בעיה דו-גופית

מתוך ויקיפדיה, האנציקלופדיה החופשית
קפיצה אל: ניווט, חיפוש
שני גופים נעים במסלולים אליפטיים סביב מרכז מסה משותף
שני גופים עם הבדל ניכר במסתם נעים סביב מרכז מסה משותף, הנמצא בתוך הגוף הגדול.

בעיה דו-גופית היא בעיה פיזיקלית העוסקת בתיאור תנועתם של שני גופים המפעילים כוח כלשהו‏[1] זה על זה וללא כוחות חיצוניים. בעיה זו הינה אחת הבעיות המרכזיות בפיזיקה, בגלל היישומים החשובים שלה וגם מכיוון שהיא אחת הבעיות היחידות הניתנת לפתרון אנליטי (עבור כוחות מסוימים), במכניקה קלאסית, בתורת הקוונטים, ולפתרון מקורב בתורת היחסות. דוגמאות ליישומים של הבעיה הדו-גופית הם בתיאור תנועת כוכבים מסביב לשמש, בתיאור תנועת האלקטרון סביב הפרוטון באטום המימן, תנועת מולקולה דו אטומית ועוד.

דוגמאות נוספות כוללות מקרים בהן התנועה אינה חסומה (הגופים מתרחקים למרחק אינסופי זה מזה) כגון אסטרואיד העובר סמוך לשמש, מוסט על ידיה, וממשיך במסלולו מבלי לחזור. מקרים אלו נקראים התנגשויות אלסטיות, והחקר שלהם הוא הבסיס לתורת הפיזורים (scattering theory). להתנגשויות אלסטיות שימושים רבים, החל בתנועת גופים שמימיים, המשך בתיאור תנועת כדורים בביליארד, וכלה בניסויים המנגשים חלקיקים אלמנטריים במאיצים.

יש לציין כי בפועל הבעיה הדו-גופית משמשת קירוב למציאות, כיוון שמוזנחים כוחות חיצוניים (לדוגמה השפעת מאדים על תנועת כדור-הארץ סביב השמש), והמבנה הפנימי של שני הגופים (כגון גאות ושפל על פני כדור הארץ, התנגשויות פלסטיות).

היסטוריה[עריכת קוד מקור | עריכה]

הבעיה הדו-גופית במכניקה קלאסית עבור כח הכבידה נפתרה לראשונה בצורה אנליטית על ידי אייזק ניוטון, ואפשרה לתת הסבר תאורטי לחוקי קפלר שתיארו את תנועת הכוכבים סביב השמש. השג זה היווה את גולת הכותרת של המכניקה הניוטונית.

מודל האטום של בוהר

הבעיה הדו-גופית באלקטרודינמיקה, תנועת האלקטרון סביב הפרוטון באטום המימן שיחקה תפקיד חשוב בהתפתחות תורת הקוונטים: ניתוח ספקטרום הפליטה של אטום המימן הוביל למודל האטום של בוהר, ומאוחר יותר למשוואת שרדינגר.

תורת הפיזורים שימשה את ארנסט רתרפורד, להסיק את מבנה האטום, מתוך פיזורים של קרינת אלפא על אטומי זהב, ובכך הוליד את הפיזיקה הגרעינית. מאז הניסוי של רתרפורד ניסויי התנגשויות הפכו לכלי מרכזי בפיזיקה גרעינית ובפיזיקה של חלקיקים אלמנטריים. פיזורים משחקים תפקיד רב גם בהתפתחות האסטרופיזיקה. בשנת 1977, הצליחה נאס"א למצוא שימוש מקורי בפיזורים: היא הצליחה לשלוח שתי חלליות, וויאג'ר 1 ווויאג'ר 2, אל כוכבי הלכת הרחוקים ביותר של מערכת השמש באמצעות פיזור של החללית מכוכב אחד לכוכב הבא אחריו.

פתרון הבעיה הדו-גופית[עריכת קוד מקור | עריכה]

בספר היסודות המתמטיים של פילוסופיית הטבע של אייזק ניוטון, המוקדש ברובו לפתרון הבעיה הדו-גופית, ניוטון מראה את פתרון הבעיה בעזרת פיתוחים גאומטריים מסובכים ואפילו איננו עושה שימוש בחשבון אינפינטיסמלי שאותו המציא על מנת לפתור בעיות מעין זה. אלא שבעזרת חוקי שימור ניתן להגיע לפתרון הבעיה באופן פשוט.

Secciones Conicas.png

הפתרון מבוסס על שני שלבים:

  • פירוק הבעיה לשתי בעיות חד-גופיות: תיאור תנועת מרכז המסה של שני הגופים, שהיא למעשה תנועה חופשית; ותיאור התנועה היחסית של שני הגופים. הפירוק הזה מתאפשר בזכות חוק שימור התנע, והפיתוח המתמטי שלו מוצג בסעיף הבא. צריך לציין שכאשר אחד הגופים כבד הרבה יותר מהשני, כמו במקרה של תנועת כדור-הארץ סביב השמש, אזי מרכז המסה נמצא סמוך לגוף המסיבי, ולכן הגוף המסיבי כמעט ואיננו נע ואזי פשוט לראות שהבעיה מצטמצמת לבעיה של תנועת הגוף הקטן סביב הגוף הגדול. הפיתוח המתמטי של הרדוקציה הזאת יפורט בפיסקה הבאה.
את הפוטנציאל שבין שני גרעינים בתוך מולקולה ניתן לקרב על ידי פוטנציאל מורס
  • צמצום הבעיה משלושה ממדים למימד אחד: בעזרת חוק שימור האנרגיה והתנע הזוויתי, ניתן לצמצם את הבעיה לפתרון משוואה המתארת רק את המרחק בין שני הגופים. התנע הזוויתי הוא המכפלה הווקטורית של המיקום והמהירות. מכאן, שכיוונו של התנע הזוויתי הוא הכיוון המאונך למישור המוגדר על ידי המיקום והמהירות. מתוך שימור התנע הזוויתי ניתן לראות מיד שתנועת החלקיק תמיד תהיה במישור המאונך לוקטור התנע הזוויתי. שימור תנע זוויתי גם נותן הבנה אינטואיטיבית מדוע שני גופים המושכים זה את זה לא יתקרבו לגמרי אחד לשני: ככל ששני הגופים קרובים יותר אחד לשני כך מהירותם תגדל, ולכן הם לבסוף יתרחקו זה מזה. הרדוקציה הזאת תתואר בפסקה הרביעית.

הרדוקציות הללו הן כלליות: פירוק לשתי בעיות חד-גופיות, ניתן לביצוע תמיד וצמצום לבעיה חד ממדית ניתן לביצוע עבור כוח מרכזי.

כוח גרוויטציוני, וכן כוח קולון (הכוח החשמלי האלקטרוסטטי) בין שני גופים הינם מהצורה \frac{C}{r^2} , ובמקרה זה הבעיה נקראת בעיית קפלר. הפתרונות של בעיה זאת הם חתכים קוניים: המסלולים החסומים הינם בעלי צורה של אליפסה (כך לדוגמה נע כדור-הארץ סביב השמש) או מעגל, והמסלולים הלא-חסומים הינם בעלי צורה של היפרבולה (כך לדוגמה נעים אסטרואידים החולפים בקרבת השמש) או פרבולה.

בתיאור תנועתם של גרעינים בתוך מולקולות דו אטומיות, ניתן להשתמש בעקרונות של הבעיה הדו-גופית, אלא שהכוחות בין הגרעינים הם מורכבים יותר ונגרמים מתנועתם של האלקטרונים הקושרים אותם. במקרים אלו ניתן לקרב את הפוטנציאל בין שני הגרעינים על ידי פוטנציאל מורס (Morse Potential).

מבעיה דו-גופית לשתי בעיות חד-גופיות[עריכת קוד מקור | עריכה]

נסמן את מסת הגופים ב-\ m_1,m_2 ואת מיקומם ב- \vec r_1,\vec r_2 . משוואות התנועה הכלליות עבור שני גופים הינן:

 m_1 \ddot\vec r_1 = \vec F_{21} + \vec F_1^{ext}

 m_2 \ddot\vec r_2 = \vec F_{12} + \vec F_2^{ext}

כאשר  \vec F_{ij} הוא הכוח שגוף i מפעיל על גוף j, ו- F_i^{ext} הוא כוח חיצוני שפועל על גוף i. על פי החוק השלישי של ניוטון  \vec F_{12} = - \vec F_{21} = \vec F ועבור בעיה דו-גופית מניחים שאין כוחות חיצוניים, כלומר עבור בעיה דו-גופית ניתן לכתוב:

 m_1 \ddot\vec r_1 = \vec F

 m_2 \ddot\vec r_2 = -\vec F

על ידי חיבור וחיסור המשוואות הנ"ל ניתן לקבל משוואות המתארות את תנועת מרכז המסה ואת התנועה היחסית בין הגופים:

תנועת מרכז המסה[עריכת קוד מקור | עריכה]

על ידי חיבור המשוואות מקבלים:

 m_1 \ddot \vec r_1 + m_2 \ddot \vec r_2 = 0

משוואה זו היא משוואת תנועה עבור מרכז המסה, אשר הקואורדינטות שלו נתונות על ידי \vec R = \frac{1}{M} [m_1 \vec r_1 + m_2 \vec r_2] (כאשר  M = m_1 +m_2 היא המסה הכוללת). כלומר את המשוואה האחרונה ניתן לכתוב כ: \ M \ddot \vec R = 0. על מרכז המסה לא פועלים כוחות (כיוון שאין כוחות חיצוניים) ולכן על פי החוק הראשון של ניוטון הוא נע במהירות קבועה.

תנועה יחסית[עריכת קוד מקור | עריכה]

משוואות התנועה של שני הגופים \ m_1, m_2 , ניתנות לכתיבה כ:

 \ddot \vec r_1 = \frac{\vec F(\vec r_1 - \vec r_2)}{m_1}

 \ddot \vec r_2 = -\frac{\vec F(\vec r_1 - \vec r_2)}{m_2}

כאשר כאן נכתבה באופן מפורש העובדה שבשל אינווריאנטיות להזזה הכוח \vec F הפועל בין שני הגופים הוא פונקציה של  \vec r_1 - \vec r_2 בלבד ולא של  \vec r_1 או  \vec r_2 בנפרד.

נגדיר קואורדינטה יחסית  \vec r = \vec r_1 - \vec r_2 , המודדת את מיקום הגוף השני יחסית למיקום הגוף הראשון. על ידי חיסור המשוואות עבור  \vec r_1,\vec r_2 מקבלים משוואה עבור הקואורדינטה היחסית:

 \ddot \vec r = \left(\frac{1}{m_1}+\frac{1}{m_2}\right) \vec F(\vec r) = \frac{m_1+m_2}{m_1 m_2}\vec F(\vec r)

נהוג להגדיר מסה מצומצת  \mu = \frac{m_1 m_2}{m_1+m_2} בעזרתה ניתן לכתוב:

 \mu \ddot \vec r = \vec F(\vec r)

כלומר זו פשוט משוואת תנועה של גוף בעל מסה \ \mu עליו פועל כוח  \vec F .

סיכום[עריכת קוד מקור | עריכה]

בעיה דו-גופית שקולה מתמטית לשתי בעיות בלתי תלויות פשוטות יותר:

  • תנועת מרכז המסה - כיוון שעל מרכז המסה לא פועל כל כוח, זוהי בעיה טריביאלית.
  • תנועה יחסית סביב מרכז המסה - זו בעיה השקולה לבעיה של גוף יחיד הנע בהשפעת כוח נתון. במקרים רבים הכוח הנ"ל הינו כוח מרכזי. במקרים אלו הבעיה פשוטה במיוחד.

לאחר פתרון שתי הבעיות הנ"ל ניתן לשלבם באופן הבא על מנת לקבל את תנועת שני הגופים:

\vec r_1(t) = \vec R(t) + \frac{m_2}{m_1+m_2}\vec r(t)

\vec r_2(t) = \vec R(t) - \frac{m_1}{m_1+m_2}\vec r(t)

ניתן לראות שכאשר אחת המסות גדולה בהרבה מהמסה השנייה, כמו במקרה של כדור-הארץ והשמש, המסה הכבדה יותר מבצעת תנועה קטנה מאוד, בקירוב טוב היא נשארת נייחת, וכן ניתן לראות שהמסה המצומצמת כמעט שווה למסה הקטנה יותר.

האפקט של תנועת המסה הקטנה על המסה הגדולה אומנם נראה זניח, אך הוא שימש לתצפיות הראשונות של כוכבי לכת חוץ-שמשיים. בגלל המרחק הרב אל הכוכבים הללו לא ניתן לראות אותם בצורה ישירה, אך באמצעות הסחת דופלר ניתן למדוד את מהירות הכוכב המרכזי בדיוק גדול מספיק כך שניתן לראות תנודות הנובעות מקיומו של כוכב לכת קטן במסלול מסביב לכוכב הגדול.

מבעיה תלת ממדית לבעיה חד ממדית[עריכת קוד מקור | עריכה]

Postscript-viewer-shaded.png ערך מורחב – כוח מרכזי

אם הכוח הפועל בין שני הגופים הוא כוח מרכזי, ניתן לפשט את בעיית התנועה היחסית בעזרת שימוש בעובדה שעבור כוח כזה האנרגיה והתנע הזוויתי נשמרים, וכי התנועה מוגבלת למישור. בקואורדינטות קוטביות במישור זה ניתן להביע את גודל התנע הזוויתי על ידי:

L=\mu r^2 \dot \theta

ואת האנרגיה הכוללת על ידי:

 E = \frac{1}{2} \mu \dot r^2 +\frac{L^2}{2\mu r^2}+V(r)

בביטוי האחרון שני האיברים הראשונים הם האנרגיה הקינטית (המתאימים לתנועה הרדיאלית והסיבובית) והשלישי הוא האנרגיה הפוטנציאלית.

הפוטנציאל האפקטיבי בבעיה הדו-גופית

כיוון שהתנע הזוויתי L קבוע ניתן להתייחס אל  \frac{L^2}{2\mu r^2} כאל חלק מהאנרגיה הפוטנציאלית, ולהתייחס לגוף כנע במימד אחר (הקואורדינטה r) בהשפעת פוטנציאל אפקטיבי  V_{eff}(r) = V(r) +\frac{L^2}{2mr^2} . ניתן לראות שהפוטנציאל הנובע מהתנע הזוויתי הולך לאין-סוף כאשר r הולך ל-0 ולכן הגופים המושכים זה את זה לא יכולים להתקרב עד למרחק 0 אחד לשני. משוואת התנועה עבור הקואורדינטה r תהיה:

\mu \frac{d^2r}{dt^2}=-\frac{dV_{eff}}{dr}

באיור ישנה המחשה של הפוטנציאל עבור בעיית קפלר, שעקרונותיו נכונים לכל הבעיות בהם ישנו כוח מושך בין שני הגופים. הקו הכחול מסמן את הפוטנציאל האפקטיבי שהוא תוצאה של התנע הזוויתי, והקו הירוק הוא הפוטנציאל המושך הנובע מכוח הגרויטציה. הקו האדום הוא סה"כ הפוטנציאל האפקטיבי. ניתן לראות שישנו מינימום של הפוטנציאל: כלומר אם הגופים נמצאים במרחק זה אחד מהשני, אזי המרחק ביניהם לא ישתנה ולכן נקבל תנועה מעגלית. עבור האזור שליד המינימום, נקבל שתנועת הגופים תתנדנד סביב המינימום ונקבל תנועה אליפטית של הגופים זה סביב זה. ניתן לראות גם שכאשר האנרגיה הפוטנציאלית גדולה מספיק אזי התנועה לא תהיה סגורה ונקבל תנועה היפרבולית.

הבעיה הדו-גופית בתורת הקוונטים[עריכת קוד מקור | עריכה]

כאמור בפתיחה הבעיה הדו-גופית שיחקה תפקיד חשוב בהתפתחות תורת הקוונטים, תוך הניסיון להבין את תנועת האלקטרון סביב הפרוטון באטום המימן. ניסויים ספקטרוסקופיים הראו שאטום המימן בולע ופולט אור רק בסדרה של אורכי גל מאוד מסוימים. בניסיון להסביר תופעה זאת, נילס בוהר הציג מודל לאטום, לפיו האלקרטון נע בתנועה קפלריאנית קלאסית סביב הגרעין, אבל רק באותם מסלולים שעבורם התנע הזוויתי הוא כפולה שלמה של קבוע פלאנק. אורכי הגל שבהם האטום בולע ופולט אור הם מתאימים למעברים בין המסלולים. הרעיון הבסיסי מאחורי המודל היה שהאלקטרון מתנהג באופן דומה לגלים עומדים במיתר. המודל של בוהר לא התקבל על כלל הקהילה המדעית מכיוון שאלקטרון הנע בתנועה מעגלית אמור לשדר קרינה ולכן לקרוס לכיוון הגרעין.

בתורת הקוונטים המקובלת היום, לפי הניסוח שלה על ידי משוואת שרדינגר (או משוואת הייזנברג), ניתן לפתור את הבעיה הדו-גופית באופן דומה לאופן שבה היא נפתרת במכניקה הקלאסית: פירוק הבעיה לשני בעיות חד-גופיות, צמצום הבעיה למימד אחד, ולבסוף פתרון משוואת הגל במימד הנותר.

צמצום הבעיה לשתי בעיות חד-גופיות[עריכת קוד מקור | עריכה]

ההמילטוניאן של בעיה דו-גופית (עם פוטנציאל מרכזי וללא התחשבות בספין) יהיה מן הצורה:

 \mathcal{H} = \frac{\vec p_1^2}{2m_1}+\frac{\vec p_2^2}{2m_2} + V(|\vec r_1 - \vec r_2|)

נגדיר אופרטורים חדשים המתאימים למיקום ולתנע של מרכז המסה:

 \vec R = \frac{m_1 \vec r_1 +m_2 \vec r_2}{m_1+m_2}\ , \ \vec P = \vec p_1 + \vec p_2

ולמיקום והתנע היחסיים:

 \vec r = \vec r_1 - \vec r_2 \ , \ \vec p = \frac{m_2 \vec p_1 - m_1 \vec p_2}{m_1+m_2}

האופרטורים הנ"ל מקיימים יחסי חילוף קנוניים ובעזרתם ניתן לכתוב את ההמילטוניאן כ:  \mathcal{H} = H_{cm}+H_{rel}, כאשר:

האופרטורים \ H_{cm} ו-\ H_{rel} חילופיים ולכן ניתן לטפל בהם בנפרד. בדומה למקרה הקלאסי, החלק של מרכז המסה הוא טריביאלי.

הקוארדינטות הזוויתיות והקוארדינטה הרדיאלית[עריכת קוד מקור | עריכה]

השלב השני (המוסבר בפירוט רב יותר כאן), רדוקציה לבעיה חד ממדית, שוב מתאפשר הודות לשימור תנע זוויתי, או ליתר דיוק מכך שהבעיה סימטרית לסיבובים. משום כך ניתן להפריד את משוואת שרדינגר לשני משוואות, אחת עבור המרחק בין הגרעינים, r, ואחת עבור החלק הזוויתי. הרדוקציה מתבצעת על ידי הפרדת משתנים: כותבים את פונקציית הגל באופן \ \psi(\vec{r}) = R(r) Y_{l,m}(\theta,\phi) ואזי משוואת שרדינגר נפרדת לשני משוואות:

ראו גם[עריכת קוד מקור | עריכה]

הערות שוליים[עריכת קוד מקור | עריכה]

  1. ^ לרוב כוח מרכזי