3-37-1. Simon Newcomb to H. Poincaré

Washington le  Juin, 189011endnote: 1 Le manuscrit s’accompagne d’une enveloppe sans timbre, adressée par Newcomb : “À Monsieur — Mr H. Poincaré — Membre de l’Institut — Académie des Sciences — Paris, France.” Il semble donc vraisemblable que Newcomb n’a pas envoyé de lettre à Poincaré au sujet de la théorie de la lune.

À Monsieur H. Poincaré, Membre de l’Institut

Cher Monsieur,

Permetter me de vous indiquer un problème qui me paraît digne de votre admirable génie : c’est celui des inégalités qui peuvent être produites dans le mouvement de la lune par l’action des planètes. Les observations de la lune depuis 1670 montrent qu’il y a des inégalités dans ce mouvement notablement dans la longitude moyenne, qui ne sont pas produites par l’action du Soleil. Si elles sont réelles l’action des planètes est la seule cause à laquelle on peut les attribuer.

Je pense depuis vingt ans à une méthode d’aborder le problème que j’ai indiquée dans le Journal de M. Liouville pour 1870.22endnote: 2 Newcomb 1871. Mais j’ai trouvé que l’application pratique de cette méthode demande des calculs analytiques et numériques tellement longues et compliqués que je n’ai pu les achever.

J’ai cherché vainement à trouver quelque transformation des équations du problème qui peut rendre plus facile les calculs nécessaires à sa solution. Voilà pourquoi je prends la liberté de attirer votre attention au sujet en espérant que, sans bien de difficulté, vous pouvez trouver une telle transformation ou au moins montrer qu’elle n’est pas possible.

Je pose

XX, YY, ZZ, co-ordonnées rectangulaires du Soleil rapportées au centre de gravité de la terre et de la lune;

xx, yy, zz, celles de la lune rapportées au centre de la terre;

m1m_{1}, m2m_{2}, m3m_{3}, m4m_{4}, les masses du Soleil, de la terre, de la lune, et d’une planète;

x4x_{4}, y4y_{4}, z4z_{4}, co-ordonnées de la planète rapportées au Soleil.

μ1\displaystyle\mu_{1} =m1(m2+m3)m1+m2+m3\displaystyle=\frac{m_{1}(m_{2}+m_{3})}{m_{1}+m_{2}+m_{3}}
μ2\displaystyle\mu_{2} =m2m3m2+m3\displaystyle=\frac{m_{2}m_{3}}{m_{2}+m_{3}}
Δ\displaystyle\Delta =x(x4+X)+y(y4+Y)+z(z4+Z)\displaystyle=x(x_{4}+X)+y(y_{4}+Y)+z(z_{4}+Z)
ρ\displaystyle\rho ={(x4+X)2+(y4+Y)2+(z4+Z)2}12\displaystyle=\left\{(x_{4}+X)^{2}+(y_{4}+Y)^{2}+(z_{4}+Z)^{2}\right\}^{\frac{% 1}{2}}
R2\displaystyle R^{2} =X2+Y2+Z2\displaystyle=X^{2}+Y^{2}+Z^{2}
r2\displaystyle r^{2} =x2+y2+z2\displaystyle=x^{2}+y^{2}+z^{2}
r42\displaystyle r_{4}^{2} =x42+y42+z42\displaystyle=x_{4}^{2}+y_{4}^{2}+z_{4}^{2}
W\displaystyle W =angle entreRetr.\displaystyle=\text{angle entre}\ R\ \text{et}\ r.

La part de la fonction de force qui concerne le mouvement relatif des trois corps Soleil, Terre, Lune peut être réduite à la forme suivante:

Ω\displaystyle\Omega =Ω0+Ω1+Ω2\displaystyle=\Omega_{0}+\Omega_{1}+\Omega_{2}
Ω\displaystyle\Omega =m1(m2+m3)R+m2m3r\displaystyle=\frac{m_{1}(m_{2}+m_{3})}{R}+\frac{m_{2}m_{3}}{r}
Ω1\displaystyle\Omega_{1} =12m1μ2r2R3(3cos2W-1)\displaystyle=\frac{1}{2}m_{1}\mu_{2}\frac{r^{2}}{R^{3}}(3\cos^{2}W-1)
Ω2\displaystyle\Omega_{2} =m4μ1(1ρ+x4X+y4Y+z4Zr43)+m4μ2(32Δ2ρ5-12r2ρ3).\displaystyle=m_{4}\mu_{1}\left(\frac{1}{\rho}+\frac{x_{4}X+y_{4}Y+z_{4}Z}{r_{% 4}^{3}}\right)+m_{4}\mu_{2}\left(\frac{3}{2}\frac{\Delta^{2}}{\rho^{5}}-\frac{% 1}{2}\frac{r^{2}}{\rho^{3}}\right).

Alors les six équations différentielles du mouvement relatif sont

μ1d2Xdt2\displaystyle\mu_{1}\frac{d^{2}X}{dt^{2}} =ΩX\displaystyle=\frac{\partial\Omega}{\partial X}
et mêmes pour Y et Z,
μ2d2xdt2\displaystyle\mu_{2}\frac{d^{2}x}{dt^{2}} =Ωx\displaystyle=\frac{\partial\Omega}{\partial x}

et mêmes pour yy et zz.

La solution demande trois approximations.

Première Approximation

On néglige Ω1\Omega_{1} et Ω2\Omega_{2}. La solution est celle du mouvement elliptique : xx, yy, zz sont exprimés en fonction de six constantes arbitraires et XX, YY, ZZ en fonction de six autres constantes arbitraires.

Deuxième approximation

On pose Ω=Ω0+Ω1\Omega=\Omega_{0}+\Omega_{1}; la solution est de la forme

x,y,z,X,Y,Z=f(a1,a2,,a6,a1,,a6,t).x,y,z,X,Y,Z=f(a_{1},a_{2},\ldots,a_{6},a_{1}^{\prime},\ldots,a_{6}^{\prime},t). (1)

On peut choisir les douze constantes a1,,a6,a1,,a6a_{1},\ldots,a_{6},a_{1}^{\prime},\ldots,a_{6}^{\prime} de telle sorte que, quand Ω1\Omega_{1} s’évanouit, a1,,a6a_{1},\ldots,a_{6} deviennent ceux du mouvement elliptique de xx, yy, zz, et a1,,a6a_{1}^{\prime},\ldots,a_{6}^{\prime} celles du mouvement elliptique de XX, YY, ZZ.

La partie la plus difficile de cette approximation est achevée par notre excellent ami feu M. Delaunay dans sa ‘‘Théorie du mouvement de la Lune.’’33endnote: 3 Delaunay 1860b; 1867. Lors du congrès international des mathématiciens à Rome en 1908, Newcomb qualifiera la théorie de la lune de Delaunay de “monument de calcul algébrique et numérique”, en soulignant “le génie qui a conçu cette extension de la méthode féconde de Lagrange” (Newcomb 1909, 137).

Troisième Approximation

On tient compte de Ω2\Omega_{2} en faisant varier les douze éléments (1) par la méthode de Lagrange. Maintenant, nous arrivons au point délicat du problème. Le travail de Delaunay nous donne les valeurs de xx, yy et zz dans la forme

x,y,z=f(a1,,a6,a1,,a6,t).x,y,z=f(a_{1},\ldots,a_{6},a_{1}^{\prime},\ldots,a_{6}^{\prime},t). (2)

La détermination des valeurs variables de a1,,a6a_{1}^{\prime},\ldots,a_{6}^{\prime} dues à l’action de m4m_{4} n’offre aucune difficulté, et comme on peut censer ces variations comme actuellement existantes,44endnote: 4 C’est-à-dire, on peut considérer les variations comme actuellement existantes. on est porté à supposer que la méthode de solution la plus simple doit consister en regardant les douze éléments comme simultanément variables. Telle est la méthode que j’ai imaginée. Pour l’appliquer il faut former les valeurs de

Ω2a\displaystyle\frac{\partial\Omega_{2}}{\partial a} =Ω2xxa+Ω2yya+Ω2zza\displaystyle=\frac{\partial\Omega_{2}}{\partial x}\frac{\partial x}{\partial a% }+\frac{\partial\Omega_{2}}{\partial y}\frac{\partial y}{\partial a}+\frac{% \partial\Omega_{2}}{\partial z}\frac{\partial z}{\partial a} (3)
+Ω2XXa+Ω2YYa+Ω2ZZa.\displaystyle+\frac{\partial\Omega_{2}}{\partial X}\frac{\partial X}{\partial a% }+\frac{\partial\Omega_{2}}{\partial Y}\frac{\partial Y}{\partial a}+\frac{% \partial\Omega_{2}}{\partial Z}\frac{\partial Z}{\partial a}. (4)

Maintenant, voilà la difficulté : Quoique les valeurs de Xa\frac{\partial X}{\partial a} soient moindres que celles xa\frac{\partial x}{\partial a} dans le rapport

m3m2rR=1÷25 000 000,\frac{m_{3}}{m_{2}}\frac{r}{R}=1\div 25\,000\,000,

cependant, Ω2/X\partial\Omega_{2}/\partial X est plus grand comme Ω2/x\partial\Omega_{2}/\partial x dans le même rapport; ainsi (3) et (4) sont du même ordre de grandeur. Aussi, le calcul analytique de XX, YY, ZZ en fonction de a1,,a6a_{1},\ldots,a_{6} paraît demander un travail comparable avec celui de Delaunay; et je désire naturellement éviter ce travail.55endnote: 5 La théorie du mouvement de la lune de Delaunay compte deux gros volumes, et son auteur a annoncé un troisième tome, qu’il n’a pas pu finir avant sa mort en 1872.

Maintenant : voilà comment on peut éviter ce travail par ce qu’on peut appeler la méthode ordinaire, comme Delaunay l’a appliquée dans son calcul des inégalités de longue période produit par l’action de Vénus sur la lune (Appendix à la Conn. du Temps 1862?)66endnote: 6 Delaunay 1860a. On regarde a1,,a6a_{1}^{\prime},\ldots,a_{6}^{\prime} dans (2) comme des constantes numériquement données, a1,,a6a_{1},\ldots,a_{6} comme seules variables et, en Ω2\Omega_{2}, XX, YY, ZZ comme fonctions du temps numériquement données. Ainsi X/a\partial X/\partial a disparaît des équations et son calcul n’est pas nécessaire.

Les deux questions qui se présentent sont :

  1. 1.

    Cette seconde méthode est-elle bien rigoreuse?

  2. 2.

    Y a-t-il un rapprochement possible des deux méthodes qui combine la rigueur de l’une avec la facilité de l’autre?

ADft fragment, 13p. Simon Newcomb Papers 35, Library of Congress, USA.

Time-stamp: " 4.05.2019 00:12"

Notes

  • 1 Le manuscrit s’accompagne d’une enveloppe sans timbre, adressée par Newcomb : “À Monsieur — Mr H. Poincaré — Membre de l’Institut — Académie des Sciences — Paris, France.” Il semble donc vraisemblable que Newcomb n’a pas envoyé de lettre à Poincaré au sujet de la théorie de la lune.
  • 2 Newcomb 1871.
  • 3 Delaunay 1860b; 1867. Lors du congrès international des mathématiciens à Rome en 1908, Newcomb qualifiera la théorie de la lune de Delaunay de “monument de calcul algébrique et numérique”, en soulignant “le génie qui a conçu cette extension de la méthode féconde de Lagrange” (Newcomb 1909, 137).
  • 4 C’est-à-dire, on peut considérer les variations comme actuellement existantes.
  • 5 La théorie du mouvement de la lune de Delaunay compte deux gros volumes, et son auteur a annoncé un troisième tome, qu’il n’a pas pu finir avant sa mort en 1872.
  • 6 Delaunay 1860a.

Références

  • G. Castelnuovo (Ed.) (1909) Atti del IV congresso internazionale dei matematici, Volume 1. Accademia dei Lincei, Rome. Link Cited by: S. Newcomb (1909).
  • C. E. Delaunay (1860a) Sur l’inégalité lunaire à longue période du à l’action perturbatrice de Vénus, et dépendant de l’argument +16-18′′\ell+16\ell^{\prime}-18\ell^{\prime\prime}. Connaissance des temps ou des mouvements célestes à l’usage des astronomes et des navigateurs pour l’an 1862, pp. 3–58. Link Cited by: endnote 6.
  • C. E. Delaunay (1860b) Théorie du mouvement de la lune, Volume 1. Mallet-Bachelier, Paris. Cited by: endnote 3.
  • C. E. Delaunay (1867) Théorie du mouvement de la lune, Volume 2. Mallet-Bachelier, Paris. Cited by: endnote 3.
  • S. Newcomb (1871) Théorie des perturbations de la lune qui sont dues à l’action des planètes. Journal de mathématiques pures et appliquées 16, pp. 321–368. Link Cited by: endnote 2.
  • S. Newcomb (1909) La théorie du mouvement de la lune: son histoire et son état actuel. See Atti del IV congresso internazionale dei matematici, Volume 1, Castelnuovo, pp. 135–143. Link Cited by: endnote 3.