Faseruimte

Uit Wikipedia, de vrije encyclopedie
Ga naar: navigatie, zoeken
Faseruimte van een dynamisch systeem met focale stabiliteit.

De theoretische mechanica hanteert het begrip faseruimte om de ruimte van alle mogelijke combinaties van plaats en impuls of snelheid, ofwel bewegingstoestanden, van een mechanisch systeem te modelleren. De term werd voor het eerst gebruikt in de statistische mechanica, door Willard Gibbs in 1901.

Verantwoording[bewerken]

De basiswetten van de mechanica, zowel in de oorspronkelijke formulering door Isaac Newton als in de latere veralgemeningen door Joseph-Louis Lagrange en William Rowan Hamilton, leggen in een bewegingsvergelijking een verband tussen de toestand van een systeem op een gegeven ogenblik (bijvoorbeeld de posities van hemellichamen en hun versnellingen ten gevolge van hun onderlinge aantrekkingskrachten).

Wiskundig neemt dit in het Lagrangeformalisme de vorm aan van een stelsel van differentiaalvergelijkingen van de tweede orde. In de theorie van stelsels differentiaalvergelijkingen bestaat een standaardtechniek om de orde te verkleinen: voer nieuwe toestandsveranderlijken in die gelijk zijn aan de eerste afgeleiden van de bestaande toestandsveranderlijken. Dan ontstaat door substitutie een nieuw stelsel van tweemaal zoveel differentiaalvergelijkingen met één orde lager. In de mechanica is de afgeleide van een positie naar de tijd een snelheid. Zo ontstaan de bewegingsvergelijkingen van Hamilton. De beweging van het systeem wordt dan volledig vastgelegd door eerste orde vectoriële differentiaalvergelijkingen in de faseruimte.

De faseruimte is de meerdimensionale ruimte waarvan elk punt een combinatie van posities en impulsen (impuls = massa x snelheid) of snelheden voor alle vrijheidsgraden voorstelt.

Voorbeeld[bewerken]

De eendimensionale harmonische beweging van een gewicht aan een veer wordt gestuurd door een kracht F(x), evenredig met de uitwijking x van de veer ten opzichte van de rustpositie (wet van Hooke).

F(x) = kx\!

De versnelling van het gewicht gehoorzaamt aan de tweede wet van Newton.

m a = F(x)\!

Deze twee wetten samen leveren een eendimensionale differentiaalvergelijking van de tweede orde :

\frac{d^2x}{dt^2} = \frac k m x\!

We voeren nu een nieuwe veranderlijke p=mdx/dt\! in (impuls). De beweging van het systeem gehoorzaamt aan het volgende stelsel vergelijkingen van de eerste orde :

\frac{dx}{dt} = \frac p m\!
\frac{dp}{dt} = k x\!

Dit is een vectoriële differentiaalvergelijking in de tweedimensionale faseruimte van alle geordende paren (x,p). De oplossingskrommen in een 2-dimensionale faseruimte zijn ellipsen met de oorsprong als middelpunt. In het algemeen heeft een mechanisch systeem met n vrijheidsgraden 2n dimensies.

Algemene context[bewerken]

Bij mechanische systemen met beperkingen van de bewegingsmogelijkheden heeft de faseruimte niet altijd de structuur van een 2n-dimensionale Euclidische ruimte. In het algemeen modelleert men de faseruimte door een evendimensionale gladde variëteit met als aanvullende structuur een gesloten differentiaalvorm van de tweede orde die de koppeling tussen positie- en snelheidsveranderlijken weergeeft. Dergelijke variëteiten noemt men symplectisch. Ze zijn het centrale studieobject van de symplectische meetkunde.

Voorbeeld[bewerken]

De stand van een onregelmatig gevormd stijf lichaam ten opzichte van zijn zwaartepunt wordt beschreven door de drie hoeken van Euler, of preciezer, door een element van SO(3), de speciale orthogonale groep in drie dimensies, dat is de Liegroep der oriëntatiebewarende rotaties van de ruimte. SO(3) is een compacte variëteit, heel anders dus dan de Euclidische ruimte. De faseruimte van een dergelijk mechanisch systeem is de rakende bundel van SO(3). Ze kan worden geïdentificeerd met het Cartesisch product van SO(3) met zijn Lie-algebra SO(3), de ruimte der scheefsymmetrische 3x3-matrices.

Hamiltoniaan[bewerken]

De Hamiltoniaanse formulering van de mechanica gaat uit van een energiefunctie of Hamiltoniaan H(x,p,t) die afhangt van alle vrijheidsgraden in de faseruimte en eventueel ook uitdrukkelijk van de tijdsparameter t. De algemene bewegingsvergelijkingen luiden :

\frac{dx}{dt} = \frac{\partial H}{\partial p}\!
\frac{dp}{dt} = -\frac{\partial H}{\partial x}\!

Een vaak voorkomend geval is dat de energie de som is van de bewegingsenergie (kinetische energie) en een statische, dus tijdsonafhankelijke energie van de plaats (potentiële energie) :

H(x,p)=\frac{p^2}{2m}+V(x)\!

Hieruit volgen de klassieke bewegingsvergelijkingen van Newton door de kracht gelijk te stellen aan de negatieve gradiënt van de potentiële energie :

F(x)=-\nabla V

Beweging op een symplectische variëteit[bewerken]

De Hamiltoniaanse bewegingsvergelijkingen kunnen op een abstracte symplectische variëteit geformuleerd worden onafhankelijk van het onderscheid tussen de positie- en de impuls-coördinaten, door gebruik te maken van de symplectische differentiaalvorm w en de uitwendige afgeleide van de Hamilton-energiefunctie.

w\left(\frac{d{\bold x}}{dt},.\right)=dH

Hierin geeft x niet alleen de ogenblikkelijke positie van het systeem weer, maar een abstracte combinatie van ogenblikkelijke posities en impulsen.

Statistische verdeling[bewerken]

In de klassieke mechanica wordt gezocht naar exacte trajecten van een mechanisch systeem door de faseruimte. Het aantal dimensies van die faseruimte is gelijk aan het aantal vrijheidsgraden van het systeem. In de statistische thermodynamica, ook wel statistische mechanica genoemd, is dat aantal vanwege het enorme aantal onafhankelijk bewegende lichamen (moleculen, atomen of elementaire deeltjes), daarvoor veel te groot. In de kwantummechanica is zelfs het traject van een afzonderlijk deeltje niet eens exact te bepalen. Een waarschijnlijkheidsverdeling van een ensemble van mechanische systemen in de faseruimte neemt de rol over van een exact traject.