Hamilton-Jacobi-Formalismus


Hamilton-Jacobi-Formalismus

Beim Hamilton-Jacobi-Formalismus (benannt nach den Mathematikern William Rowan Hamilton und Carl Gustav Jakob Jacobi) wird durch eine besondere kanonische Transformation

(q,p) \rightarrow (q',p')

eine Hamilton-Funktion erzeugt, die für alle Zeiten t gleich Null ist.

\tilde{H} (q',p',t) = 0

Dies hat zur Folge, dass sowohl die transformierten Ortskoordinaten q', als auch ihre kanonisch konjugierten Impulskoordinaten p' Erhaltungsgrößen sind, dass also alle dynamischen Größen in der neuen Hamilton-Funktion zyklische Koordinaten sind:

\begin{align}
\frac{\partial\tilde{H}}{\partial p'_{k}} & =\dot{q}'_{k}=0\quad\Leftrightarrow\quad q'_{k}=\mathrm{const}\\
-\frac{\partial\tilde{H}}{\partial q'_{k}} & =\dot{p}'_{k}=0\quad\Leftrightarrow\quad p'_{k}=\mathrm{const}
\end{align}.

Die transformierte Hamilton-Funktion erhält man, indem man zur untransformierten Hamilton-Funktion die partielle Zeitableitung einer erzeugenden Funktion S addiert.

\tilde{H} (q', p') = H (q, p, t) + \frac {\partial S}{\partial t} = 0.

Dabei wird speziell eine erzeugende Funktion S(q,p',t) gewählt, die von den alten Ortskoordinaten und den neuen (konstanten) Impulsen p' abhängt, so dass

p_{k}=\frac{\partial S(q_{k},p'_{k},t)}{\partial q_{k}}\ ,\quad q'_{k}=\frac{\partial S(q_{k},p'_{k},t)}{\partial p'_{k}}.

Eingesetzt in \tilde{H} = 0 ergibt sich die Hamilton-Jacobi-Differentialgleichung für S:

H (q_k, \frac {\partial {S}}{\partial q_k}, t) + \frac {\partial S}{\partial t} = 0

Sie ist eine partielle Differentialgleichung in den Variablen qk und t für die Hamiltonsche Wirkungsfunktion S (die Verwendung des Begriffs „Wirkung“ wird weiter unten begründet).

Die transformierten Bewegungsgleichungen sind trivial, aber das Problem verlagert sich auf das Finden einer passenden Erzeugenden S.

Hamilton-Jacobi-Formalismus für nicht explizit zeitabhängige Hamilton-Funktion

Ziel des Hamilton-Jacobi-Formalismus ist es die Hamiltonschen Bewegungsgleichungen mittels einer kanonischen Transformation zu vereinfachen. Dazu wird zur ursprünglichen Hamilton-Funktion, die von den alten Impulsen und Orten abhängt, eine erzeugende Funktion S(q,p') konstruiert, die sie in eine neue Hamilton-Funktion transformiert, welche nur noch von den neuen (konstanten) Impulsen abhängt

H(p,q) \Rightarrow \tilde{H}(p')

Für konservative Systeme (H nicht explizit zeitabhängig) sind die neuen Impulse Konstanten der Bewegung. Die neuen Orte ändern sich nur linear mit der Zeit

\dot p' = -\frac {\partial \tilde {H}(p')}{\partial q} = 0 \Leftrightarrow p' = \mathrm{const},
\dot q' = \frac {\partial \tilde {H}(p')}{\partial p} = C \Leftrightarrow q' = Ct + b mit C,b = const.

Für S(q,p') muss gelten

p = \frac {\partial S(q,p')}{\partial q},
q' = \frac {\partial S(q,p')}{\partial p'}

Eingesetzt in die Hamilton-Funktion ergibt sich

H(q,p) \Rightarrow H(q,\frac {\partial S(q,p')}{\partial q}) = \tilde {H}(p').

Dies ist die Hamilton-Jacobi-Differentialgleichung für konservative Systeme. Sie bestimmt S(q,p').

Zur Veranschaulichung von S wird die totale Zeitableitung berechnet

\frac {\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}S(q,p') = \frac {\partial S}{\partial q} \dot q + \frac {\partial S}{\partial p'} \dot p' = p\dot q + q'\dot p' =  p\dot q wegen \dot p' = 0.

Benutzt man nun die Lagrange´schen Bewegungsgleichungen (mit Lagrangefunktion L = TV, wobei T die kinetische Energie ist, V(q) das Potential):

\frac {\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}S(q,p') = \frac {\partial L}{\partial \dot q}\dot q = \frac {\partial T}{\partial \dot q}\dot q = 2T.

Die zeitliche Integration liefert

S = \int_{t_1}^{t_2} 2T\ \mathrm{d}t = W,

also ist S(q,p') mit dem Wirkungsintegral identisch.

Beispiel: Der eindimensionale harmonische Oszillator

Sei U = U(q) ein beliebiges Potential. Die Hamilton-Funktion lautet

H(p,q) = \frac {p^2}{2m} + U(q),

die Hamilton-Jacobi-Gleichung

\frac {1}{2m} \left(\frac{\partial S(q,p')}{\partial q}\right)^2 + U(q) = \tilde H = E.

Beim eindimensionalen Oszillator ist \tilde H die einzige Konstante der Bewegung. Da p' ebenfalls konstant sein muss, setzt man p' = \tilde H = E, was für alle konservativen Systeme möglich ist.

\left(\frac{\partial S(q,p')}{\partial q}\right)^2 + 2mU(q) = 2mp'

Durch Integrieren folgt

S(q,p') = \sqrt {2m} \int_{q_0}^q \sqrt {(p' - U(\tilde{q}))} \mathrm{d}\tilde q,

mit q' = \frac{\partial S(q,p')}{\partial p'}

q' = \frac {m}{\sqrt{2m}} \int_{q_0}^q \frac {d\tilde q}{\sqrt {p' - U(\tilde q)}}.

Wegen der Hamiltonschen Bewegungsgleichung gilt außerdem

\dot q' = \frac {\partial \tilde H(p')}{\partial p'} = \frac {\partial E}{\partial p'} = \frac {\partial p'}{\partial p'} = 1,
\Rightarrow q' = t - {t_0}.

Um die Bewegung in p(t) und q(t) darstellen zu können, muss zu den alten Koordinaten zurücktransformiert werden

p(t) = \frac {\partial S(q,p')}{\partial q} = \sqrt {2m(p'-U(q))},
q' = t - {t_0} = \frac {m}{\sqrt {2m}} \int_{q_0}^q \frac {d \tilde q}{\sqrt {E - U(\tilde q)}}.

Für den Spezialfall des harmonischen Oszillators ergibt sich mit U(q) = \frac {1}{2}aq^2

p(t) = \sqrt {2m \left( E-\frac {1}{2}aq^2 \right)},
q' = t - {t_0} = \frac {m}{\sqrt {2m}} \int_{q_0}^q \frac {d \tilde q}{\sqrt {E - \frac {1}{2}a \tilde {q}^2}}.

Somit

t - {t_0} = \sqrt {\frac {m}{a}}\arcsin \sqrt {\frac {a}{2E}}q

und letztlich

q(t) = \sqrt{\frac {2E}{a}}\sin \sqrt{\frac {a}{m}}(t-{t_0)},
p(t) = \sqrt {2mE}\cos \sqrt {\frac {a}{m}}(t-{t_0}).

Literatur

  • Herbert Goldstein; Charles P. Poole, Jr ; John L. Safko: Klassische Mechanik. 3 Auflage. Wiley-VCH, Weinheim 2006, ISBN 3-527-40589-5.
  • Wolfgang Nolting: Grundkurs Theoretische Physik 2 Analytische Mechanik. 7 Auflage. Springer, Heidelberg 2006, ISBN 3-540-30660-9.

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