क्रिया-कोण निर्देशांक

पारम्परिक यांत्रिकी में, क्रिया-कोण निर्देशांक विहित निर्देशांक का संग्रह है जो अनेक एकीकृत प्रणालियों को हल करने में उपयोगी होता है। गति के समीकरणों को हल किए बिना दोलन या घूर्णी गति की आवृत्तियों को प्राप्त करने के लिए क्रिया-कोण की विधि उपयोगी है। क्रिया-कोण निर्देशांक मुख्य रूप से तब उपयोग किए जाते हैं जब हैमिल्टन-जैकोबी समीकरण संपूर्णतया वियोज्य होते हैं। (इसलिए, हैमिल्टनियन (क्वांटम यांत्रिकी) समय पर स्पष्ट रूप से निर्भर नहीं करता है अर्थात ऊर्जा संरक्षित है।) क्रिया-कोण चर एक अपरिवर्तनीयवृतज ठोस वलय को परिभाषित करते हैं, क्योंकि क्रिया स्थिर रखने से एक वृतज ठोस वलय की सतह को परिभाषित किया जाता है, जबकि कोण परिवर्त्य वृतज ठोस वलय पर निर्देशांक को मापते हैं।

तरंग यांत्रिकी के आगमन से पहले क्वांटम यांत्रिकी विकसित करने के लिए प्रयुक्त बोह्र-सोमरफेल्ड परिमाणीकरण की स्थिति बताती है कि क्रिया प्लैंक स्थिरांक का एक अभिन्न गुणक होना चाहिए; इसी तरह, आइंस्टीन-ब्रिलॉइन-केलर परिमाणीकरण में अल्बर्ट आइंस्टीन की अंतर्दृष्टि और अपूर्णाक प्रणालियों को परिमाणित करने की कठिनाई को क्रिया-कोण निर्देशांकों के अपरिवर्तनीय टोरी के संदर्भ में व्यक्त किया गया था।

हैमिल्टनियन यांत्रिकी के क्षोभ सिद्धांत में क्रिया-कोण निर्देशांक भी उपयोगी होते हैं, विशेष रूप से रुद्धोष्म आक्रमणकारियों का निर्धारण करने में। स्वच्छंदता की एक न्यूनतम संख्या के साथ गतिशील प्रणालियों के अरैखिक क्षोभ के लिए अराजकता सिद्धांत से प्रारंभिक परिणामों में से एक केएएम प्रमेय है, जिसमें कहा गया है कि अपरिवर्तनीय टोरी सामान्य क्षोभ के अंतर्गत स्थिर हैं।

टोडा जाली के समाधान के लिए क्रिया-कोण चर का उपयोग, और लक्स जोड़े की परिभाषा, या अधिक सामान्यतः, एक प्रणाली के आइसोस्पेक्ट्रल विकास का विचार था।

व्युत्पत्ति
क्रिया कोण एक प्रकार -2 विहित परिवर्तन से उत्पन्न होते हैं, जहां उत्पादक क्रिया हैमिल्टन का विशिष्ट कार्य $$W(\mathbf{q})$$है (हैमिल्टन का प्रमुख कार्य नहीं है $$S$$)। चूंकि मूल हैमिल्टन समय पर स्पष्ट रूप से निर्भर नहीं करता है, इसलिए नया हैमिल्टनियन $$K(\mathbf{w}, \mathbf{J})$$ केवल पुराना हैमिल्टनियन है $$H(\mathbf{q}, \mathbf{p})$$ नए विहित निर्देशांक के संदर्भ में व्यक्त किया गया, जिसे हम निरूपित करते हैं $$\mathbf{w}$$ (कार्रवाई कोण, जो सामान्यीकृत निर्देशांक हैं) और उनका नया सामान्यीकृत संवेग $$\mathbf{J}$$. हमें उत्पादक क्रिया $$W$$ के लिए यहाँ हल करने की आवश्यकता नहीं होगी; इसके स्थान पर हम इसे केवल आधुनिक और प्राचीन प्रामाणिक निर्देशांकों के संबंध में एक वाहन के रूप में उपयोग करेंगे।

क्रिया कोणों $$\mathbf{w}$$ को परिभाषित करने के अपेक्षाकृत हम प्रत्यक्ष रूप उनके सामान्यीकृत संवेग को परिभाषित करते हैं जो प्रत्येक मूल सामान्यीकृत निर्देशांक के लिए क्रिया(भौतिकी) के समान होता है



J_{k} \equiv \oint p_k \, \mathrm{d}q_k $$ जहां निरंतर ऊर्जा कार्य $$E=E(q_k,p_k)$$ द्वारा एकीकरण पथ को निहित रूप से दिया जाता है। चूँकि वास्तविक गति इस एकीकरण में सम्मिलित नहीं है, ये सामान्यीकृत संवेग $$J_k$$ गति के स्थिरांक हैं, जिसका अर्थ है कि परिवर्तित हैमिल्टनियन $$K$$ संयुग्म सामान्यीकृत निर्देशांक $$w_k$$पर निर्भर नहीं करता है

\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} J_{k} = 0 = \frac{\partial K}{\partial w_k} $$ जहां $$w_k$$ टाइप-2 विहित परिवर्तन के लिए विशिष्ट समीकरण द्वारा दिए गए हैं



w_k \equiv \frac{\partial W}{\partial J_k} $$ इसलिए, नया हैमिल्टनियन $$K=K(\mathbf{J})$$ केवल नए सामान्यीकृत संवेग $$\mathbf{J}$$ पर निर्भर करता है

क्रिया कोणों की गतिशीलता हैमिल्टन के समीकरणों द्वारा दी गई है



\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} w_k = \frac{\partial K}{\partial J_k} \equiv \nu_k(\mathbf{J}) $$ दाहिना हाथ गति का एक स्थिरांक है (चूंकि सभी $$J$$ हैं)। इसलिए समाधान द्वारा दिया गया है



w_k = \nu_k(\mathbf{J}) t + \beta_k $$ जहां $$\beta_k$$ एकीकरण का एक स्थिरांक है। विशेष रूप से, यदि मूल सामान्यीकृत निर्देशांक अवधि के दोलन या रोटेशन से गुजरता है $$T$$, संबंधित क्रिया कोण $$w_k$$ द्वारा परिवर्तन $$\Delta w_k = \nu_k (\mathbf{J}) T$$.

इन $$\nu_k(\mathbf{J})$$ मूल सामान्यीकृत निर्देशांकों के लिए दोलन/घूर्णन की आवृत्तियाँ हैं $$q_k$$. इसे दिखाने के लिए, हम क्रिया कोण में शुद्ध परिवर्तन को एकीकृत करते हैं $$w_k$$ इसके सामान्यीकृत निर्देशांक के ठीक एक पूर्ण कंपन (यानी, दोलन और रोटेशन) पर $$q_k$$

\Delta w_k \equiv \oint \frac{\partial w_k}{\partial q_k} \, \mathrm{d}q_k = \oint \frac{\partial^2 W}{\partial J_k \, \partial q_k} \, \mathrm{d}q_k = \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}J_k} \oint \frac{\partial W}{\partial q_k} \, \mathrm{d}q_k = \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}J_k} \oint p_k \, \mathrm{d}q_k = \frac{\mathrm{d}J_k}{\mathrm{d}J_k} = 1 $$ के लिए दो भाव सेट करना $$\Delta w_{k}$$ बराबर, हम वांछित समीकरण प्राप्त करते हैं



\nu_k(\mathbf{J}) = \frac{1}{T} $$ क्रिया कोण $$\mathbf{w}$$ सामान्यीकृत निर्देशांक का एक स्वतंत्र सेट हैं। इस प्रकार, सामान्य स्थिति में, प्रत्येक मूल सामान्यीकृत निर्देशांक $$q_{k}$$ सभी क्रिया कोणों में फूरियर श्रृंखला के रूप में व्यक्त किया जा सकता है



q_k = \sum_{s_1=-\infty}^\infty \sum_{s_2 = -\infty}^\infty \cdots \sum_{s_N = -\infty}^\infty A^k_{s_1, s_2, \ldots, s_N} e^{i2\pi s_1 w_1} e^{i2\pi s_2 w_2} \cdots e^{i2\pi s_N w_N} $$ कहाँ $$A^k_{s_1, s_2, \ldots, s_N}$$ फूरियर श्रृंखला गुणांक है। अधिकांश व्यावहारिक मामलों में, हालांकि, एक मूल सामान्यीकृत समन्वय $$q_k$$ केवल अपने क्रिया कोणों में फूरियर श्रृंखला के रूप में अभिव्यक्त होगा $$w_k$$

q_k = \sum_{s_k=-\infty}^\infty A^k_{s_k} e^{i2\pi s_k w_k} $$

बुनियादी प्रोटोकॉल का सारांश
सामान्य प्रक्रिया में तीन चरण होते हैं:


 * 1) नए सामान्यीकृत संवेग की गणना करें $$J_{k}$$ # इन चरों के संदर्भ में मूल हैमिल्टनियन को पूरी तरह से व्यक्त करें।
 * 2) आवृत्तियों को प्राप्त करने के लिए इन क्षणों के संबंध में हैमिल्टन के डेरिवेटिव लें $$\nu_k$$

पतनशीलता
कुछ मामलों में, दो अलग-अलग सामान्यीकृत निर्देशांकों की बारंबारताएं समान होती हैं, अर्थात, $$\nu_k = \nu_l$$ के लिए $$k \neq l$$. ऐसे मामलों में, गति को पतित कहा जाता है।

पतित गति संकेत है कि अतिरिक्त सामान्य संरक्षित मात्राएं हैं; उदाहरण के लिए, केपलर समस्या की बारंबारताएं पतित हैं, लाप्लास-रेंज-लेन्ज़ वेक्टर के संरक्षण के अनुरूप।

पतित गति यह भी संकेत देती है कि हैमिल्टन-जैकोबी समीकरण एक से अधिक समन्वय प्रणाली में पूरी तरह से वियोज्य हैं; उदाहरण के लिए, केपलर समस्या गोलाकार निर्देशांक और परवलयिक निर्देशांक दोनों में पूरी तरह से अलग है।

यह भी देखें

 * एकीकृत प्रणाली
 * टॉटोलॉजिकल वन-फॉर्म
 * सुपरिन्टेग्रेबल हैमिल्टनियन सिस्टम
 * आइंस्टीन-ब्रिलॉइन-केलर विधि

संदर्भ

 * L. D. Landau and E. M. Lifshitz, (1976) Mechanics, 3rd. ed., Pergamon Press. ISBN 0-08-021022-8 (hardcover) and ISBN 0-08-029141-4 (softcover).
 * H. Goldstein, (1980) Classical Mechanics, 2nd. ed., Addison-Wesley. ISBN 0-201-02918-9
 * G. Sardanashvily, (2015) Handbook of Integrable Hamiltonian Systems, URSS. ISBN 978-5-396-00687-4