[include(틀:고전역학)] [목차] == 개요 == {{{+1 '''Central force · [[中]][[心]][[力]]'''}}} '''중심력'''이란, 고정된 정점을 향하는 힘을 의미한다. 즉, 중심력은 고정된 정점으로 부터 떨어진 거리에만 의존한다. 크게 [[중력]], [[전기력]] 등이 있다. 이 문서에서는 중심력을 논할 수 있는 가장 기초적인 문제인 '''이체 문제(Two-body problem)'''을 논의해보는 것을 목표로 둔다. 다만, [[나무위키]]에는 [[삼체 문제]] 또한 수록되어 있으니, 참고하기 바란다. == 이체 문제 == === 환산 질량과 일체 문제로의 변환 === '''이체 문제(Two-body problem)'''란, 서로 상호작용하는 두 물체의 운동을 다루는 문제이다. 이체 문제를 그대로 풀기에는 수학적으로 매우 복잡하다. 따라서 편리하게 분석하기 위해 하나의 기술을 써서 이체 문제를 일체 문제로 변환하고자 한다. 그림과 같이 원점 [math(\mathrm{O})]가 있고, 두 질점 [math(m_{1})], [math(m_{2})]가 있는 상황을 고려하자. 각 질점의 위치 벡터는 각각 [math(\mathbf{r}_{1})], [math(\mathbf{r}_{2})]이다. [[파일:나무_중심력_1.png|width=130&align=center]] 이 상황에서 질량 중심([math(\mathrm{CM})])까지의 위치 벡터 [math(\mathbf{R})]을 고려할 수 있고, 이는 다음과 같다: {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \mathbf{R}=\frac{m_{1} \mathbf{r}_{1}+m_{2} \mathbf{r}_{2}}{m_{1}+m_{2}} )] }}} 그런데 만약 원점이 질량 중심이 된다고 해보자. 그럴 경우 [math(\mathbf{R} \to 0)]이므로 다음을 얻는다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \mathbf{r}_{2}=- \frac{m_{1}}{m_{2}} \mathbf{r}_{1} )] }}} 또한, 이 계의 운동 에너지는 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle T=\frac{1}{2}m_{1} |\dot{\mathbf{r}}_{1}|^{2}+\frac{1}{2}m_{2} |\dot{\mathbf{r}}_{2}|^{2} )] }}} 이고, 만약 [math( \mathbf{r} \equiv \mathbf{r}_{2}-\mathbf{r}_{1} )]로 정의하면, 위의 운동 에너지는 다음 꼴로 바꿀 수 있는데, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle T=\frac{1}{2} \mu |\dot{\mathbf{r}}|^{2} )] }}} 여기서 나온 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \mu \equiv \frac{m_{1}m_{2}}{m_{1}+m_{2}} )] }}} 이고, 이것을 '''환산 질량(Reduced mass)'''이라 한다. 즉, 위의 과정에서 벡터 [math(\mathbf{r})]의 시점이 원점([math(m=m_{1}+m_{2})])이고, 한 질점 [math(\mu)]가 [math(\mathbf{r})] 만큼 떨어져 있는 상황과 같이 취급할 수 있음을 얻는다. '''즉, 이체 문제가 일체 문제로 변환된 것이다.''' 아래의 그림을 참조하자: [[파일:나무_이체문제_환상질량_수정.png|width=170&align=center]] ==== [[양자역학]]에서 응용 ==== [[슈뢰딩거 방정식]]을 따르는 매우 작은 입자계도 질량 중심 [math(\mathbf{R})]과 두 입자 사이의 변위 [math(\mathbf{r})]로 나눠서 일체 문제처럼 생각할 수 있다. 두 입자 [math(m_{1})], [math(m_{2})]의 위치를 각각 [math(\mathbf{r}_{1}=(x_{1},\,y_{1},\,z_{1}))], [math(\mathbf{r}_{2}=(x_{2},\,y_{2},\,z_{2}))]라 하고, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} \mathbf{R} &\equiv (X,\,Y,\,Z) \\ \mathbf{r} &\equiv (x,\,y,\,z) \end{aligned} )] }}} 로 정의하자. 이때, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} \mathbf{R}&=\frac{m_{1}\mathbf{r}_{1}+m_{2} \mathbf{r}_{2}}{m_{1}+m_{2}} \\ \mathbf{r}&=\mathbf{r}_{2}-\mathbf{r}_{1} \end{aligned} )] }}} 이다. 따라서 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} \frac{\partial X}{\partial x_1} &= \frac{m_1}{m_1 + m_2} \\&= \frac{\mu}{m_2} \\ \frac{\partial X}{\partial x_2} &= \frac{m_2}{m_1 + m_2} \\& = \frac{\mu}{m_1} \end{aligned})] }}} [[연쇄 법칙]]에 의해 다음이 성립한다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} \frac{\partial}{\partial x_1 } &= \frac{\partial}{\partial X} \frac{\partial X}{\partial x_1} + \frac{\partial}{\partial x} \frac{\partial x}{\partial x_1 } \\& = \frac{\mu}{m_2} \frac{\partial}{\partial X} + \frac{\partial}{\partial x} \\ \frac{\partial}{\partial x_2 } &= \frac{\partial}{\partial X} \frac{\partial X}{\partial x_2} + \frac{\partial}{\partial x} \frac{\partial x}{\partial x_2 } \\& = \frac{\mu}{m_1} \frac{\partial}{\partial X} - \frac{\partial}{\partial x} \end{aligned} )] }}} 위 식은 [math(Y)], [math(Z)]에 대해서도 똑같이 성립하므로, 다음과 같이 쓸 수 있다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} \boldsymbol{\nabla}_1 &= \frac{\mu}{m_2} \boldsymbol{\nabla}_R + \boldsymbol{\nabla}_r \\ \boldsymbol{\nabla}_2 &= \frac{\mu}{m_1} \boldsymbol{\nabla}_R - \boldsymbol{\nabla}_r \end{aligned} )] }}} 이때, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \boldsymbol{\nabla}_{R}=\sum_{i} \frac{\partial}{\partial R_{i}} \hat{R}_{i} \qquad \boldsymbol{\nabla}_{r}=\sum_{i} \frac{\partial}{\partial r_{i}} \hat{r}_{i} )] }}} 임을 의미한다. 위 식을 [[슈뢰딩거 방정식]] {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle - \frac{\hbar^2}{2 m_1} \nabla_1^2 \psi - \frac{\hbar^2}{2 m_2} \nabla_2^2 \psi + V(\mathbf{r}) \psi = E \psi )] }}} 에 대입하면 다음 식을 얻는다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle - \frac{\hbar^2}{2 M} \nabla_R^2 \psi - \frac{\hbar^2}{2 \mu} \nabla_r^2 \psi + V(\mathbf{r}) \psi = E \psi )] }}} 이때 [math(M \equiv m_1 + m_2)]는 두 입자의 전체 질량이다. 위 식을 변수분리 하기 위해 [[파동함수]]를 [math(\psi(\mathbf{R},\,\mathbf{r}) = \psi_R (\mathbf{R}) \psi_r (\mathbf{r}))]의 곱이라 가정하고, 대입하면, 다음 식을 얻는다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle - \frac{\hbar^2}{2 M} \frac{\nabla_R^2 \psi_R}{\psi_R} - \frac{\hbar^2}{2 \mu} \frac{\nabla_r^2 \psi_r}{\psi_r} + V(\mathbf{r}) = E )] }}} 위 식의 좌변에서 첫째 항은 [math(\mathbf{R})]에 대한 함수이고, 둘째 항과 셋째 항은 [math(\mathbf{r})]에 대한 함수이므로, 임의의 위치에 대하여 식을 만족시키려면 두 부분이 모두 상수여야 한다. 이 상수를 각각 [math(E_R)], [math(E_r)]이라고 하면, 각각 다음 식을 얻는다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} - \frac{\hbar^2}{2 M} \nabla_R^2 \psi_R &= E_R \psi_R \\ - \frac{\hbar^2}{2 \mu} \nabla_r^2 \psi_r + V(\mathbf{r}) \psi_r &= E_r \psi_r \end{aligned} )] }}} 즉, 여기서 첫 번째 식은 두 입자를 하나의 물체로 본 질량 중심을 나타내며, 두 번째 식은 질량 중심을 기준으로 움직이는 질량 [math(\mu)]인 입자의 운동을 나타낸다. 이는 퍼텐셜 [math(V)]에서 움직이는 하나의 입자, 즉 일체 문제와 같다. === 평면 상 운동 === 이제부터, 중심력이 작용하는 이체 문제를 고려하자. 중심력 외엔 물체에 가해지는 외부 토크는 없으므로 질점계의 각운동량은 보존된다. 즉, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \dot{\mathbf{L}}=0 )] }}} 따라서 다루는 문제가 구대칭성(Spherical symmetry)을 갖고, 한 평면에서 운동이 기술될 수 있음을 얻는다. 다음 그림을 참조하자: [[파일:나무_중심력_3_수정.png|width=250&align=center]] 따라서 물체의 위치를 기술하기 위해선 원점으로 부터 떨어진 거리인 [math(r)]과 그 회전각 [math(\theta)]만 있으면 됨을 얻으며, 이 계에서 외력이 없기 때문에 계의 에너지 또한 보존되고, 그 에너지를 [math(E)]라 놓으면, 다음이 성립한다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{1}{2}\mu (\dot{r}^{2}+r^{2} \dot{\theta}^{2})+U=E )] }}} [math(U)]는 [[퍼텐셜 에너지]]이고, [math(r \equiv |\mathbf{r}_{1}-\mathbf{r}_{2}|)]이다. 만약 [math(m_{1})], [math(m_{2})] 사이에 작용하는 힘이 [math(\mathbf{F})]라 하면, 다음이 성립한다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \ddot{\mathbf{r}_{1}}=\frac{\mathbf{F}}{m_{1}} \qquad \qquad \ddot{\mathbf{r}_{2}}=-\frac{\mathbf{F}}{m_{2}} )] }}} [math(\mathbf{r} \equiv \mathbf{r}_{1}-\mathbf{r}_{2})]이므로 위 식을 적절히 정리하면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \mu \ddot{\mathbf{r}}=\mathbf{F} )] }}} 따라서 [math(\mu)]가 받는 힘 또한 같음을 알 수 있다. 따라서 해당 힘을 중심력의 정의에 만족하게 [math(F(r))]이라 놓고, 다음이라 해보자. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle F(r)=-\frac{\alpha}{r^{2}} )] }}} [math(\alpha)]는 상수이다.[* 이를테면, 중력은 [math( \alpha = Gm_{1} m_{2} )]이다.] [[퍼텐셜 에너지]]와 힘의 관계[* [math( \mathbf{F}=-\boldsymbol{\nabla}U )]]에 의해 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle U(r)=-\frac{\alpha}{r} )] }}} 이다. 따라서 고려하는 계의 에너지는 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{1}{2}\mu (\dot{r}^{2}+r^{2} \dot{\theta}^{2})-\frac{\alpha}{r}=E )] }}} 이다. 계의 [[라그랑지언]]은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle L=\frac{1}{2}\mu (\dot{r}^{2}+r^{2} \dot{\theta}^{2})+\frac{\alpha}{r} )] }}} 이고, [math( \theta )]는 순환 좌표이기 때문에 [math( \theta )]에 대한 운동량은 보존된다. 해당 운동량을 [math(l)]이라 하면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle mr^{2} \dot{\theta}=l )] }}} 이를 이용하면, 계의 에너지를 아래와 같이 바꿀 수 있다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle E=\frac{1}{2}\mu \dot{r}^{2}+\frac{l^{2}}{2 \mu r^{2}}-\frac{\alpha}{r} )] }}} === 유효 퍼텐셜 === 위에서 나온 결과에서 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{l^{2}}{2 \mu r^{2}} )] }}} 는 원심력에 의한 퍼텐셜 에너지로 생각할 수 있고, 따라서 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle V(r) \equiv U(r)+ \frac{l^{2}}{2 \mu r^{2}} )] }}} 을 계의 '''유효 퍼텐셜'''이라 정의한다. 다루는 문제 상황에선 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle V(r) =\frac{l^{2}}{2 \mu r^{2}}-\frac{\alpha}{r} )] }}} 이고, 이의 개형은 아래와 같다. [[파일:나무_중심력_4.png|width=200&align=center]] 위로 부터 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{1}{2}\mu \dot{r}^{2}=E-V(r) )] }}} 그래프를 좀 더 확대해보면, [[파일:나무_중심력_5.png|width=230&align=center]] 이다. 이때, 여러 에너지에 대해 다음의 결론을 얻을 수 있다. * '''에너지가 [math(\mathbf{E_{1}})]일 경우''' 이 경우엔 [math(\dot{r}=0)]이므로 [math(r=r_{3})]에서 [math(\mu)]는 [[원운동]]한다. * '''에너지가 [math(\mathbf{E_{2}})]일 경우''' 이 경우엔 운동은 [math(r_{2} \leq r \leq r_{4})]에서 구속되어 있는 타원 운동을 한다. * '''에너지가 [math(\mathbf{E_{3}})]일 경우''' 이 경우에 [math(\mu)]는 비속박 상태이며, [math(\infty \to r_{1} \to \infty)]로 운동을 하게 된다. 즉, [math(\mu)]가 가진 에너지에 따라 [math(\mu)]의 궤도는 달라짐을 예측해볼 수 있다. === 궤도 방정식 === 이제 궁극적인 목표인 [math(\mu)]의 궤도 방정식을 얻을 것이다. 위의 에너지 식에서 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \dot{r}^{2}=\frac{2E}{\mu}-\frac{l^{2}}{ \mu^{2} r^{2}}+\frac{2\alpha}{\mu} )] }}} 연쇄 법칙에 의해 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \dot{r}=\frac{dr}{d \theta} \frac{d \theta}{dt}=\frac{dr}{d \theta} \frac{l}{\mu r^{2}} )] }}} 이상에서 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{d \theta}{dr}=\pm \frac{\displaystyle \frac{l}{\mu r^{2} } }{\displaystyle \sqrt{\frac{2E}{\mu}-\frac{l^{2}}{ \mu^{2} r^{2}}+\frac{2\alpha}{\mu} } } )] }}} 따라서 적분을 통해 [math(\theta(r))]을 얻을 수 있다: {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \theta= \pm \int \frac{\displaystyle \frac{l}{\mu r^{2} } }{\displaystyle \sqrt{\frac{2E}{\mu}-\frac{l^{2}}{ \mu^{2} r^{2}}+\frac{2\alpha}{\mu} } } \,dr )] }}} 이 적분을 풀면, 아래의 극방정식을 얻는다.[* 적분 상수는 적절히 처리하여 없앴다.] {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle r=\frac{r_{0}}{1+\epsilon \cos{\theta}} )] }}} 이것은 명백히, [[원뿔곡선]]의 극방정식이며, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \epsilon=\sqrt{1+\frac{2El^{2}}{\mu \alpha^{2} } } )] }}} 의 이심률을 가지는 원뿔곡선의 극방정식임을 알 수 있다. 또한, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle r_{0}=\frac{l^{2}}{\mu \alpha} )] }}} 이며, [math(2r_{0})]는 궤도의 직현(Latus rectum)이라 부른다. 따라서 가능한 궤도를 그려보면, 다음과 같다. ([math(\mathrm{F})]는 원점이자, 궤도의 한 초점이다.) [[파일:나무_중심력_궤도 방정식.png|width=280&align=center]] 즉, * [math(\epsilon=0)] : [[원(도형)|원]] 궤도 * [math(0<\epsilon<1)] : [[타원]] 궤도 * [math(\epsilon=1)] : [[포물선]] 궤도 * [math(\epsilon>1)] : [[쌍곡선]] 궤도 임을 알 수 있다. ==== 타원 궤도 ==== 이제 가장 중요한 케이스인 타원 궤도에 대해서 좀 더 분석해볼 것이다. 참고적으로, 이 문단을 보기 전 [[타원]]에 대한 지식이 없는 독자들은 [[타원]] 문서에서 타원에 대한 지식을 좀 키우고 오길 바란다. 우선, 타원 궤도의 긴반지름을 구해보도록 하자. 초점을 기준으로 가장 반지름이 짧은 곳은 [math(\theta =0)]일 때 이므로 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle r_{\mathrm{min}}=\frac{r_{0}}{1+\epsilon} )] }}} 이고, 가장 반지름이 길 때는 [math(\theta = \pi)]일 때 이므로 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle r_{\mathrm{max}}=\frac{r_{0}}{1-\epsilon} )] }}} 이상에서 긴 반지름은 [math((r_{\mathrm{min}}+r_{\mathrm{max}})/2)]이므로 구하는 긴 반지름을 [math(a)]라 놓으면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle a=\frac{r_{0}}{1-\epsilon^{2}}=\frac{\alpha}{2 |E|} )] }}} 이고, 짧은 반지름 [math(b)]는 긴 반지름과 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle b=a\sqrt{1-\epsilon^{2}} )] }}} 의 관계가 있음에 따라 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle b=\sqrt{r_{0} a} )] }}} 임을 얻는다. == 케플러의 문제 == === 면적 속도 === [[파일:namu_케플러의 문제_면적속도_수정.png|width=220&align=center]] [math(\mu)]가 [math(\mathrm{P}\to \mathrm{Q})]를 휩쓸고 가는 미소 면적을 [math(dA)]라 하고, 이때, 각은 [math(d \theta)] 만큼 변했다고 하자. 그러면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle dA=\frac{1}{2}r^{2} \,d\theta )] }}} 이상에서 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{dA}{dt}=\frac{1}{2}r^{2} \,\frac{d\theta}{dt} )] }}} 이고, [math(\dot{\theta}=l/(\mu r^{2}))]임을 위에서 논의했으므로 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{dA}{dt}=\frac{l}{2 \mu}=\mathsf{constant} )] }}} 즉, [math(\mu)]가 휩쓸고 가는 면적 속도는 시간에 무관하며, 일정함을 알 수 있다. 이는 [[케플러 법칙#s-1.2|케플러 제 2법칙]]으로 알려져있다. === 조화의 법칙 === "면적 속도" 문단으로 부터 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{dA}{dt}=\frac{l}{2 \mu} )] }}} 임을 알 수 있고, [math(\mu)]가 타원 궤도일 경우를 고려해보자. 한 주기에 대해 고려하면, 타원의 면적은 [math(\displaystyle ab \pi)][* 자세한 것은 [[타원]] 문서 참조.]이므로 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle ab \pi=\frac{l}{2 \mu} T )] }}} 위에서 [math(b=\sqrt{a \alpha})]라 했으므로 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle a^{3/2} \sqrt{r_{0}} \pi=\frac{l}{2 \mu} T )] }}} 양변을 제곱하고, [math(r_{0} \equiv l^{2}/(\mu \alpha))]를 이용하면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{4\pi^{2} \mu }{\alpha}a^{3} = T^{2} )] }}} 즉, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{T^{2}}{a^{3}} =\frac{4\pi^{2} \mu }{\alpha}=\mathsf{constant} )] }}} 임을 알 수 있다. 즉, '''궤도의 긴 반지름의 세제곱은 운동 주기의 제곱에 비례한다.''' 이는 [[케플러 법칙#s-1.3|케플러 제 3법칙]]으로 알려져있다. == 예시 == === [[중력]] === 이 예시는 곧 항상과 행성 간의 공전이나, 행성과 위성의 공전 등과 같은 문제이다. 이 경우에 작용하는 중심력은 [[중력]]임에 따라 위에서 놓았던 상수 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \alpha=Gm_{1}m_{2} )] }}} 로 놓을 수 있다. 여기서 [math(m_{1} > m_{2})]이고, [math(G)]는 만유인력 상수이다. 따라서 위의 결과를 이용하면, 이 경우에서 궤도는 [math(m_{1})]을 한 초점으로 하며, 궤도 이심률은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \epsilon=\sqrt{1+\frac{2El^{2}}{\mu (Gm_{1}m_{2})^{2} } } )] }}} 이고, 각운동량의 크기는 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle L=\sqrt{\mu G m_{1} m_{2} r_{0}} )] }}} 에너지는 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle E=\frac{Gm_{1}m_{2}}{2r_{0}}(\epsilon^{2}-1) )] }}} 임을 알 수 있다. 여기서 타원 궤도, 원 궤도 일 때는 [math(E<0)]이므로 운동은 속박되어 있으며, 쌍곡선 궤도 일 때는 [math(E>0)]이므로 운동은 속박되어 있지 않음 또한 알 수 있다. 더불어, 궤도가 타원 혹은 원일 때, '''공전 주기의 제곱은 궤도의 긴 반지름의 세제곱에 비례하게 되며,''' {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{T^{2}}{a^{3}} =\frac{4\pi^{2} }{G(m_{1}+m_{2})} )] }}} 항성과 행성, 행성과 위성 등의 특수 케이스에선 [math(m_{1} \gg m_{2})]이므로 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{T^{2}}{a^{3}} \simeq \frac{4\pi^{2} }{Gm_{1}} )] }}} 으로 쓸 수 있다. 또한, 궤도의 긴 반지름은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle a=\frac{Gm_{1}m_{2}}{2 |E|} )] }}} 이고, 짧은 반지름은 [math(b=\sqrt{a r_{0}})]이다. === [[수소 원자 모형|수소형 원자]] === 수소형 원자란, 1개의 핵과 1개의 전자가 공간 상에 있는 경우를 의미한다. 이 경우 퍼텐셜은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle U(r)=-\frac{Ze^{2}}{r} )] }}} 로 놓을 수 있다. 또한 질량은 일반적으로 [math(m_{1} > m_{2})]이고, [math(e)]는 기본 전하량, [math(Z)]는 상수이다. 질점계의 [[해밀토니안]]은 질량 중심과 환산 질량의 것으로 나눌 수 있고, 환산 질량에 대한 해밀토니안 연산자는 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \hat{\mathcal{H}}_{\mu}=\frac{\hat{p}_{r}}{2 \mu}+\frac{\hat{L}^{2}}{2 \mu r^{2}}+U(r) )] }}} 으로 쓸 수 있다. [math(\hat{p}_{r})]은 지름 방향의 운동량 연산자, [math(\hat{L})]은 각운동량 연산자, [math(\psi)]는 수소형 원자에 대한 전자의 [[파동함수]]이다. 각종 양자역학적 지식과 위의 정보들을 이용하면, 수소 원자를 기술하는 슈뢰딩거 방정식은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \left[ \frac{\hat{p}_{r}}{2 \mu}+\frac{\hbar^{2} l(l+1)}{2 \mu r^{2}}-\frac{Ze^{2}}{r} \right] \psi =-| E| \psi )] }}} 로 쓸 수 있음을 얻는다. 주의해야 할 것은 위 식에서 [math(l)]은 각운동량의 크기가 아닌 특정한 조건을 만족하는 정수이다. 이 상황에서도 유효 퍼텐셜을 정의할 수 있고, 일반적으로 다음과 같이 정의한다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle V(r) \equiv \frac{\hbar^{2} l(l+1)}{2 \mu r^{2}}-\frac{Ze^{2}}{r} )] }}} 따라서 [math(l)]값에 따라 유효 퍼텐셜 값 또한 달라진다. 이에 관련한 자세한 내용은 [[수소 원자 모형]] 문서를 참조한다. == 심화 == === 비네 방정식 === 극좌표로 표현된 궤도로부터 두 물체 사이에 작용하는 힘을 구할 수 있는 방정식으로, 프랑스의 수학자 [[자크 비네|자크 비네(Jacques Philippe Marie Binet)]]가 유도하였다. 특히 타원 궤도로부터 뉴턴의 [[만유인력의 법칙]]을 유도하는 데 비네 방정식이 사용된다. 다음을 알고 있다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle mr^{2} \dot{\theta}=l )] }}} 또한, 극좌표계에서 가속도의 [math(r)] 방향 성분은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle a_{r}=\ddot{r}-r\dot{\theta}^{2} )] }}} 이상에서 [math(\mu)]가 받는 힘의 [math(r)] 방향 성분은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle F(r)=\mu(\ddot{r}-r\dot{\theta}^{2}) )] }}} 다음의 변수 치환을 이용하자. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle r^{-1} \equiv u )] }}} 우선, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \displaystyle \frac{du}{d \theta} = \frac{du}{dr} \frac{dr}{dt} \frac{dt}{d \theta} = - \frac{1}{r^2} \dot{r} \frac{1}{\dot{\theta}} )] }}} 이고, 여기에 위의 [math(mr^{2} \dot{\theta}=l)]을 이용하면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \displaystyle \frac{d^2 u}{d \theta^2} = - \frac{\mu r^2 \ddot{r} }{l} )] }}} 이를 다시 [math(\theta)]로 미분하면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \frac{d^2 u}{d \theta^2} = \frac{d}{d \theta} \left( - \frac{\mu \dot{r}}{l} \right) = \frac{dt}{d \theta} \frac{d}{dt} \left( - \frac{\mu \dot{r}}{l} \right) = - \frac{\mu \ddot{r} }{l \dot{\theta} } )] }}} 마찬가지로, [math(mr^{2} \dot{\theta}=l)]을 이용하면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \frac{d^2 u}{d \theta^2} = - \frac{\mu r^2 \ddot{r} }{l} )] }}} 이상에서 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \ddot{r} = - \frac{l^2 u^2}{\mu^2} \frac{d^2 u}{d \theta^2} \qquad \qquad r \dot{\theta}^2 = \frac{l^2 u^3}{\mu^2} )] }}} 이것을 처음의 운동 방정식에 대입하므로써 비네 방정식을 얻는다: {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \frac{d^2 u}{d\theta^2} + u = - \frac{\mu}{l^2 u^{2}} F(u^{-1}) )] }}} 이는 다음과 같이 쓸 수도 있다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \frac{d^2}{d\theta^2} \left( \frac{1}{r} \right) + \frac{1}{r}= - \frac{\mu r^2}{l^2} F(r) )] }}} 이를 이용하면, 어떠한 궤도가 주어졌을 때, 어떠한 힘을 받고 있는지 계산할 수 있다. === 닫힌 궤도를 존재시킬 수 있는 중심력의 형태 === 이 문서를 통해 [math(F \propto r^{-2})]의 중심력이 작용하는 경우에 대해 이체 문제를 풀어봄으로써 중심력에 대한 논의를 하였다. 그렇다면, 이제부터의 논지는 '''어떠한 형태의 중심력이 닫힌 궤도를 존재시킬 수 있는가?'''이다. 결론부터 말하자면, 이는 수학적으로 [math(F \propto r^{-2},\,r)]의 형태인 경우에만 가능하다고 알려져있다. 즉, 역제곱장과 훅의 법칙을 만족시키는 중심력만 가능한 것이다. 이에 대해 초급적인 방법으로 증명해보자. 윗 문단의 비네 방정식에 의하면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{d^{2}u}{d \theta^{2}}+u=J(u) )] }}} 여기서 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle J(u) \equiv - \frac{\mu }{l^2 u^{2}} F(u^{-1}) )] }}} 이다. 만약 [math(r=r' \equiv u'^{-1})]으로 원 궤도 운동한다면, 비네 방정식은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle u'=J(u') )] }}} 이때, [math(J(u))]를 [math(u=u')] 근방에서 전개하면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle J(u)=u'+\left. \frac{dJ}{du} \right|_{u=u'} (u-u') )] }}} 이다. 이차항 부터의 고차항은 무시했다. 이것을 맨 위의 비네 방정식에 대입하고, [math(x \equiv u-u')]라 하면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{d^{2}x}{d \theta^{2}}+\beta^{2} x=0 )] }}} 이고, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \beta^{2} \equiv 1- \left. \frac{dJ}{du} \right|_{u=u'} )] }}} 으로 정의했다. 이때, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{dJ}{du} =-\frac{2J(u)}{u}-\frac{\mu}{l^{2}u^{2}}\frac{df(u^{-1})}{du} )] }}} 이기 때문에 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \left. \frac{dJ}{du} \right|_{u=u'} =-2+\frac{u'}{f(u')} \left. \frac{df}{du} \right|_{u=u'} )] }}} 으로 쓸 수 있다. 따라서 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \beta^{2} =3-\frac{u'}{f(u')} \left. \frac{df}{du} \right|_{u=u'}=3+ \left. \frac{r}{f}\frac{df}{dr} \right|_{u=u'} )] }}} 그런데, 안정적인 원 궤도를 가지려면, [math(\beta^{2}>0)]을 만족해야 하고, 그럴 경우 [math(x)]에 대한 해는 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle x=a\cos{\beta \theta} )] }}} 이고, 원궤도에서 약간 벗어나면서 궤도가 닫히기 위해선 [math(\beta)]는 유리수여야 함을 여기서 얻고, 힘의 형태는 다음이 돼야 함을 얻는다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle F(r)=-\frac{\alpha}{r^{3-\beta^{2} } } )] }}} [math(\alpha)]는 상수이다. [math(J(u))]를 다시 [math(u=u')] 근방에서 전개해보자. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle J(u)=u'+xJ'+\frac{x^{2}}{2}J''+\frac{x^{3}}{6}J''' )] }}} 그렇다면, 위에서의 미분 방정식은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \frac{d^{2}x}{d \theta^{2}}+\beta^{2} x=\frac{x^{2}}{2}J''+\frac{x^{3}}{6}J''' )] }}} 궤도가 원 궤도에서 약간 벗어나나, 닫힌 궤도를 고려하고 있기 때문에 [math(x)]를 [math(\beta \theta)]에 대해 푸리에 전개한다 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle x=a_{0}+a_{1}\cos{ \beta \theta}+a_{0}\cos{ 2\beta \theta}+a_{3}\cos{ 3 \beta \theta} )] }}} 조금 더 계산해보면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} a_{0}&=\frac{a_{1}^{2}J''}{4 \beta^{2}} \\ a_{2}&=-\frac{a_{1}^{2}J''}{12 \beta^{2}} \\ 0&=\frac{2a_{1}a_{0}+a_{1}a_{2}}{2}J''+\frac{a_{1}^{3}}{8}J''' \\ a_{3}&=-\frac{1}{8 \beta^{2}} \left[ \frac{a_{1}a_{2}}{2}J''+\frac{a_{1}^{3}}{24}J''' \right] \end{aligned} )] }}} 위의 내용을 참고하면, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle J(u)=\frac{\alpha \mu}{l^{2}}u^{1-\beta^{2}} )] }}} 이 돼야하고, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} J''&=\frac{\beta^{2}(1-\beta^{2})}{u'}\\ J'''&=-\frac{\beta^{2}(1-\beta^{2})(1+\beta^{2})}{u'^{2}} \end{aligned} )] }}} 임을 알 수 있다. 결론적으로, 위에서 나온 4가지 식 중 첫 번째, 두 번째, 네 번째 식을 연립하면, [math(a_{0},\,a_{2},\,a_{3})]는 [math(a_{1})]으로 나타낼 수 있을 것이며, 따라서 세 번째 식에 이 결과를 대입하면, 아래의 결과에 다다르게 된다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle {\beta^{2}(1-\beta^{2})(4-\beta^{2})}=0 )] }}} 닫힌 궤도를 고려하므로 [math(\beta^{2} \neq 0)]이어야 하므로 가능한 해는 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \beta^{2}=1 \,\, \mathrm{or} \,\, \beta^{2}=4 )] }}} 이상에서 닫힌 궤도가 가능한 힘의 형태는 다음 두 가지임을 얻는다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} \beta^{2}=1, \qquad & f(r)=-\frac{\alpha}{r^{2}} \\ \beta^{2}=4, \qquad & f(r)=-{\alpha}r \end{aligned} )] }}} 이는 파리의 수학자 베르트랑(Joseph Bertrand; 1822~1900)이 증명했기 때문에 '''베르트랑 정리(Bertrand's theorem)'''라고도 한다. === [[삼체 문제]] === [include(틀:상세 내용, 문서명=삼체 문제)] == 관련 문서 == * [[물리학 관련 정보]] * [[고전역학]] * [[중력]] * [[케플러 법칙]] * [[라그랑지언]] * [[원뿔곡선]] [각주] [include(틀:문서 가져옴, title=이체 문제, version=11)] [include(틀:문서 가져옴, title=비네 방정식, version=12)] [[분류:물리학]]