Остроградская нестабильность - Ostrogradsky instability - Wikipedia

В прикладной математике Остроградская нестабильность является следствием теоремы Михаил Остроградский в классическая механика согласно которому невырожденный Лагранжиан зависящая от производных по времени выше первой, соответствует линейно неустойчивой Гамильтониан связанный с лагранжианом через Преобразование Лежандра. Неустойчивость Остроградского была предложена в качестве объяснения того, почему никакие дифференциальные уравнения более высокого порядка, чем два, не описывают физические явления.^[1]

Схема доказательства ^[2]

Основные моменты доказательства можно прояснить, если рассмотреть одномерную систему с лагранжианом ${\displaystyle L(q,{\dot {q}},{\ddot {q}})}$. В Уравнение Эйлера – Лагранжа. является

${\displaystyle {\frac {\partial L}{\partial q}}-{\frac {d}{dt}}{\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}}}+{\frac {d^{2}}{dt^{2}}}{\frac {\partial L}{\partial {\ddot {q}}}}=0.}$

Невырожденность ${\displaystyle L}$ означает, что канонические координаты можно выразить через производные от ${\displaystyle {q}}$ наоборот. Таким образом, ${\displaystyle \partial L/\partial {\ddot {q}}}$ является функцией ${\displaystyle {\ddot {q}}}$ (в противном случае Якобиан ${\displaystyle \det[\partial ^{2}L/(\partial {{\ddot {q}}_{i}}\,\partial {\ddot {q}}_{j})]}$ исчезнет, ​​что будет означать, что ${\displaystyle L}$ является вырожденным), что означает, что мы можем написать ${\displaystyle q^{(4)}=F(q,{\dot {q}},{\ddot {q}},q^{(3)})}$ или, инвертируя, ${\displaystyle q=G(t,q_{0},{\dot {q}}_{0},{\ddot {q}}_{0},q_{0}^{(3)})}$. Поскольку эволюция ${\displaystyle q}$ зависит от четырех начальных параметров, это означает, что существует четыре канонических координаты. Мы можем записать их как

${\displaystyle Q_{1}:=q}$

${\displaystyle Q_{2}:={\dot {q}}}$

и используя определение сопряженного импульса,

${\displaystyle P_{1}:={\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}}}-{\frac {d}{dt}}{\frac {\partial L}{\partial {\ddot {q}}}}}$

${\displaystyle P_{2}:={\frac {\partial L}{\partial {\ddot {q}}}}}$

Приведенные выше результаты можно получить следующим образом. Во-первых, мы переписываем лагранжиан в «обычную» форму, вводя множитель лагранжиана в качестве новой динамической переменной. ${\displaystyle \lambda }$

${\displaystyle L(q,{\dot {q}},{\ddot {q}})\to {\tilde {L}}=L(Q_{1},{\dot {Q_{1}}},{\dot {Q_{2}}})-\lambda (Q_{2}-{\dot {Q_{1}}})}$,

откуда вытекают уравнения Эйлера-Лагранжа для ${\displaystyle Q_{1},Q_{2},\lambda }$ читать

${\displaystyle Q_{1}:{\frac {d}{dt}}{\frac {\partial L}{\partial {\dot {Q_{1}}}}}+{\dot {\lambda }}-{\frac {\partial L}{\partial Q_{1}}}=0}$,

${\displaystyle Q_{2}:{\frac {d}{dt}}{\frac {\partial L}{\partial {\dot {Q_{2}}}}}+{\lambda }=0}$,

${\displaystyle \lambda :Q_{2}-{\dot {Q_{1}}}=0}$,

Теперь канонический импульс ${\displaystyle P_{1},P_{2}}$ относительно ${\displaystyle {\tilde {L}}}$ легко показать, чтобы быть

${\displaystyle P_{1}={\frac {\partial {\tilde {L}}}{\partial {\dot {Q_{1}}}}}={\frac {\partial L}{\partial {\dot {Q_{1}}}}}+\lambda ={\frac {\partial L}{\partial {\dot {Q_{1}}}}}-{\frac {d}{dt}}{\frac {\partial L}{\partial {\dot {Q_{2}}}}}}$

${\displaystyle P_{2}={\frac {\partial {\tilde {L}}}{\partial {\dot {Q_{2}}}}}={\frac {\partial {L}}{\partial {\dot {Q_{2}}}}}}$

пока

${\displaystyle P_{\lambda }=0}$

Это в точности определения, данные выше Остроградским. Можно продолжить оценку гамильтониана

${\displaystyle {\tilde {H}}=P_{1}{\dot {Q_{1}}}+P_{2}{\dot {Q_{2}}}+p_{\lambda }{\dot {\lambda }}-{\tilde {L}}=P_{1}Q_{2}+P_{2}{\dot {Q_{2}}}-{L}}$,

где для второго равенства используются приведенные выше уравнения Эйлера-Лагранжа. Заметим, что в силу невырожденности можно записать ${\displaystyle {\ddot {q}}={\dot {Q_{2}}}}$ в качестве ${\displaystyle a(Q_{1},Q_{2},P_{2})}$. Здесь только три аргументы необходимы, так как сам лагранжиан имеет только три свободных параметра. Следовательно, последнее выражение зависит только от ${\displaystyle P_{1},P_{2},Q_{1},Q_{2}}$, он эффективно служит гамильтонианом оригинал теория, а именно

${\displaystyle H=P_{1}Q_{2}+P_{2}a(Q_{1},Q_{2},P_{2})-L(Q_{1},Q_{2},P_{2})}$.

Заметим, что гамильтониан линейен по ${\displaystyle P_{1}}$. Это неустойчивость Остроградского, и она проистекает из того факта, что лагранжиан зависит от меньшего числа координат, чем есть канонические координаты (которые соответствуют начальным параметрам, необходимым для постановки задачи). Распространение на системы более высокой размерности аналогично, а расширение на более высокие производные просто означает, что фазовое пространство имеет еще более высокую размерность, чем конфигурационное пространство, что усугубляет нестабильность (поскольку гамильтониан линейен в еще более канонических координатах).

Примечания

1. Мотохаши, Хаято; Суяма, Теруаки (2015). «Уравнения движения третьего порядка и неустойчивость Остроградского». Физический обзор D. 91 (8). arXiv:1411.3721. Дои:10.1103 / PhysRevD.91.085009.
2. Вудард, Р.П. (2007). «Избегание темной энергии с помощью модификаций силы тяжести 1 / R». Невидимая Вселенная: темная материя и темная энергия (PDF). Конспект лекций по физике. 720. С. 403–433. arXiv:Astro-ph / 0601672. Дои:10.1007/978-3-540-71013-4_14. ISBN  978-3-540-71012-7.