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 Инвариантная точка зрения на гладкое многообразие состоит в том, что как множество точек оно существует независимо от тех систем координат (карт), которые на нем могут быть заданы. Допустим, что в некоторой области $\mathcal{U} \subset \mathfrak{M}$ система координат имеется; тогда каждая точка $P \in \mathcal{U}$ становится обладательницей своего собственного набора чисел; с помощью алгольного символа это можно записать в виде $P:=\left(z_{1}, \ldots, z_{k}\right)$. Если угодно, систему координат можно представлять себе как прозрачную пленку с сеткой линий, накладываемую на поверхность; преимущественно такого взгляда мы будем придерживаться. Термин «преобразование» двусмыслен. Он применяется в обстоятельствах двух типов: Тогда в пределах $\mathscr{D}$ существуют гладкие обратимые зависимости Про них говорят, что они локально задают отображение. в области $\mathscr{U} \cap \mathscr{P}$, и в ней существуют гладкие обратимые зависи- мости Про них говорят, что имеется замена переменных. КАНОНИЧЕСКИЕ ОТОБРАЖЕНИЯ. Пусть есть каноническое многообразие $\left(\boldsymbol{M}^{2 n}, \boldsymbol{\Omega}\right)$ и его отображение в себя: $\varphi: \boldsymbol{M} \rightarrow \mathbf{M}$. Можно определить обратный образ $\varphi^{*} \Omega$ формы $\Omega$. В терминах интегрирования для каждой двумерной ориентированной поверхности $\sigma^{2} \subset \mathbf{M}^{2 n}$. Вычисляется $\varphi^{*} \Omega$ так (в канонических координатах): где $p_{i}{ }^{\prime}=p_{i}{ }^{\prime}(p, q), q_{i}{ }^{\prime}=q_{i}{ }^{\prime}(p, q)$ – формулы, локально задающие преобразование. В (1) надо выписать все полные дифференциалы и привести подобные члены. Определение. Отображение $\varphi$ называется каноническим, если Вспомним, что $\Omega=-d \omega$, где $\omega=p \cdot d q=\Sigma p_{i} d q_{i}$. Пусть $\gamma=\partial \sigma^{2}$. По формуле Стокса имеем Критерий каноничности. Для любого замкнутого контура $\gamma \subset M$ в области определения координат $p, q$ должно быть Пример. Назовем сдвигом преобразование Условие (3) приобретает вид $\int_{i} \Sigma f_{i}(p, q) d p_{i} \equiv 0$, т. е. подынтегральное выражение должно быть полным дифференциалом: или Теорема. Фазовый поток $g_{H}$ гамильтонова векторного поля Н состоит из канонических отображений. Пусть Проведем явные вычисления (достаточно вычислить $\left.\frac{d}{d t}\right|_{t=0}$ ): Последнее слагаемое равно нулю, поскольку контур $\gamma$ – замкнутый. Согласно уравнениям Гамильтона, откуда Проделанное рассуждение – маленький фрагмент теории интегральных инвариантов Пуанкаре. КАНОНИЧЕСКИЕ ЗАМЕНЫ ПЕРЕМЕННЫХ. Замена переменных называется канонической, если переменные $P, Q$ – снова канонические, как и переменные $p, q$ : Критерии каноничности. Замена (5) является канонической тогда и только тогда, когда a) скобка Пуассона вычисляется по одним и тем же формулам в обеих системах координат, т. е. является симплектической. являются симплектическими, так что матрица Якоби $\mathscr{D}$, которая их связывает, тоже является симплектической (матрица Якоби определена с точностью до транспонирования, однако, как мы знаем, при этой операции симплектичность матрицы сохраняется, см. §17). или где $\Pi(p, q)$ – некоторая функция, называемая первообразной. Имеем Термин «первообразная канонической замены переменных» в настоящих лекциях введен впервые. По всей видимости, это понятие до сих пор не выделялось, хотя инкогнито первообразные функции и появлялись в литературе, начиная с работ Пуанкаре. СМЕШАННАЯ ЗАПИСЬ СТАНДАРТНОИ ЗАМЕНЫ. Каноническая замена переменных называется стандартной, если Опираясь на условие (8), из уравнения $P=P^{*}(p, q)$ выразим $p=\bar{p}(P, q)$ и подставим в $Q=Q^{*}(p, q)$. В итоге получим смешанные формулы замены: Тождество (7) выразим через независимые переменные $P, q$ : где $\bar{Q} \cdot P=\sum_{i} \bar{Q}_{i} P_{i}$. Отсюда так что смешанные формулы замены порождаются одной функцией, которая называется производящей, и удовлетворяют условию, равносильному (5): Обратно, если это условие выполнено, то формулы будут смешанными для некоторой стандартной замены. Здесь производящая функция Задача 57. Пусть $\xi=S \mathbf{z}$ – стандартная линейная каноническая замена ( $S$ – симплектическая матрица): Доказать, что: ПРИМЕНЕНИЕ КАНОНИЧЕСКИХ ЗАМЕН. Векторное поле $\stackrel{\leftarrow}{H}$ построено инвариантным образом; в локальных канонических координатах его можно записать так: $I \frac{\partial H^{\prime}}{\partial z}$ или $I \frac{\partial H^{\prime \prime}}{\sigma \zeta}$. При этом $H^{\prime \prime}(\zeta)=H^{\prime}\left(z_{*}(\zeta)\right)$, где $H^{\prime}$ и $H^{\prime \prime}$ – конкретные выражения в координатах $z$ и $\zeta$. При канонической замене кооринат $z=$ $=z_{\star}(\zeta)$ уравнение Гамильтона $\frac{d z}{d t}=I \frac{\partial H^{\prime}}{\partial z}$ переходит в $\frac{d \zeta}{d t}=I \frac{\partial H^{\prime \prime}}{\partial \zeta}$. Таким образом, мы сначала делаем замену переменных в гамильтониане, потом дифференцируем, но не преобразуем сами уравнения. Этим канонические замены выгодно отличаются от произвольных. Пусть нам известны выражения $H$ в различных локальных координатах: $H=H^{\prime}(p, q), H=H^{\prime \prime}(P, Q)$. Применяя смешанные формулы замены, имеем $H^{\prime}(\bar{p}(P, q), q)=H^{\prime \prime}(P, Q(P, q))$ или, используя производящую функцию, Таким образом, $S(P, q)$ удовлетворяет некоторому уравнению в частных производных, которое называется уравнением Гамильтона-Якоби. найти все стандартные линейные канонические замены переменных, осуществляющие приведение к нормальной форме из задачи 55. которые надо проанализировать, в частности, в зависимости от знака $\mu=\alpha \beta-\gamma^{2}$. Полезно предварительно описать замены, сохраняющие нормальную форму. Уже отмечалось, что состояния равновесия гамильтоновой системы – это критические точки гамильтониана. Если в окрестности равновесия $p=q=0$ разложить $H$ в ряд Тейлора: $H=H_{2}+$ $+H_{3}+\ldots$, где $H_{k}$ – сумма членов степени $k$, то гамильтониан $H_{2}$ даст линейные уравнения, являющиеся приближением для исходных. Сейчас мы увидим, как канонические замены позволяют улучшать качество приближения. Найти производящую функцию канонической замены переменных, приводящей гамильтониан к виду Таким образом, в переменных $P, Q$ линейное приближение на порядок точнее. Здесь мы увидели простейшие примеры преобразования Биркгофа. Итак, канонические замены применяются для улучшения гамильтонианов. Пойдем дальше и пожелаем теперь, чтобы $H^{\prime \prime}$ не зависело от $Q$, т. е. чтобы Если мы решим это уравнение в частных производных и осуществим замену, то в новых переменных гамильтонова система легко. интегрируется: ЭФФЕКТИВНОЕ ПОПОЛНЕНИЕ. В $\S 19$ была доказана теорема о пополнении: если есть $n$ независимых функций в инволюции $P_{1}, \ldots, P_{n}$, то существуют еще $n$ функций $Q_{1}, \ldots, Q_{n}$ таких, что $(P, Q)$ – канонические координаты. То была теорема существования, а сейчас нам потребуется в каком-то смысле эффективный способ построения функций $Q_{i}$. Будем исходить из дополнительного предположения о том, что какие-то канонические координаты $p, q$ в нашем распоряжении уже имеются. По лемме Қаратеодори можно считать $\operatorname{det} \frac{\partial P}{\partial p} и будут искомыми. Таким образом, где $\gamma$ – путь из $q_{0}$ в $q$, поднятый на $\mathbf{L}_{P}$ функциями $\bar{p}$. Докажем, что интеграл не зависит от контура или, что то же самое, интеграл по замкнутому контуру равен нулю. Способ 1 (для тех, кто знаком с понятием сужения дифференциальной формы на подмногообразие). Пусть $\gamma=\partial \sigma^{2}, \sigma^{2} \subset \mathbf{L}_{P}$. По теореме Стокса: Осталось проверить, что Векторные поля $\stackrel{\leftarrow}{P}_{1}, \ldots, \stackrel{\leftarrow}{P}_{n}$ линейно независимы и касаются $\mathbf{L}_{P}$, $\operatorname{dim} \mathbf{L}_{P}=n$; кроме того (еще одно следствие инволютивности), что и доказывает требуемое. Поскольку $P_{\alpha}{ }^{*}(\bar{p}(P, q), q) \equiv P_{\alpha}$, после дифференцирования Условие $\left(P_{\alpha}{ }^{*}, P_{\beta}{ }^{*}\right) \equiv 0$ можно представить в виде откуда в силу (16) Здесь мы видим, что матрица множится с одной стороны на невырожденную матрицу а с другой – на транспонированную к ней. В итоге получается нулевая матрица. Следовательно, и сама матрица (17) равна нулю, что и доказывает (15). Теорема о пополнении, как и все другие локальные теоремы, на практике часто эффективна отнюдь не в малых областях неформальное обстоятельство, определяющее ее ценность (как и всех других локальных теорем). СВОИСТВО ИНТЕГРИРУЕМОСТИ. Поле $\overleftarrow{H}$ (или уравнение $\dot{z}=I \frac{\partial H}{\partial z}$ называется вполне интегрируемым в некоторой области, если в ней у него есть $n$ независимых первых интегралов в инволюции $F_{1}, \ldots, F_{n}$, т. е. $\left(F_{i}, H\right) \equiv 0,\left(F_{i}, F_{j}\right) \equiv 0$, и $\operatorname{tang} \frac{\partial F}{\partial z}=n$ везде, кроме множества точек, не содержащего никакой открытой подобласти. К числу интегрируемых (во всем фазовом пространстве) относятся задачи с $n$ степенями свободы и $n-1$ циклическим интегралом (движение в центральном поле сил, сферический маятник, случай Лагранжа, лиувиллевы системы – задача о геодезичес- ких на эллипсоиде, задача двух неподвижных центров, задача Јагранжа). Здесь список интегралов нам уже известен ( $\S 16,8$, 9). Менее очевиден набор интегралов в инволюции для задач с тремя степенями свободы и интегралом кинетического момента: задача Кеплера, вообще движение в центральном поле сил (см. задачу 51, в) и случай Эйлера вращения твердого тела. Здесь интегралами в инволюции являются полная энергия, одна из компонент кинетического момента и квадрат его модуля. Возьмем в качестве первых $n$ канонических координат функции $P_{i}=F_{i}(z)$, а еще $n$ функции $Q$ построим по теореме о пополнении. Тогда Но функции $P_{i}$ – это первые интегралы поля $\stackrel{\leftarrow}{H}$, так что Следовательно, выражение $H^{\prime \prime}$ зависит только от переменных $P$. В частности, если интегралы выписаны в канонической системе координат $p, q$, то пополнение мы сможем произвести эффективно, т. е. решим уравнение Гамильтона-Якоби (12′). Теорема Лиувилля. Если система уравнений Гамильтона имеет $n$ первых интегралов в инволюции, то она интегрируется в квадратурах: при помощи алгебраических операций, обращения функций, интегрирования и дифференцирования (для доказательства достаточно посмотреть, что делалось выше при эффективном пополнении). Еще раз о локальности. Теорема Лиувилля, равно как и предыдущие теоремы, формально носит сугубо локальный характер. Из доказательства теоремы Дарбу следует, что всякая гамильтонова система вполне интегрируема в окрестности любой неособой своей точки. На практике, однако, нас не интересует потенциальное и бессодержательное существование интегралов в малом. Нам важны случаи, когда явно предъявляются первые интегралы движения, определенные во всем или почти всем фазовом пространстве задачи. Вместе с тем, поскольку на практике мы всегда имеем дело с аналитическими функциями, поведение которых в целом, как известно, определяется поведением в малом, то, опираясь на локальные теоремы, мы сможем в конце концов получать заключения нелокального характера о фазовом потоке. ПЕРЕМЕННЫЕ ДЕИСТВИЕ – УГОЛ. Пусть $\mathbf{L}_{c}$ – неособая связная компактная компонента совместного уровня интегралов вполне интегрируемой системы. Тогда по теореме о фазовых торах она и (все близкие) диффеоморфна $n$-мерному тору. Теорема. В сделанных предположения в окрестности $\mathbf{L}_{c}$ существуют канонические координаты $\rho_{i}, \sigma_{i} \bmod 2 \pi$ такие, что Они называются переменными действие – угол; $\sigma_{i}$ суть угловые геременные на торе $\mathbf{T}^{n}(\rho)=\mathbf{L}_{c}, c=F(\rho)$. Доказательство. По теореме о пополнении существуют канонические координаты $P_{1}, \ldots, P_{n}, Q_{1}, \ldots, Q_{n}$ такие, что (19.8) Таким образом, $Q_{i}$ локально играют роль $s_{i}$ из доказательства теоремы о фазовых торах: $Q_{i}=s_{i}+C_{i}$, где $C_{i}$ зависят от окрестности. Играя $C_{i}$, мы можем согласовывать $Q$ между соседними окрестностями, так что в итоге вправе считать, что $Q_{i}$ совпадают c $s_{i}$ на всем торе и представляют собой многозначные координаты: существуют $n$ линейно независимых векторов $\xi_{\alpha}$ таких, что точка с координатами совпадает с точкой $P, Q$. Имеем $\xi_{\alpha i}=\xi_{\alpha i}(P)$, так как теперь мы рассматриваем не один тор, как в § 18 , а семейство их, зависящее от $P$. Отображение (19) в фазовом пространстве тождественно и потому канонично; в пространстве переменных $P, Q$ сдвиг (19) также является каноническим, так что по формуле (4) Отсюда вытекает, что где $\rho_{a}(P)$ – некоторые независимые функции, поскольку $\operatorname{det}\left\|\xi_{\alpha i}\right\| Очевидно, что $\sigma_{\alpha} \bmod 2 \pi$. Наконец, так что переменные $\rho, \sigma$ – канонические. ПОВЕДЕНИЕ РЕШЕНИИ. Поскольку $H=H(\rho)$, общее решение уравнений Гамильтона получается по формулам (13) в виде где функции называются частотами системы. Пусть для простоты $n=2$. На плоскости переменных $\sigma_{1}, \sigma_{2}$ формулы (23) задают прямую. Этот образ, однако, нас не устроит, так как при изменении любого из углов на $2 \pi$ нам следовало бы возвращаться в ту же точку, чего на плоскости не происходит. Короче говоря, из плоскости надо получить тор. Сделаем это поэтапно. Сначала учтем, что $\sigma_{1} \bmod 2 \pi$ и свернем плоскость в цилиндр (так же, как на примере с математическим маятником в § 16). В результате прямая преобразуется в винтовую линию. Затем учтем, что б $\sigma_{2} \bmod 2 \pi$ и свернем цилиндр в тор (если оставаться в $\mathbf{R}^{3}$, то без деформаций не обойтись). Результат см. на рис. 76. Винтовая линия перейдет в так называемую обмотку тора, которая совершенно не обязана быть замкнутой кривой. Последнее происходит лишь в случае, когда где $m_{1}$ и $m_{2}$ – целые числа, $m_{1}^{2}+m_{2}^{2} Если на рис. 76 не обращать внимания на то, что часть фаз́овой кривой изображена пунктиром, то мы увидим типичное поведение траектории в центральном поле сил и вообще в системе с циклической координатой. Таким образом, область возможности движения типа кольца есть в некотором смысле (несложные уточнения опускаем) проекция фазового тора на многообразие положений, а траектория движения есть проекция фазовой обмотки тора. Аналогичные утверждения справедливы и в случае Лагранжа движения тела с неподвижной точкой, только здесь обмотки проектируются с некоторым перекосом. Гиперболическим поворотом $P=\sqrt[4]{\frac{\alpha}{\beta}} p, Q=\sqrt[4]{\frac{\beta}{\alpha}} q$ гамильтониан приводится к виду $H=\frac{1}{2} \sqrt{\alpha \beta}\left(P^{2}+Q^{2}\right)$, после чего остается ввести канонические полярные координаты $\rho=\left(P^{2}+\right.$ $\left.+Q^{2}\right) / 2, \quad \sigma=\operatorname{arctg}(Q / P)$. Это и будут переменные действие угол: Обратные формулы: Наконец, $H=\sqrt{\alpha \beta} \rho$, частота $\omega=\sqrt{\overline{\alpha \beta}}=\sqrt{k / m}$ совпадает с частотой колебаний осциллятора. момента $\Lambda_{x}, \Lambda_{y}, \Lambda_{z}$, переписанные в переменных $\theta, \psi, \rho_{\theta}, \rho_{\psi}$, находятся в инволюции с гамильтонианом $H$, а их попарные скобки удовлетворяют соотношениям (16.9), как и для свободной точки. Примечание. Аналогичная конструкция используется для введения переменных действие – угол в задаче Кеплера и в случае Эйлера вращения твердого тела. Қак и задача о геодезических на сфере, эти задачи относятся к числу вырожденных (гамильтониан зависит не от всех переменных действия). ЭФФЕКТИВНОЕ ВЫЧИСЛЕНИЕ ПЕРЕМЕННЫХ ДЕЙСТВИЕ – УГОЛ. Существование переменных $\rho, \sigma$ было установлено на произвольном каноническом многообразии и без предположения, что интегралы в инволюции заданы в какой-либо канонической системе координат. Если это предположение все же выполнено, то мы можем воспользоваться эффективным пополнением и получить смешанные формулы замены: Отметим, что матрица $\frac{\partial \bar{Q}}{\partial q}=\frac{\partial^{2} S}{\partial P \partial q}$ невырождена, так что из последней группы формул можно получить $q=q_{*}(P, Q)$, и при этом матрица $\frac{\partial q_{*}}{\partial \bar{Q}_{n}}=\left(\frac{\partial \bar{Q}}{\partial q}\right)^{-1}$ также невырождена. Нам известно, что у этой системы имеется $n$ базисных решений (общее решение имеет вид $\Sigma n_{\alpha} \xi_{\alpha}$, где $n_{\alpha}$ – целые), причем от $Q$ они не зависят (так что решение можно начать с того, что положить $Q=0$ ). Когда векторы $\xi_{\alpha}(P)$ найдены, вычисляем $\sigma_{\alpha}$, обращая зависимости (22), и находим $\rho_{\alpha}(P)$ интегрированием уравнений (21). Таким образом, переменные действие – угол вычисляются в квадратурах как функции $P, Q$ и затем $p, q$. Разумеется, речь идет о принципиальной возможности. На практике любой шаг может вывести за рамки элементарных или специальных функций, и мы даже не сможем записать конкретный результат. Пример. Снова гармонический осциллятор. Возьмем Тогда как и было получено ранее. Пользование «презумпцией аналитичности» состояло в том, что мы не написали $\pm$ перед радикалом и в качестве функции обратной к arcsin, взяли sin со всей его областью определения. Обобщение примера. Пусть имеем гамильтонову систему с одной степенью свободы, уровни энергии которой $H(p, q)=$ $=h$ компактны (по крайней мере в некоторой области на $\mathbf{R}^{2}(p, q)$ ), т. е. топологически представляют собой окружности (одномерные торы). Положим $P=H(p, q)$. Тогда После обхода уровня переменная $Q$ получит приращение: где $S(P)$ – площадь области, заключенной внутри кривой $H(p, q)=P$. Следовательно, в качестве переменной действия можно взять $S(P) / 2 \pi$. Этот вывод дополним указанием на смысл величины $\xi$ в данном случае. Заметим, что Поэтому имеет смысл времени движения от точки $q_{0}$ до точки $q$ вдоль фазовой траектории $H(p, q)=P=h$, а приращение $\xi$ после обхода кривой – смысл периода решения $\tau$. Итак, $\xi=\tau(h)=S^{\prime}(h)$. в канонических полярных координатах называется каноническим кручением. сохраняющее функцию $F$ : Показать, что в окрестности неособой связной компактной компоненты уровня $F=c_{0}$ существуют канонические координаты такие, что в них отображение имеет вид канонического кручения. два варианта переменных действие – угол для системы с одной степенью свободы. Показать, что они связаны зависимостью вида Вопрос. Қакие возможны обобщения результатов этой задачи на случай многих степеней свободы? Қакую роль может играть предположение с невырожденности системы $\left(\operatorname{det} \frac{\partial^{2} H}{\partial \rho^{2}} В частности, такая возможность представляется в случае, когда гамильтониан допускает простое или сложное разделение переменных (см. § 16). Например, в лиувиллевой системе первые интегралы приводят к так что где $q_{i}^{+}, q_{i}^{-}$- границы области неотрицательности подкоренного выражения (для простоты считаем ее отрезком). Полезно сравнить сказанное с материалом в конце $\S 9$. Области возможности движения $\mathfrak{R}^{c h}$, о которых там идет речь в случае $n=2$, часто имеют вид прямоугольников в переменных $\left(q_{1}, q_{2}\right)$, причем это действительно прямоугольники в рассматриваемой метрике. Прямоугольники $\mathfrak{R}^{c h}$ являются проекциями торов $\mathbf{L}_{c h}$ из фазового пространства в пространство положений. Чтобы представить себе, как такое могло получиться, надо склеить плоский тор из листа бумаги. НЕИНВОЛЮТИВНЫИ НАБОР ИНТЕГРАЛОВ. Приведем пример задачи с $n$ степенями свободы, в которой имеется ровно $n$ интегралов движения, но они не находятся в инволюции: пусть по сфере движутся две точки, причем потенциальная энергия действующих сил зависит только от расстояния между ними. Тогда сохраняются полная энергия и три компоненты суммарного кинетического момента системы – эти последние и имеют ненулевые скобки Пуассона.
|
1 |
Оглавление
|