Орбита Кеплера

редактировать
Эллиптическая орбита Кеплера с эксцентриситетом 0,7, параболическая орбита Кеплера и гиперболическая орбита Кеплера с эксцентриситетом 1,3. Расстояние до фокальной точки является функцией полярного угла относительно горизонтальной линии, как задано уравнением (13)

В небесной механике, орбита Кеплера (или Кеплеровская орбита, названная в честь немецкого астронома Иоганна Кеплера ) - это движение одного тела относительно другого в виде эллипса, параболы или гипербола, которая образует двумерную плоскость орбиты в трехмерном пространстве. Орбита Кеплера также может образовывать прямую. Она учитывает только точечные- подобно гравитационному притяжению двух тел, без учета возмущений из-за гравитационного взаимодействия с другими объектами, атмосферного сопротивления, давления солнечного излучения, не сферической центральное тело и т. Д. Таким образом, говорят, что это решение частного случая задачи двух тел, известной как проблема Кеплера. классическая механика, также не требует i Чтобы учесть эффекты общей теории относительности. Кеплеровские орбиты можно параметризовать на шесть орбитальных элементов различными способами.

В большинстве приложений имеется большое центральное тело, центр масс которого считается центром масс всей системы. Путем разложения орбиты двух объектов одинаковой массы можно описать как орбиты Кеплера вокруг их общего центра масс, их барицентра.

Содержание

  • 1 Введение
    • 1.1 История Кеплера и телескопа
  • 2 Развитие законов
    • 2.1 Исаак Ньютон
    • 2.2 Упрощенная задача двух тел
    • 2.3 Кеплеровские элементы
    • 2.4 Математическое решение дифференциального уравнения (1 ) выше
      • 2.4.1 Альтернативный вывод
    • 2.5 Свойства уравнения траектории
    • 2.6 Некоторые дополнительные формулы
    • 2.7 Определение орбиты Кеплера, которая соответствует заданному начальному состоянию
    • 2.8 Окулирующая орбита Кеплера
  • 3 См. Также
  • 4 Цитирования
  • 5 Ссылки
  • 6 Внешние ссылки

Введение

С древних времен до 16-17 веков считалось, что движения планет следуют идеально круговой геоцентрической пути, которым учили древнегреческие философы Аристотель и Птолемей. Вариации в движении планет объяснялись меньшими круговыми траекториями, наложенными на больший путь (см. эпицикл ). По мере того как измерения планет становились все более точными, были предложены поправки к теории. В 1543 году Николай Коперник опубликовал гелиоцентрическую модель Солнечной системы, хотя он все еще считал, что планеты движутся по идеально круговым траекториям с центром в Солнце. 277>

История Кеплера и телескоп

Кеплер переехал в Прагу и начал работать с Тихо Браге. Тихо поручил ему просмотреть всю информацию, которую Тихо имел о Марсе. Кеплер отметил, что положение Марса было подвержено большим ошибкам и создавало проблемы для многих моделей. Это побудило Кеплера сконфигурировать 3 закона движения планет.

Первый закон: планеты движутся по эллипсам с Солнцем в одном фокусе

Закон изменит эксцентриситет на 0,0. и фокусировка больше эксцентриситета 0,8. которые показывают, что Круговая и Эллиптическая орбиты имеют одинаковый период и фокус, но разные размеры области, определяемой Солнцем.

Это приводит ко второму закону: радиус-вектор описывает равные площади в равное время.

Эти два закона были опубликованы в книге Кеплера Astronomia Nova в 1609 году.

Для кругового движения равномерно, однако, чтобы эллиптический тренажер перемещался по площади с равномерной скоростью, объект перемещается быстро, когда радиус-вектор короткий и движется медленнее, когда радиус-вектор длинный.

Кеплер опубликовал свой Третий закон движения планет в 1619 году в своей книге «Гармоники мира». Ньютон использовал третий закон для определения своих законов тяготения.

Третий закон: квадраты периодов времени относятся друг к другу как кубы средних расстояний.

Развитие законов

В 1601 г., Иоганн Кеплер получил обширные и тщательные наблюдения за планетами, сделанные Тихо Браге. Кеплер потратит следующие пять лет, пытаясь подогнать наблюдения планеты Марс к различным кривым. В 1609 году Кеплер опубликовал первые два из трех своих законов движения планет. Первый закон гласит:

«Орбита каждой планеты представляет собой эллипс с солнцем в фокусе."

В более общем смысле, путь объекта, проходящего через Кеплеровское движение также может следовать по параболе или гиперболе, которые вместе с эллипсами принадлежат к группе кривых, известных как конические сечения. Математически расстояние между центральным телом и вращающимся телом можно выразить следующим образом:

r (θ) = a (1 - e 2) 1 + e cos ⁡ (θ) {\ displaystyle r (\ theta) = {\ frac {a (1-e ^ {2})} {1 + e \ cos (\ theta)}}}{\ displaystyle r (\ theta) = {\ frac {a (1-e ^ {2})} {1 + e \ cos (\ theta)}}}

где:

  • r {\ displaystyle r}r - расстояние
  • a {\ displaystyle a}a - это большая полуось, которая определяет размер орбиты
  • e {\ displaystyle e}e - это эксцентриситет, который определяет форму орбиты
  • θ {\ displaystyle \ theta}\ theta - это истинная аномалия, которая представляет собой угол между текущим положением орбитальный объект и место на орбите, в котором он ближайший к центральному телу (так называемый периапсис ).

В качестве альтернативы, уравнение может быть выражено как:

r (θ) = p 1 + e cos ⁡ (θ) {\ displaystyle r (\ theta) = {\ frac {p} {1 + e \ cos (\ theta)}}}{\ displaystyle r (\ theta) = {\ frac {p} {1 + e \ cos (\ theta)}}}

Где p {\ displaystyle p}p называется полу-латусной прямой кишкой кривой. Эта форма уравнения особенно полезна при работе с параболическими траекториями, у которых большая полуось бесконечна.

Несмотря на то, что эти законы были разработаны на основе наблюдений, Кеплер так и не смог разработать теорию, объясняющую эти движения.

Исаак Ньютон

Между 1665 и 1666 годами Исаак Ньютон разработал несколько концепций, связанных с движением, гравитацией и дифференциальным исчислением. Однако эти концепции не были опубликованы до 1687 г. в Principia, в котором он изложил свои законы движения и его закон всемирного тяготения. Его второй из трех законов движения гласит:

Ускорение тела параллельно и прямо пропорционально суммарной силе, действующей на тело, в направлении движения чистая сила, и обратно пропорциональна массе тела:

F = ma = md 2 rdt 2 {\ displaystyle \ mathbf {F} = m \ mathbf {a} = m {\ frac {d ^ {2} \ mathbf {r}} {dt ^ {2}}}}\ mathbf {F} = m \ mathbf {a} = m \ frac {d ^ 2 \ mathbf {r}} {dt ^ 2}

Где:

  • F {\ displaystyle \ mathbf {F}}\ mathbf {F} - вектор силы
  • m {\ displaystyle m}m - масса тела, на которое действует сила.
  • a {\ displaystyle \ mathbf {a}}\ mathbf {a} - вектор ускорения, вторая производная по времени вектора положения r {\ displaystyle \ mathbf {r}}\ mathbf { r}

Строго говоря, эта форма уравнения применяется только к объекту постоянной массы, что верно на основе упрощающих предположений сделано ниже.

Механизмы закона всемирного тяготения Ньютона; точечная масса m 1 притягивает другую точечную массу m 2 за счет силы F 2, которая пропорциональна произведению двух масс и обратно пропорциональна квадрату расстояния (r) между ними. Независимо от массы или расстояния, величины | F 1 | и | F 2 | всегда будет равным. G - это гравитационная постоянная.

Закон тяготения Ньютона гласит:

Каждая точечная масса притягивает все остальные точечные массы с помощью силы, указывающей вдоль линии, пересекающей обе точки. Сила пропорциональна произведению двух масс и обратно пропорциональна квадрату расстояния между точечными массами:

F = G m 1 m 2 r 2 {\ displaystyle F = G { \ frac {m_ {1} m_ {2}} {r ^ {2}}}}F = G \ frac {m_1 m_2} {r ^ 2}

где:

  • F {\ displaystyle F}F - величина гравитационной силы между две точки массы
  • G {\ displaystyle G}G - это гравитационная постоянная
  • m 1 {\ displaystyle m_ {1}}m_ {1} - масса первой точечная масса
  • м 2 {\ displaystyle m_ {2}}m_ {2} - масса второй точечной массы
  • r {\ displaystyle r}r - расстояние между двумя точечные массы

Из законов движения и закона всемирного тяготения Ньютон смог вывести законы Кеплера, которые характерны для орбитального движения в астрономии. Поскольку законы Кеплера были хорошо подтверждены данными наблюдений, эта последовательность обеспечила сильную поддержку справедливости обобщенной теории Ньютона и единой небесной и обычной механики. Эти законы движения легли в основу современной небесной механики, пока Альберт Эйнштейн не представил концепции специальной и общей относительности в начале 20-го века. век. Для большинства приложений кеплеровское движение приближает движения планет и спутников с относительно высокой степенью точности и широко используется в астрономии и астродинамике.

Упрощенная задача двух тел

См. Также Анализ орбиты

Чтобы найти движение объекта в системе двух тел, можно сделать два упрощающих предположения:

1. Тела сферически симметричны и могут рассматриваться как точечные массы.
2. На тела не действуют никакие внешние или внутренние силы, кроме их взаимного тяготения.

Формы больших небесных тел близки к сферам. По симметрии чистая гравитационная сила, притягивающая материальную точку к однородной сфере, должна быть направлена ​​к ее центру. Теорема о оболочке (также доказанная Исааком Ньютоном) утверждает, что величина этой силы такая же, как если бы вся масса была сосредоточена в середине сферы, даже если плотность сферы изменяется с глубиной ( как и для большинства небесных тел). Отсюда сразу следует, что притяжение между двумя однородными сферами происходит так, как если бы масса обоих была сосредоточена в центре.

Более мелкие объекты, такие как астероиды или космический корабль, часто имеют форму, сильно отклоняющуюся от сферы. Но гравитационные силы, создаваемые этими неоднородностями, обычно невелики по сравнению с силой тяжести центрального тела. Разница между неправильной формой и идеальной сферой также уменьшается с увеличением расстояния, и большинство орбитальных расстояний очень большие по сравнению с диаметром небольшого орбитального тела. Таким образом, в некоторых приложениях неравномерностью формы можно пренебречь без значительного влияния на точность. Этот эффект весьма заметен для искусственных спутников Земли, особенно на низких орбитах.

Планеты вращаются с разной скоростью и поэтому могут принимать слегка сжатую форму из-за центробежной силы. При такой сжатой форме гравитационное притяжение будет несколько отличаться от притяжения однородной сферы. На больших расстояниях эффект сжатия становится незначительным. Движение планет в Солнечной системе можно вычислить с достаточной точностью, если рассматривать их как точечные массы.

Объекты с двумя точечными массами с массами m 1 {\ displaystyle m_ {1}}m_ {1} и m 2 {\ displaystyle m_ {2}}m_ {2} и векторы положения r 1 {\ displaystyle \ mathbf {r} _ {1}}\ mathbf {r} _ {1} и r 2 {\ displaystyle \ mathbf {r} _ {2}}\ mathbf {r} _ {2} относительно некоторой инерциальной системы отсчета испытывают гравитационные силы:

m 1 r ¨ 1 = - G m 1 m 2 r 2 r ^ {\ displaystyle m_ {1} {\ ddot {\ mathbf {r}}} _ {1} = {\ frac {-Gm_ {1} m_ {2}} {r ^ {2}}} \ mathbf {\ hat {r}}}m_1 \ ddot {\ mathbf {r} } _1 = \ frac {-G m_1 m_2} {r ^ 2} \ mathbf {\ hat {r}}
m 2 r ¨ 2 = г м 1 м 2 р 2 r ^ {\ displaystyle m_ {2} {\ ddot {\ mathbf {r}}} _ {2} = {\ frac {Gm_ {1} m_ {2}} {r ^ {2}}} \ mathbf {\ hat {r}}}{\ displaystyle m_ {2} {\ ddot {\ mathbf {r}}} _ {2} = {\ frac {Gm_ {1} m_ {2}} { г ^ {2}}} \ mathbf {\ hat {r}}}

где r {\ displaystyle \ mathbf {r}}\ mathbf { r} - вектор относительного положения массы 1 по отношению к массе 2, выражается как:

r = r 1 - r 2 {\ displaystyle \ mathbf {r} = \ mathbf {r} _ {1} - \ mathbf {r} _ {2}}\ mathbf {r} = \ mathbf {r} _1 - \ mathbf {r} _2

и r ^ {\ displaystyle \ mathbf {\ hat {r}}}\ mathbf {\ hat {r}} - это единичный вектор в этом направлении, а r {\ displaystyle r}r - это длина этого вектора.

Разделение на их соответствующие массы и вычитание второго уравнения из первого дает уравнение движения для ускорения первого объекта относительно второго:

r ¨ = - α r 2 r ^ { \ displaystyle {\ ddot {\ mathbf {r}}} = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2}}} \ mathbf {\ hat {r}}}{\ displaystyle {\ ddot {\ mathbf {r}}} = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2}}} \ mathbf {\ hat {r}}}

(1)

где α {\ displaystyle \ alpha}\ alpha - гравитационный параметр, равный

α = G (m 1 + m 2) {\ displaystyle \ alpha = G (m_ {1} + m_ {2})}{\ displaystyle \ alpha = G (m_ {1} + m_ {2})}

Во многих приложениях можно сделать третье упрощающее предположение:

3. По сравнению с центральным телом масса вращающегося тела незначительна. Математически m 1>>m 2, поэтому α = G (m 1 + m 2) ≈ Gm 1.

Это Предположение не является необходимым для решения упрощенной задачи двух тел, но оно упрощает вычисления, особенно со спутниками, вращающимися вокруг Земли, и планетами, вращающимися вокруг Солнца. Даже масса Юпитера меньше массы Солнца в 1047 раз, что составляет ошибку 0,096% в значении α. Заметные исключения включают систему Земля-Луна (отношение масс 81,3), систему Плутон-Харон (отношение масс 8,9) и двойные звездные системы.

При этих предположениях дифференциальное уравнение для случая двух тел может быть полностью решено математически, и результирующая орбита, которая следует законам движения планет Кеплера, называется «орбитой Кеплера». Орбиты всех планет с высокой точностью соответствуют орбитам Кеплера вокруг Солнца. Небольшие отклонения связаны с гораздо более слабым гравитационным притяжением между планетами, а в случае Меркурия - из-за общей теории относительности. Орбиты искусственных спутников вокруг Земли в хорошем приближении представляют собой орбиты Кеплера с небольшими возмущениями из-за гравитационного притяжения Солнца, Луны и сжатия Земли. В приложениях с высокой точностью, для которых уравнение движения должно быть интегрировано численно с учетом всех гравитационных и негравитационных сил (таких как давление солнечного излучения и атмосферное сопротивление ), Концепции орбиты Кеплера имеют первостепенное значение и широко используются.

Кеплеровские элементы

Кеплеровские орбитальные элементы.

Любая кеплеровская траектория может быть определена шестью параметрами. Движение объекта, движущегося в трехмерном пространстве, характеризуется вектором положения и вектором скорости. Каждый вектор состоит из трех компонентов, поэтому общее количество значений, необходимых для определения траектории в пространстве, равно шести. Орбита обычно определяется шестью элементами (известными как элементы Кеплера), которые могут быть вычислены по положению и скорости, три из которых уже обсуждались. Эти элементы удобны тем, что их шесть, пять неизменны для невозмущенной орбиты (резкий контраст с двумя постоянно меняющимися векторами). Будущее местоположение объекта в пределах его орбиты может быть предсказано, а его новое положение и скорость могут быть легко получены с помощью элементов орбиты.

Два определяют размер и форму траектории:

Три определяют ориентацию плоскости орбиты :

  • Наклон (i {\ displaystyle i}i ) определяет угол между плоскостью орбиты и плоскостью отсчета..
  • долгота восходящего узла (Ω {\ displaystyle \ Omega}\ Omega ) определяет угол между опорным направлением и восходящим пересечением орбиты на опорной плоскости ( восходящий узел).
  • Аргумент перицентра (ω {\ displaystyle \ omega}\ omega ) определяет угол между восходящим узлом и перицентром.

И наконец:

  • Истинная аномалия (ν {\ displaystyle \ nu}\ nu ) определяет положение движущегося по орбите тела вдоль траектории, измеренное от перицентра. Вместо истинной аномалии можно использовать несколько альтернативных значений, наиболее распространенным является M {\ displaystyle M}Mсреднее значение аномалия и T {\ displaystyle T}T , время, прошедшее после перицентра.

Потому что i {\ displaystyle i}i , Ω {\ displaystyle \ Omega}\ Omega и ω {\ displaystyle \ omega}\ omega - это просто угловые измерения, определяющие ориентацию траектории в системе отсчета, они не являются строго необходимыми при обсуждении движения объекта внутри орбитальная плоскость. Они были упомянуты здесь для полноты, но не требуются для следующих доказательств.

Математическое решение дифференциального уравнения (1) выше

Для движения под любой центральной силой, т. Е. Силой, параллельной r, относительной угловой момент H = r × r ˙ {\ displaystyle \ mathbf {H} = \ mathbf {r} \ times {\ dot {\ mathbf {r}}}}{\ displaystyle \ mathbf {H} = \ mathbf {r} \ times {\ dot {\ mathbf {r}}}} остается постоянным :

ЧАС ˙ = ddt (r × r ˙) = r ˙ × r ˙ + r × r ¨ = 0 + 0 = 0 {\ displaystyle {\ dot {\ mathbf {H}}} = {\ frac { d} {dt}} \ left (\ mathbf {r} \ times {\ dot {\ mathbf {r}}} \ right) = {\ dot {\ mathbf {r}}} \ times {\ dot {\ mathbf {r}}} + \ mathbf {r} \ times {\ ddot {\ mathbf {r}}} = \ mathbf {0} + \ mathbf {0} = \ mathbf {0}}{\ displaystyle {\ dot {\ mathbf {H}}} = {\ frac {d} {dt}} \ left (\ mathbf {r} \ times {\ dot {\ mathbf {r}) }} \ right) = {\ dot {\ mathbf {r}}} \ times {\ dot {\ mathbf {r}}} + \ mathbf {r} \ times {\ ddot {\ mathbf {r}}} = \ mathbf {0} + \ mathbf {0} = \ mathbf {0}}

Поскольку перекрестное произведение вектора положения и его скорость остается постоянной, они должны лежать в одной плоскости, ортогональной H {\ displaystyle \ mathbf {H}}\ mathbf {H} . Это означает, что векторная функция представляет собой плоскую кривую .

. Поскольку уравнение симметрично относительно его начала координат, его легче решить в полярных координатах. Однако важно отметить, что уравнение (1) относится к линейному ускорению (r ¨), {\ displaystyle \ left ({\ ddot {\ mathbf {r}}} \ right),}{\ displaystyle \ left ({\ ddot {\ mathbf {r}}} \ right),} в отличие от углового (θ ¨) {\ displaystyle \ left ({\ ddot {\ theta}} \ right)}{\ displaystyle \ left ({\ ddot {\ theta}} \ right)} или радиального (r ¨) {\ displaystyle \ left ({\ ddot {r}} \ right)}{\ displaystyle \ left ({\ ddot {r}} \ right)} ускорение. Поэтому при преобразовании уравнения нужно соблюдать осторожность. Представляем декартову систему координат (x ^, y ^) {\ displaystyle ({\ hat {\ mathbf {x}}}, {\ hat {\ mathbf {y}}})}{\ displaystyle ({\ hat {\ mathbf {x}}}, {\ hat { \ mathbf {y}}})} и полярные единичные векторы (r ^, θ ^) {\ displaystyle ({\ hat {\ mathbf {r}}}, {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}})}{\ displaystyle ({\ hat {\ mathbf {r}}}, {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}})} в плоскости, ортогональной H {\ displaystyle \ mathbf {H}}\ mathbf {H} :

r ^ = cos ⁡ (θ) x ^ + sin ⁡ (θ) y ^ {\ displaystyle {\ шляпа {\ mathbf {r}}} = \ cos (\ theta) {\ hat {\ mathbf {x}}} + \ sin (\ theta) {\ hat {\ mathbf {y}}}}{\ displaystyle {\ hat {\ mathbf {r}}} = \ cos (\ theta) {\ hat {\ mathbf {x }}} + \ sin (\ theta) {\ hat {\ mathbf {y}}}}
θ ^ = - грех ⁡ (θ) x ^ + соз ⁡ (θ) y ^ {\ displaystyle {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}} = - \ sin (\ theta) {\ hat {\ mathbf {x} }} + \ cos (\ theta) {\ hat {\ mathbf {y}}}}{\ displaystyle {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}} = - \ sin (\ theta) {\ hat {\ mathbf {x}}} + \ cos (\ theta) {\ hat {\ mathbf { y}}}}

Теперь мы можем переписать векторную функцию r {\ displaystyle \ mathbf {r}}\ mathbf { r} и его производные как:

r = r (cos ⁡ θ x ^ + sin ⁡ θ y ^) = rr ^ {\ displaystyle \ mathbf {r} = r (\ cos \ theta {\ hat {\ mathbf {x }}} + \ sin \ theta {\ hat {\ mathbf {y}}}) = r {\ hat {\ mathbf {r}}}}{\ displaystyle \ mathbf {r} = r (\ cos \ theta {\ hat {\ mathbf { x}}} + \ sin \ theta {\ hat {\ mathbf {y}}}) = r {\ hat {\ mathbf {r}}}}
r ˙ = r ˙ r ^ + r θ ˙ θ ^ {\ Displaystyle {\ точка {\ mathbf {r}}} = {\ dot {r}} {\ hat {\ mathbf {r}}} + r {\ dot {\ theta}} {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}}}{\ displaystyle {\ dot {\ mathbf {r}}} = {\ dot {r}} {\ hat {\ mathbf {r}} } + r {\ dot {\ theta}} {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}}}
r ¨ = (r ¨ - р θ ˙ 2) r ^ + (r θ ¨ + 2 r ˙ θ ˙) θ ^ {\ displaystyle {\ ddot {\ mathbf {r}}} = ({\ ddot {r}} - r {\ dot {\ theta}} ^ {2}) {\ hat {\ mathbf {r}}} + (r {\ ddot {\ theta}} + 2 {\ dot {r}} {\ dot {\ theta}}) {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}}}{\ displaystyle {\ ddot {\ mathbf {r}}} = ({\ ddot {r}} - r {\ dot {\ theta}} ^ {2}) {\ hat {\ mathbf {r}}} + (r {\ ddot {\ theta}} + 2 {\ dot {r}} {\ dot {\ theta}}) {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}}}

(см. «Векторное исчисление »). Подставляя их в (1), находим:

(r ¨ - r θ ˙ 2) r ^ + (r θ ¨ + 2 r ˙ θ ˙) θ ^ = (- α r 2) r ^ + (0) θ ^ {\ displaystyle ({\ ddot {r}} - r {\ dot {\ theta}} ^ {2}) {\ hat {\ mathbf {r}}} + (r {\ ddot {\ theta}} + 2 {\ dot {r}} {\ dot {\ theta}}) {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}} = \ left (- {\ frac {\ alpha} {r ^ {2 }}} \ right) {\ hat {\ mathbf {r}}} + (0) {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}}}{\ displaystyle ({\ ddot {r}} - r {\ dot {\ theta}} ^ {2}) {\ hat {\ mathbf { r}}} + (r {\ ddot {\ theta}} + 2 {\ dot {r}} {\ dot {\ theta}}) {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}} = \ left (- {\ frac {\ alpha} {r ^ {2}}} \ right) {\ hat {\ mathbf {r}}} + (0) {\ hat {\ boldsymbol {\ theta}}}}

Это дает необычное полярное дифференциальное уравнение:

р ¨ - р θ ˙ 2 знак равно - α р 2 {\ displaystyle {\ ddot {r}} - r {\ dot {\ theta}} ^ {2} = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2 }}}}{\ displaystyle {\ ddot {r}} - r {\ dot {\ theta}} ^ {2} = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2 }}}}

(2)

Для решения этого уравнения все производные по времени должны быть исключены. Это приносит:

H = | r × r ˙ | = | (r cos ⁡ (θ), r sin ⁡ (θ), 0) × (r ˙ cos ⁡ (θ) - r sin ⁡ (θ) θ ˙, r ˙ sin ⁡ (θ) + r cos ⁡ (θ) θ ˙, 0) | = | (0, 0, r 2 θ ˙) | знак равно р 2 θ ˙ {\ Displaystyle Н = | \ mathbf {r} \ раз {\ точка {\ mathbf {r}}} | = | (г \ соз (\ тета), г \ грех (\ тета), 0) \ times ({\ dot {r}} \ cos (\ theta) -r \ sin (\ theta) {\ dot {\ theta}}, {\ dot {r}} \ sin (\ theta) + r \ cos (\ theta) {\ dot {\ theta}}, 0) | = | (0,0, r ^ {2} {\ dot {\ theta}}) | = r ^ {2} {\ dot {\ theta}}}{\ displaystyle H = | \ mathbf {r} \ times {\ dot {\ mathbf {r}}} | = | (r \ cos (\ theta), r \ sin (\ theta)), 0) \ times ({\ dot {r}} \ cos (\ theta) -r \ sin (\ theta) {\ dot {\ theta}}, {\ dot {r}} \ sin (\ theta) + r \ cos (\ theta) {\ dot {\ theta}}, 0) | = | (0,0, r ^ {2} {\ dot {\ theta}}) | = r ^ {2} {\ точка {\ theta}}}
θ ˙ = H r 2 {\ displaystyle {\ dot {\ theta}} = {\ frac {H} {r ^ {2}}}}\ точка \ theta = \ frac {H} {r ^ 2}

(3)

Принимая производная по времени от (3) равна

θ ¨ = - 2 ⋅ H ⋅ r ˙ r 3 {\ displaystyle {\ ddot {\ theta}} = - {\ frac {2 \ cdot H \ cdot {\ точка {r}}} {r ^ {3}}}}{\ displaystyle {\ ddot {\ theta}} = - {\ frac {2 \ cdot H \ cdot {\ dot {r}}} {r ^ { 3}}}}

(4)

Уравнения (3) и (4) позволяют нам исключить производные по времени от θ {\ displaystyle \ theta}\ theta . Чтобы исключить производные по времени от r {\ displaystyle r}r , для поиска подходящих замен используется цепное правило:

r ˙ = drd θ ⋅ θ ˙ {\ displaystyle {\ точка {r}} = {\ frac {dr} {d \ theta}} \ cdot {\ dot {\ theta}}}{\ di splaystyle {\ dot {r}} = {\ frac {dr} {d \ theta}} \ cdot {\ dot {\ theta}}}

(5)

r ¨ = d 2 rd θ 2 ⋅ θ ˙ 2 + drd θ ⋅ θ ¨ {\ displaystyle {\ ddot {r}} = {\ frac {d ^ {2} r} {d \ theta ^ {2}}} \ cdot {\ dot {\ theta}} ^ { 2} + {\ frac {dr} {d \ theta}} \ cdot {\ ddot {\ theta}}}{\ displaystyle {\ ddot {r}} = {\ frac {d ^ {2} r} {d \ theta ^ {2}}} \ cdot {\ dot {\ theta}} ^ { 2} + {\ frac {dr} {d \ theta}} \ cdot {\ ddot {\ theta}}}

(6)

Используя эти четыре замены, все производные по времени в (2) могут быть исключено, давая обыкновенное дифференциальное уравнение для r {\ displaystyle r}r как функцию от θ. {\ displaystyle \ theta.}\ theta.

r ¨ - r θ ˙ 2 = - α r 2 {\ displaystyle {\ ddot {r}} - r {\ dot {\ theta}} ^ {2} = - {\ гидроразрыв {\ альфа} {r ^ {2}}}}{\ displaystyle {\ ddot {r}} - r {\ dot {\ theta}} ^ {2} = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2 }}}}
d 2 rd θ 2 ⋅ θ ˙ 2 + drd θ ⋅ θ ¨ - r θ ˙ 2 = - α r 2 {\ displaystyle {\ frac {d ^ {2} r} {d \ theta ^ {2}}} \ cdot {\ dot {\ theta}} ^ {2} + {\ frac {dr} {d \ theta}} \ cdot {\ ddot {\ theta}} - r {\ dot {\ theta}} ^ {2} = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2}}}}{\ displaystyle {\ frac {d ^ {2} r} {d \ theta ^ {2}}} \ cdot {\ dot {\ theta}} ^ {2} + {\ frac {dr} {d \ theta}} \ cdot {\ ddot {\ theta}} - r {\ dot {\ theta}} ^ {2} = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2}}}}
d 2 rd θ 2 ⋅ (H r 2) 2 + drd θ ⋅ (- 2 ⋅ ЧАС ⋅ р ˙ р 3) - р (ЧАС р 2) 2 = - α р 2 {\ displaystyle {\ frac {d ^ {2} r} {d \ theta ^ {2} }} \ cdot \ left ({\ frac {H} {r ^ {2}}} \ right) ^ {2} + {\ frac {dr} {d \ theta}} \ cdot \ left (- {\ frac {2 \ cdot H \ cdot {\ dot {r}}} {r ^ {3}}} \ right) -r \ left ({\ frac {H} {r ^ {2}}} \ right) ^ { 2} = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2}}}}{\ displaystyle {\ fra c {d ^ {2} r} {d \ theta ^ {2}}} \ cdot \ left ({\ frac {H} {r ^ {2}}} \ right) ^ {2} + {\ frac { dr} {d \ theta}} \ cdot \ left (- {\ frac {2 \ cdot H \ cdot {\ dot {r}}} {r ^ {3}}} \ right) -r \ left ({\ гидроразрыв {H} {r ^ {2}}} \ right) ^ {2} = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2}}}}
H 2 r 4 ⋅ (d 2 rd θ 2 - 2 ⋅ (drd θ) 2 r - r) = - α r 2 {\ displaystyle {\ frac {H ^ {2}} {r ^ {4}}} \ cdot \ left ({\ frac {d ^ {2} r} {d \ theta ^ {2}}} - 2 \ cdot {\ frac {\ left ({\ frac {dr} {d \ theta}} \ right) ^ {2}} {r}} - r \ right) = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2}}}}{\ displaystyle {\ frac {H ^ {2}} {r ^ {4}}} \ cdot \ left ({ \ frac {d ^ {2} r} {d \ theta ^ {2}}} - 2 \ cdot {\ frac {\ left ({\ frac {dr} {d \ theta}} \ right) ^ {2} } {r}} - r \ right) = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2}}}}

(7)

Дифференциальное уравнение (7) может быть решено аналитически заменой переменной

r = 1 s {\ displaystyle r = {\ frac {1} {s}}}r = \ frac {1} {s}

(8)

Использование цепного правила для дифференцирования дает:

drd θ = - 1 s 2 ⋅ dsd θ {\ displaystyle {\ frac {dr} {d \ theta}} = - {\ frac {1} {s ^ {2}}} \ cdot {\ frac {ds} {d \ theta }}}{\ displaystyle {\ frac {dr} {d \ theta}} = - {\ frac {1} {s ^ {2}}} \ cdot {\ frac {ds} {d \ theta}}}

(9)

d 2 rd θ 2 = 2 s 3 ⋅ (dsd θ) 2 - 1 s 2 ⋅ d 2 sd θ 2 {\ displaystyle {\ frac {d ^ {2} r } {d \ theta ^ {2}}} = {\ frac {2} {s ^ {3}}} \ cdot \ left ({\ frac {ds} {d \ theta}} \ right) ^ {2} - {\ frac {1} {s ^ {2}}} \ cdot {\ frac {d ^ {2} s} {d \ theta ^ {2}}}}{\ displaystyle {\ frac {d ^ {2} r} {d \ theta ^ {2}}} = { \ frac {2} {s ^ {3}}} \ cdot \ left ({\ frac {ds} {d \ theta}} \ right) ^ {2} - {\ frac {1} {s ^ {2} }} \ cdot {\ frac {d ^ {2} s} {d \ theta ^ {2}}}}

(10)

Использование выражения (10) и (9) для d 2 rd θ 2 {\ displaystyle {\ frac {d ^ {2} r} {d \ theta ^ {2}}}}\ frac {d ^ 2r} {d \ theta ^ 2} и drd θ {\ displaystyle {\ frac {dr} {d \ theta}}}\ frac {dr} {d \ theta} получает

H 2 ⋅ (d 2 sd θ 2 + s) = α {\ displaystyle H ^ {2} \ cdot \ left ({\ frac {d ^ {2} s} {d \ theta ^ {2}}} + s \ right) = \ alpha}{\ displaystyle H ^ {2} \ cdot \ left ({\ frac {d ^ {2} s} {d \ theta ^ {2}}} + s \ right) = \ alpha}

(11)

с общим решением

s = α H 2 ⋅ (1 + e ⋅ cos ⁡ (θ - θ 0)) {\ displaystyle s = {\ frac {\ alpha} {H ^ {2}}} \ cdot \ left (1 + e \ cdot \ cos (\ theta - \ theta _ {0}) \ right)}{\ displaystyle s = {\ frac {\ alpha} {H ^ {2}}} \ cdot \ left (1 + e \ cdot \ cos (\ theta - \ theta _ {0}) \ right)}

(12)

, где e и θ 0 {\ displaystyle \ theta _ {0}}\ theta _ {0} - константы интегрирования, зависящие от начальных значений для s и d s d θ. {\ displaystyle {\ tfrac {ds} {d \ theta}}.}{\ displaystyle {\ tfrac {ds} {d \ theta}}.}

Вместо использования константы интегрирования θ 0 {\ displaystyle \ theta _ {0}}\ theta _ {0} явно один вводит соглашение, согласно которому выбираются единичные векторы x ^, y ^ {\ displaystyle {\ hat {x}}, {\ hat {y}}}{\ displaystyle {\ hat {x }}, {\ hat {y}}} , определяющие систему координат в плоскости орбиты таким образом, что θ 0 {\ displaystyle \ theta _ {0}}\ theta _ {0} принимает нулевое значение, а e положительно. Тогда это означает, что θ {\ displaystyle \ theta}\ theta равно нулю в точке, где s {\ displaystyle s}s является максимальным и, следовательно, r = 1 s {\ displaystyle r = {\ tfrac {1} {s}}}{\ displaystyle r = {\ tfrac {1} {s}}} минимально. Определяя параметр p как H 2 α {\ displaystyle {\ tfrac {H ^ {2}} {\ alpha}}}{\ displaystyle {\ tfrac {H ^ {2}} {\ alpha}}} , получаем, что

r = 1 s = p 1 + е ⋅ соз ⁡ θ {\ displaystyle r = {\ frac {1} {s}} = {\ frac {p} {1 + e \ cdot \ cos \ theta}}}{\ displaystyle r = {\ frac {1} {s}} = {\ frac {p} {1 + e \ cdot \ cos \ theta}}}

Альтернативное происхождение

Другой способ решить это уравнение без использования полярных дифференциальных уравнений:

Определите единичный вектор u {\ displaystyle \ mathbf {u}}\ mathbf {u} так, чтобы р = ru {\ displaystyle \ mathbf {r} = r \ mathbf {u}}{\ displaystyle \ mathbf {r} = r \ mathbf {u}} и r ¨ = - α r 2 u {\ displaystyle {\ ddot {\ mathbf {r }}} = - {\ tfrac {\ alpha} {r ^ {2}}} \ mathbf {u}}{\ displaystyle {\ ddot { \ mathbf {r}}} = - {\ tfrac {\ alpha} {r ^ {2}}} \ mathbf {u}} . Отсюда следует, что

H = r × r ˙ = ru × ddt (ru) = ru × (ru ˙ + r ˙ u) = r 2 (u × u ˙) + rr ˙ (u × u) = r 2 u × u ˙ {\ displaystyle \ mathbf {H} = \ mathbf {r} \ times {\ dot {\ mathbf {r}}} = r \ mathbf {u} \ times {\ frac {d} {dt}} (r \ mathbf {u}) = r \ mathbf {u} \ times (r {\ dot {\ mathbf {u}}} + {\ dot {r}} \ mathbf {u}) = r ^ {2} (\ mathbf {u} \ times {\ dot {\ mathbf {u}}}) + r {\ dot {r}} (\ mathbf {u} \ times \ mathbf {u}) = r ^ {2} \ mathbf {u} \ times {\ dot {\ mathbf {u}}}}{\ displaystyle \ mathbf {H} = \ mathbf {r} \ times {\ dot {\ mathbf {r} }} = r \ mathbf {u} \ times {\ frac {d} {dt}} (r \ mathbf {u}) = r \ mathbf {u} \ times (r {\ dot {\ mathbf {u}}) } + {\ dot {r}} \ mathbf {u}) = r ^ {2} (\ mathbf {u} \ times {\ dot {\ mathbf {u}}}) + r {\ dot {r}} (\ mathbf {u} \ times \ mathbf {u}) = r ^ {2} \ mathbf {u} \ times {\ dot {\ mathbf {u}}}}

Теперь рассмотрим

r ¨ × H = - α r 2 u × (r 2 u × u ˙) = - α u × (U × U ˙) = - α [(U ⋅ U ˙) U - (U ⋅ U) U ˙] {\ displaystyle {\ ddot {\ mathbf {r}}} \ times \ mathbf {H} = - { \ frac {\ alpha} {r ^ {2}}} \ mathbf {u} \ times (r ^ {2} \ mathbf {u} \ times {\ dot {\ mathbf {u}}}) = - \ alpha \ mathbf {u} \ times (\ mathbf {u} \ times {\ dot {\ mathbf {u}}}) = - \ alpha [(\ mathbf {u} \ cdot {\ dot {\ mathbf {u}}) }) \ mathbf {u} - (\ mathbf {u} \ cdot \ mathbf {u}) {\ dot {\ mathbf {u}}}]}{\ displaystyle {\ ddot {\ mathbf { r}}} \ times \ mathbf {H} = - {\ frac {\ alpha} {r ^ {2}}} \ mathbf {u} \ times (r ^ {2} \ mathbf {u} \ times {\ точка {\ mathbf {u}}}) = - \ alpha \ mathbf {u} \ times (\ mathbf {u} \ times {\ dot {\ mathbf {u}}}) = - \ alpha [(\ mathbf {u} \ cdot {\ dot {\ mathbf {u}}}) \ mathbf {u} - (\ mathbf {u } \ cdot \ mathbf {u}) {\ dot {\ mathbf {u}}}]}

(см. Векторное тройное произведение ). Обратите внимание, что

u ⋅ u = | u | 2 знак равно 1 {\ displaystyle \ mathbf {u} \ cdot \ mathbf {u} = | \ mathbf {u} | ^ {2} = 1}{\ displaystyle \ mathbf {u} \ cdot \ mathbf {u} = | \ mathbf {u} | ^ {2} = 1}
u ⋅ u ˙ = 1 2 (u ⋅ u ˙ + u ˙ ⋅ u) знак равно 1 2 ddt (u ⋅ u) = 0 {\ displaystyle \ mathbf {u} \ cdot {\ dot {\ mathbf {u}}} = {\ frac {1} {2}} (\ mathbf {u} \ cdot {\ dot {\ mathbf {u}}} + {\ dot {\ mathbf {u}}} \ cdot \ mathbf {u}) = {\ frac {1} {2}} {\ frac {d} {dt}} (\ mathbf {u} \ cdot \ mathbf {u}) = 0}{\ displaystyle \ mathbf {u} \ cdot {\ dot {\ mathbf {u} }}} = {\ frac {1} {2}} (\ mathbf {u} \ cdot {\ dot {\ mathbf {u}}} + {\ dot {\ mathbf {u}}} \ cdot \ mathbf { u}) = {\ frac {1} {2}} {\ frac {d} {dt}} (\ mathbf {u} \ cdot \ m athbf {u}) = 0}

Подстановка этих значений в предыдущее уравнение дает:

r ¨ × H = α u ˙ {\ displaystyle {\ ddot {\ mathbf {r}}} \ times \ mathbf {H} = \ alpha {\ dot {\ mathbf {u}}}}{ \ Displaystyle {\ ddot {\ mathbf {r}}} \ times \ mathbf {H} = \ alpha {\ dot {\ mathbf {u}}}}

Интегрирование обеих сторон:

r ˙ × H = α u + c {\ displaystyle {\ dot {\ mathbf {r}}} \ times \ mathbf {H} = \ alpha \ mathbf {u} + \ mathbf {c}}{\ displaystyle {\ dot {\ mathbf {r}}} \ times \ mathbf {H} = \ альфа \ mathbf {u} + \ mathbf {c}}

, где c - постоянный вектор. Обозначение этого элемента r дает интересный результат:

r ⋅ (r ˙ × H) = r ⋅ (α u + c) = α r ⋅ u + r ⋅ c = α r (u ⋅ u) + rc соз ⁡ (θ) знак равно r (α + c соз ⁡ (θ)) {\ displaystyle \ mathbf {r} \ cdot ({\ dot {\ mathbf {r}}} \ times \ mathbf {H})) = \ mathbf {r} \ cdot (\ alpha \ mathbf {u} + \ mathbf {c}) = \ alpha \ mathbf {r} \ cdot \ mathbf {u} + \ mathbf {r} \ cdot \ mathbf { c} = \ alpha r (\ mathbf {u} \ cdot \ mathbf {u}) + rc \ cos (\ theta) = r (\ alpha + c \ cos (\ theta))}{\ displaystyle \ mathbf {r} \ cdot ({\ dot {\ mathbf {r}}} \ times \ mathbf {H}) = \ mathbf {r} \ cdot (\ alpha \ mathbf {u} + \ mathbf {c}) = \ alpha \ mathbf {r} \ cdot \ mathbf {u} + \ mathbf {r} \ cdot \ mathbf {c} = \ alpha r (\ mathbf {u} \ cdot \ mathbf {u}) + rc \ cos (\ theta) = r (\ alpha + c \ cos (\ theta))}

где θ {\ displaystyle \ theta}\ theta - угол между r {\ displaystyle \ mathbf {r}}\ mathbf { r} и c {\ displaystyle \ mathbf {c}}\ mathbf {c} . Решение относительно r:

r = r ⋅ (r ˙ × H) α + c cos ⁡ (θ) = (r × r ˙) ⋅ H α + c cos ⁡ (θ) = | H | 2 α + c cos ⁡ (θ). {\ displaystyle r = {\ frac {\ mathbf {r} \ cdot ({\ dot {\ mathbf {r}}} \ times \ mathbf {H})} {\ alpha + c \ cos (\ theta)}} = {\ frac {(\ mathbf {r} \ times {\ dot {\ mathbf {r}}}) \ cdot \ mathbf {H}} {\ alpha + c \ cos (\ theta)}} = {\ frac {| \ mathbf {H} | ^ {2}} {\ alpha + c \ cos (\ theta)}}.}{\ Displaystyle г = {\ гидроразрыва {\ mathbf {r} \ cdot ({\ точка {\ mathbf {r}}} \ раз \ mathbf {H})} {\ альфа + с \ соз (\ тета) }} = {\ frac {(\ mathbf {r} \ times {\ dot {\ mathbf {r}}}) \ cdot \ mathbf {H}} {\ alpha + c \ cos (\ theta)}} = { \ frac {| \ mathbf {H} | ^ {2}} {\ alpha + c \ cos (\ t heta)}}.}

Обратите внимание, что (r, θ) {\ displaystyle (r, \ theta) }(r, \ theta) фактически являются полярными координатами векторной функции. Выполнение замен p = | H | 2 α {\ displaystyle p = {\ tfrac {| \ mathbf {H} | ^ {2}} {\ alpha}}}{\ displaystyle p = {\ tfrac {| \ mathbf {H} | ^ {2}} {\ alpha}}} и e = c α {\ displaystyle e = {\ tfrac {c} {\ alpha}}}{\ displaystyle e = {\ tfrac {c} {\ alpha} }} , мы снова приходим к уравнению

r = p 1 + e ⋅ cos ⁡ θ {\ displaystyle r = {\ frac {p} {1+ e \ cdot \ cos \ theta}}}{\ displaystyle r = {\ frac {p} {1 + e \ cdot \ cos \ theta}}}

(13)

Это уравнение в полярных координатах для конического сечения с началом в фокальной точке. Аргумент θ {\ displaystyle \ theta}\ theta называется «истинной аномалией».

Свойства уравнения траектории

Для e = 0 {\ displaystyle e = 0}e = 0 это круг радиуса p.

Для 0 < e < 1, {\displaystyle 0{\ displaystyle 0 <e <1,} это эллипс с

a = p 1 - e 2 {\ displaystyle a = {\ frac {p} {1-e ^ {2} }}}a = \ frac {p} {1-e ^ 2}

(14)

b = p 1 - e 2 = a ⋅ 1 - e 2 {\ displaystyle b = {\ frac {p} {\ sqrt {1-e ^ {2}}} } = a \ cdot {\ sqrt {1-e ^ {2}}}}b = \ frac {p} {\ sqrt {1 -e ^ 2}} = a \ cdot \ sqrt {1-e ^ 2}

(15)

Для e = 1 {\ displaystyle e = 1}e = 1 это a парабола с фокусным расстоянием p 2 {\ displaystyle {\ tfrac {p} {2}}}{\ displaystyle {\ tfrac {p} { 2}}}

Для e>1 {\ displaystyle e>1}{\displaystyle e>1} это гипербола с

a = pe 2-1 {\ displaystyle a = {\ frac {p} {e ^ {2} -1}}}a = \ frac {p } {e ^ 2-1}

(16)

b = pe 2-1 знак равно a ⋅ e 2-1 {\ displaystyle b = {\ frac {p} {\ sqrt {e ^ {2} -1}}} = a \ cdot {\ sqrt {e ^ {2} -1 }}}b = \ frac {p} {\ sqrt {e ^ 2-1}} = a \ cdot \ sqrt {e ^ 2-1}

(17)

На следующем изображении показан круг (серый), эллипс (красный), парабола (зеленый) и гипербола (синий).

Диаграмма различных форм Кеплер Орбита и их эксцентриситет. Синий - это шумиха болическая траектория (e>1). Зеленый - параболическая траектория (e = 1). Красный - эллиптическая орбита (0 < e < 1). Grey is a circular orbit (e = 0).

Точка на горизонтальной линии, идущая вправо от фокальной точки, - это точка с θ = 0 {\ displaystyle \ theta = 0}{\ displaystyle \ theta = 0} для расстояние до фокуса принимает минимальное значение p 1 + e, {\ displaystyle {\ tfrac {p} {1 + e}},}{\ displaystyle {\ tfrac {p} { 1 + e}},} перицентр. Для эллипса также апоцентр, для которого расстояние до фокуса принимает максимальное значение p 1 - e. {\ displaystyle {\ tfrac {p} {1-e}}.}{\ displaystyle {\ tfrac {p} {1-e}}.} Для гиперболы диапазон для θ {\ displaystyle \ theta}\ theta равно

[- cos - 1 ⁡ (- 1 e) < θ < cos − 1 ⁡ ( − 1 e) ] {\displaystyle \left[-\cos ^{-1}\left(-{\frac {1}{e}}\right)<\theta <\cos ^{-1}\left(-{\frac {1}{e}}\right)\right]}\ left [- \ cos ^ { -1} \ left (- \ frac {1} {e} \ right) <\ theta <\ cos ^ {- 1} \ left (- \ frac {1} {e} \ right) \ right]

, а для параболы диапазон равен

[- π < θ < π ] {\displaystyle \left[-\pi <\theta <\pi \right]}\ left [- \ pi <\ theta <\ pi \ right]

Используя цепное правило для дифференцирования (5), уравнение (2) и определение p как H 2 α {\ displaystyle {\ frac {H ^ {2}} {\ alpha}}}{\ displaystyle {\ frac {H ^ {2}} {\ alpha}}} one gets that the radial velocity component is

V r = r ˙ = H p ⋅ e ⋅ sin ⁡ θ = α p ⋅ e ⋅ sin ⁡ θ {\displaystyle V_{r}={\ dot {r}}={\frac {H}{p}}\cdot e\cdot \sin \theta ={\sqrt {\frac {\alpha }{p}}}\cdo t e\cdot \sin \theta }{\ displ aystyle V_ {r} = {\ dot {r}} = {\ frac {H} {p}} \ cdot e \ cdot \ sin \ theta = {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {p}}} \ cdot e \ cdot \ sin \ theta}

(18)

and that the tangential component (velocity component perpendicular to V r {\displaystyle V_{r}}V_ {r} ) is

V t = r ⋅ θ ˙ = H r = α p ⋅ ( 1 + e ⋅ cos ⁡ θ) {\displaystyle V_{t}=r\cdot {\dot {\theta }}={\frac {H}{r}}={\sqrt {\frac {\alpha }{p}}}\cdot (1+e\cdot \cos \theta)}{\ displaystyle V_ {t} = r \ cdot {\ dot {\ theta }} = {\ frac {H} {r}} = {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {p}}} \ cdot (1 + e \ cdot \ cos \ theta)}

(19)

The connection between the polar argument θ {\displaystyle \theta }\ theta and time t is slightly different for elliptic and hyperbolic orbits.

For an elliptic orbit one switches to the "eccentric anomaly " E for which

x = a ⋅ ( cos ⁡ E − e) {\displaystyle x=a\cdot (\cos E-e)}x = a \ cdot (\ cos E -e)

(20)

y = b ⋅ sin ⁡ E {\displaystyle y=b\cdot \sin E}y = b \ cdot \ sin E

(21)

and consequently

x ˙ = − a ⋅ sin ⁡ E ⋅ E ˙ {\displaystyle {\dot {x}}=-a\cdot \sin E\cdot {\dot {E}}}\ dot {x} = -a \ cdot \ sin E \ cdot \ dot {E}

(22)

y ˙ = b ⋅ cos ⁡ E ⋅ E ˙ {\displaystyle {\dot {y}}=b\cdot \cos E\cdot {\dot {E}}}{\ displaystyle {\ dot {y}} = b \ cdot \ cos E \ cdot {\ dot {E}} }

(23)

and the angular momentum H is

H = x ⋅ y ˙ − y ⋅ x ˙ = a ⋅ b ⋅ ( 1 − e ⋅ cos ⁡ E) ⋅ E ˙ {\displaystyle H=x\cdot {\dot {y}}-y\cdot {\dot {x}}=a\cdot b\cdot (1-e\cdot \cos E)\cdot {\dot {E}}}H = x \ cdot \ dot {y} - y \ cdot \ dot { x} = a \ cdot b \ cdot (1 - e \ cdot \ cos E) \ cdot \ dot {E}

(24)

Integrating with respect to time t gives

H ⋅ t = a ⋅ b ⋅ ( E − e ⋅ sin ⁡ E) {\displaystyle H\cdot t=a\cdot b\cdot (E-e\cdot \sin E)}H \ cdot t = a \ cdot b \ cdot (E - e \ cdot \ sin E)

(25)

under the assumption that time t = 0 {\displaystyle t=0}t = 0 is selected such that the integration constant is zero.

As by definition of p one has

H = α ⋅ p {\displaystyle H={\sqrt {\alpha \cdot p}}}{\ отображает Тайл Н = {\ sqrt {\ альфа \ cdot p}}}

(26)

this can be written

t = a ⋅ a α ( E − e ⋅ sin ⁡ E) {\displaystyle t=a\cdot {\sqrt {\frac {a}{\alpha }}}(E-e\cdot \sin E)}{\ displaystyle t = a \ cdot {\ sqrt {\ frac {a} {\ alpha }}} (Ee \ cdot \ sin E)}

(27)

For a hyperbolic orbit one uses the hyperbolic functions for the parameterisation

x = a ⋅ ( e − cosh ⁡ E) {\displaystyle x=a\cdot (e-\cosh E)}x = a \ cdot (e - \ cosh E)

(28)

y = b ⋅ sinh ⁡ E {\displaystyle y=b\cdot \sinh E}y = b \ cdot \ sinh E

(29)

for which one has

x ˙ = − a ⋅ sinh ⁡ E ⋅ E ˙ {\displaystyle {\dot {x}}=-a\cdot \sinh E\cdot {\dot {E}}}{\ displaystyle {\ dot {x}} = - a \ cdot \ sinh E \ cdot {\ dot {E}}}

(30)

y ˙ = b ⋅ cosh ⁡ E ⋅ E ˙ {\displaystyle {\dot {y}}=b\cdot \cosh E\cdot {\dot {E}}}{\ displaystyle {\ dot {y}} = b \ cdot \ cosh E \ cdot {\ dot {E}}}

(31)

and the angular momentum H is

H = x ⋅ y ˙ − y ⋅ x ˙ = a ⋅ b ⋅ ( e ⋅ cosh ⁡ E − 1) ⋅ E ˙ {\displaystyle H=x\cdot {\dot {y}}-y\cdot {\dot {x}}=a\cdot b\cdot (e\cdot \cosh E-1)\cdot {\dot {E}}}{\ displaystyle H = x \ cdot {\ dot {y}} - y \ cdot {\ dot {x}} = a \ cdot b \ cdot (e \ cdot \ cosh E-1) \ cdot {\ точка {E}}}

(32)

Integrating with respect to time t gets

H ⋅ t = a ⋅ b ⋅ ( e ⋅ sinh ⁡ E − E) {\displaystyle H\cdot t=a\cdot b\cdot (e\cdot \sinh E-E)}H \ cdot t = a \ cdot b \ cdot (e \ cdot \ sinh EE)

(33)

i.e.

t = a ⋅ a α ( e ⋅ sinh ⁡ E − E) {\displaystyle t=a\cdot {\sqrt {\frac {a}{\alpha }}}(e\cdot \sinh E-E)}{\ displaystyle t = a \ cdot {\ sqrt {\ frac {a} {\ alpha }}} (е \ cdot \ sinh EE)}

(34)

To find what time t that corresponds to a certain true anomaly θ {\displaystyle \theta }\ theta one computes corresponding parameter E connected to time with relation (27) for an elliptic and with relation (34) for a hyperbolic orbit.

Note that the relations (27) and (34) define a mapping between the ranges

[ − ∞ < t < ∞ ] ⟷ [ − ∞ < E < ∞ ] {\displaystyle \left[-\infty {\ displaystyle \ l eft [- \ infty <t <\ infty \ right] \ longleftrightarrow \ left [- \ infty <E <\ infty \ right]}

Some additional formulae

For an elliptic orbit one gets from (20) and (21) that

r = a ⋅ ( 1 − e ⋅ cos ⁡ E) {\displaystyle r=a\cdot (1-e\cdot \cos E)}r = a \ cdot (1-e \ cdot \ cos E)

(35)

and therefore that

cos ⁡ θ = x r = cos ⁡ E − e 1 − e ⋅ cos ⁡ E {\displaystyle \cos \theta ={\frac {x}{r}}={\frac {\cos E-e}{1-e\cdot \cos E}}}\ cos \ theta = \ frac {x} {r} = \ frac {\ cos Ee} { 1-е \ cdot \ cos E}

(36)

From (36) then follows that

tan 2 ⁡ θ 2 = 1 − cos ⁡ θ 1 + cos ⁡ θ = 1 − cos ⁡ E − e 1 − e ⋅ cos ⁡ E 1 + cos ⁡ E − e 1 − e ⋅ cos ⁡ E = 1 − e ⋅ cos ⁡ E − cos ⁡ E + e 1 − e ⋅ cos ⁡ E + cos ⁡ E − e = 1 + e 1 − e ⋅ 1 − cos ⁡ E 1 + cos ⁡ E = 1 + e 1 − e ⋅ tan 2 ⁡ E 2 {\displaystyle \tan ^{2}{\frac {\theta }{2}}={\frac {1-\cos \theta }{1+\cos \theta }}={\frac {1-{\frac {\cos E-e}{1-e\cdot \cos E}}}{1+{\frac {\cos E-e}{1-e\cdot \cos E}}}}={\frac {1-e\cdot \cos E-\cos E+e}{1-e\cdot \cos E+\cos E-e}}={\frac {1+e}{1-e}}\cdot {\frac {1-\cos E}{ 1+\cos E}}={\frac {1+e}{1-e}}\cdot \tan ^{2}{\frac {E}{2}}}{\ displaystyle \ tan ^ {2} {\ frac {\ theta} {2 }} = {\ frac {1- \ cos \ theta} {1+ \ cos \ theta}} = {\ frac {1 - {\ frac {\ cos Ee} {1-e \ cdot \ cos E}}} {1 + {\ frac {\ cos Ee} {1-e \ cdot \ cos E}} }} = {\ frac {1-e \ cdot \ cos E- \ cos E + e} {1-e \ cdot \ cos E + \ cos Ee}} = {\ frac {1 + e} {1-e} } \ cdot {\ frac {1- \ cos E} {1+ \ cos E}} = {\ frac {1 + e} {1-e}} \ cdot \ tan ^ {2} {\ frac {E} {2}}}

From the geometrical construction defining the eccentric anomaly it is clear that the vectors ( cos ⁡ E, sin ⁡ E) {\displaystyle (\cos E,\sin E)}{\ displaystyle (\ cos E, \ sin E)} and ( cos ⁡ θ, sin ⁡ θ) {\displaystyle (\cos \theta,\sin \theta)}(\ cos \ theta, \ sin \ theta) are on the same side of the x-axis. From th Отсюда следует, что векторы (соз ⁡ E 2, грех ⁡ E 2) {\ displaystyle \ left (\ cos {\ tfrac {E} {2}}, \ sin {\ tfrac {E} {2} } \ right)}{\ displaystyle \ left (\ cos {\ tfrac {E} {2 }}, \ sin {\ tfrac {E} {2}} \ right)} и (соз ⁡ θ 2, грех ⁡ θ 2) {\ displaystyle \ left (\ cos {\ tfrac {\ theta} {2}}, \ sin {\ tfrac {\ theta} {2}} \ right)}{\ displaystyle \ left (\ cos {\ tfrac {\ theta} {2}}, \ sin {\ tfrac {\ theta} {2}} \ right)} находятся в том же квадранте. Следовательно,

tan ⁡ θ 2 = 1 + e 1 - e ⋅ tan ⁡ E 2 {\ displaystyle \ tan {\ frac {\ theta} {2}} = {\ sqrt {\ frac {1 + e } {1-e}}} \ cdot \ tan {\ frac {E} {2}}}\ tan \ frac {\ theta} {2} = \ sqrt {\ frac {1 + e} {1-e}} \ cdot \ tan \ frac {E} {2}

(37)

и что

θ = 2 ⋅ arg ⁡ (1 - e ⋅ cos ⁡ E 2, 1 + е ⋅ грех ⁡ E 2) + N ⋅ 2 π {\ displaystyle \ theta = 2 \ cdot \ arg \ left ({\ sqrt {1-e}} \ cdot \ cos {\ frac {E}) {2}}, {\ sqrt {1 + e}} \ cdot \ sin {\ frac {E} {2}} \ right) + n \ cdot 2 \ pi}{\ displaystyle \ theta = 2 \ cdot \ arg \ left ({\ sqrt {1-e}} \ cdot \ cos {\ frac {E} {2}}, {\ sqrt {1 + e}} \ cdot \ sin {\ frac {E} {2}} \ right) + n \ cdot 2 \ pi}

(38)

E = 2 ⋅ арг ⁡ (1 + е ⋅ соз ⁡ θ 2, 1 - е ⋅ грех ⁡ θ 2) + n ⋅ 2 π {\ displaystyle E = 2 \ cdot \ arg \ left ({\ sqrt {1 + e}} \ cdot \ cos {\ frac {\ theta} {2}}, {\ sqrt {1-e}} \ cdot \ sin {\ frac {\ theta} {2}} \ right) + n \ cdot 2 \ pi }{\ displaystyle E = 2 \ cdot \ arg \ left ({\ sqrt {1 + e}} \ cdot \ cos {\ frac {\ theta} {2}}, {\ sqrt {1-e}} \ cdot \ sin {\ frac {\ theta} {2}} \ right) + n \ cdot 2 \ pi}

(39)

где «arg ⁡ (x, y) {\ displaystyle \ arg (x, y)}{\ displaystyle \ arg (x, y)} » - полярный аргумент вектора (x, y) {\ displaystyle (x, y)}(x, y) и n выбирается таким образом, что | E - θ | < π {\displaystyle |E-\theta |<\pi }{\ displaystyle | E- \ theta | <\ pi}

Для численного вычисления arg ⁡ (x, y) {\ displaystyle \ arg (x, y)}{\ displaystyle \ arg (x, y)} стандартная функция ATAN2 (y, x) (или в двойной точности DATAN2 (y, x)), доступном, например, в языке программирования FORTRAN.

Обратите внимание, что это отображение между диапазонами

[- ∞ < θ < ∞ ] ⟷ [ − ∞ < E < ∞ ] {\displaystyle \left[-\infty <\theta <\infty \right]\longleftrightarrow \left[-\infty {\ displaystyle \ left [- \ infty <\ theta <\ infty \ right] \ longleftrightarrow \ left [- \ infty <E <\ infty \ right]}

Для гиперболической орбиты из (28) и (29) получается, что

r = a ⋅ (е ⋅ cosh ⁡ E - 1) {\ displaystyle r = a \ cdot (e \ cdot \ cosh E-1)}r = a \ cdot (e \ cdot \ cosh E-1)

(40)

и, следовательно,

cos ⁡ θ = xr = e - сш ⁡ Е е ⋅ сш ⁡ Е - 1 {\ displaystyle \ cos \ theta = {\ frac {x} {r}} = {\ frac {e- \ cosh E} {e \ cdot \ cosh E-1} }}\ cos \ theta = \ frac {x} {r} = \ frac {e- \ cosh E} {e \ cdot \ cosh E-1}

(41)

As

tan 2 ⁡ θ 2 = 1 - cos ⁡ θ 1 + cos ⁡ θ = 1 - e - cosh ⁡ E e ⋅ ch ⁡ E - 1 1 + e - cosh ⁡ E e ⋅ ch ⁡ E - 1 = e ⋅ ch ⁡ E - e + ch ⁡ E e ⋅ cosh ⁡ E + e - ch ⁡ E = e + 1 e - 1 ⋅ ch ⋅ E - 1 cosh ⁡ E + 1 знак равно е + 1 е - 1 ⋅ tanh 2 ⁡ E 2 {\ displaystyle \ tan ^ {2} {\ frac {\ theta} {2}} = {\ frac {1- \ cos \ theta} {1+ \ cos \ theta}} = {\ frac {1 - {\ frac {e- \ cosh E} {e \ cdot \ cosh E-1}}} {1 + {\ frac {e- \ cosh E} {e \ cdot \ cosh E-1}}}} = {\ frac {e \ cdot \ cosh E-e + \ cosh E} {e \ cdot \ ch E + e- \ cosh E}} = {\ frac {e + 1 } {e-1}} \ cdot {\ frac {\ cosh E-1} {\ ch E + 1}} = {\ frac {e + 1} {e-1}} \ cdot \ tanh ^ {2} {\ frac {E} {2}}}{\ displaystyle \ tan ^ {2} {\ frac {\ theta} {2}} = {\ frac {1- \ cos \ theta} {1+ \ cos \ theta}} = {\ frac {1 - {\ frac {e- \ cosh E} {e \ cdot \ cosh E-1}}} {1 + {\ frac {e- \ cosh E} {e \ cdot \ cosh E-1}}} } = {\ frac {e \ cdot \ cosh E-e + \ cosh E} {e \ cdot \ cosh E + e- \ cosh E}} = {\ frac {e + 1} {e-1}} \ cdot {\ frac {\ cosh E-1} {\ cosh E + 1}} = {\ frac {e + 1} {e-1}} \ cdot \ tanh ^ {2} {\ frac {E} {2} }}

и как ta п ⁡ θ 2 {\ displaystyle \ tan {\ frac {\ theta} {2}}}\ tan \ frac { \ theta} {2} и tanh ⁡ E 2 {\ displaystyle \ tanh {\ frac {E} {2}} }\ tanh \ frac {E} {2} имеют тот же знак, значит,

tan ⁡ θ 2 = e + 1 e - 1 ⋅ tanh ⁡ E 2 {\ displaystyle \ tan {\ frac {\ theta} {2}} = {\ sqrt {\ frac {e + 1} {e-1}}} \ cdot \ tanh {\ frac {E} {2}}}\ tan \ frac {\ theta} {2} = \ sqrt {\ frac {e + 1} {e-1}} \ cdot \ tanh \ frac {E} {2}

(42)

Это отношение удобно для перехода между " истинная аномалия »и параметр E, последний связан со временем посредством отношения (34). Обратите внимание, что это отображение между диапазонами

[- cos - 1 ⁡ (- 1 e) < θ < cos − 1 ⁡ ( − 1 e) ] ⟷ [ − ∞ < E < ∞ ] {\displaystyle \left[-\cos ^{-1}\left(-{\frac {1}{e}}\right)<\theta <\cos ^{-1}\left(-{\frac {1}{e}}\right)\right]\longleftrightarrow \left[-\infty {\ displaystyle \ left [- \ cos ^ {- 1} \ left (- {\ frac {1} {e}} \ right) <\ theta <\ cos ^ {- 1} \ left (- {\ frac {1} {e}} \ right) \ right] \ longleftrightarrow \ left [- \ infty <E <\ infty \ right]}

и этим E 2 {\ displaystyle {\ tfrac {E} {2}}}{\ displaystyle {\ tfrac {E} {2}}} можно вычислить с использованием соотношения

tanh - 1 ⁡ x = 1 2 ln ⁡ (1 + x 1 - x) {\ displaystyle \ tanh ^ {- 1} x = {\ frac {1} {2 }} \ ln \ left ({\ frac {1 + x} {1-x}} \ right)}\ tanh ^ {- 1} x = \ frac {1} {2} \ ln \ left (\ frac {1 + x} {1-x} \ right)

Из соотношения (27) следует, что период обращения P для эллиптической орбиты равен

P Знак равно 2 π ⋅ a ⋅ a α {\ displaystyle P = 2 \ pi \ cdot a \ cdot {\ sqrt {\ frac {a} {\ alpha}}}}{\ displaystyle P = 2 \ pi \ cdot a \ cdot {\ sqrt {\ frac {a} {\ alpha}}}}

(43)

Как потенциальная энергия соответствующая силовому полю отношения (1) есть

- α r {\ displaystyle - {\ frac {\ alpha} {r}}}{\ displaystyle - { \ frac {\ alpha} {r}}}

это следует из (13), (14), (18) и (19), что сумма кинетической и потенциальной энергии

V r 2 + V t 2 2 - α r {\ displaystyle {\ frac {{V_ {r}) } ^ {2} + {V_ {t}} ^ {2}} {2}} - {\ frac {\ alpha} {r}}}{\ displaystyle {\ frac {{V_ {r}} ^ {2} + {V_ {t}} ^ {2}} {2}} - {\ frac {\ alpha} {r}} }

для эллиптической орбиты

- α 2 ⋅ a {\ displaystyle - {\ frac {\ alpha} {2 \ cdot a}}}{\ displaystyle - {\ frac {\ альфа} {2 \ cdot a}}}

(44)

и из (13), (16), (18) и (19), что сумма кинетическая и потенциальная энергии для гиперболической орбиты равны

α 2 ⋅ a {\ displaystyle {\ frac {\ alpha} {2 \ cdot a}}}{\ displaystyle {\ frac {\ alpha} {2 \ cdot a}}}

(45)

Относительно инерциальной системы координат

x ^, y ^ {\ displaystyle {\ hat {x}}, {\ hat {y}}}\ hat {x}, \ hat {y}

в орбитальной плоскости с x ^ {\ displaystyle {\ hat {x}}}\ hat {x} по направлению к перицентру из (18) и (19) получаем, что компоненты скорости равны

V x = cos ⁡ θ ⋅ V r - sin ⁡ θ ⋅ V t = - α p ⋅ грех ⁡ θ {\ displaystyle V_ {x} = \ cos \ theta \ cdot V_ {r} - \ sin \ theta \ cdot V_ {t} = - {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {p}}} \ cdot \ sin \ theta}{\ displaystyle V_ {x} = \ cos \ theta \ cdot V_ {r} - \ sin \ theta \ cdot V_ {t} = - {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {p}}} \ cdot \ sin \ theta}

(46)

V y = грех ⁡ θ ⋅ V r + cos ⁡ θ ⋅ V t = α p ⋅ (e + cos ⁡ θ) {\ displaystyle V_ {y} = \ sin \ theta \ cdot V_ {r} + \ cos \ theta \ cdot V_ {t} = {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {p}}} \ cdot (e + \ cos \ theta)}{\ displaystyle V_ {y} = \ sin \ theta \ cdot V_ {r} + \ cos \ theta \ cdot V_ {t} = {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {p}} } \ cdot (e + \ cos \ theta)}

(47)

См. Также Уравнение центра - Аналитические разложения

Уравнение центра связывает среднюю аномалию с истинной аномалией для эллиптических орбит для небольшого числового эксцентриситета.

Определение орбиты Кеплера, которая соответствует заданному начальному состоянию

Это «задача начального значения » для дифференциального уравнения (1), которое является уравнение первого порядка для 6-мерного "вектора состояния" (r ¯, v ¯) {\ displaystyle ({\ bar {r}}, {\ bar {v}})}(\ bar {r}, \ bar {v}) когда записывается как

v ¯ ˙ = - α ⋅ r ^ r 2 {\ displaystyle {\ dot {\ bar {v}}} = - \ alpha \ cdot {\ frac {\ hat {r}} {r ^ { 2}}}}{\ displaystyle {\ dot {\ bar {v}}} = - \ alpha \ cdot {\ frac {\ hat {r}} {r ^ {2 }}}}

(48)

r ¯ ˙ = v ¯ {\ displaystyle {\ dot {\ bar {r}}} = {\ bar {v}}}\ dot {\ bar {r}} = \ bar {v}

(49)

Для любых значений начального «вектора состояния» (r 0 ¯, v 0 ¯) {\ displaystyle ({\ bar {r_ {0}}}, {\ bar {v_ {0}}}) }{\ displaystyle ({\ bar {r_ {0}}}, {\ bar {v_ {0}}})} орбита Кеплера, соответствующая решению этой задачи начального значения, может быть найдена с помощью следующего алгоритма:

Определите ортогональные единичные векторы (r ^, t ^) {\ displaystyle ({\ hat {r}}, {\ hat {t}})} от{\ displaystyle ({\ hat {r}}, {\ hat {t}})} до

r 0 ¯ = r ⋅ r ^ {\ displaystyle {\ bar {r_ {0}}} = r \ cdot {\ hat {r}}}\ bar {r_0} = r \ cdot \ hat {r}

(50)

v 0 ¯ = V r ⋅ r ^ + V t ⋅ t ^ {\ displaystyle {\ bar {v_ {0}}} = V_ {r} \ cdot {\ hat {r}} + V_ {t} \ cdot {\ hat {t}}}\ bar {v_0} = V_r \ cdot \ hat {r} + V_t \ cdot \ hat {t}

(51)

с r>0 {\ displaystyle r>0}r>0 и V t>0 {\ displaystyle V_ {t}>0}V_t>0

Из (13), (18) и ( 19) следует, что, задав

p = (r ⋅ V t) 2 α {\ displaystyle p = {\ frac {{(r \ cdot V_ {t})} ^ {2}} {\ alpha} }}{\ displaystyle p = {\ frac {{(r \ cdot V_ {t})} ^ {2}} {\ alpha}}}

(52)

и определив e ≥ 0 {\ displaystyle e \ geq 0}e \ ge 0 и θ {\ displaystyle \ theta}\ theta такой, что

e ⋅ cos ⁡ θ = V t V 0 - 1 {\ displaystyle e \ cdot \ cos \ theta = {\ frac {V_ {t}} {V_ {0}}} - 1}e \ cdot \ cos \ theta = \ frac {V_t} {V_0} - 1

(53)

е ⋅ грех ⁡ θ = V р V 0 {\ displaystyle e \ cdot \ sin \ theta = {\ frac {V_ {r}} {V_ {0}}}}е \ cdot \ sin \ theta = \ frac {V_r} {V_0}

(54)

где

V 0 = α p {\ displaystyle V_ { 0} = {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {p}}}}{\ displaystyle V_ {0} = {\ sqrt {\ frac {\ alpha } {p}}}}

(55)

получается орбита Кеплера, которая для истинной аномалии θ {\ displaystyle \ theta}\ theta имеет те же значения r, V r {\ displaystyle V_ {r}}V_ {r} и V t {\ displaystyle V_ {t}}V_{t}, что и определяется (50) и (51).

Если эта орбита Кеплера, то также имеет такой же (r ^, t ^) {\ displaystyle ({\ hat {r}}, {\ hat {t}})}{\ displaystyle ({\ hat {r}}, {\ hat {t}})} векторов для этой истинной аномалии θ {\ displaystyle \ theta}\ theta как те, которые определены (50) и (51) вектором состояния (r ¯, v ¯) {\ displaystyle ({\ bar {r}}, {\ bar {v}})}{\ displaystyle ({\ bar {r}}, {\ bar {v}})} орбиты Кеплера принимает желаемые значения (r 0 ¯, v 0 ¯) { \ displaystyle ({\ bar {r_ {0}}}, {\ bar {v_ {0}}})}{\ displaystyle ({\ bar {r_ {0}}}, {\ bar {v_ {0}}})} для истинной аномалии θ {\ displaystyle \ theta}\ theta .

Стандарт инерционно фиксированная система координат (x ^, y ^) {\ displaystyle ({\ hat {x}}, {\ hat {y}})}({\ hat {x}}, {\ hat {y}}) в орбитальной плоскости (с x ^ {\ displaystyle {\ hat {x}}}{\ hat {x}} , направленный от центра однородной сферы к перицентру), определяющий ориентацию конического сечения (эллипса, параболы или гиперболы), затем можно определить с помощью отношение

x ^ = cos ⁡ θ ⋅ r ^ - sin ⁡ θ ⋅ t ^ {\ displaystyle {\ hat {x}} = \ cos \ theta \ cdot {\ hat {r}} - \ sin \ theta \ cdot {\ шляпа {t}}}\ hat {x} = \ cos \ theta \ cdot \ hat {r} - \ sin \ theta \ cdot \ шляпа {t}

(56)

y ^ = грех ⁡ θ ⋅ r ^ + cos ⁡ θ ⋅ t ^ {\ displaystyle {\ hat {y}} = \ sin \ theta \ cdot {\ hat {r}} + \ cos \ theta \ cdot {\ hat {t}}}\ hat {y} = \ sin \ theta \ cdot \ hat {r} + \ cos \ theta \ cdot \ hat {t}

(57)

Обратите внимание, что отношения (53) и (54) имеют особенность, когда В р = 0 {\ displaystyle V_ {r} = 0}V_r = 0 и

V t = V 0 = α p = α (r ⋅ V t) 2 α {\ displaystyle V_ {t} = V_ {0} = {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {p}}} = {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {\ frac {{(r \ cdot V_ {t})} ^ {2 }} {\ alpha}}}}}{\ displaystyle V_ {t} = V_ {0} = {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {p}}} = {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {\ frac {{(r \ cdot V_ {t})} ^ {2}} {\ alpha}}}}}

т.е.

V t = α r {\ displaystyle V_ {t} = {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {r}}}}{\ displaystyle V_ {t} = {\ sqrt {\ frac {\ alpha} {r}}}}

(58)

в том случае, если это круглый орбита, соответствующая начальному состоянию (r 0 ¯, v 0 ¯) {\ displaystyle ({\ bar {r_ {0}}}, {\ bar {v_ {0}}})}{\ displaystyle ({\ bar {r_ {0}}}, {\ bar {v_ {0}}})}

соприкасающаяся орбита Кеплера

Для любого вектора состояния (r ¯, v ¯) {\ displaystyle ({\ bar {r}}, {\ bar {v}})}{\ displaystyle ({\ bar {r}}, {\ bar {v}})} орбита Кеплера, соответствующая этому состоянию, может быть вычислена с помощью алгоритма, определенного выше. Сначала параметры p, e, θ {\ displaystyle p, e, \ theta}{\ displaystyle p, e, \ theta} определяются из r, V r, V t {\ displaystyle r, V_ {r}, V_ {t}}{\ displaystyle r, V_ {r}, V_ {t}} , а затем ортогональные единичные векторы в орбитальной плоскости x ^, y ^ {\ displaystyle {\ hat {x}}, {\ hat {y}}}{\ displaystyle {\ hat {x }}, {\ hat {y}}} с использованием отношений (56) и (57).

Если теперь уравнение движения имеет вид

r ¯ ¨ = F ¯ ⁡ (r ¯, r ¯ ˙, t) {\ displaystyle {\ ddot {\ bar {r}}} = \ operatorname {\ bar {F}} ({\ bar {r}}, {\ dot {\ bar {r}}}, t)}\ ddot {\ bar {r}} = \ operatorname {\ bar {F}} (\ bar {r}, \ dot {\ bar {r }}, t)

(59)

где

F ¯ ⁡ (r ¯, r ¯ ˙, t) {\ displaystyle \ operatorname {\ bar {F}} ({\ bar {r}}, {\ dot {\ bar {r}}}, t)}\ operatorname {\ bar {F}} (\ bar {r}, \ dot {\ bar {r}}, t)

- другая функция чем

- α ⋅ r ^ r 2 {\ displaystyle - \ alpha \ cdot {\ frac {\ hat {r}} {r ^ {2}}}}{\ displaystyle - \ alpha \ cdot {\ frac {\ hat {r}} {r ^ {2}}}}

результирующие параметры

p, e, θ, x ^, y ^ {\ displaystyle p, e, \ theta, {\ hat {x}}, {\ hat {y}}}{\ displaystyle p, e, \ theta, {\ hat {x}}, {\ hat {y}}}

определяется как r ¯, r ¯ ˙ {\ displaystyle {\ bar {r}}, {\ dot {\ bar {r}}}}{\ displaystyle {\ bar {r}}, {\ dot {\ bar {r}}}} все будет меняться со временем, в отличие от случая орбиты Кеплера, для которой только параметр θ {\ displaystyle \ theta}\ theta будет меняться

Орбита Кеплера, вычисленная таким образом, имеет тот же «вектор состояния», что и решение «уравнения движения» (59) в время t в это время считается «соприкасающимся».

Эта концепция полезна, например, в случае

F ¯ ⁡ (r ¯, r ¯ ˙, t) = - α ⋅ r ^ r 2 + f ¯ ⁡ (r ¯, r ¯ ˙, t) {\ displaystyle \ operatorname {\ bar {F}} ({\ bar {r}}, {\ dot {\ bar {r}}}, t) = - \ alpha \ cdot {\ frac {\ hat { r}} {r ^ {2}}} + \ operatorname {\ bar {f}} ({\ bar {r}}, {\ dot {\ bar {r}}}, t)}{\ displaystyle \ operatorname {\ bar {F}} ({\ bar {r}}, {\ dot {\ bar {r}}}, t) = - \ alpha \ cdot {\ frac {\ hat {r}} {r ^ {2}}} + \ operatorname {\ bar {f}} ({\ bar {r}}, {\ dot {\ bar {r}}}, t)}

где

е ¯ ⁡ (г ¯, г ¯ ˙, t) {\ displaystyle \ operatorname {\ bar {f}} ({\ bar {r}}, {\ dot {\ bar {r}}}, t) }\ operatorname {\ bar {f}} (\ bar {r }, \ dot {\ bar {r}}, t)

- небольшая «возмущающая сила», вызванная, например, слабым гравитационным притяжением от других небесных тел. В этом случае параметры оскулирующей орбиты Кеплера будут изменяться только медленно, а оскулирующая орбита Кеплера является хорошим приближением к реальной орбите в течение значительного периода времени до и после времени осколивания.

Эта концепция также может быть полезна для ракеты во время полета с двигателем, поскольку затем она сообщает, по какой орбите Кеплера ракета продолжит движение в случае отключения тяги.

Для орбиты "близкой к круговой" понятие "вектор эксцентриситета " определяется как e ¯ = e ⋅ x ^ {\ displaystyle {\ bar {e}} = e \ cdot {\ hat {x}}}\ bar {e} = e \ cdot \ hat {x} полезно. Из (53), (54) и (56) следует, что

e ¯ = (V t - V 0) ⋅ r ^ - V r ⋅ t ^ V 0 {\ displaystyle {\ bar {e}} = {\ frac {(V_ {t} -V_ {0}) \ cdot {\ hat {r}} - V_ {r} \ cdot {\ hat {t}}} {V_ {0}} }}\ bar { e} = \ frac {(V_t-V_0) \ cdot \ hat {r} - V_r \ cdot \ hat {t}} {V_0}

(60)

т.е. e ¯ {\ displaystyle {\ bar {e}}}\ bar {e} - гладкая дифференцируемая функция вектора состояния (r ¯, v ¯) {\ displaystyle ({\ bar {r }}, {\ bar {v}})}(\ bar {r}, \ bar {v}) также, если это состояние соответствует круговой орбите.

См. Также

  • значок Физический портал

Цитаты

Ссылки

  • Эль-Ясберг «Теория полета искусственных спутников Земли», Израильская программа научных переводов (1967 г.))
  • Бейт, Роджер; Мюллер, Дональд; Белый, Джерри (1971). Основы астродинамики. Dover Publications, Inc., Нью-Йорк. ISBN 0-486-60061-0.
  • Коперник, Николай (1952), «Книга I, глава 4, Движение небесных тел является регулярным, круговым и вечным. -Или другое, составленное из круговых движений », О вращениях небесных сфер, Великие книги западного мира, 16, перевод Чарльза Гленна Уоллиса, Чикаго: Уильям Бентон, стр. 497–838 CS1 maint: ref = harv (ссылка )

Внешние ссылки

Последняя правка сделана 2021-05-25 04:19:47
Содержание доступно по лицензии CC BY-SA 3.0 (если не указано иное).
Обратная связь: support@alphapedia.ru
Соглашение
О проекте