Démonstration des lois de Kepler à laide du calcul différentiel et
Première loi : Les planètes décrivent des orbites ellip- tiques dont l'un des foyers est le Soleil. Deuxième loi : La droite joignant le centre du Soleil au
Chapitre 5 : Application - Forces Centrales
La trajectoire des centres des planètes décrit une ellipse dont l'un des foyers est le soleil. Deuxième loi de Kepler. Les rayons vecteurs balaient des aires
∫ ∫ ∫
Les trois lois de Kepler. Mécanique 3 & 4ème - 4. La loi des aires. C'est la deuxième loi de Kepler. Le vecteur r. G balaie des aires égales pendant des
Chapitre 13 Mouvements des satellites et des planètes
Une ellipse dont les foyers sont confondus est un cercle de rayon R = a. Deuxième loi de Kepler ou loi des aires. Le segment [SP] qui relie le centre S du
PHQ114: Mecanique I
30/05/2018 La démonstration de ce fait capital repose sur la troisième loi de Newton ... deuxième loi de Kepler dite loi des aires : l'aire balayée par ...
Chapitre 17 Forces centrales
b Deuxième loi de Kepler (loi des aires). Dans le référentiel héliocentrique 3.6 Trajectoire conique (démonstration hors programme). Partons du PFD projeté ...
1 Les lois de Kepler : rappels ! a3 T2 = cste. 2 Construction de lorbite
• Deuxième loi : Le rayon Soleil-Planète balaie des aires égales pendant des Pour leur démonstration voir le fichier Kepler-démontré.pdf. P est une ...
Chapitre 12 : Mouvement des planètes et des satellites
géostationnaire. (10). Retrouver la troisième loi de Kepler pour un satellite ou une planète en mouvement circulaire uniforme.
Article Les fonctions trigonométriques et la deuxième loi de Kepler
Lemme 1 (bien connu des physiciens) Une courbe paramétrée z(t) satisfait la loi des aires si et seulement si elle est associée à une loi centrale. Démonstration
1 Lois de Kepler lois de Newton
Les lois de Kepler démontrées avril 2014. 2 Deuxième loi de Kepler : la loi des aires. On considère un corps céleste P de masse m soumis à l'attraction d'un
Démonstration des lois de Kepler à laide du calcul différentiel et
Première loi : Les planètes décrivent des orbites ellip- tiques dont l'un des foyers est le Soleil. Deuxième loi : La droite joignant le centre du Soleil au
Lois de KEPLER
La 2ème loi de Kepler implique que ces surfaces Une démonstration semblable est dans le livre avec au centre la Terre et un satellite en orbite…
? ? ?
yc. Page 8. Annexe II. Les trois lois de Kepler. Mécanique 3 & 4ème - 8. Autre démonstration de la première loi de Kepler vitesse et hodographe. Voici une
Rappels La démonstration des lois de Kepler repose dune part sur
La démonstration des lois de Kepler repose d'une part sur la 2 eme loi du mouvement de. Newton qui régit la trajectoire d'un corps de masse m en fonction de
Rappels La démonstration des lois de Kepler repose dune part sur
La démonstration des lois de Kepler repose d'une part sur la 2 eme loi du mouvement de. Newton qui régit la trajectoire d'un corps de masse m en fonction de
M ` ?
Première loi de Kepler. Les planètes décrivent des ellipses dont le Soleil est l'un des foyers. Deuxième loi de Kepler. Le rayon-vecteur (c.
Clemenceau
Les 3 lois de Kepler (Noblet). Chute d'un obus 2ème formule de Binet (pour l'accélération) : ... Démonstration de la 3ème loi de Kepler :.
Chapitre 5 : Application - Forces Centrales
Loi des aires (2ème loi de Kepler):. La loi des aires stipule que la vitesse aréolaire est constante pour un mouvement à force centrale.
Chapitre 12 : Mouvement des planètes et des satellites
appliquant la deuxième loi de Newton aux satellites ou aux planètes. Retrouver la troisième loi de Kepler pour un satellite ou une planète en mouvement ...
1 Lois deKepler , lois de Newton ...
1.1 Les loisde Kepler
• Première loi : Les planètes décrivent une ellipse dont le Soleil occupe l"un des foyers. ra(1e2)1ecos(θ)
?O ?Soleil ?F ?A ?Planète r c a • Deuxième loi : Le rayon Soleil-Planète balaie des aires égales pendant des intervalles de temps égaux. dS dtconstante. ?O F ?A ?M1 ?M2?M1 ?M2 ?A • Troisième loi :Le carré de la période de révolution
est proportionnel au cube du demi grand-axe de l"orbite. a 3T2cste
Planètea en uaP en année
Mercure0.3870.241
Vénus0.7230.615
Terre11
Mars1.5241.882
Jupiter5.20211.86
Saturne9.55529.46
111 2 311/2 grandaxe enUAPériode en années
échelleslogarithmiques
Mercure?
Vénus?
Terre?Mars?
Jupiter?
Saturne
Mercure?
Vénus?
Terre?Mars?
Jupiter?
Saturne
y1.5x1.2 Les loisde Newton
• Loi de la gravitation universelle :Deux corps quelconques s"attirent en raison directe de leurmasse et en raison inverse du carré de la distance de leurs
centres de gravité. • Première loi de Newton ou principe de l"inertie (initialement formulé par Galilée) :Dansun référentiel galiléen, le centre d"inertie G d"un solide soumis à un ensemble de forcesdont la somme vectorielle est
nulle est soit au repos, soit animé d"un mouvement rectiligne et uniforme (le vecteur vitesse demeure constant).
• Deuxième loi de Newton (ou théorème du centre d"inertie) :Dans un référentiel galiléen, la somme vectorielle des forces appliquées à un objet ponctuel est égale au produit de la
masse de l"objet par son vecteur accélération. • Troisième loi de Newton :Lorsqu"un solideS1exerce une force sur un solideS2, le solideS2exerce sur le solideS1, la force directement opposée.
Gravitation1
Observatoirede Lyon Leslois de Keplerdémontréesavril20142 Deuxième loi de Kepler: la loi des aires
On considère un corps célestePde massemsoumis à l"attraction d"un corps céleste S de masseM. Il est soumis à une force
d"attraction ?F. r rdθ (rdr)dθrdrSθ?
Passons en coordonnées polaires.
On arf(θ) et l"aire balayée par le rayon vecteur?rpendant l"intervalle de tempsdtest telle que : 12rrdθdS12(rdr)(rdr)dθ.
On en déduit :
dS12r2dθ.
Et : dS dt12r2dθdt.(1) ?rSP ?F S× P? S Pv v rvn D"après le principe fondamental de la dynamique, on a : Fmd?v dt(variation de la quantité de mouvement).Le moment cinétique
?σest le moment de la quantité de mouvement, au- trement dit :σ?rm?v.
Comme ?Fet?rsont colinéaires, on a : d dt?rmd?vdt?0.Le moment cinétique est constant.
On a?v?vr?vn.
vret?rsont colinéaires et?σ?rm?vn..Mais?vnrdθ
dt, alorsσmr2dθ
dtconstante.(1)De (1) et (1"), on déduit :
dS dtσ2m12r2dθdtconstante.(2)3 Première loi de Kepler.
3.1 Trajectoire d"un corps soumisà une accélération centrale.
ur x× S× P On considèreun corps célestePde massemsoumis àl"attrac- tion d"un corps céleste S de masseM.On note :SPr,SP?ret?u1
r?r.Le rayon vecteur
SP?rdu corps céleste P de massemsou-
ment mais l"énergie totale de P reste constante. On sait que l"énergie totale est :EtotECEPavec l"énergie cinétique :EC12mv2et l"énergie potentielle :EPGMmr.
Gravitation2
Observatoirede Lyon Leslois de Keplerdémontréesavril2014 u? v r S× POn considère le repère mobile
P,?u,?u
. DeSPr?u, on déduit par dérivation : vdr dt?urdθdt?u.On a donc :?v2dr
dt 2 r2dθdt 2Et par conséquent :
E tot12mv2GMmr12mdrdt
2 r2dθdt 2 GMmr.D"après la loi des aires :
dS dtest une constante, on en déduit donc que :r2dθdtconstanteK.Et finalement :dθ
dtKr2. En remplaçant dans l"expression de l"énergie totale, on obtient : E tot12mdrdt
2 r2Kr2 2 GMmr.Ou encore :
E tot12mdrdt
2 K2r2 GMmr.Effectuons un changement de variable...On a :
dr dtdrdθdθdtKr2drdθ. On en déduit une autre expression de l"énergie totale : E tot12mKr2drdθ
2 K2r2 GMmr 12mK2r2
1r2drdθ
2 1 GMmr Effectuons un autre changement de variable en posant : 1 ru. On a alors en différenciant par rapport àθ:1 r2drdθdudθdont on déduit :drdθr2dudθ. On en tire une autre expression de l"énergie totale en fonction deu: E tot12mK2u2
r2dudθ
2 1 GMmu 12mK2dudθ
2 u2 GMmuL"énergie totale est constante, alors si on dérive l"expression précédente par rapport àθ, on obtient :
01 2mK22dudθd
2udθ22ududθ
GMmdudθ
0mK2du
dθd2udθ2ududθ
GMmdudθ
0mdu dθ K2d2udθ2u
GM0K2d2u
dθ2u GM K2d2u dθ2u GM d2u dθ2uGMK2Gravitation3
Observatoirede Lyon Leslois de Keplerdémontréesavril2014 Cette équation différentielle admet comme solution :u1rAcos(θθ0)GMK2.On en déduit :r1
Acos(θθ0)GMK2.
On pose :(3)
1 pGMK2,(4)eAp; ce qui donne : rp ecos(θθ0)1.On reconnait l"équation polaire d"une conique d"excentricitée, de paramètrep, oùθ0est l"angle que fait le grand axe de la
conique avec l"axe polaire à l"origine des temps. • Sie0, la conique est un cercle. • Si 0e1, la conique est une ellipse. • Sie1, la conique est une parabole. • Sie1, la conique est une hyperbole.3.2 Cas de l"ellipse
p OFc OAa? F? F A? P OPrenons :θ00 etrpecosθ1.
Avecθπ
2,rpPF.
Par définition de l"ellipse on a :PFp,PFPF2aet
commePFF90o:FF2PF2PF2.
On en déduit :
pPF2a p2(2c)2PF2PF2ap
p2(2c)2(2ap)2
PF2ap p24c24a24app2PF2ap
c 2a2apMaisec
aetc2e2a2, alorspaae2a(1e2) et finalement : ra(1e2) ecosθ1. • Périhélie pourθ0, cosθ1 etra(1e) • Aphélie pourθ180o, cosθ1 etra(1e)4 Troisième loi deKepler
On a vu que :
rp ecos(θθ0)1,oùpa(1e2).D"après (2)
dS dtK2et en intégrant :S(t)σ2mtK2t. Sur une périodePpour une ellipse de grand axeaet de petit axeb, on a :S(P)πabK2Pet (6) :(πab)2K2P
2On a vu au 3.2 que :pa(1e2).
De (3), on déduit :K2GMpetK2GMa(1e2).
D"autre part :b2a2(1e2), alors (6) donne :
πa2a2(1e2)K2
4P2π2a2a2(1e2)K2P24
π2a2a2(1e2)GMa(1e2)P2
4GMa(1e2)P2
4π2a3GMP24
a3P2GM4π2.
Gravitation4
Observatoirede Lyon Leslois de Keplerdémontréesavril20145 Orbite des planèteset équation deKepler.
E est une ellipse d"excentricitée, de centre O de grand axea, de petit axeba1e2et de foyersFetF.
On considère C le cercle de centre O et de rayona. M" est le point de C qui a même abscisse que le point M de l"ellipse. On va remplacerretθpar une variable unique : l"anomalie excentriqueu, oùuest l"angle que forme le rayonOMavec avec l"axe des abscisses.On va exprimerren fonction deuetdθ
dten fonction deu. ×O C×M?
MA×P×F×F
×H r uθ5.1 Expression deren fonction deu.
Soityl"ordonnée de M etycelle de M".
Pour M, on a :
x2 a2y2b21.Pour M" on a :
x2 a2y2a21. En soustrayant terme à terme ces deux relations, on obtient : y2 b2y2a2yyba. Orba1e2, alorsyy1e2.
De OMOFFM, on déduit :xacosucrcosθrcosθacosuca(cosue).DeOMOFFM, on déduit :yasinuy
On a les deux relations :
rcosθa(cosue) rsinθasinu 1e2On élève au carré et on ajoute terme à terme; on obtient : r
On a finalement :
(I):ra(1ecosu).5.2 Expression de
dθ dten fonction deu. rcosθa(cosue) ra(1ecosu)r cos 2θ 2 sin2θ2 a(cosue) r cos 2θ 2 sin2θ2 a(1ecosu) Par addition et par soustraction des égalités précédentes,on obtient :2rcos2θ
2 a(cosue1ecosu)2rsin2θ
2 a(1ecosucosue)2rcos2θ 2 a(1e)(1cosu)2rsin2θ
2 a(1e)(1cosu)On en déduit : tan
2θ 2 2u 2 cos2u2 1e1etan2u2
On a finalement :
(II)tanθ 2 1e1etanu2
Gravitation5
Observatoirede Lyon Leslois de Keplerdémontréesavril2014 Commedθdtdθdududt, par différenciation de (II), on obtient : 12dθcos2θ2
1 2 1e1educos2u2
Mais on a vu que 2rcos2θ
2 a(1e)(1cosu). r2cos2θ
2 a(1e)(1cosu)cos2θ2 a2r(1e)(1cosu) cos2θ 2 ar(1e)cos2u2 ce qui donne :quotesdbs_dbs5.pdfusesText_9[PDF] 2m maroc 1990
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