Intégrale de Dirichlet

L'intégrale de Dirichlet est l'intégrale de la fonction sinus cardinal sur la demi-droite des réels positifs

∫ 0 + ∞ sin ⁡ x x d x = π 2 {\displaystyle \int _{0}^{+\infty }{\frac {\sin x}{x}}\,{\textrm {d}}x={\frac {\pi }{2}}} .

Il s'agit d'une intégrale impropre semi-convergente, c'est-à-dire qu'elle n'est pas absolument convergente ( ∫ 0 + ∞ | sin ⁡ x | x d x = + ∞ {\displaystyle \int _{0}^{+\infty }{\frac {|\sin x|}{x}}\,{\textrm {d}}x=+\infty } ) mais lim a → + ∞ ∫ 0 a sin ⁡ x x   d x {\displaystyle \lim _{a\to +\infty }\int _{0}^{a}{\frac {\sin x}{x}}~{\rm {d}}x} existe et est finie.

Étude de la convergence

On considère la fonction

f : R + ∗ → R x ↦ sin ⁡ x x . {\displaystyle {\begin{matrix}f\colon &\mathbb {R} _{+}^{*}&\rightarrow &\mathbb {R} \\&x&\mapsto &{\frac {\sin x}{x}}.\end{matrix}}}

En 0, sa limite à droite vaut 1, donc f est prolongeable en une application continue sur [0, +∞[, si bien qu'elle est intégrable sur [0, a] pour tout a > 0.
Mais elle n'est pas intégrable en +∞, c'est-à-dire que

lim a → + ∞ ∫ 0 a | f ( x ) |   d x = + ∞ {\displaystyle \lim _{a\to +\infty }\int _{0}^{a}|f(x)|~{\rm {d}}x=+\infty } [1].

Cependant,

lim a → + ∞ ∫ 0 a f ( x )   d x e x i s t e   : {\displaystyle \lim _{a\to +\infty }\int _{0}^{a}f(x)~{\rm {d}}x\quad {\rm {existe~:}}}
  • Dirichlet[2], dans son article historique de 1829 sur les séries de Fourier, mentionne en passant une preuve fondée sur le critère de convergence des séries alternées[3] :
    « On sait que ∫ 0 ∞ sin ⁡ γ γ   d γ {\displaystyle \int _{0}^{\infty }{\frac {\sin \gamma }{\gamma }}~{\rm {d}}\gamma } a une valeur finie et égale à π/2. Cette intégrale peut être partagée en une infinité d'autres, prises la première depuis γ = 0 jusqu'à γ = π, la seconde depuis γ = π jusqu'à γ = 2π, et ainsi de suite. Ces nouvelles intégrales sont alternativement positives et négatives, chacune d'elles a une valeur numérique inférieure à celle de la précédente […]. » ;
  • dans le même esprit, la règle d'Abel pour les intégrales — ou une simple intégration par parties — fournit une preuve de convergence[4],[5] ;
  • les méthodes ci-dessous de calcul de l'intégrale fournissent encore d'autres preuves de son existence.

Calcul de l'intégrale

Avec des suites

La méthode consiste à poser

J n = ∫ 0 π 2 sin ⁡ ( ( 2 n + 1 ) x ) sin ⁡ x   d x , K n = ∫ 0 π 2 sin ⁡ ( ( 2 n + 1 ) x ) x   d x {\displaystyle J_{n}=\int _{0}^{\frac {\pi }{2}}{\frac {\sin {\big (}(2n+1)x{\big )}}{\sin x}}~{\rm {d}}x,\quad K_{n}=\int _{0}^{\frac {\pi }{2}}{\frac {\sin {\big (}(2n+1)x{\big )}}{x}}~{\rm {d}}x}

et à montrer que la différence de ces deux suites tend vers 0, que la première est constante, égale à π/2, et que la deuxième tend vers l'intégrale de Dirichlet[3],[6].

Avec le théorème des résidus

En remarquant que x ↦ (sin x)/x est la partie imaginaire de x ↦ eix/x et en considérant la fonction complexe F : z ↦ eiz/z, le théorème des résidus appliqué aux intégrales du quatrième type, permettant de calculer une valeur principale de Cauchy — ou plus simplement ici : le théorème intégral de Cauchy —, donne le résultat voulu.

Plus précisément, F admet un unique pôle, en 0. Considérons le contour défini comme suit : pour deux réels R > ε >0, on choisit les demi-cercles C R {\displaystyle {\mathcal {C}}_{R}} et C ε {\displaystyle {\mathcal {C}}_{\varepsilon }} de centre O, de rayons R et ε, situés dans le demi-plan supérieur et on les relie par deux segments I et J. Cette courbe délimite un domaine borné du plan ne contenant pas l'origine.

Contour pour l'intégrale de Dirichlet.

Le théorème de Cauchy donne alors

0 = ∫ C R e i z z   d z + ∫ U ∪ J e i z z   d z + ∫ C ε e i z z   d z = ∫ C R e i z z   d z + 2 i ∫ ε R sin ⁡ x x   d x + ∫ C ε e i z z   d z {\displaystyle 0=\int _{{\mathcal {C}}_{R}}{\frac {{\rm {e}}^{{\rm {i}}z}}{z}}~{\rm {d}}z+\int _{U\cup J}{\frac {{\rm {e}}^{{\rm {i}}z}}{z}}~{\rm {d}}z+\int _{{\mathcal {C}}_{\varepsilon }}{\frac {{\rm {e}}^{{\rm {i}}z}}{z}}~{\rm {d}}z=\int _{{\mathcal {C}}_{R}}{\frac {{\rm {e}}^{{\rm {i}}z}}{z}}~{\rm {d}}z+2{\rm {i}}\int _{\varepsilon }^{R}{\frac {\sin x}{x}}~{\rm {d}}x+\int _{{\mathcal {C}}_{\varepsilon }}{\frac {{\rm {e}}^{{\rm {i}}z}}{z}}~{\rm {d}}z}

d'où, en faisant tendre R vers +∞ et ε vers 0 :

0 = 0 + 2 i ∫ 0 + ∞ sin ⁡ x x   d x − i π , {\displaystyle 0=0+2{\rm {i}}\int _{0}^{+\infty }{\frac {\sin x}{x}}~{\rm {d}}x-{\rm {i}}\pi ,}

ce qui permet de conclure :

∫ 0 + ∞ sin ⁡ x x   d x = π 2 . {\displaystyle \int _{0}^{+\infty }{\frac {\sin x}{x}}~{\rm {d}}x={\frac {\pi }{2}}.}
Détails des limites des intégrales sur les deux demi-cercles

Le demi-cercle C R {\displaystyle {\mathcal {C}}_{R}} se paramètre par θ ↦ Reiθ, pour θ variant de 0 à π. Or ∀ θ ∈ ] 0 , π [ , | exp ⁡ ( i R e i θ ) | = | exp ⁡ ( − R sin ⁡ θ + i R cos ⁡ θ ) | = exp ⁡ ( − R sin ⁡ θ ) → R → + ∞ 0. {\displaystyle \forall \theta \in ]0,\pi [,\quad |\exp({\rm {i}}R{\rm {e}}^{{\rm {i}}\theta })|=|\exp(-R\sin \theta +{\rm {i}}R\cos \theta )|=\exp(-R\sin \theta )\quad {\xrightarrow[{R\to +\infty }]{}}\quad 0.}

En appliquant par exemple le théorème de convergence dominée, il vient alors ∫ C R e i z z   d z = i ∫ 0 π exp ⁡ ( i R e i θ )   d θ     → R → + ∞   i ∫ 0 π 0   d θ = 0. {\displaystyle \int _{{\mathcal {C}}_{R}}{\frac {{\rm {e}}^{{\rm {i}}z}}{z}}~{\rm {d}}z={\rm {i}}\int _{0}^{\pi }\exp({\rm {i}}R{\rm {e}}^{{\rm {i}}\theta })~{\rm {d}}\theta \ \ {\xrightarrow[{R\to +\infty }]{}}\ {\rm {i}}\int _{0}^{\pi }0~{\rm {d}}\theta =0.}

De même, le demi-cercle C ε {\displaystyle {\mathcal {C}}_{\varepsilon }} se paramètre par θ ↦ εeiθ, pour θ variant de π à 0. On a alors ∫ C ε e i z z   d z = i ∫ π 0 exp ⁡ ( i ε e i θ )   d θ     → ε → 0   i ∫ π 0 exp ⁡ ( 0 )   d θ = − i π . {\displaystyle \int _{{\mathcal {C}}_{\varepsilon }}{\frac {{\rm {e}}^{{\rm {i}}z}}{z}}~{\rm {d}}z={\rm {i}}\int _{\pi }^{0}\exp({\rm {i}}\varepsilon {\rm {e}}^{{\rm {i}}\theta })~{\rm {d}}\theta \ \ {\xrightarrow[{\varepsilon \to 0}]{}}\ {\rm {i}}\int _{\pi }^{0}\exp(0)~{\rm {d}}\theta =-{\rm {i}}\pi .}

On peut aller un peu plus vite en considérant la fonction z ↦ (eiz – 1)/z qui se prolonge en une fonction entière. On intègre alors sur le contour constitué du demi-cercle C R {\displaystyle {\mathcal {C}}_{R}} et de l'intervalle [–R, R]. Par le théorème intégral de Cauchy,

0 = ∫ C R e i z − 1 z   d z + ∫ − R R e i x − 1 x   d x = ∫ C R e i z z   d z − ∫ C R d z z + 2 i ∫ 0 R sin ⁡ x x   d x = ∫ C R e i z z   d z − i π + 2 i ∫ 0 R sin ⁡ x x   d x {\displaystyle 0=\int _{{\mathcal {C}}_{R}}{\frac {{\rm {e}}^{{\rm {i}}z}-1}{z}}~{\rm {d}}z+\int _{-R}^{R}{\frac {{\rm {e}}^{{\rm {i}}x}-1}{x}}~{\rm {d}}x=\int _{{\mathcal {C}}_{R}}{\frac {{\rm {e}}^{{\rm {i}}z}}{z}}~{\rm {d}}z-\int _{{\mathcal {C}}_{R}}{\frac {{\rm {d}}z}{z}}+2{\rm {i}}\int _{0}^{R}{\frac {\sin x}{x}}~{\rm {d}}x=\int _{{\mathcal {C}}_{R}}{\frac {{\rm {e}}^{{\rm {i}}z}}{z}}~{\rm {d}}z-{\rm {i}}\pi +2{\rm {i}}\int _{0}^{R}{\frac {\sin x}{x}}~{\rm {d}}x}

d'où, en faisant tendre R vers +∞ :

0 = 0 − i π + 2 i ∫ 0 + ∞ sin ⁡ x x   d x {\displaystyle 0=0-{\rm {i}}\pi +2{\rm {i}}\int _{0}^{+\infty }{\frac {\sin x}{x}}~{\rm {d}}x}

et l'on conclut comme précédemment.

Avec une transformée de Laplace

On utilise la formule suivante des transformée de Laplace : si L ( f ) = F {\displaystyle {\mathcal {L}}(f)=F} , alors L [ f ( x ) x ] = ∫ p + ∞ F ( u ) d u {\displaystyle {\mathcal {L}}\left[{\frac {f(x)}{x}}\right]=\int _{p}^{+\infty }F(u)\mathrm {d} u} .

Ainsi, en utilisant f = sin {\displaystyle f=\sin } , d'où F ( p ) = 1 p 2 + 1 {\displaystyle F(p)={\frac {1}{p^{2}+1}}} .

En revenant à la définition de la transformation de Laplace, la propriété admise donne alors

∫ 0 + ∞ e − p x ⁡ sin ⁡ x x d x = ∫ p + ∞ d u u 2 + 1 = [ arctan ⁡ u ] p + ∞ = π 2 − arctan ⁡ p {\displaystyle \int _{0}^{+\infty }\operatorname {e} ^{-px}{\frac {\sin x}{x}}\mathrm {d} x=\int _{p}^{+\infty }{\frac {\mathrm {d} u}{u^{2}+1}}=\left[\arctan u\right]_{p}^{+\infty }={\frac {\pi }{2}}-\arctan p} .

En passant à la limite[7] quand p → 0 {\displaystyle p\to 0} , on obtient ∫ 0 + ∞ sin ⁡ x x d x = π 2 {\displaystyle \int _{0}^{+\infty }{\frac {\sin x}{x}}\mathrm {d} x={\frac {\pi }{2}}} .

Avec la « technique de Feynman »

On considère l'intégrale paramétrique I ( y ) = ∫ 0 + ∞ sin ⁡ x x e − x y d x {\displaystyle I(y)=\int _{0}^{+\infty }{\frac {\sin x}{x}}\mathrm {e} ^{-xy}\mathrm {d} x}  ; on remarque déjà que l'intégrale de Dirichlet correspond à I(0).

Cette fonction est dérivable et la dérivée vaut :

I ′ ( y ) = ∫ 0 + ∞ ∂ ∂ y ( sin ⁡ x x e − x y ) d x = ∫ 0 + ∞ sin ⁡ x x ( − x ) e − x y d x = − ∫ 0 + ∞ sin ⁡ ( x ) e − x y d x = − ℑ m ( ∫ 0 + ∞ e i x e − x y d x ) = − ℑ m ( ∫ 0 + ∞ e ( i − y ) x d x ) = − ℑ m [ 1 i − y e ( i − y ) x ] x = 0 + ∞ = ℑ m [ i + y 1 + y 2 e ( i − y ) x ] x = 0 + ∞ = − 1 1 + y 2 . {\displaystyle {\begin{aligned}I'(y)&=\int _{0}^{+\infty }{\frac {\partial }{\partial y}}\left({\frac {\sin x}{x}}\mathrm {e} ^{-xy}\right)\mathrm {d} x=\int _{0}^{+\infty }{\frac {\sin x}{x}}(-x)\mathrm {e} ^{-xy}\mathrm {d} x=-\int _{0}^{+\infty }\sin(x)\mathrm {e} ^{-xy}\mathrm {d} x\\&=-\Im m\left(\int _{0}^{+\infty }\mathrm {e} ^{\mathrm {i} x}\mathrm {e} ^{-xy}\mathrm {d} x\right)=-\Im m\left(\int _{0}^{+\infty }\mathrm {e} ^{(\mathrm {i} -y)x}\mathrm {d} x\right)\\&=-\Im m\left[{\frac {1}{\mathrm {i} -y}}\mathrm {e} ^{(\mathrm {i} -y)x}\right]_{x=0}^{+\infty }=\Im m\left[{\frac {\mathrm {i} +y}{1+y^{2}}}\mathrm {e} ^{(\mathrm {i} -y)x}\right]_{x=0}^{+\infty }=-{\frac {1}{1+y^{2}}}.\end{aligned}}}

Ainsi, I ( y ) = − arctan ⁡ ( y ) + c {\displaystyle I(y)=-\arctan(y)+c} , et faire tendre y vers l'infini permet d'établir que c = π/2. On en déduit que I(0) = π/2.

Non convergence absolue de l'intégrale

La convergence de ∫ 0 + ∞ | sin ⁡ x | x d x {\displaystyle \int _{0}^{+\infty }{\frac {|\sin x|}{x}}\,{\textrm {d}}x} équivaut à celle de la série de terme général positif u k = ∫ k π ( k + 1 ) π | sin ⁡ x | x d x {\displaystyle u_{k}=\int _{k\pi }^{(k+1)\pi }{\frac {|\sin x|}{x}}\,{\textrm {d}}x}  ; or d'après la preuve sans mot figurée ci-contre, u k ⩾ π 2 1 k π + π / 2 = 1 2 k + 1 {\displaystyle u_{k}\geqslant {\frac {\pi }{2}}{\frac {1}{k\pi +\pi /2}}={\frac {1}{2k+1}}} , d'où la divergence de la série donc de l'intégrale.

Notes et références

  1. ↑ Voir par exemple cet exercice corrigé sur Wikiversité.
  2. ↑ Mr. Lejeune-Dirichlet, « Sur la convergence des séries trigonométriques qui servent à représenter une fonction arbitraire entre des limites données », J. reine angew. Math., vol. 4,‎ , p. 157-169 (p. 161) (arXiv 0806.1294).
  3. ↑ a et b Comme f est nulle à l'infini, pour étudier la limite éventuelle de son intégrale de 0 à a quand a → +∞, il suffit de le faire pour a parcourant les valeurs d'une suite arithmétique arbitraire.
  4. ↑ S. Balac et F. Sturm, Algèbre et analyse : cours de mathématiques de première année avec exercices corrigés, PPUR, (lire en ligne), p. 940.
  5. ↑ Pour cette preuve et une variante, voir le devoir corrigé « Intégrale de Dirichlet » sur Wikiversité.
  6. ↑ Voir le devoir corrigé « Intégrale de Dirichlet » sur Wikiversité.
  7. ↑ Ce passage à la limite est justifié comme suit dans les p. 6-7 de (en) J. Michael Steele, « A scholium on the integral of sin ⁡ ( x ) / x {\displaystyle \sin(x)/x} and related topics », sur Wharton School, UPenn,  : d'après la deuxième formule de la moyenne, | ∫ a + ∞ e − p x x sin ⁡ x d x | ≤ 2 e − p a a {\displaystyle \left|\int _{a}^{+\infty }{\frac {\operatorname {e} ^{-px}}{x}}\sin x\,\mathrm {d} x\right|\leq 2{\frac {\operatorname {e} ^{-pa}}{a}}} .

Voir aussi

Articles connexes

Bibliographie

  • Nino Boccara, Fonctions analytiques [détail de l’édition]
  • (de) Hans Fischer, « Die Geschichte des Integrals ∫ 0 ∞ sin ⁡ x x d x {\displaystyle \int _{0}^{\infty }{\frac {\sin x}{x}}\,dx} : eine Geschichte der Analysis in der Nussschale », Math. Semesterber., vol. 54, no 1,‎ , p. 13-30
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