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Mecânica clássica
Diagramas de movimento orbital de um satélite ao redor da Terra, mostrando a velocidade e aceleração.
Cinemática Deslocamento Velocidade Velocidade escalar Aceleração Aceleração centrípeta Movimento uniforme Movimento uniformemente variado Movimento retilíneo Movimento parabólico Movimento circular Movimento circular uniforme Movimento curvilíneo Movimento harmônico simples Movimento harmônico complexo
Dinâmica Força Inércia Produto de inércia Leis de Newton Primeira Lei de Newton Segunda Lei de Newton Terceira Lei de Newton Equações de movimento Ressonância
História História da física
Trabalho e Mecânica Energia cinética Energia potencial Trabalho Conservação da energia Força conservativa Força de contato Função de Lagrange Potência Retropropulsão Princípio de Hamilton
Sistema de partículas Centro de massa Corpo rígido Momento linear Conservação do momento linear Equilíbrio dinâmico Princípio de d'Alembert Sistema massa-mola
Colisões Impulso Colisão elástica Colisão inelástica
Movimento rotacional Posição angular Deslocamento angular Velocidade angular Aceleração angular Momento de inércia Torque Momento angular
Sistemas Clássicos Sistema dinâmico Sistema linear Sistema não linear Sistema hamiltoniano Sistema caótico
Formulações Mecânica newtoniana Mecânica hamiltoniana Mecânica lagrangiana Mecânica KvN Equação de Udwadia-Kalaba Mecânica de Routhian
Gravitação Lei da gravitação universal Princípio da superposição Constante gravitacional Velocidade de escape Leis de Kepler Princípio da equivalência
Físicos Isaac Newton Leonhard Euler Joseph-Louis Lagrange Pierre-Simon Laplace Galileu Galilei William Rowan Hamilton Johannes Kepler
v d e

As leis de Kepler, com duas órbitas planetárias:
(1) As órbitas são elipses, com pontos focais ƒ₁ e ƒ₂ para o planeta 1 e ƒ₁ e ƒ₃para o planeta 2. O sol está no ponto focal ƒ₁.
(2) Os dois setores sombreados A₁ e A₂ possuem a mesma área superficial e o tempo para o planeta 1 percorrer o segmento A₁ é igual ao tempo para percorrer o segmento A₂.
(3) A relação entre os períodos dos planetas 1 e 2 está na proporção a₁^3/2 : a₂^3/2

As leis de Kepler são as três leis do movimento planetário definidas por Johannes Kepler (1571 – 1630), um matemático e astrônomo alemão. Essas leis foram a principal contribuição de Kepler à astronomia e à astrofísica.

Kepler estudou as observações do astrônomo Tycho Brahe e descobriu, por volta de 1605, que estas observações seguiam três leis matemáticas relativamente simples. Suas três leis do movimento planetário desafiavam a astronomia e física de Aristóteles e Ptolomeu.^[1] Sua afirmação de que a Terra se movia, seu uso de elipses em vez de epiciclos, e sua prova de que as velocidades dos planetas variavam, mudaram a astronomia e a física.

Em 1596, Kepler publicou Mysterium Cosmographicum, onde expôs argumentos favoráveis às hipóteses heliocêntricas.^[2] Em 1609 publicou Astronomia Nova… De Motibus Stellae Martis, onde apresentou as três leis do movimento dos planetas, que hoje levam seu nome:^[1][3]

• Os planetas descrevem órbitas elípticas, com o sol num dos focos.


• O raio vetor que liga um planeta ao Sol descreve áreas iguais em tempos iguais. (lei das áreas)


• Os quadrados dos períodos de revolução (T{displaystyle T}) são proporcionais aos cubos das distâncias médias (a{displaystyle a}) do Sol aos planetas. T2=ka3{displaystyle T^{2}=ka^{3}}, onde k{displaystyle k} é uma constante de proporcionalidade.

O modelo de Kepler é heliocêntrico. Seu modelo foi muito criticado pela falta de simetria decorrente de o Sol ocupar um dos focos da elipse e o outro simplesmente ser preenchido com o vácuo.

Primeira lei de Kepler: lei das órbitas elípticas |

Esta lei definiu que as órbitas não eram circunferências, como se supunha até então, mas sim elipses.^[4]

A distância de um dos focos até o objeto, mais a distância do objeto até o outro foco, é sempre igual não importando a localização do objeto ao longo da elipse.

Segunda lei de Kepler: lei das áreas |

Ilustração da segunda lei de Kepler

Esta lei determina que os planetas se movem com velocidades diferentes, dependendo da distância a que estão do Sol.^[4]

• 
  Periélio é o ponto mais próximo do Sol, onde o planeta orbita mais rapidamente.


• 
  Afélio é o ponto mais afastado do Sol, onde o planeta move-se mais lentamente.

Terceira lei de Kepler: lei dos períodos |

Ou seja, sendo T{displaystyle T} o período de revolução (ano do planeta) e D{displaystyle D} o semi-eixo maior da órbita de um planeta, tem-se:^[4]

T2D3=k{displaystyle {frac {T^{2}}{D^{3}}}=k}, com k{displaystyle k} sendo uma constante.

Esta lei indica que existe uma relação entre a distância do planeta e o período de translação (tempo que ele demora para completar uma revolução em torno do Sol). Portanto, quanto mais distante estiver do Sol mais tempo levará para completar sua volta em torno desta estrela.

Descobertas posteriores |

A explicação física do comportamento dos planetas veio somente um século depois, quando Isaac Newton foi capaz de deduzir as leis de Kepler a partir das hoje conhecidas como leis de Newton e de sua lei da gravitação universal, usando sua invenção do cálculo. É possível notar, de suas leis, que outros modelos de gravitação dariam resultados empíricos falsos.^[1]

Em 1687, Newton publicou os Principia, onde explica as forças que agem sobre os planetas devido à presença do Sol:^[5]

Derivação das leis de Kepler |

Com a Teoria da Gravitação Universal de Isaac Newton, foi possível postular um único princípio:^[6]

que, aliado às Três Leis de Newton, foi capaz de explicar completamente as observações astronômicas conhecidas até a época e ainda depois, até a descoberta de que a velocidade da luz no vácuo é constante para todos os referenciais. Essa descoberta levou à criação da teoria da relatividade restrita e, consequentemente, da teoria da relatividade geral, que, para certos fenômenos que até então não haviam sido observados, invalida a teoria de Newton da gravitação.

No entanto, as leis de Newton e a sua teoria da gravidade são mais do que o suficientes para explicar as leis de Kepler. De fato, as três leis são deriváveis da simples equação postulada acima, de modo que ainda aparecem mais completas do que da forma descrita por Kepler.

Para derivá-las, é preciso introduzir alguns conceitos.

x˙{displaystyle {dot {x}}} representa a derivada temporal de x, enquanto x¨{displaystyle {ddot {x}}} é a derivada temporal segunda de x{displaystyle x}.

r^{displaystyle {hat {r}}} é o vetor unitário que indica a direção do planeta em relação à sua estrela.
A derivada temporal desse vetor, que representaremos como r^˙{displaystyle {dot {hat {r}}}} é igual a θ˙.θ^{displaystyle {dot {theta }}.{hat {theta }}}, onde θ˙{displaystyle {dot {theta }}} é a velocidade angular do planeta em relação à estrela, e θ^{displaystyle {hat {theta }}} é um vetor unitário perpendicular a r^{displaystyle {hat {r}}}. Existem duas direções possíveis de um vetor unitário perpendicular a outro, mas a direção deste é escolhida de modo que r^{displaystyle {hat {r}}} tivesse que virar no sentido anti-horário para apontar na mesma direção dele.
A derivada de θ^{displaystyle {hat {theta }}}, por sua vez, é −θ˙.r^{displaystyle -{dot {theta }}.{hat {r}}}.

O vetor r→{displaystyle {vec {r}}} é o vetor-posição do planeta em relação à sua estrela, e é definido como r→=rr^{displaystyle {vec {r}}=r{hat {r}}}, onde r{displaystyle r} é o módulo da distância entre o planeta e a estrela. Assim, r→˙=r˙r^+rr^˙{displaystyle {dot {vec {r}}}={dot {r}}{hat {r}}+r{dot {hat {r}}}}.
Seguindo daí,

r→¨=r¨r^+r˙r^˙+r˙θ˙θ^+rθ¨θ^+rθ˙θ^˙{displaystyle {ddot {vec {r}}}={ddot {r}}{hat {r}}+{dot {r}}{dot {hat {r}}}+{dot {r}}{dot {theta }}{hat {theta }}+r{ddot {theta }}{hat {theta }}+r{dot {theta }}{dot {hat {theta }}}}

r→¨=r¨r^+r˙θ˙θ^+r˙θ˙θ^+rθ¨θ^−rθ˙θ˙r^{displaystyle {ddot {vec {r}}}={ddot {r}}{hat {r}}+{dot {r}}{dot {theta }}{hat {theta }}+{dot {r}}{dot {theta }}{hat {theta }}+r{ddot {theta }}{hat {theta }}-r{dot {theta }}{dot {theta }}{hat {r}}}.

Organizando, temos, r→¨=(r¨−rθ˙2)r^+(rθ¨+2r˙θ˙)θ^{displaystyle {ddot {vec {r}}}=({ddot {r}}-r{dot {theta }}^{2}){hat {r}}+(r{ddot {theta }}+2{dot {r}}{dot {theta }}){hat {theta }}}

Isso será usado na derivação das leis, que vem a seguir:

Primeira lei de Kepler |

Em primeiro lugar, consideramos o planeta como sendo uma partícula (o que se justifica com boa aproximação para o fim das leis de kepler, já que o tamanho dos planetas do sistema solar são desprezíveis em comparação com a sua distância ao sol). Então, usamos a teoria da gravitação universal:^[6]

F→=−GMmr2r^{displaystyle {vec {F}}=-G{frac {Mm}{r^{2}}}{hat {r}}}

Supondo que a massa do planeta é constante, (o que está de acordo com os sistemas observados por kepler), usamos a Segunda Lei de Newton.

mr→¨=−GMmr2r^{displaystyle m{ddot {vec {r}}}=-G{frac {Mm}{r^{2}}}{hat {r}}}

r→¨=−GMr2r^{displaystyle {ddot {vec {r}}}=-G{frac {M}{r^{2}}}{hat {r}}}

(r¨−rθ˙2)r^+(rθ¨+2r˙θ˙)θ^=GMr2r^{displaystyle ({ddot {r}}-r{dot {theta }}^{2}){hat {r}}+(r{ddot {theta }}+2{dot {r}}{dot {theta }}){hat {theta }}=G{frac {M}{r^{2}}}{hat {r}}}

Assim,

r¨−rθ˙2=−GMr2{displaystyle {ddot {r}}-r{dot {theta }}^{2}=-G{frac {M}{r^{2}}}}

e

rθ¨+2r˙θ˙=0{displaystyle r{ddot {theta }}+2{dot {r}}{dot {theta }}=0}

Da última, podemos derivar a conservação do momento angular, multiplicando os dois membros por mr{displaystyle mr}:

mr2θ¨+2mrr˙θ˙=0{displaystyle mr^{2}{ddot {theta }}+2mr{dot {r}}{dot {theta }}=0}

ddt[mr2θ˙]=0{displaystyle {frac {d}{dt}}[mr^{2}{dot {theta }}]=0}

mr2θ˙=l{displaystyle mr^{2}{dot {theta }}=l}

onde l{displaystyle l} é uma constante, que sabemos ser a magnitude do momento angular.

Podemos transformar derivadas temporais em derivadas em relação a θ{displaystyle theta }, a partir da seguinte relação:

dθdt=lmr2{displaystyle {frac {dtheta }{dt}}={frac {l}{mr^{2}}}}

Se tivermos a derivada de qualquer função X(t){displaystyle X(t)} em relação ao tempo, podemos usar a regra da cadeia:

dXdt=dXdθdθdt{displaystyle {frac {dX}{dt}}={frac {dX}{dtheta }}{frac {dtheta }{dt}}}

dXdt=lmr2dXdθ{displaystyle {frac {dX}{dt}}={frac {l}{mr^{2}}}{frac {dX}{dtheta }}}

O que é de grande utilidade na equação diferencial.

Para a primeira equação temos:

r¨−rθ˙2=−GMr2{displaystyle {ddot {r}}-r{dot {theta }}^{2}=-G{frac {M}{r^{2}}}}

lmr2ddθ[lmr2drdθ]−rθ˙2=−GMr2{displaystyle {frac {l}{mr^{2}}}{frac {d}{dtheta }}left[{frac {l}{mr^{2}}}{frac {dr}{dtheta }}right]-r{dot {theta }}^{2}=-G{frac {M}{r^{2}}}}

lmr2.(−2lmr3(drdθ)2+lmr2d2rdθ2)−rθ˙2=−GMr2{displaystyle {frac {l}{mr^{2}}}.left(-2{frac {l}{mr^{3}}}left({frac {dr}{dtheta }}right)^{2}+{frac {l}{mr^{2}}}{frac {d^{2}r}{dtheta ^{2}}}right)-r{dot {theta }}^{2}=-G{frac {M}{r^{2}}}}

−2l2m2r5(drdθ)2+l2m2r4d2rdθ2−rθ˙2=−GMr2{displaystyle -2{frac {l^{2}}{m^{2}r^{5}}}left({frac {dr}{dtheta }}right)^{2}+{frac {l^{2}}{m^{2}r^{4}}}{frac {d^{2}r}{dtheta ^{2}}}-r{dot {theta }}^{2}=-G{frac {M}{r^{2}}}}

É preciso aqui extrair do momento angular uma relação útil:

l=mr2θ˙{displaystyle l=mr^{2}{dot {theta }}}

θ˙=lmr2{displaystyle {dot {theta }}={frac {l}{mr^{2}}}}

Substituindo na equação principal,

−2l2m2r5(drdθ)2+l2m2r4d2rdθ2−l2m2r3=−GMr2{displaystyle -2{frac {l^{2}}{m^{2}r^{5}}}left({frac {dr}{dtheta }}right)^{2}+{frac {l^{2}}{m^{2}r^{4}}}{frac {d^{2}r}{dtheta ^{2}}}-{frac {l^{2}}{m^{2}r^{3}}}=-G{frac {M}{r^{2}}}}

Aqui, convém usar uma transformação de variável:

u=r−1{displaystyle u=r^{-}1}

dudθ=−r−2drdθ{displaystyle {frac {du}{dtheta }}=-r^{-}2{frac {dr}{dtheta }}}

d2udθ2=2r−3(drdθ)2−r−2d2rdθ2{displaystyle {frac {d^{2}u}{dtheta ^{2}}}=2r^{-}3left({frac {dr}{dtheta }}right)^{2}-r^{-}2{frac {d^{2}r}{dtheta ^{2}}}}

Utilizando-a na equação diferencial, a simplificamos significativamente.

−l2m2r2d2udθ2−l2m2r3=−GMr2{displaystyle -{frac {l^{2}}{m^{2}r^{2}}}{frac {d^{2}u}{dtheta ^{2}}}-{frac {l^{2}}{m^{2}r^{3}}}=-G{frac {M}{r^{2}}}}

−l2m2d2udθ2−l2m2r=−GM{displaystyle -{frac {l^{2}}{m^{2}}}{frac {d^{2}u}{dtheta ^{2}}}-{frac {l^{2}}{m^{2}r}}=-GM}

d2udθ2+u=GMm2l2{displaystyle {frac {d^{2}u}{dtheta ^{2}}}+u={frac {GMm^{2}}{l^{2}}}}

A função que satisfaz à essa equação diferencial é:

u=GMm2l2+ϵcos⁡(θ+θ0){displaystyle u={frac {GMm^{2}}{l^{2}}}+epsilon cos(theta +{theta }_{0})}

Ou seja,

r=l2GMm211+ϵcos⁡(θ+θ0){displaystyle r={frac {l^{2}}{GMm^{2}}}{frac {1}{1+epsilon cos(theta +{theta }_{0})}}}

ϵ{displaystyle epsilon } é uma constante arbitrária de integração, e pode ser obtido se for dada a posição do planeta em qualquer instante. Com ϵ{displaystyle epsilon } menor do que 1{displaystyle 1}, temos a equação de uma elipse escrita em coordenadas polares. Se ϵ{displaystyle epsilon } for 0{displaystyle 0}, a equação é a de um círculo.

Assim, derivamos a Primeira Lei de Kepler.

Segunda lei de Kepler |

A segunda Lei de Kepler é bem mais simples de se derivar.^[6]

A área descrita pelo raio-vetor que liga o planeta à sua estrela durante um certo tempo é dada por

∑iNai{displaystyle sum _{i}^{N}a_{i}}

Onde ai{displaystyle a_{i}} são as áreas percorridas em frações desse tempo.
Podemos fazer essas frações de tempo arbitrariamente pequenas, e consequentemente teremos um N{displaystyle N} cada vez maior. Nada se altera se fizermos o limite em que as frações de tempo tendem a 0{displaystyle 0}, ou seja:

A=limN→∞∑iNai{displaystyle A=lim _{Nto infty }sum _{i}^{N}a_{i}}.

Quando tomamos áreas ai{displaystyle a_{i}} menores, elas se aproximam arbitrariamente da área de um triângulo com base Δri{displaystyle Delta r_{i}} e altura ri{displaystyle r_{i}}, onde ri{displaystyle r_{i}} é a magnitude do raio vetor r→i{displaystyle {vec {r}}_{i}} que liga o planeta à sua estrela em algum instante dentro de um intervalo de tempo [t,t+Δt]{displaystyle [t,t+Delta t]}, e Δri=|r→i−r→i−1|{displaystyle Delta r_{i}=|{vec {r}}_{i}-{vec {r}}_{i-1}|}, com r→i−1{displaystyle {vec {r}}_{i-1}} sendo o análogo de ri{displaystyle r_{i}} em algum instante dentro do intervalo [t−Δt,t]{displaystyle [t-Delta t,t]}. Ou seja, Δri{displaystyle Delta r_{i}} é simplesmente a distância percorrida pelo planeta em um certo tempo.

Ou seja, as áreas ai{displaystyle a_{i}} se aproximam arbitrariamente de:

ri.Δri2{displaystyle {frac {r_{i}.Delta r_{i}}{2}}}

Δri{displaystyle Delta r_{i}} também pode se expressado como viΔt{displaystyle v_{i}Delta t}, onde vi{displaystyle v_{i}} é a velocidade do planeta, em algum instante do mesmo intervalo de tempo de ri{displaystyle r_{i}}.

Quando N{displaystyle N} tende a infinito, Δt{displaystyle Delta t} tende a 0{displaystyle 0}. Assim,

limN→∞∑iNai=limN→∞∑iNri.viΔt2{displaystyle lim _{Nto infty }sum _{i}^{N}a_{i}=lim _{Nto infty }sum _{i}^{N}{frac {r_{i}.v_{i}Delta t}{2}}}

O que constitui uma integral:

A=∫0trv2dt{displaystyle A=int _{0}^{t}{frac {rv}{2}}dt}

ou, como v=rθ˙{displaystyle v=r{dot {theta }}},

A=∫0tr2θ˙2dt{displaystyle A=int _{0}^{t}{frac {r^{2}{dot {theta }}}{2}}dt}

r2θ˙{displaystyle r^{2}{dot {theta }}} é o momento angular sobre a massa, o que nesse caso permanece sempre constante. Assim, a integral dá:

A=l2mt{displaystyle A={frac {l}{2m}}t}

Como o momento angular é sempre o mesmo, são percorridas áreas iguais em tempos iguais. Temos a segunda Lei de Kepler

Terceira lei de Kepler |

A terceira Lei de Kepler é mais sutil. Ela é escrita em função do raio médio, então devemos achar esse raio. Na equação do raio:^[6]

r=l2GMm211+ϵcos⁡(θ+θ0){displaystyle r={frac {l^{2}}{GMm^{2}}}{frac {1}{1+epsilon cos(theta +{theta }_{0})}}}

A única variável é o cos⁡(θ+θ0){displaystyle cos(theta +theta _{0})}, de modo que o raio médio corresponde ao valor médio dessa variável. Esse valor corresponde a ⟨cos⁡(θ+θ0)⟩=12π∫02πcos⁡(θ+θ0)dθ=12π(sin⁡(2π+θ)−sin⁡(θ))=0{displaystyle langle cos(theta +theta _{0})rangle ={frac {1}{2pi }}int _{0}^{2pi }cos(theta +{theta }_{0})dtheta ={frac {1}{2pi }}(sin(2pi +theta )-sin(theta ))=0} . Assim, o raio médio correspondente é:

rmed=l2GMm2{displaystyle {r}_{med}={frac {l^{2}}{GMm^{2}}}}

Podemos pensar também na velocidade angular média, correspondente ao raio médio. Ambos estão ligados através do momento angular (l=mθ˙medrmed2{displaystyle l=m{dot {theta }}_{med}{r}_{med}^{2}}). Então

l=mθ˙medl4G2M2m4{displaystyle l=m{{dot {theta }}_{med}}{frac {l^{4}}{G^{2}M^{2}m^{4}}}}

θ˙med=G2M2m3l3{displaystyle {{dot {theta }}_{med}}={frac {G^{2}M^{2}m^{3}}{l^{3}}}}

Uma definição importante é a do período, em função da velocidade angular média:

P=2πθ˙med{displaystyle P={frac {2pi }{{dot {theta }}_{med}}}}

A presença da velocidade angular média nessa equação é justificada pelo fato de que deve haver algum valor da velocidade angular, em algum instante, que satisfaça a essa equação. Esse valor é justamente o da velocidade angular média.

É possível demonstrar que o período de um planeta com órbita circular de raio rmed{displaystyle {r}_{med}} e velocidade angular θ˙med{displaystyle {{dot {theta }}_{med}}} é igual ao período de qualquer planeta com órbita elíptica de raio médio rmed{displaystyle {r}_{med}} e velocidade angular média θ˙med{displaystyle {{dot {theta }}_{med}}}. Isso é feito através da Segunda Lei de Kepler. A área total de um círculo é πrmed2{displaystyle pi {r}_{med}^{2}}, e a área total de uma elipse é, pela Segunda Lei, l2mP{displaystyle {frac {l}{2m}}P}. Através da definição de P{displaystyle P} acima, vemos:

A=l2mP{displaystyle A={frac {l}{2m}}P}

A=lπmθ˙med{displaystyle A={frac {lpi }{{m{dot {theta }}}_{med}}}}

A=l4πG2M2m4{displaystyle A={frac {l^{4}pi }{G^{2}M^{2}m^{4}}}}

Lembrando a equação correspondente ao raio médio (rmed=l2GMm2{displaystyle {r}_{med}={frac {l^{2}}{GMm^{2}}}}), temos:

A=rmed2π{displaystyle A={r}_{med}^{2}pi }

Que corresponde à área do círculo. Como, pela Segunda Lei, áreas iguais são percorridas em tempos iguais, então o período do planeta de órbita elíptica pode ser tomado a partir do período de uma órbita circular correspondente.

P=2πθ˙med{displaystyle P={frac {2pi }{{dot {theta }}_{med}}}}

P=2πl3G2M2m3{displaystyle P={frac {2pi l^{3}}{G^{2}M^{2}m^{3}}}}

P=2πrmed32GM{displaystyle P={frac {2pi {r}_{med}^{frac {3}{2}}}{sqrt {GM}}}}

P2=4π2rmed3GM{displaystyle P^{2}={frac {4pi ^{2}{r}_{med}^{3}}{GM}}}

P2rmed3=4π2GM{displaystyle {frac {P^{2}}{{r}_{med}^{3}}}={frac {4pi ^{2}}{GM}}}

O que constitui a terceira lei de Kepler.

Ver também |

• Galileu Galilei


• Isaac Newton


• Lei da gravitação universal


• Leis de Newton


• Momento angular


• Tycho Brahe

Referências

Ligações externas |

• Matéria sobre quarta Lei de Kepler (que não é válida)

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