Beim Hamilton-Jacobi-Formalismus (benannt nach den Mathematikern William Rowan Hamilton und Carl Gustav Jakob Jacobi) wird durch eine besondere kanonische Transformation
![{\displaystyle (q,p)\rightarrow (q',p')}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/863ea2c3d117c0691299f6a70a679bb0e2b57234)
eine Hamilton-Funktion erzeugt, die für alle Zeiten
gleich Null ist.
![{\displaystyle {\tilde {H}}(q',p',t)=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/3277de5e3a3b6d8b8f64bd7ba18658f8414625e9)
Dies hat zur Folge, dass sowohl die transformierten Ortskoordinaten
, als auch ihre kanonisch konjugierten Impulskoordinaten
Erhaltungsgrößen sind, dass also alle dynamischen Größen in der neuen Hamilton-Funktion zyklische Koordinaten sind:
.
Die transformierte Hamilton-Funktion erhält man, indem man zur untransformierten Hamilton-Funktion die partielle Zeitableitung einer erzeugenden Funktion
addiert.
![{\displaystyle {\tilde {H}}(q',p')=H(q,p,t)+{\frac {\partial S}{\partial t}}=0.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/cb6a89dac487e73f770643da8de6f2796ee4223c)
Dabei wird speziell eine erzeugende Funktion
gewählt, die von den alten Ortskoordinaten und den neuen (konstanten) Impulsen
abhängt, so dass
![{\displaystyle 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}}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/34a57532c8e5b4a160b38eb77b2fff99a0bf9b3d)
Eingesetzt in
ergibt sich die Hamilton-Jacobi-Differentialgleichung für
:
![{\displaystyle H(q_{k},{\frac {\partial {S}}{\partial q_{k}}},t)+{\frac {\partial S}{\partial t}}=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d3d1a205361f641136b30ff3bccfd2bd5259bed0)
Sie ist eine partielle Differentialgleichung in den Variablen
und
für die Hamiltonsche Wirkungsfunktion
(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
.
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
konstruiert, die sie in eine neue Hamilton-Funktion transformiert, welche nur noch von den neuen (konstanten) Impulsen abhängt
![{\displaystyle H(p,q)\Rightarrow {\tilde {H}}(p')}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c8cd494b23365ca83dbd55ceefab244b25eaddce)
Für konservative Systeme (
nicht explizit zeitabhängig) sind die neuen Impulse Konstanten der Bewegung. Die neuen Orte ändern sich nur linear mit der Zeit
![{\displaystyle {\dot {p}}'=-{\frac {\partial {\tilde {H}}(p')}{\partial q}}=0\Leftrightarrow p'=\mathrm {const} ,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c6592bac1183d3c9f6f0aafc8a09e1294d4fe14c)
mit ![{\displaystyle C,b=\mathrm {const} .}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ff7121a0121581a4728ec487fcfb50631759c68e)
Für
muss gelten
![{\displaystyle p={\frac {\partial S(q,p')}{\partial q}},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/746a548526784cc8721e65d272388d4447b42226)
![{\displaystyle q'={\frac {\partial S(q,p')}{\partial p'}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/1aaa48bde4549f4a5a0aabdb20e0dd108e111eca)
Eingesetzt in die Hamilton-Funktion ergibt sich
![{\displaystyle H(q,p)\Rightarrow H(q,{\frac {\partial S(q,p')}{\partial q}})={\tilde {H}}(p').}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/456e7b58f839408e0b85fb2aa1b5242682732b7b)
Dies ist die Hamilton-Jacobi-Differentialgleichung für konservative Systeme. Sie bestimmt
.
Zur Veranschaulichung von
wird die totale Zeitableitung berechnet
wegen ![{\displaystyle {\dot {p}}'=0.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f5db4b32ec52df69ef134e946588c91f7d8b5af4)
Benutzt man nun die Lagrange´schen Bewegungsgleichungen (mit Lagrangefunktion
, wobei
die kinetische Energie ist,
das Potential):
.
Die zeitliche Integration liefert
![{\displaystyle S=\int _{t_{1}}^{t_{2}}2T\ \mathrm {d} t=W,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8565838a8ada5116f7944dc2445e033f01cc92db)
also ist
mit dem Wirkungsintegral identisch.
Beispiel: Der eindimensionale harmonische Oszillator
Sei
ein beliebiges Potential. Die Hamilton-Funktion lautet
![{\displaystyle H(p,q)={\frac {p^{2}}{2m}}+U(q),}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/167dd65e342918f4cee30135d611c1c1030c3e3c)
die Hamilton-Jacobi-Gleichung
![{\displaystyle {\frac {1}{2m}}\left({\frac {\partial S(q,p')}{\partial q}}\right)^{2}+U(q)={\tilde {H}}=E.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/52af13f5837b6b81e42c841d9b587c5f75cb1015)
Beim eindimensionalen Oszillator ist
die einzige Konstante der Bewegung. Da
ebenfalls konstant sein muss, setzt man
, was für alle konservativen Systeme möglich ist.
![{\displaystyle \left({\frac {\partial S(q,p')}{\partial q}}\right)^{2}+2mU(q)=2mp'}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/fe38b0539ebfb33d2fbce2280242b78c76335084)
Durch Integrieren folgt
![{\displaystyle S(q,p')={\sqrt {2m}}\int _{q_{0}}^{q}{\sqrt {(p'-U({\tilde {q}}))}}\mathrm {d} {\tilde {q}},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/7102094ce262af8725d08a1893dcd107d846f9e2)
mit
![{\displaystyle q'={\frac {m}{\sqrt {2m}}}\int _{q_{0}}^{q}{\frac {d{\tilde {q}}}{\sqrt {p'-U({\tilde {q}})}}}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/4030d0f8c5e6316d11fbf2e9e2345e7b2c99880d)
Wegen der Hamiltonschen Bewegungsgleichung gilt außerdem
![{\displaystyle {\dot {q}}'={\frac {\partial {\tilde {H}}(p')}{\partial p'}}={\frac {\partial E}{\partial p'}}={\frac {\partial p'}{\partial p'}}=1,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/23bf8ca8b3e3f1461b1b3e86c3d3293dad589a9a)
![{\displaystyle \Rightarrow q'=t-{t_{0}}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/906e9c659b8a7723f4dcae44efa6e4e2470c412c)
Um die Bewegung in
und
darstellen zu können, muss zu den alten Koordinaten zurücktransformiert werden
![{\displaystyle p(t)={\frac {\partial S(q,p')}{\partial q}}={\sqrt {2m(p'-U(q))}},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/00b4dcbe0e9b1b11cbad662fc1a102bf6ccee945)
![{\displaystyle q'=t-{t_{0}}={\frac {m}{\sqrt {2m}}}\int _{q_{0}}^{q}{\frac {d{\tilde {q}}}{\sqrt {E-U({\tilde {q}})}}}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/04c9a64d947fe0c4ea78bc94ea804538ee062c80)
Für den Spezialfall des harmonischen Oszillators ergibt sich mit
![{\displaystyle p(t)={\sqrt {2m\left(E-{\frac {1}{2}}aq^{2}\right)}},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9758651848fb0f5b79be7336e396e643c14ce3a7)
![{\displaystyle 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}}}}.}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ee0172da8d70a8c8ac45774096ecfd70e42647df)
Somit
![{\displaystyle t-{t_{0}}={\sqrt {\frac {m}{a}}}\arcsin {\sqrt {\frac {a}{2E}}}q}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/afbd635bdcbd91e47f5c56f6347a43f1246cc0f6)
und letztlich
![{\displaystyle q(t)={\sqrt {\frac {2E}{a}}}\sin {\sqrt {\frac {a}{m}}}(t-{t_{0})},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/14b557b9b0b5d17ee3d7987f018af0d6d7e0f924)
![{\displaystyle p(t)={\sqrt {2mE}}\cos {\sqrt {\frac {a}{m}}}(t-{t_{0}}).}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/fbd2055d424328fdd52ac36916e0cc9681532a26)
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.