Hamiltonian – Wikipedia, wolna encyklopedia

Hamiltonian (funkcja Hamiltona) – funkcja współrzędnych uogólnionych i pędów uogólnionych^[1], opisująca układ fizyczny w sformułowaniu Hamiltona teorii fizycznych^[2]

${\displaystyle H=H\left(q_{1},\dots ,q_{N},p_{1},\dots ,p_{N},t\right),}$

gdzie:

${\displaystyle q_{j}}$ – współrzędne uogólnione,

${\displaystyle p_{j}}$ – pędy uogólnione (zdefiniowano je niżej),

${\displaystyle N}$ – liczba stopni swobody,

${\displaystyle t}$ – czas.

Hamiltonian wykorzystuje się m.in. do zapisania równań Hamiltona i równania Hamiltona-Jacobiego.

Dla układu hamiltonowskiego hamiltonian jest całką pierwszą.

W mechanice kwantowej odpowiednikiem funkcji Hamiltona jest operator Hamiltona.

Funkcję Hamiltona otrzymuje się,

• z wyrażenia na energię całkowitą układu,
• z funkcji Lagrange’a (za pomocą tzw. transformacji Legendre’a),

przy czym należy zastąpić prędkości występujące w wyrażeniach na energię czy funkcję Lagrange’a za pomocą pędów.

Funkcję Hamiltona można otrzymać znając wzór na energię całkowitą układu, przy czym prędkości wyraża się za pomocą pędów.

(1) Jeżeli cząstka o masie ${\displaystyle m}$ porusza się z prędkością nierelatywistyczną w potencjale ${\displaystyle V,}$ to energia całkowita cząstki jest sumą energii kinetycznej i potencjalnej w postaci

${\displaystyle E={\frac {m\mathbf {v} ^{2}}{2}}+V(\mathbf {q} ).}$

Ponieważ ${\displaystyle \mathbf {v} ={\frac {\mathbf {p} }{m}},}$ to funkcja Hamiltona przyjmuje postać:

${\displaystyle {\mathcal {H}}(t,\mathbf {q} ,\mathbf {p} )={\frac {\mathbf {p} ^{2}}{2\,m}}+V(\mathbf {q} ).}$

(2) Dla cząstki relatywistycznej, swobodnej (tj. nie oddziałującej z żadnym polem potencjału) związek między energią i pędem ma postać

${\displaystyle E={\sqrt {m^{2}\,c^{4}+\mathbf {p} ^{2}\,c^{2}}}.}$

Stąd funkcja Hamiltona ma postać

${\displaystyle {\mathcal {H}}(t,\mathbf {q} ,\mathbf {p} )={\sqrt {m^{2}\,c^{4}+\mathbf {p} ^{2}\,c^{2}}}.}$

Energia całkowita oscylatora harmonicznego poruszającego się w kierunku ${\displaystyle x}$ ma postać

${\displaystyle E={\frac {mv^{2}}{2}}+{\frac {m}{2}}\omega _{0}^{2}x^{2}.}$

Stąd funkcja Hamiltona ma postać

${\displaystyle {\mathcal {H}}(x,p)={\frac {p^{2}}{2m}}+{\frac {m}{2}}\omega _{0}^{2}x^{2}.}$

Funkcję Hamiltona można otrzymać z funkcji Lagrange’a

${\displaystyle {\mathcal {L}}={\mathcal {L}}(q_{1},\dots ,q_{N},{\dot {q}}_{1},\dots ,{\dot {q}}_{N},t),}$

gdzie:

${\displaystyle q_{j}}$ – współrzędna uogólniona,

${\displaystyle {\dot {q}}_{j}}$ – prędkość uogólniona,

${\displaystyle t}$ – czas.

Dla każdej prędkości uogólnionej ${\displaystyle {\dot {q}}_{j}}$ wyznacza się odpowiadający jej pęd uogólniony ${\displaystyle p_{j}}$(tzw. pęd kanonicznie sprzężony), zdefiniowany jako pochodna funkcji Lagrange’a po prędkości uogólnionej ${\displaystyle {\dot {q}}_{j}}$

${\displaystyle p_{j}={\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {q}}_{j}}}.}$

Hamiltonian można znaleźć teraz z funkcji Lagrange’a za pomocą tzw. transformacji Legendre’a

${\displaystyle H\left(q_{1},\dots ,q_{N},p_{1},\dots ,p_{N},t\right)=\sum _{i}{\dot {q}}_{i}p_{i}-L(q_{1},\dots ,q_{N},{\dot {q}}_{1},\dots ,{\dot {q}}_{N},t),}$

przy czym konieczne jest wyrażenie prędkości uogólnionych występujących w funkcji Lagrange’a przez pędy uogólnione, gdyż funkcja Hamiltona musi być zapisana jako funkcja pędów uogólnionych. Nie dla wszystkich układów taka transformacja jest możliwa.

• W przypadku współrzędnych kartezjańskich pędy uogólnione są zwykłymi pędami.
• We współrzędnych walcowych jako jedną ze współrzędnych uogólnionych cząstki przyjmuje się kąt; wtedy prędkość uogólniona jest prędkością kątową, a pęd uogólniony – obliczany jako pochodna funkcji Lagrange’a po prędkości kątowej – okazuje się być momentem pędu cząstki.
• W ogólnym przypadku pędy uogólnione mogą nie mieć prostej interpretacji fizycznej, co wynika z dowolności wyboru współrzędnych uogólnionych.

Zobacz hasło hamiltonian w Wikisłowniku

• W. Królikowski, W. Rubinowicz, Mechanika teoretyczna, Wydawnictwo Naukowe PWN, Warszawa 2012.
• L.D.L.D. Landau L.D.L.D., E.M.E.M. Lifszyc E.M.E.M., Mechanika, Warszawa: PWN, 2011 . Brak numerów stron w książce

• p
• d
• e

Mechanika kwantowa

• Wprowadzenie
• Aparat matematyczny
• Równanie Schrödingera

Tło	mechanika klasyczna mechanika kwantowa ciało doskonale czarne wczesna teoria kwantowa interferencja notacja Diraca hamiltonian
Koncepcje podstawowe	funkcja falowa stan kwantowy stan podstawowy stan stacjonarny równanie własne cząstka w pudle potencjału cząstki identyczne kwantowy oscylator harmoniczny spin superpozycja liczby kwantowe splątanie kwantowe pomiar nieoznaczoność reguła Pauliego dualizm korpuskularno-falowy dekoherencja kwantowa twierdzenie Ehrenfesta tunelowanie
Doświadczenia	doświadczenie Younga doświadczenie Davissona i Germera doświadczenie Francka-Hertza doświadczenie Sterna-Gerlacha eksperymenty testujące twierdzenie Bella doświadczenie Poppera kot Schrödingera problem testowania bomb Elitzura-Vaidmana gumka kwantowa
Sformułowania	obraz Schrödingera obraz Heisenberga obraz Diraca mechanika macierzowa suma po historiach
Równania	równanie Schrödingera równanie Pauliego równanie Kleina-Gordona równanie Diraca wzór Rydberga
Interpretacje	świadomość wywołuje kolaps spójne historie kwantowe kopenhaska statystyczna zmiennych ukrytych teoria fali pilotującej de Broglie’a-Bohma wielu światów logika kwantowa obiektywnego załamania prawdopodobieństwo kwantowe relacyjna stochastyczna transakcjonalna
Zagadnienia zaawansowane	informatyka kwantowa teoria rozpraszania kwantowa teoria pola operatory kreacji i anihilacji chaos kwantowy
Znani uczeni	Planck Bohr Sommerfeld Bose Kramers Heisenberg Born Jordan Pauli Dirac de Broglie Schrödinger von Neumann Wigner Feynman Candlin Bohm Everett Bell Wien

${\displaystyle \Delta x\,\Delta p\geqslant {\frac {\hbar }{2}}}$