout

champ, et nous allons voir que la liaison à établir entre onde et corpuscule

est

alors en quelque

sorte

^imposée par les principes fondamentaux de la théorie de la Relativité.

Rappelons d^’abord ^qu'on appelle système d^’axes ⁽Jali

-léens un

syst

ème d^'axes rectangulaires qui sont en repos ou en

mouvement

rectiligne et uniforme par rapport à l^'ensemble des étoiles fixes : c^’est pour ces

syst

èmes d^’axes que ^les équations de la Dynamique sont valables

.

Le prin -cipe de l^'inertie, qui est une

sorte

de définition déguisée, nous apprend que si un corpuscule n^’

est

^{soumis a} aucune force, il est nécessairement en repos ou en mouvement

rec

-tiligne et uniforme par rapport ^a un système ^(îaliléen quelconque

.

Parmi ^l'infinité des

syst

èmes ^(îaliléens, considérons

- ^en

deux en particulier. Le premier, par rapport auquel le cor

-puscule possède la vitesse v

= ^{Pc ,}

est disposé de façon quele corpuscule décrive l’axe oz

.

^Le second , dit ^« systè

me

propre ^» du corpuscule, est animé par rapport au premier

syst

ème de la vitesse v en grandeur et direction et son axe

30 ÉTUDE DE LA MÉCANIQUE ONDULATOIRE

des 3glisse surcelui du premier système. Nous désignerons par a^*

,,

, i/^o, s0 les coordonnées d^’un point dans le système propre, tandis que x, y, z, désigneront lescoordonnéesd^’un point dans le premier système

.

Avant Einstein, on admettait l^’existence d^’un temps absolu , de sorte qu^’un observateur lié au systè

me

xyz était supposé faire usage de la même coordonnée de temps qu^’un observateur lié au système propre.

Les

variables d^’espace et de tempsde ces deux observateurs étaient donc supposées reliées par les formules du « groupede Galilée » : z

=

^{z0 vt t}

=

^{t0 (1)}

X

=

^{X0 y}

=

^y0

Les profondes recherches d^’Einstein

ont

^{amen é à penser} qu^’ilfaut substitueraux relations (1) les relations suivantes (groupe de Lorentz) :

to + Pzo

2o +

a

- ₌

x₀ y

= ^{u ,}

_{y/ 1 -}

_F

N/^l

-dont on déduit inversement ^*

Pz

Z

—

^{vt c (3)}

?/<

=

^{y '•«I}

—

y/1 -

P

^{2 N/1}

- P

²

Nous admettrons les formules (2) et (3) sans entrer ici dans

aucune

discussion plus approfondie des idéesde lathéo -rie de la Relativité, ces discussions

sortant

du cadre de cet ouvrage.

Plaçons^-nous dans le

syst

ème de réfé

rence

x0y0z0, qui est ^lié au corpuscule. Puisque notre but est d’associer une ondeau corpuscule, il estbien naturel de supposer quecette onde a dans le système propre la forme d^’une onde station -naire, c^’est^-à

-

^{dire que}

^son

^{expression mathématique}

^ne

dépend du temps que par un facteur

cos

2 ^n-v0(

*

⁰

—

^{r0) ; un}

choix convenable de l^’origine des temps nous permet d’ail

-leurs de poser ^r0

=

^{0. Nous d}ésignerons la constante ^v0

par le nom de « fréquence propre ^» du corpuscule.

IDÉES DE BASE DE LA MÉ^CANIQUE ONDULATOIRE 37 Changeons maintenant de point de vue et plaçons

-

^nous

dans le système xyzy par rapport auquel le corpuscule possède la vitesse v

= Pc

dans la direction oz. Le point essentiel est de déterminer quelle va être dans le

syst

ème xyz la forme de l^’onde associée

au

corpuscule. Dans le système propre, le facteur de phase était cos 2^îrvü/tl; d’après la dernière desformules (3), il va être, dans lesystè

me

x y z^,

t

- ^Ü

cos 2^~v0

\/l

— ^P

²

Posons:

c²

v = 4

-vo

₍₄₎

v/1-

P

²

P

lefacteur de phase seracos 2^TTV

(

^t

— _y )

^{. L’onde apparaî}

^tra

donc a l’observateur du système x y z comme une onde de fréquence ^v se propageant dans la direction ^oz avec la vitesse de phase V

.

Ceci apparaî

t comme

une conséquence simpleetdirecte de la façon dont^la variabletempsse trans

-forme d’après la théorie de la Relativité quand on passe d^’un système Galiléen à un autre.

La vitesse de phase Y de l^’onde associée au corpuscule est

en

raison inverse de lavitessevducorpuscule lui^-même; elle est infinie danslesystème propre oùla vitesse du corpuscule est nulle

.

Nous

avons

précédemment remarqué que d^’après la Dynamique de Relativité le mouvement d^’un corpuscule ne pouvait jamais s^’effectuer avec une vitesse supérieure à celle c de la lumière; on a donc toujours :

(3;

P <

^{1 Y}

>

^c

Le signe d^’égalité ne peut avoir lieu que si la

masse

du corpusculeest nulle : cest lecas descorpusculesde lumière ou « pilotons ^»; nous y reviendrons.

No documento Introduction a l'étude de la mécanique ondulatoire (páginas 38-53)