Formulación de la mecánica clásica utilizando momentos.
Sir William Rowan Hamilton
En física , la mecánica hamiltoniana es una reformulación de la mecánica lagrangiana que surgió en 1833. Introducida por Sir William Rowan Hamilton , [1] la mecánica hamiltoniana reemplaza las velocidades (generalizadas) utilizadas en la mecánica lagrangiana por momentos (generalizados) . Ambas teorías proporcionan interpretaciones de la mecánica clásica y describen los mismos fenómenos físicos.
Coordenadas del espacio de fase ( p , q ) y hamiltoniano H
Sea un sistema mecánico con el espacio de configuración y el lagrangiano suave. Seleccione un sistema de coordenadas estándar en Las cantidades se llaman momentos . (También momentos generalizados , momentos conjugados y momentos canónicos ). Para un instante de tiempo, la transformación de Legendre se define como el mapa que se supone tiene una inversa suave. Para un sistema con grados de libertad, la mecánica lagrangiana define la función de energía
La transformada de Legendre se convierte en una función conocida como hamiltoniana . El hamiltoniano satisface
coordenadas del espacio de fasecoordenadas canónicas
De la ecuación de Euler-Lagrange a las ecuaciones de Hamilton
En coordenadas del espacio de fase , la ecuación ( -dimensional) de Euler-Lagrange
Una interpretación simple de la mecánica hamiltoniana proviene de su aplicación a un sistema unidimensional que consta de una partícula no relativista de masa m . El valor del hamiltoniano es la energía total del sistema, en este caso la suma de la energía cinética y potencial , tradicionalmente denotadas como T y V , respectivamente. Aquí p es el momento mv y q es la coordenada espacial. Entonces
En este ejemplo, la derivada temporal de q es la velocidad, por lo que la primera ecuación de Hamilton significa que la velocidad de la partícula es igual a la derivada de su energía cinética con respecto a su momento. La derivada temporal del momento p es igual a la fuerza newtoniana , por lo que la segunda ecuación de Hamilton significa que la fuerza es igual al gradiente negativo de energía potencial.
Ejemplo
Un péndulo esférico consta de una masa m que se mueve sin fricción sobre la superficie de una esfera . Las únicas fuerzas que actúan sobre la masa son la reacción de la esfera y la gravedad . Las coordenadas esféricas se utilizan para describir la posición de la masa en términos de ( r , θ , φ ) , donde r es fijo, r = ℓ .
Las ecuaciones de Hamilton se pueden derivar mediante un cálculo con el lagrangiano , posiciones generalizadas q i y velocidades generalizadas.⋅qdonde yo .[3]Aquí trabajamosfuera de la estructura, lo que significa que,,soncoordenadas independientes en el espacio de fase, que no están obligadas a seguir ninguna ecuación de movimiento (en particular,no es una derivada de). Eldiferencial totaldel lagrangiano es:
Después de reordenar se obtiene:
El término entre paréntesis en el lado izquierdo es simplemente el hamiltoniano definido anteriormente, por lo tanto:
También se puede calcular el diferencial total del hamiltoniano con respecto a las coordenadas ,, en lugar de ,, dando :
Ahora podemos equiparar estas dos expresiones , una en términos de y la otra en términos de :
Dado que estos cálculos son diferentes, se pueden equiparar los coeficientes respectivos de , , en los dos lados:
En el caparazón, se sustituyen funciones paramétricas que definen una trayectoria en el espacio de fase con velocidades , obedeciendo las ecuaciones de Lagrange :
Reorganizar y escribir en términos de on-shell da:
Por tanto, las ecuaciones de Lagrange son equivalentes a las ecuaciones de Hamilton:
En el caso de las ecuaciones independientes del tiempo y , es decir , las de Hamilton constan de 2 n ecuaciones diferenciales de primer orden , mientras que las ecuaciones de Lagrange constan de n ecuaciones de segundo orden. Las ecuaciones de Hamilton generalmente no reducen la dificultad de encontrar soluciones explícitas, pero de ellas se pueden derivar importantes resultados teóricos, porque las coordenadas y los momentos son variables independientes con roles casi simétricos.
Las ecuaciones de Hamilton tienen otra ventaja sobre las ecuaciones de Lagrange: si un sistema tiene simetría, de modo que alguna coordenada no ocurre en el hamiltoniano (es decir, una coordenada cíclica ), la coordenada de momento correspondiente se conserva a lo largo de cada trayectoria, y esa coordenada se puede reducir a una constante en las otras ecuaciones del conjunto. Esto reduce efectivamente el problema de n coordenadas a ( n − 1) coordenadas: esta es la base de la reducción simpléctica en geometría. En el marco lagrangiano, la conservación del impulso también sigue inmediatamente; sin embargo, todas las velocidades generalizadas todavía ocurren en el marco lagrangiano, y aún debe resolverse un sistema de ecuaciones en n coordenadas. [4]
El valor del hamiltoniano es la energía total del sistema si y sólo si la función de energía tiene la misma propiedad. (Ver definición de ). [ se necesita aclaración ]
cuando , forma una solución de las ecuaciones de Hamilton.De hecho, y todo excepto el término final se anula.
no cambia bajo transformaciones puntuales , es decir, cambios suaves de coordenadas espaciales. (Se deriva de la invariancia de la función de energía bajo transformaciones puntuales. La invariancia de se puede establecer directamente).
(Ver § Derivación de las ecuaciones de Hamilton ).
. (Compare las ecuaciones de Hamilton y Euler-Lagrange o consulte § Derivación de las ecuaciones de Hamilton ).
si y solo si .Una coordenada para la cual se cumple la última ecuación se llama cíclica (o ignorable ). Cada coordenada cíclica reduce el número de grados de libertad en , hace que se conserve el momento correspondiente y hace que las ecuaciones de Hamilton sean más fáciles de resolver.
Hamiltoniano como energía total del sistema.
En su aplicación a un sistema dado, el hamiltoniano a menudo se considera
donde está la energía cinética y es la energía potencial. Usar esta relación puede ser más sencillo que calcular primero el lagrangiano y luego derivar el hamiltoniano del lagrangiano. Sin embargo, la relación no es cierta para todos los sistemas.
La relación es válida para sistemas no relativistas cuando se satisfacen todas las condiciones siguientes [5] [6]
donde es el tiempo, es el número de grados de libertad del sistema y cada uno es una función escalar arbitraria de .
En palabras, esto significa que la relación es verdadera si no contiene el tiempo como variable explícita (es escleronómica ), no contiene la velocidad generalizada como variable explícita y cada término de es cuadrático en velocidad generalizada.
Prueba
Antes de esta demostración, es importante abordar una ambigüedad en la notación matemática relacionada. Si bien se puede utilizar un cambio de variables para igualar , es importante señalarlo . En este caso, el lado derecho siempre se evalúa como 0. Para realizar un cambio de variables dentro de una derivada parcial, se debe utilizar la regla de la cadena multivariable . Por tanto, para evitar ambigüedades, se deben indicar los argumentos de función de cualquier término dentro de una derivada parcial.
Además, esta prueba utiliza la notación para implicar que .
Prueba
A partir de las definiciones del hamiltoniano, de los momentos generalizados y del lagrangiano para un sistema de grados de libertad
Sustituyendo los momentos generalizados en el hamiltoniano se obtiene
Sustituyendo el lagrangiano en el resultado se obtiene
Ahora supongamos que
y también asumir que
La aplicación de estos supuestos da como resultado
A continuación supongamos que T es de la forma
donde cada uno es una función escalar arbitraria de .
Diferenciando esto con respecto a , , se obtiene
Dividir la suma, evaluar la derivada parcial y volver a unir la suma da
Para un sistema de masas puntuales, el requisito de que sea cuadrático en velocidad generalizada siempre se cumple en el caso en que , que es un requisito de todos modos.
Prueba
Considere la energía cinética de un sistema de N masas puntuales. Si se supone que , entonces se puede demostrar que (Ver Aplicación Esclerónoma § ). Por lo tanto, la energía cinética es
La regla de la cadena para muchas variables se puede utilizar para expandir la velocidad.
Resultando en
Esto es de la forma requerida.
Conservacion de energia
Si se cumplen las condiciones para , entonces la conservación del hamiltoniano implica conservación de energía. Esto requiere la condición adicional de que no contenga el tiempo como variable explícita.
En resumen, los requisitos que debe cumplir un sistema no relativista son [5] [6]
es una función cuadrática homogénea en
Hamiltoniano de una partícula cargada en un campo electromagnético.
Una ilustración suficiente de la mecánica hamiltoniana la proporciona el hamiltoniano de una partícula cargada en un campo electromagnético . En coordenadas cartesianas, el lagrangiano de una partícula clásica no relativista en un campo electromagnético es (en unidades SI ):
En mecánica cuántica, la función de onda también sufrirá una transformación de grupo U(1) local [7] durante la Transformación de Gauge, lo que implica que todos los resultados físicos deben ser invariantes bajo transformaciones U(1) locales.
Partícula cargada relativista en un campo electromagnético.
Una expresión equivalente para el hamiltoniano en función del momento relativista (cinético), es
Esto tiene la ventaja de que el momento cinético se puede medir experimentalmente, mientras que el momento canónico no. Observe que el hamiltoniano ( energía total ) puede verse como la suma de la energía relativista (cinética+reposo) , más la energía potencial .
De la geometría simpléctica a las ecuaciones de Hamilton
(En términos algebraicos, se diría que los módulos -y son isomorfos). Si , entonces, para cada fijo , y . Se conoce como campo vectorial hamiltoniano . La ecuación diferencial respectiva en
ecuación de Hamilton
Un sistema hamiltoniano puede entenderse como un haz de fibras E en el tiempo R , siendo la fibra E t el espacio de posición en el tiempo t ∈ R. El lagrangiano es, por tanto, una función del haz de chorros J sobre E ; tomar la transformada de Legendre por fibras del lagrangiano produce una función en el paquete dual a lo largo del tiempo cuya fibra en t es el espacio cotangente T ∗ E t , que viene equipado con una forma simpléctica natural , y esta última función es el hamiltoniano. La correspondencia entre la mecánica lagrangiana y la hamiltoniana se logra con la forma única tautológica .
El campo vectorial hamiltoniano induce un flujo hamiltoniano en la variedad. Esta es una familia de transformaciones de la variedad de un solo parámetro (el parámetro de las curvas se llama comúnmente "el tiempo"); es decir, una isotopía de simplectomorfismos , empezando por la identidad. Según el teorema de Liouville , cada simplectomorfismo conserva la forma del volumen en el espacio de fases . El conjunto de simplectomorfismos inducidos por el flujo hamiltoniano se denomina comúnmente "la mecánica hamiltoniana" del sistema hamiltoniano.
La estructura simpléctica induce un corchete de Poisson . El corchete de Poisson le da al espacio de funciones en la variedad la estructura de un álgebra de Lie .
Si F y G son funciones suaves en M, entonces la función suave ω ( J ( dF ), J ( dG )) está definida correctamente; se llama grupo de Poisson de funciones F y G y se denota { F , G } . El soporte de Poisson tiene las siguientes propiedades:
Un hamiltoniano puede tener múltiples cantidades conservadas G i . Si la variedad simpléctica tiene dimensión 2 n y hay n cantidades conservadas funcionalmente independientes G i que están en involución (es decir, { G i , G j } = 0 ), entonces el hamiltoniano es integrable de Liouville . El teorema de Liouville-Arnold dice que, localmente, cualquier hamiltoniano integrable de Liouville puede transformarse mediante un simplectomorfismo en un nuevo hamiltoniano con las cantidades conservadas G i como coordenadas; las nuevas coordenadas se llaman coordenadas de ángulo de acción . El hamiltoniano transformado depende sólo de G i y, por tanto, las ecuaciones de movimiento tienen la forma simple
La integrabilidad de los campos vectoriales hamiltonianos es una cuestión abierta. En general, los sistemas hamiltonianos son caóticos ; Los conceptos de medida, integridad, integrabilidad y estabilidad están mal definidos.
variedades de Riemann
Un caso especial importante lo constituyen aquellos hamiltonianos que son formas cuadráticas , es decir, hamiltonianos que pueden escribirse como
Cuando la cometrica es degenerada, entonces no es invertible. En este caso, no se tiene una variedad de Riemann, como tampoco se tiene una métrica. Sin embargo, el hamiltoniano todavía existe. En el caso en que la cometrica sea degenerada en cada punto q de la variedad espacial de configuración Q , de modo que el rango de la cometrica sea menor que la dimensión de la variedad Q , se tiene una variedad subriemanniana .
El hamiltoniano en este caso se conoce como hamiltoniano subriemanniano . Cada uno de estos hamiltonianos determina de forma única la cometrica y viceversa. Esto implica que cada variedad subriemanniana está determinada únicamente por su hamiltoniano subriemanniano, y que lo contrario es cierto: cada variedad subriemanniana tiene un hamiltoniano subriemanniano único. La existencia de geodésicas subriemannianas viene dada por el teorema de Chow-Rashevskii .
El grupo de Heisenberg continuo y de valor real proporciona un ejemplo simple de variedad subriemanniana. Para el grupo de Heisenberg, el hamiltoniano viene dado por
Generalización a la mecánica cuántica mediante el corchete de Poisson.
Las ecuaciones de Hamilton anteriores funcionan bien para la mecánica clásica , pero no para la mecánica cuántica , ya que las ecuaciones diferenciales analizadas suponen que se puede especificar la posición exacta y el momento de la partícula simultáneamente en cualquier momento. Sin embargo, las ecuaciones pueden generalizarse aún más para luego extenderse y aplicarse tanto a la mecánica cuántica como a la mecánica clásica, mediante la deformación del álgebra de Poisson sobre p y q al álgebra de corchetes de Moyal .
Específicamente, la forma más general de la ecuación de Hamilton lee
^ Hamilton, William Rowan, señor (1833). Sobre un método general para expresar las trayectorias de la luz y de los planetas mediante los coeficientes de una función característica. Impreso por PD Hardy. OCLC 68159539.{{cite book}}: CS1 maint: multiple names: authors list (link)
^ Landau y Lifshitz 1976, págs. 33-34
↑ Esta derivación sigue la línea indicada en Arnol'd 1989, págs. 65–66.
^ Goldstein, Poole y Safko 2002, págs. 347–349
^ ab Malham 2016, págs. 49–50
^ ab Landau y Lifshitz 1976, pág. 14
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enlaces externos
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