Liouville dinamik tizimi

Klassik mexanikada Liuvil dinamik tizimi aniq yechiladigan dinamik tizim boʻlib, unda kinetik energiya T va potensial energiya V umumlashgan koordinatalari q orqali quyidagicha ifodalanishi mumkin:

$T = \frac{1}{2} \left\{ u_{1}(q_{1}) + u_{2}(q_{2}) + \cdots + u_{s}(q_{s}) \right\} \left\{ v_{1}(q_{1}) \dot{q}_{1}^{2} + v_{2}(q_{2}) \dot{q}_{2}^{2} + \cdots + v_{s}(q_{s}) \dot{q}_{s}^{2} \right\}$

$V = \frac{w_{1}(q_{1}) + w_{2}(q_{2}) + \cdots + w_{s}(q_{s}) }{u_{1}(q_{1}) + u_{2}(q_{2}) + \cdots + u_{s}(q_{s}) }$

Bu sistemaning yechimi ajraladigan integrallanuvchi tenglamalar toʻplamidan iborat

$\frac{\sqrt{2}}{Y}\, dt = \frac{d\varphi_{1}}{\sqrt{E \chi_{1} - \omega_{1} + \gamma_{1}}} = \frac{d\varphi_{2}}{\sqrt{E \chi_{2} - \omega_{2} + \gamma_{2}}} = \cdots = \frac{d\varphi_{s}}{\sqrt{E \chi_{s} - \omega_{s} + \gamma_{s}}}$

Bu yerda E = T + V — saqlangan energiya va $\gamma_{s}$ doimiylardir. Quyida tavsiflanganidek, oʻzgaruvchilar q _s dan φ_s ga oʻzgartirildi va u _s va w _s funksiyalari ularning oʻxshashlari χ_s va ω_s bilan almashtirildi. Ushbu yechim Nyuton tortishish kuchi taʼsirida ikkita sobit yulduz atrofida kichik sayyoraning orbitasi kabi koʻplab ilovalarga ega. Liouville dinamik tizimi taniqli fransuz matematiki Jozef Liuvil nomi bilan atalgan bir nechta narsalardan biridir.

Bisentrik orbitalarga misol

Klassik mexanikada Eylerning uch jismli muammosi zarrachaning har biri Nyuton tortishish kuchi yoki Kulon qonuni kabi teskari kvadrat kuch bilan zarrachani oʻziga tortadigan ikkita qoʻzgʻalmas markaz taʼsiri ostida tekislikdagi harakatini tasvirlaydi. Ikki markazli muammoga misollar orasida ikki sekin harakatlanuvchi yulduz atrofida harakatlanuvchi sayyora yoki ikkita musbat zaryadlangan yadroning elektr maydonida harakatlanuvchi elektron, masalan, vodorod molekulasi H₂ ning birinchi ioni, yaʼni vodorod molekulyar ioni yoki H₂⁺ kiradi. . Ikki diqqatga sazovor joyning kuchi teng boʻlishi shart emas; Shunday qilib, ikkita yulduzning massasi har xil yoki yadrolari ikki xil zaryadga ega boʻlishi mumkin.

Yechimi

Ruxsat etilgan tortishish markazlari x oʻqi boʻylab ± a da joylashgan boʻlsin. Harakatlanuvchi zarrachaning potentsial energiyasi bilan ifodalanadi

$V(x, y) = \frac{-\mu_{1}}{\sqrt{\left( x - a \right)^{2} + y^{2}}} - \frac{\mu_{2}}{\sqrt{\left( x + a \right)^{2} + y^{2}}} .$

Ikki tortishish markazini ellipslar toʻplamining oʻchoqlari deb hisoblash mumkin. Agar biron bir markaz boʻlmasa, zarracha Kepler muammosining yechimi sifatida ushbu ellipslardan biri boʻylab harakatlanadi. Shuning uchun, Bonnet teoremasiga koʻra, bir xil ellipslar ikki markazli muammoning echimlari hisoblanadi.

Elliptik koordinatalar bilan tanishtirib,

$x = a \cosh \xi \cos \eta,$

$y = a \sinh \xi \sin \eta,$

potensial energiyani quyidagicha yozish mumkin

$V(\xi, \eta) = \frac{-\mu_{1}}{a\left( \cosh \xi - \cos \eta \right)} - \frac{\mu_{2}}{a\left( \cosh \xi + \cos \eta \right)} = \frac{-\mu_{1} \left( \cosh \xi + \cos \eta \right) - \mu_{2} \left( \cosh \xi - \cos \eta \right)}{a\left( \cosh^{2} \xi - \cos^{2} \eta \right)},$

va kinetik energiya sifatida

$T = \frac{ma^{2}}{2} \left( \cosh^{2} \xi - \cos^{2} \eta \right) \left( \dot{\xi}^{2} + \dot{\eta}^{2} \right).$

Agar ξ va η mos ravishda φ₁ va φ₂ sifatida qabul qilinsa, bu Liouvil dinamik tizimidir; demak, Y funksiyasi quyidagiga teng:

$Y = \cosh^{2} \xi - \cos^{2} \eta$

va W funksiyasi quyidagiga teng:

$W = -\mu_{1} \left( \cosh \xi + \cos \eta \right) - \mu_{2} \left( \cosh \xi - \cos \eta \right)$

Quyidagi Liouville dinamik tizimi uchun umumiy yechimdan foydalanib, bittasi olinadi

$\frac{ma^{2}}{2} \left( \cosh^{2} \xi - \cos^{2} \eta \right)^{2} \dot{\xi}^{2} = E \cosh^{2} \xi + \left( \frac{\mu_{1} + \mu_{2}}{a} \right) \cosh \xi - \gamma$

$\frac{ma^{2}}{2} \left( \cosh^{2} \xi - \cos^{2} \eta \right)^{2} \dot{\eta}^{2} = -E \cos^{2} \eta + \left( \frac{\mu_{1} - \mu_{2}}{a} \right) \cos \eta + \gamma$

Formula boʻyicha u parametrini kiritish

$du = \frac{d\xi}{\sqrt{E \cosh^{2} \xi + \left( \frac{\mu_{1} + \mu_{2}}{a} \right) \cosh \xi - \gamma}} = \frac{d\eta}{\sqrt{-E \cos^{2} \eta + \left( \frac{\mu_{1} - \mu_{2}}{a} \right) \cos \eta + \gamma}},$

parametrik yechimni beradi

$u = \int \frac{d\xi}{\sqrt{E \cosh^{2} \xi + \left( \frac{\mu_{1} + \mu_{2}}{a} \right) \cosh \xi - \gamma}} = \int \frac{d\eta}{\sqrt{-E \cos^{2} \eta + \left( \frac{\mu_{1} - \mu_{2}}{a} \right) \cos \eta + \gamma}}.$

Bular elliptik integral boʻlgani uchun, ξ va η koordinatalarini u ning elliptik funksiyalari sifatida ifodalash mumkin.

Doimiy harakat

Bisentrik muammo doimiy harakatga ega, yaʼni,

$r_{1}^{2} r_{2}^{2} \left( \frac{d\theta_{1}}{dt} \right) \left( \frac{d\theta_{2}}{dt} \right) - 2c \left[ \mu_{1} \cos \theta_{1} + \mu_{2} \cos \theta_{2} \right],$

undan muammoni oxirgi koʻpaytma usuli yordamida hal qilish mumkin.

Chiqarish

Yangi oʻzgaruvchilar

v funksiyalarini bartaraf qilish uchun oʻzgaruvchilar ekvivalent toʻplamga oʻzgartiriladi

$\varphi_{r} = \int dq_{r} \sqrt{v_{r}(q_{r})},$

munosabatni berish

$v_{1}(q_{1}) \dot{q}_{1}^{2} + v_{2}(q_{2}) \dot{q}_{2}^{2} + \cdots + v_{s}(q_{s}) \dot{q}_{s}^{2} = \dot{\varphi}_{1}^{2} + \dot{\varphi}_{2}^{2} + \cdots + \dot{\varphi}_{s}^{2} = F,$

yangi F oʻzgaruvchini belgilaydi. Yangi oʻzgaruvchilar yordamida u va w funksiyalarni χ va ω ekvivalent funksiyalar bilan ifodalash mumkin. χ funksiyalar yigʻindisini Y bilan belgilab,

$Y = \chi_{1}(\varphi_{1}) + \chi_{2}(\varphi_{2}) + \cdots + \chi_{s}(\varphi_{s}),$

kinetik energiyani quyidagicha yozish mumkin

$T = \frac{1}{2} Y F.$

Xuddi shunday, ō funksiyalarining yigʻindisini V bilan belgilab

$W = \omega_{1}(\varphi_{1}) + \omega_{2}(\varphi_{2}) + \cdots + \omega_{s}(\varphi_{s}),$

potentsial energiya V sifatida yozish mumkin

$V = \frac{W}{Y}.$

Lagranj tenglamasi

r^chi oʻzgaruvchi uchun Lagrange tenglamasi $\varphi_{r}$ hisoblanadi

$\frac{d}{dt} \left( \frac{\partial T}{\partial \dot{\varphi}_{r}} \right) = \frac{d}{dt} \left( Y \dot{\varphi}_{r} \right) = \frac{1}{2} F \frac{\partial Y}{\partial \varphi_{r}} -\frac{\partial V}{\partial \varphi_{r}}.$

Ikkala tomonni koʻpaytirish $2 Y \dot{\varphi}_{r}$, 2T = YF munosabatini qayta tartibga solish va undan foydalanish tenglamani beradi.

$2 Y \dot{\varphi}_{r} \frac{d}{dt} \left(Y \dot{\varphi}_{r}\right) = 2T\dot{\varphi}_{r} \frac{\partial Y}{\partial \varphi_{r}} - 2 Y \dot{\varphi}_{r} \frac{\partial V}{\partial \varphi_{r}} = 2 \dot{\varphi}_{r} \frac{\partial}{\partial \varphi_{r}} \left[ (E-V) Y \right],$

deb yozilishi mumkin

$\frac{d}{dt} \left(Y^{2} \dot{\varphi}_{r}^{2} \right) = 2 E \dot{\varphi}_{r} \frac{\partial Y}{\partial \varphi_{r}} - 2 \dot{\varphi}_{r} \frac{\partial W}{\partial \varphi_{r}} = 2E \dot{\varphi}_{r} \frac{d\chi_{r} }{d\varphi_{r}} - 2 \dot{\varphi}_{r} \frac{d\omega_{r}}{d\varphi_{r}},$

bu yerda E = T + V — (saqlangan) umumiy energiya. Bundan quyidagi kelib chiqadi:

$\frac{d}{dt} \left(Y^{2} \dot{\varphi}_{r}^{2} \right) = 2\frac{d}{dt} \left( E \chi_{r} - \omega_{r} \right),$

hosil qilish uchun bir marta birlashtirilishi mumkin

$\frac{1}{2} Y^{2} \dot{\varphi}_{r}^{2} = E \chi_{r} - \omega_{r} + \gamma_{r},$

bu yerda $\gamma_{r}$ energiya tejamkorligi sharti bilan integratsiya konstantalaridir

$\sum_{r=1}^{s} \gamma_{r} = 0.$

Inverting, kvadrat ildizni olish va oʻzgaruvchilarni ajratish ajraladigan integrallashuvchi tenglamalar toʻplamini beradi:

$\frac{\sqrt{2}}{Y} dt = \frac{d\varphi_{1}}{\sqrt{E \chi_{1} - \omega_{1} + \gamma_{1}}} = \frac{d\varphi_{2}}{\sqrt{E \chi_{2} - \omega_{2} + \gamma_{2}}} = \cdots = \frac{d\varphi_{s}}{\sqrt{E \chi_{s} - \omega_{s} + \gamma_{s}}}.$

Manbalar

Adabiyotlar

• Whittaker, ET (1937)