Propriétés du potentiel newtonien

Si le point potentié ${\displaystyle P}$ se trouve à l'extérieur de ${\displaystyle B}$, chacune des intégrales

${\displaystyle \int _{B_{k}}\rho (y)|y-x|^{-1}\mathrm {d} ^{3}\mathrm {d} y}$

existe, car la fonction ${\displaystyle \rho (y)|y-x|^{-1}}$ est continue dans la région d'intégration.

Puisque chaque intégrale existe séparément, leur somme existe aussi, et par conséquent ${\displaystyle V}$ existe aux points extérieurs. En outre, puisque l'intégrand dans l'expression de ${\displaystyle V(P)}$ est partout positif de même ${\displaystyle G}$, on a

${\displaystyle G{\frac {M}{r_{\text{min}}}}\leqslant V(P)\leqslant G{\frac {M}{r_{\text{max}}}}}$.

Ici, ${\displaystyle r_{\text{min}}}$ et ${\displaystyle r_{\text{max}}}$ désignent respectivement les distances minimum et maximum entre le corps attirant et le point attiré ${\displaystyle P}$ extérieur au corps. Lorsque ${\displaystyle P}$ s'éloigne de ${\displaystyle B}$, à la fois ${\displaystyle r_{\text{min}}}$ et ${\displaystyle r_{\text{max}}}$ grandissent indéfiniment. On voit donc que ${\displaystyle V}$ possède la limite zéro à l'infini, quelle que soit la direction envisagée. En termes plus précis, on dit que ${\displaystyle |V|}$ se comporte régulièrement à l'infini et décroît comme ${\displaystyle d^{-1}(O,P)}$. En effet, soit ${\displaystyle Q}$ un point intérieur quelconque. Alors la distance ${\displaystyle d(O,Q)}$ est bornée et ${\displaystyle |d(O,P)-d(P,Q)|\leqslant d(O,Q)}$, de sorte que

${\displaystyle d(O,P)V(P)=G\int _{B}{\frac {\rho (Q)}{1-{\frac {d(O,P)-d(P,Q)}{d(O,P)}}}}\mathrm {d} \tau (Q)=G\int _{B}\rho (Q)\mathrm {d} \tau (Q)+O\left({\frac {1}{d(O,P)}}\right)}$.

Par des arguments tout à fait similaires il est possible de prouver que ${\displaystyle X_{i}}$ existe dans l'espace extérieur au corps ${\displaystyle B}$ et que l'intensité du champ de gravité

${\displaystyle X={\sqrt {{X_{1}}^{2}+{X_{2}}^{2}+{X_{3}}^{2}}}}$

varie à grande distance comme ${\displaystyle d^{-2}(O,P)}$. De plus, il est évident que le potentiel et l'intensité de la gravité sont continus en des points extérieurs. Par la définition-même d'une dérivée, qui dans la théorie du potentiel est le plus souvent envisagée comme une dérivée directionnelle, la dérivation sous le signe intégrale est entièrement justifiée à l'extérieur du corps matériel. Soient h la longueur d'un petit segment de droite et ${\displaystyle \mathbf {x} _{i}^{o}}$ un vecteur unitaire porté par l'axe ${\displaystyle Ox_{i}}$. Alors, par définition :

${\displaystyle \partial _{i}V=G\lim _{h=0}h^{-1}\left[\int _{M}{\frac {\mathrm {d} M}{r(\mathbf {x} +\zeta h\mathbf {x} _{i}^{o},\mathbf {y} )}}-\int _{M}{\frac {\mathrm {d} M}{r(\mathbf {x} ,\mathbf {y} )}}\right],}$

donc

${\displaystyle \partial _{i}V=G\lim _{h=0}\int _{M}\left\{\partial _{i}\left[{\frac {1}{r(\mathbf {x} ,\mathbf {y} )}}\right]+{\frac {1}{2}}h\partial _{i}^{2}\left[{\frac {1}{r(\mathbf {x} +\zeta h\mathbf {x} _{i}^{o},\mathbf {y} )}}\right]\right\}\mathrm {d} M(\mathbf {y} ),}$

où ${\displaystyle \zeta }$ est un certain nombre compris entre 0 et 1. Comme

${\displaystyle \partial _{i}r^{-1}=(y_{i}-x_{i})r^{-3}}$
${\displaystyle \partial _{i}^{2}r^{-1}=3(y_{i}-x_{i})^{2}r^{-5}-r^{-3}}$

on a

${\displaystyle |\partial _{i}^{2}r^{-1}(\mathbf {x} +\zeta h\mathbf {x} _{i}^{o},\mathbf {y} )|<4L^{-3}}$

si ${\displaystyle L}$ est la distance entre l'élément de masse ${\displaystyle \mathrm {d} M(\mathbf {y} )}$ et le point ${\displaystyle P'}$ positionné en ${\displaystyle \mathbf {x} +\zeta h\mathbf {x} _{i}^{o}}$. Supposons que ${\displaystyle Q'}$ soit le point le plus proche de ${\displaystyle P'}$ tel que ${\displaystyle Q'}$ fasse encore partie de ${\displaystyle B}$. Alors ${\displaystyle d(P',Q')}$ est la plus petite valeur possible de ${\displaystyle L}$, et

${\displaystyle \left|{\frac {1}{2}}h\int _{M}\partial _{i}r^{-1}(\mathbf {x} +\zeta h\mathbf {x} _{i}^{o},\mathbf {y} )\mathrm {d} M(\mathbf {y} )\right|<\int _{M}2|h|\mathrm {d} M(\mathbf {y} )d^{-3}(P',Q')=2M|h|d^{-3}(P',Q').}$

Lorsque ${\displaystyle h}$ tend vers zéro, le point ${\displaystyle P'}$ se meut vers ${\displaystyle P}$. Pour cette raison, la distance minimum ${\displaystyle d(P',Q')}$ de ${\displaystyle P'}$ au corps peut changer. Toutefois, comme ${\displaystyle P}$ se trouve à l'extérieur de la région ${\displaystyle B}$, il existe une valeur minimum de ${\displaystyle d(P',Q')}$ non nulle lorsque ${\displaystyle |h|}$ est suffisamment petit. Soit ${\displaystyle d_{\text{min}}>0}$ cette distance minimum. Alors la limite

${\displaystyle \lim _{h=0}\left|{\frac {1}{2}}h\int _{M}\partial _{i}r^{-1}(\mathbf {x} +\zeta h\mathbf {x} _{i}^{o},\mathbf {y} )\mathrm {d} M(\mathbf {y} )\right|<2M|h|d_{\text{min}}^{-3}}$

s'annule avec ${\displaystyle h}$. Nous pouvons ainsi conclure qu'en tout point extérieur le gradient du potentiel de gravité existe et, à cause des expressions ci-avant fournissant ${\displaystyle X_{i}}$ et ${\displaystyle \partial _{i}r^{-1}}$, représente bien la gravité :

${\displaystyle \partial _{i}V=G\int _{M}\partial _{i}r^{-1}\mathrm {d} M=X_{i}.}$

Pierre-Simon de Laplace (1749–1827)

En fait, on peut étendre cette démonstration successivement à des dérivées d'ordres supérieurs et ainsi prouver que dans une région dépourvue de matière (c'est-à-dire dans l'espace vide), le potentiel gravitationnel possède des dérivées partielles continues de tous les ordres et est analytique.

En particulier, si nous considérons les dérivées partielles d'ordre 2, nous trouvons grâce à la relation ci-avant fournissant ${\displaystyle \partial _{i}^{2}r^{-1}}$ que

${\displaystyle (\partial _{1}^{2}+\partial _{2}^{2}+\partial _{3}^{2})r^{-1}=3\left((y_{1}-x_{1})^{2}+(y_{2}-x_{2})^{2}+(y_{3}-x_{3})^{2}\right)r^{-5}-3r^{-3}=0.}$

Nous aboutissons ainsi à la célèbre équation de Laplace

${\displaystyle (\partial _{1}^{2}+\partial _{2}^{2}+\partial _{3}^{2})V=G\int _{M}(\partial _{1}^{2}+\partial _{2}^{2}+\partial _{3}^{2})r^{-1}\mathrm {d} M=0.}$

Celle-ci est une équation aux dérivées partielles du second ordre qui doit être satisfaite par le potentiel gravifique dans les régions de l'espace dépourvues de matière. Elle joue un rôle fondamental, non seulement en géodésie, mais dans pratiquement toutes les sciences qui admettent une description mathématique des phénomènes. Nous rappelant la signification physique de l'opérateur laplacien, nous savons que les fonctions qui obéissent à l'équation de Laplace, tel que le potentiel gravifique dans le vide, possèdent la propriété d'être des fonctions moyennes dans le sens que la valeur d'une telle fonction en un point est la moyenne des valeurs de cette fonction dans un voisinage suffisamment restreint de ce point. Une telle fonction est encore appelée fonction harmonique.

Pour établir les propriétés du potentiel gravitique à l'intérieur d'un corps matériel, en particulier à l'intérieur de la Terre, les démonstrations deviennent plus compliquées. Cela est dû au fait que pour des points intérieurs, l'intégrale

${\displaystyle V(x)=G\int _{B}{\dfrac {\rho (y)}{|y-x|}}\mathrm {d} ^{3}y}$

est impropre en raison de la singularité qui se produit lorsque ${\displaystyle |y-x|=0}$. Dès lors, la dérivation sous le signe d'intégration n'est plus permise sans justification aux points intérieurs. C'est la nécessité d'une telle justification qui complique les démonstrations. En effet, même l'existence et la continuité du potentiel en des points où il existe de la matière ne sont plus des propriétés évidentes, mais demandent une preuve. Supposons donc que ${\displaystyle P}$ est un point intérieur. Afin de simplifier les démonstrations nous allons passer, sans perte de généralité, du système de coordonnées cartésiennes envisagé jusqu'à présent à un système de coordonnées sphériques ${\displaystyle (r,\theta ,\lambda )}$ admettant ${\displaystyle P}$ comme origine. On obtient ainsi :

${\displaystyle r_{1}=y_{1}-x_{1}=r\,\sin(\theta )\,\cos(\lambda ),\qquad r_{2}=y_{2}-x_{2}=r\,\sin(\theta )\,\sin(\lambda ),\qquad r_{3}=y_{3}-x_{3}=r\,\cos(\theta )}$.

Le vecteur ${\displaystyle x}$ étant fixé, l'élément de volume en ${\displaystyle Q}$ en termes des variables ${\displaystyle r,\theta ,\lambda }$ est ${\displaystyle \mathrm {d} ^{3}y=\mathrm {d} ^{3}r=r^{2}\sin(\theta )\mathrm {d} r\mathrm {d} \theta \mathrm {d} \lambda }$. Ayant défini la densité comme étant nulle en dehors de ${\displaystyle B}$, nous pouvons écrire

${\displaystyle V(x)=G\int _{D}{\dfrac {\rho (x+r)}{r}}\mathrm {d} ^{3}r}$,

où le domaine d'intégration ${\displaystyle D}$ possède une frontière sphérique de rayon ${\displaystyle L}$, centrée sur le point ${\displaystyle P}$. Nous prenons pour ${\displaystyle L}$ la plus grande distance entre deux points arbitraires appartenant au corps matériel de dimensions finies ${\displaystyle B}$. Soit ${\displaystyle \rho _{\text{max}}}$ la valeur maximum de ${\displaystyle |\rho |}$ dans ${\displaystyle D}$. Alors

${\displaystyle V(P)\leqslant 2\pi G\rho _{\text{max}}L^{2}}$.

Ainsi, l'intégrale impropre ${\displaystyle V(x)}$ ci-dessus converge uniformément par rapport aux paramètres ${\displaystyle x_{1},x_{2},x_{3}}$, ce qui implique que le potentiel ${\displaystyle V}$ existe en chaque point. D'une manière tout à fait similaire, nous pouvons prouver que les intégrales impropres définissant les composantes ${\displaystyle X_{i}(P)(i=1,2,3)}$ de la gravité existent. En effet, en considérant encore des coordonnées sphériques et en gardant les mêmes notations comme ci-dessus, nous trouvons

${\displaystyle |X_{i}(P)|=G\left|\int _{D}{\frac {r_{i}\,\rho (x+r)}{r^{3}}}\mathrm {d} ^{3}r\right|\leqslant 4\pi \,G\,\rho _{\text{max}}L}$.

Ceci prouve la convergence uniforme, et donc l'existence, des intégrales impropres ${\displaystyle X_{i}}$.

Nous montrons ensuite que le potentiel ${\displaystyle V}$ est continu en un point ${\displaystyle P_{0}}$ de ${\displaystyle B}$. Ce n'est pas une restriction essentielle que de supposer que ${\displaystyle P_{0}}$ est à l'intérieur de ${\displaystyle B}$. En effet, nous avons vu que nous pouvons agrandir ${\displaystyle B}$ en posant ${\displaystyle \rho (Q)=0}$ dans la région qu'on ajoute. Le raisonnement classique consiste alors à décomposer le domaine ${\displaystyle B}$ en deux sous-domaines, à savoir ${\displaystyle B-b}$ et ${\displaystyle b}$. La sous-région ${\displaystyle b}$ est une petite boule centrée sur ${\displaystyle P_{0}}$. Nous écrivons

${\displaystyle V(P)=V_{1}(P)+V_{2}(P)}$

moyennant

${\displaystyle V_{1}(P)=G\int _{b}{\dfrac {\rho (Q)}{d(P,Q)}}\mathrm {d} \tau }$,
${\displaystyle V_{2}(P)=G\int _{B-b}{\dfrac {\rho (Q)}{d(P,Q)}}\mathrm {d} \tau }$.

Or, pour ${\displaystyle \varepsilon >0}$ donné arbitrairement petit, nous pouvons prendre ${\displaystyle b}$ suffisamment petit pour que

${\displaystyle |V_{1}(P)|<{\frac {1}{3}}\varepsilon }$,

indépendamment de la position de ${\displaystyle P}$. Pour ce faire, il suffit de prendre le rayon ${\displaystyle r_{b}}$ de ${\displaystyle b}$ plus petit que ${\displaystyle {\sqrt {\tfrac {\varepsilon }{6\pi G\rho _{\text{max}}}}}}$, puisque dans ce cas il vient

${\displaystyle |V_{1}(P)|<2\pi G\rho _{\text{max}}{r_{b}}^{2}}$.

Il s'ensuit que pour une telle sphère ${\displaystyle b}$ on a

${\displaystyle |V_{1}(P)-V_{2}(P_{0})|<{\frac {2}{3}}\varepsilon }$.

Alors, avec ${\displaystyle b}$ fixé, il existe un voisinage de ${\displaystyle P_{0}}$ tel que, si ${\displaystyle p}$ appartient à ce voisinage et ${\displaystyle Q}$ appartient au sous-volume ${\displaystyle B-b}$, nous avons

${\displaystyle \left|{\dfrac {1}{d(P,Q)}}-{\dfrac {1}{d(P_{0},Q)}}\right|<{\dfrac {\epsilon }{3G(B-b)\rho _{\text{max}}}}}$.

Ainsi, lorsque ${\displaystyle P}$ est dans ce voisinage, nous trouvons

${\displaystyle |V_{2}(P)-V_{2}(P_{0})|\leqslant G\int _{B-b}|\rho (Q)|\,\left|{\dfrac {1}{d(P,Q)}}-{\dfrac {1}{d(P_{0},Q)}}\right|\mathrm {d} \tau (Q)<{\dfrac {1}{3}}\varepsilon }$.

En combinant les inégalités pour ${\displaystyle V_{1}}$ et ${\displaystyle V_{2}}$, nous avons

${\displaystyle |V(P)-V(P_{0})|<\varepsilon }$.

Ainsi V est continu en ${\displaystyle P_{0}}$, et dès lors dans tout l'espace.

Comme précédemment, on établira la continuité de la gravité par une partition similaire de ${\displaystyle B}$ en deux sous-régions. En effet, soit

${\displaystyle {X_{i}}(P)={X_{i}}^{(1)}(P)+{X_{i}}^{(2)}(P)}$,

avec

${\displaystyle {X_{i}}^{k}(P)=G\int _{b_{k}}{\dfrac {\rho (Q)\,e_{i}}{d^{2}(P,Q)}}\mathrm {d} \tau (Q)\quad ,k=1,2}$.

Ici nous utilisons les notations suivantes : ${\displaystyle b_{1}=b}$, ${\displaystyle b_{2}=B-b}$, ${\displaystyle e}$ est le vecteur unitaire ${\displaystyle {\overrightarrow {PQ}}}$ :

${\displaystyle |e_{i}|\leqslant {\dfrac {1}{\sqrt {{e_{1}}^{2}+{e_{2}}^{2}+{e_{3}}^{2}}}}=1}$.

Pour tout ${\displaystyle \varepsilon >0}$ fixé arbitrairement petit, nous pouvons prendre le rayon de ${\displaystyle b}$ plus petit que ${\displaystyle {\tfrac {\varepsilon }{12\pi G\rho _{\text{max}}}}}$. Alors

${\displaystyle \left|{X_{i}}^{(1)}(P)\right|<{\dfrac {2}{3}}\varepsilon }$

indépendamment de la position de ${\displaystyle P}$, et

${\displaystyle \left|{X_{i}}^{(1)}(P)-{X_{i}}^{(1)}(P_{0})\right|<{\dfrac {2}{3}}\varepsilon }$.

En outre, avec ${\displaystyle b}$ fixé mais suffisamment petit et contenant les points ${\displaystyle P}$ et ${\displaystyle P_{0}}$, et avec ${\displaystyle Q}$ appartenant au volume ${\displaystyle B-b}$, nous avons

${\displaystyle \left|{\dfrac {1}{d^{2}(P,Q)}}-{\dfrac {1}{d^{2}(P_{0},Q)}}\right|<{\dfrac {\varepsilon '}{3G(B-b)\rho _{\text{max}}}}}$

et

${\displaystyle \left|{X_{i}}^{(2)}(P)-{X_{i}}^{(2)}(P_{0})\right|\leqslant G\int _{B-b}{|\rho (Q)|}\left|{\dfrac {1}{d^{2}(P,Q)}}-{\dfrac {1}{d^{2}(P_{0},Q)}}\right|\mathrm {d} \tau (Q)<{\dfrac {1}{3}}\varepsilon '}$.

En combinant les inégalités pour ${\displaystyle {X_{i}}{}^{(1)}}$ et ${\displaystyle {X_{i}}{}^{(2)}}$, nous établissons la continuité du champ de force gravitique en tout point intérieur ${\displaystyle P_{0}}$ et, par conséquent, la continuité de la gravité dans tout l'espace rempli ou non de matière.

Toutefois, il n'est pas évident sans investigations complémentaires que les composantes de force ${\displaystyle X_{i}}$ sont égales aux dérivées partielles ${\displaystyle \partial _{i}V}$ (${\displaystyle i=1,2,3}$) aux points où il y a de la matière. En effet, les conditions usuelles permettant de dériver sous le signe intégrale ne sont pas remplies par les intégrales impropres. Néanmoins, la relation ${\displaystyle X_{i}=\partial _{i}V}$ subsiste dans le cas présent. Pour le prouver, considérons deux points ${\displaystyle P}$ et ${\displaystyle P_{o}}$ intérieurs à ${\displaystyle B}$, occupant par rapport à l'origine ${\displaystyle O}$ les positions ${\displaystyle \mathbf {x} }$ et ${\displaystyle \mathbf {x} +h\mathbf {x} _{i}^{o}}$, respectivement. Soit ${\displaystyle Q}$ un point attirant occupant la position ${\displaystyle \mathbf {y} }$. Par rapport à ${\displaystyle P}$, ${\displaystyle Q}$ est situé en ${\displaystyle \mathbf {r} =\mathbf {y} -\mathbf {x} }$. Considérons maintenant l'expression

${\displaystyle I(h)=X_{i}(P)-h^{-1}[V(P)-V(P_{o})]=G\int _{B}\left[r^{-3}r_{i}-h^{-1}(r^{-1}-r_{o}^{-1})\right]\rho (\mathbf {r} )d^{3}\mathbf {r} ,}$

où

${\displaystyle r_{i}=y_{i}-x_{i}}$ ,

${\displaystyle r=d(P,Q)=|\mathbf {y} -\mathbf {x} |={\sqrt {r_{1}^{2}+r_{2}^{2}+r_{3}^{2}}}}$,

${\displaystyle r_{o}=d(P_{o},Q)=|\mathbf {y} -\mathbf {x} -h\mathbf {x} _{i}^{o}|={\sqrt {r^{2}+h^{2}-2hr_{i}}}}$.

Si nous arrivons à démontrer que la limite pour h tendant vers zéro de ${\displaystyle |I(h)|}$ est plus petite qu'un nombre positif ${\displaystyle \epsilon }$ arbitrairement petit fixé à l'avance, alors nous pouvons conclure que la dérivée partielle ${\displaystyle \partial _{i}V}$ de ${\displaystyle V}$ existe et est continue aux points intérieurs, tout comme pour les points extérieurs, et que sa valeur est ${\displaystyle X_{i}}$. Ainsi, prenons ${\displaystyle |h|}$ assez petit pour que ${\displaystyle P_{o}}$ se trouve à l'intérieur du domaine sphérique ${\displaystyle b}$ de rayon ${\displaystyle r_{b}}$, centré sur ${\displaystyle P}$. La valeur ${\displaystyle r_{b}}$ elle-même est choisie assez petite de manière que la boule ${\displaystyle b}$ soit contenue entièrement dans le volume ${\displaystyle B}$. Ainsi, comme ${\displaystyle P}$ et ${\displaystyle P_{o}}$ sont extérieurs au volume ${\displaystyle B-b}$, il résulte des propriétés du potentiel en des points extérieurs que, quelle que soit la valeur du rayon ${\displaystyle r_{b}}$, la distance ${\displaystyle d(P,P_{o})=|h|<r_{b}}$ peut être prise suffisamment petite de manière que

${\displaystyle I_{2}(h)=|G\int _{B-b}[r^{-3}r_{i}-h^{-1}(r^{-1}-r_{o}^{-1})]\rho (\mathbf {y} )\mathrm {d} ^{3}\mathbf {y} <{\frac {1}{2}}\varepsilon }$.

En ce qui concerne la contribution ${\displaystyle I_{1}(h)}$ de l'intégrale prise sur le volume sphérique ${\displaystyle b}$, il convient de remarquer tout d'abord que

${\displaystyle |r_{i}|\leqslant r}$

et que

${\displaystyle r^{-1}-r_{o}^{-1}=(r_{o}-r)(rr_{o})^{-1}}$.

Des relations exprimant les inégalités triangulaires appliquées au triangle ${\displaystyle PP_{o}Q}$ on déduit que

${\displaystyle |r_{o}-r|\leqslant |h|}$.

D'autre part, comme

${\displaystyle (r^{-1}-r_{o}^{-1})^{2}=r^{-2}+r_{o}^{-2}-2r^{-1}r_{o}^{-1}>0,}$

il vient

${\displaystyle (rr_{o})^{-1}<{\frac {1}{2}}(r^{-2}+r_{o}^{-2})<r^{-2}+r_{o}^{-2}.}$

Ainsi, on aboutit à la majoration

${\displaystyle |I_{1}(h)|<G\int _{b}(2r^{-2}+r_{o}^{-2})\rho (\mathbf {y} )\mathrm {d} ^{3}\mathbf {y} .}$

En posant comme de coutume ${\displaystyle \rho (Q)=0}$ pour tout point ${\displaystyle Q}$ se trouvant en dehors du volume ${\displaystyle B}$, nous pouvons écrire

${\displaystyle |I_{1}(h)|<2G\int _{b}\rho r^{-2}\mathrm {d} \tau +G\int _{b_{o}}\rho r_{o}^{-2}\mathrm {d} \tau ,}$

où

${\displaystyle b_{o}}$ est un domaine sphérique de rayon ${\displaystyle 2r_{b}}$ centré sur ${\displaystyle P_{o}}$. Ainsi, nous avons

${\displaystyle |I_{1}(h)|\leqslant 16\pi G\rho _{\text{max}}r_{b}}$

Pour des valeurs de ${\displaystyle r_{b}}$ suffisamment petites, c'est-à-dire pour

${\displaystyle r_{b}<{\frac {\varepsilon }{32\pi G\rho _{\text{max}}}}}$

cette expression est numériquement inférieure à ${\displaystyle \epsilon /2}$, et donc

${\displaystyle |I(h)|\leqslant |I_{1}(h)|+|I_{2}(h)|<\varepsilon .}$

De cette façon, nous avons prouvé que les dérivées partielles du premier ordre du potentiel existent et représentent les composantes de la gravité. Cette proposition est tout à fait générale. Elle est valable lorsque le point attiré se trouve à l'extérieur du corps qui attire, mais elle est aussi valable lorsque le point attiré se trouve à l'intérieur de ce corps. Une autre manière de s'exprimer consiste à dire que les dérivées de ${\displaystyle V}$ du premier ordre s'obtiennent par dérivation sous le signe d'intégration.

Il en va tout autrement des dérivées du second ordre à l'intérieur du corps. Le simple fait de supposer la densité continue et bornée ne suffit plus pour garantir l'existence de ces dérivées. Cela se voit clairement si nous dérivons formellement l'expression

${\displaystyle \partial _{i}V(x)=-G\int _{B}{\dfrac {r_{i}\rho (y)}{r^{3}}}\mathrm {d} ^{3}y}$

par rapport à ${\displaystyle x_{j}}$ sous le signe d'intégration, et essayons de démontrer l'existence de ${\displaystyle \partial _{j}\partial _{i}V}$ comme auparavant pour ${\displaystyle V}$ et ${\displaystyle \partial _{i}V}$, en agrandissant le domaine ${\displaystyle B}$ en un domaine sphérique ${\displaystyle D}$ de rayon ${\displaystyle L}$ centré sur ${\displaystyle P(x)}$ et contenant ${\displaystyle B}$ complètement. En effet, nous trouvons alors formellement

${\displaystyle \partial _{j}\partial _{i}V(x)=-G\int _{B}\partial _{i}\left({\dfrac {r_{i}}{r^{3}}}\right)\rho (y)\mathrm {d} ^{3}y=-G\int _{B}\left({\dfrac {3r_{i}r_{j}}{r^{5}}}-{\dfrac {\delta _{ij}}{r^{3}}}\right)\rho (y)\mathrm {d} ^{3}y}$

et

${\displaystyle \left|\partial _{j}\partial _{i}V(x)\right|<\int _{D}4G{\dfrac {|\rho (r,\theta ,\lambda )|}{r^{3}}}r^{2}\,\mathrm {d} r\,\mathrm {d} \theta \,\mathrm {d} \lambda }$.

Ici nous ne pouvons pas simplement remplacer ${\displaystyle |\rho |}$ par sa borne supérieure ${\displaystyle \rho _{max}}$ pour pouvoir affirmer que l'intégrale du membre de droite existe, car l'intégrale impropre ${\displaystyle \scriptstyle \int _{0\to L}{\frac {\mathrm {d} r}{r}}}$ diverge. Nous imposons pour cette raison à la densité ${\displaystyle \rho (Q)}$ une condition en ${\displaystyle P}$ qui fut initialement introduite en 1882 par Otto Hölder, à savoir

• ${\displaystyle |\rho (Q)-\rho (P)|\leqslant A\;r^{\alpha }}$
• pour tous les points ${\displaystyle Q}$ tels que ${\displaystyle r=d(P,Q)\leqslant c}$
• où ${\displaystyle A}$, ${\displaystyle \alpha }$, ${\displaystyle c}$ sont des constantes positives.

On peut montrer qu'une condition de Hölder est plus forte que la condition de continuité, mais plus faible que la condition de dérivabilité si ${\displaystyle \alpha <1}$. A fortiori elle est donc plus faible que la condition d'analyticité. S'il existe une région ${\displaystyle b}$ dans laquelle ${\displaystyle \rho (Q)}$ obéit à une condition de Hölder en chaque point, avec les mêmes valeurs de ${\displaystyle A}$, ${\displaystyle \alpha }$ et ${\displaystyle c}$, alors la fonction ${\displaystyle \rho (Q)}$ est dite remplir une condition de Hölder uniformément dans ${\displaystyle b}$.

Un cas évident pour lequel une condition de Hölder uniforme s'applique est celui d'un domaine ${\displaystyle b}$ dans lequel la densité est constante, soit ${\displaystyle \rho (Q)=\rho _{o}}$. Supposons que ${\displaystyle b}$ est un volume sphérique de rayon ${\displaystyle r_{b}}$ et montrons que dans cet exemple les dérivées secondes de ${\displaystyle V}$ existent en effet en un point intérieur ${\displaystyle P}$. Sans restreindre la généralité de la démonstration, nous pouvons supposer que le centre de ${\displaystyle b}$ coïncide avec l'origine ${\displaystyle O}$ des axes de coordonnées, et nous prenons le vecteur ${\displaystyle x={\overrightarrow {OP}}}$ le long de l'axe ${\displaystyle Ox_{3}}$. En termes des coordonnées sphériques ${\displaystyle (y,\theta ,\lambda )}$ , où ${\displaystyle y={\sqrt {y_{k}\;y_{k}}}}$ , ${\displaystyle \theta =\arccos \left({\tfrac {x_{k}\;y_{k}}{xy}}\right)}$, avec ${\displaystyle x={\sqrt {x_{k}\;x_{k}}}}$, le potentiel en ${\displaystyle P}$ engendré par toutes les masses dans ${\displaystyle b}$ est fourni par :

${\displaystyle V(P)=2\pi G\rho _{o}\left({\dfrac {1}{3}}x^{2}-{r_{b}}^{2}\right)}$.

Démonstration

En effet

${\displaystyle V(P)=2\pi G\rho _{o}\int _{0\to r_{b}}\int _{-1\to +1}{\sqrt {x^{2}+y^{2}-2\,xyz}}\,\mathrm {d} y\,\mathrm {d} z}$,

qui devient ainsi successivement

${\displaystyle {\begin{aligned}V(P)&=&2\pi G\rho _{o}\int _{0\to r_{b}}{\dfrac {y[\,|x-y|-(x+y)\,]}{x}}\mathrm {d} y\\&=&-2\pi G\rho _{o}\left[\int _{0\to x}{\dfrac {2y^{2}}{x}}\,\mathrm {d} y+\int _{x\to r_{b}}2y\,\mathrm {d} y\right]\\&=&-2\pi G\rho _{o}\left[{\dfrac {2}{3}}x^{2}+({r_{b}}^{2}-x^{2})\right]\\&=&2\pi G\rho _{o}\left({\dfrac {1}{3}}x^{2}-{r_{b}}^{2}\right)\end{aligned}}}$.

Étant une fonction scalaire, le potentiel gravifique est invariant par rapport aux changements du système de coordonnées. Par conséquent, cette formule est générale. Il s'ensuit qu'en chaque point à l'intérieur d'une masse sphérique homogène, nous avons

${\displaystyle V=2\pi G\rho _{o}\left({\dfrac {1}{3}}x_{k}\;x_{k}-{r_{b}}^{2}\right)}$,

${\displaystyle \partial _{i}V=4\pi G\rho _{o}{\dfrac {x_{i}}{3}}}$,

${\displaystyle \partial _{j}\partial _{i}V=4\pi G\rho _{o}{\dfrac {\delta _{ji}}{3}}}$.

Nous constatons, en particulier, que toutes les six dérivées partielles d'ordre 2 de ${\displaystyle V}$ existent et sont continues. En outre, nous trouvons que

${\displaystyle \partial _{i}\partial _{i}V=4\pi G\rho _{o}}$.

Nous pouvons maintenant étudier les dérivées partielles du second ordre de ${\displaystyle V}$ en un point intérieur quelconque ${\displaystyle P}$ du domaine fini ${\displaystyle B}$, pour une distribution de densité générale satisfaisant une condition de Hölder du type ci-dessus. Comme précédemment, soit ${\displaystyle b}$ un domaine sphérique de rayon ${\displaystyle r_{b}}$ centré sur ${\displaystyle P}$. Nous supposons que le volume ${\displaystyle b}$ est entièrement contenu dans le volume ${\displaystyle B}$. Considérons alors séparément le potentiel ${\displaystyle V_{1}(P)}$ créé en ${\displaystyle P}$ par toutes les masses dans ${\displaystyle b}$, et le potentiel ${\displaystyle V_{2}(P)}$ créé en ${\displaystyle P}$ par toutes les masses restantes. Puisque ${\displaystyle P}$ est un point extérieur pour l'évaluation de ${\displaystyle V_{2}}$ , ce potentiel possède des dérivées continues de tous ordres en ${\displaystyle P}$ et ${\displaystyle y}$ est harmonique, c'est-à-dire ${\displaystyle V_{2}}$ est une solution de l'équation de Laplace en ${\displaystyle P}$. Ainsi, le problème est réduit à une étude de ${\displaystyle V_{1}}$.

Si nous écrivons

${\displaystyle \rho (Q)=\rho (P)+\left[\rho (Q)-\rho (P)\right]}$ ,

nous voyons que le potentiel d'une sphère possédant une densité continue en ${\displaystyle P}$ est la somme de deux potentiels : le potentiel créé par la sphère si elle était remplie de matière de densité constante égale à celle du point ${\displaystyle P}$, et le potentiel d'une sphère dont la densité s'annule en ${\displaystyle P}$. Comme nous venons juste de démontrer que le potentiel d'une sphère uniforme possède des dérivées continues du second ordre, il nous reste de discuter le cas dans lequel la densité s'annule en ${\displaystyle P}$ et ${\displaystyle y}$ remplit une condition de Hölder. En admettant que le rayon ${\displaystyle r_{b}}$ de la boule ${\displaystyle b}$ est plus petit qu'une certaine constante positive ${\displaystyle c}$ donnée, cela signifie que

${\displaystyle |\rho _{1}|\leq A\,r^{\alpha }}$ avec ${\displaystyle r=d(P,Q)\leq r_{b}\leq c}$ ,

où ${\displaystyle \rho _{1}}$ désigne la fonction ${\displaystyle \rho (Q)-\rho (P)}$. Celle-ci engendre dans le volume ${\displaystyle b}$ le potentiel ${\displaystyle V_{11}}$ et le champ de force ${\displaystyle X_{1j}{}^{(1)}}$ , ${\displaystyle j=1,2,3}$. Définissons la quantité

${\displaystyle J_{ij}(P)=-G\int _{b}\partial _{i}\rho _{1}\partial _{j}{\dfrac {\mathrm {d} ^{3}r}{r}}}$ ,

qui devient successivement

${\displaystyle {\begin{aligned}J_{ij}&=&-G\int _{b}\rho _{1}\partial _{i}\left({\dfrac {r_{j}}{r^{3}}}\right)\mathrm {d} \tau \\&=&-G\int _{b}\rho _{1}\left(3{\dfrac {r_{i}\,r_{j}}{r^{5}}}-{\dfrac {\delta _{ij}}{r^{3}}}\right)\mathrm {d} \tau \end{aligned}}}$.

Cette intégrale impropre, obtenue en dérivant formellement le potentiel gravifique ${\displaystyle V_{11}}$ deux fois sous le signe intégrale, converge puisque

${\displaystyle |J_{ij}|\leq 4AG\int _{b}\rho _{1}r^{\alpha -3}\mathrm {d} ^{3}r\leq 16\pi GA{\dfrac {\rho _{1}}{\alpha ^{3}}}\,{r_{b}}^{\alpha }}$

moyennant la condition de Hölder. Considérons maintenant au voisinage de ${\displaystyle P}$ occupant la position ${\displaystyle x}$ un point ${\displaystyle P_{o}}$ occupant la position ${\displaystyle x+hx_{i}{}^{o}}$, de manière que ${\displaystyle d(P,P_{o})=|h|<r_{b}}$. Formons l'expression

${\displaystyle K(h)={\dfrac {1}{h}}\left[{X_{1j}}^{(1)}(P_{o})-{X_{1j}}^{(1)}(P)\right]+J_{ij}}$

pour ${\displaystyle h\neq 0}$. Cette intégrale est aussi convergente, comme on peut le constater en utilisant le même raisonnement que pour ${\displaystyle J_{ij}}$, et parce que ${\displaystyle X_{j}}$ existe aux points intérieurs. Nous avons

${\displaystyle K(h)=G\int _{b}\rho _{1}\left[{\dfrac {1}{h}}\left({\dfrac {(r_{j}-h\delta _{ij})}{{r_{o}}^{3}}}-{\dfrac {1}{{r_{j}}^{3}}}\right)-\left(3{\dfrac {r_{i}\,r_{j}}{r^{5}}}-{\dfrac {\delta _{ij}}{r^{3}}}\right)\right]\mathrm {d} ^{3}r}$

avec ${\displaystyle r_{o}{}^{2}=r^{2}+h^{2}-2hr_{i}}$. Nous voulons montrer que ${\displaystyle K(h)}$ tend vers zéro avec ${\displaystyle h}$, indépendamment de la position de ${\displaystyle P}$. Mais pour arriver à cette fin, nous devons nous débarrasser de ${\displaystyle h}$ dans le dénominateur du premier terme dans l'intégrale. En remarquant que

${\displaystyle {\dfrac {1}{{r_{o}}^{3}}}-{\dfrac {1}{r^{3}}}={\dfrac {r^{2}-{r_{o}}^{2}}{rr_{o}(r+r_{o})}}\left({\dfrac {1}{{r_{o}}^{2}}}-{\dfrac {1}{r^{2}}}+{\dfrac {1}{rr_{o}}}\right)}$,

nous trouvons