Pseudo-vecteur (mathématiques)

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Dans un espace vectoriel de dimension 3, un pseudo-vecteur est un objet mathématique qui peut être représenté par une forme bilinéaire alternée ou par un tenseur antisymétrique d'ordre 2 ou, dans une base donnée, par une matrice antisymétrique. Il porte aussi le nom de bivecteur car il peut s'écrire comme le produit extérieur de deux formes linéaires. Si l'espace est euclidien et orienté, on lui fait correspondre un vecteur de l'espace appelé vecteur dual. On peut généraliser cela à toute dimension supérieure à 3.

Par exemple, la vitesse d'un point quelconque d'un solide en rotation dans l'espace est déterminée à l'aide d'un tenseur antisymétrique c'est-à-dire un pseudo-vecteur. Cependant, il est plus pratique d'utiliser son vecteur dual car celui-ci indique (entre autres) la direction de l'axe de rotation.

Notations

Les notions évoquées ci-dessus (et détaillées ci-dessous) s'organisent suivant le schéma suivant :

{\begin{matrix}&{\text{pseudo-vecteur}}&\displaystyle {\xleftarrow {} }\!{\xrightarrow[{\text{(loi étoile de Hodge)}}]{\displaystyle \star }}&{\text{vecteur dual}}\quad &\\&&{\bigg \uparrow }&&\\{\text{orientation}}&\xrightarrow {} &{\text{tenseur de Levi-Civita}}&\xleftarrow {} &{\text{produit scalaire}}\end{matrix}}

On désigne par $E$ un espace vectoriel de dimension $n\geqslant 3$ . Afin de distinguer le produit extérieur et le produit vectoriel, on utilisera de façon exclusive la notation « $\wedge$ » pour le produit extérieur (notation universelle donc incontournable) et la notation « $\times$ » pour le produit vectoriel (notation extrêmement répandue, même si elle n'est pas encore utilisée partout et en particulier en France).

Espace dual

Articles détaillés : Espace dual et Vecteur contravariant, covariant et covecteur.

On note $E^{*}$ l'espace dual de $E$ c'est-à-dire l'espace vectoriel des formes linéaires sur $E$ ; ses éléments sont appelés des covecteurs. Cet espace vectoriel est aussi de dimension $n$ .

Base duale

On note $e^{i}$ la forme linéaire définie par $e^{i}(e_{j})=1$ si $i=j$ et $e^{i}(e_{j})=0$ si $i\neq j$ c'est-à-dire $e^{i}(e_{j})=\delta _{j}^{i}$ où $\delta _{j}^{i}$ est le tenseur de Kronecker. La base $B^{*}=(e^{1},\cdots ,e^{n})$ de l'espace dual $E^{*}$ est appelée base duale^[1] de $B$ . Tout changement de base dans $E$ induit automatiquement le changement de sa base duale.

La position des indices dans la base $B^{*}$ n'est qu'une convention d'écriture parmi d'autres pour distinguer les vecteurs des deux bases. On aurait pu écrire $B^{*}=(e_{1}^{*},\cdots ,e_{n}^{*})$ ou $B^{*}=(\varepsilon _{1},\cdots ,\varepsilon _{n})$ par exemple. La convention choisie est celle qui est adaptée à l'écriture tensorielle et à la convention de sommation d'Einstein que l'on utilisera systématiquement.

Covariance et contravariance

En cohérence avec la dénomination tensorielle, un vecteur est un tenseur de type (1,0) et est dit contravariant ; de même un covecteur est un tenseur de type (0,1) et est dit covariant. C'est une définition intrinsèque (qui ne fait pas appel aux bases) et, comme toute définition, elle ne nécessite aucune justification^[2].

La base $B$ , constituée de vecteurs contravariants, est dite contravariante. Soit $u$ un vecteur ; ses coordonnées $u^{i}$ dans la base contravariante $B$ sont définies par $u=u^{i}e_{i}$ et sont appelées les coordonnées contravariantes de $u$ . Dans $u^{i}$ , l'indice $i$ est dite en position contravariante (position haute) car il se réfère à des coordonnées contravariantes. On vérifie que $u^{i}=e^{i}(u)$ .

La base $B^{*}$ , constituée de vecteurs covariants, est dite covariante. Soit $u$ un covecteur ; ses coordonnées $u_{i}$ dans la base covariante $B^{*}$ sont définies par $u=u_{i}e^{i}$ et sont appelées les coordonnées covariantes de $u$ . Dans $u_{i}$ , l'indice $i$ est dite en position covariante (position basse) car il se réfère à des coordonnées covariantes. On vérifie que $u_{i}=u(e_{i})$ .

Remarque : La position covariante ou contravariante d'un indice ne concerne que les coordonnées. En effet le vecteur $e_{i}$ est contravariant bien que l'indice $i$ soit en position basse. De même le covecteur $e^{i}$ est covariant bien que l'indice soit en position haute. Cela est simplement dû à la position des indices dans la convention d'Einstein.

Cas euclidien

Isomorphismes musicaux

Dans le cas où $E$ est un espace vectoriel euclidien, à tout vecteur $u\in E$ on fait correspondre la forme linéaire $u^{\flat }\in E^{*}$ définie par $x\mapsto u\centerdot x$ (où « $\centerdot$ » est le produit scalaire). L'application linéaire $u\mapsto u^{\flat }$ est un isomorphisme de $E$ sur $E^{*}$ . On note $\sharp$ son isomorphisme réciproque^[3] et on définit sur $E^{*}$ un produit scalaire (que l'on note encore « $\centerdot$ »), appelé produit scalaire dual^[4], par $(u,v)\mapsto u^{\sharp }\centerdot v^{\sharp }$ . Muni de ce produit scalaire, $E^{*}$ est un espace vectoriel euclidien et ces isomorphismes sont des isométries qui permettent d'identifier les espaces euclidiens $E$ et $E^{*}$ . Dans ce cas, quand on parle d'un vecteur (sans préciser davantage) on parle indifféremment d'un élément de $E$ ou d'un élément de $E^{*}$ ; on ne fait donc plus la distinction entre vecteurs et covecteurs.

Comme les formes linéaires $e^{i}$ sont identifiées à des vecteurs de $E$ , on a $e^{i}(e_{j})=e^{i}\!\centerdot e_{j}=\delta _{j}^{i}$ . Par exemple en dimension 3 on a $e^{3}\!\centerdot e_{1}=e^{3}\!\centerdot e_{2}=0$ et $e^{3}\!\centerdot e_{3}=1$ . Par conséquent $e^{3}=e'_{3}/\Vert e'_{3}\Vert ^{2}$ où $e'_{3}$ est le projeté orthogonal de $e_{3}$ sur la droite orthogonale au plan engendré par les vecteurs $e_{1}$ et $e_{2}$ .

On ne fait plus la distinction entre vecteur et covecteur c'est-à-dire que l'on ne fait plus la distinction entre vecteur contravariant et vecteur covariant. Par contre, comme la base $B^{*}$ est aussi une base de $E$ , les coordonnées d'un vecteur peuvent être calculées aussi bien dans la base $B$ que dans la base $B^{*}$ . Il faut donc toujours faire la distinction entre coordonnées covariantes et coordonnées contravariantes^[5].

Dans la base $B$ on a $u=u^{i}e_{i}$ et ses coordonnées contravariantes vérifient $u^{i}=e^{i}\centerdot u$ .
Dans la base $B^{*}$ on a $u=u_{i}e^{i}$ et ses coordonnées covariantes vérifient $u_{i}=e_{i}\centerdot u$ .

Tenseur métrique

Le produit scalaire défini sur $E$ est un cas particulier de métrique^[6]. Son tenseur associé est un tenseur covariant^[7] appelé tenseur métrique. De même le produit scalaire dual, définit sur $E^{*}$ , est la métrique duale. Son tenseur associé est un tenseur contravariant appelé tenseur métrique dual.

On note $g_{ij}$ les coordonnées dans la base $B$ du tenseur métrique et $g^{ij}$ les coordonnées dans la base $B^{*}$ du tenseur métrique dual. Par définition des produits scalaires, on a les relations $g_{ij}=e_{i}\centerdot e_{j}$ et $g^{ij}=e^{i}\centerdot e^{j}$ . Ces tenseurs sont symétriques et on vérifie que $e^{i}=g^{ij}e_{j}$ , $\;e_{i}=g_{ij}e^{j}$ et $g_{ij}g^{jk}=\delta _{i}^{k}$ . De plus, pour tout vecteur $u$ on a $u_{i}=g_{ij}u^{j}$ et $u^{i}=g^{ij}u_{j}$ . Ces formules montrent que la matrice $[g^{ij}]$ est la matrice de changement de base de $B$ vers $B^{*}$ et que sa matrice inverse est $[g_{ij}]$ .

Si $u\in E$ et $v\in E$ alors $u\centerdot v=u^{i}e_{i}\centerdot v^{j}e_{j}=g_{ij}u^{i}v^{j}=u_{j}v^{j}=u^{i}v_{i}$ . Il est très inhabituel d'utiliser de cette manière les coordonnées issues de deux bases différentes, mais $B$ et $B^{*}$ ne sont pas indépendantes.

Par la suite il n'y a pas d'inconvénient à supposer que l'espace vectoriel est euclidien, le contexte permettant de savoir si la notion est utile ou non.

Algèbre extérieure

Articles détaillés : Algèbre extérieure et Dualité de Hodge.

Formes extérieures

Soit $E$ un espace vectoriel. Pour $2\leq p\leq n$ on note $A^{p}(E)$ l'espace vectoriel des p-formes alternées définies sur $E$ . On complète ces notations en posant $A^{0}(E)=\mathbb {R}$ , $A^{1}(E)=E^{*}$ et $A^{p}(E)=\lbrace 0\rbrace$ pour $p>n$ . La dimension de l'espace vectoriel $A^{p}(E)$ est ${\tbinom {n}{p}}$ avec la convention ${\tbinom {n}{p}}=0$ si $p>n$ . Les espaces vectoriels $A^{p}(E)$ et $A^{n-p}(E)$ ont donc la même dimension.

On note $A(E)$ la somme directe de ces espaces vectoriels, c'est-à-dire

A(E)=A^{0}(E)\oplus A^{1}(E)\oplus A^{2}(E)\cdots \oplus A^{n}(E)

Les éléments de $A(E)$ sont appelés des formes extérieures et ceux de $A^{p}(E)$ des p-formes extérieures ou des p-vecteurs.

Produit extérieur

Le produit extérieur des covecteurs $u$ et $v$ est noté $u\wedge v$ et est défini pour tout $x\in E$ et tout $y\in E$ par

u\wedge v:(x,y)\mapsto u(x)\ v(y)-v(x)\ u(y)

C'est une forme bilinéaire car elle est linéaire en $x$ et linéaire en $y$ . Elle est de plus alternée car $u\wedge v(x,x)=0$ pour tout $x\in E$ et donc antisymétrique, c'est-à-dire que $u\wedge v(y,x)=-u\wedge v(x,y)$

On peut définir le produit extérieur $\wedge$ sur $A(E)$ . Comme la définition formelle du produit extérieur est assez complexe^[8], on se contentera d'en donner ses principales propriétés.

le produit extérieur $\wedge$ est une application bilinéaire de $A(E)\times A(E)$ dans $A(E)$
si $\alpha \in A^{p}(E)$ et $\beta \in A^{q}(E)$ alors $\alpha \wedge \beta \in A^{p+q}(E)$
si $\alpha \in A^{p}(E)$ et $\beta \in A^{q}(E)$ alors $\beta \wedge \alpha =(-1)^{p\,q}\alpha \wedge \beta$
le produit extérieur est associatif c'est-à-dire que $\alpha \wedge (\beta \wedge \gamma )=(\alpha \wedge \beta )\wedge \gamma$ que l'on note alors plus simplement $\alpha \wedge \beta \wedge \gamma$

Muni de cette loi, $A(E)$ est une algèbre extérieure.

Pseudo-vecteur

Les éléments de $A^{2}(E)$ sont appelés des bivecteurs. D'autre part $A^{n-1}(E)$ est, tout comme $E$ , de dimension $n$ . Les éléments de $A^{n-1}(E)$ sont pour cela appelés des pseudo-vecteurs. Le préfixe pseudo signale seulement que ces vecteurs, bien qu'appartenant à un espace vectoriel de même dimension que $E$ , ne sont pas des éléments de $E$ . Dans le cas $n=3$ , les pseudo-vecteurs sont donc des bivecteurs ; cette coïncidence n'a lieu que pour $n=3$ .

Soit $u$ et $v$ deux covecteurs. Comme $u\in A^{1}(E)$ et $v\in A^{1}(E)$ alors $u\wedge v\in A^{2}(E)$ . Avec le vocabulaire ci-dessus, $u\wedge v$ est donc un bivecteur. Dans le cas $n=3$ c'est aussi un pseudo-vecteur et tout pseudo-vecteur peut s'écrire comme le produit extérieur de deux covecteurs.

Bases des p-vecteurs

Étant donnée $B=(e_{1},\cdots ,e_{n})$ une base de $E$ , on a défini la base duale $B^{*}$ qui est donc la base canonique de $A^{1}(E)=E^{*}$ associée à $B$ . Pour $p>1$ , on peut aussi définir une base de $A^{p}(E)$ de façon naturelle (canonique) ; cependant, on ne peut définir aucun ordre naturel sur cette base.

Soit $1<p\leqslant n$ . Pour tout p-uplet ordonné $I=(i_{1},\cdots ,i_{p})$ vérifiant $1\leqslant i_{1}<\cdots <i_{p}\leqslant n$ on pose $e^{I}=e^{i_{1}\cdots i_{p}}=e^{i_{1}}\wedge \cdots \wedge e^{i_{p}}$ . Puisque $e^{i}\in A^{1}(E)$ alors $e^{I}\in A^{p}(E)$ . Par exemple, $e^{5}\wedge e^{1}\wedge e^{2}=e^{1}\wedge e^{2}\wedge e^{5}=e^{1\,2\,5}$ et $e^{5}\wedge e^{2}\wedge e^{1}=-e^{1}\wedge e^{2}\wedge e^{5}=-e^{1\,2\,5}$ . L'ensemble des p-vecteurs $e^{I}$ où $I$ est un p-uplet ordonné est une base de $A^{p}(E)$ notée $\lbrace e^{I}\rbrace _{|I|=p}$ . C'est la base covariante associée à la base $B$ et tout changement de base dans $E$ induit automatiquement un changement de base dans $A^{p}(E)$ . Par abus de langage, les coordonnées d'un p-vecteur $\alpha$ dans cette base sont appelées les coordonnées covariantes de $\alpha$ dans $B$ (il est clair que c'est un abus de langage car $\alpha \notin E$ ).

Pour $n=3$ , la base covariante de $A^{2}(E)$ est $\lbrace e^{12},e^{13},e^{23}\rbrace$ . Tout bivecteur $\alpha \in A^{2}(E)$ peut s'écrire (de manière unique) sous la forme $\alpha =\alpha _{ij}e^{ij}$ ce qui donne

\alpha =\alpha _{12}e^{12}+\alpha _{13}e^{13}+\alpha _{23}e^{23}

car on doit sommer sur l'ensemble des couples $(i,j)$ possibles vérifiant $i<j$ (convention d'Einstein généralisée).

Dans le cas où $E$ est un espace euclidien, les vecteurs $e_{i}$ sont identifiés à des covecteurs. De la même manière, on peut alors poser $e_{I}=e_{i_{1}\cdots i_{p}}=e_{i_{1}}\wedge \cdots \wedge e_{i_{p}}$ . La base constituée de ces p-vecteurs, notée $\lbrace e_{I}\rbrace _{|I|=p}$ , est la base contravariante associée à $B$ . Par abus de langage, les coordonnées d'un p-vecteur $\alpha$ dans cette base sont appelées les coordonnées contravariantes de $\alpha$ dans $B$ .

Pour $n=3$ , la base contravariante de $A^{2}(E)$ est $\lbrace e_{12},e_{13},e_{23}\rbrace$ . Tout bivecteur $\alpha \in A^{2}(E)$ peut s'écrire (de manière unique) sous la forme $\alpha =\alpha ^{ij}e_{ij}$ ce qui donne

\alpha =\alpha ^{12}e_{12}+\alpha ^{13}e_{13}+\alpha ^{23}e_{23}

Remarque : Il existe un isomorphisme canonique (c'est-à-dire indépendant des bases) entre les bivecteurs et les tenseurs antisymétrique d'ordre 2. En général on distingue ces tenseurs suivant qu'ils sont covariants, contravariants ou mixtes. Dans le cas d'un espace euclidien, ces distinctions sont sans objet car on identifie $E$ et $E^{*}$ . Cependant, même dans ce cas, il faut toujours faire la distinction entre les coordonnées contravariantes et covariantes car cela revient à indiquer dans quelle base ( $B$ ou $B^{*}$ ) les coordonnées sont calculées^[5].

Espace orienté

Article détaillé : Orientation (mathématiques).

Définition

L'espace vectoriel $A^{n}(E)$ est, tout comme $A^{0}(E)=\mathbb {R}$ , de dimension 1. Ses éléments sont pour cela appelés des pseudo-scalaires. Là encore, le préfixe pseudo signale simplement que les éléments de $A^{n}(E)$ ne sont pas des éléments de $\mathbb {R}$ .

Une forme volume sur $E$ est un élément non nul de $A^{n}(E)$ . Comme cet espace est de dimension 1, la relation d’équivalence définie sur $A^{n}(E)\setminus \{0\}$ par

\omega _{1}\ \sim \omega _{2}\iff \exists \lambda >0\quad \omega _{2}=\lambda \,\omega _{1}

permet de définir deux classes d’équivalence appelées orientations de $E$ . L'espace vectoriel $E$ muni de l'orientation $X$ est noté $E_{X}$ et appelé espace vectoriel orienté^[9]. Même si le plus souvent, en l'absence d'ambiguïté, on note encore $E$ l'espace vectoriel orienté, il est mathématiquement important de distinguer l'espace vectoriel $E$ de l'espace vectoriel orienté $E_{X}$ .

Bases directes

Soit $B$ une base de $E_{X}$ et $\omega \in X$ une forme volume. On dit que $B$ est directe (ou orientée positivement) si $\omega (B)>0$ et indirecte (ou rétrograde ou orientée négativement) si $\omega (B)<0$ . Cela est indépendant de $\omega \in X$ .

On peut remarquer que la définition mathématique ci-dessus de l'orientation est intrinsèque. Elle ne fait pas intervenir les bases qui, de ce point de vue, sont des éléments étrangers à la notion. Il existe cependant une propriété concernant les bases qui sert parfois de définition alternative. Soit $B$ une base de $E$ (espace non orienté). L'ensemble des formes volumes $\omega$ telles que $\omega (B)>0$ est une orientation. Cette orientation est appelée « orientation définie par $B$ ». Si on la note $X$ alors (par définition) $B$ est une base directe de l'espace orienté $E_{X}$ .

En physique, on peut ainsi définir une orientation telle que les bases directes soient des bases orientées à droite^[10]. Pour cela on choisit une base orientée à droite (par la règle de la main droite, par exemple). D'après ce qui précède, cela détermine une orientation pour laquelle la base est directe. Cette orientation est identique à celle déterminée par le tire-bouchon de Maxwell.

Il faut bien distinguer l'orientation de la base courante, qui peut éventuellement changer lors d'un changement de base, et l'orientation de l'espace qui est une donnée inamovible de l'espace orienté et que l'on ne peut donc pas modifier.

Tenseur de Levi-Civita

Dans le cas d'un espace euclidien, on dit que $\omega \in A^{n}(E)$ est un vecteur unitaire si et seulement s'il existe une base orthonormale de $E$ notée $B$ telle que $\left|\omega (B)\right|=1$ . Les propriétés du déterminant montrent alors que cette égalité est vérifiée pour toute base orthonormale. Il n'existe que deux vecteurs unitaires, chacun appartenant à une orientation. Soit $\eta$ un vecteur unitaire ; l'ensemble des formes volumes $\omega$ telles que $\omega \ \sim \eta$ est une orientation et on note $E_{\eta }$ l'espace vectoriel euclidien orienté par cette orientation. Cette définition de $\eta$ coïncide avec celle du tenseur de Levi-Civita qui peut donc aussi être appelé forme volume unité ou unité pseudo-scalaire.

Le tenseur de Levi-Civita permet de définir une bijection (canonique au signe près) appelée loi étoile de Hodge qui met en dualité les espaces vectoriels $A^{p}(E)$ et $A^{n-p}(E)$ . Ces espaces sont dits duaux l'un de l'autre, le contexte permettant de ne pas confondre avec l'espace dual $E^{*}$ .

Soit $(x_{1},\cdots ,x_{n})$ $n$ vecteurs de $E_{\eta }$ . L'expression $\eta (x_{1},\cdots ,x_{n})$ est parfois notée $[x_{1},\cdots ,x_{n}]$ et porte alors le nom de produit mixte. En dimension 3 on a, d'après la définition du produit vectoriel, la relation

[x_{1},x_{2},x_{3}]=(x_{1}\times x_{2})\centerdot x_{3}

Cette formule est à l'origine de l'appellation « produit mixte ». Les propriétés d'antisymétrie de $\eta$ donnent des relations analogues par permutation circulaire sur les indices.

Si les vecteurs sont coplanaires le résultat est nul. Sinon sa valeur absolue est égale au volume du parallélépipède construit sur ces trois vecteurs. Cela explique a posteriori le nom de « forme volume » donnée aux éléments de $A^{n}(E)$ .

Espace euclidien orienté en dimension 3

Exemple

Vecteur instantané de rotation

Soit ${\mathcal {S}}$ un solide mobile indéformable et $B=(e_{1},e_{2},e_{3})$ une base quelconque^[11] de $E$ liée à ${\mathcal {S}}.$ Les vecteurs $e_{i}$ dépendent du temps mais les coordonnées du tenseur métrique dans cette base restent constantes. On note $B^{*}=(e^{1},e^{2},e^{3})$ sa base duale. Comme ${\dfrac {d}{dt}}(e_{i}\centerdot e_{j})={\dfrac {d}{dt}}(g_{ij})=0$ alors ${\dfrac {de_{i}}{dt}}e_{j}+e_{i}{\dfrac {de_{j}}{dt}}=0$ . On note $\alpha _{ij}={\dfrac {de_{i}}{dt}}\centerdot e_{j}$ . D'où $\alpha _{ij}+\alpha _{ji}=0$ et ${\dfrac {de_{i}}{dt}}=\alpha _{ij}e^{j}$ car les $\alpha _{ij}$ sont les coordonnées covariantes de ${\dfrac {de_{i}}{dt}}$ dans la base $B^{*}$ .

Si $r$ est un vecteur lié à ${\mathcal {S}}$ alors $r=r^{i}e_{i}$ où les $r^{i}$ ne dépendent pas du temps. D'où $v={\dfrac {dr}{dt}}=r^{i}{\dfrac {de_{i}}{dt}}=r^{i}\alpha _{ij}e^{j}$ . Finalement

v_{j}=\alpha _{ij}r^{i}

Il existe une forme bilinéaire alternée unique notée $\alpha$ telle que $\alpha (e_{i},e_{j})=\alpha _{ij}$ (puisque les $\alpha _{ij}$ sont les coordonnées d'un tenseur, $\alpha$ ne dépend pas de la base $B$ ). Par conséquent $\alpha \in A^{2}(E)$ , c'est-à-dire que $\alpha$ est un bivecteur et aussi un pseudo-vecteur puisque la dimension de $E$ est égale à 3.

D'un point de vue théorique, le pseudo-vecteur $\alpha$ est l'outil adapté au problème mais il présente un double inconvénient. Tout d'abord, on ne travaille pas avec les objets eux-mêmes mais avec leurs coordonnées. Ensuite, il n'est pas facile de visualiser l'action d'un tel tenseur sur un schéma.

Le vecteur vitesse angulaire décrit la vitesse de rotation et l'axe de rotation instantanée. La direction du vecteur vitesse angulaire est celle de l'axe de rotation ; dans ce cas (sens antihoraire) le vecteur pointe vers le haut.

On cherche un outil ne présentant pas ces inconvénients ; pour cela on a besoin que l'espace soit orienté (on n'en avait pas besoin jusque là). Le dual de Hodge de $\alpha$ est un vecteur et on pose $\omega =\star \alpha$ (où $\star$ est la loi étoile de Hodge). Les coordonnées de $\omega$ dans la base $B$ sont $\omega ^{k}={\frac {1}{2}}\eta ^{ijk}\alpha _{ij}$ où $\eta$ est le tenseur de Levi-Civita. On obtient $\alpha _{ij}=\eta _{ijk}\omega ^{k}$ et $v_{j}=\alpha _{ij}r^{i}=\eta _{ijk}\omega ^{k}r^{i}=(\omega \times r)_{j}$ . D'où

v=\omega \times r

L'avantage est immédiat. On travaille avec un vecteur, qui est un objet plus simple qu'un tenseur (ici un bivecteur) et la formule n'utilise pas les coordonnées. Mais il faut être conscient que l'on a introduit artificiellement l'orientation de l'espace dans un problème qui, au départ, n'en dépend pas. Une première fois pour définir le vecteur $\omega$ , une seconde fois pour l'utiliser à l'aide du produit vectoriel. Le vecteur dual $\omega$ peut donc être considéré comme un simple intermédiaire de calcul qui a l'avantage de pouvoir être représenté graphiquement mais qui possède l'inconvénient de mal supporter les transformations, contrairement au pseudo-vecteur $\alpha$ (voir ci-dessous).

Éléments correspondants

On reprend les notations précédentes. Soit $h$ une isométrie de $E$ indépendante du temps. Pour chaque élément défini sur ${\mathcal {S}}$ on note avec un « ' » l'élément correspondant sur ${\mathcal {S'}}=h({\mathcal {S}})$ . Le plus souvent les éléments se correspondent à l'aide de l'isométrie, mais pas toujours.

On a $r'=h(r)$ . Si $B=(e_{1},e_{2},e_{3})$ alors $B'=(e'_{1},e'_{2},e'_{3})$ est la base image de $B$ car $e'_{i}=h(e_{i})$ . De même ${B^{*}}'=(e'^{1},e'^{2},e'^{3})$ est la base image de $B^{*}$ car $e'^{i}=h(e^{i})$ . On a aussi $v'=h(v)$ et $\;\alpha '=h(\alpha )$ . Mais pour $\omega$ on a $\omega '=h(\omega )$ si $h$ est directe et $\omega '=-h(\omega )$ si $h$ est indirecte.

Démonstration

Il est essentiel que $h$ soit une isométrie (les produits scalaires sont conservés). La plupart des résultats serait faux sinon.

$\quad h(e^{i})\centerdot e'_{j}=h(e^{i})\centerdot h(e_{j})=e^{i}\centerdot e_{j}=\delta _{j}^{i}$ . D'où $e'^{i}=h(e^{i})$
$\quad v'={\dfrac {dr'}{dt}}={\dfrac {dh(r)}{dt}}=h\left({\dfrac {dr}{dt}}\right)=h(v)$
$\quad e'_{ij}=e'_{i}\wedge e'_{j}=h(e_{i})\wedge h(e_{j})=h(e_{i}\wedge e_{j})$ ^[12] $=h(e_{ij})$ . De même $e'^{ij}=h(e^{ij})$

$\quad \quad \alpha '_{ij}={\dfrac {de'_{i}}{dt}}\centerdot e'_{j}=h\left({\dfrac {de_{i}}{dt}}\right)\centerdot h(e_{j})={\dfrac {de_{i}}{dt}}\centerdot e_{j}=\alpha _{ij}$
$\quad \quad \;\alpha '=\alpha '_{ij}e'^{ij}=\alpha _{ij}h(e^{ij})=h(\alpha _{ij}e^{ij})=h(\alpha )$

$\quad \omega '^{k}={\frac {1}{2}}\eta '^{ijk}\alpha '_{ij}={\frac {1}{2}}\det(h)\eta ^{ijk}\alpha _{ij}=\det(h)\omega ^{k}$

$\quad \quad \;\omega '=\omega '^{k}e'_{k}=\det(h)\omega ^{k}h(e_{k})=\det(h)\,h(\omega )$

Si l'isométrie est indirecte, le correspondant du vecteur dual $\omega$ est l'opposé de son image. En physique, on retrouve cette correspondance avec les vecteurs axiaux.

Cas général

Dualité vecteur / pseudo-vecteur

En dimension 3, les espaces vectoriels $A^{2}(E)$ et $A^{1}(E)=E^{*}=E$ sont duaux c'est-à-dire que chaque pseudo-vecteur est associé par la loi étoile de Hodge à un vecteur et réciproquement. Si $\alpha$ est un pseudo-vecteur, on note $\star \alpha$ son vecteur dual. De même si $u$ et un vecteur on note $\star u$ son bivecteur dual. Les relations tensorielles entre les coordonnées sont

(\star \alpha )^{k}={\frac {1}{2}}\eta ^{ijk}\alpha _{ij}\quad

et

\quad (\star u)_{ij}=\eta _{ijk}u^{k}

où $\eta$ est le tenseur de Levi-Civita. On a donc $\star (\star u)=u\;$ et $\;\star (\star \alpha )=\alpha$ .

En dimension 3, tout pseudo-vecteur peut s'écrire comme le produit extérieur de deux vecteurs. Le cas général se réduit donc à ce qui pourrait passer pour un cas particulier. Avec $\alpha =u\wedge v$ on obtient

\star (u\wedge v)=u\times v

c'est-à-dire que le produit vectoriel est le vecteur dual du produit extérieur^[13].

Démonstration simplifiée

La loi $\star$ de Hodge est définie dans le cas général de manière intrinsèque et assez complexe. Mais (à l'aide du symbole de Levi-Civita $\epsilon$ ) elle prend une forme particulièrement simple dans une base orthonormale directe $(e_{1},\cdots ,e_{n})$ :
$\star e_{i_{1}\cdots i_{p}}=\epsilon _{i_{1}\cdots i_{p}j_{1}\cdots j_{n-p}}\;e_{j_{1}\cdots j_{n-p}}$ où $\scriptstyle {(j_{1}\cdots j_{n-p})\,=\,(1\cdots n)\smallsetminus (i_{1}\cdots i_{p})}$ . Ce qui donne dans le cas $n=3$

\star e_{12}=\epsilon _{123}\;e_{3}=e_{3},\quad

\star e_{13}=\epsilon _{132}\;e_{2}=-e_{2},\quad

\star e_{23}=\epsilon _{231}\;e_{1}=e_{1}

Comme

{\begin{aligned}u\wedge v=&(u_{1}e_{1}+u_{2}e_{2}+u_{3}e_{3})\wedge (v_{1}e_{1}+v_{2}e_{2}+v_{3}e_{3})\\=&(u_{1}v_{2}-u_{2}v_{1})e_{12}+(u_{1}v_{3}-u_{3}v_{1})e_{13}+(u_{2}v_{3}-u_{3}v_{2})e_{23}\end{aligned}}

on obtient

\star (u\wedge v)=(u_{1}v_{2}-u_{2}v_{1})e_{3}+(-u_{1}v_{3}+u_{3}v_{1})e_{2}+(u_{2}v_{3}-u_{3}v_{2})e_{1}

On reconnaît les coordonnées de $u\times v$ dans la base orthonormale directe $(e_{1},e_{2},e_{3})$ .

Transformation isométrique

Soit $h$ une isométrie de $E$ . On note $\det(h)$ son déterminant. On a $\det(h)=\pm 1$ suivant que l'isométrie est directe ou indirecte.

Pour le produit extérieur : $h(u\wedge v)=h\,u\wedge h\,v$ ^[12]
Pour le produit vectoriel : $h(u\times v)=\det(h)\ h\,u\times h\,v$

Démonstration

Pour tout vecteur $t$ , on a

{\begin{aligned}(h\,u\times h\,v)\centerdot t=&[h\,u,h\,v,t]\\=&\det(h)\,[u,v,h^{-1}t]\\=&\det(h)\,(u\times v)\centerdot h^{-1}t\\=&\det(h)\,(h^{-1})^{T}(u\times v)\centerdot t\end{aligned}}

D'où

(h\,u\times h\,v)=\det(h)\,(h^{-1})^{T}(u\times v)

Dans le cas d'une isométrie, on a $(h^{-1})^{T}=h$ et donc

h\,u\times h\,v=\det(h)\ h(u\times v)

En rouge, est représenté le produit vectoriel des deux vecteurs en noir. Sous une inversion d'espace chaque vecteur est changé en son opposé. En gris sont représentés les opposés des vecteurs en noir ; leur produit vectoriel est aussi égal au vecteur en rouge et non égal à son opposé.

On a donc le schéma suivant :

{\begin{matrix}u\times v&\displaystyle \xrightarrow {\pm h} &h\,u\times h\,v\\{\Big \uparrow }\star &&{\Big \uparrow }\star \\u\wedge v&\displaystyle \xrightarrow {h} &h\,u\wedge h\,v\end{matrix}}

Lorsque l'on transforme un bivecteur et son vecteur dual par une isométrie indirecte, le dual de l'image et l'image du dual sont des vecteurs opposés. Ce schéma ne fait que mettre en évidence la correspondance entre les deux vecteurs duaux ; il ne modifie pas l'image de $u\times v$ qui est toujours $h(u\times v)$ et non $h(u)\times h(v)$ .

En particulier si $h$ est l'inversion de l'espace^[14], alors $\det(h)=-1$ et l'opposé du produit n'est pas le produit des opposés. Cette relation n'a rien d'extraordinaire^[15] et ne reflète pas un caractère "spécial" du produit vectoriel. Elle est, par exemple, vérifiée dans les réels : $3\times 5=15$ mais $(-3)\times (-5)\neq -15$ .

Représentation matricielle

Article détaillé : Matrice (mathématiques).

Dans l'espace vectoriel des matrices carrées $(n,n)$ , on peut définir deux produits.

le premier, noté " $*$ " ou (le plus souvent) par une absence de signe, correspond au produit matriciel usuel : $X*Y$ ou $XY$
le second, noté $[\ ,\ ]$ , est le crochet de Lie : $[X,Y]=XY-YX$

Il est à remarquer que le sous espace vectoriel des matrices antisymétriques n'est pas stable pour le produit usuel mais qu'il est stable pour le crochet de Lie. C'est-à-dire que si $X$ et $Y$ sont antisymétriques alors $[X,Y]$ est aussi antisymétrique.

Soit $E$ un espace euclidien et $B=(e_{1},e_{2},e_{3})$ une base orthonormale directe de $E$ . Comme $B^{*}=B$ , on ne fait plus la distinction entre covariant et contravariant et la position des indices n'a plus aucune importance. On note $(e_{23},e_{13},e_{12})$ la base canonique de $A^{2}(E)$ , c'est-à-dire de l'espace vectoriel des pseudo-vecteurs (ou bien ici des bivecteurs). Par rapport à leurs bases respectives, un pseudo-vecteur et son vecteur dual peuvent être représentés par des matrices : une matrice (3,1) pour le vecteur et une matrice (3,3) antisymétrique pour le pseudo-vecteur.

Par rapport à leur bases respectives, un pseudo-vecteur et son vecteur dual ont presque^[16] les mêmes coordonnées et les matrices se correspondent de façon simple. Par exemple si $x=x_{1}\,e_{1}+x_{2}\,e_{2}+x_{3}\,e_{3}$ alors $\star x=x_{1}\,e_{23}-x_{2}\,e_{13}+x_{3}\,e_{12}$ et donc $\star x_{23}=x_{1},\star x_{13}=-x_{2},\star x_{12}=x_{3}$ . Les matrices correspondantes sont donc
$[x]={\begin{bmatrix}x_{1}\\x_{2}\\x_{3}\end{bmatrix}}$ et $[\star x]={\begin{bmatrix}0&x_{3}&-x_{2}\\-x_{3}&0&x_{1}\\x_{2}&-x_{1}&0\\\end{bmatrix}}$
Pour des raisons pratiques (cf les formules ci-dessous) on considère aussi la matrice transposée $Q_{x}=[\star x]^{T}=-[\star x]$ appelée la représentation antisymétrique de $x$ . Ces deux représentations sont utilisées ; par exemple, elles sont présentes comme sous matrices du tenseur de Maxwell selon la signature de la métrique.

On peut vérifier que

$\quad [u\times v]=Q_{u}\ [v]$ : matrice $*$ vecteur colonne = vecteur colonne
$\quad [u\wedge v]={\big [}\ [\star u],[\star v]\ {\big ]}=\left[Q_{u},Q_{v}\right]$ : ${\big [}$ matrice antisymétrique, matrice antisymétrique ${\big ]}$ = matrice antisymétrique
$\quad \exp(Q_{u})=I+{\big (}\sin \parallel u\parallel {\big )}{\frac {Q_{u}}{\parallel u\parallel }}+(1-\cos \parallel u\parallel )\left({\frac {Q_{u}}{\parallel u\parallel }}\right)^{2}$ (cf. Exponentielle d'une matrice). C'est donc une matrice de rotation. Plus précisément, l'axe de rotation est de direction $u$ et l'angle de rotation (en radians) est égal à $\parallel u\parallel$ .

Remarque : Si la base n'est pas orthonormale ou même seulement indirecte, alors les coordonnées ne sont plus les mêmes et la correspondance ci-dessus n'est plus valable. Par exemple, rien de changé dans l'expression du produit extérieur (pseudo-vecteur) mais pour le produit vectoriel (vecteur dual) l'expression n'est plus aussi simple. La représentation matricielle n'a alors plus aucun intérêt.

Généralisation

Articles détaillés : Variété différentielle et Analyse vectorielle.

Ce qui précède peut se généraliser aux Variétés différentiables. On parle alors de champ : champ de vecteurs, champ de covecteurs, champ de bivecteurs, etc.

Si $(x^{1},\cdots ,x^{n})$ est un système de coordonnées locales, alors la base associée des champs de vecteurs est $(\partial _{1},\cdots ,\partial _{n})$ où $\partial _{k}=\partial /\partial x^{k}$ et la base duale (celle des covecteurs) est $(dx^{1},\cdots ,dx^{n})$ . On retrouve la position des indices.

La dérivée extérieure $\mathbf {d}$ joue un rôle essentiel dans ce contexte. Exemple en dimension 3 : si ${\boldsymbol {A}}$ est un champ de covecteurs alors ${\boldsymbol {F}}=\mathbf {d} {\boldsymbol {A}}$ est un champ de pseudo-vecteurs et ${\boldsymbol {B}}=\star {\boldsymbol {F}}$ est son champ de vecteurs duaux. Les relations correspondantes utilisant les coordonnées sont $F_{ij}=\partial _{i}A_{j}-\partial _{j}Ai$ et $B^{k}={\frac {1}{2}}\eta ^{ijk}F_{ij}$ .

De même, l'intégration des champs de p-vecteurs (qui portent alors le nom de p-formes différentielles) est un outil puissant ayant de nombreuses applications aussi bien en mathématiques qu'en physique (voir les articles détaillés).

Notes et références

↑ En physique et particulièrement en cristallographie, on parle de "base réciproque".
↑ Expliquer le choix des mots utilisés sort du cadre mathématique mais n'est pas dénué d'intérêt pour autant. Soit $\lambda \neq 0$ , $B=(e_{1},\cdots ,e_{n})$ et $B'=(e'_{1},\cdots ,e'_{n})$ avec $e'_{i}=\lambda \ e_{i}$ et donc $e'^{i}=1/\lambda \ e^{i}$ . Si $u=u^{i}e_{i}$ alors $u=1/\lambda \ u^{i}e'_{i}$ et donc $u'^{i}=1/\lambda \ u^{i}$ . De même si $u=u_{i}e^{i}$ alors $u=\lambda \ u_{i}e'^{i}$ et donc $u'_{i}=\lambda \ u^{i}$ . On voit donc que les coordonnées du covecteur varient dans le même sens que la base alors que celles du vecteur varient en sens contraire.
↑ Ces isomorphismes canoniques sont appelés les isomorphismes musicaux Berger, p. 21.
↑ Ce produit scalaire est compatible avec la norme duale, c'est-à-dire que $u\centerdot u=\parallel u\parallel ^{2}$ avec $\parallel u\parallel =\sup _{\parallel x\parallel \neq 0}{\frac {|u(x)|}{\parallel x\parallel }}$ .
↑ ^{a et b} Excepté si la base $B$ est orthonormale car alors $B^{*}=B$ .
↑ Une métrique (à ne pas confondre avec la distance d'un espace métrique) est une généralisation du produit scalaire (métriques euclidiennes). Elle intervient dans les espaces quadratiques (par exemple métrique de Minkowski, métriques lorentziennes) ainsi que dans les variétés différentiables.
↑ Landau, p. 295 §83.
↑ Godbillon, p. 23 §4.
↑ Contrairement à ce qui se passe en physique où l'orientation parait indépendante de l'espace physique, l'orientation d'un espace vectoriel orienté fait partie intégrante de cet espace et il n'est pas question d'envisager d'en changer. Cela n'aurait pas plus de sens que de vouloir changer la loi de multiplication dans $\mathbb {R}$ .
↑ C'est la définition ci-dessus (mathématique) de « base directe » qui est utilisée ici. Cette phrase n'aurait aucun sens si les notions de « base directe » et de « base orientée à droite » étaient pris pour synonymes, comme c'est souvent le cas en physique.
↑ base quelconque : non nécessairement orthogonale ni même directe.
↑ ^{a et b} Godbillon, p. 24 §4.
↑ On voit, une fois de plus, tout l'intérêt de pouvoir disposer de notations distinctes pour ces deux opérateurs à la fois si étroitement liés et si différents.
↑ Transformation qui à tout vecteur $x$ fait correspondre son opposé $-x$ . A ne pas confondre avec l'inversion de la base : $(e_{1},\cdots ,e_{n})\mapsto (-e_{1},\cdots ,-e_{n})$ .
↑ C'est même la règle générale lorsque le produit est bilinéaire.
↑ Si l'on modifie de façon ad hoc la base canonique de $A^{2}(E)$ en prenant $(e_{23},-e_{13},e_{12})$ , alors les coordonnées sont exactement les mêmes.

Voir aussi

Bibliographie

Marcel Berger, Paul Gauduchon et Edmond Mazet, Le spectre d'une variété riemannienne, Berlin · Heidelberg, Springer-Verlag, coll. « Lecture Notes in Mathematics », 1971
Claude Godbillon, Géométrie différentielle et mécanique analytique, Paris, Hermann, coll. « Méthode », 1969
L.Landau et E.Lifchitz (trad. Edouard Gloukhian), Théorie du champ, Moscou, Mir, 1966

Articles connexes

[cristallographie-1] En physique et particulièrement en cristallographie, on parle de "base réciproque".

[justification-2] Expliquer le choix des mots utilisés sort du cadre mathématique mais n'est pas dénué d'intérêt pour autant. Soit $\lambda \neq 0$ , $B=(e_{1},\cdots ,e_{n})$ et $B'=(e'_{1},\cdots ,e'_{n})$ avec $e'_{i}=\lambda \ e_{i}$ et donc $e'^{i}=1/\lambda \ e^{i}$ . Si $u=u^{i}e_{i}$ alors $u=1/\lambda \ u^{i}e'_{i}$ et donc $u'^{i}=1/\lambda \ u^{i}$ . De même si $u=u_{i}e^{i}$ alors $u=\lambda \ u_{i}e'^{i}$ et donc $u'_{i}=\lambda \ u^{i}$ . On voit donc que les coordonnées du covecteur varient dans le même sens que la base alors que celles du vecteur varient en sens contraire.

[Berger-3] Ces isomorphismes canoniques sont appelés les isomorphismes musicaux Berger, p. 21.

[dual-4] Ce produit scalaire est compatible avec la norme duale, c'est-à-dire que $u\centerdot u=\parallel u\parallel ^{2}$ avec $\parallel u\parallel =\sup _{\parallel x\parallel \neq 0}{\frac {|u(x)|}{\parallel x\parallel }}$ .

[orthonormale-5] {a et b} Excepté si la base $B$ est orthonormale car alors $B^{*}=B$ .

[métrique-6] Une métrique (à ne pas confondre avec la distance d'un espace métrique) est une généralisation du produit scalaire (métriques euclidiennes). Elle intervient dans les espaces quadratiques (par exemple métrique de Minkowski, métriques lorentziennes) ainsi que dans les variétés différentiables.

[Landau295_§83-7] Landau, p. 295 §83.

[Godbillon23_§4-8] Godbillon, p. 23 §4.

[EVO-9] Contrairement à ce qui se passe en physique où l'orientation parait indépendante de l'espace physique, l'orientation d'un espace vectoriel orienté fait partie intégrante de cet espace et il n'est pas question d'envisager d'en changer. Cela n'aurait pas plus de sens que de vouloir changer la loi de multiplication dans $\mathbb {R}$ .

[physique-10] C'est la définition ci-dessus (mathématique) de « base directe » qui est utilisée ici. Cette phrase n'aurait aucun sens si les notions de « base directe » et de « base orientée à droite » étaient pris pour synonymes, comme c'est souvent le cas en physique.

[baseqcq-11] se quelconque : non nécessairement orthogonale ni même directe.

[Godbillon24_§4-12] {a et b} Godbillon, p. 24 §4.

[etoile-13] On voit, une fois de plus, tout l'intérêt de pouvoir disposer de notations distinctes pour ces deux opérateurs à la fois si étroitement liés et si différents.

[inversion-14] Transformation qui à tout vecteur $x$ fait correspondre son opposé $-x$ . A ne pas confondre avec l'inversion de la base : $(e_{1},\cdots ,e_{n})\mapsto (-e_{1},\cdots ,-e_{n})$ .

[produit-15] C'est même la règle générale lorsque le produit est bilinéaire.

[adhoc-16] Si l'on modifie de façon ad hoc la base canonique de $A^{2}(E)$ en prenant $(e_{23},-e_{13},e_{12})$ , alors les coordonnées sont exactement les mêmes.

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v · m Algèbre linéaire générale
Vecteur Scalaire Combinaison linéaire Espace vectoriel Matrice
Famille de vecteurs	Famille génératrice Famille libre (indépendance linéaire) Base Théorème de la base incomplète Théorème de la dimension pour les espaces vectoriels Rang Colinéarité
Sous-espace	Sous-espace vectoriel Somme de Minkowski Somme directe Sous-espace supplémentaire Dimension Codimension Droite Plan Hyperplan
Morphisme et notions relatives	Application linéaire Noyau Conoyau Lemme des noyaux Pseudo-inverse Théorème de factorisation Théorème du rang Équation linéaire Système d'équations linéaires Élimination de Gauss-Jordan Forme linéaire Espace dual Orthogonalité Base duale Endomorphisme linéaire Valeur propre, vecteur propre et espace propre Projecteur Symétrie Matrice diagonalisable Diagonalisation Endomorphisme nilpotent
Dimension finie	Espace vectoriel de dimension finie Trace Déterminant Polynôme caractéristique Polynôme d'endomorphisme Théorème de Cayley-Hamilton Polynôme minimal d'un endomorphisme Invariants de similitude Réduction d'endomorphisme Réduction de Jordan Décomposition de Dunford Décomposition de Frobenius
Enrichissements de structure	Norme Produit scalaire Forme quadratique Espace vectoriel topologique Orientation Algèbre sur un corps Algèbre de Lie Complexe différentiel
Développements	Théorie des matrices Représentation de groupe Analyse fonctionnelle Algèbre multilinéaire Module sur un anneau