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 ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Продолжаем рассматривать общую систему, для которой $H=H(q, t, p)$. Пусть большие индексы $A$, $A_{1}, \ldots$ принимают значения $1,2, \ldots, 2 M$, где $M \leqslant$ $\leqslant N$, а $N$, как всегда, число степеней свободы системы. Рассмотрим $\infty^{2 M}$ семейство траекторий с уравнениями где $u$ означает совокупность $2 M$ величин $u_{A}$, которые постоянны вдоль каждой траектории. Для любого фиксированного значения $t$ уравнения (98.1) определяют $2 M$-мерную поверхность в пространстве $Q P$. Пусть $D$ — некоторая область на этой поверхности, ограниченная пределами изменения $u_{A}$. Введем следующий $2 M \times 2 M$ детерминант, зависящий от $u_{\text {A }}$ и $t$ : $\Delta_{M}\left(\varrho_{1}, \ldots, \varrho_{M}, \sigma_{1}, \ldots, \sigma_{M}\right)=$ Здесь $\varrho_{1}, \ldots, \varrho_{M}, \sigma_{1}, \ldots, \sigma_{M}$ — любые числа в пределах $1,2, \ldots, N$. Тогда интеграл инвариантен в том смысле, что он имеет одно и то же значение независимо от того, какие параметры ${ }^{1}$ ) $u_{A}$ выбраны в области $D$. Определим $\Phi_{M}$ следующим образом: Его значение не зависит от выбора параметров $u_{A}$ в $D$. Вводя символ нерестановки $\varepsilon_{A_{1}} \ldots A_{2 M}$, который кососимметричен относительно всех своих индексов и равен единице, когда они пробегают значения $1,2, \ldots, 2 M$, можно записать детерминант (98.2) в явном виде. Однако нам нужна функция $\Phi_{M}$ только в форме (98.4); она имеет вид Здесь суммирование производится по каждому е в пределах $1 \ldots N$ и по каждому $A$ в пределах $1 \ldots 2 M$. Выражая $\Phi_{M}$ через скобки Лагранжа, имеем Каждые скобки Јагранжа не зависят от $t$ согласно (97.19). Поэтому $\Phi_{M}$ не зависит от $t$, и мы заключаем, что интегралы $I_{M}$, определенные формулами (98.5) для $M=$ $=1,2, \ldots, N$, являются абсолютными ${ }^{1}$ ) интегральными иняариантами. Случай $M=N$ имеет особый интерес. Абсолютный интегральный инвариант представляет теперь интеграл, распространенный по части $2 N$-мерной области $D$ в $2 N$-мерном фазовом пространстве $Q P$. Эта область изменяется с $t$, изображающие точки перемещаются согласно каноническим уравнениям (рис. 45). Для любого произвольно выбранного значения $t$ можно исшользовать $(q, p)$ как координаты в области $D$, так что Уравнения (98.2) и (98.4) дают тогда и интегральный инвариант $I_{N}$ принимает следующий вид: Этот результат имеет столь большое значение в статистической механике, что мы рассмотрим его е двух точек зренияя. Во-первых, теорема Лиувилля в той форме, в какой она доказана им ${ }^{2}$ ), на самом деле более обща, так как в ней можно не требовать ни четности пространства, ни канонической формы уравнений движения. Рассмотрим уравнения где правые части удовлетворяют условию а индексы $A$ пробегают значения 1, $2, \ldots, M$ (с обычным условием суммирования). Используем гидродинамическую терминологию вместо того, чтобы следовать рассуждениям Лиувилля. Уравнения (98.12) определяют поле скорости $v_{A}=X_{A}$ в $M$-мерном пространстве, в котором $x_{A}$ выбраны в качестве декартовых прямоугольных координат. Так же как в обычной гидродинамике выражение есть расходимость (скорость возрастания единицы объема), так и в этом $M$-пространстве $\partial v_{A} / \partial x_{A}$ имеет тот же смысл, а объем определяется как $\int d x_{1} \ldots d x_{M}$. Тогда вследствие (98.13) объем сохраняется. Детали доказательства можно дополнить, выразив скорость возрастания объема, движущегося согласно уравнениям (98.12), через интеграл по ограничивающему его ( $M-1$ )-пространству и применяя теорему Грина. Очевидно, что в частности условие (98.13) выполняется, если $M$ четно и уравнения (98.12) — канонические. Возможен другой подход с помощью канонических преобразований (КII). Суть дела здесь состоит в том, что якобиан КП равен единице (ср. с (88.29)); это остается справедливым даже в том случае, если КП $(q, p) \rightarrow\left(q^{\prime}, p^{\prime}\right)$ содержит $t$ как параметр. Отсюда следуют два заключения. Во-первых, совершенно безотносительно к движению, видим, что интеграл $I_{N}$ (98.11) есть удобное определение объема, так как объем, определенный таким образом, имеет одно и то же значение для всех координат ( $q, p$ ) в пространстве $Q P$, полученных из одной такой совокупности координат посредством $\mathrm{K}^{1}{ }^{1}$ ). Во-вторых, объем сохраняется при движении, потому что движение в соответствии с каноническими уравнениями состоит из бесконечно малого КП (cp. (90.4)). В статистической механике ${ }^{1}$ ) мы рассматриваем огромное число $n$ идентичных гамильтоновых систем, отличающихся только их начальными условиями. Суперпозиция этих систем в пространстве $Q P$ дает ансамбль («облако тонкодисперсной пыли) изображающих точек с плотностью вероятности $f(q, p, t)$, такой, что $n f d q d p$ есть число изображающих точек в элементе объема $d q d p$ в момент времени $t$. Когда элемент $d q d p$ движется, согласно каноническим уравнениям его объем сохраняется, также сохраняется число изображающих точек в нем. Отсюда $d f / d t=0$ или, что эквивалентно, Это — фундаментальное дифференциальное уравнение в частных производных, которому удовлетворяет плотность $f$; оно определяет $f$ для любого $t$, если задано $f$ для $t=0$.
|
1 |
Оглавление
|