Главная > ИНТЕГРИРУЕМЫЕ ГАМИЛЬТОНОВЫ СИСТЕМЫ (А. В. Болсинов А. Т. Фоменко)
НАПИШУ ВСЁ ЧТО ЗАДАЛИ
СЕКРЕТНЫЙ БОТ В ТЕЛЕГЕ
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Пред.
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
19
20
21
22
23
24
25
26
27
28
29
30
31
32
33
34
35
36
37
38
39
40
41
42
43
44
45
46
47
48
49
50
51
52
53
54
55
56
57
58
59
60
61
62
63
64
65
66
67
68
69
70
71
72
73
74
75
76
77
78
79
80
81
82
83
84
85
86
87
88
89
90
91
92
93
94
95
96
97
98
99
100
101
102
103
104
105
106
107
108
109
110
111
112
113
114
115
116
117
118
119
120
121
122
123
124
125
126
127
128
129
130
131
132
133
134
135
136
137
138
139
140
141
142
143
144
145
146
147
148
149
150
151
152
153
154
155
156
157
158
159
160
161
162
163
164
165
166
167
168
169
170
171
172
173
174
175
176
177
178
179
180
181
182
183
184
185
186
187
188
189
190
191
192
193
194
195
196
197
198
199
200
201
202
203
204
205
206
207
208
209
210
211
212
213
214
215
216
217
218
219
220
221
222
223
224
225
226
227
228
229
230
231
232
233
234
235
236
237
238
239
240
241
242
243
244
245
246
247
248
249
250
251
252
253
254
255
256
257
258
259
260
261
262
263
264
265
266
267
268
269
270
271
272
273
274
275
276
277
278
279
280
281
282
283
284
285
286
287
288
289
290
291
292
293
294
295
296
297
298
299
300
301
302
303
304
305
306
307
308
309
310
311
312
313
314
315
316
317
318
319
320
321
322
323
324
325
326
327
328
329
330
331
332
333
334
335
336
337
338
339
340
341
342
343
344
345
346
347
348
349
350
351
352
353
354
355
356
357
358
359
360
361
362
363
364
365
366
367
368
369
370
371
372
373
374
375
376
377
378
379
380
381
382
383
384
385
386
387
388
389
390
391
392
393
394
395
396
397
398
399
400
401
402
403
404
405
406
407
408
409
410
411
412
413
414
415
416
417
418
419
420
421
422
423
424
425
426
427
428
429
430
431
432
433
434
435
436
437
438
439
440
441
442
443
444
445
446
447
448
449
След.
Макеты страниц

Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше

Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике

ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO

Известно, что многие уравнения динамики твердого тела могут быть представлены как гамильтонова система на пространстве e(3)=R6(s,r). В наиболее общем случае соответствующий гамильтониан имеет вид:
H=I1s12+I2s22+I3s32+L(r,s)+V(r),

где I1,I2,I3 — постоянные (это моменты инерции тела), L — линейная функция от s, а V — гладкий потенциал.

Рассмотрим частный случай, когда гамильтониан H не содержит линейных (по импульсам) членов, но включает в себя некоторый потенциал V(r). Применяя в этой ситуации принцип Мопертюи, мы можем интерпретировать возникающую гамильтонову систему как геодезический поток некоторой римановой метрики. Какие именно метрики при этом получаются? Ответ легко извлекается из теоремы 6.4.
Теорема 6.6. Пусть H=I1s12+I2s22+I3s32+V(r). Тогда траектории соответствующей гамильтоновой системы на орбите M04, лежащие на уровне {H=h= const }, совпадают с геодезическими римановой метрики
ds2=hV(u)I1I2I3I1du12+I2du22+I3du32u12I1+u22I2+u32I3,

ограниченной из R3 на стандартно вложенную двумерную сферу S2={u12+u22+ +u32=1}.

Нам наиболее интересны будут интегрируемые случаи в динамике твердого тела, из которых мы выделим случаи Эйлера [282], [224], Лагранжа [102], Ковалевской [80], Горячева-Чаплыгина [59], [222], Клебша [261]. Все они объединены тем свойством, что их гамильтониан имеет вид, описанный в теореме 6.6 (т.е. нет членов, линейных по импульсам). Применяя к ним принцип Мопертюи, мы получаем серию интегрируемых геодезических потоков.

О других случаях интегрируемости уравнений динамики тяжелого твердого тела см. также [182], [183], [184], [185], [221], [226], [219], [237], [243], [264], [382], [390],[107],[14],[58],[60],[68],[144],[160],[186],[304],[307],[363].
6.4.1. Случай Эйлера и метрика на сфере Пуассона
Гамильтониан в случае Эйлера имеет вид:
H=As12+Bs22+Cs32.

Согласно принципу Мопертюи (см. теорему 6.6), ему отвечает следующая метрика на 2-сфере:
ds2=hABCAdu12+Bdu22+Cdu32u12A+u22B+u32C,

где h — фиксированный уровень энергии (т.е. H=h ) в случае Эйлера. Здесь предполагается, что написанная метрика должна быть ограничена на стандартно вложенную сферу S2 в R3(u1,u2,u3). Как мы уже отмечали, эта метрика называется метрикой сферы Пуассона. Подробное обсуждение ее свойств см. выше в главе 4.

Интересный вопрос: можно ли реализовать сферу Пуассона в виде гладкой сферы, вложенной (или погруженной) в R3 ?
Теорема 6.7. Гамильтонова система случая Эйлера (в динамике твердого тела) совпадает с геодезическим потоком метрики на сфере Пуассона.

Напомним, что систему Эйлера мы здесь рассматриваем на 4-мерном многообразии M04, вложенном в R6 и являющемся орбитой коприсоединенного представления группы E(3). С точки зрения динамики твердого тела это означает, что мы полагаем равной нулю постоянную площадей. Аналогичное предположение имеет место и во всех остальных случаях, рассматриваемых ниже.
6.4.2. Случай Лагранжа и соответствующая метрика вращения на сфере
Гамильтониан в случае Лагранжа имеет вид
H=As12+As22+Cs32+V(r3).

Здесь эллипсоид инерции является поверхностью вращения, так как A=B. Соответствующая метрика на сфере имеет вид:
ds2=hV(u3)AACAdu12+Adu22+Cdu32u12A+u22A+u32C.

Отметим, что эта метрика, очевидно, инвариантна относительно поворотов вокруг оси u3. В этом смысле она похожа на метрику сферы вращения и обычно называется метрикой вращения. В частности, ее геодезический поток допускает линейный интеграл. Отметим, что в классическом случае Лагранжа, отвечающем движению в поле силы тяжести, потенциал V имеет вид V(r3)=r3.
Теорема 6.8.
а) Гамильтонова система случая Лагранжа (при фиксированном уровне энергии) гладко траекторно эквивалентна геодезическому потоку некоторой метрики вращения на двумерной сфере. Явный вид этой метрики указан выuе.
б) И наоборот, любая гладкая метрика врацения на сфере может быть записана в таком виде при подходящем выборе потенциала V(r3). В частности, геодезический поток такой метрики гладко траекторно эквивалентен случаю Лагранжа при подходящем выборе потенциала V(r3).
6.4.3. Случай Клебша и геодезический поток эллипсоида

Одним из наиболее эффектных следствий принципа Мопертюи является гладкая траекторная эквивалентность интегрируемого случая Клебша и геодезического потока на эллипсоиде. Этот результат в разное время и разными способами был получен Г. Минковским и В.В.Козловым.

Рассмотрим интегрируемую гамильтонову систему v на пространстве e(3)=R6(s,r), описывающую движение трехмерного твердого тела в идеальной жидкости в классическом случае Клебша. В этом случае гамильтониан H имеет вид:
H=as12+bs22+cs32r12ar22br32c.

Второй интеграл f этой системы имеет вид:
f=s12+s22+s32+r12bc+r22ca+r32ab.

Теорема 6.9 (См. [81]). Система v случая Клебша, ограниченная на трехмерный уровень энергии H=0, гладко траекторно эквивалентна геодезическому потоку v~ стандартной римановой метрики на эллипсоиде в евклидовом трехмерном пространстве, задаваемом в декартовых координатах уравнением:
x2a+y2b+z2c=1.

Доказательство.
Рассмотрим трехмерный уровень Q=(H=0) и применим общую схему, изложенную выше. Согласно принципу Мопертюи, траектории системы v совпадают с траекториями системы v~ с гамильтонианом H~ следующего вида:
H~=as12+bs22+cs32r12a+r22b+r32c.

Гамильтониан H~ задает некоторую риманову метрику на 2-сфере. Легко проверить (см. теорему 6.6), что эта метрика совпадает с метрикой
ds2=adu12+bdu22+cdu32,

ограниченной на стандартно вложенную сферу. Но эта метрика, очевидно, изометрична метрике на указанном эллипсоиде.
Теорема доказана.
Принцип Мопертюи позволяет указать для случая Клебша естественную связь между метрикой эллипсоида и метрикой на сфере Пуассона.
Рассмотрим в трехмерном евклидовом пространстве две римановы метрики:
ds02=adu12+bdu22+cdu32,ds12=adu12+bdu22+cdu32u12a+u22b+u32c.

При ограничении на стандартно вложенную двумерную сферу первая метрика дает метрику эллипсоида, а вторая — метрику сферы Пуассона. Рассмотрим теперь семейство римановых метрик
dsα2=(1α)ds02+αds12,

где 0α1.
Другими словами, мы рассматриваем линейную деформацию метрики эллипсоида в метрику сферы Пуассона. Оказывается, что все эти метрики dsα2 обладают квадратично интегрируемыми геодезическими потоками на сфере. Убедиться в этом можно, например, с помощью принципа Мопертюи. Дело в том, что метрика dsα2 отвечает (при «отображении» Мопертюи) квадратично интегрируемой системе с гамильтонианом Клебша
H=as12+bs22+cs32(r12a+r22b+r32c).

Но этот гамильтониан нужно ограничить не на уровень H=0 (как выше), а на уровень H=h. При этом h и α связаны следующим соотношением: α=h(h+1)1. Таким образом, меняя энергию системы Клебша от нуля до плюс бесконечности, мы (после применения «отображения» Мопертюи) делаем деформацию метрики эллипсоида в метрику сферы Пуассона.

Бифуркационную диаграмму для случая Клебша см. в главе 5 тома II. Она была построена в работах Т.И. Погосяна [164], [165] и А. А. Ошемкова [350], [157]. Меняя уровень энергии от нуля до плюс бесконечности, мы перемещаем на этой диаграмме прямую H=h= const слева направо. Из явного вида диаграммы видно, что при этом движущаяся прямая не пересекает никаких особых точек бифуркационной диаграммы. Следовательно, слоение Лиувилля при указанной деформации топологически не меняется (точнее, заменяется на ему лиувиллево эквивалентное). В результате мы получаем еще одно доказательство того факта, что задача Якоби (т.е. геодезический поток метрики эллипсоида) и случай Эйлера (т.е. геодезический поток на сфере Пуассона) лиувиллево эквивалентны.
6.4.4. Случай Горячева-Чаплыгина и соответствующий интегрируемый геодезический поток на сфере
Применим теперь формулу из теоремы 6.6 для интегрируемого случая Горячева-Чаплыгина. Гамильтониан и интеграл в этом случае имеют вид:
H=s12+s22+4s32+r1.f=s3(s12+s22)r3s12.

Согласно принципу Мопертюи, мы изготавливаем из этого гамильтониана H новый гамильтониан H~ на орбите M04 следующего вида:
H~=s12+s22+4s32hr1.

Здесь мы полагаем h>1. При этом интеграл f превращается в интеграл f~, являющийся однородным полиномом степени 3 и имеющий вид:
f~=s3(s12+s22)r3s12(hr1)(s12+s22+4s32).

Риманова метрика соответствующего геодезического потока на сфере имеет:
ds2=hu14du12+du22+4du32u12+u22+u324.

Теорема 6.10 ([36], [29]). Интегрируемый случай Горячева-Чаплыгина порождает на двумерной сфере риманову метрику, геодезический поток которой интегрируем при помощи интеграла степени 3, указанного выше. Этот интеграл не сводится к линейному или квадратичному.
Доказательство.
Рассмотрим грубую молекулу W указанного геодезического потока метрики Горячева-Чаплыгина на сфере. Как мы знаем, этот поток траекторно эквивалентен случаю Горячева-Чаплыгина в динамике твердого тела и, следовательно, имеет то же самое слоение Лиувилля. Поэтому молекула W совпадает с молекулой случая Горячева-Чаплыгина, которая была вычислена А. А.Ошемковым [156],[350]. Она имеет вид, показанный на рис. 6.1. Продолжим далее доказательство, предположив противное, т.е. что интеграл Горячева-Чаплыгина на сфере сводится к квадратичному. Но в таком случае мы можем воспользоваться результатами, изложенными выше в главе 3. Там были полностью вычислены молекулы W всех геодезических потоков на сфере, интегрируемых при помощи квадратичных и линейных интегралов.
Рис. 6.1
Рис. 6.2
Используя этот результат, мы видим, что молекула потока Горячева-Чаплыгина на сфере должна была бы иметь один из двух видов, показанных на рис.6.2. Молекула на рис. 6.2 а отвечала бы случаю, в котором интеграл f~ сводился к квадратичному, а молекула на рис. 6.2 b отвечала бы случаю, в котором интеграл f сводился к линейному. Здесь W1 — некоторое дерево, все ветви которого направлены вверх, а W2 — дерево, ветви которого направлены вниз. При этом атомы, являющиеся вершинами графов-деревьев W1 и W2, должны иметь специальный вид и, в частности, не содержать звездочек. Сравнивая эти графы с графом на рис. 6.1, мы видим, что граф на рис. 6.1 не имеет такой структуры. Поскольку граф W — это инвариант интегрируемой системы, то мы получили противоречие. Теорема доказана.
6.4.5. Случай Ковалевской и соответствующий интегрируемый геодезический поток на сфере
Гамильтониан Ковалевской имеет следующий вид:
H=12(s12+s22+2s32)+r1.

Интеграл Ковалевской выглядит так:
f=(s122s222r1)2+(s1s2r2)2.

Согласно принципу Мопертюи, мы изготавливаем из гамильтониана H новый гамильтониан H~ на кокасательном расслоении к сфере следующего вида:
H~=s12+s22+2s32hr1,

где постоянная h больше 1. При этом интеграл f превращается в интеграл f~, имеющий вид:
f~=(s122s222r1s12+s22+2s32hr1)2+(s1s2r2s12+s22+2s32hr1)2.

Риманова метрика соответствующего геодезического потока на сфере имеет следующий вид:
ds2=hu12du12+du22+2du32u12+u22+u322.

Теорема 6.11 ([36],[29]). Интегрируемый случай Ковалевской порождает на сфере риманову метрику, геодезический поток которой интегрируем при помощи интеграла степени 4, указанного выше. Этот интеграл не сводится к линейному или квадратичному.
Доказательство.
Схема рассуждения повторяет доказательство предыдущей теоремы. Достаточно сравнить молекулу случая Ковалевской, вычисленную А.А.Ошемковым [156], [350] (рис.6.3), с молекулами квадратично и линейно интегрируемых геодезических потоков на сфере (рис.6.2). Эти молекулы различны, поскольку молекула W случая Ковалевской содержит два атома A, которых нет ни в одной из молекул, изображенных на рис.6.2. Следовательно, метрика Ковалевской не принадлежит к классу метрик с линейно или квадратично интегрируемыми геодезическими потоками. Теорема доказана.
Рис. 6.3
Отметим, что в действительности интегрируемые случаи Горячева-Чаплыгина и Ковалевской порождают целое однопараметрическое семейство римановых метрик на сфере. Как видно из формул, в коэффициенты метрики входит параметр h, который можно менять произвольно. Таким образом, мы получаем два однопараметрических семейства интегрируемых геодезических потоков метрик, интегралы которых степеней 3 и 4 соответственно не сводятся к квадратичным.

В работах С. А. Чаплыгина [223] и Д. Н. Горячева [60] указано 4-параметрическое семейство потенциалов на сфере, дающих интегрируемые системы с интегралами степени 4. Это семейство включает в себя случай Ковалевской. В прежних обозначениях гамильтониан и первый интеграл в этом случае имеют вид
H=12(s12+s22+2s32)(ar32+2b1r1r2+b2(r22r12)+c1r1+c2r2),F=4(s1s2+2ar1r2r32b1r32+c1r2+c2r1)2++(s12s22+2a(r22r12)r32+2b2r32+2c1r12c2r2)2,

где a,b1,b2,c1,c2 — произвольные константы. На самом деле для построения геодезического потока на сфере придется положить a=0, чтобы потенциал не имел особенности. Поэтому мы говорим о четырехпараметрическом семействе. Здесь для интегрируемости, как и в случае Горячева-Чаплыгина, требуется равенство нулю постоянной площадей. Применяя принцип Мопертюи, мы получаем семейство интегрируемых геодезических потоков на сфере с интегралом четвертой степени. Было бы интересно изучить топологию этих потоков и ее зависимость от выбора параметров.

Таким образом, на сфере существуют метрики, геодезические потоки которых интегрируемы при помощи интегралов степени 1,2,3,4.

1
Оглавление
email@scask.ru