Die Keplerschen Gesetze und das Zweikörperproblem

Beweis der Gesetze

Voraussetzung:

Kepler versuchte Gesetze zu formen, die die Planetenbewegung beschreiben. Seine Überlegungen gingen von einem heliozentrische Weltbild, auch Kopernikanisches Weltbild genannt, aus. Hierbei gilt die Sonne als fixes Zentrum des Universums und die Planeten bewegen sich um sie herum. Mit Hilfe von Beobachtungswerten, vor allem der Marsbahn, schloss er, dass die Planeten sich nicht auf idealen Kreisbahnen bewegen. Seine Gesetze sind folglich empirisch. Ihre Gültigkeit lässt sich jedoch mit heutigen Wissen belegen

Das erste Gesetz (Ellipsensatz) lässt sich mittels der Clairautschen Differentialgleichung beweisen.

Das zweite Gesetz (Flächensatz) folgt aus der Drehimpulserhaltung.

Das dritte Gesetz lässt sich mittels der Newtonschen Gesetze direkt beweisen.

Erstes Keplersches Gesetz (Ellipsensatz)

Himmelkörper bewegen sich auf elliptischen Umlaufbahnen um das Baryzentrum herum. Das Baryzentrum bildet den gewichteten Massenmittelpunkt

mehrerer Massen (Brennpunkte). Im Falle der Planeten unseres Sonnensystems bildet die Sonne einen dieser Brennpunkte. Der andere Brennpunkt ist

leer. Dies ergibt sich aus Newtons Gravitationsgesetz, da die Masse des Zentralkörpers (hier die Sonne) wesentlich größer als die der Planeten ist und

die Wirkung der Planeten auf die Sonne vernachlässigt werden kann.

Herleitung:

1. Die Bewegung eines Planeten um einen Zentralkörper unter dem Einfluss der Gravitationskraft verläuft in einer Ebene

Der Bewegung der Planeten zugrunde liegt der Drehimpuls. Der Drehimpulsvektor [math]\vec{L}[/math] ist definiert als das Kreuzprodukt seines Ortsvektor [math]\vec{r}[/math] und seines Impulsvektor [math]\vec{p}[/math]:

[math]\vec{L} = \vec{r} \times \vec{p}[/math]

Daraus ergibt sich, dass der Drehimpuls [math]\vec{L}[/math] senkrecht zum Ortsvektor [math]\vec{r}[/math] und zum Impulsvektor [math]\vec{p}[/math] gerichtet ist. Jedoch müssen der Ortsvektor [math]\vec{r}[/math] und der Impulsvektor [math]\vec{p}[/math] nicht notwendigerweise senkrecht zueinander stehen. In der klassischen Mechanik ergibt dich der Impulsvektor [math]\vec{p}[/math] aus dem Produkt der Masse [math]m[/math] des bewegten Körpers und der Geschwindigkeit [math]\vec{v}[/math]. Folglich gilt wegen [math]\vec{p} = m \cdot \vec{v}[/math] für den Drehimpuls:

[math]\vec{L} = \vec{r} \times \vec{p} = m \cdot (\vec{r} \times \vec{v})[/math]

Bleibt nun der Drehimpuls des bewegten Körpers im Laufe der Zeit konstant, dann liegen Ortsvektor [math]\vec{r}[/math] und Geschwindigkeit [math]\vec{v}[/math] fortwährend in einer gemeinsamen Ebene, in der dann der Körper rotiert. Mit Hilfe der zeitlichen Ableitung des Drehimpulses lässt sich nachweisen, dass bei der Bewegung eines Planeten um einen Zentralkörper unter dem Einfluss der Gravitationskraft der Drehimpuls des Trabanten konstant bleibt.

[math]\frac{d}{dt}\vec{L} = \frac{d}{dt}(\vec{r} \times \vec{p}) = \frac{d}{dt}(\vec{r} \times m \cdot \vec{v}) = m \cdot \frac{d}{dt}(\vec{r} \times \vec{v}) = m\cdot(\vec{r} \times \vec{a}) = (\vec{r} \times m \cdot \vec{a}) = \vec{r} \times \vec{F}[/math]

Da die Gravitationskraft [math]\vec{F}[/math] auf den Planeten stets in Richtung des Zentralkörpers und somit entgegengesetzt zum Ortsvektor [math]\vec{r}[/math] gerichtet ist, ist das Kreuzprodukt von [math]\vec{r}[/math] und [math]\vec{F}[/math] folglich der Nullvektor [math]\vec{0}[/math]:

[math]\vec{r} \times \vec{F} = \vec{0}[/math]

Damit ergibt sich:

[math]\frac{d}{dt}\vec{L} = \vec{r} \times \vec{F} = \vec{0} \Rightarrow \vec{L} = \vec{r} \times \vec{p} = m \cdot (\vec{r} \times \vec{v})\enspace \text{ist konstant}[/math]

Hieraus ergibt sich, dass die Bewegung eines Planeten um einen Zentralkörper unter dem Einfluss der Gravitationskraft in einer Ebene verläuft.

2. Die Bewegung eines Planeten um einen Zentralkörper unter dem Einfluss der Gravitationskraft verläuft auf einer Ellipsenbahn

Periodische Bewegungen, die in einer Ebene stattfinden, beschreibt man am einfachsten durch sogenannte Polarkoordinaten. Es ergibt sich:

[math] \begin{align*} x &= r \cdot \cos(\varphi)\\ y &= r \cdot \sin(\varphi) \end{align*}[/math]

Daraus lassen sich die Geschwindigkeitskoordinaten [math]v_x = \dot{x}[/math] und [math]v_y = \dot{y}[/math] errechnen. Mit der Winkelgeschwindigkeit [math]\omega = \dot{\varphi}[/math] ergibt sich:

[math] \begin{align*} \dot{x} &= \dot{r} \cdot \cos(\varphi) - r \cdot \sin(\varphi) \cdot \omega\\ \dot{y} &= \dot{r} \cdot \cos(\varphi) + r \cdot \cos(\varphi) \cdot \omega\\ \end{align*}[/math]

Die Gesamtenergie [math]E_{ges}[/math] eines Planeten bei der Bewegung um einen Zentralkörper lässt sich durch Polarkoordinaten ausdrücken. Hierfür nutzen wir folgendes:

• [math]m =[/math] Masse des Planeten. [math]M =[/math] Masse des Zentralkörpers.
• Als Radius [math]r[/math] aus dem Term für die potenzielle Energie verwenden wir die Polarkoordinate [math]r[/math].
• Das Geschwindigkeitsquadrat [math]v^2 = v^{2}_x + v^{2}_y[/math] aus der kinetischen Energie schreibt sich in Polarkoordinaten [math]v^2 = \dot{r}^{2} + r^2 \cdot \omega^{2}[/math] (1).
• Der Drehimpuls [math]\vec{L}[/math] hat den konstanten Betrag [math]L=m \cdot r^2\cdot \omega[/math] (2).
• Aus [math]L = m \cdot \omega \Leftrightarrow \omega = \frac{L}{m \cdot r^2}[/math] (3).

[math] \begin{align*}E_{ges} &= E_{kin} + E_{pot} &= \frac{1}{2} \cdot m\cdot v^2 - \frac{G \cdot m \cdot M}{r}\\ &\stackrel{\text{(1)}}{=} \frac{1}{2} \cdot m\cdot (\dot{r}^{2} + r^2 \cdot \omega^{2}) - \frac{G \cdot m \cdot M}{r}\\ &\stackrel{\text{(2)}}{=} \frac{1}{2} \cdot \left(m\cdot \dot{r}^{2} + \frac{L}{m \cdot r^2}\right) - \frac{G \cdot m \cdot M}{r}\\ &\stackrel{\text{(3)}}{=} \frac{1}{2} \cdot \left(\frac{L}{m \cdot r^4}\left(\frac{dr}{\varphi}\right)^2 + \frac{L}{m \cdot r^2}\right) - \frac{G \cdot m \cdot M}{r} \end{align*}[/math]

Aufgelöst nach [math]\frac{dr}{d\varphi}[/math] erhält man aus der Gleichung:

[math]\frac{dr}{d\varphi}=\frac{m\cdot r^2}{L}\cdot \sqrt{\frac{2\cdot E_{ges}}{m} + \frac{2\cdot G\cdot M}{r}-\frac{L^2}{m^2\cdot r^2}}[/math]

Nach [math]d\varphi[/math] aufgelöst, erhalten wir:

[math]d\varphi = \frac{L}{m \cdot r^2}\cdot \frac {1}{\sqrt{\frac{2 \cdot E_{ges}}{m} + \frac{2 \cdot G \cdot M}{r} -1 \frac{L^2}{m^2 \cdot r^2}}}\cdot dr[/math]

Mit Hilfe von Substitution lässt sich die Bewegungsgleichung integrieren, so erhalten wir durch Umformungen und Resubstitution die Polarkoordinatendarstellung eines Kegelschnittes:

[math]r(\varphi) = \frac{p}{1-\varepsilon \cdot \cos \left(\varphi \right)}[/math]

Nachweis der Ellipsenbahn

Ellipse mit Halbachsen \textbf{[math]a[/math]} und \textbf{[math]b[/math]} sowie dem Abstand \textbf{[math]e[/math]} vom Mittelpunkt zu den Brennpunkten.

Wir betrachten nun eine Ellipse mit der großen Halbachse [math]a := \frac{p}{1 - \varepsilon^2}[/math] (I), der kleinen Halbachse

[math]b := \frac{p}{\sqrt{1-\varepsilon^2}}$ (II) und dem Abstand vom Mittelpunkt zu den Brennpunkten \lt math\gt e := a\cdot \varepsilon[/math] (III).

Aus (I), (II) und (III) ergibt sich für diese Ellipse

[math] \begin{align*} a^2 - b^2 &= \left(\frac{p}{1-\varepsilon^2}\right)^2 - \left(\frac{p}{\sqrt{1 - \varepsilon^2}}\right)^2 \\ &= e^2 \enspace \enspace \enspace \enspace \text{(IV)} \end{align*}[/math]

Aus (I) und (II) ergibt sich

[math] \begin{displaymath} \frac{b^2}{a} = p \enspace \enspace \enspace \enspace \text{(V)} \end{displaymath}[/math]

Aus (III) ergibt sich

[math] \begin{displaymath} \varepsilon = \frac{e}{a} \enspace \enspace \enspace \enspace \text{(VI)} \end{displaymath}[/math]

Aus (V) und (VI) ergibt sich

[math] \begin{displaymath} r = \frac{b^2}{a - e \cdot \cos \left(\varphi \right)} \Leftrightarrow a - e \cdot \cos \left(\varphi \right) = \frac{b^2}{r} \Leftrightarrow e\cdot \cos \left(\varphi \right) = a - \frac{b^2}{r} \enspace \enspace \enspace \enspace \text{(VII)} \end{displaymath}[/math]