Меню Главная Случайная статья Настройки Уравнение Гамильтона — Якоби Материал из https://ru.wikipedia.org Уравнение Гамильтона — Якоби — уравнение вида ${\displaystyle H\left(q_{1},\dots ,q_{n};{\frac {\partial S}{\partial q_{1}}},\dots ,{\frac {\partial S}{\partial q_{n}}};t\right)+{\frac {\partial S}{\partial t}}=0.}$ Здесь ${\displaystyle S}$ обозначает классическое действие, ${\displaystyle H(q_{1},\dots ,q_{n};p_{1},\dots ,p_{n};t)}$ — классический гамильтониан, ${\displaystyle q_{i}}$ — обобщённые координаты. Непосредственно относится к классической (неквантовой) механике, однако хорошо приспособлено для установления связи между классической механикой и квантовой, так как его можно, например, получить практически прямо из уравнения Шрёдингера в приближении быстроосциллирующей волновой функции (больших частот и волновых чисел). В классической механике возникает обычно из специального канонического преобразования классического гамильтониана, которое приводит к этому нелинейному дифференциальному уравнению первого порядка, решение которого описывает поведение динамической системы. Следует отличать уравнение Гамильтона — Якоби от уравнений движения Гамильтона и Эйлера — Лагранжа. Хотя это уравнение и выводится из них, оно представляет собой одно уравнение, описывающее динамику механической системы с любым количеством степеней свободы ${\displaystyle s}$, в отличие от ${\displaystyle 2s}$ уравнений Гамильтона и ${\displaystyle s}$ уравнений Эйлера — Лагранжа. Уравнение Гамильтона — Якоби помогает элегантно решить задачу Кеплера. Содержание 1 Каноническое преобразование 2 Решение 3 См. также 4 Примечания 5 Литература Каноническое преобразование Уравнение Гамильтона — Якоби немедленно следует из того факта, что для любой производящей функции ${\displaystyle S(q,p',t)}$ (пренебрегая индексами) уравнения движения принимают один и тот же вид для ${\displaystyle H(q,p,t)}$ и ${\displaystyle H'(q',p',t)}$ при следующем преобразовании: ${\displaystyle {\frac {\partial S}{\partial q}}=p,\quad {\frac {\partial S}{\partial p'}}=q',\quad H'=H+{\frac {\partial S}{\partial t}}.}$ Новые уравнения движения становятся ${\displaystyle {\frac {\partial H'}{\partial q'}}=-{\frac {dp'}{dt}},\quad {\frac {\partial H'}{\partial p'}}={\frac {dq'}{dt}}.}$ Уравнение Гамильтона — Якоби появляется из специфической производящей функции ${\displaystyle S(q,p',t)}$, которая делает ${\displaystyle H'(q',p',t)}$ тождественной нулю. В этом случае все его производные зануляются, и ${\displaystyle {\frac {dp'}{dt}}={\frac {dq'}{dt}}=0.}$ Таким образом, в штрихованной системе координат система совершенно стационарна в фазовом пространстве. Однако мы ещё не определили, при помощи какой производящей функции ${\displaystyle S}$ достигается преобразование в штрихованную систему координат. Мы используем тот факт, что ${\displaystyle H'(q',p',t)=H(q,p,t)+{\frac {\partial S}{\partial t}}=0.}$ Поскольку ${\displaystyle p=\partial S/\partial q,}$ можно записать ${\displaystyle H\left(q,{\frac {\partial S}{\partial q}},t\right)+{\frac {\partial S}{\partial t}}=0,}$ что является уравнением Гамильтона — Якоби. Решение Уравнение Гамильтона — Якоби часто решают методом разделения переменных. Пусть некоторая координата (для определённости будем говорить о ${\displaystyle q_{1}}$) и соответствующий ей импульс ${\displaystyle {\frac {\partial S}{\partial q_{1}}}}$ входят в уравнение в форме ${\displaystyle {\frac {\partial S}{\partial t}}+H\left(f_{1}\left(q_{1},{\frac {\partial S}{\partial q_{1}}}\right),q_{2},\dots ,q_{n},{\frac {\partial S}{\partial q_{2}}},\dots ,{\frac {\partial S}{\partial q_{n}}}\right)=0.}$ Тогда можно положить ${\displaystyle f_{1}\left(q_{1},{\frac {\partial S}{\partial q_{1}}}\right)=\alpha _{1},}$ ${\displaystyle {\frac {\partial S}{\partial q_{1}}}=g_{1}(q_{1},\alpha _{1}),}$ где ${\displaystyle \alpha _{1}}$ — произвольная постоянная, ${\displaystyle g_{1}}$ — обратная функция, и решать уравнение Гамильтона — Якоби уже с меньшим числом переменных. Если процесс можно продолжить по всем переменным, то решение уравнения примет вид ${\displaystyle S=-\int H(\alpha _{1},\dots ,\alpha _{n})\,dt+\int g_{1}(q_{1},\alpha _{1})\,dq_{1}+\int g_{2}(q_{2},\alpha _{1},\alpha _{2})\,dq_{2}+\ldots +\int g_{n}(q_{n},\alpha _{1},\dots ,\alpha _{n})\,dq_{n}+k,}$ где ${\displaystyle \alpha _{i}}$ — произвольные постоянные, ${\displaystyle k}$ — константа интегрирования. Напомним, что при этом ${\displaystyle S}$ является функцией конечной точки ${\displaystyle (q_{1},\dots ,q_{n})}$. Так как действие задаёт каноническое преобразование гамильтоновой системы, его производные по координатам — это импульсы в новой системе координат, поэтому они должны сохраняться: ${\displaystyle \beta _{i}={\frac {\partial S}{\partial \alpha _{i}}}(\mathbf {q} ,\alpha _{1},\dots ,\alpha _{n},t).}$ Совместно с уравнениями для импульсов это определяет движение системы. Также если в голономной системе с ${\displaystyle s}$ степенями свободы кинетическая энергия имеет вид ${\displaystyle T={\frac {1}{2}}f\sum _{m=1}^{s}A_{m}({\dot {q}}_{m}^{2}),}$ и потенциальная энергия имеет вид ${\displaystyle \Pi ={\frac {1}{f}}f\sum _{m=1}^{s}\Pi _{m}(q_{m}),}$ где ${\displaystyle f=\sum _{m=1}^{s}F_{m}(q_{m}),}$ то интегрирование уравнения Гамильтона—Якоби приводит к квадратурам (решение можно представить в виде комбинации элементарных функций и интегралов от них), см. Теорема Лиувилля об интеграле уравнения Гамильтона — Якоби[1]. См. также Гамильтонова механика Уравнения Гамильтона Квазиклассическое приближение Уравнение Гамильтона — Якоби — Беллмана Теорема Лиувилля об интеграле уравнения Гамильтона — Якоби Примечания Бутенин, 1971, с. 167. Литература Статья в Физической энциклопедии Гантмахер Ф. Р. Лекции по аналитической механике. 2-е издание — М.: Наука, 1966. Добронравов В. В. Основы аналитической механики. — М.: Высшая школа, 1976. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Механика. — Издание 5-е, стереотипное. — М.: Физматлит, 2004. — 224 с. — («Теоретическая физика», том I). — ISBN 5-9221-0055-6. Ланцош К. Вариационные принципы механики. — М.: Физматгиз. 1965. Лич Дж. У. Классическая механика. — М.: Иностр. литература, 1961. Павленко Ю. Г. Лекции по теоретической механике. — М.: ФИЗМАТЛИТ, 2002. — 392 с. Парс Л. А. Аналитическая динамика. — М.: Наука, 1971.