Скобка Пуассона - Poisson bracket

Симеон Дени Пуассон

В математика и классическая механика, то Скобка Пуассона это важный бинарная операция в Гамильтонова механика, играющая центральную роль в уравнениях движения Гамильтона, которые управляют временной эволюцией гамильтониана динамическая система. Скобка Пуассона также выделяет определенный класс преобразований координат, называемый канонические преобразования, которая карта канонические системы координат в канонические системы координат. «Каноническая система координат» состоит из канонических переменных положения и импульса (ниже обозначены как ${\displaystyle q_{i}}$ и ${\displaystyle p_{i}}$соответственно), удовлетворяющие каноническим скобкам Пуассона. Набор возможных канонических преобразований всегда очень богат. Например, часто можно выбрать сам гамильтониан ${\displaystyle H=H(q,p;t)}$ как одна из новых канонических координат импульса.

В более общем смысле скобка Пуассона используется для определения Алгебра Пуассона, из которых алгебра функций на Пуассоново многообразие это особый случай. Есть и другие общие примеры: это встречается в теории Алгебры Ли, где тензорная алгебра алгебры Ли образует алгебру Пуассона; Подробное описание того, как это происходит, дается в универсальная обертывающая алгебра статья. Квантовые деформации универсальной обертывающей алгебры приводят к понятию квантовые группы.

Все эти объекты названы в честь Симеон Дени Пуассон.

Характеристики

Для двух функций f и g, зависящих от фазовое пространство и время, их скобка Пуассона ${\displaystyle \{f,g\}}$ это еще одна функция, которая зависит от фазового пространства и времени. Следующие правила выполняются для любых трех функций ${\displaystyle f,\,g,\,h}$ фазового пространства и времени:

Антикоммутативность

${\displaystyle \{f,g\}=-\{g,f\}}$

Билинейность

${\displaystyle \{af+bg,h\}=a\{f,h\}+b\{g,h\},\quad \{h,af+bg\}=a\{h,f\}+b\{h,g\},\quad a,b\in \mathbb {R} }$

Правило Лейбница

${\displaystyle \{fg,h\}=\{f,h\}g+f\{g,h\}}$

Личность Якоби

${\displaystyle \{f,\{g,h\}\}+\{g,\{h,f\}\}+\{h,\{f,g\}\}=0}$

Кроме того, если функция ${\displaystyle k}$ постоянна в фазовом пространстве (но может зависеть от времени), то ${\displaystyle \{f,\,k\}=0}$ для любого ${\displaystyle f}$.

Определение в канонических координатах

В канонические координаты (также известен как Координаты Дарбу ) ${\displaystyle (q_{i},\,p_{i})}$ на фазовое пространство, учитывая две функции ${\displaystyle f(p_{i},\,q_{i},t)}$ и ${\displaystyle g(p_{i},\,q_{i},t)}$,^{[Примечание 1]} скобка Пуассона принимает вид

${\displaystyle \{f,g\}=\sum _{i=1}^{N}\left({\frac {\partial f}{\partial q_{i}}}{\frac {\partial g}{\partial p_{i}}}-{\frac {\partial f}{\partial p_{i}}}{\frac {\partial g}{\partial q_{i}}}\right).}$

Скобки Пуассона канонических координат имеют вид

${\displaystyle {\begin{aligned}\{q_{i},q_{j}\}&=0\\\{p_{i},p_{j}\}&=0\\\{q_{i},p_{j}\}&=\delta _{ij}\end{aligned}}}$

куда ${\displaystyle \delta _{ij}}$ это Дельта Кронекера.

Уравнения движения Гамильтона

Уравнения движения Гамильтона имеют эквивалентное выражение в терминах скобки Пуассона. Это может быть наиболее прямо продемонстрировано в явной системе координат. Предположим, что ${\displaystyle f(p,q,t)}$ - функция на многообразии. Тогда из многомерной Правило цепи,

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}f(p,q,t)={\frac {\partial f}{\partial q}}{\frac {dq}{dt}}+{\frac {\partial f}{\partial p}}{\frac {dp}{dt}}+{\frac {\partial f}{\partial t}}.}$

Далее можно взять ${\displaystyle p=p(t)}$ и ${\displaystyle q=q(t)}$ быть решениями Уравнения Гамильтона; то есть,

${\displaystyle {\begin{cases}{\dot {q}}={\frac {\partial H}{\partial p}}=\{q,H\};\\{\dot {p}}=-{\frac {\partial H}{\partial q}}=\{p,H\}.\end{cases}}}$

потом

${\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {d}{dt}}f(p,q,t)&={\frac {\partial f}{\partial q}}{\frac {\partial H}{\partial p}}-{\frac {\partial f}{\partial p}}{\frac {\partial H}{\partial q}}+{\frac {\partial f}{\partial t}}\\&=\{f,H\}+{\frac {\partial f}{\partial t}}~.\end{aligned}}}$

Таким образом, временная эволюция функции ${\displaystyle f}$ на симплектическое многообразие можно представить как однопараметрическое семейство из симплектоморфизмы (т.е. канонические преобразования, сохраняющие площадь диффеоморфизмы), с временем ${\displaystyle t}$ параметр: гамильтоново движение - это каноническое преобразование, порожденное гамильтонианом. То есть в нем сохранены скобки Пуассона, так что любое время ${\displaystyle t}$ в решении уравнений Гамильтона,

${\displaystyle q(t)=\exp(-t\{H,\cdot \})q(0),\quad p(t)=\exp(-t\{H,\cdot \})p(0),}$

могут служить координатами скобок. Скобки Пуассона канонические инварианты.

Сбросив координаты,

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}f=\left({\frac {\partial }{\partial t}}-\{H,\cdot \}\right)f.}$

Оператор в конвективной части производной ${\displaystyle i{\hat {L}}=-\{H,\cdot \}}$, иногда называют лиувиллевским (см. Теорема Лиувилля (гамильтониан) ).

Константы движения

An интегрируемая динамическая система буду иметь постоянные движения в дополнение к энергии. Такие постоянные движения коммутируют с гамильтонианом под скобкой Пуассона. Предположим некоторую функцию ${\displaystyle f(p,q)}$ постоянная движения. Отсюда следует, что если ${\displaystyle p(t),q(t)}$ это траектория или решение Уравнения движения Гамильтона, тогда

${\displaystyle 0={\frac {df}{dt}}}$

по этой траектории. потом

${\displaystyle 0={\frac {d}{dt}}f(p,q)=\{f,H\}+{\frac {\partial f}{\partial t}}}$

где, как и выше, промежуточный шаг следует за применением уравнений движения, и мы предположили, что ${\displaystyle f}$ не зависит явно от времени. Это уравнение известно как Уравнение Лиувилля. Содержание Теорема Лиувилля в том, что эволюция во времени мера (или же "функция распределения "на фазовом пространстве) дается изложенным выше.

Если скобка Пуассона ${\displaystyle f}$ и ${\displaystyle g}$ исчезает (${\displaystyle \{f,g\}=0}$), тогда ${\displaystyle f}$ и ${\displaystyle g}$ как говорят в инволюции. Чтобы гамильтонова система была полностью интегрируемый, ${\displaystyle n}$ независимые постоянные движения должны быть в взаимная инволюция, куда ${\displaystyle n}$ это количество степеней свободы.

Кроме того, согласно Теорема Пуассона, если две величины ${\displaystyle A}$ и ${\displaystyle B}$ явно не зависят от времени (${\displaystyle A(p,q),B(p,q)}$) постоянные движения, как и их скобка Пуассона ${\displaystyle \{A,\,B\}}$. Однако это не всегда дает полезный результат, поскольку число возможных постоянных движения ограничено (${\displaystyle 2n-1}$ для системы с ${\displaystyle n}$ степеней свободы), поэтому результат может быть тривиальным (константа или функция ${\displaystyle A}$ и ${\displaystyle B}$.)

Скобка Пуассона в безкоординатном языке

Позволять ${\displaystyle M}$ быть симплектическое многообразие, это многообразие оснащен симплектическая форма: а 2-форма ${\displaystyle \omega }$ что является как закрыто (т.е. его внешняя производная ${\displaystyle d\omega }$ исчезает) и невырожденный. Например, в описанном выше лечении возьмите ${\displaystyle M}$ быть ${\displaystyle \mathbb {R} ^{2n}}$ и возьми

${\displaystyle \omega =\sum _{i=1}^{n}dq_{i}\wedge dp_{i}.}$

Если ${\displaystyle \iota _{v}\omega }$ это интерьерный продукт или же сокращение операция определяется ${\displaystyle (\iota _{v}\omega )(w)=\omega (v,\,w)}$, то невырожденность равносильна утверждению, что для любой одноформной формы ${\displaystyle \alpha }$ есть уникальное векторное поле ${\displaystyle \Omega _{\alpha }}$ такой, что ${\displaystyle \iota _{\Omega _{\alpha }}\omega =\alpha }$. В качестве альтернативы, ${\displaystyle \Omega _{dH}=\omega ^{-1}(dH)}$. Тогда если ${\displaystyle H}$ является гладкой функцией на ${\displaystyle M}$, то Гамильтоново векторное поле ${\displaystyle X_{H}}$ можно определить как ${\displaystyle \Omega _{dH}}$. Легко заметить, что

${\displaystyle {\begin{aligned}X_{p_{i}}&={\frac {\partial }{\partial q_{i}}}\\X_{q_{i}}&=-{\frac {\partial }{\partial p_{i}}}.\end{aligned}}}$

В Скобка Пуассона ${\displaystyle \ \{\cdot ,\,\cdot \}}$ на (M, ω) является билинейная операция на дифференцируемые функции, определяется ${\displaystyle \{f,\,g\}\;=\;\omega (X_{f},\,X_{g})}$; скобка Пуассона двух функций на M сам по себе является функцией M. Скобка Пуассона антисимметрична, потому что:

${\displaystyle \{f,g\}=\omega (X_{f},X_{g})=-\omega (X_{g},X_{f})=-\{g,f\}}$.

Более того,

${\displaystyle {\begin{aligned}\{f,g\}&=\omega (X_{f},X_{g})=\omega (\Omega _{df},X_{g})\\&=(\iota _{\Omega _{df}}\omega )(X_{g})=df(X_{g})\\&=X_{g}f={\mathcal {L}}_{X_{g}}f\end{aligned}}}$.

(1)

Здесь Икс_граммж обозначает векторное поле Икс_грамм применяется к функции ж как производная по направлению, и ${\displaystyle {\mathcal {L}}_{X_{g}}f}$ обозначает (полностью эквивалентный) Производная Ли функции ж.

Если α - произвольная одноформа на M, векторное поле Ω_α генерирует (по крайней мере, локально) поток ${\displaystyle \phi _{x}(t)}$ удовлетворяющий граничному условию ${\displaystyle \phi _{x}(0)=x}$ и дифференциальное уравнение первого порядка

${\displaystyle {\frac {d\phi _{x}}{dt}}=\left.\Omega _{\alpha }\right|_{\phi _{x}(t)}.}$

В ${\displaystyle \phi _{x}(t)}$ будет симплектоморфизмы (канонические преобразования ) для каждого т как функция Икс если и только если ${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\Omega _{\alpha }}\omega \;=\;0}$; когда это так, Ω_α называется симплектическое векторное поле. Напоминая Личность Картана ${\displaystyle {\mathcal {L}}_{X}\omega \;=\;d(\iota _{X}\omega )\,+\,\iota _{X}d\omega }$ и dω = 0, следует, что ${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\Omega _{\alpha }}\omega \;=\;d\left(\iota _{\Omega _{\alpha }}\omega \right)\;=\;d\alpha }$. Следовательно, Ω_α является симплектическим векторным полем тогда и только тогда, когда α является закрытая форма. С ${\displaystyle d(df)\;=\;d^{2}f\;=\;0}$, то каждое гамильтоново векторное поле Икс_ж является симплектическим векторным полем и что гамильтонов поток состоит из канонических преобразований. Из (1) выше, под гамильтоновым потоком Икс_ЧАС,

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}f(\phi _{x}(t))=X_{H}f=\{f,H\}.}$

Это фундаментальный результат гамильтоновой механики, определяющий эволюцию во времени функций, определенных на фазовом пространстве. Как отмечалось выше, когда {f, H} = 0, ж - постоянная движения системы. Кроме того, в канонических координатах (с ${\displaystyle \{p_{i},\,p_{j}\}\;=\;\{q_{i},q_{j}\}\;=\;0}$ и ${\displaystyle \{q_{i},\,p_{j}\}\;=\;\delta _{ij}}$), Уравнения Гамильтона для временной эволюции системы непосредственно следуют из этой формулы.

Это также следует из (1) скобка Пуассона происхождение; то есть удовлетворяет некоммутативной версии формулы Лейбница правило продукта:

${\displaystyle \{fg,h\}=f\{g,h\}+g\{f,h\}}$, и ${\displaystyle \{f,gh\}=g\{f,h\}+h\{f,g\}}$

(2)

Скобка Пуассона тесно связана с Кронштейн лжи гамильтоновых векторных полей. Поскольку производная Ли является производным,

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{v}\iota _{w}\omega =\iota _{{\mathcal {L}}_{v}w}\omega +\iota _{w}{\mathcal {L}}_{v}\omega =\iota _{[v,w]}\omega +\iota _{w}{\mathcal {L}}_{v}\omega }$.

Таким образом, если v и ш являются симплектическими, используя ${\displaystyle {\mathcal {L}}_{v}\omega \;=\;0}$, Личность Картана и тот факт, что ${\displaystyle \iota _{w}\omega }$ это закрытая форма,

${\displaystyle \iota _{[v,w]}\omega ={\mathcal {L}}_{v}\iota _{w}\omega =d(\iota _{v}\iota _{w}\omega )+\iota _{v}d(\iota _{w}\omega )=d(\iota _{v}\iota _{w}\omega )=d(\omega (w,v)).}$

Следует, что ${\displaystyle [v,w]=X_{\omega (w,v)}}$, так что

${\displaystyle [X_{f},X_{g}]=X_{\omega (X_{g},X_{f})}=-X_{\omega (X_{f},X_{g})}=-X_{\{f,g\}}}$.

(3)

Таким образом, скобка Пуассона на функциях соответствует скобке Ли ассоциированных гамильтоновых векторных полей. Мы также показали, что скобка Ли двух симплектических векторных полей является гамильтоновым векторным полем и, следовательно, также симплектическая. На языке абстрактная алгебра, симплектические векторные поля образуют подалгебра из Алгебра Ли гладких векторных полей на M, а гамильтоновы векторные поля образуют идеальный этой подалгебры. Симплектические векторные поля - это алгебра Ли (бесконечномерных) Группа Ли из симплектоморфизмы из M.

Широко распространено мнение, что Личность Якоби для скобки Пуассона,

${\displaystyle \ \{f,\{g,h\}\}+\{g,\{h,f\}\}+\{h,\{f,g\}\}=0}$

следует из соответствующего тождества для скобки Ли векторных полей, но это верно только с точностью до локально постоянной функции. Однако, чтобы доказать тождество Якоби для скобки Пуассона, это достаточный чтобы показать, что:

${\displaystyle \operatorname {ad} _{\{f,g\}}=[\operatorname {ad} _{f},\operatorname {ad} _{g}]}$

где оператор ${\displaystyle \operatorname {ad} _{g}}$ о гладких функциях на M определяется ${\displaystyle \operatorname {ad} _{g}(\cdot )\;=\;\{\cdot ,\,g\}}$ а скобка в правой части - коммутатор операторов, ${\displaystyle [\operatorname {A} ,\,\operatorname {B} ]\;=\;\operatorname {A} \operatorname {B} -\operatorname {B} \operatorname {A} }$. К (1), Оператор ${\displaystyle \operatorname {ad} _{g}}$ равно оператору Икс_грамм. Доказательство тождества Якоби следует из (3) поскольку скобка Ли векторных полей является их коммутатором как дифференциальных операторов.

В алгебра гладких функций на M вместе со скобкой Пуассона образует Алгебра Пуассона, потому что это Алгебра Ли под скобкой Пуассона, которая дополнительно удовлетворяет правилу Лейбница (2). Мы показали, что каждый симплектическое многообразие это Пуассоново многообразие, то есть многообразие с оператором «фигурной скобки» на гладких функциях, такое что гладкие функции образуют алгебру Пуассона. Однако не все пуассоновы многообразия возникают таким образом, поскольку пуассоновы многообразия допускают вырождение, которое не может возникнуть в симплектическом случае.

Результат о сопряженных импульсах

Учитывая гладкую векторное поле ${\displaystyle X}$ на конфигурационном пространстве, пусть ${\displaystyle P_{X}}$ быть его сопряженный импульс. Сопряженное отображение импульса - это Алгебра Ли антигомоморфизм скобки Пуассона на Кронштейн лжи:

${\displaystyle \{P_{X},P_{Y}\}=-P_{[X,Y]}.\,}$

Этот важный результат заслуживает краткого доказательства. Напишите векторное поле ${\displaystyle X}$ в точке ${\displaystyle q}$ в конфигурационное пространство в качестве

${\displaystyle X_{q}=\sum _{i}X^{i}(q){\frac {\partial }{\partial q^{i}}}}$

где ${\displaystyle \scriptstyle {\frac {\partial }{\partial q^{i}}}}$ - местная система координат. Сопряженный импульс к ${\displaystyle X}$ имеет выражение

${\displaystyle P_{X}(q,p)=\sum _{i}X^{i}(q)\;p_{i}}$

где ${\displaystyle p_{i}}$ - функции импульса, сопряженные с координатами. Тогда есть, например, ${\displaystyle (q,p)}$ в фазовое пространство,

${\displaystyle {\begin{aligned}\{P_{X},P_{Y}\}(q,p)&=\sum _{i}\sum _{j}\left\{X^{i}(q)\;p_{i},Y^{j}(q)\;p_{j}\right\}\\&=\sum _{ij}p_{i}Y^{j}(q){\frac {\partial X^{i}}{\partial q^{j}}}-p_{j}X^{i}(q){\frac {\partial Y^{j}}{\partial q^{i}}}\\&=-\sum _{i}p_{i}\;[X,Y]^{i}(q)\\&=-P_{[X,Y]}(q,p).\end{aligned}}}$

Сказанное выше верно для всех ${\displaystyle (q,p)}$, давая желаемый результат.

Квантование

Скобки Пуассона деформировать к Брекеты Мойял на квантование, то есть они обобщают на другую алгебру Ли, Моял алгебра, или, что то же самое в Гильбертово пространство, квант коммутаторы. Вигнер-Инёню групповое сокращение из них (классический предел, ħ → 0) дает указанную выше алгебру Ли.

Чтобы сформулировать это более явно и точно, универсальная обертывающая алгебра из Алгебра Гейзенберга это Алгебра Вейля (по модулю отношения, что центр является единицей). Тогда произведение Мойала является частным случаем звездного произведения на алгебре символов. Явное определение алгебры символов и звездного произведения дано в статье о универсальная обертывающая алгебра.

Смотрите также

• Коммутатор
• Кронштейн Дирака
• Скобка Лагранжа
• Кронштейн Мойял
• Кронштейн Пайерлса
• Фазовое пространство
• Алгебра Пуассона
• Кольцо Пуассона
• Супералгебра Пуассона
• Суперкронштейн Пуассона

Замечания

1. ${\displaystyle f(p_{i},\,q_{i},\,t)}$ средства ${\displaystyle f}$ является функцией ${\displaystyle 2N+1}$ независимые переменные: импульс, ${\displaystyle p}$_{1… N}; позиция, ${\displaystyle q}$_{1… N}; и время, ${\displaystyle t}$

Примечания

Рекомендации

• Арнольд, Владимир И. (1989). Математические методы классической механики (2-е изд.). Нью-Йорк: Спрингер. ISBN  978-0-387-96890-2.
• Ландау, Лев Д.; Лифшиц, Евгений М. (1982). Механика. Курс теоретической физики. Vol. 1 (3-е изд.). Баттерворт-Хайнеманн. ISBN  978-0-7506-2896-9.
• Карасев, Михаил В .; Маслов Виктор Петрович (1993). Нелинейные скобки Пуассона, геометрия и квантование. Переводы математических монографий. 119. Перевод Сосинского, Алексей; Шишкова, М.А.Провиденс, Р.И.: Американское математическое общество. ISBN  978-0821887967. МИСТЕР  1214142.

внешняя ссылка

• «Скобки Пуассона», Энциклопедия математики, EMS Press, 2001 [1994]
• Эрик В. Вайсштейн. «Скобка Пуассона». MathWorld.