Symétries dans les problèmes variationnels et applications harmoniques

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1 Symétries dans les problèmes variationnels et applications harmoniques Frédéric Hélein le 12 juin Introduction Certaines quantités fondamentales en physique (énergie, quantité de mouvement, charge électrique...) peuvent être identiées comme étant les quantités conservées, c'est à dire admettant une valeur constante au cours du temps, lorsque certaines hypothèses naturelles sont vériées. Considérons par exemple le mouvement d'une particule ponctuelle de masse m se déplaçant dans l'espace tridimensionnel, sous l'action d'une force dérivant d'un potentiel V : R 3 R. Désignons par x(t) = t (x 1, x 2, x 3 )(t) le vecteur position dans R 3 de cette particule à l'instant t ; la loi de Newton conduit à la relation bien connue : m d2 x i dt 2 = mẍi = V (x(t)), pour i = 1, 2, 3. xi Cette équation peut prendre la forme vectorielle mẍ = V (x), où V est le vecteur de composantes V x. Une manipulation très simple de cette équation i consiste à faire le produit scalaire des deux membres par le vecteur vitesse = ẋ et écrire dx dt Cette équation prend la forme m ẍ, ẋ = V (x), ẋ = d dt ( 1 2 m ẋ 2 + V (x) d(v (x)). dt ) = 0. La quantité 1 2 m ẋ 2 + V (x) émerge ainsi simplement des équations de Newton : c'est l'énergie totale de la particule dans le potentiel de force V, somme de l'énergie cinétique et de l'énergie potentielle. Un raisonnement aussi élémentaire permettrait de montrer que si par exemple le potentiel du champ de force est invariant lorsque l'on fait subir à une particule une translation dans la direction des x 1 - ce qui signie simplement que la fonction V ne dépend pas de x 1, mais seulement de (x 2, x 3 ) - alors la quantité mẋ 1 est constante au cours du temps pour toute solution des équations de Newton. Dans ce cas-là, c'est une 1

2 des composantes du vecteur impulsion mẋ qui est conservée. De même, si on suppose que V ne dépend que de la distance à l'origine dans R 3, ce qui s'écrit V (x) = V (r), où r = x, on peut vérier par un calcul direct que le moment de rotation mx ẋ = m est constant au cours du temps. x 2 ẋ 3 x 3 ẋ 2 x 3 ẋ 1 x 1 ẋ 3 x 1 ẋ 2 x 2 ẋ 1 Ces trois exemples illustrent un principe mathématique général, qui associe à chaque symétrie innitésimale d'une équation diérentielle (en l'occurence l'équation de Newton) une quantité, de façon telle que pour toute solution de cette équation, cette quantité est conservée. Ainsi, dans l'exemple de l'équation de Newton, la conservation de l'énergie totale est due à l'invariance de l'équation de Newton par translation dans le temps, ce qui exprime le principe raisonable que les lois qui gouvernent le mouvement de la particule sont identiques à chaque instant. De même, toute symétrie spatiale du problème entraîne l'existence d'autres quantités conservées au cours du temps. Cette intéraction entre symétries et quantités conservée a, semble-t-il, été remarquée pour la première fois par Sophus Lie. Une des manifestations les plus importantes de ce lien symétrie-lois de conservation concerne les équations diérentielles variationnelles et est contenue dans le théorème d'emmy Noether. Nous verrons d'ailleurs un peu plus loin que les équations de Newton sont d'origine variationnelle (il s'agit du principe de Maupertuis). Exposons brièvement le théorème de Noether dans un cas simple, celui d'un problème variationnel supposé gouverner le mouvement d'une particule ponctuelle dans l'espace de dimension 3, R 3. A chaque trajectoire γ, vue comme application d'un intervalle de temps I vers R 3, nous associons une action A[γ] = L(t, γ, γ)dt, I où L est une fonction régulière de I R 3 R 3 vers R, appelée lagrangien et γ = dγ dt. Toute trajectoire γ rendant extrémale ou stationnaire l'action A est appelée point critique de A. Cela signie qu'une trajectoire γ+ɛβ qui a même point de départ et d'arrivée que γ (id est β est à support compact dans I), et qui est proche de γ (ce qui revient à supposer que ɛ est très petit) a une action A(γ+ɛβ) qui dière de A(γ) à l'ordre deux en ɛ (c'est à dire A(γ + ɛβ) A(γ) = O(ɛ 2 )). Exemple : Le principe de Maupertuis. Si on prend pour L : L(t, γ, γ) = m γ 2 2 V (γ), 2

3 on peut vérier que tout point critique de A satisfait l'équation de Newton. Supposons à présent qu'il existe une famille continue de déformations de l'espace R 3 qui laisse le problème variationnel invariant et prenons le cas où cette famille est un groupe à un paramètre Φ s, avec Φ 0 (x) = x. L'invariance signie que pour toute trajectoire γ, A[Φ s γ] = A[γ]. En supposant que Φ s dépende de façon régulière (C 1 ) du paramètre s, on a nécessairement pour s très petit Φ s (x) = x + sx(x) + o(s), où X est un champ de vecteur sur R 3. Réciproquement, la connaissance du champ de vecteur X sut à caractériser Φ s pour tout s R, dés que X est lipschitzien. Ainsi les groupes à un paramètre de symétrie sont reliés aux déformations innitésimales de l'espace. Et l'invariance de l'action par le groupe (Φ s ) s est équivalente à l'équation sur L 3 X i (γ) L γ i (t, γ, γ) + dxi (γ). γ L (t, γ, γ) = 0. γ i i=1 Nous avons alors le résultat suivant : Théorème 1.1 Soit L un lagrangien invariant sous l'action innitésimale de X et soit γ un point critique de A(γ), alors la quantité J = est constante au cours du temps. 3 i=1 X i (γ) L (t, γ, γ) γ i Ce résultat est une forme élémentaire du théorème de Noether. On peut également énoncer et prouver une version analogue, mais avec un groupe de symétrie qui agit sur l'espace de départ du problème variationnel, c'est à dire ici un groupe de diéomorphismes de l'intervalle I. Mieux encore, il est possible de "mélanger" l'espace et le temps, c'est à dire considérer des champs de vecteurs sur l'espace-temps, voire des champs de vecteurs qui font intervenir un nombre arbitraire de dérivées (cf [Olver]). De plus, ce théorème se généralise aux problèmes variationnels à plusieurs variables, mais alors on n'obtient pas une quantité scalaire constante, mais un champ de vecteurs sur le domaine de départ à divergence nulle. Dans ce qui suit, nous commencerons par énoncer plus précisement et démontrer quelques versions du théorème de Noether, et nous nous intéresserons ensuite à quelques applications. Notre propos est en eet d'illustrer les mérites 3

4 de ce résultat à travers ses applications. Elles sont bien connues en physique mathématique, où le théorème de Noether joue un rôle de "principe de correspondance" entre quantités physiques et symétrie. Ici, nous nous intéressons essentiellement à l'analyse d'équations aux dérivées partielles non linéaires. Nous souhaitons montrer, à travers quelques exemples empruntés à la théorie des applications harmoniques entre variétés, que le théorème de Noether joue également un rôle clef, comme principe de correspondance entre les symétries d'un problème variationnels et les "bonnes quantités" à considérer. Ce phénomène n'est pas totalement nouveau et a déja été remarqué dans le cadre de la théorie de la compacité par compensation. 2 Le théorème de Noether Nous considérons à présent un problème variationnel à plusieurs variables du premier ordre en les dérivées. Dans ce qui suit, est un domaine ouvert de R m (m N ), nous considérons une classe d'applications E = {u : R n }, sans préciser pour l'instant la régularité de ces applications (on pourrait les choisir de classe C 2 ). A chaque u E nous associons l'action A[u] = L(x, u(x), du(x))dx. Ici, L est une fonction dénie sur R n M(R m, R n ), à valeurs dans R, M(R m, R n ) est l'ensemble des matrices réelles m n, que l'on identie avec l'ensemble des applications linéaires de R m vers R n. du(x) est la matrice jacobienne de u, ou diérentielle de u au point x : u 1 1 u 1 u 1 u m x 1 du =. 1 x. = m... u n 1 u n u n u m x n 1 x m Toute application u dans E est point critique de A si et seulement si, pour toute application v E qui soit à support compact dans et pour s R proche de 0, A[u + sv] = A[u] + o(s). On démontre aisément que u est point critique de A, si et seulement si u est solution du système d'équations d'euler-lagrange : m L u i = ( ) L x α u i, pour i = 1,..., n. α α=1 Nous allons envisager à présent ce qui se passe lorsque un tel problème variationnel est invariant sous l'eet d'un groupe de symétrie à un paramètre. 4

5 2.1 Symétrie agissant sur l'espace d'arrivée C'est le cas le plus simple à étudier. Nous supposons qu'il existe un champ de vecteurs U : R n R n agissant sur l'espace d'arrivée. Notons Φ s le ot engendré par U, c'est à dire la solution de Φ 0 (y) = y, y R n, dφ s (y) = U(Φ s (y)), y R n, s R. ds A partir de la famille de diéomorphismes Φ s, nous pouvons déduire une famille de déformations agissant sur les applications de vers R n. Ces déformations sont obtenues géométriquement en faisant agir Φ s sur le graphe d'une application u : le graphe de l'application ainsi déformée u s est l'image par (Id, Φ s ) du graphe de u. En fait il est immédiat que u s = Φ s u. Ainsi nous allons faire l'hypothèse que pour tout sous-domaine ω, et pour toute application u de ω vers R n, A ω [Φ s u] = A ω [u], où A ω [u] = L(x, u, du)dx. Cette condition entraîne en particulier que pour ω tout ω, A ω [u + su u] = A ω [u] + o(s). Cette dernière relation étant vraie pour tout ω, elle est équivalente à la condition (x, y, z) R n M(R m, R n ), L(x, y + su(y), z + sdu(y).z) = L(x, y, z) + o(s). (1) Théorème 2.1 Supposons que U soit une symétrie innitésimale de A, c'est à dire que (1) ait lieu. Soit u un point critique de A, alors le champ de vecteurs J sur de composantes : J α (x) = est à divergence nulle, id est n i=1 U i (u(x)) L u i (x, u(x), du(x)) α divj = m α=1 J α = 0. (2) xα Preuve L'idée est d'utiliser le fait que l'action A(u) de u est stationnaire sous l'eet d'une perturbation qui est une modulation de U(u). Nous choisissons donc une fonction φ C 1 c (, R) et nous déduisons du fait que u est point critique la relation 5

6 A[u + sφu u] = A[u] + o(s). (3) Développons A[u + sφu u]. Comme nous allons le voir, il n'est pas nécessaire de développer totalement cette expression pour pouvoir exploîter la propriété de symétrie de A : A[u + sφu u] = = +s n L(x, u + sφu(u), du + sφdu(u) + sdφu(u))dx L(x, u + sφu(u), du + sφdu(u))dx m i=1 α=1 U i (u) φ L x α u i (x, u, du)dx + o(s). α Maintenant, nous utilisons l'hypothèse de symétrie et plus particulièrement la relation (1) en y substituant sφ à s. Nous en déduisons A[u + sφu u] = A[u] + s = A[u] + s n m i=1 α=1 m α=1 U i (u) φ L x α u i (x, u, du)dx + o(s) α φ x α J α dx + o(s). Si à présent nous comparons cette dernière expression avec la relation (3), nous en déduisons que m α=1 φ x α J α dx = 0, φ C 1 c (, R). Et c'est précisemment la formulation faible de la conclusion de notre résultat. CQFD. 2.2 Symétrie agissant sur l'espace de départ Nous avons un résultat analogue au précédent dans le cas où le problème variationnel est invariant par un groupe de diéomorphismes agissant sur l'espace de départ. Cependant, la description de cette action sur les applications de vers l'espace d'arrivée nécessite un peu plus de soin, car en général, le domaine de départ peut être modié par une telle transformation. Soit donc Ψ s une famille de diéomorphismes à un paramètre qui forme un groupe pour la composition. Ψ s est le ot d'un champ de vecteurs X déni sur un ouvert de R m contenant. Cela entraîne en particulier que pour s proche de 0, on a Ψ s (x) = x + sx(x) + o(s). (4) 6

7 L'image par Ψ s de est un ouvert s, diérent de en général. Considérons une application u de vers R n : quelle est l'action de Ψ s sur u? u est transformée en u s de façon telle que le graphe de u s est l'image du graphe de u par la transformation (Ψ s, Id) agissant sur R m R n. Donc le domaine de dénition de u s sera s = Ψ s (), et u s satisfait à u s Ψ s = u, s. (5) A présent nous dirons que le problème variationnel A est invariant par X si et seulement si pour tout sous-domaine ω, A Ψs(ω)[u s ] = A ω [u]. Une façon d'écrire cette relation est de faire le changement de variable x = Ψ s (ξ), pour ξ ω dans l'intégrale de gauche. Cela donne L (Ψ s (ξ), u s (Ψ s (ξ)), du s (Ψ s (ξ))) det(dψ s (ξ))dξ = A ω [u]. ω Or, en dérivant la relation (5), on obtient : d'où du s (Ψ s (ξ)).dψ s (ξ) = du(ξ), du s (Ψ s (ξ)) = du(ξ).[dψ s (ξ)] 1. Donc, en utilisant cette équation et (5), on obtient L ( Ψ s (ξ), u(ξ), du(ξ).[dψ s (ξ)] 1) det(dψ s (ξ))dξ = A ω [u]. (6) ω Nous pouvons déduire une version innitésimale de cette relation, en supposant que s est petit et en développant au premier ordre : A ω [u] = ω L (x + sx(x), u(x), du(x).[1l sdx(x)]) det(1l + sdx(x))dx + o(s). Et comme cette relation doit être valable pour tout ω, nécessairement, (x, y, z) R n M(R m, R n ), L (x + sx(x), y, z.[1l sdx(x)]) (1 + sdivx(x)) = L(x, y, z) + o(s). (7) Théorème 2.2 Supposons que X soit une symétrie innitésimale de A, c'est à dire que (7) ait lieu. Soit u un point critique de A, alors le champ de vecteurs J sur de composantes : J α (x) = n m i=1 β=1 est à divergence nulle. X β (x) ui x β L (x, u(x), du(x)) X α (x)l(x, u(x), du(x)) u i α 7

8 Remarque 1 On peut également noter J α sous la forme où H α β J α (x) = m X β (x)hβ α (x), β=1 est le tenseur hamiltonien déni par H α β (x) = n i=1 u i x β L (x, u(x), du(x)) δβ α L(x, u(x), du(x)). u i α Preuve Nous allons fabriquer une perturbation de u en "modulant" l'action de X par une fonction φ C 1 c (, R). Cela donne une application v s de vers R n telle que v s (x + sφ(x)x(x)) = u(x). Remarquons que si s est susamment petit, x x + sφ(x)x(x) est un diéomorphisme de dans lui-même. On peut donc faire le changement de variable x = ξ + sφ(ξ)x(ξ), an de calculer l'action de v s : A [v s ] = L(x, v s (x), dv s (x))dx = = L ( ξ + sφ(ξ)x(ξ), u(ξ), du(ξ).[1l + sd(φ(ξ)x(ξ))] 1) det[1l+sd(φ(ξ)x(ξ))]dξ L (ξ + sφ(ξ)x(ξ), u(ξ), du(ξ).[1l sd(φ(ξ)x(ξ))]) [1+sdiv(φ(ξ)X(ξ))]dξ+o(s). Développons cette expression et ensuite, utilisons l'hypothèse (7) (en remplaçant s par sφ(x)) : A [v s ] = L (x + sφ(x)x(x), u(x), du(x)..[1l sφ(x)d(x(x))]) [1+sφ(x)divX(x)]dx +s [ + m n α,β=1 i=1 m α=1 = A [u] s φ ui (x) xα x β (x)xβ (x) L u i (x, u(x), du(x)) α φ x α (x)xα (x)l(x, u(x), du(x))]dx + o(s). m α,β=1 φ x α (x)xβ (x)h α β (x)dx + o(s). Il ne reste plus maintenant qu'à utiliser le fait que u est point critique de A, et donc que A [v s ] = A [u] + o(s), pour en déduire que m α,β=1 φ x α (x)xβ (x)h α β (x)dx = 0. 8

9 Cela établit que J est à divergence nulle. CQFD. Remarque 2 Dans le cas particulier où le lagrangien L ne dépend pas de x mais est seulement une fonction de (u, du), le problème variationnel est invariant par les translations de R m et on déduit du théorème précédent que m α=1 H α β x α = 0, pour tout β = 1,...m. 2.3 Symétries agissant sur le produit de l'espace de départ par l'espace d'arrivée Nous pouvons aussi envisager des situations où le problème variationnel est invariant sous l'eet d'un groupe qui agit sur les variables de départs et d'arrivée. Soit un ouvert de R m contenant strictement. Nous considérons un champ de vecteurs (X, U) : R n R m R n dont le ot Ξ s (x, y) = (Ψ s (x, y), Φ s (x, y)) est une famille continue de déformations par diéomorphismes de R n à l'intérieur de R n, (si s est susamment petit). Toute application u dénie sur un ouvert ω et à valeurs dans R n est ainsi déformée en u s : ω s R n. On dénit u s en disant que son graphe est l'image par Ξ s du graphe de u. On obtient ainsi u s (Ψ s (x, u(x))) = Φ s (x, u(x)). L'hypothèse d'invariance de l'action A ω est : A ωs [u s ] = A ω [u]. Nous avons alors un théorème qui généralise simultanément les deux résultats précédents. Pour l'énoncer, nous dénissons l'impulsion généralisée Pi α (x, u(x), du(x)) := L u i (x, u(x), du(x)), α et nous utilisons également la notation du tenseur hamiltonien Hβ α le paragraphe précédent. déni dans Théorème 2.3 Supposons que (X, U) soit une symétrie innitésimale de A. Soit u un point critique de A, alors le champ de vecteurs J sur de composantes : J α (x) = est à divergence nulle. m X β (x, u(x))hβ α (x) + β=1 n U i (x, u(x))pi α (x) i=1 9

10 2.4 Un exemple d'une utilisation du théorème de Noether : le problème de Yamabe Nous allons montrer, à l'aide du résultat précédent, un résultat, dû à S. Pohozaev, sur la non-existence de solutions positives à l'équation : 4 u u m 2 u = 0 sur u = 0 sur. Nous supposons ici que est un ouvert de R m, avec m 3, dont le bord est de classe C 2 et u est dans C 1 (, R) (en fait on pourrait supposer seulement que u est dans H 1 (, R) = {u L 2 ()/ u x L 2 (), α = 1,..., m}). On dit que le α domaine est étoilé, s'il existe un point de, que par commodité nous noterons 0, tel que pour tout point x de, le vecteur 0x = x pointe vers l'extérieur de en x ; donc si n est le vecteur normal extérieur à en x, n, 0x 0. En 1965, S. Pohozaev démontra que si est étoilé, alors la seule solution positive ou nulle de (8) est la solution nulle [Pohozaev]. Preuve Rappelons que l'équation (8) est l'équation d'euler des points critiques sur C 1 0(, R) = {u C 1 (, R)/u = 0 sur } de la fonctionnelle A [u] = ( du 2 2 (m 2) u 2m m 2 2m )dx. Cette fonctionnelle possède plusieurs propriétés d'invariance. La plus facile à remarquer est l'invariance par translation sur R m. Une autre invariance est liée aux dilatation de R m. Nous pouvons remarquer en eet que pour tout s R, déni sur s = e s satisfait à u s (x) = e 2 m 2 s u(e s x) A s [u s ] = A [u]. C'est un simple calcul, où il sut de faire le changement de variable x = e s x. Nous pouvons exprimer cette propriété en disant que cette action est invariante sous l'eet du ôt (Ψ s, Φ s ) : R m R R m R (x, y) (e s x, e 2 m 2 y), engendré par le champ de vecteurs x α précédent s'applique. Nous obtenons que x + 2 m α 2 y y (8). Par conséquent le théorème J α = 2 m u u u u + xβ 2 xα x α x β xα ( du 2 m 2 2m u m 2 ) 2 2m est à divergence nulle si u est point critique. Appliquons la formule de Stokes, notant n la normale extérieure à, 10

11 0 = = divjdx = ( 2 m 2 J.ndσ u u u + du(x) x, n ( du 2 n n 2 m 2 ) 2m u m 2 ) dσ. 2m Nous pouvons simplier cette expression en exploitant la relation u = 0 sur sous une forme brute et sous la forme du corollaire suivant. Décomposons x en x = x, n n + x où x est la projection de x sur le plan tangent à en x. L'hypothèse que u = 0 sur entraîne que du(x ) = 0. Ainsi du(x) = du(n) x, n + du(x ) = du(n) x, n. Nous en déduisons que (remarquant aussi que du = du(n) ) : x, n du(n)2 dσ = 0. 2 Or, puisque est étoilé, x, n 0 et la relation précédente n'est possible que si du(n) = 0 en au moins un point de. Il reste à en déduire que u = 0 partout. Dans un premier temps, grâce au principe du maximum fort, nous déduisons des hypothèses u = 0 sur, u 0 sur et u 0 sur que, soit u = 0 partout (auquel cas la démonstration est terminée), soit u > 0 sur. Plaçons-nous dans ce dernier cas. Le bord étant de classe C 2, nous pouvons appliquer le principe du maximum de Hopf, nous en déduisons que u n < 0 sur, ce qui contredit le fait qu'il existe un point de où du(n) = 0. CQFD. 3 Applications harmoniques Les applications harmoniques constituent une généralisation des fonctions harmoniques à valeurs réelles ou vectorielles et des géodésiques. Rappelons qu'étant donné un domaine de R m, une fonction f : R est dite harmonique si elle solution de l'équation de Laplace f = 0 sur, ou, de façon équivalente, si elle est point critique de l'action du 2 A[u] = 2 dx sur l'ensemble {u : R}. Cette action est la fonctionnelle de Dirichlet. De même, si on se donne une sous-variété diérentiable N, que nous supposerons plongée dans R N, une application γ dénie sur un intervalle I de R à valeurs dans N qui est solution de 11

12 γ(t) T γ(t) N, t I, est une paramétrisation à vitesse constante d'une géodésique de N. Une caractérisation variationnelle des solutions d'une telle équation est qu'elles sont les points critiques de la fonctionnelle A[γ] = sur l'ensemble des applications de I vers N. I γ 2 2 dt Nous remarquons que les deux fonctionnelles en question sont tout à fait similaires. En fait, il s'agit de deux cas particuliers du problème variationnel suivant. 3.1 Applications harmoniques régulières Considérons un domaine de R m et N une sous-variété diérentiable (de classe C), sans bord, de dimension n, plongée dans l'espace euclidien R N. Nous dénissons la fonctionnelle de Dirichlet E dénie sur l'ensemble E des applications u de vers N par du 2 E[u] = 2 dx. Nous appellerons application harmonique tout point critique de E sur E. Il convient de donner quelques précisions, premièrement sur du. Par le plongement de N dans R N, nous pouvons voir u aussi bien comme une application à valeurs dans N que dans R N. Ainsi, la matrice jacobienne du peut être vue comme la matrice d'une application linéaire de R m dans R N du = u 1 1 u 1 m.. u N 1 u N m = u 1 u x 1 1 x m.. u N u x N 1 x m. La notation du 2 désigne alors la norme de Hilbert-Schmidt de du du 2 = m α=1 i=1 N ( ) u i 2 x α. Deuxièment, il faut également dénir ce que l'on entend par point critique. Une application u : N est point critique de E si pour toute famille d'applications u s : N, paramétrée de façon C 1 par s ] ɛ, ɛ[ et telle que u 0 = u sur et u s = u en dehors d'un compact de, on a d ds E[u s] s=0 = 0. 12

13 Il y a deux façons naturelles de produire une telle famille de déformations u s. (1) La première consiste à dénir le voisinage tubulaire V δ N = {y R N /d(y, N ) < δ}, où δ > 0 est susamment petit pour que tout point y de V δ N admette une unique projection P (y) N, c'est à dire un point de N situé à la distance d(y, N ) de y. Cela détermine une application P : V δ N N qui est de classe C k 1 si N est de classe C k. Alors, pour toute fonction v C 2 c (, R N ), il existe ɛ > 0 tel que si s < ɛ, u(x) + sv(x) V δ N et nous pouvons dénir u s = P (u + sv). Si u est point critique de E par rapport à ce type de variations, nous dirons que u est harmonique. (2) Une deuxième méthode pour déformer u est de considérer un champ de vecteurs tangents X sur, à support compact, et construire le ôt Ψ s : de ce champ de vecteurs, c'est à dire la solution de l'équation d ds Ψ s(x) = X(Ψ s (x)) avec la condition initiale Ψ 0 (x) = x. On peut alors déformer u en u s = u Ψ s. Si u est point critique de E par rapport à ce type de variations, nous dirons que u est Noether harmonique. Equations d'euler-lagrange Pour un point critique par rapport au premier type de déformation, nous avons la caractérisation suivante Lemme 1 Une application u : N est harmonique si et seulement si elle satisfait l'équation Cette équation est équivalente à u(x) T u(x) N dans R N, x. u(x) + A(u)(du, du) = 0, x, où A est une forme bilinéaire dénie sur T u(x) N, à valeurs dans l'espace R N dans lequel est immergé N, à coecients dépendant de façon régulière de u : c'est la seconde forme fondamentale. Pour la preuve de ce résultat, voir [Hélein 4]. 13

14 Exemple Dans le cas où N est la sphère S 2 := {y R 3 / y = 1}, la condition d'orthogonalité ( u(x) T u(x) N ) se traduit par u(x)//u(x). Cela signie que l'on peut trouver une fonction k de vers R, telle que u(x) + k(x)u(x) = 0, x. La valeur de k est donnée par k = u, u. Mais k peut être calculée en fonction des dérivées premières de u en remarquant que 0 = 1 = u 2 = 2 u, u + 2 du 2, d'où l'on déduit que u satisfait à l'équation u + u du 2 = 0. L'équation d'euler-lagrange pour le deuxième type de variations sera explicitée plus loin, à l'aide du théorème de Noether. Remarquons toutefois que, pour ce type de variation, on a, à l'ordre 1 en s u s (x) = u(x + sx(x)) + o(s) = m u u(x) + s x α (x)xα (x) + o(s) α=1 = P (u(x) + sdu(x).x(x)) + o(s), et que donc, le deuxième type de déformation est, à l'ordre 1 en s, un cas particulier du premier type de variation, avec v(x) = du(x).x(x). Cela signie que toute application harmonique est Noether harmonique. En revanche la réciproque est fausse : par exemple, toute paramétrisation à vitesse constante d'une courbe quelconque d'une variété N est une application Noether harmonique d'un intervalle dans N, mais n'est pas harmonique en général, sauf si la courbe image est une géodésique. De même, toute paramétrisation conforme d'une surface de N est Noether harmonique, mais n'est pas harmonique en général, sauf si la surface image est minimale. De plus, nous verrons plus loin que lorsque l'on parle de solutions faibles (au sens des distributions) de ces problèmes, la distinction entre les deux types de variations est encore plus profonde, car il existe des applications faiblement harmoniques qui ne sont pas des applications faiblement Noether harmoniques. 3.2 Théorème de Noether pour les applications harmoniques Nous remarquons que la fonctionelle de Dirichlet pour des applications d'un ouvert de R m dans une variété quelconque est invariante sous l'eet des translations de R m (invariance au sens déni dans la section précédente). Nous sommes donc dans un cas où le théorème de Noether s'applique. Puisque le groupe de symétrie en question n'agit que sur l'espace de départ, nous n'avons même pas 14

15 besoin de supposer qu'une application est harmonique pour l'appliquer et l'hypothèse de Noether-harmonicité sut. Nous en déduisons le Théorème 3.1 Si u : N est Noether harmonique, alors son tenseur hamiltonien Hβ α = u u x α x β du 2 δα β 2 est à divergence nulle, id est, β = 1,..., m, m α=1 H α β x α = 0. Réciproquement, cette équation caractérise les applications Noether harmoniques. Remarque Il est possible de dénir une généralisation de ce tenseur pour des applications harmoniques dénies sur des variétés riemanniennes. Soit g la métrique sur la variété M de départ. A toute application u dénie sur un ouvert de M et à valeurs dans N, on associe le tenseur énergie-impulsion S αβ = du 2 2 g αβ u x α, u x β où du 2 = m α,β=1 gαβ (x) u x, u. Dans le cas où M coïncide avec R m, α x β alors on a S αβ = Hβ α. On peut alors démontrer une version "covariante" du théorème de Noether, qui est plus ou moins une conséquence de l'invariance de l'action de Dirichlet par changement de coordonnées sur la variété de départ (noter qu'un tel changement de coordonnée aecte à la fois l'application u et l'expression de la métrique g et n'est donc pas à proprement parler une symétrie du problème variationnel). On établit en eet que pour toute application (Noether) harmonique u, son tenseur énergie-impulsion est à divergence covariante nulle : γ = 1,..., m, m α,β=1 g αβ x α S βγ = 0 Ce résultat a été démontré dans [Baird, Eells]. Il ne s'agit pas véritablement d'une loi de conservation. Il est clair que, sauf dans les cas particuliers où il existe un groupe continu de diéomorphismes isométriques qui agissent sur M, le théorème de Noether ne peut pas s'appliquer aux applications harmoniques de M vers N. Il existe cependant une exception, qui est lorsque la dimension de M est égale à 2. Alors l'action de Dirichlet est invariante sous l'action du groupe des transformations conformes de M. Ce groupe est très gros en dimension deux, il s'agit essentiellement des transformations holomorphes et anti-holomorphes de M. Exemple Un théorème d'unicité pour les applications harmoniques. 15

16 En suivant une stratégie analoque à celle de Pohozaev, J. Wood a démontré le résultat suivant [Wood] : Théorème 3.2 Soit un domaine étoilé de R m, pour m 3 et u C 2 (, N ) une application harmonique telle que u = C ste sur. Alors u est constante sur. Preuve Nous allons exploiter le fait que le problème est invariant sous l'eet des translations de R m. Il en résulte que le tenseur hamiltonien Hβ α = u x α, u x β du 2 δα β 2 est à divergence nulle. Considérons le champ de vecteurs X α = m β=1 xβ Hβ α (l'origine O ayant été xée de façon à ce que soit étoilé par rapport à O). Sa divergence est divx = m Hα α = (1 m 2 ) u 2. α=1 Nous appliquons la formule de Stokes (1 m 2 ) u 2 dx = Et sur le bord de, divxdx = X α.n α dσ. X α.n α = u x α xα, u n xα n α u 2 = u 2, car u est constante sur (et donc en particulier ui x est proportionnel à n α ). α Donc 0 (1 m 2 ) u 2 dx = 1 2 u 2 0. Il en résulte que u 2 = 0 sur et donc que u est constante. CQFD. Remarque Le même résultat a été démontré en dimension deux par Luc Lemaire [Lemaire]. Un deuxième exemple d'application du théorème de Noether aux applications harmoniques correspond au cas où un groupe continu d'isométries agit sur la variété d'arrivée N. Supposons par exemple qu'il existe un champ de vecteurs U sur N dont le ot Φ s est une famille d'isométries de N. Un tel champ de vecteurs est appelé Champ de Killing et est caractérisé par l'équation U h = 0, où h est la métrique sur N. En appliquant le Théorème 2.1, on obtient immédiatement ce qui suit. 16

17 Théorème 3.3 Si u : N est harmonique et si U est une champ de Killing sur N, alors le champ de vecteurs J, déni sur, de composantes est à divergence nulle. J α (x) = u x α, U(u(x)) Exemple La sphère S n = {y R n+1 / y = 1}. Pour tout 1 i, j n + 1, le champ de vecteurs U ij := y i y j yj y i est un champ de vecteurs tangents à la sphère, de Killing. Le ot d'un de ces champs de vecteurs est une famille à un paramètre de rotations de R n+1 qui, bien entendu, laisse la sphère invariante. L'espace vectoriel engendré par ces champs de vecteurs est de dimension n(n+1) 2 (puisque U ij + U ji = 0) et forme une algèbre de Lie pour le crochet de Lie des champs de vecteurs qui n'est pas autre chose que so(n + 1), algèbre de Lie du groupe SO(n + 1) des rotations de R n+1. Si maintenant nous considérons un ouvert de R m, alors pour toute application u : S n et pour toute rotation R SO(n + 1), E [R.u] = E [u]. Appliquons le théorème 2.1 : pour toute application harmonique u : S n, est à divergence nulle, id est m α=1 J α ij = u i u j α u j u i α ) (u i uj ui x α uj xα x α = 0. Démystions le théorème de Noether Sur l'exemple précédent - une application harmonique à valeurs dans la sphère - le théorème de Noether conduit à une conclusion très simple, en comparaison avec la complexité des théorèmes généraux 2.1 et 2.2. En particulier, il est bien plus simple dans cette situation de retrouver le résultat à la main, à savoir écrire m α=1 ) (u i uj ui x α uj xα x α = u i u j u j u i = 0, car u est parallèle à u. En somme, il est parfois plus facile de vérier directement la loi de conservation directement, plutôt qu'en appliquant mécaniquement le théorème. L'intérêt de ce résultat ne réside donc pas dans la puissance de sa preuve, mais dans son 17

18 caractère prédictif. Un des buts des notes qui suivent est de convaincre le lecteur qu'il existe une sorte de principe philosophique qui accompagne le théorème de Noether, à savoir que les lois de conservations doivent être utilisées. 3.3 Applications faiblement harmoniques L'obtention d'applications harmoniques par des techniques d'analyse passe par la construction d'un espace fonctionnel d'applications de dans N sur lequel la fonctionnelle de Dirichlet est dénie. Nous utilisons l'espace suivant : H 1 (, N ) := {u H 1 (, R N )/u(x) N p.p.}. Ici N est supposé être plongé isométriquement dans R N, muni du produit scalaire standard.,.. Cette dénition peut paraître assez curieuse au début, car nous sommes obligés d'utiliser un plongement isométrique de la variété riemannienne N dans un espace euclidien - opération non intrinsèque, mais qui est toujours réalisable sur le plan "pratique" grâce au théorème de Nash-Moser. Cependant la théorie qui en résulte ne dépend pas du plongement utilisé (cf [Hélein 4]). Exemple L'ensemble H 1 (B 3, S 2 ), où ici, B 3 = {x R 3 / x < 1}. Un exemple intéressant d'application dans H 1 (B 3, S 2 ) est u : B 3 S 2 x x x. (9) Cette application est régulière en dehors de 0 et son énergie de Dirichlet, u B 3 2 dx est nie. On remarque que, pour toute sphère Sa,r 2 = a+rs 2 B 2 qui ne rencontre pas 0, la quantité deg(u, Sa,r) 2 := 1 u 1 du 2 du 3 + u 2 du 3 du 1 + u 3 du 1 du 2 4π Sa,r 2 vaut 1 si 0 est intérieur à S 2 a,r et 0 si 0 est extérieur à S 2 a,r ; deg(u, S 2 a,r) est le degré topologique de u restreint à la sphère S 2 a,r et compte algébriquement le nombre de fois que la restriction de u à la sphère S 2 a,r recouvre S 2. On dit que 0 est une singularité de degré 1 de u. Par ailleurs, on pourrait imaginer utiliser d'autres dénitions telles que l'adhérence de C 2 (, N ) dans H 1 (, R N ), c'est à dire l'ensemble des applications de H 1 (, R N ) qui sont limites dans la topologie H 1 d'applications dans C 2 (, N ). Dans certains cas, cette adhérence coïncide avec H 1 (, N ), comme par exemple si m = 2 [Schoen, Uhlenbeck 1].. Mais c'est faux en général si m 3 [Bethuel, Zheng], [Bethuel 1]. De fait, C 2 (, N ) H1 n'est pas utilisé pour plusieurs raisons : cet ensemble n'est pas fermé pour la topologie faible de H 1 (, R N ) en général (comme par exemple si est de dimension 3 et N est la sphère S 2, [Bethuel 18

19 1]) et l'application u est dans H 1 (B 3, S 2 ), mais n'est pas dans C 2 (B 3, S 2 ) H1 [Bethuel 1]. Or cette application joue un rôle très important, dans la mesure où nous verrons qu'elle est faiblement harmonique, c'est à dire point critique de la fonctionelle de Dirichlet (et même minimisante). La fonctionnelle de Dirichlet est dénie et est manifestement continue sur H 1 (, N ). On aurait envie qu'elle soit aussi dérivable, si il n'y avait pas la dif- culté suivante : H 1 (, N ) n'est pas une variété diérentielle et il n'existe pas de systèmes de cartes sur cet espace. Par conséquent, l'espace tangent à une application u en H 1 (, N ) n'est pas bien déni, comme illustré par ce qui suit. Le voisinage d'une application u dans H 1 (, N ) Il est assez instructif de chercher à se représenter un tel voisinage. A cet eet, envisageons quelques courbes continues γ :] ɛ, ɛ[ H 1 (, N ) telles que γ(0) = u. (1) Courbes du premier type Nous choisissons v H 1 L (, R N ) et, comme dans la section 3.1, nous utilisons la projection P du voisinage tubulaire V δ N sur N. Alors, pour s susamment petit, nous considérons γ(s) = u s = P (u + sv). Et alors dus ds s=0 = dp u(v) H 1 L (, R N ). Exemple En u H 1 (B 3, S 2 ). Si v H 1 L (, R N ), u s = u + sv u + sv possède toujours une singularité de degré 1 en 0. Mais on ne peut pas déplacer cette singularité par de telles déformations. (2) Courbes du deuxième type Soit X un champ de vecteurs à support compact sur et soit Ψ s : son ot. On considère γ s = u s = u Ψ s. Alors dus ds s=0 = du.x L2 (, R N ) (une telle courbe n'est pas dérivable dans la topologie H 1 ). Exemple a) u = u H 1 (B 3, S 2 ). Alors u s possède une singularité de degré 1 en Ψ s (0). On remarque donc que ce type de déformation permet de déplacer les singularités. b) u H 1 (B 3, S 2 ) est déni par u(x) = cosx 3 sinx 3 0 Alors toutes les déformations de u du deuxième type sont à valeurs dans le cercle équatorial S 1 S 2. On ne peut donc pas changer l'image de u par cette déformation.. 19

20 (3) Eclatement de singularités de degré multiple Plaçons-nous dans H 1 (B 3, S 2 ). Soit u (x) = 1 x 2 + (x 3 ) 2 (x 1 ) 2 (x 2 ) 2 2x 1 x 2 2x 3 x. (10) Cette application est homogène : u (λx) = u (x), x 0, λ ]0, + [ et a une singularité de degré 2 en 0, au sens où deg(u, S 2 a,r) est égal à 0 si 0 est extérieur à S 2 a,r et à 2 si 0 est intérieur à S 2 a,r. (En fait, si on note Π : S 2 C { } x x1 + ix x 3 la projection stéréographique, la restriction de u à S 2 coïncide avec Π 1 [(Π(x)) 2 ]). Construisons une déformation de u. Soit (x 1 ) 2 (x 2 ) 2 φ(x) = 2x 1 x 2 2x 3 x, et soit V R 3 \ {0} un vecteur orthogonal à Alors u s (x) = φ(x)+sv φ(x)+sv H 1 (B 3, S 2 ) coïncide avec u en s = 0 et possède deux singularités (en (± sv 1 isv 2, 0) de degré 1 chacune. La singularité située en 0, de degré 2, éclate en deux singularités de degré 1. (4) Annihilation et création de dipôles de singularités Dans H 1 (B 3, S 2 ), soit u s déni de la façon suivante.. Nous posons ψ(x) = (x 1 ) 2 1 x 2 et V = 0 et x 3 0 ψ(x) + sv u s = ψ(x) + sv. Alors, pour s > 0, u s est régulière, pour s = 0, u 0 = possède une singu- larité de degré 0 en 0 et pour s < 0, u s possède une paire de singularités (en s 0 et s 0 respectivement) de degrés respectifs +1 et 1 (un 0 0 dipôle). ψ ψ 20