Пред.
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 62. Случай интегрируемости Лиувилля. Интегрирование канонической системы было сведено в § 6 к определению полного интеграла для соответствующего уравнения в частных производных Гамильтона – Якоби. Наиболее замечательными случаями, в которых действительно удается указать такой полный интеграл, являются \”те, к которым приложим метод разделения переменных. Этим мы хотим сказать, что при характеристической функции, не зависящей от $t$, уравнению Гамильтона – Якоби (п. 38) можно удовлетворить функцией вида где, для всякого значения индекса $h, W_{h}$ означает функцию от одного только аргумента $q_{h}$ и, конечно, $W_{h}$ в своей совокупности зависят от $n$ произвольных постоянных, одна из которых, согласно принимаемой здесь постановке Якоби, является самой постоянной энергии $E$. Конечно, такая возможность может встретиться только для частных видов характеристической функции $H$; следует, однако, отметить, что характеристические функции, обладающие указанным свойством, непосредственно встречаются в важных динамических задачах. Первый пример, указанный Лиувиллем и ставший теперь классическим, дают те динамические консервативные системы, в которых путем надлежащего выбора обобщенных координат $q$ живая сила материальной системы и потенциал имеют вид где положено причем каждое из $A_{h} B_{h}, U_{h}$ является функцией одного аргумента $q_{h}$. чтобы, не нарушая общности, сделать все $A_{h}$ равными 1 (т. е. привести квадратичную форму $\sum_{h=1}^{n} A_{h} \dot{q}_{h}^{3}$, которая после умножения на $b / 2$ дает живую силу, к евклидовой форме); но так как в некоторых, весьма интересных конкретных задачах, когда мы пользуемся параметрами, наиболее естественными для данной задачи, живая сила $T$ принимает вид, указанный в первом из равенств (121), то предпочтительнее вести вычисления в этих переменных. Однако, чтобы избежать исследований, мало пригодных для наших целей, предположим заранее, что аргументы $q$ заключены в некоторой области, в которой функции $A_{h}, B_{h}$ и $b$ остаются не только правильными, наравне с $U$, но также и отличными от нуля. Заметим теперь, что при наличии первого из равенств (121) на основании правила п. 5 имеем Уравнение Гамильтона – Якоби, для которого требуется найти полный интеграл вида ( 120 ), будет здесь иметь вид где на основании равенства (120) надо положить если умножим обе части уравнения (122) на $b$ и примем во внимание явное выражение множителя $b$, то можно написать Таким образом, левая часть уравнения представлена в виде суммы $n$ слагаемых, каждое из которых зависит от одного только $q_{h}$. Обозначая эти слагаемые соответственно через $\pi_{1}, \pi_{2}, \ldots, \pi_{n}$, будем иметь а так как это равенство должно удовлетворяться тождественно относительно $q$, то достаточно взять частные производные по этим переменным, чтобы получить $\pi_{h}^{\prime}=0(h=1,2, \ldots, n)$, т. е. чтобы заключить, что каждое $\pi$ должно сводиться к постоянной и что уравнение ( $122^{\prime}$ ) равносильно $n$ обыкновенным дифференциальным уравнениям где $\pi$ обозначают $n$ постоянных, связанных между собой только соотношением (123). Поэтому мы можем рассматривать как вполне произвольные постоянные $n-1$ из них, например $\pi_{1}, \pi_{2}, \ldots, \pi_{n-1}$, а $n$-е постоянное определится соответственно из уравнения что касается величин $W_{h}$, то определение каждой из них сводится на основании уравнений (124) к одной квадратуре где для простоты положено При этих значениях $W_{h}$ уравнение (120) определит некоторую функцию $W$ от $q$ и $n$ произвольных постоянных $\pi_{1}, \pi_{2}, \ldots, \pi_{n-1}, E$, удовлетворяющую в силу способа, которым она получена, уравнению Гамильтона – Якоби (122); поэтому остается только проверить, что мы действительно имеем полный интеграл, т. е. (п. 38) что определитель abla^{\prime}=\left\|\frac{\partial^{2} W}{\partial q_{h} \partial \pi_{j}}\right\| \quad(h, j=1,2, \ldots, n-1) не равен тождественно нулю. то достаточно принять во внимание те же уравнения (124), чтобы установить, что такой элемент при $j поэтому определитель $ дифференцируя под знаком интеграла по каждому $\pi_{j}$ (при $j=$ $=1,2, \ldots, n-1$ ) и по $E$, мы придем к окончательным уравнениям Но если мы хотим быстро составить себе представление о ходе движения, то вместо этих уравнений удобно обратиться к уравнениям (124). Так как на основании характеристической формы (121), принятой для $T$, моменты $p_{h}$ связаны с соответствующими $\dot{q}$ равенствами и, кроме того, тождественны $c^{*} W_{h}^{\prime}$, то мы видим, что уравнения (124) можно написать в одном из двух видов Так как уравнения ( $124^{\prime}$ ), помимо произвольных постоянных, содержат аргументы $p, q$, то их можно рассматривать как $n$ интегралов канонических уравнений, между тем как уравнения ( $124^{\prime \prime}$ ) вместе с $q$ содержат $\dot{q}$ и потому представляют собой $n$ первых квадратичных интегралов для первоначальных динамических уравнений Лагранжа, эквивалентных канонической системе. При качественном изучении движения более удобными оказываются уравнения ( $124^{\prime \prime}$ ), каждое из которых содержит только одну из переменных $q$ и представляет само по себе дифференциальное уравнение первого порядка уже неоднократно встречавшегося типа Поэтому на основании результатов исследования § 6 гл. I можно заключить, что каждая из переменных $q$ представляет собой периодическую функцию времени или асимптотически приближается к предельному значению. Чтобы точнее определить характер движения, значительно целесообразнее было бы изучить изменение параметров $q$ при помощи уравнений ( $\left.124^{\prime \prime}\right)$, рассматривая их как функции не только от $t$, но также и от $n-1$ аргументов $x_{1}, x_{2}, \ldots, x_{n-1}$; однако мы не будем останавливаться на этом ${ }^{1}$ ). Рассмотрим $n^{2}$ функций $\varphi_{v h}\left(q_{h}\right)$ при $v, h=1,2, \ldots, n$, таких, что каждая из них зависит только от одной переменной $q_{h}$, индекс которой совпадает со вторым индексом рассматриваемой функции, и предположим, что определитель не равен тождественно нулю. Если обозначим через $\psi_{h}$ при $h=1,2, \ldots, n$ величины, взаимные элементам какой-нибудь строки определителя $D$, например $n$-ой, то увидим на основании равенства что $\psi_{h}$ не все равны нулю. Условившись заранее ограничить изменение $q$ некоторой областью, в которой функции $\psi_{h}$ остаются отличными от нуля, рассмотрим динамическую, консервативную систему, обладающую живой силой и потенциалом вида где каждая из функций $U_{h}$, как и в п. 62 , зависит только от $q_{h}$ и, само собой разумеется, является конечной и правильной в рассматриваемой области. Теперь легко убедиться, что для того, чтобы получить полный интеграл этого уравнения, достаточно определить $W_{h}$ из $n$ дифференциальных уравнений первого порядка. где $\pi_{1}, \ldots, \pi_{n-1}$ обозначают $n-1$ произвольных постоянных. abla^{\prime}=\left\|\frac{\partial^{2} W}{\partial q_{h} \partial \pi_{j}}\right\|=\left\|\frac{\partial W_{h}^{\prime}}{\partial \pi_{j}}\right\| \quad(h, j=1,2, \ldots, n-1), так как он приводится к виду не может тождественно равняться нулю. Так как рассматриваемый здесь случай, как было сказано вначале, представляет собой обобщение случая Лиувилля, то целесообразно указать, какие значения должны быть взяты для функций १. $\left(q_{h}\right)$, чтобы снова вернуться к динамической задаче Лиувилля. Если ограничиться решением этой задачи в предположении, что все $A_{h}$ п. 62 равны 1 , то достаточно взять $\varphi_{n h}$ соответственно равными $B_{h}$, а остальные $\varphi$ постоянными, причем все алгебраические дополнения функций $\varphi_{n h}=B_{h}$, т. е. функций $\psi_{n}$, должны быть равны 1 , например Если в этом определителе умножим элементы первого, второго, $\ldots, n$-го столбца соответственно на $1 / A_{1}, 1 / A_{2}, \ldots, 1 / A_{n}$, то снова вернемся к случаю (только формально более общему), который мы изучали в пп. $62,63$. Было замечено также ${ }^{4}$ ), что если для консервативной динамической системы с характеристической функцией $H=(T)-U$ задача может быть сведена к квадратурам, то это справедливо и для случая, когда $(T)=E$, т. е. для соответствующей задачи о движении при отсутствии сил (движение по инерции). C другой стороны, то обстоятельство, что в указанных выше случаях Лиувилля и Штеккеля приложимость метода разделения переменных связывается с существованием квадратичных относительно $q$ первых интегралов, заставляло изучать условия, при которых динамическая задача допускает первые интегралы указанного выше вида. Известные типы таких задач были указаны, кроме Штеккеля, Ди Пирро ${ }^{5}$ ) и Пэнлеве ${ }^{6}$ ). И для этих динамических задач, допускающих квадратичные относительно $\dot{q}$ интегралы, также имеет место замечание, что эти интегралы продолжают существовать даже и в том случае, когда силы отсутствуют; с другой стороны, возможна еще систематическая классификация, из которой следует, что, наверное, существуют другие случаи, помимо открытых до сих пор ${ }^{1}$ ); однако задача полного определения таких случаев представляет, по-видимому, большие трудности *).
|
1 |
Оглавление
|