Классическая механика
Фундаментальные понятия Пространство Время Масса Скорость Сила Механическая работа Энергия Импульс
Формулировки Ньютоновская механика Лагранжева механика Гамильтонова механика Уравнения Рауса Уравнения Аппеля Теория Купмана — фон Неймана
Разделы Прикладная механика Небесная механика Механика сплошных сред Геометрическая оптика Статистическая механика
Учёные Галилей Кеплер Ньютон Эйлер Лаплас Д’Аламбер Лагранж Гамильтон Коши
См. также: Портал:Физика

В физике и математике уравнением Гамильтона — Якоби называется 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 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, но представляет собой одно уравнение, описывающее динамику механической системы с любым количеством степеней свободы s , в отличие от 2 s уравнений Гамильтона и s уравнений Эйлера — Лагранжа.

Уравнение Гамильтона — Якоби помогает элегантно решить задачу Кеплера .

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:

${\displaystyle (1)\quad {\frac {\partial S}{\partial q}}=p,\quad {\frac {\partial S}{\partial p'}}=q',\quad H'=H+{\frac {\partial S}{\partial t}}.}$

Новые уравнения движения становятся

${\displaystyle (2)\quad {\frac {\partial H'}{\partial q'}}=-{\frac {dp'}{dt}},\quad {\frac {\partial H'}{\partial p'}}={\frac {dq'}{dt}}.}$

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

${\displaystyle (3)\quad {\frac {dp'}{dt}}={\frac {dq'}{dt}}=0.}$

Таким образом, в штрихованной системе координат система совершенно стационарна в фазовом пространстве . Однако мы ещё не определили, при помощи какой производящей функции 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 уравнение (1) даёт ${\displaystyle p=\partial S/\partial q,}$ 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, то 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 на импульсы 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 .

См. также

• Гамильтонова механика
• Уравнения Гамильтона
• Квазиклассическое приближение
• Уравнение Гамильтона — Якоби — Беллмана
• Теорема Лиувилля об интеграле уравнения Гамильтона — Якоби

Примечания

Литература

• Гантмахер Ф. Р. . 2-е издание — М. : Наука, 1966.
• Добронравов В. В. . — 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. . — М.: Физматгиз. 1965.
• Лич Дж. У. . — М.: Иностр. литература, 1961.
• Павленко Ю. Г. Лекции по теоретической механике. — М.: ФИЗМАТЛИТ, 2002. — 392 с.
• Парс Л. А. . — М.: Наука, 1971.
• Бутенин Н. В. Введение в аналитическую механику. — М. : Наука, 1971. — 264 с.