# Mécanique des systèmes de points/Cinétique et dynamique d'un système de deux points matériels
## Cinétique d'un système de deux points matériels

Dans le cas général le système de deux points matériels est déformable et
s'il est « indéformable » il définit un « solide $\;{\big$au sens de la mécanique${\big )}\;$».

### Définition de la masse du système

La masse du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{1}\;\left(m_{1}\right)\,,\,M_{2}\;\left(m_{2}\right)\right\rbrace \;$» est une grandeur scalaire $\;>0\;$ caractérisant l'inertie du système et définie selon
$\;m_{\text{syst}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}=m_{1}+m_{2}\;$
Remarque : Comme la masse de chaque point est constante, la masse du système ne varie pas c'est-à-dire «$\;m_{\text{syst}}=cste\;$».

### Définition du centre d'inertie (ou centre de masse) G du système
#### Définition

Le centre d'inertie $\;{\big$ou centre de masse${\big )}\;$ du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» est le barycentre $\;G\;$ des positions instantanées des points matériels affectées de leur masse comme cœfficient, sa définition mathématique s'écrivant
$\;G\;$
$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overrightarrow {GM_{i}}}={\vec {0}}\;$
$\;m_{1}\;{\overrightarrow {GM_{1}}}+m_{2}\;{\overrightarrow {GM_{2}}}={\vec {0}}\;$
$\;{\bigG\;$
${\big )}$

#### Propriété

Avec $\;O\;$ représentant une position quelconque, «$\;G\;$ est tel que $\;{\overrightarrow {OG}}={\dfrac {\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}}{\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}}}={\dfrac {m_{1}\;{\overrightarrow {OM_{1}}}+m_{2}\;{\overrightarrow {OM_{2}}}}{m_{1}+m_{2}}}\;$» $\Leftrightarrow$ «$\;m_{\text{syst}}\;{\overrightarrow {OG}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}=m_{1}\;{\overrightarrow {OM_{1}}}+m_{2}\;{\overrightarrow {OM_{2}}}\;$» $\;{\big$de par la définition $\;G\;$ est indépendant de $\;O{\big )}$.
Justification : introduisant la position $\;O\;$ dans la définition, on obtient «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\left[{\overrightarrow {OM_{i}}}-{\overrightarrow {OG}}\right]={\vec {0}}\;$» ou «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}=\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\right]{\overrightarrow {OG}}\;$» $\Leftrightarrow$ «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}=m_{\text{syst}}\;{\overrightarrow {OG}}\;$» ou encore «$\;{\overrightarrow {OG}}$ $={\dfrac {\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}}{m_{\text{syst}}}}={\dfrac {\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}}{\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}}}\;$».

### Résultante cinétique du système des deux points matériels
#### Définition

La résultante cinétique du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en mouvement dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, est notée, à l'instant $\;t$, $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)$ $\;{\big$ou, en absence d'ambiguïté, $\;{\vec {P}}(t){\big ]}\;$ et définie comme la somme des quantités de mouvement de chaque point matériel du système au même instant $\;t\;$ soit, en notant $\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\;$ la quantité de mouvement du point $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ à cet instant $\;t$,
$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {p}}_{M_{i}}(t)={\vec {p}}_{M_{1}}(t)+{\vec {p}}_{M_{2}}(t)\;$
$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)=m_{1}\;{\vec {V}}_{M_{1}}(t)+m_{2}\;{\vec {V}}_{M_{2}}(t)\;$
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
Remarque : L'éventuelle variation de la résultante cinétique du système de deux points matériels ne dépend que la modification du mouvement des points le constituant.

#### Propriété de liaison avec le C.D.I.

La résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$», définie à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, est liée au mouvement du C.D.I. $\;G\;$ du système au même instant $\;t\;$ dans le même référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ selon
$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$
$\;m_{\text{syst}}\;$
$\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$
$\;G\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
Démonstration : Choisissant un point $\;O\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, le vecteur position du C.D.I. $\;G\;$ du système de deux points matériels $\;\left\lbrace M_{i}\,(m_{i})\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$ est tel que $\;m_{\text{syst}}\;{\overrightarrow {OG}}(t)=$ $\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overrightarrow {OM_{i}}}(t)$ ;
Démonstration : dérivant cette relation par rapport à $\;t\;$ et compte-tenu de la linéarité de l'opération dérivation on obtient $\;m_{\text{syst}}\;{\dfrac {d{\overrightarrow {OG}}}{dt}}(t)=$ $\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\dfrac {d{\overrightarrow {OM_{i}}}}{dt}}(t)\;$ ou, en utilisant la définition des vecteurs vitesses, $\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)$, le 2ème membre définissant la résultante cinétique du système de deux points matériels, C.Q.F.D.

#### Remarque

La résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$», définie à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, est aussi, au même instant $\;t\;$ dans le même référentiel $\;{\mathcal {R}}$, le vecteur quantité de mouvement du C.D.I. $\;G\;$ du système, point fictif auquel on affecte toute la masse du système.

### Moment cinétique vectoriel en O du système des deux points matériels
#### Définition

Le vecteur moment cinétique du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport à un point $\;O$ $\;{\big$a priori quelconque${\big )}\;$ est la somme des vecteurs moment cinétique de chaque point matériel, définie à l'instant $\;t$, dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport à ce même point $\;O\;$ soit encore
$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}(M_{i},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {OM_{i}}}(t)\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)={\overrightarrow {OM_{1}}}(t)\wedge {\vec {p}}_{M_{1}}(t)+{\overrightarrow {OM_{2}}}(t)\wedge {\vec {p}}_{M_{2}}(t)\;$
$\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;({\mathcal {R}})\;$
$\;t\;$
$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {OM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\overrightarrow {OM_{1}}}(t)\wedge m_{1}\;{\vec {V}}_{M_{1}}(t)+{\overrightarrow {OM_{2}}}(t)\wedge m_{2}\;{\vec {V}}_{M_{2}}(t)\;$
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;({\mathcal {R}})\;$
$\;t\;$

#### Formule de changement d'origine

Soit $\;\left(O\,,\,O'\right)\;$ deux points quelconques distincts, la formule de changement d'origine d'évaluation du moment cinétique vectoriel du système de deux points matériels à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ suit la relation suivante
$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!O'}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OO'}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$
$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
Démonstration : Pour démontrer la relation ci-dessus on utilise la relation de Chasles $\;{\overrightarrow {OM_{i}}}={\overrightarrow {OO'}}+{\overrightarrow {O'M_{i}}}\;$ et la distributivité de la multiplication vectorielle relativement à l'addition vectorielle soit $\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {OM_{i}}}\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left[{\overrightarrow {OO'}}+{\overrightarrow {O'M_{i}}}\right]\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {OO'}}\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {O'M_{i}}}\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)\;$ dans laquelle on reconnaît dans le dernier terme $\;{\vec {\sigma }}_{\!O'}({\text{syst}},\,t)\;$ et on factorise vectoriellement à gauche par $\;{\overrightarrow {OO'}}\;$ dans le 1er terme $\Rightarrow$ $\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {OO'}}\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)={\overrightarrow {OO'}}\wedge \left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\right]={\overrightarrow {OO'}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ d'où la R.Q.F.D.
Remarque : Le changement d'origine entre un point quelconque $\;O\;$ et le C.D.I. $\;G\;$ du système est le plus couramment utilisé soit «$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$» ;
Remarque : le moment cinétique vectoriel du système de deux points matériels, à l'instant $\;t$, par rapport à un point $\;O\;$ quelconque dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)\;$» est donc la somme Remarque : du moment cinétique vectoriel du système, au même instant $\;t$, par rapport au C.D.I. $\;G\;$ du système dans le même référentiel $\;{\mathcal {R}}$, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)\;$» et Remarque : du moment cinétique vectoriel, par rapport à $\;O$, du point fictif $\;G\;$ de quantité de mouvement $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ au même instant $\;t\;$ dans le même référentiel $\;{\mathcal {R}}$, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}(G,\,t)={\overrightarrow {OG}}(t)\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$».

#### Cas d'un système de deux points matériels en translation

Considérant le système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)={\vec {V}}_{G}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big \$c'est-à-dire tel que $\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)=$ ${\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t),\;\;\forall \;i\;\in \;\left[\left[1\,,\,2\right]\right]{\big \}$, le moment cinétique vectoriel du système en translation dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ vaut, à l'instant $\;t\;$ relativement à un point $\;O\;$ quelconque, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)=$ ${\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$» dans lequel «$\;\left\lbrace {\begin{array}{c}{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\\{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {GM_{i}}}\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\end{array}}\right\rbrace \;$ ou, d'une part «$\;{\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$» et d'autre part «$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst. en transl.}},\,t)=$ $\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {GM_{i}}}\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)={\overrightarrow {GM_{1}}}\wedge m_{1}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)+{\overrightarrow {GM_{2}}}\wedge m_{2}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$» puis, en factorisant vectoriellement à droite par $\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$ «$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst. en transl.}},\,t)=$ $\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overrightarrow {GM_{i}}}\right]\wedge {\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)={\vec {0}}\;$» par définition du C.D.I. du système soit
$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst. en transl.}},\,t)={\vec {0}}\;$
$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst. en transl.}},\,t)={\overrightarrow {OG}}(t)\wedge {\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$
$\;={\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$

#### Cas d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe de vecteur rotation instantanée fixé

Le système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» étant en rotation autour d'un axe $\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ et choisissant comme point origine de calcul du vecteur moment cinétique du système un point $\;A\;$ quelconque de $\;\left(\Delta \right)$, on peut écrire, au même instant $\;t$, le vecteur moment cinétique du point $\;M_{i},\;\;\forall \;i\in \left[\left[1\,,\,2\right]\right]\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport à $\;A\;$ sous la forme $\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i},\,t)=$ $m_{i}\;r_{i}^{2}\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-m_{i}\;{\overline {\Omega }}(t)\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\;$$^,$, avec $\;H_{i}\;$ centre de rotation de $\;M_{i}\;$ autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ et $\;r_{i}\;$ le rayon du cercle décrit par $\;M_{i}$, le vecteur moment cinétique du système $\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\;$ s'obtenant en faisant la somme des vecteurs moment cinétique de chaque point $\;M_{i}$ ; on en déduit donc $\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left[m_{i}\;r_{i}^{2}\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-m_{i}\;{\overline {\Omega }}(t)\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\right]\;$ ou, après distribution de la somme sur chaque terme de l'expression entre crochets puis factorisation par $\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$ ou $\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ dans le 1er ou 2ème terme,
$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;r_{i}^{2}\right]{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\right]$
en notant «$\;J_{\Delta }=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}J_{\Delta }(M_{i})=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;r_{i}^{2}=m_{1}\;r_{1}^{2}+m_{2}\;r_{2}^{2}\;$» exprimée en $\;kg\cdot m^{2}\;$ le moment d'inertie du système relativement à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)$ $\;{\big$il s'agit de la 2ème grandeur d'inertie caractérisant le système, la 1ère étant sa masse $\;m_{\text{syst}}{\big ]}\;$ et
repérant le point $\;M_{i}\;$ par ses coordonnées cylindro-polaires de pôle $\;A\;$ et d'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$ $\;{\big$de sens a priori arbitraire sur $\;\left(\Delta \right)\;$ mais pratiquement choisi dans le sens de rotation quand celui-ci, connu, ne change pas${\big ]}\;$ «$\;\left(r_{i},\,\theta _{i},\,z_{i}\right)\;$» $\;{\big$la base cylindro-polaire liée à $\;M_{i}\;$ étant notée $\;\left({\vec {u}}_{r_{i}}\,,\,{\vec {u}}_{\theta _{i}}\,,\,{\vec {u}}_{\Delta }\right){\big ]}\;$,
le vecteur moment cinétique du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» en rotation autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}$, de vecteur rotation instantanée $\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$, évalué au même instant $\;t\;$ par rapport à $\;A\;$ point quelconque de $\;\left(\Delta \right)$, se réécrit selon
$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;z_{i}\;r_{i}\;{\vec {u}}_{r_{i}}(t)\right]\;$
$\qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \;=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {\Omega }}(t)\left[m_{1}\;z_{1}\;r_{1}\;{\vec {u}}_{r_{1}}(t)+m_{2}\;z_{2}\;r_{2}\;{\vec {u}}_{r_{2}}(t)\right]\;$
Remarques : Pour un système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» en rotation autour d'un axe $\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, il existe un point origine $\;A\;\in \left(\Delta \right)\;$ d'évaluation du moment cinétique vectoriel du système pour lequel $\;\left(\Delta \right)\;$ est un « axe principal d'inertie » c'est-à-dire tel que
$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$
$\;{\vec {\Omega }}(t)\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;J_{\Delta }=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;r_{i}^{2}\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
Remarques : ce qui nécessite «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» ou, en repérant le point $\;M_{i}\;$ par ses coordonnées cylindro-polaires de pôle $\;A\;$ et d'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, c'est-à-dire «$\;\left(r_{i},\,\theta _{i},\,z_{i}\right)\;$» $\;{\big$la base cylindro-polaire liée à $\;M_{i}\;$ étant notée $\;\left({\vec {u}}_{r_{i}}\,,\,{\vec {u}}_{\theta _{i}}\,,\,{\vec {u}}_{\Delta }\right){\big ]}\;$ la condition pour que l'axe soit « principal d'inertie relativement au point $\;A\;$» se réécrit «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;z_{i}\;r_{i}\;{\vec {u}}_{r_{i}}(t)=$ ${\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$».
Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point $\;A$ : $\;\succ \;$1er cas $\;{\big$voir ci-contre${\big )}$, $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ tournent autour de l'axe de rotation $\;\Delta \;$ en restant, de part et d'autre de $\;\Delta$, dans un même plan le contenant, Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : on peut aisément vérifier qu'« il existe un point $\;A\;\in \left(\Delta \right)\;$ ${\big$que l'on notera $\;A_{p}\;$ par la suite${\big ]}\;$ tel que $\;m_{1}\;r_{1}\;z_{1}=m_{2}\;r_{2}\;z_{2}$, les cotes des points $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ étant repérées par rapport au point origine $\;A\;$» dont on déduit «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;z_{i}\;r_{i}\;{\vec {u}}_{r_{i}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» ou encore «$\;m_{1}\;z_{1}\;r_{1}\;{\vec {u}}_{r_{1}}(t)+m_{2}\;z_{2}\;r_{2}\;{\vec {u}}_{r_{2}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» $\;{\big{\vec {u}}_{r_{2}}(t)\;$ étant égal à $\;-{\vec {u}}_{r_{1}}(t){\big ]}$, c'est-à-dire que « l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ est axe principal d'inertie du système à la condition de choisir le point $\;A_{p}\;$ comme origine d'évaluation du moment cinétique vectoriel du système » $\;{\big \A_{p}\;$ est alors hors du segment $\;\left[H_{1}H_{2}\right]$, $\;H_{1}\;$ et $\;H_{2}\;$ étant respectivement les projetés orthogonaux sur $\;\left(\Delta \right)\;$ de $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ c'est-à-dire les centres respectifs des cercles décrits par $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ dans leur rotation autour de $\;\left(\Delta \right){\big \}$ $\Rightarrow$
$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$
Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : existe-t-il d'autres points $\;A\;\in \left(\Delta \right)\;$ pour lequel cet axe serait « principal d'inertie du système » ? Pour répondre à cette question utilisons la formule de changement d'origine du moment cinétique vectoriel du système «$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)={\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)={\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$» avec $\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du système et $\;G\;$ le C.D.I. de ce dernier, nous en déduisons que «$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\;$ sera égal à $\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$» si «$\;{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» ou, sachant que Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : $\;G\;$ est, comme le système, en rotation autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\vec {V}}_{G}(t)={\vec {0}}\;$ ou $\;\neq {\vec {0}}\;$ mais orthoradial », avec cette dernière possibilité à rejeter car impliquant «$\;{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ radial et $\;\neq {\vec {0}}\;$», nous en déduisons «$\;{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)=$ ${\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$ si $\;G\;\in \left(\Delta \right)\;$» ; Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : or «$\;G\;$ C.D.I. de $\;\left\lbrace M_{1}\,,\,M_{2}\right\rbrace \;$» $\Leftrightarrow$ «$\;m_{\text{syst}}\;{\overrightarrow {A_{p}G}}=m_{1}\;{\overrightarrow {A_{p}M_{1}}}+m_{2}\;{\overrightarrow {A_{p}M_{2}}}\;$» soit, en projetant sur $\;{\vec {u}}_{r_{1}}$, $\;0=m_{1}\;r_{1}-m_{2}\;r_{2}\;$ $\Leftrightarrow$ «$\;m_{1}\;r_{1}=m_{2}\;r_{2}\;$» cette condition étant à réaliser simultanément avec celle pour que $\;\left(\Delta \right)\;$ soit « axe principal d'inertie du système pour $\;A_{p}\;$» à savoir «$\;m_{1}\;r_{1}\;z_{1}$ $=m_{2}\;r_{2}\;z_{2}\;$» nous en déduisons «$\;z_{1}=z_{2}\;$» c'est-à-dire la confusion de $\;H_{1}\;$ et $\;H_{2}$, projetés orthogonaux sur $\;\left(\Delta \right)\;$ de $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ ou encore centres respectifs des cercles décrits par $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ dans leur rotation autour de $\;\left(\Delta \right)$ ; Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : en conclusion $\;\left(\Delta \right)\;$ est « axe principal d'inertie du système pour tout point $\;A\;\in \left(\Delta \right)\;$» si, en plus de la configuration étudiée dans ce cas particulier, $\;H_{1}\;$ et $\;H_{2}\;$ les centres des cercles respectivement décrits par $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}$, sont confondus $\;{\big$leur position commune s'identifie avec celle du C.D.I. $\;G\;$ du système des deux points matériels${\big )}$ ; Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : en conclusion dans ce cas $\;\left(\Delta \right)\;$ est « axe de symétrie $\;{\big$matérielle${\big )}\;$ de révolution du système des deux points matériels $\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» c'est-à-dire que $\;\left(\Delta \right)\;$ est tel que «$\;m_{1}\;r_{1}\;{\vec {u}}_{r_{1}}(t)+m_{2}\;r_{2}\;{\vec {u}}_{r_{2}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$».
Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : $\;\succ \;$2ème cas $\;{\big$voir ci-contre${\big )}$, $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ tournent autour de l'axe de rotation $\;\Delta \;$ en restant, d'un même côté de $\;\Delta$, dans un même plan le contenant, Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : on peut aisément vérifier qu'« il existe un point $\;A\;\in \left(\Delta \right)\;$ ${\big$que l'on notera $\;A_{p}\;$ par la suite${\big ]}\;$ tel que $\;m_{2}\;r_{2}\;z_{2}=-m_{1}\;r_{1}\;z_{1}$, les cotes des points $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ étant repérées par rapport au point origine $\;A\;$» dont on déduit «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;z_{i}\;r_{i}\;{\vec {u}}_{r_{i}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» ou encore «$\;m_{1}\;z_{1}\;r_{1}\;{\vec {u}}_{r_{1}}(t)+m_{2}\;z_{2}\;r_{2}\;{\vec {u}}_{r_{2}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» $\;{\big{\vec {u}}_{r_{2}}(t)\;$ étant égal à $\;{\vec {u}}_{r_{1}}(t){\big ]}$, c'est-à-dire que « l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ est axe principal d'inertie du système à la condition de choisir le point $\;A_{p}\;$ comme origine d'évaluation du moment cinétique vectoriel du système » $\;{\big \A_{p}\;$ est alors sur le segment $\;\left[H_{1}H_{2}\right]$, $\;H_{1}\;$ et $\;H_{2}\;$ étant respectivement les projetés orthogonaux sur $\;\left(\Delta \right)\;$ de $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ c'est-à-dire les centres respectifs des cercles décrits par $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ dans leur rotation autour de $\;\left(\Delta \right){\big \}$ $\Rightarrow$
$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$
Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : existe-t-il d'autres points $\;A\;\in \left(\Delta \right)\;$ pour lequel cet axe serait « principal d'inertie du système » ? Pour répondre à cette question utilisons la formule de changement d'origine du moment cinétique vectoriel du système «$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)={\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)={\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$» avec $\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du système et $\;G\;$ le C.D.I. de ce dernier, nous en déduisons que «$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\;$ sera égal à $\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$» si «$\;{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)$ $={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» ou, sachant que Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : $\;G\;$ est, comme le système, en rotation autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\vec {V}}_{G}(t)={\vec {0}}\;$ ou $\;\neq {\vec {0}}\;$ mais orthoradial », avec cette dernière possibilité à rejeter car impliquant «$\;{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ radial et $\;\neq {\vec {0}}\;$», nous en déduisons «$\;{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)=$ ${\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$ si $\;G\;\in \left(\Delta \right)\;$» ; Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : or «$\;G\;$ C.D.I. de $\;\left\lbrace M_{1}\,,\,M_{2}\right\rbrace \;$» $\Leftrightarrow$ «$\;m_{\text{syst}}\;{\overrightarrow {A_{p}G}}=m_{1}\;{\overrightarrow {A_{p}M_{1}}}+m_{2}\;{\overrightarrow {A_{p}M_{2}}}\;$» soit, en projetant sur $\;{\vec {u}}_{r_{1}}$, «$\;0=m_{1}\;r_{1}+m_{2}\;r_{2}\;$» cette condition étant à rejeter dans la mesure où $\;r_{1}\;$ et $\;r_{2}\;$ sont tous deux nécessairement $\;>0$ ; Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : en conclusion, il n'existe pas d'autre point $\;A\;\in \left(\Delta \right)\;$ que $\;A_{p}\;$ pour lequel $\;\left(\Delta \right)\;$ est « axe principal d'inertie du système » dans ce cas particulier de configuration étudiée.
Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : $\;\succ \;$3ème cas $\;{\big$voir ci-contre${\big )}$, $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ tournent autour de l'axe de rotation $\;\Delta \;$ en restant, dans un même plan $\;\perp \;$ à $\;\Delta$, les projetés orthogonaux sur $\;\left(\Delta \right)\;$ de $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ étant confondus en $\;H$ $\;{\big$noté $\;A\;$ sur le schéma ci-contre${\big )}$, $\;H\;$ étant aussi le centre commun de rotation des deux points autour de $\;\left(\Delta \right)$, Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : on peut aisément vérifier que l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ est « principal d'inertie du système pour le point $\;H\;$» ${\big$que l'on notera $\;A_{p}\;$ par la suite${\big ]}\;$ car «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;z_{i}\;r_{i}\;{\vec {u}}_{r_{i}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» $\;{\big\left\lbrace z_{i}=0\right\rbrace _{i\,\in \left[\left[1\,,\,2\right]\right]},\;\;\forall \;t{\big ]}$ $\;{\big\left\lbrace {\vec {u}}_{r_{i}}(t)\right\rbrace _{i\,\in \left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$ pouvant être positionnés de façon quelconque${\big ]}$ ou encore «$\;m_{1}\;z_{1}\;r_{1}\;{\vec {u}}_{r_{1}}(t)+m_{2}\;z_{2}\;r_{2}\;{\vec {u}}_{r_{2}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» $\;{\bigz_{1}=z_{2}=0,\;\;\forall \;t{\big ]}$ $\;{\big{\vec {u}}_{r_{2}}(t)\;$ et $\;{\vec {u}}_{r_{1}}(t)\;$ pouvant être positionnés de façon quelconque${\big ]}\;$ $\Rightarrow$
$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$
Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : existe-t-il d'autres points $\;A\;\in \left(\Delta \right)\;$ pour lequel cet axe serait « principal d'inertie du système » ? Pour répondre à cette question utilisons la formule de changement d'origine du moment cinétique vectoriel du système «$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)={\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)={\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$» avec $\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du système et $\;G\;$ le C.D.I. de ce dernier, nous en déduisons que «$\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\;$ sera égal à $\,{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A_{p}}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$» si «$\;{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)$ $={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» ou, sachant que Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : $\;G\;$ est, comme le système, en rotation autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\vec {V}}_{G}(t)={\vec {0}}\;$ ou $\;\neq {\vec {0}}\;$ mais orthoradial », avec cette dernière possibilité à rejeter car impliquant «$\;{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ radial et $\;\neq {\vec {0}}\;$», nous en déduisons «$\;{\overrightarrow {AA_{p}}}\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)=$ ${\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$ si $\;G\;\in \left(\Delta \right)\;$» soit encore Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : le C.D.I. $\;G\;$ du système $\;\left\lbrace M_{1}\,,\,M_{2}\right\rbrace \;$» confondu avec $\;A_{p}$ $\;{\big$noté $\;A\;$ sur le schéma ci-dessus${\big )}$ ; Remarques : Différents cas de figure pour lequel l'axe est principal d'inertie pour le point A : remarque : en conclusion, il n'existe pas d'autre point $\;A\;\in \left(\Delta \right)\;$ que $\;A_{p}\;$ pour lequel $\;\left(\Delta \right)\;$ est « axe principal d'inertie du système » dans ce cas particulier de configuration étudiée $\;{\big$ce point $\;A_{p}\;$ centre commun de rotation des deux points matériels est aussi celui de rotation du C.D.I. $\;G\;$ du système des deux points matériels $\;\left\lbrace M_{1}\,,\,M_{2}\right\rbrace {\big )}$.

### Définition du moment cinétique scalaire du système des deux points matériels relativement à Δ
#### Définition

Le moment cinétique scalaire du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» par rapport à un axe $\;\Delta$, à l'instant $\;t$, dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ est définie comme la projection orthogonale sur l'axe, du vecteur moment cinétique du système, au même instant $\;t$, dans le même référentiel $\;{\mathcal {R}}$, par rapport à un point $\;A\;$ quelconque de l'axe soit
$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst}},\;t)={\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\;t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$
$\;\forall \;A\;\in \;\Delta$
Justification de la définition : On justifie la définition du moment cinétique scalaire du système de deux points matériels en vérifiant que le moment cinétique vectoriel du système est équiprojectif c'est-à-dire en vérifiant la propriété «$\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\cdot {\overrightarrow {AA'}}={\vec {\sigma }}_{\!A'}({\text{syst}},\,t)\cdot {\overrightarrow {AA'}}\;$» ;
Justification de la définition : pour cela on utilise la formule de changement d'origine d'évaluation du moment cinétique vectoriel du système de deux points matériels entre $\;A\;$ et $\;A'\;$ soit «$\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=$ ${\vec {\sigma }}_{\!A'}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {AA'}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$» et on multiplie scalairement chaque membre par $\;{\overrightarrow {AA'}}\;$ en utilisant, dans le membre de droite, la distributivité de la multiplication scalaire relativement à l'addition vectorielle $\Rightarrow$ «$\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\cdot {\overrightarrow {AA'}}={\vec {\sigma }}_{\!A'}({\text{syst}},\,t)\cdot {\overrightarrow {AA'}}\;{\cancel {+\left[{\overrightarrow {AA'}}\wedge {\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\right]\cdot {\overrightarrow {AA'}}}}\;$» R.Q.F.D. ;
Justification de la définition : prenant deux points distincts $\;A\;$ et $\;A'\;$ quelconques sur l'axe $\;\Delta \;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, nous pouvons poser $\;{\overrightarrow {AA'}}={\overline {AA'}}\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ et l'équiprojectivité du moment cinétique vectoriel du système de deux points matériels se réécrit, après simplification par $\;{\overline {AA'}}\neq 0$, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\vec {\sigma }}_{\!A'}({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$», la valeur commune définissant le moment cinétique scalaire du système de deux points matériels.

#### Système de deux points matériels en translation dans le référentiel d'étude

Le moment cinétique vectoriel du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, s'exprimant, à l'instant $\;t\;$ relativement à un point $\;A\;$ quelconque d'un axe $\;\Delta$, «$\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst. en transl.}},\,t)=\;{\cancel {{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst. en transl.}},\,t)\;+}}\;{\overrightarrow {AG}}(t)\wedge {\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$» dans lequel «$\;{\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)=$ $m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$ d'où le moment cinétique scalaire du système en translation évalué par rapport à l'axe $\;\Delta \;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ «$\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en transl.}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst. en transl.}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=\left[{\overrightarrow {AG}}(t)\wedge {\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=$ $m_{\text{syst}}\left[{\overrightarrow {AG}}(t)\wedge {\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=m_{\text{syst}}\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\overrightarrow {AG}}(t)\right]\cdot {\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$» en utilisant l'invariance d'un produit mixte par permutation circulaire ou, en notant $\;H_{G}\;$ le projeté orthogonal de $\;G\;$ sur l'axe $\;\Delta \;$ «$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en transl.}},\,t)=m_{\text{syst}}\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\overrightarrow {H_{G}G}}(t)\right]\cdot {\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$» soit enfin, en utilisant le repérage cylindro-polaire de pôle $\;A\;$ et d'axe orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ $\Rightarrow$ les coordonnées cylindro-polaires de $\;G\;$ sont $\;\left(r_{G}\,,\,\theta _{G}\,,\,z_{G}\right)$ $\;{\big$avec pour base cylindro-polaire liée à $\;G$, $\;\left\lbrace {\vec {u}}_{r}\,,\,{\vec {u}}_{\theta }\,,\,{\vec {u}}_{\Delta }\right\rbrace {\big ]}\;$ $\Rightarrow$ $\;{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\overrightarrow {H_{G}G}}(t)=r_{G}(t)\;{\vec {u}}_{\theta }(t)\;$ ce qui permet de réécrire «$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en transl.}},\,t)\;$» selon «$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en transl.}},\,t)$ $=m_{\text{syst}}\;r_{G}(t)\left[{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\theta }(t)\right]\;$» ou, en notant $\;V_{\theta ,\,{\text{syst. en transl.}}}(t)\;$ la composante orthoradiale du vecteur vitesse de translation du système à l'instant $\;t$,
$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en transl.}},\,t)=m_{\text{syst}}\;r_{G}(t)\;V_{\theta ,\,{\text{syst. en transl.}}}(t)\;$

#### Système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe Δ de vecteur rotation instantanée fixé

Le moment cinétique vectoriel du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» en rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)$, de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, s'exprimant, à l'instant $\;t\;$ relativement à un point $\;A\;$ quelconque de $\;\left(\Delta \right)$, «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\right]\;$»$^,$ dans lequel «$\;J_{\Delta }=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}J_{\Delta }(M_{i})=$ $\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;r_{i}^{2}=m_{1}\;r_{1}^{2}+m_{2}\;r_{2}^{2}\;$» est le moment d'inertie du système relativement à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)$, $\;H_{i}\;$ le projeté orthogonal de $\;M_{i}\;$ sur l'axe et $\;{\overline {\Omega }}(t)={\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$ la vitesse angulaire de rotation du système autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, d'où le moment cinétique scalaire du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» en rotation autour de l'axe $\;\Delta \;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$, le moment scalaire étant évalué par rapport à $\;\left(\Delta \right)$, «$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst}},\,t)=$ ${\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=\left\lbrace J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\right]\right\rbrace \cdot {\vec {u}}_{\Delta }=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;{\cancel {-\;{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overline {AH_{i}}}\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\right]}}\;$» en utilisant la distributivité de la multiplication scalaire relativement à l'addition vectorielle ainsi que $\;{\overrightarrow {H_{i}M_{i}}}(t)\perp \;$ à $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;\;\forall \;M_{i}$, soit l'expression finale du moment cinétique scalaire du système en rotation autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ par rapport auquel le moment cinétique est évalué
$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overline {\Omega }}(t)\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$

### Énergie cinétique d'un système de deux points matériels
#### Définition

L'énergie cinétique, à l'instant $\;t$, du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ est la somme des énergies cinétiques des deux points matériels, définies au même instant $\;t$, dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ soit encore
$\;K({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}K_{M_{i}}(t)=K_{M_{1}}(t)+K_{M_{2}}(t)\;$
$\;K({\text{syst}},\,t)=\left\lbrace {\begin{array}{c c c c c}\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {{\vec {p}}_{M_{i}}^{\,2}}{2\;m_{i}}}(t)\!\!&=&\!\!\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,2}(t)\!\!&=&\!\!\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\\&&{\text{ou}}&&\\{\dfrac {{\vec {p}}_{M_{1}}^{\,2}}{2\;m_{1}}}(t)+{\dfrac {{\vec {p}}_{M_{2}}^{\,2}}{2\;m_{2}}}(t)\!\!&=&\!\!{\dfrac {1}{2}}\;m_{1}\;{\vec {V}}_{M_{1}}^{\,2}(t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{2}\;{\vec {V}}_{M_{2}}^{\,2}(t)\!\!&=&\!\!{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {p}}_{M_{1}}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{1}}(t)+{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {p}}_{M_{2}}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{2}}(t)\end{array}}\right\rbrace \;$
$\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;({\mathcal {R}})\;$
$\;t\;$
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;({\mathcal {R}})\;$
$\;t\;$

#### Cas d'un système de deux points matériels en translation de vecteur vitesse fixé

L'énergie cinétique, à l'instant $\;t$, du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$ au même instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big \$c'est-à-dire tel que $\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t),\;\;\forall \;i\;\in \;\left[\left[1\,,\,2\right]\right]{\big \}$, s'évaluant selon «$\;K({\text{syst. en transl.}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,2}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}^{\,2}(t)\;$» soit, en factorisant par $\;{\dfrac {{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}^{\,2}(t)}{2}}\;$ et reconnaissant $\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}=m_{\text{syst}}\;$ dans l'autre facteur
$\;K({\text{syst. en transl.}},\,t)={\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}^{\,2}(t)\;$
$\;{\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$
$\;K({\text{syst. en transl.}},\,t)={\dfrac {{\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}^{\,2}}{2\;m_{\text{syst}}}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;{\vec {P}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\cdot {\vec {V}}_{\text{syst. en transl.}}(t)\;$

#### Cas d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe Δ de vecteur rotation instantanée fixé

L'énergie cinétique du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\,\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,=\,1\,..\,2}\;$» en rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)$, de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big \$c'est-à-dire tel que $\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\vec {\Omega }}(t)\wedge {\overrightarrow {AM_{i}}}(t),\;\forall \;i\;\in \;\left[\left[1\,,\,2\right]\right]\;$ avec $\;A\;\in \;\Delta {\big \}$, s'évaluant selon «$\;K({\text{syst. en rot.}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {p}}_{M_{i}}(t)\cdot \left[{\vec {\Omega }}(t)\wedge {\overrightarrow {AM_{i}}}(t)\right]\;$» ou, en utilisant l'invariance d'un produit mixte par permutation circulaire «$\;K({\text{syst. en rot.}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {\Omega }}(t)\cdot \left[{\overrightarrow {AM_{i}}}(t)\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)\right]=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;{\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {\sigma }}_{\!A}(M_{i},\,t)\;$» soit, en factorisant par $\;{\dfrac {{\vec {\Omega }}(t)}{2}}\;$ et en reconnaissant dans l'autre facteur $\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {\sigma }}_{\!A}(M_{i},\,t)=$ ${\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst. en rot.}},\,t)\;$
$\;K({\text{syst. en rot.}},\,t)={\dfrac {1}{2}}\;{\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst. en rot.}},\,t)\cdot {\vec {\Omega }}(t)\;$
$\;K({\text{syst. en rot.}},\,t)={\dfrac {1}{2}}\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en rot.}},\,t)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$
$\;{\overline {\Omega }}(t)={\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;\sigma _{\!\Delta }({\text{syst. en rot.}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overline {\Omega }}(t)\;$
$\;J_{\Delta }=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;r_{i}^{2}=m_{1}\;r_{1}^{2}+m_{2}\;r_{2}^{2}\;$
$\;\left(\Delta \right)$
$\;K({\text{syst. en rot.}},\,t)={\dfrac {\sigma _{\!\Delta }^{\,2}({\text{syst. en rot.}})}{2\;J_{\Delta }}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }\;{\overline {\Omega }}^{2}(t)\;$

## Référentiel barycentrique d'un système de deux points matériels et cinétique associée
### Référentiel du centre de masse (ou barycentrique)
#### Définition

$\;{\big$
${\big )}\;$
${\mathcal {R}}^{*}\;$
$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;G\;$
$\;{\mathcal {R}}$
Remarques : $\;G\;$ étant immobile dans $\;{\mathcal {R}}^{*}$, le vecteur vitesse de $\;G\;$ dans $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ y est nul soit «$\;{\vec {V}}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}(G,\,t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» noté plus succinctement «$\;{\vec {V}}^{\,*}\!(G,\,t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$».
Remarques : Bien que ce ne soit pas une obligation, on prend usuellement comme origine du repère associé à $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ le point $\;G$.

#### Intérêt de son introduction

On peut décrire la cinématique d'un système de deux points matériels dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ en la considérant comme composée de deux mouvements :
$\;\succ \;$un mouvement de translation de vecteur vitesse égal, à l'instant $\;t$, à $\;{\vec {V}}_{/\,{\mathcal {R}}}\!(G,\,t)$, ce mouvement considérant le système à l'instant $\;t\;$ comme un solide $\;{\mathcal {S}}_{G}(t)\;$ et
$\;\succ \;$un mouvement de rotation ou de déformation du système relativement au solide $\;{\mathcal {S}}_{G}(t)\;$ lié au C.D.I. $\;G$ ;
le solide $\;{\mathcal {S}}_{G}(t)\;$ s'identifie au référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}$, ce dernier étant lié à $\;G$, en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{/\,{\mathcal {R}}}\!(G,\,t)\;$ relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ ;
la description de la cinématique du système se réduit donc à
$\;\succ \;$celle du mouvement du C.D.I. $\;G\;$ dans le référentiel d’étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et
$\;\succ \;$celle du mouvement de chaque point dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ c'est-à-dire à celle du mouvement barycentrique de chaque point.

### Grandeurs cinétiques barycentriques d'un système de deux points matériels
#### Résultante cinétique barycentrique

Définition : La résultante cinétique barycentrique $\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)$, à l'instant $\;t$, du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» est la somme des vecteurs quantité de mouvement barycentrique des deux points matériels du système soit
$\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {p}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)={\vec {p}}_{M_{1}}^{\,*}\!(t)+{\vec {p}}_{M_{2}}^{\,*}\!(t)\;$
$\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)=m_{1}\;{\vec {V}}_{M_{1}}^{\,*}\!(t)+m_{2}\;{\vec {V}}_{M_{2}}^{\,*}\!(t)\;$
Propriété : «$\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» car «$\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,*}\!(t)\;$» d'une part et «$\;{\vec {V}}_{G}^{\,*}\!(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» d'autre part ; Propriété : on en déduit «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {p}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$ $\Leftrightarrow$ $\;{\vec {p}}_{M_{1}}^{\,*}\!(t)+{\vec {p}}_{M_{2}}^{\,*}\!(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$».

#### Moment cinétique vectoriel barycentrique

Définition : Le moment cinétique barycentrique vectoriel, à l'instant $\;t$, du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» évalué en un point $\;O\;$ quelconque «$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» est la somme des vecteurs moment cinétique barycentrique des deux points matériels du système par rapport au même point $\;O\;$ au même instant $\;t\;$ soit
$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!(M_{i},\,t)={\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!(M_{1},\,t)+{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!(M_{2},\,t)\;$
$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {OM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)={\overrightarrow {OM_{1}}}(t)\wedge m_{1}\;{\vec {V}}_{M_{1}}^{\,*}\!(t)+{\overrightarrow {OM_{2}}}(t)\wedge m_{2}\;{\vec {V}}_{M_{2}}^{\,*}\!(t)\;$
Propriété : «$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» est indépendant du point origine $\;O\;$ et simplement noté «$\;{\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» en effet, si on applique la formule de changement d'origine de calcul du moment cinétique barycentrique entre deux points $\;O\;$ et $\;O'\;$ distincts on obtient «$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{O'}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OO'}}\wedge {\vec {P}}^{\,*}\!(t)\;$» avec $\;{\vec {P}}^{\,*}\!(t)={\vec {0}}\;$ d'où «$\;{\vec {\sigma }}_{O}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{O'}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t),\;\;\forall \;t,\;\;\forall \;\left\lbrace O\,,\,O'\right\rbrace \;$».

#### Énergie cinétique barycentrique

Définition : L'énergie cinétique barycentrique, à l'instant $\;t$, du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» est la somme des énergies cinétiques barycentriques des deux points matériels du système au même instant $\;t\;$ soit
$\;K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}K^{\,*}\!(M_{i},\,t)=K^{\,*}\!(M_{1},\,t)+K^{\,*}\!(M_{2},\,t)\;$
$\;K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\left[{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\right]^{2}\!(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {\left[{\vec {p}}_{M_{i}}^{\,*}\right]^{2}}{2\;m_{i}}}\!(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {{\vec {p}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\!(t)}{2}}\;$
$\qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \quad ={\dfrac {1}{2}}\;m_{1}\left[{\vec {V}}_{M_{1}}^{\,*}\right]^{2}\!(t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{2}\left[{\vec {V}}_{M_{2}}^{\,*}\right]^{2}\!(t)={\dfrac {\left[{\vec {p}}_{M_{1}}^{\,*}\right]^{2}}{2\;m_{1}}}\!(t)+{\dfrac {\left[{\vec {p}}_{M_{2}}^{\,*}\right]^{2}}{2\;m_{2}}}\!(t)={\dfrac {{\vec {p}}_{M_{1}}^{\,*}\!(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{1}}^{\,*}\!(t)}{2}}+{\dfrac {{\vec {p}}_{M_{2}}^{\,*}\!(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{2}}^{\,*}\!(t)}{2}}\;$

### Mouvement du référentiel barycentrique par rapport au référentiel d'étude et conséquence sur la dérivation temporelle d'une grandeur vectorielle

A priori, il est nécessaire de préciser le référentiel $\;{\big{\mathcal {R}}\;$ ou $\;{\mathcal {R}}^{*}{\big )}\;$ dans lequel on calcule la dérivée temporelle d'une fonction vectorielle $\;{\big$en effet, a priori, même si la norme de la fonction vectorielle est constante, sa direction peut être constante dans un référentiel et variable dans un autre, entraînant la nullité de la dérivée temporelle dans le 1er référentiel et la non nullité dans l’autre${\big ]}$ ;
toutefois, quand les deux référentiels sont en translation l'un par rapport à l'autre, les dérivées temporelles de grandeurs vectorielles sont identiques $\;{\big$voir le paragraphe « introduction (au changement de référentiel en cinématique newtonienne dans le cas du référentiel d'entraînement en translation relativement au référentiel absolu) » du chap.$1$ de la leçon « Mécanique du point en référentiel non galiléen »${\big ]}$, cela résulte du fait que la direction de la fonction vectorielle est alors indépendante du référentiel d'où
toutefois $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ étant en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{G}^{\,*}(t)\;$ relativement à $\;{\mathcal {R}}$, on aura «$\;\left[{\dfrac {d{\vec {A}}}{dt}}\right]_{{\mathcal {R}}^{*}}\!\!(t)=\left[{\dfrac {d{\vec {A}}}{dt}}\right]_{\mathcal {R}}\!\!(t)\;$» $\Rightarrow$ toutefois il est inutile de préciser le référentiel $\;{\big{\mathcal {R}}\;$ ou $\;{\mathcal {R}}^{*}{\big )}\;$ dans lequel on fait la dérivation temporelle de la grandeur vectorielle $\;{\vec {A}}(t)$, la dérivée temporelle étant simplement notée «$\;{\dfrac {d{\vec {A}}}{dt}}(t)\;$».

### Théorèmes de Kœnig (ou König)

Les théorèmes de Kœnig $\;{\big$ou König${\big )}\;$ permettent d'expliciter le changement de référentiel faisant passer du référentiel barycentrique d'un système fermé de matière au référentiel d'étude pour les grandeurs cinétiques « moment cinétique vectoriel » et « énergie cinétique » du système de matière ; ci-dessous on ne s'intéresse qu'aux systèmes de deux points matériels.

#### Théorème de Kœnig relatif au moment cinétique vectoriel (ou 1er théorème de Kœnig)
##### Énoncé

$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;O\;$
$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!({\text{syst}},\,t)\;$
* du moment cinétique barycentrique vectoriel du système «$\;{\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» évalué à l'instant $\;t\;$ et
* du moment cinétique vectoriel du C.D.I. $\;G\;$ du système évalué au même instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport au même point $\;O$ $\;{\big$en attribuant au point fictif $\;G\;$ la masse $\;m_{\text{syst}}{\big ]}\;$ «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!(G,\,t)={\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$» soit, mathématiquement «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\vec {\sigma }}_{O}\!(G,\,t)={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$».

##### Démonstration

Ayant établi la formule de changement d'origine du moment cinétique vectoriel d'un système de deux points matériels dans un référentiel d'étude et l'appliquant entre un point $\;O\;$ quelconque et le C.D.I. $\;G\;$ du système, on peut donc écrire «$\;{\vec {\sigma }}_{\!O}({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$» dans laquelle toutes les grandeurs cinétiques ou cinématiques sont définies dans le même référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ ;
il reste, pour terminer la démonstration du 1er théorème de Kœnig, à établir que le moment cinétique vectoriel du système évalué par rapport au C.D.I. $\;G\;$ du système, à l'instant $\;t$, dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, s'identifie au moment cinétique barycentrique vectoriel du système, au même instant $\;t$, c'est-à-dire au moment cinétique vectoriel du système, à l'instant $\;t$, dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}$, lequel moment, étant indépendant du point origine de calcul, peut être évalué au C.D.I. $\;G\;$ du système, soit encore à établir «$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)\;{\overset {\text{?}}{=}}\;{\vec {\sigma }}_{\!G}^{*}({\text{syst}},\,t)\;$» ;
pour cela on applique la loi de composition newtonienne des vitesses dans le cas où le référentiel d'entraînement est en translation relativement au référentiel absolu, « le référentiel absolu étant le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et le référentiel d'entraînement le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$», le mouvement d'entraînement d'un point $\;M_{i}\;$ quelconque étant une translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ $\Rightarrow$ le vecteur vitesse d'entraînement du point $\;M_{i}\;$ vérifie «$\;{\vec {V}}_{e,\,M_{i}}(t)={\vec {V}}_{G}(t),\;\forall \;M_{i},\;\forall \;t\;$» et la loi de composition newtonienne des vitesses du point $\;M_{i}\;$ s'écrit «$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)+{\vec {V}}_{G}(t)\;$» puis, en multipliant vectoriellement à gauche les deux membres par $\;m_{i}\;{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\;$ et en utilisant la distributivité de la multiplication vectorielle relativement à l'addition vectorielle dans le membre de droite «$\,{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)$ $={\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)+{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{G}(t)\,$», enfin en ajoutant ces $\;2\;$ relations «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge m_{i}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$», « 1er membre dans lequel on reconnaît $\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)\;$» et 2nd membre dans lequel « le 1er terme s'identifie à $\;{\vec {\sigma }}_{\!G}^{*}({\text{syst}},\,t)$», le « 2ème terme se réécrivant, en factorisant vectoriellement à droite par $\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ $\;\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\right]\wedge {\vec {V}}_{G}(t)={\vec {0}}\;$» par définition du C.D.I. du système de deux points matériels d'où finalement «$\;{\vec {\sigma }}_{\!G}({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!G}^{*}({\text{syst}},\,t)\;$» R.Q.F.D.

##### Version projetée sur une direction fixée du 1er théorème de Kœnig

$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;\Delta _{O}\;$
$\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$
$\;\sigma _{\Delta _{O}}\!({\text{syst}},\,t)\;$
* du moment cinétique barycentrique scalaire du système «$\;\sigma _{{\vec {u}}_{\Delta }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» évalué à l'instant $\;t\;$ relativement à la direction $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ et
* du moment cinétique scalaire du C.D.I. $\;G\;$ du système évalué au même instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport au même axe $\;\Delta _{O}$ $\;{\big$en attribuant au point fictif $\;G\;$ la masse $\;m_{\text{syst}}{\big ]}\;$ «$\;\sigma _{\Delta _{O}}\!(G,\,t)=\left[{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» soit, mathématiquement «$\;\sigma _{\Delta _{O}}\!({\text{syst}},\,t)=\sigma _{{\vec {u}}_{\Delta }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+\sigma _{\Delta _{O}}\!(G,\,t)=\sigma _{{\vec {u}}_{\Delta }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+\left[{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$».
Démonstration : Il suffit d'appliquer, à l'instant $\;t$, au système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$», le 1er théorème de Kœnig, dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, soit «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!({\text{syst}},\,t)=$ ${\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\vec {\sigma }}_{O}\!(G,\,t)={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$» puis Démonstration : Il suffit de multiplier chaque membre par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ définissant la direction de projection du 1er théorème de Kœnig, soit «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=\left[{\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\vec {\sigma }}_{O}\!(G,\,t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» ou, en utilisant la distributivité de la multiplication scalaire relativement à l'addition vectorielle, «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }+{\vec {\sigma }}_{O}\!(G,\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }+\left[{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» et enfin Démonstration : Il suffit de reconnaître dans «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» le moment cinétique scalaire du système à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ relativement à un axe $\;\Delta _{O}\;$ passant par $\;O\;$ et orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ «$\;\sigma _{\Delta _{O}}\!({\text{syst}},\,t)\;$», Démonstration : Il suffit de reconnaître dans «$\;{\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» le moment cinétique barycentrique scalaire du système à l'instant $\;t\;$ relativement à la direction $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ «$\;\sigma _{{\vec {u}}_{\Delta }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» et Démonstration : Il suffit de reconnaître dans «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!(G,\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» le moment cinétique scalaire du C.D.I. $\;G\;$ du système au même instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport au même axe $\;\Delta _{O}\;$ «$\;\sigma _{\Delta _{O}}\!(G,\,t)$ $=\left[{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$», Démonstration : soit finalement «$\;\sigma _{\Delta _{O}}\!({\text{syst}},\,t)=\sigma _{{\vec {u}}_{\Delta }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+\sigma _{\Delta _{O}}\!(G,\,t)=\sigma _{{\vec {u}}_{\Delta }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+\left[{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» R.Q.F.D.
Cas particulier d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe dans le référentiel d'étude : Soit le système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en rotation autour de l'axe $\;\Delta _{O}\;$ fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\bigg$le repère cartésien associé à $\;{\mathcal {R}}\;$ étant $\;\left\lbrace {\overrightarrow {Ox}}\,,\,{\overrightarrow {Oy}}\,,\,{\overrightarrow {Oz}}\right\rbrace$, $\;{\vec {u}}_{z}\;$ orientant $\;\Delta _{O}{\bigg ]}\;$ avec un vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)\;$ $\;{\big$voir figure ci-contre${\big )}$, le C.D.I. $\;G\;$ du système étant hors de l'axe $\;\Delta _{O}$, Cas particulier d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe dans le référentiel d'étude : le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système $\;{\bigg$le repère cartésien associé à $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ étant $\;\left\lbrace {\overrightarrow {Gx}}^{*}\,,\,{\overrightarrow {Gy}}^{*}\,,\,{\overrightarrow {Gz}}^{*}\right\rbrace \;$ choisis $\;\parallel \;$ aux axes du repère cartésien associé à $\;{\mathcal {R}}{\bigg ]}\;$ est en translation circulaire dans $\;{\mathcal {R}}\;$ avec un vecteur vitesse instantanée $\;{\vec {V}}_{/\,{\mathcal {R}}}(G,\,t)$ ; Cas particulier d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe dans le référentiel d'étude : $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ étant en translation relativement à $\;{\mathcal {R}}$, le mouvement barycentrique du système des deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{1}\left(m_{1}\right),\right.$ $\left.M_{2}\left(m_{2}\right)\right\rbrace \;$» est en rotation autour de l'axe $\;\Delta _{G}\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ avec un vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}(t)={\vec {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)\;$ ; Cas particulier d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe dans le référentiel d'étude : l'application du 1er théorème de Kœnig au système des deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» dans sa version projetée sur une direction orientée par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ nous conduit à «$\;\sigma _{\Delta _{O}}\!({\text{syst}},\,t)$ $=\sigma _{{\vec {u}}_{\Delta }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+\sigma _{\Delta _{O}}\!(G,\,t)\;$» avec
* «$\;\sigma _{{\vec {u}}_{\Delta }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}(t)=J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)\;$» dans lequel «$\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\left[r_{i}^{*}\right]^{2}=m_{1}\left[r_{1}^{*}\right]^{2}+m_{2}\left[r_{2}^{*}\right]^{2}\;$ est le moment d'inertie du système par rapport à l'axe $\;\Delta _{G}\;$», avec $\;r_{i}^{*}\;$ la distance orthogonale séparant le point $\;M_{i}\;$ de l'axe $\;\Delta _{G}$, «$\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}(t)={\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)\;$ étant la vitesse angulaire instantanée de rotation du système définie selon $\;{\overrightarrow {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\overrightarrow {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» et
* «$\;\sigma _{\Delta _{O}}\!(G,\,t)=\left[{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{/\,{\mathcal {R}}}(G,\,t)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=J_{\Delta _{O}}(G)\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)\;$» dans lequel «$\;J_{\Delta _{O}}(G)=m_{\text{syst}}\;r_{G}^{\,2}\;$ est le moment d'inertie du C.D.I. $\;G\left(m_{\text{syst}}\right)\;$ par rapport à l'axe $\;\Delta _{O}\;$», avec $\;r_{G}\;$ la distance orthogonale séparant le C.D.I. $\;G\;$ de l'axe $\;\Delta _{O}$, d'où
$\;\sigma _{\Delta _{O}}\!({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)+J_{\Delta _{O}}(G)\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)=\left[J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})+J_{\Delta _{O}}(G)\right]{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)\;$
Cas particulier d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe dans le référentiel d'étude : soit, en évaluant directement le moment cinétique scalaire du système par rapport à l'axe $\;\Delta _{O}\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ par «$\;\sigma _{\Delta _{O}}\!({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta _{O}}({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)\;$ dans lequel «$\;J_{\Delta _{O}}({\text{syst}})=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;r_{i}^{\,2}=m_{1}\;r_{1}^{\,2}+m_{2}\;r_{2}^{\,2}\;$ est le moment d'inertie du système par rapport à l'axe $\;\Delta _{O}\;$», avec $\;r_{i}\;$ la distance orthogonale séparant le point $\;M_{i}\;$ de l'axe $\;\Delta _{O}\;$ et Cas particulier d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe dans le référentiel d'étude : soit, en identifiant les deux expressions de $\;\sigma _{\Delta _{O}}\!({\text{syst}},\,t)\;$ déterminée directement et par 1er théorème de Kœnig dans sa version projetée sur la direction $\;{\vec {u}}_{\Delta }$,
$\;J_{\Delta _{O}}({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)=\left[J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})+J_{\Delta _{O}}(G)\right]{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t)\;$
$\Downarrow$
$\;{\big \$
$\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}}(t){\big \}$
$\;J_{\Delta _{O}}({\text{syst}})=J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})+J_{\Delta _{O}}(G)=J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})+m_{\text{syst}}\;r_{G}^{\,2}\;$
$\;{\big$
${\big )}\;$
$\;r_{G}\;$
$\;\Delta _{G}\;$
$\;\Delta _{O}$

#### Théorème de Kœnig relatif à l'énergie cinétique (ou 2ème théorème de Kœnig)
##### Énoncé

$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;K({\text{syst}},\,t)\;$
* de l'énergie cinétique barycentrique du système «$\;K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» évalué à l'instant $\;t\;$ et
* de l'énergie cinétique du C.D.I. $\;G\;$ du système évalué au même instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ $\;{\big$en attribuant au point fictif $\;G\;$ la masse $\;m_{\text{syst}}{\big ]}\;$ «$\;K\!(G,\,t)={\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$» soit, mathématiquement «$\;K({\text{syst}},\,t)=K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+K\!(G,\,t)=K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$».

##### Démonstration

L'énergie cinétique du système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» étant définie,
* à l'instant $\;t$, dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, selon «$\;K({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,2}\!(t)\;$» et,
* dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}$, au même instant $\;t$, selon «$\;K^{*}({\text{syst}},\,t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\,\left[{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\right]^{\!2}\!(t)\;$»,
nous déterminons le lien entre les deux en appliquant la loi de composition newtonienne des vitesses dans le cas où le référentiel d'entraînement est en translation relativement au référentiel absolu, « le référentiel absolu étant le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et le référentiel d'entraînement le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$», le mouvement d'entraînement d'un point $\;M_{i}\;$ quelconque étant une translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ $\Rightarrow$ le vecteur vitesse d'entraînement du point $\;M_{i}\;$ vérifie «$\;{\vec {V}}_{e,\,M_{i}}(t)={\vec {V}}_{G}(t),\;\forall \;M_{i},\;\forall \;t\;$» et la loi de composition newtonienne des vitesses du point $\;M_{i}\;$ s'écrit «$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)=$ ${\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)+{\vec {V}}_{G}(t)\;$» puis, en formant le carré scalaire multiplié par $\;{\dfrac {m_{i}}{2}}\;$ de chaque membre et en développant le membre de droite «$\;{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,2}(t)={\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\left[{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\right]^{2}\!(t)+m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$», enfin en ajoutant ces $\;2\;$ relations «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,2}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\left[{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}\right]^{2}\!(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {1}{2}}\;m_{i}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$», « 1er membre dans lequel on reconnaît $\;K({\text{syst}},\,t)\;$» et 2nd membre dans lequel « le 1er terme s'identifie à $\;K^{*}({\text{syst}},\,t)\;$», le « 2ème terme se réécrivant, en factorisant scalairement par $\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ $\;\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;{\vec {V}}_{M_{i}}^{\,*}(t)\right]\cdot {\vec {V}}_{G}(t)={\vec {P}}^{\,*}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)=0\;$» par nullité de la résultante cinétique barycentrique du système de deux points matériels et le « 3ème terme, en factorisant par $\;{\dfrac {{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)}{2}}$, $\;\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\right]{\dfrac {{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)}{2}}={\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)=K(G,\,t)\;$» d'où finalement «$\;K({\text{syst}},\,t)$ $=K^{*}({\text{syst}},\,t)+\;K(G,\,t)=K^{*}({\text{syst}},\,t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{\,2}(t)\;$» R.Q.F.D.

##### Exemple d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe Δ$_G$ de vecteur rotation instantanée barycentrique fixé

Considérons un système de deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en rotation autour d'un axe $\;\Delta _{G}\;$ passant par le C.D.I. $\;G\;$ du système et de direction fixe dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système, avec un vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}(t)\;$ à l'instant $\;t$, Considérons le C.D.I. $\;G\;$ du système se déplaçant dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et y ayant un vecteur vitesse instantanée $\;{\vec {V}}_{/\,{\mathcal {R}}}(G,\,t)\;$ au même instant $\;t$, l'application du 2ème théorème de Kœnig au système des deux points matériels «$\;\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» nous conduit à «$\;K({\text{syst}},\,t)=K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+K\!(G,\,t)\;$» avec
* «$\;K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)={\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}^{\,2}(t)\;$» dans lequel «$\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\left[r_{i}^{*}\right]^{2}=m_{1}\left[r_{1}^{*}\right]^{2}+m_{2}\left[r_{2}^{*}\right]^{2}\;$ est le moment d'inertie du système par rapport à l'axe $\;\Delta _{G}\;$», avec $\;r_{i}^{*}\;$ la distance orthogonale entre le point $\;M_{i}\;$ et l'axe $\;\Delta _{G}$, «$\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}(t)\;$ étant la vitesse angulaire de rotation du système à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ soit $\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}(t)={\overrightarrow {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» $\;{\big \{\vec {u}}_{\Delta }\;$ étant le vecteur unitaire orientant $\;\Delta _{G}{\big \}$ $\;{\big$cette partie d’énergie cinétique correspondant à la rotation propre barycentrique du système des deux points${\big ]}\;$ et
* «$\;K\!(G,\,t)={\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{/\,{\mathcal {R}}}^{\,2}(G,\,t)\;$» dans lequel «$\;m_{\text{syst}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}=m_{1}+m_{2}\;$ est la masse du système » $\;{\big$cette partie d’énergie cinétique correspondant à la translation d'ensemble du système des deux points dans le référentiel d'étude${\big ]}\;$ d'où
$\;K({\text{syst}},\,t)=K^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+K\!(G,\,t)={\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}^{\,2}(t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{/\,{\mathcal {R}}}^{\,2}(G,\,t)\;$

## Dynamique d'un système de deux points matériels dans un référentiel galiléen
### Systèmes de forces extérieures, de forces intérieures, résultante des systèmes de forces

Les notions de systèmes de forces sont introduites dans le cadre de la dynamique newtonienne, toutefois elles restent applicables dans celui de la dynamique relativiste $\;{\big$une force devant être invariante par changement de référentiel${\big )}\;$ ainsi que la notion associée de « résultante ».

#### Définition des systèmes de forces extérieures, de forces intérieures

$\;\succ \;$Une force extérieure est une force que l'extérieur du système de deux points matériels «$\;\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)\;$» exerce sur un point de ce système «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» ; le système des forces extérieures est alors défini comme l'ensemble des forces «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$ que chaque système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ de $\;\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)\;$ exerce sur chaque point $\;M_{i}\;$ de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» $\;{\bigg$ou encore «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{\begin{array}{l}i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]\\k\,\in \,\left[\left[1\,,\,p\right]\right]\end{array}}\;$»${\bigg ]}$.
$\;\succ \;$Une force intérieure est une force qu'un point du système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» exerce sur un autre point ce système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$ ; le système des forces intérieures est alors défini comme l'ensemble des forces $\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\begin{array}{l}i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]\\j\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]\,{\text{avec}}\,j\,\neq \,i\end{array}}\;$ que chaque point $\;M_{j}\;$ de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ exerce sur chaque point $\;M_{i}\;$ de $\;\left({\mathcal {S}}\right)$.
Remarques : Dans le système des forces intérieures on a à envisager l’action que $\;M_{j}\;$ exerce sur $\;M_{i}\;$ mais aussi l’action que $\;M_{i}\;$ exerce sur $\;M_{j}\;$ avec $\;j\neq i$ ; on parle alors d’interactions entre les deux points et si l’une est appelée arbitrairement « action », l’autre est alors nommée « réaction ». Newton a énoncé un principe « traitant de l’action et de la réaction » ou des « actions réciproques », ce principe constitue la 3ème brique fondamentale de la construction de la mécanique newtonienne du point matériel au même titre que le principe d’inertie ou le p.f.d.n. et il est connu par les anglo-saxons sous le nom de 3ème loi de Newton.

#### Rappel du principe de l'action et de la réaction (ou 3ème loi de Newton)

Le principe des actions réciproques $\;{\big$ou 3ème loi de Newton${\big )}\;$ a déjà été énoncé et commenté au paragraphe « énoncé du principe des actions réciproques et commentaires » du chap.$6$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI », il ne s'agit donc que d'un rappel.
$\;M_{1}\;$
$\;M_{2}\;$
$\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;$
$\;M_{2}\;$
$\;M_{1}\;$
$\;{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;$
$\;M_{1}\;$
$\;M_{2}\;$
$\;M_{1}\;$
$\;M_{2}$
$\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}+{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}={\vec {0}}\;$
$\;{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}\wedge {\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}={\vec {0}}\;$
Commentaires : En « dynamique newtonienne » les forces étant invariantes par changement de référentiel et le déplacement relatif $\;{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}\;$ en étant indépendant également, le principe est applicable dans n'importe quel référentiel ;
Commentaires : la 2ème relation $\;{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}\wedge {\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}={\vec {0}}\;$ peut s'écrire encore, en utilisant la 1ère relation, $\;{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}\wedge {\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}={\vec {0}}$, ces deux formes équivalentes traduisent le fait que les supports de $\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;$ et $\;{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;$ sont identiques, de support commun $\;\left(M_{1}M_{2}\right)$, la 1ère relation $\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}+{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}={\vec {0}}\;$ ajoutant que les forces sont de sens opposées et de même norme.

#### Résultante d'un système de forces
##### Résultante du système des forces extérieures (ou encore résultante dynamique)

$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;(\Sigma _{k})\;$
$\;M_{i}$

##### Résultante du système des forces intérieures

$\;{\vec {F}}_{\text{int}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;{\vec {F}}_{\text{int}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]={\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}+{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$
$\;M_{j}\neq M_{i}\;$
$\;M_{i}$
Propriété : Une conséquence du principe des actions réciproques en dynamique newtonienne est « la nullité de la résultante des forces intérieures s’exerçant sur un système de deux points matériels en dynamique newtonienne » soit
$\;{\vec {F}}_{\text{int}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]={\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}+{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}={\vec {0}}\;$
Propriété Démonstration : cette propriété résulte de la 1ère relation du principe de l'action et de la réaction en dynamique newtonienne, on a $\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}+{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}={\vec {0}}$.

### Théorème de la résultante cinétique, théorème du mouvement du centre d'inertie (ou théorème du centre d’inertie ou de masse)
#### Théorème de la résultante cinétique

Voir aussi le paragraphe « théorème de la résultante cinétique d'un système fermé de points matériels » du chap.$9$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».
$\;{\mathcal {R}}$
$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$
$\;t$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$
$\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$
$\;t$
$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)={\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)$
Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système $\;{\big$déformable ou non${\big )}\;$ de deux points matériels.
Démonstration : Le référentiel d'étude étant galiléen, on peut appliquer, à chaque point matériel $\;M_{i}\;$ du système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, la r.f.d. soit
$\;{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}F_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}={\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$
Démonstration : Le référentiel d'étude étant galiléen, on peut faire la somme de ces $\;2\;$ relations ce qui donne $\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}F_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$ ou $\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left(\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}F_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right)={\dfrac {d\left(\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {p}}_{M_{i}}\right)}{dt}}(t)$,
* le 1er terme du 1er membre étant la résultante dynamique $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ s'exerçant sur le système de deux points matériels,
* le 2ème terme du 1er membre, la résultante des forces intérieures $\;{\vec {F}}_{\text{int}}\;$ exercées sur tout le système, résultante nulle en toute circonstance soit $\;{\vec {F}}_{\text{int}}={\vec {0}}\;$ et
* le 2nd membre, la dérivée temporelle de la résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ du système de deux points matériels soit $\;{\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)\;$ d'où
$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)+{\vec {0}}={\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)\;$
$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)={\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)\;$

#### Théorème du mouvement du centre d'inertie (ou théorème du centre d’inertie ou de masse)

Voir aussi le paragraphe « théorème du mouvement du centre d'inertie d'un système fermé de points matériels » du chap.$9$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$
$\;t$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\big$
${\big )}$
$\;m_{\text{syst}}\;$
$\;G_{\text{syst}}\;$
$\;t$
$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {a}}_{G_{\text{syst}}}(t)$
Commentaires : ce théorème s'applique exclusivement, en dynamique newtonienne, à un système $\;{\big$déformable ou non${\big )}\;$ de deux points matériels.
Démonstration : Cela découle de l'application, dans le référentiel galiléen $\;{\mathcal {R}}$, du théorème de la résultante cinétique au système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ soumis, à l'instant $\;t$, à la résultante dynamique $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ soit $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)={\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)\;$ dans laquelle $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$ est la résultante cinétique du système au même instant $\;t\;$ et, Démonstration : Cela découle de la propriété liant, dans le cadre de la cinétique newtonienne, la résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)$, la masse $\;{\big$inerte${\big )}$ $\;m_{\text{syst}}\;$ et le vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{G_{\text{syst}}}(t)\;$ du C.D.I. du système à savoir $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G_{\text{syst}}}(t)\;$ dont on déduit, Démonstration : $\;{\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {a}}_{G_{\text{syst}}}(t)$, la masse du système de deux points matériels étant constante, soit, Démonstration : par report dans l'expression du théorème de la résultante cinétique, $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {a}}_{G_{\text{syst}}}(t)\;$ (C.Q.F.D.).

#### Théorèmes de l'inertie

Préliminaire : Les théorèmes de l'inertie appliqués à un système de deux points matériels sont des cas particuliers des deux théorèmes précédents, il ne serait donc pas nécessaire de les faire apparaître dans l'exposé si ce n'est pour satisfaire une présentation historique $\;\ldots$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;{\big$
${\big )}\;$
Démonstration : Le principe fondamental de la dynamique appliqué à un point matériel $\;M_{i}\;$ quelconque de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ postule l'existence d'au moins un référentiel dans lequel, par absence de forces extérieures appliquées à $\;\left({\mathcal {S}}\right)$ $\;{\big$le système étant isolé${\big ]}\;$ «$\;{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}\,\neq \,M_{i}}={\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$» d'où, en faisant ajoutant ces relations écrites pour chaque point et en utilisant la conséquence du principe des actions réciproques que l'on suppose applicable dans le référentiel considéré à savoir $\;{\vec {F}}_{\text{int}}={\vec {0}}\;$ ainsi que la définition de la résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {p}}_{M_{i}}$, on établit $\;{\vec {0}}={\dfrac {d{\vec {P}}_{\text{syst}}}{dt}}(t)\;$ soit, après intégration relativement au temps, le théorème énoncé.
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$
$\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\big$
${\big )}\;$
Démonstration : Appliquant le théorème de l'inertie au système isolé $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ on en déduit l'existence d'un référentiel d'espace-temps $\;{\mathcal {R}}\;$ dans lequel la résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}\;$ de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est conservée au cours du temps puis, comme $\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ avec $\;m_{\text{syst}}=cste\;$ pour un système de deux points matériels, on en déduit la conservation du vecteur vitesse du C.D.I. $\;G\;$ du système et par suite un mouvement rectiligne uniforme de $\;G$.

#### Conséquences

Conséquence du théorème de la résultante cinétique : Si le système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est « pseudo isolé » c'est-à-dire si la résultante dynamique appliquée au système est telle que $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}={\vec {0}}$, l'application du théorème de la résultante cinétique au système dans un référentiel galiléen implique, après intégration par rapport au temps $\;t$,
$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)={\overrightarrow {\text{cste}}}\;\;\forall \;t$
Conséquence du théorème du mouvement du centre d'inertie : Si le système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est « pseudo isolé » c'est-à-dire si la résultante dynamique appliquée au système est telle que $\;{\vec {F}}_{\text{ext}}={\vec {0}}$, l'application du théorème du mouvement du C.D.I. au système dans un référentiel galiléen implique, après intégration par rapport au temps $\;t$,
$\;{\vec {V}}_{G_{\text{syst}}}(t)={\overrightarrow {\text{cste}}}\;\;\forall \;t$

### Moments résultants d’un système de forces calculé en O (a priori quelconque)

Les notions de systèmes de forces sont introduites dans le cadre de la dynamique newtonienne, toutefois elles restent applicables dans celui de la dynamique relativiste $\;{\big$une force devant être invariante par changement de référentiel${\big )}\;$ ainsi que les notions associées de moments résultants vectoriel et scalaire.

#### Moment résultant vectoriel du système de forces extérieures calculé en O (ou encore moment résultant vectoriel dynamique)

$\;O\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;O\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\overrightarrow {OM_{i}}}\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;(\Sigma _{k})\;$
$\;M_{i}$

#### Moment résultant vectoriel du système de forces intérieures calculé en O

$\;O\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;O\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace ={\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\right]+{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\right]\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$
$\;M_{j}\neq M_{i}\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]={\overrightarrow {OM_{i}}}\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}$
Propriété : Une conséquence du principe des actions réciproques en dynamique newtonienne est « la nullité du vecteur moment résultant des forces intérieures s’exerçant sur un système de deux points matériels en dynamique newtonienne » soit
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace ={\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\right]+{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\right]={\vec {0}}\;$
Propriété Démonstration : le vecteur moment résultant des forces intérieures s'exerçant sur le système «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$», avec $\;O\;$ comme point origine d'évaluation des moments vectoriels, s'écrivant $\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}=$ ${\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\right]+{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\right]={\overrightarrow {OM_{1}}}(t)\wedge {\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}+{\overrightarrow {OM_{2}}}(t)\wedge {\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;$ ou, Propriété Démonstration : ayant, d’après la 1ère relation du principe de l'action et de la réaction en dynamique newtonienne, $\;{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}=-{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;$ soit, en substituant $\;{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;$ par $\;-{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;$ et en factorisant vectoriellement à droite par $\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}=\left[{\overrightarrow {OM_{1}}}-{\overrightarrow {OM_{2}}}\right]\wedge \;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}={\overrightarrow {M_{2}M_{1}}}\wedge \;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;$», Propriété Démonstration : enfin, d’après la 2ème relation du principe de l'action et de la réaction en dynamique newtonienne, on a $\;{\overrightarrow {M_{2}M_{1}}}\wedge \;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}={\vec {0}}\;$ d'où la propriété énoncée $\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}={\vec {0}}$.

#### Commentaires sur le système des forces intérieures appliqué à un système de deux points matériels

Le système des forces intérieures appliqué à un système de deux points matériels a une résultante et un moment résultant vectoriel par rapport à n'importe quel point origine tous deux nuls $\;{\big$en effet si le moment résultant vectoriel est nul par rapport à un point origine $\;O$, il l'est par rapport à tout autre point origine $\;O'\neq O\;$ car la résultante l'est aussi${\big )}$ ;
toutefois, dans le cas général, le système des forces intérieures appliqué à un système de deux points matériels n'est pas équivalent à un système de forces nul $\;{\big$en particulier nous verrons que la puissance développée par le système de forces intérieures s'exerçant sur un système de deux points matériels déformable n’est pas nul, alors que celui d'un système de forces nul l'est évidemment${\big )}$.

#### Moment résultant scalaire d’un système de forces par rapport à un axe Δ
##### Rappel de la définition d'un moment scalaire de force à partir du moment vectoriel de celle-ci

Le moment scalaire d'une force $\;{\vec {F}}(M)\;$ par rapport à l'axe $\;\left(\Delta \right)$, noté $\;{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}(M)\right]\;$ est le projeté, sur l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, du moment vectoriel de cette force par rapport à un point $\;O\;$ quelconque de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ soit
$\;{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}(M)\right]={\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}(M)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }=\left[{\overrightarrow {OM}}\wedge {\vec {F}}(M)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$
$\;\forall \;O\;\in \,\left(\Delta \right)\;$

##### Moment résultant scalaire du système de forces extérieures (ou moment résultant dynamique scalaire) appliqué à un système de deux points matériels

$\;\Delta \;$
$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\Delta \;$
$\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$
$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[{\overrightarrow {OM_{i}}}\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }$
$\;\forall \;O\;\in \,\left(\Delta \right)\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;(\Sigma _{k})\;$
$\;M_{i}$

##### Définition du moment résultant scalaire du système de forces intérieures appliqué à un système de deux points matériels et propriété

$\;\Delta \;$
$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{int}}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\Delta \;$
$\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{int}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace ={\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\right]+{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\right]\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;$
$\;M_{j}\neq M_{i}\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]=\left[{\overrightarrow {OM_{i}}}\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }$
Propriété : Une conséquence du principe des actions réciproques en dynamique newtonienne est « la nullité du moment résultant scalaire des forces intérieures s’exerçant sur un système de deux points matériels en dynamique newtonienne » soit
$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{int}}}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace ={\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\right]+{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\right]=0\;$
Propriété Démonstration : ayant établi au paragraphe « définition du moment résultant vectoriel du système de forces intérieures appliqué à un système discret fermé de points matériels et propriété » plus haut dans ce chapitre «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}={\vec {0}}\;$» on en déduit aisément, en multipliant scalairement chaque membre par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\vec {0}}\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» c'est-à-dire la propriété énoncée «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{int}}}=0\;$».

### Théorèmes des moments cinétiques
#### Théorème du moment cinétique vectoriel
##### Énoncé et démonstration

Voir aussi le paragraphe « théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système discret de points matériels » du chap.$5$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;O\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;O\;$
$\;t$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}(t)\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;O$
$\;t$
$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{O}({\text{syst}},\,t)\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$
Démonstration : Considérant le système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» étudié dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen et un point $\;O\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport auquel on détermine les moments vectoriels,
Démonstration : le théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à chaque point matériel $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, moments évalués relativement au point $\;O\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$, s'écrivant «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right](t)+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right](t)$ $={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}(M_{i})}{dt}}(t)\;$»,
Démonstration : on fait la somme de ces $\;2\;$ relations $\Rightarrow$ «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right](t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right](t)\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}(M_{i})}{dt}}(t)\;$» et on reconnaît dans
* « le 1er terme du 1er membre » le vecteur moment résultant dynamique appliqué au système de deux points matériels évalué au point origine $\;O\;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}(t)\;$»,
* « le 2ème terme du 1er membre » le vecteur moment résultant des forces intérieures appliquées au système de deux points matériels évalué au même point $\;O\;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{int}}}(t)={\vec {0}}\;$» et
* « le 2ème membre » encore égal, par « permutation de la somme discrète et de la dérivation temporelle », à «$\;{\dfrac {d\!\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {\sigma }}_{O}(M_{i})\right]}{dt}}(t)\;$» c'est-à-dire la dérivée temporelle du vecteur moment cinétique du système de deux points matériels par rapport au même point $\;O\;$ au même instant $\;t$.
Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système $\;{\big$déformable ou non${\big )}\;$ de deux points matériels.

##### Conséquence : condition de conservation du moment cinétique vectoriel

Il y a conservation du moment cinétique vectoriel d'un système de deux points matériels par rapport à un point $\;O\;$ fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen à savoir «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{O}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=$ ${\overrightarrow {\text{cste}}},\;\;\forall \;t\;$» si le vecteur moment résultant dynamique en $\;O\;$ appliqué au système est nul à tout instant $\;t\;$ c'est-à-dire si «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{O,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$», cette propriété résultant de l'application du théorème du moment cinétique vectoriel au système de deux points matériels en un point $\;O\;$ fixe dans un référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{O,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$» dans lequel la nullité du 1er membre conduit à celle du 2ème membre c'est-à-dire à «$\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» d'où, après intégration par rapport au temps, «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{O}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\overrightarrow {\text{cste}}},\;\;\forall \;t$» ;
le vecteur moment résultant dynamique appliqué au système de deux points matériels par rapport au point $\;O\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen peut être nul par
$\;O\;$
$\;O\;$

##### Prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel en un point A mobile dans le référentiel d'étude

Le prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système de deux points matériels en un point origine $\;A\;$ mobile dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen n'est pas mémoriser quand le point origine $\;A\;$ a un mouvement quelconque relativement au système dans $\;{\mathcal {R}}\;$ car d'utilisation trop restreinte mais il faut savoir le retrouver si besoin est ;
toutefois son cas particulier où le point origine d'évaluation des moments vectoriels est le C.D.I. $\;G\;$ du système est utilisé plus fréquemment et par suite est à retenir.
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;A\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;A\;$
$\;t$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\;$
$\;A\;$
$\;t$
$\;{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$
$\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$
$\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;t\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$
Commentaires : Ce prolongement de théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système fermé $\;{\big$déformable ou non${\big )}\;$ de points matériels.
Commentaires : En cinétique newtonienne la résultante cinétique d'un système de deux points matériels $\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$ est lié à la vitesse du C.D.I. $\;G\;$ du système $\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\;$ et à la masse de ce dernier $\;m_{\text{syst}}\;$ par $\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\!G}(t)$ $\;{\big$voir le paragraphe « propriété de liaison avec le C.D.I. (de la résultante cinétique d'un système de deux points matériels) » plus haut dans ce chapitre${\big ]}$, l'expression mathématique du prolongement du théorème se réécrivant selon «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)+m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {V}}_{\!G}(t)\;$» ; Commentaires : par contre, en cinétique relativiste, il n'y a pas de lien simple entre la résultante cinétique $\;{\vec {P}}_{\text{relativ}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$ d'un système de deux points matériels et le mouvement du C.D.I. $\;G\;$ du système d'où aucune autre réécriture du prolongement de ce théorème en dynamique relativiste.
Démonstration : Considérant le système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» étudié dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen et un point $\;A\;$ mobile dans $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport auquel on détermine les moments vectoriels ;
Démonstration : on exprime d'abord la forme du théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un point matériel $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, moments évalués relativement au point $\;A\;$ mobile dans $\;{\mathcal {R}}\;$, en écrivant ce théorème relativement à un point origine $\;O\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$ soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right](t)+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right](t)={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}(M_{i})}{dt}}(t),\;\;\left({\mathfrak {a}}\right)\;$» puis on effectue le changement d'origine selon «$\;\left\lbrace {\begin{array}{l l l}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right]\!\!&=&\!\!{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right]\!\!&+&\!\!{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\\{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\!\!&=&\!\!{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\!\!&+&\!\!{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\\{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}(M_{i})\!\!&=&\!\!{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})\!\!&+&\!\!{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\vec {p}}_{M_{i}}(t)\end{array}}\right\rbrace \;$» que l'on reporte dans la relation $\;\left({\mathfrak {a}}\right)\;$ après dérivation de la dernière expression selon «$\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!O}(M_{i})}{dt}}(t)$ $={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {p}}_{\!M_{i}}(t)+{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$», ce qui donne, après factorisation vectorielle partielle à gauche par $\;{\overrightarrow {OA}}(t)\;$ dans le 2ème terme
$\;\left\lbrace {\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right]+{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right\rbrace +\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]+{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge \left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]\right\rbrace ={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {p}}_{\!M_{i}}(t)+{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t),\;\;\left({\mathfrak {a}}'\right)\;$
Démonstration : ou encore, en appliquant la r.f.d.n. à $\;M_{i}\;$ $\Rightarrow$ $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}={\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}+{\overrightarrow {OA}}(t)\wedge \left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]={\overrightarrow {OA}}(t)\wedge {\dfrac {d{\vec {p}}_{M_{i}}}{dt}}(t)\;$» d'où la réécriture de la relation $\;\left({\mathfrak {a}}'\right)\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right]+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right]={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {p}}_{\!M_{i}}(t)\;$»
Démonstration : soit, enfin en ajoutant les $\;2\;$ relations, «$\;\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de}}\,{\mathcal {S}}\right)}\right](t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\right](t)\right\rbrace =\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})}{dt}}(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left[{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {p}}_{\!M_{i}}(t)\right]\;$» et on reconnaît dans
* « le 1er terme du 1er membre » le vecteur moment résultant dynamique appliqué au système de deux points matériels évalué au point origine $\;A\;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\;$»,
* « le 2ème terme du 1er membre » le vecteur moment résultant des forces intérieures appliquées au système de deux points matériels évalué au même point $\;A\;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{int}}}(t)={\vec {0}}\;$»,
* « le 1er terme du 2ème membre » égal, après « permutation de la somme discrète et de la dérivation temporelle », à «$\;{\dfrac {d\!\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}(M_{i})\right]}{dt}}(t)\;$» c'est-à-dire à la dérivée temporelle du vecteur moment cinétique du système de deux points matériels par rapport au même point $\;A\;$ au même instant $\;t\;$ et enfin
* « le 2ème terme du 2ème membre » dans lequel on effectue une factorisation vectorielle à gauche par $\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge \left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {p}}_{\!M_{i}}(t)\right]\;$» reconnaissant dans le 2ème facteur du produit vectoriel le vecteur résultante cinétique du système de deux points matériels «$\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» d'où la réécriture de ce terme selon «$\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» ;
Démonstration : finalement le théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système de deux points matériels dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, moments évalués relativement à un point $\;A\;$ mobile dans $\;{\mathcal {R}}$, prend la forme «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» d'où l'énoncé $\;{\big$qui n'est pas à retenir mais à retrouver si besoin est${\big )}$.

##### Théorème du moment cinétique vectoriel en G (centre d'inertie du système de deux points matériels) dans le référentiel d'étude

C'est un cas particulier du prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à un système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le cas où le point origine d'évaluation des moments vectoriels est mobile dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen car le C.D.I. $\;G\;$ du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est mobile $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big$le seul cas où $\;G\;$ y serait fixe est «$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ isolé ou pseudo-isolé sans vitesse initiale »${\big ]}$ :
le prolongement du théorème dans lequel on utilise «$\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\;$» $\;{\big$voir le paragraphe « propriété de liaison avec le C.D.I. (de la résultante cinétique d'un système de deux points matériels) » plus haut dans ce chapitre${\big ]}$, conduit donc à «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;{\cancel {+\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\wedge \left[m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\right]}}\;$» d'où l'énoncé :
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;G\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)$
$=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;G\;$
$\;t$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$
$\;G\;$
$\;t$
$\;{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$
Remarque : Même si le point origine d'évaluation des moments vectoriels est le C.D.I. $\;G\;$ du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, le théorème est appliqué dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen $\;{\big$et non dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}$, lequel est en général non galiléen${\big ]}$.

#### Théorème du moment cinétique scalaire, énoncé et démonstration

Voir aussi le paragraphe « théorème du moment cinétique scalaire appliqué à un système discret de points matériels » du chap.$5$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

##### Cas d'un mouvement quelconque

$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;\Delta \;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;\Delta \;$
$\;t$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;\Delta$
$\;t$
$\;\sigma _{\Delta }({\text{syst}},\,t)\;$
$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\sigma _{\Delta }({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$
Démonstration : Considérant le système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» étudié dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen et un axe $\;\Delta \;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}\;$ par rapport auquel on détermine les moments scalaires, l'axe $\;\Delta \;$ étant orienté par le vecteur unitaire $\;{\vec {u}}_{\Delta }$,
Démonstration : le théorème du moment cinétique vectoriel appliqué au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, moments évalués relativement à un point $\;O\;$ quelconque, fixe sur $\;\Delta \;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$, s'écrivant «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$»,
Démonstration : on multiplie scalairement chaque membre par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!O,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{O}({\text{syst}})}{dt}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» et on reconnaît
* dans « le 1er membre » le moment résultant dynamique scalaire appliqué au système de deux points matériels évalué par rapport à l'axe $\;\Delta \;$ à l'instant $\;t\;$ «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$» et
* dans « le 2ème membre » se transformant en «$\;{\dfrac {d\left[{\overrightarrow {\sigma }}_{O}({\text{syst}})\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\right]}{dt}}(t)\;$» compte-tenu de la constance de $\;{\vec {u}}_{\Delta }$, la dérivée temporelle du moment cinétique scalaire du système de deux points matériels par rapport au même axe $\;\Delta \;$ au même instant $\;t$, «$\;{\dfrac {d\sigma _{\Delta }({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$».
Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système $\;{\big$déformable ou non${\big )}\;$ de deux points matériels.

##### Cas d’un système en rotation autour d’un axe Δ fixe

Voir aussi le paragraphe « application du théorème du moment cinétique scalaire au cas d'un système fermé de matière en rotation autour d'un axe Δ fixe quelconque dans un référentiel d'étude galiléen » du chap.$6$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;t$
$\;{\mathcal {M}}_{\Delta ,\,{\text{ext}}}\!\left(t\right)\;$
$\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;{\overline {\Omega }}(t)\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;t$
$\;{\big$
$\;{\overline {\Omega }}(t)\;$
$\;\theta (t)\;$
$\;{\mathcal {R}}{\big ]}\;$
$\;{\mathcal {M}}_{\Delta ,\,{\text{ext}}}\!\left(t\right)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d^{2}\theta }{dt^{2}}}(t)\;$
Commentaire : sous cette forme, ce théorème applicable en dynamique newtonienne à un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe, ne l'est pas en dynamique relativiste.
Démonstration : Ayant rappelé, dans le paragraphe « moment cinétique scalaire d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe Δ de vecteur rotation instantanée fixé » plus haut dans ce chapitre, le lien entre le moment cinétique scalaire du système par rapport à l'axe $\;\Delta \;$ de rotation $\;\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}},\,t\right)$, la vitesse angulaire $\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ de rotation et le moment d'inertie $\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$ à savoir «$\;\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}},\,t\right)$ $=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» et appliquant le théorème du moment cinétique scalaire au système sous sa forme la plus générale «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)=$ ${\dfrac {d\sigma _{\Delta }({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$», il suffit alors d'expliciter la dérivée temporelle du moment cinétique scalaire dans le cas du système en rotation sachant que le moment d'inertie du système relativement à cet axe est une constante, soit «$\;{\dfrac {d\sigma _{\Delta }({\text{syst}})}{dt}}(t)={\dfrac {d\left[J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}\right]}{dt}}(t)$ $=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» et par suite «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» R.Q.F.D.
Remarque : Sachant $\;{\big$voir le paragraphe « expression du vecteur moment cinétique dans le cas d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe fixe de vecteur rotation instantanée fixé (le point origine de calcul étant un point A quelconque de l'axe) » plus haut dans ce chapitre${\big ]}\;$ que «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)=J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)-{\overline {\Omega }}(t)\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}m_{i}\;z_{i}\;r_{i}\;{\vec {u}}_{r_{i}}(t)\right]\;$» dans laquelle «$\;\left(r_{i},\,\theta _{i},\,z_{i}\right)\;$» sont les coordonnées cylindro-polaires de pôle $\;A\;$ et d'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }$ $\;{\big$de sens a priori arbitraire sur $\;\left(\Delta \right)\;$ mais pratiquement choisi dans le sens de rotation quand celui-ci, connu, ne change pas${\big ]}\;$ du point $\;M_{i},\,\left(m_{i}\right)$ $\;{\big$la base cylindro-polaire liée à $\;M_{i}\;$ étant notée $\;\left({\vec {u}}_{r_{i}}\,,\,{\vec {u}}_{\theta _{i}}\,,\,{\vec {u}}_{\Delta }\right){\big ]}\;$, $\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du système par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$, $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ le vecteur rotation instantanée du système à l'instant $\;t\;$ et $\;{\overline {\Omega }}(t)=$ ${\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$ la vitesse angulaire de rotation du système au même instant $\;t$, nous constatons que, dans le cas général, «$\;{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\neq J_{\Delta }\;{\overrightarrow {\Omega }}(t)\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma }}_{\!A}}{dt}}({\text{syst}},\,t)\neq$ $J_{\Delta }\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» d'où Remarque : le théorème du moment cinétique vectoriel d'un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans le référentiel d'étude galiléen s'écrit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)=$ ${\dfrac {d{\vec {\sigma }}_{A}({\text{syst}})}{dt}}(t)\;$» avec «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\neq J_{\Delta }\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» dans le cas général où l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ n'est pas un axe principal d'inertie du système ;
Remarque : par contre, dans le cas particulier où l'axe $\;\left(\Delta \right)$, fixe dans le référentiel d'étude galiléen, est un axe principal d'inertie du système de deux points matériels autour duquel il est en rotation, le théorème du moment cinétique vectoriel du système en rotation autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ s'écrit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d{\vec {\sigma }}_{A}({\text{syst}})}{dt}}(t)=J_{\Delta }\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\Omega }}}{dt}}(t)=J_{\Delta }\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;{\vec {u}}_{\Delta }=J_{\Delta }\;{\dfrac {d^{2}\theta }{dt^{2}}}(t)\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$», $\;A\;$ étant un point quelconque de $\;\left(\Delta \right)$.
Conséquence : Si le moment résultant dynamique scalaire du système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$ en rotation autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen est nul c'est-à-dire si «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)=0\;$», le système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ tourne à vitesse angulaire conservée dans le temps c'est-à-dire «$\;{\overline {\Omega }}(t)=cste,\;\;\forall \;t\;$».

#### Complément, système de deux points en rotation autour d’un axe Δ se déplaçant dans le référentiel d'étude en y gardant une direction fixe

Le prolongement du théorème du moment cinétique scalaire appliqué à un système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ de direction fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen $\;{\big$ce qui a pour conséquence que le vecteur unitaire $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ orientant $\;\left(\Delta \right)\;$ est un vecteur constant dans $\;{\mathcal {R}}{\big ]}\;$ n'est pas mémoriser car d'utilisation trop restreinte mais il faut savoir le retrouver si besoin est ;
il se déduit du prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en un point origine $\;A\;$ mobile dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, $\;A\;$ étant choisi sur $\;\left(\Delta \right)\;$ de façon à ce que $\;\left\lbrace {\begin{array}{c}{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)={\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\\\sigma _{\!\Delta }({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}_{\!A}({\text{syst}},\,t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\end{array}}\right\rbrace \;$ soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)+{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» dans laquelle «$\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$ est la résultante cinétique du système » et «$\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\;$ le vecteur vitesse du point $\;A\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$» définis tous deux à l'instant $\;t\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }+\left[{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$» dans laquelle on reconnaît
* dans le 1er membre, le moment résultant dynamique scalaire du système relativement à l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ soit «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$»,
* dans le 1er terme du 2ème membre, la dérivée temporelle du moment cinétique scalaire du système relativement à l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ car «$\;{\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }={\dfrac {d\left[{\overrightarrow {\sigma _{\!A}}}\!\left({\text{syst}}\right)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\right]}{dt}}(t)\;$» compte-tenu du fait que $\;{\vec {u}}_{\Delta }={\overrightarrow {\text{cste}}}\;$ soit «$\;{\dfrac {d\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$» et
* dans le 2ème terme du 2ème membre, un produit mixte «$\;\left[{\vec {V}}_{\!A}(t)\wedge {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\right]\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$ a priori $\;\neq 0\;$» ou encore, «$\;\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$ a priori $\;\neq 0\;$» en utilisant l'invariance d'un produit mixte par permutation circulaire,
soit finalement, sans utiliser le caractère rotatif du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)+\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» ;
pour un système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation, à l'instant $\;t$, à la vitesse angulaire $\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ se translatant dans $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\big$donc gardant une direction fixe${\big ]}$, le moment cinétique scalaire du système à l'instant $\;t$, dans $\;{\mathcal {R}}$, s'exprimant selon «$\;\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}},\,t\right)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» avec $\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du système par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ $\Rightarrow$ «$\;{\dfrac {d\sigma _{\!\Delta }\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)=$ $J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» d'où l'énoncé du prolongement du théorème du moment cinétique scalaire appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ de direction fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen.
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;t$
$\;{\mathcal {M}}_{\Delta ,\,{\text{ext}}}\!\left(t\right)\;$
$\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;{\overline {\Omega }}(t)\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;t$
$\;{\big$
$\;{\overline {\Omega }}(t)\;$
$\;\theta (t)\;$
$\;{\mathcal {R}}{\big ]}\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;{\vec {P}}_{\text{syst}}(t)\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {M}}_{\Delta ,\,{\text{ext}}}\!\left(t\right)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)+\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d^{2}\theta }{dt^{2}}}(t)+\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$
$\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$
$\;\left(\Delta \right)\;$
$\;A\;$
Commentaires : sous cette forme, ce prolongement de théorème applicable en dynamique newtonienne à un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe de direction fixe, ne l'est pas en dynamique relativiste.
Commentaires : Le terme correctif «$\;\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» se réécrivant, en tenant compte de «$\;{\vec {P}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\;$» $\;{\big$voir le paragraphe « propriété de liaison avec le C.D.I. (de la résultante cinétique du système de deux points matériels) » plus haut dans ce chapitre${\big ]}$, «$\;m_{\text{syst}}\left[{\vec {u}}_{\Delta }\wedge {\vec {V}}_{\!A}(t)\right]\cdot {\vec {V}}_{\!G}(t)\;$» est nul dans le cas de nullité d'un produit mixte c'est-à-dire dans le cas où
* l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ glisse sur lui-même $\Rightarrow$ $\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\;$ du point fixe $\;A\;$ de $\;\left(\Delta \right)\;$ est colinéaire à $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$ ou,
* l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ se translate parallèlement au mouvement du C.D.I. $\;G\;$ du système $\Rightarrow$ $\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\;$ du point fixe $\;A\;$ de $\;\left(\Delta \right)\;$ est colinéaire à $\;{\vec {V}}_{\!G}(t)\;$ ou encore,
* l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ passe par le C.D.I. $\;G\;$ du système $\;{\big$ce qui est certainement le cas le plus fréquemment rencontré${\big ]}\;$ $\Rightarrow$ $\;{\vec {V}}_{\!A}(t)\;$ du point fixe $\;A\;$ de $\;\left(\Delta \right)\;$ est colinéaire à $\;{\vec {V}}_{\!G}(t)$ ;
Commentaires : en conclusion le prolongement du théorème du moment cinétique scalaire appliqué à un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe de direction fixe dans le référentiel d'étude galiléen prend la forme simplifiée «$\;{\mathcal {M}}_{\Delta ,\,{\text{ext}}}\!\left(t\right)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)=J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\dfrac {d^{2}\theta }{dt^{2}}}(t)\;$» dans le cas où l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ glisse sur lui-même ou si la translation de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ se fait parallèlement à la trajectoire du C.D.I. $\;G\;$ du système $\;{\big$dont un cas particulier est l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ passant par $\;G\;$ c'est-à-dire «$\;\left(\Delta \right)=\left(\Delta _{G}\right)\;$»${\big ]}$.

### Puissance des systèmes de forces relativement au référentiel d'étude

Les notions de systèmes de forces sont introduites dans le cadre de la dynamique newtonienne, toutefois elles restent applicables dans celui de la dynamique relativiste $\;{\big$une force devant être invariante par changement de référentiel${\big )}\;$ ainsi que la notion associée de puissance développée.

#### Puissance du système de forces extérieures relativement au référentiel d'étude

$\;{\mathcal {R}}$
$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$
$\;t$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;t$
$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)},\,t\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;(\Sigma _{k})\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
* 1er cas particulier, système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ : «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;$» dans laquelle «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ est la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» ; 1er cas particulier, démonstration : il suffit de factoriser scalairement par $\;{\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;$ dans l'expression définissant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$», on obtient ainsi «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=$ $\left[\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\cdot {\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;$», le facteur entre crochets s'identifiant à la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ R.Q.F.D.
* 2ème cas particulier, système (indéformable) de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en rotation de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ : «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» dans laquelle «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ est le moment résultant dynamique scalaire appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ à l'instant $\;t\;$» et «$\;{\overline {\Omega }}(t)={\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$ la vitesse angulaire de rotation, à l'instant $\;t$, de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$» ; 2ème cas particulier, démonstration : on utilise l'expression du vecteur vitesse de $\;M_{i}\;$ lors d'un mouvement circulaire de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ avec $\;A\;\in \;\Delta \;$ «$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)$ $={\overrightarrow {\Omega }}(t)\wedge {\overrightarrow {AM_{i}}}(t)\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot \left[{\overrightarrow {\Omega }}(t)\wedge {\overrightarrow {AM_{i}}}(t)\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\overrightarrow {\Omega }}(t)\cdot \left[{\overrightarrow {AM_{i}}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\;$» en utilisant l'invariance d'un produit mixte par permutation circulaire, nouvelle expression dans laquelle on reconnaît le vecteur moment de la force $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$ relativement au point $\;A\;$ dans le facteur entre crochets $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\overrightarrow {\Omega }}(t)\cdot {\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\;$» puis, en factorisant scalairement par $\;{\vec {\Omega }}(t)$, «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\overrightarrow {\Omega }}(t)\cdot \left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace ={\overrightarrow {\Omega }}(t)\cdot {\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\;$» en reconnaissant dans le facteur entre accolades le moment résultant dynamique vectoriel appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ par rapport à $\;A\;$ et enfin, en explicitant $\;{\vec {\Omega }}(t)\;$ en fonction de la vitesse angulaire de rotation de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ «$\;{\vec {\Omega }}(t)={\overline {\Omega }}(t)\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$», on obtient «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)$ $=\left[{\overline {\Omega }}(t)\;{\vec {u}}_{\Delta }\right]\cdot {\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)={\overline {\Omega }}(t)\left[{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!A,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\right]={\overline {\Omega }}(t)\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$» R.Q.F.D.
* 3ème cas particulier, système indéformable de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en mouvement quelconque dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ : «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\;$» dans laquelle «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ est la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$», «$\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ le vecteur vitesse du C.D.I. de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$», «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique vectoriel appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ par rapport au C.D.I. de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» et «$\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\;$ le vecteur rotation instantanée, à l'instant $\;t$, de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ autour de l'axe $\;\Delta _{G}(t)\;$ dans le référentiel barycentrique du solide $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$» $\;{\big$ou dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, les deux étant en translation l'un par rapport à l'autre${\big )}$ ; 3ème cas particulier, démonstration : comme cela a été introduit dans le paragraphe « référentiel barycentrique intérêt de son introduction » plus haut dans ce chapitre, le mouvement général d'un système de deux points matériels «$\;{\mathcal {S}}\;$» indéformable $\;{\big$c'est-à-dire un solide au sens de la mécanique${\big )}\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ est un mouvement composé 3ème cas particulier, démonstration : $\;\succ \;$d'une translation de vecteur vitesse, à l'instant $\;t$, «$\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ relativement à $\;{\mathcal {R}}\;$» dans lequel $\;G\;$ est le C.D.I. du système et 3ème cas particulier, démonstration : $\;\succ \;$d'une rotation autour de son C.D.I. $\;G\;$ de vecteur rotation instantanée $\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du solide d'où 3ème cas particulier, démonstration : le vecteur vitesse du point $\;M_{i}\;$ à l'instant $\;t\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$, «$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\vec {V}}_{G}(t)+{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\wedge {\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\;$» dont on déduit l'expression de la puissance développée par la force extérieure agissant sur $\;M_{i}\;$ à l'instant $\;t$, «$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)},\;t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot \left[{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\wedge {\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\right]\;$» et, en ajoutant ces $\;2\;$ relations, la puissance $\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$ cherchée «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{G}(t)\right]+\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot \left[{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\wedge {\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\right]\right\rbrace \;$» ce qui donne 3ème cas particulier, démonstration : $\;\succ \;$dans le 1er terme, après factorisation scalaire par $\;{\vec {V}}_{G}(t)$, «$\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\cdot {\vec {V}}_{G}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)\;$» et 3ème cas particulier, démonstration : $\;\succ \;$dans le 2ème terme, en utilisant l'invariance d'un produit mixte par permutation circulaire, «$\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace {\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\cdot \left[{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace \;$» puis la factorisation scalaire par $\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)$, «$\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\cdot \left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[{\overrightarrow {GM_{i}}}(t)\wedge {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace ={\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\cdot {\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$» en reconnaissant dans le facteur entre accolades le moment résultant dynamique vectoriel appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ par rapport à $\;G\;$ d'où 3ème cas particulier, démonstration : «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}(t)}(t)\;$» R.Q.F.D.

#### Puissance du système de forces intérieures relativement au référentiel d'étude

$\;t$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;t$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]\right\rbrace ={\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]+{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]\;$
$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;t\;$
$\;M_{j}\neq M_{i}\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
Autres expressions : la 1ère découle de l'utilisation de $\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}=-{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;$ et de l'introduction du référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ lié au point $\;M_{1}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, Autres expressions : la 2nde est obtenue à partir de la 1ère mais sans la restriction permettant de ne pas compter deux fois le couple $\;\left(i\,,\,j\neq i\right)\;$ par exemple «$\;j>i$ $\;{\big$ou $\;j<i{\big )}\;$» $\;{\big$sans cette restriction on obtient $\;2\;$ fois plus de termes dans la double somme${\big ]}\;$ d'où le facteur $\;{\dfrac {1}{2}}\;$ pour compenser :
Autres expressions : $\;\succ \;$«$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]+{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]={\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]\;$» avec «$\;{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]={\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\cdot {\vec {V}}_{M_{2}\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}(t)\;$» la puissance développée, à l'instant $\;t$, par la force que le point $\;M_{1}\;$ exerce sur le point $\;M_{2}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ lié à $\;M_{1}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ $\;{\Big \$on peut aussi utiliser le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{2}\;$ lié à $\;M_{2}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ pour écrire «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]\;$» avec «$\;{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]={\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\cdot {\vec {V}}_{M_{1}\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}(t)\;$» la puissance développée, à l'instant $\;t$, par la force que le point $\;M_{2}\;$ exerce sur le point $\;M_{1}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{2}\;$ lié à $\;M_{2}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}{\Big \}$ ;
Autres expressions : $\;\succ \;$«$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]+{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]={\dfrac {1}{2}}\left\lbrace {\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]+{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]\right\rbrace \;$» dans lesquelles «$\;{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}(t)\;$» c'est-à-dire la puissance développée, à l'instant $\;t$, par la force que $\;M_{j}\;$ exerce sur $\;M_{i}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}\;$ lié à $\;M_{j}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ ;
Autres expressions : démonstration de la 1ère autre expression de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)$ : la définition de la puissance développée par les forces intérieures s'exerçant sur le système $\;{\mathcal {S}}\;$ étant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=$ ${\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]+{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]={\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{1}}(t)+{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{2}}(t)\;$» se réécrit Autres expressions : démonstration : en utilisant la 1ère relation introduite dans le principe des actions réciproques à savoir «$\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}(t)=-{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}(t)\;$» pour factoriser scalairement le terme entre crochets par «$\;{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}(t)\;$», ce qui donne «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}(t)\cdot \left[{\vec {V}}_{M_{2}}(t)-{\vec {V}}_{M_{1}}(t)\right]\,$» ou encore,
Autres expressions : démonstration : en évaluant dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ la grandeur vectorielle «$\;{\vec {V}}_{M_{2}}(t)-{\vec {V}}_{M_{1}}(t)\;$» on obtient «$\;{\vec {V}}_{M_{2}}(t)-{\vec {V}}_{M_{1}}(t)=\left[{\dfrac {d{\overrightarrow {OM_{2}}}}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!\!(t)-\left[{\dfrac {d{\overrightarrow {OM_{1}}}}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!\!(t)$ $=\left[{\dfrac {d\,[{\overrightarrow {OM_{2}}}-{\overrightarrow {OM_{1}}}]}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!\!(t)=\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!\!(t)\;$» $\;{\big$cette dernière expression résultant de l'utilisation de la relation de Chasles${\big )}$, c'est-à-dire la dérivée temporelle, dans $\;{\mathcal {R}}$, du « vecteur position relative $\;{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}(t)\;$ de $\;M_{2}\;$ relativement à $\;M_{1}\;$ à l'instant $\;t\;$» ou, « vecteur position de $\;M_{2}\;$ à l'instant $\;t\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ lié à $\;M_{1}\;$ en translation par rapport à $\;{\mathcal {R}}\;$», ou encore, avec $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ en translation par rapport à $\;{\mathcal {R}}\;$ $\Rightarrow$ «$\;\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!\!(t)=\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\!(t)\;$» cette dernière expression définissant le « vecteur vitesse relative à l'instant $\;t\;$ de $\;M_{2}\;$ dans $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ noté $\;{\vec {V}}_{\!M_{2}\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}(t)\;$» soit finalement «$\;{\vec {V}}_{M_{2}}(t)-{\vec {V}}_{M_{1}}(t)$ $={\vec {V}}_{\!M_{2}\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}(t)\;$» et par suite
Autres expressions : démonstration : «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\vec {F}}_{\!M_{2}\,\leftarrow \,M_{1}}(t)\cdot {\vec {V}}_{\!M_{2}\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}(t)={\mathcal {P}}_{/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\!\left[{\vec {F}}_{\!M_{2}\,\leftarrow \,M_{1}}(t)\right]\;$» R.Q.F.D.
Autres expressions : démonstration : Remarque : L'expression utilisant le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{2}\;$ lié à $\;M_{2}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ s'obtient en permutant les indices «$\;_{1}\;$ et $\;_{2}\;$» selon «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)$ $={\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]+{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]={\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{1}}(t)+{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{2}}(t)={\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{1}}(t)-{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{2}}(t)\;$ en remplaçant $\;{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}(t)\;$ par $\;-{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}(t)\;$ d'où $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=$ ${\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}(t)\cdot \left[{\vec {V}}_{M_{1}}(t)-{\vec {V}}_{M_{2}}(t)\right]{\overset {\cdots }{\;=\;}}{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{1}\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}(t)\;$».
Conséquences : $\;\succ \;$ «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{2}\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}(t)={\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{1}\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}(t)\;$» ne dépendant que des directions communes des axes des repères associés aux référentiels $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ ou $\;{\mathcal {R}}_{2}\;$ et $\;{\mathcal {R}}\;$ mais non de leur origine $\;M_{1}\;$ ou $\;M_{2}\;$ et $\;O$, a même valeur dans tout référentiel en translation par rapport aux $\;{\mathcal {R}}$, en particulier dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)$.
Conséquences : $\;\succ \;$ Dans le cas général «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{2}\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}(t)={\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{1}\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}(t)\;$» est «$\;\neq 0\;$» car dépendant de la vitesse relative du point $\;M_{2}\;$ par rapport au point $\;M_{1}$ $\;{\big \$ou de celle du point $\;M_{1}\;$ par rapport au point $\;M_{2}{\big \}$ $\;{\big$et celles-ci sont non nulles si le système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est déformable${\big ]}$.
Conséquences : $\;\succ \;$ Si le système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est indéformable, «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{2}\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}(t)={\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}(t)\cdot {\vec {V}}_{M_{1}\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}(t)=0\;$» car «$\;{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}={\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;{\vec {u}}_{M_{1}\,\rightarrow \,M_{2}}\;$» par 2ème relation du principe des actions réciproques et la composante sur $\;{\vec {u}}_{M_{1}\,\rightarrow \,M_{2}}\;$ de $\;{\vec {V}}_{M_{2}\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}(t)\;$ étant $\;{\dot {r}}_{1\,,\,2}\;$ avec $\;r_{2\,,\,1}=M_{1}M_{2}=cste\;$ $\Rightarrow$ $\;{\dot {r}}_{1\,,\,2}=0\;$ d'où «$\;{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\cdot {\vec {V}}_{M_{2}\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}(t)=0\;$».

### Théorème de la puissance cinétique

Voir aussi le paragraphe « énoncé (du théorème de la puissance cinétique appliqué à un système de matière quelconque dans un référentiel d'étude galiléen) » du chap.$10$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

#### Énoncé et démonstration

$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;t$
$\;{\dot {K}}_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$
$\;{\dot {K}}_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)+{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système $\;{\big$déformable ou non${\big )}\;$ de deux points matériels.
Démonstration : Dans le référentiel d'étude galiléen $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$, on applique le théorème de la puissance cinétique à chaque point matériel $\;M_{i}\;$, soit
$\;{\dot {K}}_{M_{i}}(t)={\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,{\text{ext de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\right]\!(t)+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]\!(t),\;\;\left({\mathfrak {b}}\right)\;$
Démonstration : Dans le référentiel d'étude galiléen Rgal, on fait la somme, membre à membre, des $\;2\;$ relations $\;\left({\mathfrak {b}}\right)\;$ ainsi définies à l'instant $\;t\;$
$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dot {K}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left\lbrace {\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,{\text{ext de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\right]\!(t)+\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]\!(t)\right\rbrace$
$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dot {K}}_{M_{i}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,{\text{ext de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\right]\!(t)+\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]\!(t)\right\rbrace$
* le 1er membre «$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\dot {K}}_{M_{i}}(t)\;$» se réécrivant «$\;{\dfrac {d\left[\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{K}_{M_{i}}\right]}{dt}}(t)\;$» après permutation de la dérivation temporelle et de l'addition est égale à la dérivée temporelle de l’énergie cinétique du système «$\;K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)$ $=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{K}_{M_{i}}(t)\;$» à l'instant $\;t\;$ c'est-à-dire à la puissance cinétique du système «$\;{\dot {K}}_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$» au même instant $\;t$,
* le 1er terme du 2nd membre «$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,{\text{ext}}}\right]\!(t)\;$» définit la puissance développée, à l'instant $\;t$, par les forces extérieures appliquées au système «$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,{\text{ext}}}\right]\!(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$» et
* le 2ème terme du 2nd membre «$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]\!(t)\right\rbrace \;$» la puissance développée, à l'instant $\;t$, par les forces intérieures appliquées au système «$\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{M_{i}\,\leftarrow \,M_{j}}\right]\!(t)\right\rbrace$ $={\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$»,
Démonstration : Dans le référentiel d'étude galiléen Rgal, d’où la démonstration du théorème de la puissance cinétique appliqué à un système de deux points matériels.

#### Cas particulier d'un système de deux points matériels indéformable

Voir aussi le paragraphe « théorème de la puissance cinétique appliqué à un solide dans le référentiel d'étude galiléen » du chap.$10$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI ».

##### Conséquence de la nullité de la puissance du système de forces intérieures s'exerçant sur le système de deux points matériels indéformable

Le théorème de la puissance cinétique se simplifie dans le cas particulier d'un système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» indéformable car nous avons établi au paragraphe « 3ème conséquence d'évaluation de la puissance du système de forces intérieures relativement au référentiel d'étude » plus haut dans ce chapitre que cette dernière est nulle soit «$\;{\mathcal {P}}_{{\text{int}}\,{\text{syst. indéform.}}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$» d'où l'énoncé du théorème :
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;t$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$
$\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\dot {K}}_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$
$\;{\dot {K}}_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
Commentaire : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système indéformable de deux points matériels $\;\ldots$

##### Cas d'un système de deux points matériels indéformable en translation

Soit un système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en translation $\;{\big$donc indéformable${\big )}\;$ de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : la puissance développée par le système des forces extérieures appliqué au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en translation s'écrivant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)\;$» avec «$\;F_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» et l'énergie cinétique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en translation «$\;K_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}(t)\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du système », le théorème de la puissance cinétique appliqué au système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en translation $\;{\big$donc indéformable${\big )}\;$ relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen se réécrit «$\;{\dfrac {d\left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}\right]}{dt}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)\;$».

##### Cas d'un système de deux points matériels indéformable en rotation autour d'un axe fixe de vecteur rotation instantanée donné

Soit un système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en rotation $\;{\big$donc indéformable${\big )}\;$ de vitesse angulaire instantanée $\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : la puissance développée par le système des forces extérieures appliqué au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation autour d'un axe fixe s'écrivant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» avec «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique scalaire appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ relativement à $\;\left(\Delta \right)\;$» et l'énergie cinétique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation autour d'un axe fixe «$\;K_{({\mathcal {S}})\,{\text{en rot.}}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\mathcal {S}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}(t)\;$» avec «$\;J_{\Delta }({\mathcal {S}})\;$ le moment d'inertie du système », le théorème de la puissance cinétique appliqué au système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation autour d'un axe fixe $\;{\big$donc indéformable${\big )}\;$ relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen se réécrit «$\;{\dfrac {d\left[{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\mathcal {S}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}\right]}{dt}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$».

##### Complément, système de deux points matériels indéformable en mouvement quelconque

Soit un système de deux points matériels indéformable «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en mouvement quelconque dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen, mouvement composé d'une translation de vecteur vitesse, à l'instant $\;t$, $\;{\vec {V}}_{G}(t)$, $\;G\;$ étant le C.D.I. du système, et d'une rotation de vecteur rotation instantanée, au même instant $\;t$, $\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}}(t)\;$ autour d'un axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ passant par $\;G$ : la puissance développée par le système des forces extérieures appliqué au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en mouvement quelconque s'écrivant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}}(t)\;$» avec «$\;F_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» ainsi que «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique vectoriel appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$ évalué par rapport à $\;G\;$» et l'énergie cinétique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en mouvement quelconque «$\;K_{({\mathcal {S}})}(t)=K_{({\mathcal {S}})}^{\,*}(t)+{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}(t)\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du système », «$\;K_{({\mathcal {S}})}^{\,*}(t)\;$ l'énergie cinétique barycentrique du système encore égale à $\;K_{({\mathcal {S}})}^{\,*}(t)={\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\mathcal {S}})\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}}^{\,2}(t)$, $\;J_{\Delta _{G}}({\mathcal {S}})\;$ étant le moment d'inertie du système par rapport à l'axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$», le théorème de la puissance cinétique appliqué au système indéformable de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en mouvement quelconque dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen se réécrit «$\;{\dfrac {d\left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}+{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\mathcal {S}})\;{\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}}^{\,2}\right]}{dt}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{G}(t)+{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\cdot {\vec {\Omega }}_{\,/\,\Delta _{G}}(t)\;$».

### Travail développé par les systèmes de forces relativement au référentiel d'étude

Les notions de systèmes de forces sont introduites dans le cadre de la dynamique newtonienne, toutefois elles restent applicables dans celui de la dynamique relativiste $\;{\big$une force devant être invariante par changement de référentiel${\big )}\;$ ainsi que les notions associées de travaux élémentaire et fini.

#### Travail développé par le système des forces extérieures relativement au référentiel d'étude
##### Travail élémentaire développé par le système des forces extérieures relativement au référentiel d'étude

$\;{\mathcal {R}}$
$\;\delta W_{\text{ext}}(t)\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;dt$
$\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;dt=\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace dt\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;(\Sigma _{k})\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
Remarque : «$\,\delta W_{\text{ext}}(t)=\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace dt=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace {\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace dt=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\right\rbrace dt=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot \left[{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;dt\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\,$» dans laquelle $\;{\overrightarrow {dM_{i}}}\;$ est le vecteur déplacement élémentaire du point $\;M_{i}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ dans $\;{\mathcal {R}}$ ; «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» étant aussi le travail élémentaire développé par la force $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$ appliqué à $\;M_{i}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$, nous en déduisons la définition équivalente ci-dessous.
$\;{\mathcal {R}}$
$\;\delta W_{\text{ext}}(t)\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]$
$\;\delta W_{\text{ext}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\delta W\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)},\,t\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;(\Sigma _{k})\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\overrightarrow {dM_{i}}}\;$
$\;M_{i}\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$
$\;{\mathcal {R}}$
* 1er cas particulier, système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en translation $\;{\big$donc indéformable${\big )}\;$ d'un vecteur déplacement élémentaire $\;{\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,,t+dt\right]\;$ par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ : «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}\;$» dans laquelle «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ est la résultante dynamique appliquée à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» ; 1er cas particulier, démonstration : il suffit d'utiliser $\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;dt\;$ avec «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;$», on obtient ainsi «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)=\left[{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\right]dt\;$» ou encore, «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot \left[{\vec {V}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}(t)\;dt\right]={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}\;$» par définition du vecteur déplacement élémentaire du système en translation, « R.Q.F.D. ».
* 2ème cas particulier, système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en rotation $\;{\big$donc indéformable${\big )}\;$ d'un angle élémentaire $\;d\theta \;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,,t+dt\right]\;$ autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$ : «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta \;$» dans laquelle «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ est le moment résultant dynamique scalaire appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ à l'instant $\;t\;$» ; 2ème cas particulier, démonstration : il suffit d'utiliser $\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)\;dt\;$ avec «$\;{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» dans laquelle «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ est le moment résultant dynamique scalaire appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ par rapport à l'axe de rotation $\;\left(\Delta \right)\;$ à l'instant $\;t\;$» et «$\;{\overline {\Omega }}(t)={\vec {\Omega }}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta }\;$ la vitesse angulaire de rotation, à l'instant $\;t$, de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ orienté par $\;{\vec {u}}_{\Delta }\;$», on obtient ainsi «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)=$ $\left[{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;{\overline {\Omega }}(t)\right]dt\;$» ou encore, «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\,\left[{\overline {\Omega }}(t)\;dt\right]={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta \;$» par définition de l'angle élémentaire de rotation du système, « R.Q.F.D. ».

##### Travail développé par le système des forces extérieures relativement au référentiel d'étude sur une durée finie

$\;{\mathcal {R}}$
$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\;$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{ext}}(t')=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\mathcal {P}}_{\text{ext}}(t')\;dt'=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)},\;t'\right]\right\rbrace dt'\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;(\Sigma _{k})\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)},\;t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
Remarque : Ayant établi dans la remarque du paragraphe « travail élémentaire développé par le système de forces extérieures relativement au référentiel d'étude » plus haut dans ce chapitre «$\;\delta W_{\text{ext}}(t)$ $=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» avec $\;{\overrightarrow {dM_{i}}}\;$ le vecteur déplacement élémentaire de $\;M_{i}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ dans $\;{\mathcal {R}}\;$ $\Rightarrow$ «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}(t')\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}(t')\right]\;$» dans laquelle chaque point $\;M_{i}\;$ décrivant une trajectoire spécifique $\;\left(\Gamma _{i}\right)\;$ a une position paramétrée par $\;t\;$ avec une position initiale notée $\;M_{i,\,0}\;$ et une finale notée $\;M_{i,\,f}\;$ d'où Remarque : en permutant l'addition discrète et l'addition continue, conséquence de la linéarité de ces opérations «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}(t')\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}(t')\right]\;$» et Remarque : en reconnaissant dans le terme entre crochets la paramétrisation d'une intégrale curviligne «$\;\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}(t')\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}(t')=\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}{\overset {(\Gamma _{i})}{\rightarrow }}M_{i,\,f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$», Remarque : nous en déduisons alors la définition équivalente ci-dessous.
$\;{\mathcal {R}}$
$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\;$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$
$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}W_{{\text{sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}=\sum \limits _{k\,=\,1\,..\,p}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;(\Sigma _{k})\;$
$\;M_{i}\;$
$\;W_{{\text{sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]=\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}{\overset {(\Gamma _{i})}{\rightarrow }}M_{i,\,f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;M_{i}\;$
$\;\left(\Gamma _{i}\right)\;$
$\;M_{i,\,0}\;$
$\;M_{i,\,f}\;$
$\;{\mathcal {R}}$
* 1er cas particulier, système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en translation $\;{\big$donc indéformable${\big )}\;$ telle qu'un point quelconque $\;A$ $\;{\big$réel ou fictif${\big )}$, lié à $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, suit la trajectoire $\;\left(\Gamma _{A}\right)\;$ de $\;A_{0}\;$ à $\;A_{f}\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ : «$\;W_{{\text{sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int \limits _{A_{0}{\overset {(\Gamma _{A})}{\rightarrow }}A_{f}}{\vec {F}}_{\text{ext}}(A)\cdot {\overrightarrow {dA}}\;$» dans laquelle «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(A)\;$ est la résultante dynamique appliquée en $\;A\;$ lié à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en une position générique de $\;\left(\Gamma _{A}\right)\;$» et «$\;{\overrightarrow {dA}}\;$ le vecteur déplacement élémentaire du point $\;A\;$ lié à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ sur $\;\left(\Gamma _{A}\right)\;$» ; 1er cas particulier, démonstration : il suffit d'utiliser «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}W_{{\text{sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}{\overset {(\Gamma _{i})}{\rightarrow }}M_{i,\,f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\right]\;$»$^,$ dans laquelle $\;{\overrightarrow {dM_{i}}}\;\;\forall \;M_{i}\;$ est égal à $\;{\overrightarrow {dA}}\;$ au point d'application près, $\;M_{i}\;$ suivant $\;\left(\Gamma _{i}\right)\;$ se déduisant de $\;\left(\Gamma _{A}\right)\;$ par translation de vecteur $\;{\overrightarrow {AM_{i}}}={\overrightarrow {A_{0}M_{i,\,0}}}={\overrightarrow {A_{f}M_{i,\,f}}}\;$ d'où, en permutant l'addition discrète et l'addition continue, conséquence de la linéarité de ces opérations, et en y substituant $\;\left\lbrace {\overrightarrow {dM_{i}}}\,\,\left(\Gamma _{i}\right)\right\rbrace \;$ par $\;\left\lbrace {\overrightarrow {dA}}\,\,\left(\Gamma _{A}\right)\right\rbrace \;$ «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int \limits _{A_{0}{\overset {(\Gamma _{A})}{\rightarrow }}A_{f}}\left[\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dA}}\right]\;$» ou encore, après factorisation scalaire par $\;{\overrightarrow {dA}}\;$ dans la fonction à intégrer «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int \limits _{A_{0}{\overset {(\Gamma _{A})}{\rightarrow }}A_{f}}\left[\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,N}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\cdot {\overrightarrow {dA}}=\displaystyle \int \limits _{A_{0}{\overset {(\Gamma _{A})}{\rightarrow }}A_{f}}{\vec {F}}_{\text{ext}}(A)\cdot {\overrightarrow {dA}}\;$» par définition de la résultante dynamique du système en translation, « R.Q.F.D. ».
* 2ème cas particulier, système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en rotation $\;{\big$donc indéformable${\big )}\;$ autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ telle qu'un point quelconque $\;A$ $\;{\big$réel ou fictif${\big )}$, lié à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ mais $\;\notin \left(\Delta \right)$, tourne de $\;A_{0}\;$ à $\;A_{f}\;$ autour du $\;H_{A}$, le projeté orthogonal de $\;A\;$ sur $\;\left(\Delta \right)$, l'abscisse angulaire de $\;A\;$ dans le plan de sa trajectoire $\;\theta _{A}={\widehat {\left({\overrightarrow {H_{A}A_{\text{réf}}}}\,,\,{\overrightarrow {H_{A}A}}\right)}}\;$ variant de $\;\theta _{A,\,0}\;$ à $\;\theta _{A,\,f}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$ : «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{\theta _{A,\,0}}^{\theta _{A,\,0}}{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(\theta _{A})\,d\theta _{A}\;$» dans laquelle «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(\theta _{A})\;$ est le moment résultant dynamique scalaire appliquée en $\;A\;$ lié à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en une position générique du cercle décrit » et «$\;d\theta _{A}\;$ la variation élémentaire de l'abscisse angulaire du point générique $\;A\;$ lié à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» ; 2ème cas particulier, démonstration : il suffit d'utiliser «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}W_{{\text{sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}{\overset {({\mathcal {C}}_{i})}{\rightarrow }}M_{i,\,f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\right]\;$»$^,$ dans laquelle $\;\left({\mathcal {C}}_{i}\right)\;$ est le cercle suivi par $\;M_{i}\;$ avec $\;{\overrightarrow {dM_{i}}}$, son vecteur déplacement élémentaire le long de $\;\left({\mathcal {C}}_{i}\right)\;$ ou, en utilisant «$\,\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}{\overset {({\mathcal {C}}_{i})}{\rightarrow }}M_{i,\,f}}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}=\displaystyle \int _{\theta _{i,\,0}}^{\theta _{i,\,f}}{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\;d\theta _{i}\;$», le point $\;M_{i}\;$ se déplaçant sur un cercle, on obtient «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[\displaystyle \int _{\theta _{i,\,0}}^{\theta _{i,\,f}}{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\;d\theta _{i}\right]\;$» dans laquelle $\;d\theta _{i}\;\;\forall \;M_{i}\;$ est égal à $\;d\theta _{A}\;$ au point d'application près, $\;M_{i}\;$ suivant $\;\left({\mathcal {C}}_{i}\right)\;$ se déduisant de $\;\left({\mathcal {C}}_{A}\right)\;$ par composition d'une homothétie de centre $\;H_{A}$, le projeté orthogonal de $\;A\;$ sur l'axe $\;\left(\Delta \right)$, d'une translation de vecteur $\;{\overrightarrow {H_{A}H_{i}}}$, $\;H_{i}\;$ étant le projeté orthogonal de $\;M_{i}\;$ sur l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ et d'une rotation autour de $\;\left(\Delta \right)\;$ d'un angle $\;{\widehat {\left({\overrightarrow {H_{A}A_{0}}}\,,\,{\overrightarrow {H_{i}M_{i,\,0}}}\right)}}\;$ d'où, en permutant l'addition discrète et l'addition continue, conséquence de la linéarité de ces opérations, et en y substituant $\;\left\lbrace d\theta _{i}\,,\,\theta _{i}\in \left[\theta _{i,\,0}\,,\,\theta _{i,\,f}\right]\right\rbrace \;$ par $\;\left\lbrace d\theta _{A}\,,\,\theta _{A}\in \left[\theta _{A,\,0}\,,\,\theta _{A,\,f}\right]\right\rbrace \;$ «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{\theta _{A,\,0}}^{\theta _{A,\,f}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]d\theta _{A}\right\rbrace \;$» ou «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{\theta _{A,\,0}}^{\theta _{A,\,f}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\mathcal {M}}_{\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left({\text{ext de }}\;{\mathcal {S}}\right)}\right]\right\rbrace d\theta _{A}\;$» en factorisant par $\;d\theta _{A}\;$ la fonction à intégrer, soit finalement «$\;W_{{\text{ext. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{\theta _{A,\,0}}^{\theta _{A,\,0}}{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(\theta _{A})\,d\theta _{A}\;$» par définition du moment résultant dynamique scalaire du système en rotation, « R.Q.F.D. ».

#### Travail développé par le système des forces intérieures relativement au référentiel d'étude
##### Travail élémentaire développé par le système des forces intérieures relativement au référentiel d'étude

$\;{\mathcal {R}}$
$\;\delta W_{\text{int}}(t)\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;dt$
$\;\delta W_{\text{int}}(t)={\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;dt=\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left({\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right)\right]\right\rbrace dt=\left\lbrace {\mathcal {P}}\!\left({\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right)+{\mathcal {P}}\!\left({\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right)\right\rbrace dt\;$
$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;t\;$
$\;M_{j}\neq M_{i}\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
Autres expressions : la 1ère découle de la 1ère autre expression de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)$ $\;{\big$voir le paragraphe « 1ère autre expression de la puissance du système de forces intérieures relativement au référentiel d'étude » plus haut dans ce chapitre${\big ]}\;$ obtenue en utilisant $\;{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}=-{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;$ et en introduisant le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ lié au point $\;M_{1}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, 1ère autre expression de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$ s'écrivant «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]+{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]={\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]\;$» avec «$\;{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]={\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\cdot {\vec {V}}_{M_{2}\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}(t)\;$» la puissance développée, à l'instant $\;t$, par la force que le point $\;M_{1}\;$ exerce sur le point $\;M_{2}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}$ $\;{\big$lié à $\;M_{1}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}{\big )}\;$ dont on déduit, en multipliant les deux membres par $\;dt$,
$\;\delta W_{\text{int}}(t)=\delta W\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]+\delta W\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]=\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]\;$
$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]={\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\cdot d{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}(t)\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$
$\;M_{1}\;$
$\;M_{2}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{1}$
$\;{\big$
$\;M_{1}\;$
$\;{\mathcal {R}}{\big )}$
Autres expressions : $\;{\Big \$on peut aussi utiliser le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{2}\;$ lié à $\;M_{2}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ pour écrire «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]\;$» avec «$\;{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]=$ ${\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\cdot {\vec {V}}_{M_{1}\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}(t)\;$» la puissance développée, à l'instant $\;t$, par la force que le point $\;M_{2}\;$ exerce sur le point $\;M_{1}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{2}\;$ lié à $\;M_{2}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ et en déduire «$\;\delta W_{\text{int}}(t)=\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]\;$» avec «$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]={\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\cdot d{\overrightarrow {M_{2}M_{1}}}(t)\;$» le travail élémentaire développé sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ par la force que le point $\;M_{2}\;$ exerce sur le point $\;M_{1}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{2}$ $\;{\big$lié à $\;M_{2}\;$ en translation par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}{\big )}{\Big \}$ ;
Autres expressions : la 2nde découle de la 2nde autre expression de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)$ $\;{\big$voir le paragraphe « 1ère autre expression de la puissance du système de forces intérieures relativement au référentiel d'étude » plus haut dans ce chapitre${\big ]}\;$ obtenue en formant la demi-somme des deux formes possibles de la 1ère autre expression de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)\;$ soit «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\dfrac {1}{2}}\left\lbrace {\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]+{\mathcal {P}}_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]\right\rbrace \;$» dont on déduit, en multipliant les deux membres par $\;dt$,
$\;\delta W_{\text{int}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;\left\lbrace \delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]+\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t\right]\right\rbrace \;$
$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}(t)\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$
$\;M_{j}\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{j}$
$\;{\big$
$\;M_{j}\;$
$\;{\mathcal {R}}{\big )}$
Avec un repérage sphérique du point $\;M_{2}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}$ : les coordonnées sphériques du point $\;M_{2}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ étant «$\;\left(r_{1,\,2}\,,\,\theta _{1,\,2}\,,\,\varphi _{1,\,2}\right)\;$» et la base locale sphérique associée «$\;\left({\vec {u}}_{r_{1,\,2}}={\vec {u}}_{M_{1}\,\rightarrow \,M_{2}}={\vec {u}}_{1,\,2}\,,\,{\vec {u}}_{\theta _{1,\,2}}\,,\,{\vec {u}}_{\varphi _{1,\,2}}\right)\;$», on en déduit l'explicitation de «$\;{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}={\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;{\vec {u}}_{1,\,2}\;$» par 2ème relation du principe des actions réciproques et celle de «$\;d{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}=$ $dr_{1,\,2}\;{\vec {u}}_{1,\,2}+r_{1,\,2}\;d\theta _{1,\,2}\;{\vec {u}}_{\theta _{1,\,2}}+r_{1,\,2}\;\sin(\theta _{1,\,2})\;d\varphi _{1,\,2}\;{\vec {u}}_{\varphi _{1,\,2}}\;$» $\Rightarrow$ «$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]={\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\cdot d{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}(t)={\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;dr_{1,\,2}\;$» et par suite
$\;\delta W_{\text{int}}={\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;dr_{1,\,2}\;$
$\;_{1}\;$
$\;_{2}\;$
$\;\delta W_{\text{int}}={\overline {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;dr_{2,\,1}\;$
$\;\delta W_{\text{int}}={\dfrac {1}{2}}\;\left\lbrace {\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;dr_{1,\,2}+{\overline {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;dr_{2,\,1}\right\rbrace \;$
Avec un repérage sphérique du point M2 dans le repère associé au référentiel R1 : Remarques : $\;\succ \;$Si la force d'interaction entre $\;M_{1}\;$ et $\;M_{2}\;$ est « attractive », «$\;{\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;$ est $\;<0\;$» et Avec un repérage sphérique du point M2 dans le repère associé au référentiel R1 : Remarques : si la force d'interaction entre M1 et M2elle est « répulsive », «$\;{\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;$ est $\;>0\;$». Avec un repérage sphérique du point M2 dans le repère associé au référentiel R1 : Remarques : $\;\succ \;$De l'explicitation du travail élémentaire $\;\delta W_{\text{int}}(t)\;$ du système des forces intérieures appliqué au système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ précédemment présenté et de son lien avec la puissance développée par ces forces intérieures $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\dfrac {\delta W_{\text{int}}(t)}{dt}}\;$ on en déduit l'explicitation de la puissance développée par le système des forces intérieures appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ utilisant le repérage sphérique du point $\;M_{2}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ soit
$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;{\dot {r}}_{1,\,2}(t)={\overline {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;{\dot {r}}_{2,\,1}(t)\;$
$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)={\dfrac {1}{2}}\;\left\lbrace {\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;{\dot {r}}_{1,\,2}(t)+{\overline {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;{\dot {r}}_{2,\,1}(t)\right\rbrace \;$
Avec un repérage sphérique du point M2 dans le repère associé au référentiel R1 : Remarques : $\;\succ \;$De ces expressions appliquées à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ indéformable on vérifie que «$\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$» et Avec un repérage sphérique du point M2 dans le repère associé au référentiel R1 : Remarques : De ces expressions appliquées à (S) indéformable on vérifie que «$\;\delta W_{\text{int}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$».

##### Travail développé par le système des forces intérieures relativement au référentiel d'étude sur une durée finie

$\;{\mathcal {R}}$
$\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\;$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{int}}(t')=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t')\;dt'=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\left\lbrace \sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left[\sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}{\mathcal {P}}\!\left({\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t'\right)\right]\right\rbrace dt'\;$
$\;\;\qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \quad =\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\left\lbrace {\mathcal {P}}\!\left({\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t'\right)+{\mathcal {P}}\!\left({\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t'\right)\right\rbrace dt'\;$
$\;{\mathcal {P}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;t\;$
$\;M_{j}\neq M_{i}\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\mathcal {R}}$
$\;{\vec {V}}_{M_{i}}(t)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {R}}$
Autres expressions : ces expressions résultent de l'addition continue des « diverses expressions du travail élémentaire développé par le système de forces intérieures relativement au référentiel d'étude (sous-paragraphe “ autres expressions ”) » établies plus haut dans ce chapitre d'où
Autres expressions : la 1ère autre expression «$\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{int}}(t')=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,<\,i}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t'\right]\right\rbrace =\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t'\right]\;$» dans laquelle «$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t\right]=$ ${\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\cdot d{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}(t)={\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;dr_{1,\,2}(t)\;$» en utilisant le repérage sphérique du point $\;M_{2}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}$, cette dernière expression du travail élémentaire conduisant à écrire le travail sur une durée finie, après permutation de la $\;{\big$double${\big )}\;$ somme discrète et de la somme continue, à l'aide d'une intégrale curviligne selon
$\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,<\,i}\left[\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}\,{\overset {\left(\Gamma _{i,\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\right)}{\longrightarrow }}\,M_{i,\,f}}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;d{r'}_{j,\,i}\right]\right\rbrace =\displaystyle \int \limits _{M_{2,\,0}\,{\overset {\left(\Gamma _{2,\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\right)}{\longrightarrow }}\,M_{2,\,f}}{\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;d{r'}_{1,\,2}\;$
$\qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad =\displaystyle \int \limits _{M_{1,\,0}\,{\overset {\left(\Gamma _{1,\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\right)}{\longrightarrow }}\,M_{1,\,f}}{\overline {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;d{r'}_{2,\,1}\;$
$\;\left(\Gamma _{i,\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\right)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{j}\;$
$\;M_{j}\;$
$\;{\mathcal {R}}$
Autres expressions : la 2ème autre expression «$\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{int}}(t')=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t'\right]\right\rbrace =\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\dfrac {1}{2}}\;\left\lbrace \delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{2\,\leftarrow \,1},\,t'\right]+\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{1\,\leftarrow \,2},\,t'\right]\right\rbrace \;$» dans laquelle «$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\!\left[{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j},\,t\right]={\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\cdot d{\overrightarrow {M_{j}M_{i}}}(t)={\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;dr_{j,\,i}(t)\;$» en utilisant le repérage sphérique du point $\;M_{i}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{j}$, cette dernière expression du travail élémentaire conduisant à écrire le travail sur une durée finie, après permutation de la $\;{\big$double${\big )}\;$ somme discrète et de la somme continue, à l'aide d'une intégrale curviligne selon
$\;W_{{\text{int. sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}={\dfrac {1}{2}}\;\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}\left\lbrace \sum \limits _{j\,=\,1\,..\,2}^{j\,\neq \,i}\left[\displaystyle \int \limits _{M_{i,\,0}\,{\overset {\left(\Gamma _{i,\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\right)}{\longrightarrow }}\,M_{i,\,f}}{\overline {F}}_{i\,\leftarrow \,j}\;d{r'}_{j,\,i}\right]\right\rbrace ={\dfrac {1}{2}}\left[\displaystyle \int \limits _{M_{2,\,0}\,{\overset {\left(\Gamma _{2,\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\right)}{\longrightarrow }}\,M_{2,\,f}}{\overline {F}}_{2\,\leftarrow \,1}\;d{r'}_{1,\,2}\;\;+\displaystyle \int \limits _{M_{1,\,0}\,{\overset {\left(\Gamma _{1,\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\right)}{\longrightarrow }}\,M_{1,\,f}}{\overline {F}}_{1\,\leftarrow \,2}\;d{r'}_{2,\,1}\right]\;$
$\;\left(\Gamma _{i,\,/\,{\mathcal {R}}_{j}}\right)\;$
$\;M_{i}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{j}\;$
$\;M_{j}\;$
$\;{\mathcal {R}}$

### Théorème de l'énergie cinétique (forme intégrée du théorème de la puissance cinétique)

La forme « intégrée » associée à la forme « locale » du « théorème de la puissance cinétique » est le « théorème de l'énergie cinétique » $\;{\big$voir le paragraphe « différence entre “ forme locale de la dynamique ” et “ forme intégrée associée à cette forme locale ” » du chap.$15$ de la leçon « Mécanique 1 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI »${\big ]}$.

#### Théorème de l'énergie cinétique sous forme élémentaire

Pour passer d'une « forme locale de la dynamique écrite à l'instant $\;t\;$» à la « forme intégrée écrite sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$ associée à cette forme locale », il suffit de multiplier la forme locale par $\;dt\;$ d'où l'énoncé du théorème de l'énergie cinétique sous forme élémentaire $\;{\big$après utilisation de $\;{\mathcal {P}}(t)\;dt=\delta W\;$ d'une part et $\;{\dot {K}}(t)\;dt=dK\;$ d'autre part${\big ]}$ :
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$
$\;\delta W_{\text{ext}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$
$\;\delta W_{\text{int}}\;$
$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{\text{ext}}+\delta W_{\text{int}}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système $\;{\big$déformable ou non${\big )}\;$ de deux points matériels.
Cas particulier d'un système indéformable de deux points matériels $\;{\big$c'est-à-dire d'un solide au sens de la mécanique${\big )}$ : de $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$ on déduit $\;\delta W_{\text{int}}=0\;$ d'où l'énoncé du théorème :
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)$
$=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]$
$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$
$\;\delta W_{\text{ext}}\;$
$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{\text{ext}}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
Cas particulier d'un système indéformable de deux points matériels : $\;\succ \;$Solide en translation de vecteur déplacement élémentaire «$\;{\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}={\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)\;dt\;$» dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;d\left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}(t)\right]$ $={\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du solide » et «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée au solide à l'instant $\;t\;$».
Cas particulier d'un système indéformable de deux points matériels : $\;\succ \;$Solide en rotation de déplacement angulaire élémentaire «$\;d\theta ={\overline {\Omega }}(t)\;dt\;$» autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;d\left[{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}\!(t)\right]={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta \;$» avec «$\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du solide par rapport à $\;\left(\Delta \right)\;$» et «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique scalaire par rapport à $\;\left(\Delta \right)\;$ appliqué au solide à l'instant $\;t\;$».
Cas particulier d'un système indéformable de deux points matériels : $\;\succ \;$Solide en mouvement quelconque composé d'un déplacement élémentaire de son C.D.I. $\;G\;$ «$\;{\overrightarrow {dG}}={\vec {V}}_{G}(t)\;dt\;$» et d'un déplacement angulaire élémentaire «$\;d\theta _{/\,\Delta _{G}}={\overline {\Omega }}(t)\;dt\;$» autour de l'axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ passant par $\;G\;$ mobile dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;d\left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}(t)\right]+d\left[{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\vec {\Omega }}_{/\,\Delta _{G}}^{\,2}\!(t)\right]=$ ${\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {dG}}+{\mathcal {M}}_{\!\Delta _{G},\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta _{/\,\Delta _{G}}\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du solide », «$\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du solide par rapport à $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$», «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée au solide à l'instant $\;t\;$» et «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta _{G},\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique scalaire par rapport à $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ appliqué au solide au même instant $\;t\;$».

#### Théorème de l'énergie cinétique sur une durée finie

Pour mémoire « le théorème de l'énergie cinétique sur une durée finie » s'obtient en intégrant « le théorème de l'énergie cinétique sous forme élémentaire » sur l'intervalle de temps d'application du théorème en utilisant que le travail sur une durée finie est la somme continue de tous les travaux élémentaires c'est-à-dire «$\;W_{\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W(t)\;$» d'où l'énoncé du théorème de l'énergie cinétique sur une durée finie appliqué à un système de deux points matériels :
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$
$\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\Delta K_{\left({\mathcal {S}}\right)}=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{f})-K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{0})\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$
$\;W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{ext}}(t)\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$
$\;W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{int}}(t)\;$
$\;\Delta K_{\left({\mathcal {S}}\right)}=W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}+W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système $\;{\big$déformable ou non${\big )}\;$ de deux points matériels.
Cas particulier d'un système indéformable de deux points matériels $\;{\big$c'est-à-dire d'un solide au sens de la mécanique${\big )}$ : de $\;\delta W_{\text{int}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$ on déduit $\;W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=0\;$ d'où l'énoncé du théorème :
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\Delta K_{\left({\mathcal {S}}\right)}=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{f})-K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{0})\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$
$\;W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}$
$=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{\text{ext}}(t)\;$
$\;\Delta K_{\left({\mathcal {S}}\right)}=W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
Cas particulier d'un système indéformable de deux points matériels : $\;\succ \;$Solide en translation de vecteur déplacement élémentaire «$\;{\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}={\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}(t)\;dt\;$» dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;\Delta \left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}(t)\right]$ $={\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}(t_{f})-{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{({\mathcal {S}})\,{\text{en transl.}}}^{\,2}(t_{0})=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}(t)\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du solide » et «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée au solide à l'instant $\;t\;$».
Cas particulier d'un système indéformable de deux points matériels : $\;\succ \;$Solide en rotation de déplacement angulaire élémentaire «$\;d\theta ={\overline {\Omega }}(t)\;dt\;$» autour de l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;\Delta \left[{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}\!(t)\right]={\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}\!(t_{f})-{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;{\overline {\Omega }}^{\,2}\!(t_{0})=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta \;$» avec «$\;J_{\Delta }({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du solide par rapport à $\;\left(\Delta \right)\;$» et «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique scalaire par rapport à $\;\left(\Delta \right)\;$ appliqué au solide à l'instant $\;t\;$».
Cas particulier d'un système indéformable de deux points matériels : $\;\succ \;$Solide en mouvement quelconque composé d'un déplacement élémentaire de son C.D.I. $\;G\;$ «$\;{\overrightarrow {dG}}={\vec {V}}_{G}(t)\;dt\;$» et d'un déplacement angulaire élémentaire «$\;d\theta _{/\,\Delta _{G}}={\overline {\Omega }}(t)\;dt\;$» autour de l'axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ passant par $\;G\;$ mobile dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen : «$\;\Delta \left[{\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}(t)\right]+\Delta \left[{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\vec {\Omega }}_{/\,\Delta _{G}}^{\,2}\!(t)\right]$ $=\left\lbrace {\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}(t_{f})+{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\vec {\Omega }}_{/\,\Delta _{G}}^{\,2}\!(t_{f})\right\rbrace -\left\lbrace {\dfrac {1}{2}}\;m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}^{2}(t_{0})+{\dfrac {1}{2}}\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;{\vec {\Omega }}_{/\,\Delta _{G}}^{\,2}\!(t_{0})\right\rbrace =\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\cdot {\overrightarrow {dG}}+\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}{\mathcal {M}}_{\!\Delta _{G},\,{\text{ext}}}(t)\;d\theta _{/\,\Delta _{G}}\;$» avec «$\;m_{\text{syst}}\;$ la masse du solide », «$\;J_{\Delta _{G}}({\text{syst}})\;$ le moment d'inertie du solide par rapport à $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$», «$\;{\vec {F}}_{\text{ext}}(t)\;$ la résultante dynamique appliquée au solide à l'instant $\;t\;$» et «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta _{G},\,{\text{ext}}}(t)\;$ le moment résultant dynamique scalaire par rapport à $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ appliqué au solide au même instant $\;t\;$».

### Énergie potentielle d'un système de deux points matériels

Le caractère conservatif d'un système de forces $\;{\big$et par suite la notion d'énergie potentielle dans le champ de ce système de forces conservatif${\big )}\;$ n'est introduit que pour un système de forces ne dépendant pas explicitement du temps $\;{\big\!\Rightarrow$ l'énergie potentielle associée à ce système de forces conservatif ne dépend pas explicitement du temps${\big )}$ $\;{\big$il est néanmoins possible de définir le caractère conservatif d'un système de forces dépendant explicitement du temps si ce système de forces est conservatif à dépendance du temps figée $\;{\big\!\Rightarrow$ l'énergie potentielle associée dépend alors explicitement du temps, sa différentielle à temps figé étant l'opposée du travail élémentaire du système de forces à temps figé${\big )}\;$ mais l'intérêt de faire cela, du point de vue énergétique, étant quasi-nul, nous nous abstenons${\big ]}$.

#### Énergie potentielle d'un système de deux points matériels dans son champ de forces extérieures (conservatives)
##### Définitions

$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}=\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$
$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)=$
$\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$
$\;6\;$
$\;2\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;M_{j}\;$
$\;M_{i}\;$
$\Rightarrow$
$\;2\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$
$\;3\;$
$\;M_{i}\;$
Remarque : Les C.N. pour que la forme différentielle «$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$» soit une différentielle de fonction scalaire peuvent être étudiées dans le paragraphe « recherche de conditions nécessaires pour qu'une forme différentielle soit une différentielle de fonction scalaire » du chap.$28$ de la leçon « Outils mathématiques pour la physique (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI », le caractère suffisant de ces C.N. étant usuellement vérifié pour les fonctions vectorielles $\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}(M_{i})\;$ utilisées $\;{\big$mais néanmoins, il faut savoir que les C.N. ne sont pas systématiquement suffisantes, voir le paragraphe « conditions suffisantes pour qu'une forme différentielle soit une différentielle de fonction » du chap.$28$ de la leçon « Outils mathématiques pour la physique (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI »${\big ]}$.
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}=\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$
$\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;{\big$
${\big )}\;$
$\;6\;$
$\;2\;$
$\;U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,M_{2}\right]\;$
$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}=-dU_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,M_{2}\right]\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;M_{j}\;$
$\;M_{i}\;$
$\;2\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$
$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$
$\;{\big$
${\big )}\;$
$\;2\;$
$\;U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,M_{2}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\;U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$
$\;U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}=-dU_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$
Remarque : L'énergie potentielle du système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces extérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$ étant définie à une constante additive près, il faut « préciser la référence de l'énergie potentielle » c'est-à-dire préciser la valeur des coordonnées des points pour laquelle l'énergie potentielle est choisie nulle.
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}=\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$
$\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;{\big$
${\big )}\;$
$\;6\;$
$\;2\;$
$\;U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,M_{2}\right]\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{j\,\neq \,i}}\!\left[U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\right]\!\left(M_{1},\,M_{2}\right)\;$
$\;\forall \;i\;\in \;\left[\left[1\,,\,2\right]\right]\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;M_{j}\;$
$\;M_{i}\;$
$\;2\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$
$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)=\sum \limits _{i\,=\,1}^{i\,=\,2}{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\cdot {\overrightarrow {dM_{i}}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$
$\;{\big$
${\big )}\;$
$\;2\;$
$\;U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\;$
$\;U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,M_{2}\right]=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}\;U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\!\left[M_{i}\right]\;$
$\;{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}\!\left[U_{{\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}}\right](M_{i})\;$
$\;\forall \;i\;\in \;\left[\left[1\,,\,2\right]\right]$

##### Cas particuliers

1er cas particulier, système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en translation $\;{\big$donc indéformable${\big )}\;$ d'un vecteur déplacement élémentaire $\;{\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}\;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,,t+dt\right]\;$ par rapport au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ pour lequel le travail élémentaire du système de forces extérieures «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}=\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$» appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ et résultant de l'action du système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est conservatif c'est-à-dire tel que «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)={\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(t)\cdot {\overrightarrow {d{\mathit {l}}}}_{\left({\mathcal {S}}\right)\,{\text{en transl.}}}\;$» est une différentielle de fonction scalaire avec «$\;{\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(t)\;$ la résultante du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$», ce travail élémentaire s'écrivant encore «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)={\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(t)\cdot {\overrightarrow {dA}}\;$ avec $\;A\;$ un point quelconque lié à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» s'identifie à l'opposé de la différentielle de l'énergie potentielle de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$ notée $\;U_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(A)\;$ fonction des $\;3\;$ coordonnées du point $\;A\;$ selon
$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)={\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}\cdot {\overrightarrow {dA}}=-dU_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(A)\;$
$\Updownarrow$
$\;{\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}\!\left[U_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}\right](A)\;$
$\;{\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}\;$
$\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$
1er cas particulier, l'expression de l'énergie potentielle du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en translation dans le champ du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)$ $\;{\big$au choix de la référence près${\big )}\;$ ne dépend pas du choix du point $\;A\;$ lié au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$ $\;{\big$usuellement on choisit pour $\;A\;$ le C.D.I. $\;G\;$ de $\;\left({\mathcal {S}}\right){\big ]}\;\ldots$
2ème cas particulier, système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en rotation $\;{\big$donc indéformable${\big )}\;$ d'un angle élémentaire $\;d\theta \;$ sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,,t+dt\right]\;$ autour d'un axe $\;\left(\Delta \right)\;$ fixe du référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ pour lequel le travail élémentaire du système de forces extérieures «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}=\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$» appliqué à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ et résultant de l'action du système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ extérieur à $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ est conservatif c'est-à-dire tel que «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(t)\;d\theta \;$» est une différentielle de fonction scalaire avec «$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(t)=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}\right](t)\;$ le moment résultant scalaire du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$ par rapport à l'axe $\;\left(\Delta \right)\;$», ce travail élémentaire s'identifie à l'opposé de la différentielle de l'énergie potentielle de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$ notée $\;U_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(A)\;$ fonction de l'abscisse angulaire de rotation $\;\theta \;$ selon
$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{k}\right)={\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(\theta )\;d\theta =-dU_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(\theta )\;$
$\Updownarrow$
$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}(\theta )=-{\dfrac {dU_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}}{d\theta }}(\theta )\;$
$\;{\mathcal {M}}_{\!\Delta ,\,{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}=\sum \limits _{i\,=\,1\,..\,2}{\mathcal {M}}_{\!\Delta }\!\left[{\vec {F}}_{{\text{ext}},\,{\mathcal {F}}_{k}}\right]\;$
$\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)\;$
2ème cas particulier, l'expression de l'énergie potentielle du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ en rotation dans le champ du système des forces extérieures $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)$ $\;{\big$au choix de la référence près${\big )}\;$ ne dépend pas du choix de la direction, liée au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, par rapport à laquelle est définie l'abscisse angulaire de rotation $\;\theta \;\ldots$

#### Énergie potentielle d'interaction d'un système de deux points matériels (évidemment pour une interaction conservative)
##### Définitions

$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;_{q}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\left(i,\,j\,\neq \,i\right)\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]^{2}}=$
$\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$
$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)=\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1},\,t\right]\;$
$\;{\big$
$\;{\mathcal {R}}_{1}\;$
$\;M_{1}\;$
$\;{\mathcal {R}}{\big )}\;$
$={\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}(t)\cdot d{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}\;$
$\;3\;$
$\;M_{2}\;\;$
$\;{\mathcal {R}}_{1}\;$
$\;{\Big \$
$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)=\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,1\,\leftarrow \,2},\,t\right]\;$
$\;{\big$
$\;{\mathcal {R}}_{2}\;$
$\;M_{2}\;$
$\;{\mathcal {R}}{\big )}\;$
$={\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,1\,\leftarrow \,2}(t)\cdot d{\overrightarrow {M_{2}M_{1}}}\;$
$\;3\;$
$\;M_{1}\;\;$
$\;{\mathcal {R}}_{2}\;$
${\Big \}$
Remarque : Avec un repérage sphérique du point $\;M_{2}\;$ dans le repère associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$, nous avons établi dans le paragraphe « travail élémentaire développé par le système de forces intérieures relativement au référentiel d'étude (avec un repérage sphérique …) » plus haut dans ce chapitre une expression du travail élémentaire de la force intérieure que $\;M_{1}\;$ exerce sur $\;M_{2}\;$ adaptable, dans le cas présent, selon «$\;\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1},\,t\right]={\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}\cdot d{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}={\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}\;dr_{1,\,2}\;$» avec «$\;r_{1,\,2}=M_{1}M_{2}\;$ la coordonnée radiale de $\;M_{2}\;$ dans le repère associé à $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$» et «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}\;$ la seule composante radiale de $\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}\;$ appliquée à $\;M_{2}\;$ dans le repère associé à $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$», d'où
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;_{q}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\left(i,\,j\,\neq \,i\right)\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]^{2}}=$
$\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$
$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)={\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}\;dr_{1,\,2}\;$
$\;{\big$
$\;r_{1,\,2}=M_{1}M_{2}\;$
$\;M_{2}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{1}$
$\;M_{1}\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}\;$
$\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}\;$
$\;M_{2}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{1}{\big )}\;$
$\;M_{2}\;\;$
$\;{\mathcal {R}}_{1}\;$
$\;{\Big \$
$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)={\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,1\,\leftarrow \,2}\;dr_{2,\,1}$
$\;{\big$
$\;r_{2,\,1}=M_{2}M_{1}\;$
$\;M_{1}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{2}$
$\;M_{2}\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,1\,\leftarrow \,2}\;$
$\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,1\,\leftarrow \,2}\;$
$\;M_{1}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{2}{\big )}\;$
$\;M_{1}\;\;$
$\;{\mathcal {R}}_{2}\;$
${\Big \}$
Remarque : Les C.N. pour que la forme différentielle «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}\;dr_{1,\,2}\;$» soit une différentielle de fonction scalaire $\;{\big$voir le paragraphe « recherche de conditions nécessaires pour qu'une forme différentielle soit une différentielle de fonction scalaire » du chap.$28$ de la leçon « Outils mathématiques pour la physique (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI »${\big ]}\;$ donnent, dans le cas présent, que «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}$, la seule composante radiale de $\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}\;$ appliquée à $\;M_{2}\;$ dans le repère associé à $\;{\mathcal {R}}_{1}$, doit être indépendante des coordonnées angulaires $\;\left(\theta _{1,\,2}\,,\,\varphi _{1,\,2}\right)\;$ du point $\;M_{2}\;\;$ dans le repérage sphérique lié à ce point associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$», le caractère suffisant de ces C.N. étant usuellement vérifié pour les fonctions scalaires $\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}(r_{1,\,2})\;$ utilisées $\;{\big$mais néanmoins, il faut savoir que les C.N. ne sont pas systématiquement suffisantes, voir le paragraphe « conditions suffisantes pour qu'une forme différentielle soit une différentielle de fonction » du chap.$28$ de la leçon « Outils mathématiques pour la physique (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI »${\big ]}$.
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\left(i,\,j\,\neq \,i\right)\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]^{2}}=$
$\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$
$\;_{q}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;{\big$
${\big )}\;$
* de la coordonnée radiale du point $\;M_{2}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}$, notée «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}\right]\;$» telle que sa différentielle est égale à l'opposé du travail élémentaire du système de forces intérieures conservatif dont elle « dérive » soit mathématiquement «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)={\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,1\,\leftarrow \,2}\;dr_{1,\,2}=-dU_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}\right]\;$» ou,
* de la coordonnée radiale du point $\;M_{1}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{2}$, notée «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[r_{2,\,1}\right]\;$» telle que sa différentielle est égale à l'opposé du travail élémentaire du système de forces intérieures conservatif dont elle « dérive » soit mathématiquement «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)={\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}\;dr_{2,\,1}=-dU_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[r_{2,\,1}\right]\;$».
Remarques : L'énergie potentielle du système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces intérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$ étant définie à une constante additive près, il faut « préciser la référence de cette énergie potentielle » : usuellement « la référence de $\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}\right]\;$» est choisie pour les points du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ éloignés à l'infini l'un de l'autre c'est-à-dire « pour $\;r_{1,\,2}=\infty \;$».
Remarques : L'énergie potentielle du système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces intérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$ ne dépendant que de la distance séparant le deux points du système et celle-ci étant indépendante du référentiel dans laquelle elle est définie, on en déduit que «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}\right]\;$ est invariante par changement de référentiel ».
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\left(i,\,j\,\neq \,i\right)\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]^{2}}=$
$\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$
$\;_{q}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;{\big$
${\big )}\;$
* de la coordonnée radiale du point $\;M_{2}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}$, notée «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}\right]\;$» telle que l'opposé de son gradient est égal au champ du système de forces intérieures conservatif dont elle « dérive » soit mathématiquement «$\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}\!\left[U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\right]\!\left(r_{1,\,2}\right)\;$» ou
* de la coordonnée radiale du point $\;M_{1}\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}$, notée «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[r_{2,\,1}\right]\;$» telle que l'opposé de son gradient est égal au champ du système de forces intérieures conservatif dont elle « dérive » soit mathématiquement «$\;{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,1\,\leftarrow \,2}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}\!\left[U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\right]\!\left(r_{2,\,1}\right)\;$»$^,$.
Remarques : L'énergie potentielle du système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces intérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$ peut se réécrire comme la demi-somme des deux formes d'énergie potentielle précédentes soit
$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}=r_{2,\,1}\right]={\dfrac {1}{2}}\,\left[U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}}\!\left(r_{1,\,2}\right)+U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,1\,\leftarrow \,2}}\!\left(r_{2,\,1}\right)\right]\;$
$\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}\!\left(r_{j,\,i}\right)\;$
$\;{\dfrac {dU_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}}}{dr_{j,\,i}}}(r_{j,\,i})=-{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}(r_{j,\,i})=-{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\cdot {\vec {u}}_{j\,\rightarrow \,i}\;$
Remarques : Avec le choix de « référence pour $\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}}\!\left(r_{1,\,2}\right)\;$» «$\;r_{1,\,2}=\infty \;$», nous en déduisons le signe de l'énergie potentielle du système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces intérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)\;$ si la composante radiale de force $\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}(r_{1,\,2})\;$ est de variation monotone à savoir Remarques : $\;\succ \;$si la force d'interaction de type $\;_{q}\;$ est « purement attractive » «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}(r_{1,\,2})\;$ est $\;<0\;$» $\Rightarrow$ $\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}}\!\left(r_{1,\,2}\right)\;$ étant $\;\nearrow \;$ quand $\;r_{1,\,2}\nearrow \;$ jusqu'à sa valeur de référence nulle d'où «$\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}}\!\left(r_{1,\,2}\right)\;$ est $\;<0,\;\;\forall \;r_{1,\,2}\;$» et Remarques : $\;\succ \;$si la force d'interaction de type $\;_{q}\;$ est « purement répulsive » «$\;{\overline {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}(r_{1,\,2})\;$ est $\;>0\;$» $\Rightarrow$ $\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}}\!\left(r_{1,\,2}\right)\;$ étant $\;\searrow \;$ quand $\;r_{1,\,2}\nearrow \;$ jusqu'à sa valeur de référence nulle d'où «$\;U_{{\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,2\,\leftarrow \,1}}\!\left(r_{1,\,2}\right)\;$ est $\;>0,\;\;\forall \;r_{1,\,2}\;$».

##### Exemple, énergie potentielle d'interaction d'un système de deux points chargés ou de celui de deux points matériels en interaction gravitationnelle
###### 1ère expression de l'énergie potentielle d'interaction d'un système de deux points chargés, analogie avec un système de deux points matériels en interaction gravitationnelle

$\;\blacktriangleright \;$1ère expression de l'énergie potentielle d'interaction d'un système de deux points chargés :
Soit un système de deux points chargés «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(q_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$», le système des forces d'interaction électrostatique «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,2\,\leftarrow \,1}\,,\,{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,1\,\leftarrow \,2}\right\rbrace \;$» entre les deux points du système est conservatif $\;{\big$en effet chaque force suivant la loi de Coulomb rappelée ci-dessous, on vérifie bien que le travail élémentaire de chacune d'elle est une différentielle de fonction scalaire, ceci caractérisant le caractère conservatif du système de forces${\big ]}$.
$\;M_{1}\,\left(q_{1}\right)\,$
$\;M_{2}\,\left(q_{2}\right)\,$
* la force que $\;M_{1}\;$ exerce sur $\;M_{2}\;$ dans le vide s’écrive «$\;{\vec {F}}_{M_{2}\,\leftarrow \,M_{1}}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\;$» avec $\;r_{1,\,2}\;$ et $\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\;$ respectivement la coordonnée radiale et le vecteur unitaire radial du point $\;M_{2}\;$ dans le repérage sphérique de pôle $\;M_{1}\;$ et
* la force que $\;M_{2}\;$ exerce sur $\;M_{1}\;$ est l'opposée de la précédente à savoir «$\;{\vec {F}}_{M_{1}\,\leftarrow \,M_{2}}=-{\vec {F}}_{M_{2}\,\leftarrow \,M-1}=-{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\;$» ou encore «${\vec {F}}_{M_{1}\,\leftarrow \,M_{2}}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{2,\,1}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}\;$» avec $\;r_{2,\,1}=r_{1,\,2}\;$ et $\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}\;$ respectivement la coordonnée radiale et le vecteur unitaire radial du point $\;M_{1}\;$ dans le repérage sphérique de pôle $\;M_{2}\;$ ;
$\;\varepsilon _{0}\;$
$\;{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\simeq 9\;10^{9}\,U.S.I.\;$
Vérification du caractère conservatif du système des forces d'interaction de Coulomb entre les deux points chargés : son travail élémentaire «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{\text{int. élect.}}\right)=\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}},\,2\,\leftarrow \,1},\,t\right]\;$ $\;{\big$avec $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$ le référentiel lié au point $\;M_{1}\;$ en translation relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}{\big )}\;$ $={\vec {F}}_{{\text{int. élect.}},\,2\,\leftarrow \,1}(t)\cdot d{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\cdot d{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;dr_{1,\,2}\;$» est bien une différentielle de fonction scalaire de la coordonnée radiale repérant le « point $\;M_{2}\;\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$» car le cœfficient de $\;dr_{1,\,2}\;$ est indépendant des coordonnées angulaires $\;\left(\theta _{1,\,2}\,,\,\varphi _{1,\,2}\right)\;$ du point $\;M_{2}\;\;$ dans le repérage sphérique lié à ce point associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{1}\;$» $\;{\bigg \$on aurait pu utiliser l'autre force de travail élémentaire «$\;\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{\text{int. élect.}}\right)=\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}},\,1\,\leftarrow \,2},\,t\right]\;$ $\;{\big$avec $\;{\mathcal {R}}_{2}\;$ le référentiel lié au point $\;M_{2}\;$ en translation relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}{\big )}\;$ $={\vec {F}}_{{\text{int. élect.}},\,1\,\leftarrow \,2}(t)\cdot d{\overrightarrow {M_{2}M_{1}}}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{2,\,1}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}\cdot d{\overrightarrow {M_{2}M_{1}}}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{2,\,1}^{\,2}}}\;dr_{2,\,1}\;$» qui encore est une différentielle de fonction scalaire de la coordonnée radiale repérant le « point $\;M_{1}\;\;$ dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}_{2}\;$» car le cœfficient de $\;dr_{2,\,1}\;$ est indépendant des coordonnées angulaires $\;\left(\theta _{2,\,1}\,,\,\varphi _{2,\,1}\right)\;$ du point $\;M_{1}\;\;$ dans le repérage sphérique lié à ce point associé au référentiel $\;{\mathcal {R}}_{2}\;$»${\bigg \}$.
Le système des forces d'interaction électrostatique «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,2\,\leftarrow \,1}\,,\,{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,1\,\leftarrow \,2}\right\rbrace \;$» entre les deux points du système étant conservatif, on peut définir une énergie potentielle d'interaction électrostatique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ notée «$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$» selon «$\;d{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}=-\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{\text{int. élect.}}\right)=-\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{1}}\!\left[{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}},\,2\,\leftarrow \,1},\,t\right]=-{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;dr_{1,\,2}\;$» d'où, après intégration avec choix de la « référence de l'énergie potentielle d'interaction électrostatique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ quand les deux points sont infiniment éloignés l'un de l'autre »,
$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}}}\;$
$\;r_{1,\,2}=\infty \;$
Remarque : L'utilisation de «$\;d{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}=-\delta W\!\left({\mathcal {F}}_{\text{int. élect.}}\right)=-\delta W_{\,/\,{\mathcal {R}}_{2}}\!\left[{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}},\,1\,\leftarrow \,2},\,t\right]=-{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{2,\,1}^{\,2}}}\;dr_{2,\,1}\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{2,\,1}}}\;$» avec référence choisie en «$\;r_{2,\,1}=\infty \;$» c'est-à-dire à la même expression compte-tenu de $\;r_{2,\,1}=r_{1,\,2}$.
Commentaire : Si les deux charges sont de même signe c'est-à-dire « si $\;q_{1}\;q_{2}\;$ est $\;>0\;$», les deux forces d'interaction électrostatique entre les deux points sont répulsives et l'énergie potentielle d'interaction électrostatique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ des deux points «$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$ est positive $\;\forall \;r_{1,\,2}\;$» si la référence de l'énergie potentielle est $\;r_{1,\,2}=\infty$,
Commentaire : si les deux charges sont de signe contraire c'est-à-dire « si $\;q_{1}\;q_{2}\;$ est $\;<0\;$», les deux forces d'interaction électrostatique entre les deux points sont attractives et l'énergie potentielle d'interaction électrostatique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ des deux points «$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$ est négative $\;\forall \;r_{1,\,2}\;$» si la référence de l'énergie potentielle est $\;r_{1,\,2}=\infty$.
$\;\blacktriangleright \;$Analogie avec un système de deux points matériels en interaction gravitationnelle :
Il y a une analogie entre l'interaction électrostatique entre deux points chargés et celle gravitationnelle entre deux points matériels, dans chaque cas les forces d'interaction sont newtoniennes $\;{\big$voir le paragraphe « définition d'une force newtonienne subie par le point matériel M » du chap.$14$ de la leçon « Mécanique 2 (PCSI) » du cours « Physique en classe préparatoire PCSI »${\big ]}$, les résultats concernant l'interaction gravitationnelle entre les deux points matériels du système «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» peuvent être déterminés à partir de ceux concernant l'interaction électrostatique entre les deux points chargés du système «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(q_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» en conservant le repérage sphérique et utilisant l'analogie suivante $\;\left\lbrace {\begin{array}{c c c}q_{i}\!\!&\!\!\leftrightarrow \!\!&\!\!m_{i}\\{\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\!\!&\!\!\leftrightarrow \!\!&\!\!-{\mathcal {G}}\end{array}}\right\rbrace \;$ d'où
* d'une part le système des forces d'interaction gravitationnelle «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{int. gravit.}}\,2\,\leftarrow \,1}=-{\mathcal {G}}\;{\dfrac {m_{1}\;m_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\,,\,{\vec {F}}_{{\text{int. gravit.}}\,1\,\leftarrow \,2}=-{\mathcal {G}}\;{\dfrac {m_{1}\;m_{2}}{r_{2,\,1}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}\right\rbrace \;$» entre les deux points matériels du système «$\;\left({\mathcal {S}}\right)$ $=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» est conservatif,
* d'autre part l'énergie potentielle d'interaction gravitationnelle du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ s'écrit «$\;U_{{\text{int. gravit. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}=-{\mathcal {G}}\;{\dfrac {m_{1}\;m_{2}}{r_{1,\,2}}}\;$» avec référence choisie en «$\;r_{1,\,2}=\infty \;$» c'est-à-dire quand les points matériels sont infiniment éloignés l'un de l'autre.
Commentaire : Les deux masses étant toutes deux positives, «$\;m_{1}\;m_{2}\;$ est $\;>0\;$», les deux forces d'interaction gravitationnelle entre les deux points matériels sont attractives $\;{\bigg$la raison de ce changement relativement à l'interaction électrostatique étant que le facteur «$\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}>0\;$ dans le cas de charges toutes deux positives » est associé à «$\;-{\mathcal {G}}\;m_{1}\;m_{2}<0\;$ dans le cas de masses toutes deux positives »${\bigg ]}\;$ et l'énergie potentielle d'interaction gravitationnelle du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ des deux points «$\;U_{{\text{int. gravit. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$ est négative $\;\forall \;r_{1,\,2}\;$» si la référence de l'énergie potentielle est $\;r_{1,\,2}=\infty$.

###### 2ème expression de l'énergie potentielle d'interaction d'un système de deux points chargés, analogie (peu utilisée) avec un système de deux points matériels en interaction gravitationnelle

Préliminaire : Les forces d'interaction électrostatique entre les deux points chargés du système «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(q_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» pouvant se réécrire en faisant apparaître le champ électrostatique créé par l'un des points chargés en la position de l'autre point selon
Préliminaire : $\;\succ \;$«$\;{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,2\,\leftarrow \,1}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}=q_{2}\left[{\dfrac {q_{1}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\right]=q_{2}\;{\vec {E}}_{q_{1}}(M_{2})\;$» dans laquelle «$\;{\vec {E}}_{q_{1}}(M_{2})={\dfrac {q_{1}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\;$ est le vecteur champ électrostatique créé par le point chargé $\;M_{1}\,(q_{1})\;$ en la position du point $\;M_{2}\;$» ainsi que
Préliminaire : $\;\succ \;$«$\;{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,1\,\leftarrow \,2}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{2,\,1}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}=q_{1}\left[{\dfrac {q_{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;r_{2,\,1}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}\right]=q_{1}\;{\vec {E}}_{q_{2}}(M_{1})\;$» dans laquelle «$\;{\vec {E}}_{q_{2}}(M_{1})={\dfrac {q_{1}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;r_{2,\,1}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}\;$ est le vecteur champ électrostatique créé par le point chargé $\;M_{2}\,(q_{2})\;$ en la position du point $\;M_{1}\;$»,
Préliminaire : le caractère conservatif du système des forces d'interaction électrostatique «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,2\,\leftarrow \,1}\,,\,{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,1\,\leftarrow \,2}\right\rbrace \;$» entre les deux points du système est aussi une conséquence du fait que les deux vecteurs champs électrostatiques «$\;\left\lbrace {\vec {E}}_{q_{1}}(M_{2})\,,\,{\vec {E}}_{q_{2}}(M_{1})\right\rbrace \;$» sont, comme tout champ électrostatique, à circulation conservative et par suite
Préliminaire : ces deux vecteurs champs électrostatiques «$\;\left\lbrace {\vec {E}}_{q_{1}}(M_{2})\,,\,{\vec {E}}_{q_{2}}(M_{1})\right\rbrace \;$» « dérivant » des deux potentiels électrostatiques «$\;\left\lbrace V_{q_{1}}(M_{2})\,,\,V_{q_{2}}(M_{1})\right\rbrace \;$» définis, à une constante additive près, selon $\;\left\lbrace {\begin{array}{c}{\vec {E}}_{q_{1}}(M_{2})\cdot d{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}=-dV_{q_{1}}(M_{2})\\{\vec {E}}_{q_{2}}(M_{1})\cdot d{\overrightarrow {M_{2}M_{1}}}=-dV_{q_{2}}(M_{1})\end{array}}\right\rbrace \;$ $\Leftrightarrow$ $\;\left\lbrace {\begin{array}{c}{\vec {E}}_{q_{1}}(M_{2})=-{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{1}}\!\!\left[V_{q_{1}}\right]\!(M_{2})\\{\vec {E}}_{q_{2}}(M_{1})=-{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{2}}\!\!\left[V_{q_{2}}\right]\!(M_{1})\end{array}}\right\rbrace \;$ $\Rightarrow$ «$\left\lbrace {\begin{array}{c}V_{q_{1}}(M_{2})={\dfrac {q_{1}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;r_{1,\,2}}}\\V_{q_{2}}(M_{1})={\dfrac {q_{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;r_{2,\,1}}}\end{array}}\right\rbrace \;$ en choisissant la référence des potentiels électrostatiques à l'infini du point source » on en déduit que
Préliminaire : les deux forces d'interaction électrostatique «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,2\,\leftarrow \,1}\,,\,{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,1\,\leftarrow \,2}\right\rbrace \;$» entre les deux points du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ « dérivent » des deux expressions d'énergie potentielle électrostatique de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ soit «$\;{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,2\,\leftarrow \,1}=q_{2}\;{\vec {E}}_{q_{1}}(M_{2})\;$» « dérivant » de «$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}=q_{2}\;V_{q_{1}}(M_{2})\;$» ainsi que «$\;{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,1\,\leftarrow \,2}=q_{1}\;{\vec {E}}_{q_{2}}(M_{1})\;$» « dérivant » de «$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}=$ $q_{1}\;V_{q_{2}}(M_{1})\;$» $\;{\big$les liens entre énergie potentielle électrostatique de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ et potentiels électrostatiques créés en un des points par l'autre point chargé nécessitant que la référence de l'énergie potentielle et celle de chaque potentiel soient les mêmes${\big ]}$ ;
Préliminaire : on vérifie aisément les expressions de l'énergie potentielle électrostatique du système des deux points chargés «$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}=q_{2}\;V_{q_{1}}(M_{2})=q_{1}\;V_{q_{2}}(M_{1})\;$» car
Préliminaire : $\;\succ \;$ «$\;-{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{1}}\!\!\left[q_{2}\;V_{q_{1}}\right]\!(M_{2})=q_{2}\left\lbrace -{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{1}}\!\!\left[q_{2}\;V_{q_{1}}\right]\!(M_{2})\right\rbrace =q_{2}\;{\vec {E}}_{q_{1}}(M_{2})={\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,2\,\leftarrow \,1}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{1}}\!\!\left[{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\right]\!(M_{2})\;$» ainsi que
Préliminaire : $\;\succ \;$ «$-{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{2}}\!\!\left[q_{1}\;V_{q_{2}}\right]\!(M_{1})=q_{1}\left\lbrace -{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{2}}\!\!\left[q_{1}\;V_{q_{2}}\right]\!(M_{1})\right\rbrace =q_{1}\;{\vec {E}}_{q_{2}}(M_{1})={\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,1\,\leftarrow \,2}=-{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{2}}\!\!\left[{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\right]\!(M_{1})$».
$\;\blacktriangleright \;$2ème expression de l'énergie potentielle d'interaction d'un système de deux points chargés :
Considérant le système de deux points chargés «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(q_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» ainsi que son énergie potentielle d'interaction électrostatique «$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$» conséquence du caractère conservatif du système des forces d'interaction électrostatique «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,2\,\leftarrow \,1}\,,\,{\vec {F}}_{{\text{int. élect.}}\,1\,\leftarrow \,2}\right\rbrace \;$» entre les deux points de $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, le préliminaire précédemment exposé nous permet de réécrire «$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$» selon
$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}={\dfrac {1}{2}}\left[q_{2}\;V_{q_{1}}(M_{2})+q_{1}\;V_{q_{2}}(M_{1})\right]\;$
$\;V_{q_{1}}(M_{2})\;$
$\;M_{1}\left(q_{1}\right)\;$
$\;M_{2}\left(q_{2}\right)\;$
$\;V_{q_{2}}(M_{1})\;$
$\;M_{2}\left(q_{2}\right)\;$
$\;M_{1}\left(q_{1}\right)$
Commentaire : Utilisant «$\left\lbrace {\begin{array}{c}V_{q_{1}}(M_{2})={\dfrac {q_{1}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;r_{1,\,2}}}\\V_{q_{2}}(M_{1})={\dfrac {q_{2}}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}\;r_{2,\,1}}}\end{array}}\right\rbrace \;$ obtenus en choisissant la référence des potentiels électrostatiques à l'infini du point source » ainsi que $\;r_{2,\,1}=r_{1,\,2}\;$ on retrouve la 1ère expression de l'énergie potentielle d'interaction du système des deux points chargés «$\;{\mathcal {E}}_{p,\,{\text{int. élect. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}={\dfrac {1}{4\;\pi \;\varepsilon _{0}}}\;{\dfrac {q_{1}\;q_{2}}{r_{1,\,2}}}\;$» avec référence choisie en «$\;r_{1,\,2}=\infty \;$».
$\;\blacktriangleright \;$Analogie avec un système de deux points matériels en interaction gravitationnelle $\;{\big$analogie peu utilisée dans le cadre de cette 2ème expression${\big )}$ :
D'après la 2ème partie du paragraphe « 1ère expression de l'énergie potentielle d'interaction d'un système de deux points chargés, analogie avec un système de deux points matériels en interaction gravitationnelle » exposant l'analogie d'un système de deux points chargés en interaction électrostatique et celle de deux points matériels en interaction gravitationnelle, on en déduit :
* la réécriture du système conservatif des deux forces d'interaction gravitationnelle «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{int. gravit.}}\,2\,\leftarrow \,1}\,,\,{\vec {F}}_{{\text{int. gravit.}}\,1\,\leftarrow \,2}\right\rbrace \;$» entre les deux points matériels du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» selon $\;\succ \;$«$\;{\vec {F}}_{{\text{int. gravit.}}\,2\,\leftarrow \,1}=-{\mathcal {G}}\;{\dfrac {m_{1}\;m_{2}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}=m_{2}\left[-{\dfrac {{\mathcal {G}}\;m_{1}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\right]=m_{2}\;{\vec {G}}_{m_{1}}(M_{2})\;$» dans laquelle «$\;{\vec {G}}_{m_{1}}(M_{2})=-{\dfrac {{\mathcal {G}}\;m_{1}}{r_{1,\,2}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{1\,\rightarrow \,2}\;$ est le vecteur champ gravitationnel créé par le point matériel $\;M_{1}\,(m_{1})\;$ en la position du point $\;M_{2}\;$» ainsi que $\;\succ \;$«$\;{\vec {F}}_{{\text{int. gravit.}}\,1\,\leftarrow \,2}=-{\mathcal {G}}\;{\dfrac {m_{1}\;m_{2}}{r_{2,\,1}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}=m_{1}\left[-{\dfrac {{\mathcal {G}}\;m_{2}}{r_{2,\,1}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}\right]=m_{1}\;{\vec {G}}_{m_{2}}(M_{1})\;$» dans laquelle «$\;{\vec {G}}_{m_{2}}(M_{1})=-{\dfrac {{\mathcal {G}}\;m_{2}}{r_{2,\,1}^{\,2}}}\;{\vec {u}}_{2\,\rightarrow \,1}\;$ est le vecteur champ gravitationnel créé par le point matériel $\;M_{2}\,(m_{2})\;$ en la position du point $\;M_{1}\;$»,
* les deux potentiels gravitationnels «$\;\left\lbrace \phi _{m_{1}}(M_{2})\,,\,\phi _{m_{2}}(M_{1})\right\rbrace \;$» dont « dérivent » les deux vecteurs champs gravitationnels «$\;\left\lbrace {\vec {G}}_{m_{1}}(M_{2})\,,\,{\vec {G}}_{m_{2}}(M_{1})\right\rbrace \;$», ces potentiels gravitationnels, définis à une constante additive près, selon $\;\left\lbrace {\begin{array}{c}{\vec {G}}_{m_{1}}(M_{2})\cdot d{\overrightarrow {M_{1}M_{2}}}=-d\phi _{m_{1}}(M_{2})\\{\vec {G}}_{m_{2}}(M_{1})\cdot d{\overrightarrow {M_{2}M_{1}}}=-d\phi _{m_{2}}(M_{1})\end{array}}\right\rbrace \;$ $\Leftrightarrow$ $\;\left\lbrace {\begin{array}{c}{\vec {G}}_{m_{1}}(M_{2})=-{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{1}}\!\!\left[\phi _{m_{1}}\right]\!(M_{2})\\{\vec {G}}_{m_{2}}(M_{1})=-{\overrightarrow {\text{grad}}}_{M_{2}}\!\!\left[\phi _{m_{2}}\right]\!(M_{1})\end{array}}\right\rbrace \;$ $\Rightarrow$ «$\left\lbrace {\begin{array}{c}\phi _{m_{1}}(M_{2})=-{\dfrac {{\mathcal {G}}\;m_{1}}{r_{1,\,2}}}\\\phi _{m_{2}}(M_{1})=-{\dfrac {{\mathcal {G}}\;m_{2}}{r_{2,\,1}}}\end{array}}\right\rbrace \;$ en choisissant la référence des potentiels gravitationnels à l'infini du point source »,
* la réécriture de l'énergie potentielle gravitationnelle du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ «$\;U_{{\text{int. gravit. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$» dont « dérivent » les deux forces d'interaction gravitationnelle «$\;\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{int. gravit.}}\,2\,\leftarrow \,1}\,,\,{\vec {F}}_{{\text{int. gravit.}}\,1\,\leftarrow \,2}\right\rbrace \;$» selon «$\;U_{{\text{int. gravit. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}$ $=m_{2}\;\phi _{m_{1}}(M_{2})=m_{1}\;\phi _{m_{2}}(M_{1})\;$» $\;{\big$les liens entre énergie potentielle gravitationnelle de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ et potentiels gravitationnels créés en un des points par l'autre point matériel nécessitant que la référence de l'énergie potentielle et celle de chaque potentiel soient les mêmes${\big ]}$ ;
en formant la demi-somme des deux expressions égales de l'énergie potentielle gravitationnelle du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, expressions exposées ci-dessus, on obtient la 2ème expression de l'énergie potentielle d'interaction gravitationnelle du système de deux points matériels
$\;U_{{\text{int. gravit. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}={\dfrac {1}{2}}\left[m_{2}\;\phi _{m_{1}}(M_{2})+m_{1}\;\phi _{m_{2}}(M_{1})\right]\;$
$\;\phi _{m_{1}}(M_{2})\;$
$\;M_{1}\left(m_{1}\right)\;$
$\;M_{2}\left(m_{2}\right)\;$
$\;\phi _{m_{2}}(M_{1})\;$
$\;M_{2}\left(m_{2}\right)\;$
$\;M_{1}\left(m_{1}\right)$
Commentaire : Utilisant «$\left\lbrace {\begin{array}{c}\phi _{m_{1}}(M_{2})=-{\dfrac {{\mathcal {G}}\;m_{1}}{r_{1,\,2}}}\\\phi _{m_{2}}(M_{1})=-{\dfrac {{\mathcal {G}}\;m_{2}}{r_{2,\,1}}}\end{array}}\right\rbrace \;$ obtenus en choisissant la référence des potentiels gravitationnels à l'infini du point source » ainsi que $\;r_{2,\,1}=r_{1,\,2}\;$ on retrouve la 1ère expression de l'énergie potentielle d'interaction gravitationnelle du système des deux points matériels «$\;U_{{\text{int. gravit. de}}\,\left({\mathcal {S}}\right)}=-{\mathcal {G}}\;{\dfrac {m_{1}\;m_{2}}{r_{1,\,2}}}\;$» avec référence choisie en «$\;r_{1,\,2}=\infty \;$».

### Théorème de la variation de l'énergie mécanique (autre forme intégrée de la dynamique des systèmes de deux points matériels)

Théorème déduit du « théorème de l'énergie cinétique » dans le cas où « le système de forces résultant de l'action du système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ extérieur au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ étudié » ou $\;{\big$et${\big )}\;$ « celui de forces intérieures correspondant à une interaction $\;_{q}\;$ entre les deux points de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» est $\;{\big$sont${\big )}\;$ conservatif(s) $\;\ldots$

#### Définition de l'énergie mécanique d'un système de deux points matériels dans les champs de forces extérieures et d'interaction entre points

Dans le cas où le système de forces résultant de l'action du système $\;\left(\Sigma _{k}\right)\;$ extérieur au système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» ainsi qu'éventuellement celui de forces intérieures correspondant à une interaction $\;_{q}\;$ entre les deux points de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$» sont conservatifs, on définit
* l'énergie potentielle de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ du système de forces extérieures conservatif $\;\left({\mathcal {F}}_{k}\right)=\left\lbrace {\vec {F}}_{i\,\leftarrow \,\left(\Sigma _{k}\right)}\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$ soit «$\;U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1},\,M_{2}\right]\;$» ainsi que, si nécessaire,
* l'énergie potentielle de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ éventuel «$\;\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)=\left\lbrace {\vec {F}}_{{\text{interact}}_{q},\,i\,\leftarrow \,j}\right\rbrace _{\left(i,\,j\,\neq \,i\right)\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]^{2}}\;$» des forces intérieures correspondant à une interaction $\;_{q}\;$ entre les deux points de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ soit «$\;U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}=r_{2,\,1}\right]\;$» puis
dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}$, l'énergie mécanique de $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, à l'instant $\;t$, «$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$» dans les champs de forces extérieures et intérieures conservatives selon
$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{k}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,M_{2,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{{\text{interact}}_{q}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}(t)=r_{2,\,1}(t)\right]\;$
$\;K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)$
$\;t$
$\;{\mathcal {R}}$

#### Théorème de la variation de l'énergie mécanique sous forme élémentaire et sa forme locale associée « le théorème de la puissance mécanique »
##### Théorème de la variation de l'énergie mécanique sous forme élémentaire

Pour établir, dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen, le théorème de la variation de l'énergie mécanique sous forme élémentaire appliqué, à l'instant $\;t$, à un système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$ $\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$», Pour établir, on écrit, dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, le théorème de l'énergie cinétique sous forme élémentaire appliqué, à l'instant $\;t$, au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)$, en distinguant parmi les forces extérieures ainsi que celles intérieures les forces conservatives dont on veut utiliser le caractère conservatif de celles qui ne le sont pas $\;{\big$ou qui le sont mais dont on ne souhaite pas utiliser l'aspect conservatif${\big )}\;$ soit
$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces conserv.}}}+\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}+\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces conserv.}}}+\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
Pour établir, on utilise la définition de l'énergie potentielle de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans le champ de forces extérieures conservatif ainsi que celle dans le champ de forces intérieures conservatif soit
$\;\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces conserv.}}}=-dU_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1},\,M_{2}\right]\;$
$\;\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces conserv.}}}=-dU_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}(t)=r_{2,\,1}(t)\right]\;$
$\Downarrow$
$\;dK_{\left({\mathcal {S}}\right)}=-dU_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1},\,M_{2}\right]+\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}-dU_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}=r_{2,_{,}1}\right]+\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
Pour établir, en ne laissant que les travaux élémentaires des forces non conservatives dans le membre de droite et en utilisant la définition, à l'instant $\;t$, dans le référentiel $\;{\mathcal {R}}$, de l'énergie mécanique du système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ dans les champs de forces extérieures et intérieures conservatifs «$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,M_{2,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}(t)=r_{2,\,1}(t)\right]\;$» soit
$\;dE_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}+\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$
$\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]$
$\;dE_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$
$\;\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$
$\;\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
$\;dE_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}+\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,M_{2,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}(t)=r_{2,\,1}(t)\right]\;$
Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système $\;{\big$déformable ou non${\big )}\;$ de deux points matériels.
Cas particulier d'un système indéformable de deux points matériels $\;{\big$c'est-à-dire d'un solide au sens de la mécanique${\big )}$ : utilisant $\;\delta W_{\text{int}}=0\;$ on en déduit l'énoncé du théorème appliqué à un système indéformable de deux points matériels dans le champ de forces extérieures conservatif :
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]$
$\;dE_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$
$\;\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
$\;dE_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,M_{2,\,t}\right]\;$

##### Théorème de la puissance mécanique

Pour passer d'une « forme intégrée de la dynamique écrite sur l'intervalle de temps $\;\left[t\,,\,t+dt\right]\;$» à la « forme locale écrite à l'instant $\;t\;$ associée à cette forme intégrée », il suffit de diviser la forme élémentaire de la forme intégrée par $\;dt\;$ d'où l'énoncé du théorème de la puissance mécanique $\;{\bigg$après utilisation de $\;{\mathcal {P}}(t)={\dfrac {\delta W}{dt}}\;$ d'une part et $\;{\dot {E_{m}}}(t)={\dfrac {dE_{m}}{dt}}\;$ d'autre part${\bigg ]}$ :
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;t$
$\;{\dot {E}}_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {P}}_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;t\;$
$\;{\mathcal {P}}_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$
$\;{\dot {E}}_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)={\mathcal {P}}_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)+{\mathcal {P}}_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,M_{2,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}(t)=r_{2,\,1}(t)\right]\;$
Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système $\;{\big$déformable ou non${\big )}\;$ de deux points matériels.
Cas particulier d'un système indéformable de deux points matériels $\;{\big$c'est-à-dire d'un solide au sens de la mécanique${\big )}$ : utilisant $\;{\mathcal {P}}_{\text{int}}=0\;$ on en déduit l'énoncé du théorème appliqué à un système indéformable de deux points matériels dans le champ de forces extérieures conservatif :
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;t$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=$
$\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\dot {E}}_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;{\mathcal {P}}_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$
$\;t\;$
$\;{\dot {E}}_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)={\mathcal {P}}_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,M_{2,\,t}\right]\;$

#### Théorème de la variation de l'énergie mécanique sur une durée finie

Pour mémoire « le théorème de la variation de l'énergie mécanique sur une durée finie » s'obtient en intégrant « le théorème de la variation de l'énergie mécanique sous forme élémentaire » sur l'intervalle de temps d'application du théorème en utilisant que le travail sur une durée finie est la somme continue de tous les travaux élémentaires c'est-à-dire «$\;W_{\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]}=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W(t)\;$» d'où l'énoncé du théorème de la variation de l'énergie mécanique sur une durée finie appliqué à un système de deux points matériels :
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$
$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\Delta E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=$
$E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{f})-E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{0})\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$
$\;W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$
$\;W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
$\;\Delta E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,{\text{forces non conserv.}}}+W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,M_{2,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}(t)=r_{2,\,1}(t)\right]\;$
Commentaires : ce théorème peut s'appliquer sous cette forme, en dynamique newtonienne ou relativiste, à un système $\;{\big$déformable ou non${\big )}\;$ de deux points matériels.
Cas particulier d'un système indéformable de deux points matériels : de $\;\delta W_{{\text{int}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)=0,\;\;\forall \;t\;$ on déduit $\;W_{{\text{int sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,{\text{forces non conserv.}}}=0\;$ d'où l'énoncé du théorème :
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;\Delta E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{f})-E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t_{0})\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right]\;$
$\;W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,,\,{\text{forces non conserv.}}}$
$=\displaystyle \int _{t_{0}}^{t_{f}}\delta W_{{\text{ext}},\,{\text{forces non conserv.}}}(t)\;$
$\;\Delta E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}=W_{{\text{ext sur}}\,\left[t_{0}\,,\,t_{f}\right],\,,\,{\text{forces non conserv.}}}\;$
$\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$
$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,M_{2,\,t}\right]\;$
Cas particulier d'un système (déformable ou non) de deux points matériels conservatif : Un système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» étant dit « conservatif » ssi « toutes les forces extérieures et intérieures sont conservatives ou, dans le cas de présence de forces extérieures et intérieures non conservatives, celles-ci ne travaillent pas » on en déduit aisément, par application du théorème de la variation de l'énergie mécanique sur une durée finie au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ étudié, la conservation de l'énergie mécanique du système de deux points matériels $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ conservatif soit «$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=$ $cste,\;\;\forall \;t\;$» avec «$\;E_{m,\,\left({\mathcal {S}}\right)}(t)=K_{\left({\mathcal {S}}\right)}(t)+U_{{\text{ext}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[M_{1,\,t},\,M_{2,\,t}\right]+U_{{\text{int}},\,\left({\mathcal {F}}_{\text{conserv.}}\right)}\!\left[r_{1,\,2}(t)=r_{2,\,1}(t)\right]\;$».

## Théorèmes de la dynamique newtonienne des systèmes de deux points matériels applicables sans modification dans le référentiel barycentrique (a priori non galiléen) du système
### Introduction

Dans le cas général d'un système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$», ce dernier n'étant ni isolé, ni pseudo-isolé, son C.D.I. $\;G\;$ n'est pas en mouvement rectiligne uniforme relativement au référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ galiléen et par suite le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système n'est pas galiléen ;
on en déduit qu'a priori les théorèmes de la dynamique newtonienne des systèmes de deux points matériels ne s'appliquent pas dans le référentiel barycentrique du système,
le fait que le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ soit en translation de vecteur vitesse $\;{\vec {V}}_{G}(t)\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}_{\text{gal}}\;$ galiléen nécessite, a priori, l'ajout, aux systèmes de forces extérieures et intérieures appliqués au système, une pseudo-force d'inertie d'entraînement appliquée sur chaque point matériel $\;M_{i}\;$ du système «$\;{\vec {f}}_{{\text{in. e}},\,M_{i}}(t)=-m_{i}\;{\vec {a}}_{G}(t)\;$» pour pouvoir appliquer les théorèmes de la dynamique newtonienne au système dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ dans la mesure où ce dernier est non galiléen, toutefois $\;\ldots$
Il existe un théorème applicable sans modification dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ d'un système de deux points matériels ni isolé, ni pseudo-isolé, c'est le théorème du moment cinétique vectoriel avec, pour origine d'évaluation des moments vectoriels, le C.D.I. $\;G\;$ du système, voir ci-après.

### Théorème du moment cinétique barycentrique vectoriel
#### Énoncé et démonstration

$\;{\mathcal {R}}^{*}\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
$\;G\;$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)$
$\;G\;$
$\;t$
$\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$
$\;t$
$\;{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
Démonstration : Le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ étant galiléen, on peut appliquer au système de deux points matériels «$\;\left({\mathcal {S}}\right)=\left\lbrace M_{i}\;\left(m_{i}\right)\right\rbrace _{i\,\in \,\left[\left[1\,,\,2\right]\right]}\;$» le prolongement du théorème du moment cinétique vectoriel avec pour point origine d'évaluation des moments vectoriels le C.D.I. $\;G\;$ du système soit
$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t),\;\;\left({\mathfrak {c}}\right)\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
Démonstration : «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)\;$» le vecteur moment résultant dynamique par rapport à $\;G\;$ appliqué, à l'instant $\;t$, au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ et Démonstration : «$\;{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\;$» le vecteur moment cinétique de $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ par rapport à $\;G\;$ au même instant $\;t\;$ dans le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ puis, Démonstration : on applique le 1er théorème de Kœnig au système $\;\left({\mathcal {S}}\right)\;$ pour lier le vecteur moment cinétique barycentrique du système au vecteur moment cinétique de ce dernier dans le référentiel d'étude «$\;{\vec {\sigma }}_{O}\!({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)+{\overrightarrow {OG}}(t)\wedge m_{\text{syst}}\;{\vec {V}}_{G}(t),\;\;\forall \;O$» soit, en prenant $\;O\;$ en $\;G$, «$\;{\vec {\sigma }}_{G}\!({\text{syst}},\,t)={\vec {\sigma }}^{\,*}\!({\text{syst}},\,t)\;$» dont on déduit Démonstration : «$\;\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma _{\!G}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}}\!(t)=\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}\!(t)\;$» $\;{\big$la dérivée temporelle d'une grandeur vectorielle étant indépendante du référentiel dans lequel la dérivation est faite pourvu que les deux référentiels soient en translation l'un par rapport à l'autre${\big ]}\;$ d'où, par report dans la relation $\;\left({\mathfrak {c}}\right)$, «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)=\left[{\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}\right]_{/\,{\mathcal {R}}^{*}}\!(t)\;$» ou simplement «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{\!G,\,{\text{ext}}}(t)={\dfrac {d\,{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$» R.Q.F.D. dans la mesure où les seuls référentiels utilisés sont en translation l'un par rapport à l'autre.

#### Cas particuliers

$\;\succ \;$Il y a conservation du moment cinétique barycentrique vectoriel d'un système de deux points matériels à savoir «$\;{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\overrightarrow {\text{cste}}},\;\;\forall \;t\;$» si le vecteur moment résultant dynamique appliqué au système par rapport à $\;G$, C.D.I. du système, est nul à tout instant $\;t\;$ c'est-à-dire si «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{G,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$», cette propriété résultant de l'application du théorème du moment cinétique barycentrique vectoriel au système de deux points matériels dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ a priori non galiléen, le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ étant, quant à lui, galiléen soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{G,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$» dans lequel la nullité du 1er membre conduit à celle du 2ème membre c'est-à-dire à «$\;{\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» d'où, après intégration par rapport au temps, «$\;{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\left({\text{syst}},\,t\right)={\overrightarrow {\text{cste}}},\;\;\forall \;t$».
$\;\succ \;$Si le système de deux points matériels est en rotation autour de $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ de direction fixe orientée par $\;{\vec {u}}_{\Delta _{G}}\;$ et passant par $\;G$, on peut déduire du théorème du moment cinétique barycentrique vectoriel appliqué au système étudié dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ a priori non galiléen, le référentiel d'étude $\;{\mathcal {R}}\;$ étant, quant à lui, galiléen, le théorème du moment cinétique barycentrique scalaire relativement à l'axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ de direction fixe appliqué dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ a priori non galiléen, en multipliant scalairement les deux membres du théorème du moment cinétique barycentrique vectoriel par $\;{\vec {u}}_{\Delta _{G}}\;$ soit «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{G,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)\cdot {\vec {u}}_{\Delta _{G}}={\dfrac {d{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\cdot {\vec {u}}_{\Delta _{G}}={\dfrac {d\!\left[{\overrightarrow {\sigma ^{*}}}\!\left({\text{syst}}\right)\cdot {\vec {u}}_{\Delta _{G}}\right]}{dt}}(t)\;$», $\;{\vec {u}}_{\Delta _{G}}\;$ étant un vecteur constant, soit finalement, par définition du moment scalaire de forces et du moment cinétique scalaire,
$\;{\mathcal {M}}_{\Delta _{G},\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\dfrac {d\sigma _{\Delta _{G}}^{\,*}\!\left({\text{syst}}\right)}{dt}}(t)\;$
$\;\left(\Delta _{G}\right)\;$
$\;{\mathcal {R}}^{*}\;$
$\;{\mathcal {R}}^{*}\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
le système étant en rotation autour de $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ de direction fixe, on peut écrire «$\;\sigma _{\Delta _{G}}^{\,*}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=J_{\Delta _{G}}\!\left({\text{syst}}\right)\;{\overline {\Omega }}(t)\;$» avec «$\;J_{\Delta _{G}}\!\left({\text{syst}}\right)\;$ le moment d'inertie du système » et «$\;{\overline {\Omega }}(t)\;$ la vitesse angulaire instantanée de ce dernier autour de l'axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ à l'instant $\;t\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {M}}_{\Delta _{G},\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=J_{\Delta _{G}}\!\left({\text{syst}}\right)\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;$» $\;{\bigJ_{\Delta _{G}}\!\left({\text{syst}}\right)\;$ étant une constante${\big ]}\;$ soit la réécriture du théorème du moment cinétique barycentrique scalaire pour un système de deux points matériels en rotation autour d'un axe $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ fixe dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système,
$\;{\mathcal {M}}_{\Delta _{G},\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=J_{\Delta _{G}}\!\left({\text{syst}}\right)\;{\dfrac {d{\overline {\Omega }}}{dt}}(t)\;$
$\;\left(\Delta _{G}\right)\;$
$\;{\mathcal {R}}^{*}\;$
$\;{\mathcal {R}}\;$
si le vecteur moment résultant dynamique du système en rotation par rapport $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ fixe dans le référentiel barycentrique $\;{\mathcal {R}}^{*}\;$ du système, avec le C.D.I. de ce dernier comme origine d'évaluation du moment vectoriel, est nul c'est-à-dire «$\;{\overrightarrow {\mathcal {M}}}_{G,\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)={\vec {0}},\;\;\forall \;t\;$» $\Rightarrow$ «$\;{\mathcal {M}}_{\Delta _{G},\,{\text{ext}}}\!\left({\text{syst}},\,t\right)=0,\;\;\forall \;t\;$», on déduit de l'application du théorème du moment cinétique barycentrique scalaire au système en rotation autour de $\;\left(\Delta _{G}\right)\;$ fixe dans $\;{\mathcal {R}}^{*}$,
$\;{\overline {\Omega }}(t)\;$
$\;\left(\Delta _{G}\right)\;$
$\;{\mathcal {R}}^{*}\;$
$\;{\overline {\Omega }}(t)={\text{cste}},\;\;\forall \;t\;$
$\;\left(\Delta _{G}\right)\;$
$\;{\mathcal {R}}^{*}\;$