Аналитическая механика

В теоретической физике и математической физике аналитическая механика , или теоретическая механика, представляет собой совокупность тесно связанных формулировок классической механики . Аналитическая механика использует скалярные свойства движения, представляющие систему в целом — обычно ее кинетическую энергию и потенциальную энергию . Уравнения движения скаляра выводятся из скалярной величины с помощью некоторого основного принципа изменения .

Аналитическая механика была разработана многими учеными и математиками в XVIII веке и позже, после механики Ньютона . Механика Ньютона рассматривает векторные величины движения, в частности , ускорения , импульсы и силы составляющих системы; ее также можно назвать векторной механикой . ^[1]Скаляр — это величина, тогда как вектор представлен количеством и направлением. Результаты этих двух разных подходов эквивалентны, но подход аналитической механики имеет много преимуществ для сложных задач.

Аналитическая механика использует ограничения системы для решения проблем. Ограничения ограничивают степени свободы, которые может иметь система, и могут использоваться для уменьшения количества координат, необходимых для определения движения. Формализм хорошо подходит для произвольного выбора координат, известных в контексте как обобщенные координаты . Кинетическая и потенциальная энергии системы выражаются с использованием этих обобщенных координат или импульсов, а уравнения движения могут быть легко составлены, таким образом, аналитическая механика позволяет решать многочисленные механические проблемы с большей эффективностью, чем полностью векторные методы. Это не всегда работает для неконсервативных сил или диссипативных сил, таких как трение , и в этом случае можно вернуться к механике Ньютона.

Двумя доминирующими ветвями аналитической механики являются лагранжева механика (с использованием обобщенных координат и соответствующих обобщенных скоростей в конфигурационном пространстве ) и гамильтонова механика (с использованием координат и соответствующих импульсов в фазовом пространстве ). Обе формулировки эквивалентны преобразованию Лежандра для обобщенных координат, скоростей и импульсов; следовательно, оба содержат одну и ту же информацию для описания динамики системы. Существуют и другие формулировки, такие как теория Гамильтона-Якоби , механика Рута и уравнение движения Аппелла . Все уравнения движения частиц и полей в любом формализме могут быть выведены из широко применимого результата, называемого принципом наименьшего действия . Одним из результатов является теорема Нётер , утверждение, которое связывает законы сохранения с соответствующими им симметриями .

Аналитическая механика не вводит новой физики и не является более общей, чем механика Ньютона. Скорее, это набор эквивалентных формализмов, имеющих широкое применение. Фактически те же принципы и формализмы могут использоваться в релятивистской механике и общей теории относительности , а также с некоторыми модификациями в квантовой механике и квантовой теории поля .

Аналитическая механика используется широко: от фундаментальной физики до прикладной математики , особенно теории хаоса .

Методы аналитической механики применимы к дискретным частицам, каждая из которых имеет конечное число степеней свободы. Их можно модифицировать для описания непрерывных полей или жидкостей, имеющих бесконечные степени свободы. Определения и уравнения имеют близкую аналогию с определениями механики.

Мотивация аналитической механики [ править ]

Целью механической теории является решение механических проблем, возникающих в физике и технике. Начиная с физической системы, такой как механизм или звездная система, разрабатывается математическая модель в форме дифференциального уравнения. Модель можно решить численно или аналитически, чтобы определить движение системы.

Векторный подход Ньютона к механике описывает движение с помощью векторных величин, таких как сила , скорость , ускорение . Эти величины характеризуют движение тела, идеализированного как «массовая точка» или « частица », понимаемая как отдельная точка, к которой прикреплена масса. Метод Ньютона был успешно применен к широкому кругу физических задач, включая движение частицы в Земли . гравитационном поле и движение планет вокруг Солнца В этом подходе законы Ньютона описывают движение дифференциальным уравнением, а затем задача сводится к решению этого уравнения.

Однако когда механическая система содержит много частиц (например, сложный механизм или жидкость ), подход Ньютона трудно применить. Использование ньютоновского подхода возможно при соблюдении надлежащих мер предосторожности, а именно: изолировать каждую отдельную частицу от других и определить все силы, действующие на нее. Такой анализ является громоздким даже в относительно простых системах. Ньютон думал, что его третий закон «действие равно противодействию» устранит все осложнения. ^{[ нужна цитата ]} Это неверно даже для такой простой системы, как вращение твердого тела . ^{[ нужны разъяснения ]} В более сложных системах векторный подход не может дать адекватного описания.

Аналитический подход упрощает проблемы, рассматривая механические системы как ансамбли частиц, взаимодействующих друг с другом, а не рассматривая каждую частицу как изолированную единицу. В векторном подходе силы необходимо определять индивидуально для каждой частицы, тогда как в аналитическом подходе достаточно знать одну единственную функцию, которая неявно содержит все силы, действующие на систему и в системе. Такое упрощение часто осуществляется с использованием определенных априорно установленных кинематических условий . Однако аналитическая трактовка не требует знания этих сил и принимает эти кинематические условия как должное. ^{[ нужна цитата ]}

Тем не менее, вывод уравнений движения сложной механической системы требует объединяющей основы, из которой они вытекают. ^{[ нужны разъяснения ]}Это обеспечивается различными вариационными принципами : за каждой системой уравнений стоит принцип, выражающий смысл всей системы. Учитывая фундаментальную и универсальную величину, называемую действием , принцип, согласно которому это действие является стационарным при небольшом изменении некоторой другой механической величины, порождает требуемый набор дифференциальных уравнений. Изложение принципа не требует какой-либо специальной системы координат , и все результаты выражаются в обобщенных координатах . Это означает, что аналитические уравнения движения не изменяются при преобразовании координат - свойство инвариантности , которого нет в векторных уравнениях движения. ^[2]

Не совсем ясно, что подразумевается под «решением» системы дифференциальных уравнений. Задача считается решенной, если координаты частиц в момент времени t выражаются как простые функции от t и параметров, определяющих начальные положения и скорости. Однако «простая функция» не является четко определенным понятием: в настоящее время функция f ( t ) рассматривается не как формальное выражение в t ( элементарная функция ), как во времена Ньютона, а в большинстве случаев как величина, определяемая t , и провести резкую грань между «простыми» и «непростыми» функциями невозможно. Если говорить просто о «функциях», то каждая механическая задача решается, как только она правильно сформулирована в дифференциальных уравнениях, поскольку заданные начальные условия и t определяют координаты в точке t . Это особенно актуально в настоящее время, когда современные методы компьютерного моделирования обеспечивают арифметические решения механических задач с любой желаемой степенью точности, при этом дифференциальные уравнения заменяются на разностные уравнения .

Тем не менее, несмотря на отсутствие точных определений, очевидно, что задача двух тел имеет простое решение, а задача трех тел — нет. Задача двух тел решается формулами с параметрами; их значения можно менять для изучения класса всех решений, то есть математической структуры задачи. Более того, можно составить точную мысленную или нарисованную картину движения двух тел, и она может быть столь же реальной и точной, как и реальные тела, движущиеся и взаимодействующие. В задаче трех тел параметрам также можно присвоить определенные значения; однако решение с этими присвоенными значениями или набор таких решений не раскрывает математическую структуру проблемы. Как и во многих других задачах, математическую структуру можно выяснить, только исследуя сами дифференциальные уравнения.

Аналитическая механика стремится к еще большему: не к пониманию математической структуры отдельной механической задачи, а к пониманию математической структуры класса задач, настолько широкого, что они охватывают большую часть механики. Он концентрируется на системах, к которым применимы лагранжевы или гамильтоновы уравнения движения и которые действительно включают очень широкий круг задач. ^[3]

Развитие аналитической механики преследует две цели: (i) расширить круг решаемых задач путем разработки стандартных методов с широким диапазоном применимости и (ii) понять математическую структуру механики. Однако в долгосрочной перспективе (ii) может помочь (i) больше, чем концентрация на конкретных проблемах, для решения которых уже разработаны методы.

Внутреннее движение [ править ]

Обобщенные координаты и ограничения [ править ]

В ньютоновской механике обычно используются все три декартовых координаты или другая трехмерная система координат тела для обозначения положения во время его движения. Однако в физических системах какая-то структура или другая система обычно удерживает движение тела в определенных направлениях и путях. Таким образом, полный набор декартовых координат часто не нужен, поскольку ограничения определяют развивающиеся отношения между координатами, и эти отношения можно моделировать с помощью уравнений, соответствующих ограничениям. В формализмах Лагранжа и Гамильтона ограничения включены в геометрию движения, сокращая количество координат до минимума, необходимого для моделирования движения. Они известны как обобщенные координаты , обозначаемые q _i ( i = 1, 2, 3...). ^[4]^: 231

Разница между криволинейными и обобщенными координатами [ править ]

Обобщенные координаты включают ограничения на систему. имеется одна обобщенная координата q _i Для каждой степени свободы (для удобства обозначена индексом i = 1, 2... N ), т.е. каждым способом система может изменить свою конфигурацию ; как криволинейные длины или углы поворота. Обобщенные координаты — это не то же самое, что криволинейные координаты. Количество криволинейных координат равно размерности рассматриваемого позиционного пространства (обычно 3 для трехмерного пространства), тогда как количество обобщенных координат не обязательно равно этому размеру; ограничения могут уменьшить количество степеней свободы (следовательно, количество обобщенных координат, необходимых для определения конфигурации системы), следуя общему правилу: ^[5]^{[ сомнительно – обсудить ]}

[ размерность позиционного пространства (обычно 3)] × [количество составляющих системы («частиц»)] — (количество ограничений )

= (количество степеней свободы ) = (количество обобщенных координат )

Для системы с N степенями свободы обобщенные координаты можно собрать в N - кортеж :

\mathbf {q} =(q_{1},q_{2},\dots ,q_{N})

и производная по времени (здесь обозначена точкой) этого кортежа дает обобщенные скорости :

{\frac {d\mathbf {q} }{dt}}=\left({\frac {dq_{1}}{dt}},{\frac {dq_{2}}{dt}},\dots ,{\frac {dq_{N}}{dt}}\right)\equiv \mathbf {\dot {q}} =({\dot {q}}_{1},{\dot {q}}_{2},\dots ,{\dot {q}}_{N}).

Принцип виртуальной работы Даламбера [ править ]

Принцип Даламбера гласит, что бесконечно малая виртуальная работа , совершаемая силой при обратимых перемещениях, равна нулю, что представляет собой работу, совершаемую силой, соответствующей идеальным ограничениям системы. Идея ограничения полезна, поскольку она ограничивает возможности системы и может обеспечить шаги для решения проблемы движения системы. Уравнение принципа Даламбера: ^[6]^: 265

\delta W={\boldsymbol {\mathcal {Q}}}\cdot \delta \mathbf {q} =0\,,

где

{\boldsymbol {\mathcal {Q}}}=({\mathcal {Q}}_{1},{\mathcal {Q}}_{2},\dots ,{\mathcal {Q}}_{N})

— обобщенные силы (здесь используется алфавит Q вместо обычного Q, чтобы предотвратить конфликт с каноническими преобразованиями ниже), а

q

— обобщенные координаты. Это приводит к обобщенной форме законов Ньютона на языке аналитической механики:

{\boldsymbol {\mathcal {Q}}}={\frac {d}{dt}}\left({\frac {\partial T}{\partial \mathbf {\dot {q}} }}\right)-{\frac {\partial T}{\partial \mathbf {q} }}\,,

где T — полная кинетическая энергия системы, а обозначение

{\frac {\partial }{\partial \mathbf {q} }}=\left({\frac {\partial }{\partial q_{1}}},{\frac {\partial }{\partial q_{2}}},\dots ,{\frac {\partial }{\partial q_{N}}}\right)

— полезное сокращение (см. обозначение в матричном это исчислении).

Ограничения [ править ]

Если криволинейная система координат определяется стандартным вектором положения $r$ и если вектор положения можно записать через обобщенные координаты $q$ и время $t$ в виде:

\mathbf {r} =\mathbf {r} (\mathbf {q} (t),t)

и это соотношение справедливо для всех времен

t

, тогда

q

называются голономными ограничениями . ^[7]Вектор

r

явно зависит от

t

в случаях, когда ограничения меняются со временем, а не только из-за

q (t)

. Для нестационарных ситуаций ограничения также называют склерономическими , для нестационарных случаев — реономическими . ^[5]

Лагранжева механика [ править ]

Введение обобщенных координат и фундаментальной функции Лагранжа:

L(\mathbf {q} ,\mathbf {\dot {q}} ,t)=T(\mathbf {q} ,\mathbf {\dot {q}} ,t)-V(\mathbf {q} ,\mathbf {\dot {q}} ,t)

где T - полная кинетическая энергия , а V - полная потенциальная энергия всей системы, то либо следуя вариационному исчислению , либо используя приведенную выше формулу, - приводим к уравнениям Эйлера-Лагранжа ;

{\frac {d}{dt}}\left({\frac {\partial L}{\partial \mathbf {\dot {q}} }}\right)={\frac {\partial L}{\partial \mathbf {q} }}\,,

которые представляют собой набор N второго порядка обыкновенных дифференциальных уравнений , по одному на каждое q _i ( t ).

Эта формулировка определяет фактический путь, по которому следует движение, как выбор пути, по которому интеграл кинетической энергии по времени наименьший , предполагая, что полная энергия фиксирована, и не налагая никаких условий на время прохождения.

Лагранжева формулировка использует конфигурационное пространство системы, набор всех возможных обобщенных координат:

{\mathcal {C}}=\{\mathbf {q} \in \mathbb {R} ^{N}\}\,,

где $\mathbb {R} ^{N}$ является N -мерным реальным пространством (см. также обозначение построителя множеств ). Частное решение уравнений Эйлера-Лагранжа называется (конфигурационным) путем или траекторией , т.е. одним конкретным q ( t ), подчиняющимся требуемым начальным условиям . Общие решения образуют набор возможных конфигураций в зависимости от времени:

\{\mathbf {q} (t)\in \mathbb {R} ^{N}\,:\,t\geq 0,t\in \mathbb {R} \}\subseteq {\mathcal {C}}\,,

Конфигурационное пространство можно определить более широко и даже более глубоко в терминах топологических многообразий и касательного расслоения .

Гамильтонова механика [ править ]

Преобразование Лежандра лагранжиана заменяет обобщенные координаты и скорости ( q , q̇ ) на ( q , p ); обобщенные координаты и обобщенные импульсы , сопряженные с обобщенными координатами:

\mathbf {p} ={\frac {\partial L}{\partial \mathbf {\dot {q}} }}=\left({\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{1}}},{\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{2}}},\cdots {\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{N}}}\right)=(p_{1},p_{2}\cdots p_{N})\,,

и вводит гамильтониан (который выражается в обобщенных координатах и импульсах):

H(\mathbf {q} ,\mathbf {p} ,t)=\mathbf {p} \cdot \mathbf {\dot {q}} -L(\mathbf {q} ,\mathbf {\dot {q}} ,t)

где $\cdot$ обозначает скалярное произведение , что также приводит к уравнениям Гамильтона :

\mathbf {\dot {p}} =-{\frac {\partial H}{\partial \mathbf {q} }}\,,\quad \mathbf {\dot {q}} =+{\frac {\partial H}{\partial \mathbf {p} }}\,,

которые теперь представляют собой набор из 2 N обыкновенных дифференциальных уравнений первого порядка, по одному для каждого i ₍ t ) и pi _t ( q ). Другой результат преобразования Лежандра связывает производные по времени лагранжиана и гамильтониана:

{\frac {dH}{dt}}=-{\frac {\partial L}{\partial t}}\,,

которое часто считают одним из уравнений движения Гамильтона в дополнение к остальным. Обобщенные импульсы можно записать через обобщенные силы так же, как второй закон Ньютона:

\mathbf {\dot {p}} ={\boldsymbol {\mathcal {Q}}}\,.

Аналогично конфигурационному пространству, набор всех импульсов представляет собой обобщенное импульсное пространство :

{\mathcal {M}}=\{\mathbf {p} \in \mathbb {R} ^{N}\}\,.

(«Пространство импульса» также относится к « k -пространству»; набор всех волновых векторов (задаваемых соотношениями Де Бройля ), используемых в квантовой механике и теории волн )

Набор всех положений и импульсов образует фазовое пространство :

{\mathcal {P}}={\mathcal {C}}\times {\mathcal {M}}=\{(\mathbf {q} ,\mathbf {p} )\in \mathbb {R} ^{2N}\}\,,

то есть декартово произведение конфигурационного пространства и обобщенного пространства импульсов.

Частное решение уравнений Гамильтона называется фазовым путем , конкретной кривой ( q ( t ), p ( t )) при соблюдении требуемых начальных условий. Совокупность всех фазовых траекторий, общее решение дифференциальных уравнений, представляет собой фазовый портрет :

\{(\mathbf {q} (t),\mathbf {p} (t))\in \mathbb {R} ^{2N}\,:\,t\geq 0,t\in \mathbb {R} \}\subseteq {\mathcal {P}}\,,

Скобка Пуассона [ править ]

Все динамические переменные могут быть получены из положения q , импульса p и времени t и записаны как их функции: A = A ( q , p , t ). Если A ( q , p , t ) и B ( q , p , t ) две скалярные динамические переменные, скобка Пуассона определяется обобщенными координатами и импульсами:

{\begin{aligned}\{A,B\}\equiv \{A,B\}_{\mathbf {q} ,\mathbf {p} }&={\frac {\partial A}{\partial \mathbf {q} }}\cdot {\frac {\partial B}{\partial \mathbf {p} }}-{\frac {\partial A}{\partial \mathbf {p} }}\cdot {\frac {\partial B}{\partial \mathbf {q} }}\\&\equiv \sum _{k}{\frac {\partial A}{\partial q_{k}}}{\frac {\partial B}{\partial p_{k}}}-{\frac {\partial A}{\partial p_{k}}}{\frac {\partial B}{\partial q_{k}}}\,,\end{aligned}}

Вычисление полной производной одного из них, скажем A , и подстановка уравнений Гамильтона в результат приводит к временной эволюции A :

{\frac {dA}{dt}}=\{A,H\}+{\frac {\partial A}{\partial t}}\,.

Это уравнение в A тесно связано с уравнением движения в картине квантовой механики Гейзенберга , в которой классические динамические переменные становятся квантовыми операторами (обозначены шляпками (^)), а скобка Пуассона заменяется коммутатором операторов посредством формулы Дирака. каноническое квантование :

\{A,B\}\rightarrow {\frac {1}{i\hbar }}[{\hat {A}},{\hat {B}}]\,.

лагранжиана гамильтониана Свойства и

Ниже приведены перекрывающиеся свойства функций Лагранжа и Гамильтона. ^[5]^[8]

Все отдельные обобщенные координаты q _i ( t ), скорости q̇ _i ( t ) и импульсы p _i ( t ) для каждой степени свободы взаимно независимы. Явная зависимость функции от времени означает, что функция фактически включает время t как переменную в дополнение к q ( t ), p ( t ), а не просто как параметр через q ( t ) и p ( t ), что означало бы явная независимость от времени.
Лагранжиан инвариантен относительно сложения полной производной по времени любой функции от q' и t , то есть: $L'=L+{\frac {d}{dt}}F(\mathbf {q} ,t)\,,$ поэтому каждый лагранжиан L и L описывают одно и то же движение . Другими словами, лагранжиан системы не уникален.
Аналогично, гамильтониан инвариантен относительно добавления частной производной по времени любой функции от q , p и t , то есть: $K=H+{\frac {\partial }{\partial t}}G(\mathbf {q} ,\mathbf {p} ,t)\,,$ ( К в данном случае — часто используемая буква). Это свойство используется в канонических преобразованиях (см. ниже).
Если лагранжиан не зависит от некоторых обобщенных координат, то обобщенные импульсы, сопряженные с этими координатами, являются константами движения , т. е. сохраняются , это непосредственно следует из уравнений Лагранжа: ${\frac {\partial L}{\partial q_{j}}}=0\,\rightarrow \,{\frac {dp_{j}}{dt}}={\frac {d}{dt}}{\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{j}}}=0$ Такие координаты являются « циклическими » или «игнорируемыми». Можно показать, что гамильтониан также цикличен точно в тех же обобщенных координатах.
Если лагранжиан не зависит от времени, гамильтониан также не зависит от времени (т. е. оба постоянны во времени).
Если кинетическая энергия является однородной функцией обобщенных скоростей степени 2, а лагранжиан явно не зависит от времени, то: $T((\lambda {\dot {q}}_{i})^{2},(\lambda {\dot {q}}_{j}\lambda {\dot {q}}_{k}),\mathbf {q} )=\lambda ^{2}T(({\dot {q}}_{i})^{2},{\dot {q}}_{j}{\dot {q}}_{k},\mathbf {q} )\,,\quad L(\mathbf {q} ,\mathbf {\dot {q}} )\,,$ где λ — константа, то гамильтонианом будет полная сохраняющаяся энергия , равная полной кинетической и потенциальной энергиям системы: $H=T+V=E\,.$ Это основа уравнения Шрёдингера , его можно получить напрямую, вставив квантовые операторы .

Принцип наименьшего действия [ править ]

Действие — еще одна величина в аналитической механике, определяемая как функционал лагранжиана:

{\mathcal {S}}=\int _{t_{1}}^{t_{2}}L(\mathbf {q} ,\mathbf {\dot {q}} ,t)dt\,.

Общим способом нахождения уравнений движения по действию является принцип наименьшего действия : ^[10]

\delta {\mathcal {S}}=\delta \int _{t_{1}}^{t_{2}}L(\mathbf {q} ,\mathbf {\dot {q}} ,t)dt=0\,,

где время отправления t ₁ и время прибытия t ₂ фиксированы. ^[1] Термин «путь» или «траектория» относится к времени как пути через конфигурационное пространство. эволюции системы во ${\mathcal {C}}$ другими словами, q ( t ) прослеживает путь в ${\mathcal {C}}$ . Путь, по которому действие наименьшее, — это путь, выбранный системой.

Из этого принципа все уравнения движения можно вывести в классической механике. Этот подход можно распространить на поля, а не на систему частиц (см. ниже), и он лежит в основе с интегралом по траекториям формулировки квантовой механики . ^[11]^[12] и используется для расчета геодезического движения в общей теории относительности . ^[13]

Механика Гамильтона-Якоби [ править ]

Канонические преобразования

Инвариантность гамильтониана (при добавлении частной производной по времени произвольной функции от p , q и t гамильтониан в одном наборе координат q и импульсов p ) позволяет преобразовать в новый набор Q = Q ( q , p , t ) и P = P ( q , p , t ) четырьмя возможными способами:

{\begin{aligned}&K(\mathbf {Q} ,\mathbf {P} ,t)=H(\mathbf {q} ,\mathbf {p} ,t)+{\frac {\partial }{\partial t}}G_{1}(\mathbf {q} ,\mathbf {Q} ,t)\\&K(\mathbf {Q} ,\mathbf {P} ,t)=H(\mathbf {q} ,\mathbf {p} ,t)+{\frac {\partial }{\partial t}}G_{2}(\mathbf {q} ,\mathbf {P} ,t)\\&K(\mathbf {Q} ,\mathbf {P} ,t)=H(\mathbf {q} ,\mathbf {p} ,t)+{\frac {\partial }{\partial t}}G_{3}(\mathbf {p} ,\mathbf {Q} ,t)\\&K(\mathbf {Q} ,\mathbf {P} ,t)=H(\mathbf {q} ,\mathbf {p} ,t)+{\frac {\partial }{\partial t}}G_{4}(\mathbf {p} ,\mathbf {P} ,t)\\\end{aligned}}

С таким ограничением на P и Q , что преобразованная гамильтонова система имеет вид:

\mathbf {\dot {P}} =-{\frac {\partial K}{\partial \mathbf {Q} }}\,,\quad \mathbf {\dot {Q}} =+{\frac {\partial K}{\partial \mathbf {P} }}\,,

указанные выше преобразования называются каноническими преобразованиями , каждая функция G _n называется производящей функцией « n- го рода» или «типа -n ». Преобразование координат и импульсов может позволить упростить решение уравнений Гамильтона для данной задачи.

Выбор Q и P совершенно произволен, но не каждый выбор приводит к каноническому преобразованию. Одним из простых критериев каноничности преобразований q → Q и p → P является то, что скобка Пуассона равна единице,

\{Q_{i},P_{i}\}=1

для всех i = 1, 2, N. ... Если это не так, то преобразование не является каноническим. ^[5]

Уравнение Гамильтона – Якоби

Полагая канонически преобразованный гамильтониан K = 0 и производящую функцию типа 2 равной главной функции Гамильтона (также действие ${\mathcal {S}}$ ) плюс произвольная константа C :

G_{2}(\mathbf {q} ,t)={\mathcal {S}}(\mathbf {q} ,t)+C\,,

обобщенные импульсы становятся:

\mathbf {p} ={\frac {\partial {\mathcal {S}}}{\partial \mathbf {q} }}

и P является постоянным, то уравнение Гамильтона-Якоби (HJE) может быть получено из канонического преобразования типа 2:

H=-{\frac {\partial {\mathcal {S}}}{\partial t}}

где H - гамильтониан, как и раньше:

H=H(\mathbf {q} ,\mathbf {p} ,t)=H\left(\mathbf {q} ,{\frac {\partial {\mathcal {S}}}{\partial \mathbf {q} }},t\right)

Другая связанная функция - характеристическая функция Гамильтона.

W(\mathbf {q} )={\mathcal {S}}(\mathbf {q} ,t)+Et

используется для решения HJE путем аддитивного разделения переменных для независимого от времени гамильтониана H .

Изучение решений уравнений Гамильтона–Якоби естественным образом приводит к изучению симплектических многообразий и симплектической топологии . ^[14]^[15] В этой формулировке решения уравнений Гамильтона–Якоби представляют собой интегральные кривые гамильтоновых векторных полей .

Рутианская механика [ править ]

Механика Рутиана — это гибридная формулировка механики Лагранжа и Гамильтона, которая используется нечасто, но особенно полезна для удаления циклических координат. ^{[ нужна цитата ]} Если лагранжиан системы имеет s циклических координат q = q ₁ , q ₂ , ... q _s с сопряженными импульсами p = p ₁ , p ₂ , ... p _s , а остальные координаты нециклические и обозначаемые ζ = ζ ₁ , ζ ₁ , ..., ζ _{N − s} , их можно удалить, введя рутиан :

R=\mathbf {p} \cdot \mathbf {\dot {q}} -L(\mathbf {q} ,\mathbf {p} ,{\boldsymbol {\zeta }},{\dot {\boldsymbol {\zeta }}})\,,

что приводит к системе 2s гамильтоновых уравнений для циклических координат q ,

{\dot {\mathbf {q} }}=+{\frac {\partial R}{\partial \mathbf {p} }}\,,\quad {\dot {\mathbf {p} }}=-{\frac {\partial R}{\partial \mathbf {q} }}\,,

и N − s уравнений Лагранжа в нециклических координатах ζ .

{\frac {d}{dt}}{\frac {\partial R}{\partial {\dot {\boldsymbol {\zeta }}}}}={\frac {\partial R}{\partial {\boldsymbol {\zeta }}}}\,.

При такой настройке, хотя рутиан имеет форму гамильтониана, его можно рассматривать как лагранжиан с N - s степенями свободы.

Координаты q не обязательно должны быть циклическими, разбиение между координатами, входящими в уравнения Гамильтона, и координатами, входящими в уравнения Лагранжа, произвольно. Просто удобно позволить уравнениям Гамильтона удалить циклические координаты, оставив нециклические координаты лагранжевым уравнениям движения.

Апеллянская механика [ править ]

Уравнение движения Аппелла включает обобщенные ускорения, вторые производные по времени от обобщенных координат:

\alpha _{r}={\ddot {q}}_{r}={\frac {d^{2}q_{r}}{dt^{2}}}\,,

а также обобщенные силы, упомянутые выше в принципе Даламбера. Уравнения

{\mathcal {Q}}_{r}={\frac {\partial S}{\partial \alpha _{r}}}\,,\quad S={\frac {1}{2}}\sum _{k=1}^{N}m_{k}\mathbf {a} _{k}^{2}\,,

где

\mathbf {a} _{k}={\ddot {\mathbf {r} }}_{k}={\frac {d^{2}\mathbf {r} _{k}}{dt^{2}}}

— ускорение k- частицы, вторая производная по времени ее вектора положения. Каждое ускорение a _k выражается через обобщенные ускорения α _r , аналогично каждое ускорение a _k выражается через обобщенные координаты q _r .

Классическая теория поля [ править ]

поля Лагранжева теория

Обобщенные координаты применяются к дискретным частицам. Для N скалярных полей φ _i ( r , t ), где i = 1, 2, ... N , лагранжева плотность является функцией этих полей и их пространственных и временных производных, а также, возможно, самих пространственных и временных координат:

{\mathcal {L}}={\mathcal {L}}(\phi _{1},\phi _{2},\dots ,\nabla \phi _{1},\nabla \phi _{2},\dots ,\partial _{t}\phi _{1},\partial _{t}\phi _{2},\ldots ,\mathbf {r} ,t)\,.

а уравнения Эйлера–Лагранжа имеют аналог для полей:

\partial _{\mu }\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial (\partial _{\mu }\phi _{i})}}\right)={\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial \phi _{i}}}\,,

где ∂ _µ обозначает 4-градиент и соглашение о суммировании использовалось . Для N скалярных полей эти уравнения лагранжева поля представляют собой набор N дифференциальных уравнений в частных производных второго порядка в полях, которые в общем случае будут связанными и нелинейными.

Эта формулировка скалярного поля может быть распространена на векторные поля , тензорные поля и спинорные поля .

Лагранжиан представляет собой объемный интеграл от плотности лагранжиана: ^[12]^[16]

L=\int _{\mathcal {V}}{\mathcal {L}}\,dV\,.

Первоначально разработанная для классических полей, приведенная выше формулировка применима ко всем физическим полям в классических, квантовых и релятивистских ситуациях: таким как ньютоновская гравитация , классический электромагнетизм , общая теория относительности и квантовая теория поля . Это вопрос определения правильной плотности лагранжиана для создания правильного уравнения поля.

поля Гамильтонова теория

Соответствующие плотности поля «импульса», сопряженные с N скалярными полями φ _i ( r , t ), равны: ^[12]

\pi _{i}(\mathbf {r} ,t)={\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\phi }}_{i}}}\,\quad {\dot {\phi }}_{i}\equiv {\frac {\partial \phi _{i}}{\partial t}}

где в этом контексте лишняя точка обозначает частичную производную по времени, а не полную производную по времени. гамильтониана Плотность

{\mathcal {H}}

определяется по аналогии с механикой:

{\mathcal {H}}(\phi _{1},\phi _{2},\ldots ,\pi _{1},\pi _{2},\ldots ,\mathbf {r} ,t)=\sum _{i=1}^{N}{\dot {\phi }}_{i}(\mathbf {r} ,t)\pi _{i}(\mathbf {r} ,t)-{\mathcal {L}}\,.

Уравнения движения:

{\dot {\phi }}_{i}=+{\frac {\delta {\mathcal {H}}}{\delta \pi _{i}}}\,,\quad {\dot {\pi }}_{i}=-{\frac {\delta {\mathcal {H}}}{\delta \phi _{i}}}\,,

где вариационная производная

{\frac {\delta }{\delta \phi _{i}}}={\frac {\partial }{\partial \phi _{i}}}-\partial _{\mu }{\frac {\partial }{\partial (\partial _{\mu }\phi _{i})}}

должны использоваться вместо простых частных производных. Для N полей эти гамильтоновы уравнения поля представляют собой набор из 2 N дифференциальных уравнений в частных производных первого порядка, которые, как правило, будут связанными и нелинейными.

Опять же, объемный интеграл от плотности гамильтониана — это гамильтониан

H=\int _{\mathcal {V}}{\mathcal {H}}\,dV\,.

Нётер и теорема Симметрия, сохранение

Преобразования симметрии в классическом пространстве и времени

Каждое преобразование может быть описано оператором (т.е. функцией, воздействующей на переменные положения r или импульса p для их изменения). Ниже приведены случаи, когда оператор не меняет r или p , т.е. симметрии. ^[11]

Трансформация	Оператор	Позиция	Импульс
Трансляционная симметрия	$X(\mathbf {a} )$	$\mathbf {r} \rightarrow \mathbf {r} +\mathbf {a}$	$\mathbf {p} \rightarrow \mathbf {p}$
Перевод времени	$U(t_{0})$	$\mathbf {r} (t)\rightarrow \mathbf {r} (t+t_{0})$	$\mathbf {p} (t)\rightarrow \mathbf {p} (t+t_{0})$
Вращательная инвариантность	$R(\mathbf {\hat {n}} ,\theta )$	$\mathbf {r} \rightarrow R(\mathbf {\hat {n}} ,\theta )\mathbf {r}$	$\mathbf {p} \rightarrow R(\mathbf {\hat {n}} ,\theta )\mathbf {p}$
Преобразования Галилея	$G(\mathbf {v} )$	$\mathbf {r} \rightarrow \mathbf {r} +\mathbf {v} t$	$\mathbf {p} \rightarrow \mathbf {p} +m\mathbf {v}$
Паритет	$P$	$\mathbf {r} \rightarrow -\mathbf {r}$	$\mathbf {p} \rightarrow -\mathbf {p}$
Т-симметрия	$T$	$\mathbf {r} \rightarrow \mathbf {r} (-t)$	$\mathbf {p} \rightarrow -\mathbf {p} (-t)$

где R ( n̂ , θ) — матрица вращения вокруг оси, определяемой единичным вектором n̂ и углом θ.

Теорема Нётер

Теорема Нётер утверждает, что непрерывное преобразование симметрии действия соответствует закону сохранения , т.е. действие (и, следовательно, лагранжиан) не изменяется при преобразовании, параметризованном параметром s :

L[q(s,t),{\dot {q}}(s,t)]=L[q(t),{\dot {q}}(t)]

лагранжиан описывает одно и то же движение независимо от s , которым может быть длина, угол поворота или время. Соответствующие импульсы q сохранятся. ^[5]

См. также [ править ]

Ссылки и примечания [ править ]

^ Перейти обратно: ^а ^б Ланцос, Корнелиус (1970). Вариационные принципы механики (4-е изд.). Нью-Йорк: Dover Publications Inc. Введение, стр. XXI–XXIX. ISBN 0-486-65067-7 .
^ Ланцос, Корнелиус (1970). Вариационные принципы механики (4-е изд.). Нью-Йорк: Dover Publications Inc. стр. 100-1 3–6. ISBN 978-0-486-65067-8 .
^ Synge, JL (1960). «Классическая динамика». Во Флюгге, С. (ред.). Основы классической механики и теории поля / Основы классической механики и теории поля . Энциклопедия физики / Справочник по физике. Том 2 / 3 / 1. Берлин, Гейдельберг: Springer Berlin Heidelberg. дои : 10.1007/978-3-642-45943-6 . ISBN 978-3-540-02547-4 . OCLC 165699220 .
^ Киббл, Том и Беркшир, Фрэнк Х. «Классическая механика» (5-е издание). Сингапур, Всемирная научная издательская компания, 2004.
^ Перейти обратно: ^а ^б ^с ^д ^Это Аналитическая механика , Л. Н. Хэнд, Дж. Д. Финч, издательство Кембриджского университета, 2008 г., ISBN 978-0-521-57572-0
^ Торби, Брюс (1984). «Энергетические методы». Advanced Dynamics для инженеров . Серия HRW в области машиностроения. Соединенные Штаты Америки: Издательство CBS College Publishing. ISBN 0-03-063366-4 .
^ Энциклопедия физики МакГроу Хилла (2-е издание), CB Parker, 1994, ISBN 0-07-051400-3
^ Классическая механика , TWB Kibble, Европейская серия по физике, McGraw-Hill (Великобритания), 1973, ISBN 0-07-084018-0
^ Пенроуз, Р. (2007). Дорога к реальности . Винтажные книги. п. 474. ИСБН 978-0-679-77631-4 .
^ Энциклопедия физики (2-е издание), Р.Г. Лернер , Г.Л. Тригг, издатели VHC, 1991, ISBN (Verlagsgesellschaft) 3-527-26954-1, ISBN (VHC Inc.) 0-89573-752-3
^ Перейти обратно: ^а ^б Квантовая механика , Э. Аберс, Пирсон Эд., Аддисон Уэсли, Prentice Hall Inc, 2004, ISBN 978-0-13-146100-0
^ Перейти обратно: ^а ^б ^с Квантовая теория поля, Д. МакМахон, МакГроу Хилл (США), 2008 г., ISBN 978-0-07-154382-8
^ Относительность, гравитация и космология , Р.Дж.А. Ламбурн, Открытый университет, издательство Кембриджского университета, 2010, ISBN 978-0-521-13138-4
^ Арнольд, В.И. (1989). Математические методы классической механики (2-е изд.). Спрингер. Глава 8. ISBN 978-0-387-96890-2 .
^ Доран, К; Ласенби, А. (2003). Геометрическая алгебра для физиков . Издательство Кембриджского университета. п. §12.3, стр. 432–439. ISBN 978-0-521-71595-9 .
^ Гравитация, Дж. А. Уиллер, К. Миснер, К. С. Торн, WH Freeman & Co, 1973, ISBN 0-7167-0344-0

[Lanczos-1] Перейти обратно: ^а ^б Ланцос, Корнелиус (1970). Вариационные принципы механики (4-е изд.). Нью-Йорк: Dover Publications Inc. Введение, стр. XXI–XXIX. ISBN 0-486-65067-7 .

[Lanczos1-2] Ланцос, Корнелиус (1970). Вариационные принципы механики (4-е изд.). Нью-Йорк: Dover Publications Inc. стр. 100-1 3–6. ISBN 978-0-486-65067-8 .

[3] Synge, JL (1960). «Классическая динамика». Во Флюгге, С. (ред.). Основы классической механики и теории поля / Основы классической механики и теории поля . Энциклопедия физики / Справочник по физике. Том 2 / 3 / 1. Берлин, Гейдельберг: Springer Berlin Heidelberg. дои : 10.1007/978-3-642-45943-6 . ISBN 978-3-540-02547-4 . OCLC 165699220 .

[4] Киббл, Том и Беркшир, Фрэнк Х. «Классическая механика» (5-е издание). Сингапур, Всемирная научная издательская компания, 2004.

[autogenerated1-5] Перейти обратно: ^а ^б ^с ^д ^Это Аналитическая механика , Л. Н. Хэнд, Дж. Д. Финч, издательство Кембриджского университета, 2008 г., ISBN 978-0-521-57572-0

[Torby1984-6] Торби, Брюс (1984). «Энергетические методы». Advanced Dynamics для инженеров . Серия HRW в области машиностроения. Соединенные Штаты Америки: Издательство CBS College Publishing. ISBN 0-03-063366-4 .

[7] Энциклопедия физики МакГроу Хилла (2-е издание), CB Parker, 1994, ISBN 0-07-051400-3

[8] Классическая механика , TWB Kibble, Европейская серия по физике, McGraw-Hill (Великобритания), 1973, ISBN 0-07-084018-0

[9] Пенроуз, Р. (2007). Дорога к реальности . Винтажные книги. п. 474. ИСБН 978-0-679-77631-4 .

[10] Энциклопедия физики (2-е издание), Р.Г. Лернер , Г.Л. Тригг, издатели VHC, 1991, ISBN (Verlagsgesellschaft) 3-527-26954-1, ISBN (VHC Inc.) 0-89573-752-3

[autogenerated2004-11] Перейти обратно: ^а ^б Квантовая механика , Э. Аберс, Пирсон Эд., Аддисон Уэсли, Prentice Hall Inc, 2004, ISBN 978-0-13-146100-0

[autogenerated3-12] Перейти обратно: ^а ^б ^с Квантовая теория поля, Д. МакМахон, МакГроу Хилл (США), 2008 г., ISBN 978-0-07-154382-8

[13] Относительность, гравитация и космология , Р.Дж.А. Ламбурн, Открытый университет, издательство Кембриджского университета, 2010, ISBN 978-0-521-13138-4

[Arnold-14] Арнольд, В.И. (1989). Математические методы классической механики (2-е изд.). Спрингер. Глава 8. ISBN 978-0-387-96890-2 .

[Doran-15] Доран, К; Ласенби, А. (2003). Геометрическая алгебра для физиков . Издательство Кембриджского университета. п. §12.3, стр. 432–439. ISBN 978-0-521-71595-9 .

[16] Гравитация, Дж. А. Уиллер, К. Миснер, К. С. Торн, WH Freeman & Co, 1973, ISBN 0-7167-0344-0

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

[8]

[9]

[10]

[11]

[12]

[13]

[14]

[15]

[16]

v т Это Основные разделы физики
Divisions	Pure Applied Engineering
Approaches	Experimental Theoretical Computational
Classical	Classical mechanics Newtonian Analytical Celestial Continuum Acoustics Classical electromagnetism Classical optics Ray Wave Thermodynamics Statistical Non-equilibrium
Modern	Relativistic mechanics Special General Nuclear physics Quantum mechanics Particle physics Atomic, molecular, and optical physics Atomic Molecular Modern optics Condensed matter physics
Interdisciplinary	Astrophysics Atmospheric physics Biophysics Chemical physics Geophysics Materials science Mathematical physics Medical physics Ocean physics Quantum information science
Related	History of physics Nobel Prize in Physics Philosophy of physics Physics education Timeline of physics discoveries