Gamilton mexanikasi

Fayl:WilliamRowanHamilton.jpeg

Ser Uilyam Rouen Hamilton

Gamilton mexanikasi 1833 yilda Lagranj mexanikasining islohoti sifatida paydo boʻldi. Sir Uilyam Rouen Hamilton tomonidan kiritilgan . Gamilton mexanikasi (umumlashtirilgan) tezliklarni almashtiradi ${\dot{q}}^i$ (umumlashtirilgan) impuls bilan Lagranj mexanikasida qoʻllanadi. Ikkala nazariya ham klassik mexanikaning talqinini beradi va bir xil fizik hodisalarni tavsiflaydi.

Gamilton mexanikasi geometriya (ayniqsa, simplektik geometriya va Puasson tuzilmalari) bilan yaqin aloqada boʻlib, klassik va kvant mexanikasi oʻrtasida bogʻlovchi boʻlib xizmat qiladi.

Umumiy koʻrinish

Fazo fazosi koordinatalari (p, q) va Gamilton H

Mayli $(M,ℒ)$ konfiguratsiya maydoni boʻlgan mexanik tizim boʻlishi kerak $M$ va silliq Lagrangian $ℒ.$ Standart koordinata tizimini tanlaymiz: $(𝒒,\dot{𝒒})$. $p_i(𝒒,\dot{𝒒},t)\stackrel{\text{def}}{=}\partial ℒ/\partial {\dot{q}}^i$ miqdorlar impuls deyiladi. (Shuningdek, umumlashtirilgan impuls, qoʻshma impuls va kanonik impulslar). Bir zumda $t,$ Legendre transformatsiyasi $ℒ$ning xaritasi sifatida belgilanadi $(𝒒,\dot{𝒒})\to (𝒑,𝒒)$ silliq teskari boʻlishi taxmin qilinadi $(𝒑,𝒒)\to (𝒒,\dot{𝒒}).$ bilan tizim uchun $n$ erkinlik darajasi, Lagranj mexanikasi energiya funksiyasini belgilaydi:

$$E_{ℒ}(𝒒,\dot{𝒒},t)\stackrel{\text{def}}{=}\sum _{i=1}^n{\dot{q}}^i\frac{\partial ℒ}{\partial {\dot{q}}^i}-ℒ.$$

Legendre ning oʻzgarishi $ℒ$ aylanadi $E_{ℒ}$ funksiyaga aylanadi $\mathscr{H}(𝒑,𝒒,t)$ Andoza:Em sifatida tanilgan. Gamiltonianlik qanoatlantiradi

$$\mathscr{H}(\frac{\partial ℒ}{\partial \dot{𝒒}},𝒒,t)=E_{ℒ}(𝒒,\dot{𝒒},t)$$

bu shuni anglatadi

$$\mathscr{H}(𝒑,𝒒,t)=\sum _{i=1}^n{p}_i{\dot{q}}^i-ℒ(𝒒,\dot{𝒒},t),$$

tezliklar bu yerda $\dot{𝒒}=({\dot{q}}^1,\dots ,{\dot{q}}^n)$ dan topiladi ($n$ -oʻlchovli) tenglama $𝒑=\partial ℒ/\partial \dot{𝒒}$ Bu, taxminga koʻra, yagona echilishi mumkin $\dot{𝒒}.$ ($2n$ -oʻlchovli) juftlik $(𝒑,𝒒)$ fazo fazosi koordinatalari deb ataladi. (Shuningdek, kanonik koordinatalar).

Eyler-Lagranj tenglamasidan Gamilton tenglamalariga

Fazoviy fazoda koordinatalar $(𝒑,𝒒),$ ($n$ -oʻlchovli) Eyler-Lagranj tenglamasi

$$\frac{\partial ℒ}{\partial 𝒒}-\frac{d}{dt}\frac{\partial ℒ}{\partial \dot{𝒒}}=0$$

dagi Gamilton tenglamalariga aylanadi $2n$ oʻlchamlari

$\frac{\mathrm{d}𝒒}{\mathrm{d}t}=\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial 𝒑},\frac{\mathrm{d}𝒑}{\mathrm{d}t}=-\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial 𝒒}.$

Statsionar harakat tamoyilidan Gamilton tenglamalarigacha

Mayli $𝒫(a,b,{𝒙}_a,{𝒙}_b)$ silliq yoʻllar toʻplami boʻlsin $𝒒:[a,b]\to M$ buning uchun $𝒒(a)={𝒙}_a$ va $𝒒(b)={𝒙}_b.$ Funksional harakat $𝒮:𝒫(a,b,{𝒙}_a,{𝒙}_b)\to ℝ$ orqali aniqlanadi

$$𝒮[𝒒]=\underset{a}{\overset{b}{\int }}ℒ(t,𝒒(t),\dot{𝒒}(t))dt=\underset{a}{\overset{b}{\int }}(\sum _{i=1}^n{p}_i{\dot{q}}^i-\mathscr{H}(𝒑,𝒒,t))dt,$$

bu yerda $𝒒=𝒒(t),$ va $𝒑=\partial ℒ/\partial \dot{𝒒}$ (yuqoriga qarang). Yoʻl $𝒒\in 𝒫(a,b,{𝒙}_a,{𝒙}_b)$ ning statsionar nuqtasi hisoblanadi $𝒮$ (va demak, harakat tenglamasi) agar va faqat yoʻl boʻlsa $(𝒑(t),𝒒(t))$ fazo fazosida koordinatalar Gamilton tenglamalariga boʻysunadi.

Asosiy fizikaviy talqin

Gamilton mexanikasining oddiy talqini uni Andoza:Mvar massali bitta relyativistik boʻlmagan zarrachadan tashkil topgan bir oʻlchovli tizimda qoʻllashdan kelib chiqadi. Qiymat $H(p,q)$ Gamiltonian — tizimning umumiy energiyasi, bu holda kinetik va potentsial energiya yigʻindisi, anʼanaviy ravishda mos ravishda Andoza:Mvar va Andoza:Mvar bilan belgilanadi. Bu yerda Andoza:Mvar — impuls Andoza:Mvar, Andoza:Mvar — fazo koordinatasi. Keyin

$$\mathscr{H}=T+V,T=\frac{p^2}{2m},V=V(q)$$

T faqat p ning funksiyasi, V esa faqat q funksiyasi (yaʼni, T va V skleronomik).

Bu misolda Andoza:Mvar ning vaqt hosilasi tezlikdir va shuning uchun birinchi Gamilton tenglamasi zarraning tezligi uning impulsga nisbatan kinetik energiyasining hosilasiga teng ekanligini bildiradi. Impuls momentining vaqt hosilasi Andoza:Mvar Nyuton kuchiga teng va shuning uchun ikkinchi Gamilton tenglamasi kuch potensial energiyaning salbiy gradientiga teng ekanligini anglatadi.

Misol

Sferik mayatnik shar yuzasida ishqalanishsiz harakatlanuvchi m massadan iborat boʻlsin. Massaga taʼsir qiluvchi yagona kuchlar sfera va tortishish reaksiyasidir . Sferik koordinatalar massaning holatini (r, θ, φ) koʻrinishida tasvirlash uchun ishlatiladi, bu yerda Andoza:Math oʻzgarmas, Andoza:Math .

Fayl:Spherical pendulum Lagrangian mechanics.svg

Sferik mayatnik : burchaklar va tezliklar.

Ushbu tizim uchun Lagrangian :

$$L=\frac{1}{2}m{\ell }^2({\dot{\theta }}^2+{\sin }^2\theta {\dot{\phi }}^2)+mg\ell \cos \theta .$$

Gamiltonian shunday

$$H=P_{\theta }\dot{\theta }+P_{\phi }\dot{\phi }-L$$

bu yerda

$$P_{\theta }=\frac{\partial L}{\partial \dot{\theta }}=m{\ell }^2\dot{\theta }$$

va

$$P_{\phi }=\frac{\partial L}{\partial \dot{\phi }}=m{\ell }^2{\sin }^2\theta \dot{\phi }.$$

Koordinatalar va impulslar nuqtai nazaridan, Gamiltonian buni oʻqiydi

$$H=\underset{T}{\underbrace{[\frac{1}{2}m{\ell }^2{\dot{\theta }}^2+\frac{1}{2}m{\ell }^2{\sin }^2\theta {\dot{\phi }}^2]}}+\underset{V}{\underbrace{[-mg\ell \cos \theta ]}}=\frac{P_{\theta }^2}{2m{\ell }^2}+\frac{P_{\phi }^2}{2m{\ell }^2{\sin }^2\theta }-mg\ell \cos \theta$$

Gamilton tenglamalari toʻrtta birinchi tartibli differensial tenglamalarda koordinatalar va qoʻshma impulslarning vaqt evolyutsiyasini beradi,

$$\begin{array}{cc}\dot{\theta }& =\frac{P_{\theta }}{m{\ell }^2}\\ \dot{\phi }& =\frac{P_{\phi }}{m{\ell }^2{\sin }^2\theta }\\ \dot{P_{\theta }}& =\frac{P_{\phi }^2}{m{\ell }^2{\sin }^3\theta }\cos \theta -mg\ell \sin \theta \\ \dot{P_{\phi }}& =0.\end{array}$$

impulsi, bu burchak momentumining vertikal komponentiga mos keladi $L_z=\ell \sin \theta \times m\ell \sin \theta \dot{\phi }$, harakat doimiysi. Bu vertikal oʻq atrofida tizimning aylanish simmetriyasining natijasidir. Gamiltonian, azimutdan yoʻq boʻlish $\phi$ siklik koordinata boʻlib, uning qoʻshma impulsining saqlanishini nazarda tutadi.

Gamilton tenglamalarini chiqarish

Gamilton tenglamalarini Lagrangian bilan hisoblash yoʻli bilan olish mumkin $ℒ$, umumlashtirilgan pozitsiyalar Andoza:Mvar va umumlashtirilgan tezliklar Andoza:Mvar, bu yerda $i=1,\dots ,n$ . Bu yerda biz qobiqdan tashqari ishlaymiz, yaʼni $q^i,{\dot{q}}^i,t$ Har qanday harakat tenglamalariga rioya qilish uchun cheklanmagan faza fazosidagi mustaqil koordinatalar (xususan, ${\dot{q}}^i$ ning hosilasi emas $q^i$). Lagrangianning umumiy farqi :

$$\mathrm{d}ℒ=\sum _i(\frac{\partial ℒ}{\partial q^i}\mathrm{d}{q}^i+\frac{\partial ℒ}{\partial {\dot{q}}^i}\mathrm{d}{\dot{q}}^i)+\frac{\partial ℒ}{\partial t}\mathrm{d}t.$$

Umumlashtirilgan impuls koordinatalari quyidagicha aniqlandi:$p_i=\partial ℒ/\partial {\dot{q}}^i$, shuning uchun tenglamani quyidagicha qayta yozishimiz mumkin:

$$\begin{array}{cc}\mathrm{d}ℒ=& \sum _i(\frac{\partial ℒ}{\partial q^i}\mathrm{d}{q}^i+p_i\mathrm{d}{\dot{q}}^i)+\frac{\partial ℒ}{\partial t}\mathrm{d}t\\ =& \sum _i(\frac{\partial ℒ}{\partial q^i}\mathrm{d}{q}^i+\mathrm{d}(p_i{\dot{q}}^i)-{\dot{q}}^i\mathrm{d}{p}_i)+\frac{\partial ℒ}{\partial t}\mathrm{d}t.\end{array}$$

Qayta tartibga solishdan keyin quyidagilar olinadi:

$$\mathrm{d}(\sum _i{p}_i{\dot{q}}^i-ℒ)=\sum _i(-\frac{\partial ℒ}{\partial q^i}\mathrm{d}{q}^i+{\dot{q}}^i\mathrm{d}{p}_i)-\frac{\partial ℒ}{\partial t}\mathrm{d}t.$$

Chap tarafdagi qavs ichidagi atama faqat Gamiltoniandir

$\mathscr{H}=\sum p_i{\dot{q}}^i-ℒ$

ilgari belgilangan, shuning uchun:

$$\mathrm{d}\mathscr{H}=\sum _i(-\frac{\partial ℒ}{\partial q^i}\mathrm{d}{q}^i+{\dot{q}}^i\mathrm{d}{p}_i)-\frac{\partial ℒ}{\partial t}\mathrm{d}t.$$

Gamiltonianning umumiy differensialini ham hisoblash mumkin $\mathscr{H}$ koordinatalariga nisbatan $q^i,p_i,t$ oʻrniga $q^i,{\dot{q}}^i,t$, hosil beradi:

$$\mathrm{d}\mathscr{H}=\sum _i(\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial q^i}\mathrm{d}{q}^i+\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial p_i}\mathrm{d}{p}_i)+\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial t}\mathrm{d}t.$$

Endi bu ikki ifodani tenglashtirish mumkin $d\mathscr{H}$, jihatidan biri $ℒ$, ikkinchisi jihatidan $\mathscr{H}$ :

$$\sum _i(-\frac{\partial ℒ}{\partial q^i}\mathrm{d}{q}^i+{\dot{q}}^i\mathrm{d}{p}_i)-\frac{\partial ℒ}{\partial t}\mathrm{d}t=\sum _i(\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial q^i}\mathrm{d}{q}^i+\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial p_i}\mathrm{d}{p}_i)+\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial t}\mathrm{d}t.$$

Ushbu hisob-kitoblar qobiqdan tashqari boʻlgani sababli, tegishli koeffitsientlarni tenglashtirish mumkin $\mathrm{d}{q}^i,\mathrm{d}{p}_i,\mathrm{d}t$ ikki tomondan:

$$\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial q^i}=-\frac{\partial ℒ}{\partial q^i},\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial p_i}={\dot{q}}^i,\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial t}=-\frac{\partial ℒ}{\partial t}.$$

Bunda, biri parametrik funksiyalarni almashtiradi $q^i=q^i(t)$ tezliklar bilan faza fazosida trayektoriyani belgilaydi ${\dot{q}}^i=\frac{d}{dt}{q}^i(t)$, Lagrange tenglamalariga boʻysunish:

$$\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}\frac{\partial ℒ}{\partial {\dot{q}}^i}-\frac{\partial ℒ}{\partial q^i}=0.$$

Qobiqdagi nuqtai nazardan qayta tartibga solish va yozish $p_i=p_i(t)$ beradi:

$$\frac{\partial ℒ}{\partial q^i}={\dot{p}}_i.$$

Shunday qilib, Lagranj tenglamalari Gamilton tenglamalariga ekvivalentdir:

$$\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial q^i}=-{\dot{p}}_i,\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial p_i}={\dot{q}}^i,\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial t}=-\frac{\partial ℒ}{\partial t}.$$

Vaqtdan mustaqil boʻlgan holda $\mathscr{H}$ va $ℒ$, yaʼni $\partial \mathscr{H}/\partial t=-\partial ℒ/\partial t=0$ , Gamilton tenglamalari Andoza:Math birinchi tartibli differensial tenglamalardan, Lagranj tenglamalari esa Andoza:Mvar ikkinchi tartibli tenglamalardan iborat. Gamilton tenglamalari odatda aniq yechimlarni topish qiyinligini kamaytirmaydi, lekin ulardan muhim nazariy natijalarni olish mumkin, chunki koordinatalar va momentlar deyarli simmetrik rollarga ega boʻlgan mustaqil oʻzgaruvchilardir. Gamilton tenglamalarining Lagranj tenglamalaridan yana bir afzalligi bor: agar tizim simmetriyaga ega boʻlsa, baʼzi koordinatalar $q_i$ Gamiltonianda (yaʼni tsiklik koordinatada) yuzaga kelmaydi, mos keladigan impuls koordinatasi. $p_i$ har bir traektoriya boʻylab saqlanadi va bu koordinatani toʻplamning boshqa tenglamalarida doimiyga kamaytirish mumkin. Bu muammoni Andoza:Mvar koordinatadan Andoza:Math koordinatagacha samarali qisqartiradi: bu geometriyadagi simplektik qisqarishning asosidir. Lagranj tizimida impulsning saqlanishi ham darhol sodir boʻladi, ammo barcha umumiy tezliklar ${\dot{q}}_i$ hali ham Lagranjiyada uchraydi va Andoza:Mvar koordinatali tenglamalar sistemasi haligacha yechilishi kerak. Lagrangian va Gamilton yondashuvlari klassik mexanikada chuqurroq natijalar uchun zamin yaratadi va kvant mexanikasida oʻxshash formulalarni taklif qiladi: yoʻl integral formulasi va Shredinger tenglamasi .

Gamiltonianning xossalari

• Gamiltonning qiymati $\mathscr{H}$ tizimning umumiy energiyasi, agar energiya funksiyasi boʻlsa $E_{ℒ}$ bir xil xususiyatga ega. (Tanrifiga qarang $\mathscr{H}).$
• $\frac{d\mathscr{H}}{dt}=\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial t}$ qachonki $𝐩(t),𝐪(t)$ Gamilton tenglamalarining yechimini hosil qilamiz.Andoza:Abzats Haqiqatdan ham, $\frac{d\mathscr{H}}{dt}=\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial 𝒑}\cdot \dot{𝒑}+\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial 𝒒}\cdot \dot{𝒒}+\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial t},$ va oxirgi muddatdan tashqari hamma narsa bekor qilinadi.
• $\mathscr{H}$ nuqta oʻzgarishlarida, yaʼni silliq oʻzgarishlarda oʻzgarmaydi $𝒒\leftrightarrow {𝒒}^{\prime }$ kosmik koordinatalar. (Energetika funksiyasining oʻzgarmasligidan kelib chiqadi $E_{ℒ}$ nuqta oʻzgarishlari ostida. $E_{ℒ}$ ning oʻzgarmasligi bevosita oʻrnatilishi mumkin).
• $\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial t}=-\frac{\partial ℒ}{\partial t}.$ (Qarang: Gamilton tenglamalarini chiqarish).
• $-\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial q^i}={\dot{p}}_i=\frac{\partial ℒ}{\partial q^i}.$ (Gemilton va Eyler-Lagranj tenglamalarini solishtiring yoki Gamilton tenglamalarini chiqarishga qarang).
• $\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial q^i}=0$ agar va faqat agar $\frac{\partial ℒ}{\partial q^i}=0.$Andoza:Abzats Oxirgi tenglama bajariladigan koordinata tsiklik (yoki inkor etilmaydigan) deyiladi. Har bir siklik koordinata $q^i$ tomonidan erkinlik darajalari sonini kamaytiradi $1,$ mos keladigan impulsni keltirib chiqaradi $p_i$ saqlanishi kerak va Gamilton tenglamalarini yechishni osonlashtiradi .

Elektromagnit maydondagi zaryadlangan zarrachaning Gamiltoniani

Gamilton mexanikasining yetarlicha tasviri elektromagnit maydondagi zaryadlangan zarrachaning Gamiltonian tomonidan berilgan. Dekart koordinatalarida elektromagnit maydondagi relyativistik boʻlmagan klassik zarrachaning lagranjiyani (SI birliklarida):

$$ℒ=\sum _i\frac{1}{2}m{\dot{x}}_i^2+\sum _{i}q{\dot{x}}_i{A}_i-q\phi$$

Bu yerda Andoza:Mvar — zarrachaning elektr zaryadi, Andoza:Mvar — elektr skayar potentsiali va Andoza:Mvar — magnit vektor potentsialining tarkibiy qismlari, ularning barchasi aniq bogʻliq boʻlishi mumkin. $x_i$ va $t$ .

Ushbu Lagranj Eyler-Lagranj tenglamasi bilan birgalikda Lorents kuch qonunini hosil qiladi.

$$m\ddot{𝐱}=q𝐄+q\dot{𝐱}\times 𝐁,$$va minimal ulanish deb ataladi.

Kanonik impulslar quyidagicha ifodalanadi:$$p_i=\frac{\partial ℒ}{\partial {\dot{x}}_i}=m{\dot{x}}_i+q{A}_i$$

Gamiltonian, Lagrangianning Legendre oʻzgarishi sifatida, shuning uchun:

$$\mathscr{H}=\sum _i{\dot{x}}_i{p}_i-ℒ=\sum _i\frac{{(p_i-q{A}_i)}^2}{2m}+q\phi$$

Bu tenglama kvant mexanikasida tez-tez ishlatiladi.

Oʻlchov transformatsiyasi ostida:$$𝐀\to 𝐀+\mathrm{\nabla }f,\phi \to \phi -\dot{f},$$Bu yerda Andoza:Math fazo va vaqtning har qanday skalyar funksiyasi boʻlib, yuqorida aytib oʻtilgan Lagranj, kanonik impuls va Gamilton oʻzgarishiga oʻxshash: $$L\to L^{\prime }=L+q\frac{df}{dt},𝐩\to {𝐩}^{\prime }=𝐩+q\mathrm{\nabla }f,H\to H^{\prime }=H-q\frac{\partial f}{\partial t},$$

Bu hali ham xuddi shu Gamilton tenglamasini ishlab chiqaradi:

$$\begin{array}{cc}{\frac{\partial H^{\prime }}{\partial x_i}|}_{p{\text{'}}_i}& ={\frac{\partial }{\partial x_i}|}_{p{\text{'}}_i}({\dot{x}}_{i}p{\text{'}}_i-L^{\prime })=-{\frac{\partial L^{\prime }}{\partial x_i}|}_{p{\text{'}}_i}\\ & =-{\frac{\partial L}{\partial x_i}|}_{p{\text{'}}_i}-q{\frac{\partial }{\partial x_i}|}_{p{\text{'}}_i}\frac{df}{dt}\\ & =-\frac{d}{dt}({\frac{\partial L}{\partial {\dot{x}}_i}|}_{p{\text{'}}_i}+q{\frac{\partial f}{\partial x_i}|}_{p{\text{'}}_i})\\ & =-\dot{p}{\text{'}}_i\end{array}$$

Kvant mexanikasida toʻlqin funksiyasi ham oʻlchagich transformatsiyasi vaqtida mahalliy U(1) guruh transformatsiyasiga oʻtadi, bu esa mahalliy U(1) transformatsiyalar ostida barcha fizik natijalar oʻzgarmas boʻlishi kerakligini bildiradi.

Elektromagnit maydondagi relativistik zaryadlangan zarracha

Zarra uchun relativistik lagranj (tinch massa $m$ va zaryadlash $q$) tomonidan berilgan:

$$ℒ(t)=-m{c}^2\sqrt{1-\frac{{\dot{𝐱}(t)}^2}{c^2}}+q\dot{𝐱}(t)\cdot 𝐀(𝐱(t),t)-q\phi (𝐱(t),t)$$

Shunday qilib, zarrachaning kanonik impulsi:

$$𝐩(t)=\frac{\partial ℒ}{\partial \dot{𝐱}}=\frac{m\dot{𝐱}}{\sqrt{1-\frac{{\dot{𝐱}}^2}{c^2}}}+q𝐀$$

yaʼni kinetik impuls va potensial impulsning yigʻindisi.

Tezlikni yechib, biz olamiz

$$\dot{𝐱}(t)=\frac{𝐩-q𝐀}{\sqrt{m^2+\frac{1}{c^2}{(𝐩-q𝐀)}^2}}$$

Gamiltonian ham shunday

$$\mathscr{H}(t)=\dot{𝐱}\cdot 𝐩-ℒ=c\sqrt{m^2{c}^2+{(𝐩-q𝐀)}^2}+q\phi$$

Natijada kuch tenglamasi (Eyler-Lagranj tenglamasiga teng)

$$\dot{𝐩}=-\frac{\partial \mathscr{H}}{\partial 𝐱}=q\dot{𝐱}\cdot (\mathrm{\nabla }𝐀)-q\mathrm{\nabla }\phi =q\mathrm{\nabla }(\dot{𝐱}\cdot 𝐀)-q\mathrm{\nabla }\phi$$

undan olish mumkin

$$\begin{array}{cc}\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}\left(\frac{m\dot{𝐱}}{\sqrt{1-\frac{{\dot{𝐱}}^2}{c^2}}}\right)& =\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}(𝐩-q𝐀)=\dot{𝐩}-q\frac{\partial 𝐀}{\partial t}-q(\dot{𝐱}\cdot \mathrm{\nabla })𝐀\\ & =q\mathrm{\nabla }(\dot{𝐱}\cdot 𝐀)-q\mathrm{\nabla }\phi -q\frac{\partial 𝐀}{\partial t}-q(\dot{𝐱}\cdot \mathrm{\nabla })𝐀\\ & =q𝐄+q\dot{𝐱}\times 𝐁\end{array}$$

Yuqoridagi hosila vektor hisob identifikatoridan foydalanadi:$$\frac{1}{2}\mathrm{\nabla }(𝐀\cdot 𝐀)=𝐀\cdot {𝐉}_{𝐀}=𝐀\cdot (\mathrm{\nabla }𝐀)=(𝐀\cdot \mathrm{\nabla })𝐀+𝐀\times (\mathrm{\nabla }\times 𝐀).$$Relyativistik (kinetik) impulsning funksiyasi sifatida Gamiltonian uchun ekvivalent ifoda, $𝐏=\gamma m\dot{𝐱}(t)=𝐩-q𝐀$, hisoblanadi

$$\mathscr{H}(t)=\dot{𝐱}(t)\cdot 𝐏(t)+\frac{m{c}^2}{\gamma }+q\phi (𝐱(t),t)=\gamma m{c}^2+q\phi (𝐱(t),t)=E+V$$

Bu kinetik impulsning afzalligi $𝐏$ kanonik impulsni eksperimental ravishda oʻlchash mumkin, $𝐩$da mumkin emas. Eʼtibor bering, Gamiltonian (toʻliq energiya) nisbiy energiya (kinetik + dam) yigʻindisi sifatida koʻrib chiqilishi mumkin, $E=\gamma m{c}^2$, ortiqcha potentsial energiya, $V=q\phi$ .

Simplektik geometriyadan Gamilton tenglamalarigacha

Gamilton sistemalarining geometriyasi

Gamiltonian bir necha ekvivalent usullar bilan silliq juft oʻlchamli Andoza:Math koʻp qirrali simplektik strukturani keltirib chiqarishi mumkin, eng yaxshi maʼlum boʻlganlari quyidagilardirAndoza:Sfn:

Yopiq degenerativ simplektik 2-forma sifatida ō. Darbu teoremasiga koʻra, Andoza:Mvar ning istalgan nuqtasi atrofidagi kichik mahallada tegishli mahalliy koordinatalar mavjud. $p_1,\cdots ,p_n,q_1,\cdots ,q_n$ (kanonik yoki simplektik koordinatalar), bunda simplektik shakl quyidagicha boʻladi:

$$\omega =\sum _{i=1}^{n}d{p}_i\wedge d{q}_i.$$Shakl $\omega$ kotangent fazo bilan tangens fazoning tabiiy izomorfizmini keltirib chiqaradi: $T_{x}M\cong T_x^{*}M.$ Bu vektorni xaritalash orqali amalga oshiriladi $\xi \in T_{x}M$ 1-shaklga ${\omega }_{\xi }\in T_x^{*}M,$ bu yerda ${\omega }_{\xi }(\eta )=\omega (\eta ,\xi )$ Barcha uchun $\eta \in T_{x}M.$ Bilinearligi va degeneratsiyasi tufayli $\omega ,$ va bu haqiqat $\dim T_{x}M=\dim T_x^{*}M,$ xaritalash $\xi \to {\omega }_{\xi }$ Bu, albatta, chiziqli izomorfizmdir . Bu izomorfizm tabiiydir, chunki u koordinatalar oʻzgarishi bilan oʻzgarmaydi $M.$ Hammasini takrorlash $x\in M,$ biz izomorfizm bilan yakunlaymiz $J^{-1}:\text{Vect}(M)\to {\mathrm{\Omega }}^1(M)$ silliq vektor maydonlarining cheksiz oʻlchovli fazosi va silliq 1-shakllar orasidagi. Har biri uchun $f,g\in C^{\mathrm{\infty }}(M,ℝ)$ va $\xi ,\eta \in \text{Vect}(M),$

$$J^{-1}(f\xi +g\eta )=f{J}^{-1}(\xi )+g{J}^{-1}(\eta ).$$

(Algebraik nuqtai nazardan, shuni aytish mumkin $C^{\mathrm{\infty }}(M,ℝ)$ -modullar $\text{Vect}(M)$ va ${\mathrm{\Omega }}^1(M)$ izomorf). Agar $H\in C^{\mathrm{\infty }}(M\times {ℝ}_t,ℝ),$ keyin, har bir sobit uchun $t\in {ℝ}_t,$$dH\in {\mathrm{\Omega }}^1(M),$ va $J(dH)\in \text{Vect}(M).$$J(dH)$ Gamilton vektor maydoni sifatida tanilgan. $M$da tegishli differensial tenglama yoqilgan.

$$\dot{x}=J(dH)(x)$$

Andoza:Em deyiladi. Bu yerda $x=x(t)$ va $J(dH)(x)\in T_{x}M$ vektor maydonining (vaqtga bogʻliq) qiymati $J(dH)$ da $x\in M.$

Gamilton tizimini Andoza:Mvar vaqt davomida tolalar toʻplami Andoza:Mvar deb tushunish mumkin, Andoza:Mvar tolasi Andoza:Math vaqtidagi joylashuv maydonidir. Shunday qilib, Lagrangian jet toʻplamining Andoza:Mvar ustida Andoza:Mvar ustidagi funksiyasi; Lagranjning tolali Legendre konvertatsiyasini olib, vaqt oʻtishi bilan dual toʻplamda funksiya hosil qiladi, uning tolasi Andoza:Mvar dagi kotangent fazosi Andoza:Math boʻlib, u tabiiy simplektik shakl bilan jihozlangan va bu oxirgi funksiya Gamiltoniandir. Lagranj va Gamilton mexanikasi oʻrtasidagi yozishmalarga tavtologik bir shakl bilan erishiladi.

Simplektik manifolddagi har qanday silliq real qiymatli H funksiyasidan Gamilton tizimini aniqlash uchun foydalanish mumkin. H funksiyasi „Gamiltonian“ yoki „energiya funksiyasi“ deb nomlanadi. Simplektik manifold keyin fazo fazosi deb ataladi. Gamiltonian simplektik manifoldda Gamilton vektor maydoni deb nomlanuvchi maxsus vektor maydonini induksiya qiladi.

Gamilton vektor maydoni manifoldda Gamilton oqimini keltirib chiqaradi. Bu kollektor oʻzgarishlarining bir parametrli oilasi (egri chiziqlar parametri odatda „vaqt“ deb ataladi); boshqacha qilib aytganda, simplektomorfizmlarning izotopi, identifikatsiyadan boshlab. Liuvil teoremasiga koʻra, har bir simplektomorfizm faza fazosida hajm shaklini saqlaydi. Gamilton oqimi tomonidan qoʻzgʻatilgan simplektomorfizmlar toʻplami odatda Gamilton tizimining „Gamilton mexanikasi“ deb ataladi.

Simplektik tuzilma Puasson qavsni keltirib chiqaradi. Puasson qavs Lie algebrasining strukturasi manifoldidagi funksiyalar maydonini beradi.

Agar Andoza:Mvar va Andoza:Mvar Andoza:Mvar da silliq funksiyalar boʻlsa, silliq funksiya Andoza:Math toʻgʻri aniqlanadi; u Andoza:Mvar va Andoza:Mvar funksiyalarning Puasson qavsi deyiladi va Andoza:Math bilan belgilanadi. Poisson qavs quyidagi xususiyatlarga ega:

1. ikkilik
2. antisimmetriya
3. Leybnits qoidasi : $\{F_1\cdot F_2,G\}=F_1\{F_2,G\}+F_2\{F_1,G\}$
4. Yakobi identifikatori : $\{\{H,F\},G\}+\{\{F,G\},H\}+\{\{G,H\},F\}\equiv 0$
5. degeneratsiya emas: agar Andoza:Mvar dagi Andoza:Mvar nuqta Andoza:Mvar uchun muhim boʻlmasa, u holda silliq Andoza:Mvar funktsiyasi mavjud boʻladi $\{F,G\}(x)\ne 0$ .

Andoza:Mvar funksiya berilgan$$\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}f=\frac{\partial }{\partial t}f+\{f,\mathscr{H}\},$$

agar ehtimollik taqsimoti mavjud boʻlsa Andoza:Mvar, u holda (fazo fazo tezligidan beri $({\dot{p}}_i,{\dot{q}}_i)$ nol divergensiyaga ega va ehtimollik saqlanib qolgan) uning konvektiv hosilasi nolga teng ekanligini koʻrsatish mumkin va shuning uchun

$$\frac{\partial }{\partial t}\rho =-\{\rho ,\mathscr{H}\}$$

Bu Liuvil teoremasi deb ataladi. Simplektik manifold ustidagi har bir silliq funksiya Andoza:Mvar simplektomorfizmlarning bir parametrli oilasini hosil qiladi va agar Andoza:Math boʻlsa, u holda Andoza:Mvar saqlanib qoladi va simplektomorfizmlar simmetriya oʻzgarishlari hisoblanadi.

Gamiltonian bir nechta saqlangan miqdorlarga ega boʻlishi mumkin Andoza:Mvar . Agar simplektik manifold Andoza:Math oʻlchamga ega boʻlsa va involyutsiyada boʻlgan Andoza:Mvar funksional mustaqil saqlangan Andoza:Mvar kattaliklari mavjud boʻlsa (yaʼni, Andoza:Math), u holda Gamiltonian Liuvil integrallanishi mumkin . Liuvil-Arnold teoremasi shuni koʻrsatadiki, lokal ravishda har qanday Liuvil integrallanadigan Gamiltonian simplektomorfizm orqali yangi Gamiltonianga koordinatalar sifatida Andoza:Mvar saqlanib qolgan kattaliklarga aylantirilishi mumkin; yangi koordinatalar harakat burchagi koordinatalari deb ataladi. Oʻzgartirilgan Gamiltonian faqat Andoza:Mvar ga bogʻliq va shuning uchun harakat tenglamalari oddiy shaklga ega.

$${\dot{G}}_i=0,{\dot{\phi }}_i=F_i(G)$$baʼzi funksiyalar uchun Andoza:Mvar . KAM(Kolmogorov-Arnold-Moser) teoremasi tomonidan boshqariladigan integral tizimlardan kichik ogʻishlarga qaratilgan butun bir maydon mavjud.

Gamilton vektor maydonlarining integralligi ochiq savol. Umuman olganda, Gamilton tizimlari xaotikdir; oʻlchov, toʻliqlik, yaxlitlik va barqarorlik tushunchalari kam taʼriflangan.

Riman manifoldlari

Muhim maxsus holat kvadrat shakllar boʻlgan Gamiltonianlardan iborat, yaʼni shunday yozilishi mumkin boʻlgan Gamiltonianlar.

$$\mathscr{H}(q,p)=\frac{1}{2}⟨p,p{⟩}_q$$

Bu yerda Andoza:Math — Andoza:Math tolalaridagi silliq oʻzgaruvchan ichki mahsulot, konfiguratsiya maydonidagi Andoza:Mvar nuqtasiga kotangent boʻshliq, baʼzan komerik deb ataladi. Bu Gamiltonian butunlay kinetik atamadan iborat.

Agar Rieman manifoldu yoki psevdo-Riman manifoldini hisobga oladigan boʻlsak, Rieman metrikasi tangens va kotangens toʻplamlari oʻrtasida chiziqli izomorfizmni keltirib chiqaradi. (Qarang: Musiqiy izomorfizm). Ushbu izomorfizmdan foydalanib, komerikni aniqlash mumkin. (Koordinatalarda belgilovchi matritsa metrikani belgilovchi matritsaga teskarisidir.) Bu Gamiltonian uchun Gamilton-Jakobi tenglamalarining yechimlari manifolddagi geodeziya bilan bir xil boʻladi. Xususan, bu holda Gamilton oqimi geodezik oqim bilan bir xil narsadir. Bunday yechimlarning mavjudligi va yechimlar toʻplamining toʻliqligi geodeziya maqolasida batafsil muhokama qilinadi. Hamilton oqimlari sifatida Geodeziyaga qarang.

Sub-Riman manifoldlari

Kometrika degenerativ boʻlsa, u teskari emas. Bunday holda, metrikaga ega boʻlmaganidek, Rieman manifoldiga ega emas. Biroq, Gamiltonian hali ham mavjud. Kometrik konfiguratsiya manifoldu Andoza:Mvar ning har Andoza:Mvar nuqtasida degeneratsiyaga uchragan holatda, komerikning darajasi manifold Andoza:Mvar oʻlchamidan kichik boʻlishi uchun, birida Riemanning pastki manifoldiga ega boʻladi.

Bu holatda Gamiltonian sub-rimanlik Gamiltonian sifatida tanilgan. Har bir bunday Gamiltonian komerikni oʻziga xos tarzda aniqlaydi va aksincha. Bu shuni anglatadiki, har bir sub-rimanlik manifold oʻzining sub-rimanlik Gamiltonian tomonidan noyob tarzda aniqlanadi va buning aksi toʻgʻri: har bir sub-rimanlik manifold noyob sub-rimanlik Gamiltonianga ega. Sub-Riman geodeziyasining mavjudligi Chou-Rashevskiy teoremasi bilan berilgan.

Uzluksiz, haqiqiy qiymatli Heisenberg guruhi sub-Riemann manifoldining oddiy misolini beradi. Heisenberg guruhi uchun Gamiltonian tomonidan berilgan

$$\mathscr{H}(x,y,z,p_x,p_y,p_z)=\frac{1}{2}(p_x^2+p_y^2).$$

Andoza:Mvar Hamiltonianni ichiga kirmaydi.

Puasson algebralari

Gamilton tizimlarini turli yoʻllar bilan umumlashtirish mumkin. Simplektik manifold ustidagi silliq funksiyalar algebrasini oddiygina koʻrib chiqish oʻrniga, Gamilton mexanikasi umumiy kommutativ birlik real Puasson algebralarida shakllantirilishi mumkin. Holat Puasson algebrasidagi uzluksiz chiziqli funksionaldir (baʼzi mos topologiyalar bilan jihozlangan), algebraning istalgan Andoza:Mvar elementi uchun Andoza:Math manfiy boʻlmagan haqiqiy songa mos keladi.

Yana bir umumlashtirish Nambu dinamikasi tomonidan berilgan.

Puasson qavs orqali kvant mexanikasiga umumlashtirish

Yuqoridagi Gamilton tenglamalari klassik mexanika uchun yaxshi ishlaydi, lekin kvant mexanikasi uchun emas, chunki muhokama qilingan differensial tenglamalar bir vaqtning oʻzida istalgan vaqtda zarrachaning aniq oʻrni va momentumini belgilash mumkinligini taxmin qiladi. Shu bilan birga, tenglamalarni keyinchalik umumlashtirish mumkin, keyin esa kvant mexanikasiga, shuningdek klassik mexanikaga, Puasson algebrasini Andoza:Mvar va Andoza:Mvar nisbatan Moyal qavslar algebrasiga deformatsiya qilish orqali kengaytirish mumkin.

Xususan, Gamilton tenglamasining umumiy shakli oʻqiydi

$$\frac{\mathrm{d}f}{\mathrm{d}t}=\{f,\mathscr{H}\}+\frac{\partial f}{\partial t}$$Bu yerda Andoza:Mvar Andoza:Mvar va Andoza:Mvar ning baʼzi funksiyasi, H esa Gamiltonian. Differensial tenglamalarga murojaat qilmasdan Puasson qavsni baholash qoidalarini bilish uchun Li algebrasiga qarang; Puasson qavs — bu Puasson algebrasidagi Li qavsning nomi. Keyinchalik bu Puasson qavslari Hilbrand J. Groenewold tomonidan isbotlanganidek, tengsiz Li algebrasiga mos keladigan Moyal qavslariga kengaytirilishi mumkin va shu bilan fazalar fazosida kvant mexanik diffuziyasini tasvirlaydi (Faza fazosining formulasiga va Wigner-Veyl konvertatsiyasiga qarang). Ushbu koʻproq algebraik yondashuv nafaqat fazalar boʻshligʻida ehtimollik taqsimotini Wigner kvazi-ehtimollik taqsimotiga kengaytirish imkonini beradi, balki oddiy Puasson qavs klassik sozlamalarida tizimdagi tegishli saqlangan miqdorlarni tahlil qilishda koʻproq kuch beradi.

Adabiyotlar

• Landau, Lev Davidovich; Lifshitz, Evgenii Mikhailovich (1976). Mechanics. Course of Theoretical Physics. Vol. 1. Sykes, J. B. (John Bradbury), Bell, J. S. (3rd ed.). Oxford. ISBN 0-08-021022-8. OCLC 2591126.
• Abraham, R.; Marsden, J.E. (1978). Foundations of mechanics (2d ed., rev., enl., and reset ed.). Reading, Mass.: Benjamin/Cummings Pub. Co. ISBN 0-8053-0102-X. OCLC 3516353.
• Arnol'd, V. I.; Kozlov, V. V.; Neĩshtadt, A. I. (1988). "Mathematical aspects of classical and celestial mechanics". Encyclopaedia of Mathematical Sciences, Dynamical Systems III. Vol. 3. Anosov, D. V. Berlin: Springer-Verlag. ISBN 0-387-17002-2. OCLC 16404140.
• Arnol'd, V. I. (1989). Mathematical methods of classical mechanics (2nd ed.). New York: Springer-Verlag. ISBN 0-387-96890-3. OCLC 18681352.
• Goldstein, Herbert; Poole, Charles P. Jr.; Safko, John L. (2002). Classical mechanics (3rd ed.). San Francisco: Addison Wesley. ISBN 0-201-31611-0. OCLC 47056311.
• Vinogradov, A. M.; Kupershmidt, B A (1977-08-31). "The structure of Hamiltonian mechanics". Russian Mathematical Surveys. 32 (4): 177–243.