Benutzer:CWitte/Laplace-Ebene

Die Laplace-Ebene bezeichnet in der Himmelsmechanik die über lange Zeiten gemittelte Bahnebene eines Körpers (z. B. ein Planet, Mond oder Satellit), der sich auf einer Umlaufbahn um ein Zentralobjekt (beispielsweise die Sonne oder ein Planet) bewegt.

Die Laplace-Ebene der meisten großen Monde unseres Sonnensystem, insbesondere die der großen Gasplaneten, fällt praktisch mit der Äquatorebene des jeweiligen Zentralplaneten zusammen. Eine Ausnahme bildet der Erdmond, dessen Laplace-Ebene mit großer Genauigkeit durch die Ekliptik beschrieben wird. Die künstlichen Satelliten im höheren Erdorbit und einige (zumeist kleinere) Monde anderer Planeten besitzen eine Laplace-Ebene, die zwischen diesen beiden Ebenen liegt und daher explizit berechnet werden muss. Pierre-Simon Laplace hatte 1805 diese Bezugsebene als erster zur Beschreibung der Bahneigenschaften des Saturnmondes Iapetus eingeführt, dem größten Körper des Sonnensystems, bei dem diese Ebene deutlich sowohl von der Äquatorebene als auch von der Ekliptik abweicht.

Beispiel: Iapetus

Lage der Laplace-Ebenen wichtiger Saturnmonde in Bezug auf die Rotations- und Bahnebene des Saturn. Die Pole der verschiedenen Ebenen sind im Diagramm auf die Ekliptik projeziert, so dass der Pol der Ekliptik im Ursprung liegt. Der Frühlingspunkt liegt dabei in Richtung der x-Achse. Ebenfalls dargestellt sind die Pole der Bahnebenen der äußeren Planeten.

Im Gegensatz zu den Satelliten der anderen Gasplaneten, war mit der Entdeckung von Iapetus im Jahr 1671 schon frühzeitig ein Saturnmond bekannt, der seinen Zentralplaneten in recht großem Abstand (etwa 3,5 Mio. km) umkreist. Bei der Analyse der Bahn dieses Mondes stellte der französische Mathematiker Laplace fest, dass die Bahn dieses Mondes über kurze Zeiträume (wenige Jahre), wie die Bahn aller anderen Monde und Planeten, in einer Ebene verläuft. Über mittlere Zeiträume - im Fall von Iapetus mehrere Jahrzehnte - ist diese Bahnebene allerdings veränderlich: ein Effekt der beim Erdmond seit der Antike bekannt ist, da sie eng mit dem jahreszeitlichen Auftreten der Sonnen- und Mondfinsternisse zusammenhängt. Obwohl Iapetus 1805 erst 134 Jahre lang beobachtet worden war, sah Laplace, dass die Bahnebene des Mondes über lange Zeiträume (einige Jahrtausende) eine kreiselartige Trudelbewegung vollzieht. Für den Erdmond ist diese Drehung der so genannten Mondknoten damals wohl bekannt gewesen, wobei die Periode dieser Drehung 18,6 Jahre beträgt. Betrachtet man anstelle der Bahnebene, den Pol der Bahnebene, also den Punkt auf der Himmelssphäre, an dem eine gedachte Linie, die senkrecht auf der Bahnebene steht, (die Normale) durch diese Sphäre sticht, so vollführt dieser Pol eine Kreisbewegung auf der Himmelssphäre. Beim Erdmond hat dieser Kreis einen Durchmesser von etwa 10° (die doppelte Bahnneigung des Mondes) und sein Mittelpunkt ist der Pol der Ekliptik (also der Erdbahnebene). Bei Iapetus hat der Kreis einen Durchmesser von etwa 15°, allerdings liegt in seinem Zentrum nicht der Pol der Saturnbahnebene. Stattdessen liegt der Mittelpunkt, wie man im nebenstehenden Diagramm sehen kann, etwa zwischen dem Pol der Saturnbahnebene und dem Pol der Äquatorebene des Saturn (also dem Durchstischpunkt der Drehachse des Planeten durch die Himmelssphäre). Alle anderen damals bekannten Monde (dies waren die vier Galileischen Monde, sechs weitere Saturnmonde, sowie zwei Uranusmonde) haben Bahnen, die sich kaum mehr als ein Grad gegen die Äquatorebene des Zentralplaneten neigen. Bei Messungen hoher Präzision stellt man fest, dass die Bahnpole dieser Monde ebenfalls kreisförmige Bewegungen und zwar um den Pol der Äquatorebene des Planeten vollführen.

Der Mittelpunkt des Kreises, auf dem sich der Bahnpol eines Mondes bewegt, ist der Pol der über lange Zeiträume gemittelten Bahnebene, die selbst zeitlich unveränderlich ist: die Laplace-Ebene. Bei den planetennahen Monden der massereichen und sonnenfernen Gasplaneten fällt diese mit der Äquatorebene zusammen. Beim Erdmond fällt diese, ebenso wie beim 1888 entdeckten äußeren Saturnmond Phoebe (Planetenabstand etwa 13 Mio. km), sehr genau mit dem Pol der Bahnebene des jeweiligen Planeten zusammen. Der Fall des Mondes Iapetus zeigt, dass es allerdings eine Zone mittleren Abstandes vom Planeten gibt, in der die Laplace-Ebene eine Zwischenform annimmt. Heute, im 21. Jahrhundert, sind hunderte Planetenmonde bakannt und künstliche Satelliten in Planetenorbits gestartet worden, deren exakte Bahndynamik den Speziallfall des Iapetus verallgemeinern. Diese Tatsache verlangt unmittelbar nach einer Klärung der Frage, wie die genaue Dynamik der Bahnebenen im allgemeinen Fall aussieht.

Himmelsmechanische Erklärung

Der Idealfall eines kleinen Körpers, der sich um ein kugelförmiges Zentralobjekt bewegt, wird durch das Kepler'sche Zweikörperproblem, oder das Einzentrenproblem beschrieben. Da das Gravitationsfeld des kugelförmigen Zentralobjekts radialsymmetrisch ist, wirkt kein Drehmoment auf den umlaufenden Körper und der Bahndrehimpuls des Körpers ist in diesem Fall zeitlich konstant. Dies bedingt einerseits die Gültigkeit des zweiten Kepler'schen Gesetzes, und andererseits, dass die Bewegung des kleinen Körpers in einer zeitlich unveränderlichen Ebene, der Bahnebene, erfolgt.

Bahnneigung i und Knotenargument Ω einer Keplerellipse. Die Knotenlinie ist grün, die Referenzebene C ist als Schachbrett markiert.

Die Bahnen realer Körper im Orbit um ein Zentralobjekt, wie zum Beispiel Planeten im Umlauf um die Sonne, Monde im Umlauf um ihren Planeten, oder künstliche Satelliten, können nur annäherungsweise als Zweikörperproblem behandelt werden. Abweichungen von der Kugelgestalt des Zentralobjekts und die Anwesenheit anderer massiver Körper außerhalb des Systems führen zu einem gestörten Zweikörperproblem. Solch ein gestörtes System lässt sich über kurze Zeiträume zwar weiterhin durch die Bahnelemente einer Keplerellipse beschrieben, die Störungen führen aber zu einer zeitlichen Veränderung der Bahnelemente. Insbesondere führt das Auftreten eines Drehmoments, dass auf den umlaufenden Körper wirkt, zur zeitlichen Veränderung der Bahnebene, die in der Himmelsmechanik i. Allg. durch die Bahnneigung (Inklination) i, und den Positionswinkel (Argument) des aufsteigenden Knotens Ω in Bezug auf eine unveränderliche Referenzebene angegeben wird.

Die Natur der auftretenden Drehmomente T ist oft derart, dass diese recht klein im Verhältnis zum Bahndrehimpuls L sind, d.h. der Drehimpuls ändert sich sehr wenig während eines Umlaufs des Körpers um das Zentralobjekt, in Fomeln: $T/L\ll \omega$, wobei ω die Kreisfrequenz des Körpers beim Umlauf ist. In diesem Fall kann man den Körper als schnellen Kreisel betrachten, dessen Rotationsachse in Richtung des Bahndrehimpulses zeigt, und sich durch das Drehmoment in seiner Richtung und Größe verändert. Die Richtung der Rotationsachse ändert sich in vielen himmelsmechanischen Problemen kurzperiodisch um eine mittlere Rotationsachse, die selbst langperiodisch um einen Präzessionspol wandert. Die Ebene senkrecht zur Richtung des Präzessionspols kann als langzeitlich mittlere Bahnebene betrachtet werden und wird als Laplace-Ebene bezeichnet.

Planeten, Monde und Satelliten bewegen sich oft auf Ellipsen relativ geringer Exzentrizität um ihren Zentralkörper, und die Drehmomente, die auf den Körper wirken, sind meist von den in den drei folgenden Absätzen beschrieben Mechanismen bewirkt.

Abweichungen des Zentralkörpers von der Kugelgestalt

Solange beide Körper in einem Zweikörpersystem exakt kugelsymmetrischen Aufbau besitzen, ist das Gravitationsfeld im resultierenden äquivalenten Einzentrenproblem exakt radialsymmetrisch und es wirkt kein Drehmoment zwischen den umlaufenden Körpern. Abweichungen von der Kugelgestalt führen jedoch zum Auftreten eines Drehmomentes und damit zur zeitlichen Veränderung der Bahnebene. Im himmelsmechanischen Kontext ist die dominate Quelle dieses Drehmoments das Quadrupolmoment $J_{2}$ des Zentralkörpers, dass sich zum großen Teil durch die Abplattung längs der Rotationsachse des Körpers ergibt. Das Drehmoment, das sich gemittelt über eine Umlaufperiode ergibt, steht senkrecht auf der Rotationsachse des Zentralkörpers und senkrecht auf dem momentanen Bahndrehimpuls des umlaufenden Körpers. Dadurch ändert sich der Betrag des Drehimpulses nicht, sondern nur die Richtung präzediert um die Rotationsachse des Zentralkörpers. Die Drehimpulserhaltung bedingt dabei im übrigen eine Rückwirkung auf den Eigendrehimpuls des Zentralkörpers, der dadurch, i. Allg. aber sehr viel langsamer, um den Präzessionspol des umlaufenden Körpers präzediert. Diese Wirkung des Erdmondes ist zum Beispiel einer der Hauptgründe für die lunisolare Präzession der Erdachse.

Weist man dem Rotationsachse des Zentralkörpers einen Richtungsvektor ${\vec {n}}$ zu, der unter Vernachlässigung der gerade beschriebenen Rückwirkung über nicht all zu lange Zeiträume als konstant angesehen werden kann, so zeigt eine genaue Rechnung, dass die Winkelgeschwindigkeit ${\vec {\omega }}$ der Umlaufbewegung um die Rotationsachse ${\vec {n}}$ präzidiert. Dabei ändert sich das Skalarprodukt $\langle {\vec {\omega }},{\vec {n}}\rangle =:\omega \cos i$ zeitlich nicht, d.h. die Bahnneigung i gegenüber der Äquatorebene des Zentralobjekts, die somit die Laplace-Ebene ist, ändert sich nicht. Das Knotenargument der Umlaufbahn wandert dann mit einer Winkelgeschwindgkeit von

${\dot {\Omega }}=-{\frac {3J_{2}R^{2}\omega }{2a^{2}}}\cos i,$

mit R dem Radius des Zentralkörpers und a der großen Halbachse der Umlaufbahn.

Für Planeten, die man i. Allg. als Rotationsellipsoide annehmen kann, lässt sich das Quadrupolmoment durch $J_{2}=I\cdot f/(MR^{2})$ aus dem Trägheitsmoment I und der Abplattung f berechnen. Zum Beispiel für die Erde gilt f≈1/298 und I≈0,33 M R² also J₂≈0,0011 in guter Übereinstimmung mit dem genaueren Wert J₂=0,001082.

Setzen wir dies in die Formel oben ein und berechnen die Periode der Knotendrehung für einen Satelliten auf erdnahem, fast äquatorialem Orbit, so erhalten wir Eine Knotenwnaderung von etwa 10° pro Tag entgegen der Umlaufrichtung des Satelliten, d.h. der Knoten läuft in etwa 36 Tagen einmal um den Äquator der Erde.

Für Jupiter findet man J₂≈0,0147 und eine Radius von R≈71.500 km. Der Mond Io kreist in einem Abstand von etwa a≈421.000 km um den Planeten und der Bahnknoten wandert entsprechend um etwa 47° pro Jahr und braucht so etwa 7,6 Jahre für eine volle Umdrehung, in guter Übereinstimmung mit den gemessenen 7,42 Jahren. Die ohnehin geringe Bahnneigung gegenüber Jupiters Äquatorebene von 0,05° bleibt in guter Übereinstimmung mit dem hier vorgestellten Modell konstant, eine Tatsache, die weder für künstliche Satelliten im Erdorbit noch für den Erdmond gilt.

Für den Erdmond schwankt die Neigung gegenüber dem Erdäquator mit einer Periode von 18,6 Jahren zwischen 18° und 28,5°. Die Abplattung der Erde würde allerdings nur eine Drehung der Knoten von etwa 2,1° pro Jahrtausend bei gleichbleibender Neigung bedingen, sodass die Dynamik der Mondknoten eine andere Ursache besitzen muss, die nun vorgestellt wird.

Äußere Störungen

Illustration zur Wanderung des Bahnknotens einer durch eine äußeren Körper gestörten Umlaufbahn. Es bezeichnet: E: Zentralobjekt (z. B. Erde) M: Umlaufender Körper (z. B. Mond) O: Umlaufbahn von M (der oberhalb der Laplace-Ebene liegende Teil ist dicker) R: Richtung der vektoriellen Winkelgeschwindigkeit P: Präzessionskegel von R S: Störkörper (z. B. Sonne) B: Relative Bahn von S (z. B. Ekliptik) L: Laplace-Ebene (z. B. Ekliptik-Ebenen)

Wird ein Zweikörpersystem in eine Umgebung eingebracht, in der andere Objekte mit den beiden Körpern wechselwirken, so lässt sich unter gewissen Bedingungen die Bewegung der beiden Körper störungstheoretisch behandelt. Man geht bei diesem Ansatz davon aus, dass sich das Zweikörpersystem über kurze Zeiten weiterhin in der Form beschrieben lässt, die aus dem ungestörten Problem bekannt ist. Über mittlere und längere Zeiträume werden sich jedoch eigentlich konstante Bahnparameter dynamisch entwickeln. In diesem Abschnitt soll ein gewisser Spezialfall der Störung einer Keplerellipse beschrieben werden, wobei das Interesse wiederum bei den Bahnelementen Inklination i und Argument des aufsteigenden Knotens Ω liegt. Wir gehen zu diesem Zweck von den Annahmen aus, dass sich der umlaufende Körper wieder als schneller Kreisel beschrieben lässt, und dass sich die störenden Körper schnell bewegen im Verhältnis zur Änderungsrate der Bahnelemente. Als Beispiel für ein solches Modell sei der Erdmond gewählt, der sich mit etwa der 13-fachen Winkelgeschwindigkeit um die Erde bewegt, mit der sich der Hauptstörkörper, nämlich die Sonne, relativ zum Erde-Mond-System bewegt. Die Änderung des relevanten Bahnelements Ω vollzieht sich mit nochmal etwa 18-fach kleinerer Winkelgeschwindigkeit.

Man erhält in solchen Fällen ein akzeptables Resultat, wenn man ein solches System als schnellen Kreisel betrachtet, auf den eine Kraft wirkt, die von einer Masseverteilung ausgeht, die aus einer zeitlichem Mittelung der Störmassen über ihre Bahnen relativ zum Zweikörpersystem hervorgeht. Handelt es sich dabei um einen einzelnen dominanten Störkörper, der sich relativ zum System mit konstantem Abstand und konstanter Geschwindigkeit bewegt, kann man also einfach von einem eindimensionalen Massering mit entsprechender Masse M und Radius R ausgehen. Das Drehmoment, das dieser Massering auf den umlaufenden Körper bewirkt, erzeugt eine Änderung des Richtung des Drehimpulses und damit der Bahnebene.

Der aufsteigende Knoten der Umlaufbahn wandert daher mit einer Winkelgeschwindgkeit von

${\dot {\Omega }}=-{\frac {3GM}{4r^{3}\omega }}\cos i,$

wobei M die Masse des Störkörpers und r sein Abstand zum System ist. i bezeichnet nun die Bahnneigung ($\cos i=\langle {\vec {\omega }},{\vec {n}}\rangle /\omega$) gegenüber der Bahnebene des Störkörpers, die hier die Laplace-Ebene ist, deren Normale ${\vec {n}}$ senkrecht auf dieser steht. Wie im vorigen Abschnitt gilt auch hier, dass Betrag der Winkelgeschwindigkeit und Bahnneigung zeitlich konstant sind.

Wenn der Störkörper, wie im Falle des Erde-Mond-Systems, der Zentralkörper eines größeren Gesamtsystems (z. B. Sonnensystem) ist, kann in der obigen Formel die Masse und den Abstand dieses Körpers durch das dritte Kepler'sche Gesetz eliminiert werden und man erhält

${\dot {\Omega }}=-{\frac {3\omega _{0}^{2}}{4\omega }}\cos i,$

wobei ω₀ hier die Winkelgeschwindigkeit des Störkörpers (Sonne) ist. Für den Fall des Erdmondes kann man nun direkt ablesen, dass (unter Vernachlässigung der Bahnneigung) die Mondknoten mit einer Winkelgeschwindigkeit wandern, die etwa 4/3 · ω/ω₀ ≈1,33 · 13,4 ≈ 17,8 mal langsamer ist als die relative Winkelgeschwindigkeit der Sonne- in anderen Worten: die Knoten drehen sich alle 17,8 Jahre um volle 360°. Der beobachtete Wert von 18,6 Jahren ergibt sich erst durch genauere Berechnung der Mondbahn. Die Bahnneigung des Mondes ist bei dieser Wanderung der Knoten, abgesehen von kurzperiodischen Schwankungen, gegenüber der Ekliptik (Laplace-Ebene) konstant etwa 5°. Setzt man allerdings zum Beispiel die Daten des Jupitermondes Io ein, so erhält man, dass die Knoten fast 40.000 Jahre für einen vollen Umlauf bräuchten - ein Effekt der um fast vier Zehnerpotenzen kleiner ist, als der durch die Abplattung des Zentralplaneten hervorgerufene.

Kombination beider Fälle

In vielen himmelsmechanisch relevanten Fällen sind die beiden eben beschriebenen Effekte von vergleichbarer Größenordnung. Sind in einem solchen Fall die Rotationsachse des Zentralkörpers und der Bahndrehimpuls des äußeren Störkörpers parallel, so addieren sich beide Effekte und man erhält:

${\dot {\Omega }}=-\left({\frac {3GM}{4r^{3}\omega }}+{\frac {3J_{2}R^{2}\omega }{2a^{2}}}\right)\cos i.$

Die Präzession erfolgt dabei wiederum kreisförmig um die gemeinsame Richtung von Rotationsachse des Zentralkörpers und Bahndrehimpuls des Störkörpers. Entsprechendes gilt auch für die Überlagerung mehrerer äußerer Störungen, die alle in derselben Ebene stattfinden. Während diese Annahme für äußere Störungen oft gerechtfertigt ist - Sonne und Mond stören Satelliten im Erdorbit beide etwa in der Ekliptik, die kleinen äußeren Jupitermonde werden durch Sonne und Saturn ebenfalls etwa in der Ekliptik gestört etc. - weichen die Äquatorebenen der Planeten oft wesentlich von der Ekliptikebene ab. Der Erdäqutor ist zum Beispiel 23,5°, der Saturnäquator 26,8° gegen die Ekliptik geneigt und bei Uranus stehen die Ebenen fast senkrecht aufeinander, wodurch zum Beispiel sowohl künstliche Satelliten im Erdorbit, als auch der große Saturnmond Iapetus, für die beide Effekte von vergleichbarer Größenordnung sind, nicht durch die obige Gleichung beschrieben werden können. Stattdessen führt die Überlagerung i. Allg. zu einer komplizierten Dynamik mit einer Präzession und einem Pol, der zwischen Rotationsachse des Zentralkörpers und Bahndrehimpuls des Störkörpers liegt. Dies führt weiterhin dazu, dass die Bahnneigung auch in Bezug auf die Laplace-Ebene nicht konstant ist, sondern periodisch zwischen einem minimalen und einem maximalen Wert schwankt. Wie stark diese Schwankung der Bahnneigung ist, hängt neben den Größen der beiden Drehmomente wesentlich auch vom Winkel zwischen diesen beiden ab. Besonders gravierend ist dieser Effekt daher beim Planeten Uranus, dessen Äquatorebene fast senkrecht auf seiner Bahnebene steht.

Beispiel: Jupitermonde

Lage der Laplace-Ebenen wichtiger Jupitermonde in Bezug auf die Rotations- und Bahnebene des Jupiter. Die Pole der verschiedenen Ebenen sind im Diagramm auf die Ekliptik projeziert, so dass der Pol der Ekliptik im Ursprung liegt. Der Frühlingspunkt liegt dabei in Richtung der x-Achse. Ebenfalls dargestellt sind die Pole der Bahnebenen der äußeren Planeten.

Im System der zahlreichen Jupitermonde können die verschiedenen oben beschriebenen Effekte beispielhaft nachvollzogen werden. Wie man in nebenstehender Grafik erkennen kann, ordnen sich die Pole der Laplace-Ebenen der innernen Monde alle in der Nähe der Rotationsachse des Zentralplaneten unten links im Diagramm an. Die Laplace-Ebene von Kallisto (IV), die einen Abstand von kanpp 1,9 Mio. km zum Jupiter hat, ist dabei schon deutlich in die Richtung der Bahnebene des Jupiter und damit der Ebene, in der die Sonne als Störkörper wirkt, gezogen.

Der nächstäußere Monde Themisto (XVIII), der etwa 7,5 Mio km Abstand vom Jupiter hat, hat eine Laplace-Ebene, die schon vornehmlich von der Bahnebene und kaum noch von der Äquatorebene beeinflusst wird (oben rechts im Diagramm). In diesem Bereich ordnen sich auch alle anderen äußeren Monde des Jupiter an. Allerdings wird unmittelbar deutlich, dass allein das Wechselspiel von Äquator- und Bahnebene des Jupiter nicht zu Erklärung der Laplace-Ebenen dieser Monde ausreicht. Diese liegen vielmehr in einer großen Wolke um die Bahnebene des Jupiter. Grund dafür sind die Drehmomente, die in Richtung der Bahnpole der drei weiter außen liegenden großen Planeten Saturn, Uranus und Neptun wirken, die daher ebenfalls eingezeichnet sind. Dieser Effekt lässt sich auch sehr schön im ersten Diagramm dieses Artikels für den Saturnmond Iapetus erkennen, dessen Laplace-Ebene deutlich aus der Verbindungslinie zwischen Rotationsachse und Bahnpol in Richtung der Bahnpole der weiter außen gelegenen Planeten gezogen wird.

Ein besonders extremer Fall ist die Laplace-Ebene von Ananke (XII), deren Laplace-Ebene fast drei Grad über die Bahnebene des Jupiter hinaus geneigt ist und auch jenseits der Bahnebene des Saturn im Diagramm liegt. Unter allen bekannten Jupitermonden stellt Ananke damit einen krassen Ausreißer dar, der nur durch individuelle Bahnstörungen erklärt werden kann.

Tabelle

Satellite	Zentralplanet	Abstand (1000 km)	${\dot {\Omega }}_{A}$	${\dot {\Omega }}_{B}$	${\dot {\Omega }}_{A+B}$	${\dot {\Omega }}$(gemessen)	Periode
LEO	Erde	6,6	10,1 °/d	5e-5°/d	10,1 °/d		36,6 d
GEO	Erde	42,2	2,45 °/a	0,74 °/a	3,19 °/a		112 a
Mond	Erde	384,4	0,002 °/a	20,1 °/a	20,1 °/a	19,4 °/a	18,6 a
Io	Jupiter	421,8	47,2 °/a	0,01 °/a	47,3 °/a	48,5 °/a	7,42 a
Europa	Jupiter	670,9	9,29 °/a	0,02 °/a	9,31 °/a	11,9 °/a	30,2 a
Ganymed	Jupiter	1070,4	1,81 °/a	0,04 °/a	1,85 °/a	2,71 °/a	132,6 a
Kallisto	Jupiter	1883	0,25 °/a	0,09 °/a	0,34 °/a	1,06 °/a	339 a
Themisto	Jupiter	7507	0,001 °/a	0,48 °/a	0,48 °/a	0,68 °/a	531 a