Вектор эксцентриситета


Вектор эксцентриситета
В этой статье векторы и их абсолютные величины выделены жирным шрифтом и курсивом, например, |\mathbf{A}|=A.

В классической механике ве́ктором Лапла́са — Ру́нге — Ле́нца называется вектор, в основном используемый для описания формы и ориентации орбиты, по которой одно небесное тело обращается вокруг другого (например, орбиты, по которой планета вращается вокруг звезды). В случае с двумя телами, взаимодействие которых описывается законом всемирного тяготения Ньютона, вектор Лапласа — Рунге — Ленца представляет собой интеграл движения, то есть его направление и величина являются постоянными независимо от того, в какой точке орбиты они вычисляются[1]; говорят, что вектор Лапласа — Рунге — Ленца сохраняется при гравитационном взаимодействии двух тел. Это утверждение можно обобщить для любой задачи с двумя телами, взаимодействующими посредством центральной силы, которая изменяется обратно пропорционально квадрату расстояния между ними. Такая задача называется Кеплеровой задачей [2].

Например, такой потенциал возникает при рассмотрении классических орбит (без учёта квантования) в задаче о движении отрицательно заряженного электрона движущегося в электрическом поле положительно заряженного ядра. Если вектор Лапласа — Рунге — Ленца задан, то форма их относительного движения может быть получена из простых геометрических соображений, с использованием законов сохранения этого вектора и энергии.

Согласно принципу соответствия у вектора Лапласа — Рунге — Ленца имеется квантовый аналог, который был использован в первом выводе спектра атома водорода [3], ещё перед открытием уравнения Шрёдингера.

В задаче Кеплера имеется необычная особенность: конец вектора импульса \mathbf{p} всегда движется по кругу [4]. Из-за расположения этих кругов для заданной полной энергии E, проблема Кеплера математически эквивалентна частице, свободно перемещающейся в четырёхмерной сфере [5]. По этой математической аналогии, сохраняющийся вектор Лапласа — Рунге — Ленца эквивалентен дополнительным компонентам углового момента в четырёхмерном пространстве [6].

Вектор Лапласа — Рунге — Ленца также известен как вектор Лапласа, вектор Рунге — Ленца и вектор Ленца, хотя ни один из этих учёных не вывел его впервые. Вектор Лапласа — Рунге — Ленца открывался вновь несколько раз [7]. Он также эквивалентен безразмерному вектору эксцентриситета в небесной механике [8]. Точно так же для него нет никакого общепринятого обозначения, хотя обычно используется \mathbf{A}. Для различных обобщений вектора Лапласа — Рунге — Ленца, которые определены ниже, используется символ \mathcal{A}.

Содержание

Контекст

Одиночная частица, движущаяся под воздействием любой консервативной центральной силы, имеет, по крайней мере, четыре интеграла движения (сохраняющиеся при движении величины): полная энергия E и три компоненты углового момента (вектора \mathbf{L}). Орбита частицы лежит в плоскости, которая определяется начальным импульсом частицы, \mathbf{p} (или, что эквивалентно, скоростью \mathbf{v}) и координатами, то есть радиус-вектором \mathbf{r} между центром силы и частицей (см. рис. 1). Эта плоскость перпендикулярна постоянному вектору \mathbf{L} и её уравнение может быть выражено математически с помощью скалярного произведения \mathbf{r}\cdot\mathbf{L}=0.

Как определено ниже, вектор Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A} всегда находится в плоскости движения — то есть, \mathbf{A}\cdot\mathbf{L}=0 — для любой центральной силы. Также \mathbf{A} является постоянным только для силы, зависящей обратно пропорционально квадрату расстояния [2]. Если центральная сила приблизительно зависит от обратного квадрата расстояния, вектор \mathbf{A} является приблизительно постоянным по длине, но медленно вращается. Для большинства центральных сил, однако, этот вектор \mathbf{A} не постоянный, а изменяет длину и направление. Обобщённый сохраняющийся вектор Лапласа — Рунге — Ленца \mathcal{A} может быть определён для всех центральных сил, но этот вектор — сложная функция положения, и обычно не выражается аналитически в элементарных или специальных функциях [9][10].

История

Вектор Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A} является сохраняющейся величиной в задаче Кеплера и полезен при описании астрономических орбит, наподобие движения планеты вокруг Солнца. Однако он никогда не был широко известен среди физиков, возможно, потому что является менее интуитивно понятным вектором, чем импульс и угловой момент. Вектор Лапласа-Рунге-Ленца независимо открывали несколько раз за прошедшие три столетия [7]. Яков Герман был первым, кто показал, что \mathbf{A} сохраняется для специального случая центральной силы, зависящей обратно пропорционально квадрату расстояния [11], и нашёл его связь с эксцентриситетом эллиптической орбиты. Работа Херманна была обобщена до её современной формы Иоганном Бернулли в 1710 году [12]. В свою очередь Пьер-Симон Лаплас в конце XVIII столетия, открыл сохранение \mathbf{A} вновь, доказав это аналитически, а не геометрически, как его предшественники [13].

В середине XIX века, Уильям Гамильтон получил эквивалент вектора эксцентриситета определённый ниже [8], использовав его, чтобы показать, что конец вектора импульса \mathbf{p} двигается по кругу под действием центральной силы, зависящей обратно пропорционально квадрату расстояния (рис. 3) [4]. В начале XX столетия, Уиллард Гиббс получил тот же самый вектор с помощью векторного анализа [14]. Вывод Гиббса использовал Карл Рунге в популярном немецком учебнике по векторам в качестве примера [15], на который ссылался Вильгельм Ленц в своей статье о квантовомеханическом (старом) рассмотрении атома водорода [16].

В 1926 году, этот вектор использовал Вольфганг Паули, чтобы вывести спектр атома водорода, используя современную матричную квантовую механику, а не уравнение Шрёдингера [3]. После публикации Паули, вектор стал, главным образом, известен как вектор Рунге — Ленца.

Математическое определение

Рис. 1: Вектор Лапласа — Рунге — Ленца \scriptstyle\mathbf{A} (показанный красным цветом) в четырёх точках (обозначенных 1, 2, 3 и 4) на эллиптической орбите связанной точечной частицы, движущейся под действием центральной силы, зависящей обратно пропорционально квадрату расстояния. Маленький чёрный круг обозначает центр притяжения. От него начинаются радиус-векторы (выделены чёрным цветом), направленные в точки 1, 2, 3 и 4. Вектор углового момента \scriptstyle\mathbf{L} направлен перпендикулярно орбите. Компланарные векторы \scriptstyle\mathbf{p}\times\mathbf{L}, \scriptstyle(mk/r)\mathbf{r} и \scriptstyle\mathbf{A} изображены синим, зелёным и красным цветами, соответственно; эти переменные определены ниже. Вектор \scriptstyle\mathbf{A} является постоянным по направлению и величине.

Для одиночной частицы движущейся под действием центральной силы, зависящей обратно пропорционально квадрату расстояния описываемой уравнением \mathbf{F}(r)=\frac{-k}{r^2}\mathbf{\hat{r}}, вектор Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A} определён математически по формуле [2]

\mathbf{A}=\mathbf{p}\times\mathbf{L}-mk\mathbf{\hat{r}},

где

  • m\!\, — масса точечной частицы, движущейся вод воздействием центральной силы,
  • \mathbf{p}\!\, — вектор импульса,
  • \mathbf{L}=\mathbf{r}\times\mathbf{p}\!\, — вектор углового момента,
  • k\!\, — параметр, описывающий величину центральной силы,
  • \mathbf{\hat{r}}\!\, — единичный вектор, то есть \mathbf{\hat{r}}=\frac{\mathbf{r}}{r}, где \mathbf{r}\!\, — радиус-вектор положения частицы, и r его длина.

Поскольку мы предположили, что сила консервативная, то полная энергия E сохраняется

E=\frac{p^2}{2m}-\frac{k}{r}=\frac{1}{2}mv^2-\frac{k}{r}.

Из центральности силы следует, что вектор углового момента \mathbf{L} также сохраняется и определяет плоскость, в которой частица совершает движение. Вектор Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A} перпендикулярен вектору углового момента \mathbf{L} и, таким образом, находится в плоскости орбиты. Уравнение \mathbf{A}\cdot\mathbf{L}=0 верно, потому что вектора \mathbf{p}\times\mathbf{L} и \mathbf{r} перпендикулярны \mathbf{L}.

Это определение вектора Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A} применимо для единственной точечной частицы с массой m, движущейся в стационарном (не зависящем от времени) потенциале. Кроме того, то же самое определение может быть расширено на проблему с двумя телами, наподобие проблемы Кеплера, если заменить m на приведённую массу этих двух тел и \mathbf{r} на вектор между этими телами.

Круговой годограф импульса

Рис. 2: Конец вектора импульса \scriptstyle\mathbf{p} (показанный синим цветом) двигается по кругу, когда частица совершает движение по эллипсу. Четыре помеченные точки соответствуют точкам на рис. 1. Центр круга находится на оси \scriptstyle y в точке \scriptstyle A/L (показан пурпурным), с радиусом \scriptstyle mk/L (показан зелёным). Угол \scriptstyle\eta определяет эксцентриситет \scriptstyle e эллиптической орбиты (\scriptstyle\cos\eta=e). Из теоремы о вписанном угле для круга следует, что \scriptstyle \eta является также углом между любой точкой на окружности и двумя точками пересечения окружности с осью \scriptstyle p_x, \scriptstyle p_x=\pm p_0.

Сохранение вектора Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A} и вектора углового момента \mathbf{L} используется в доказательстве того, что вектор импульса \mathbf{p} движется по кругу под действием центральной силы, обратно пропорциональной квадрату расстояния. Вычисляя векторное произведение \mathbf{A} и \mathbf{L}, приходим к уравнению для \mathbf{p}

L^2\mathbf{p}=\mathbf{L}\times\mathbf{A}-mk\hat{\mathbf{r}}\times\mathbf{L}.

Направляя вектор \mathbf{L} вдоль оси z, а главную полуось — по оси x приходим к уравнению

p_x^2+(p_y-A/L)^2=(mk/L)^2.

Другими словами, вектор импульса \mathbf{p} ограничен окружностью радиуса mk / L, центр которой расположен в точке с координатами (0,\;A/L). Эксцентриситет e соответствует косинусу угла η, показанного на рис. 2. Для краткости можно ввести переменную p_0=\sqrt{2m|E|}. Круговой годограф полезен для описания симметрии проблемы Кеплера.

Интегралы движения и суперинтегрируемость

Семь скалярных величин: энергия E, и компоненты векторов Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A} и момента импульса \mathbf{L} связаны двумя соотношениями. Для векторов выполняется условие ортогональности \mathbf{A}\cdot\mathbf{L}=0, а энергия входит в выражение для квадрата длины вектора Лапласа — Рунге — Ленца, полученного выше A2 = m2k2 + 2mEL2. Тогда существует пять независимых сохраняющихся величин, или интегралов движения. Это совместимо с шестью начальными условиями (начальное положение частицы и её скорость являются векторами с тремя компонентами), которые определяют орбиту частицы, так как начальное время не определено интегралами движения. Поскольку величину \mathbf{A} (и эксцентриситет e орбиты) можно определить из полного углового момента L и энергии E, то утверждается, что только направление \mathbf{A} сохраняется независимо. Кроме того, вектор \mathbf{A} должен быть перпендикулярным \mathbf{L} — это приводит к одной дополнительной сохраняющейся величине.

Механическая система с d степенями свободы может обладать максимум 2d − 1 интегралами движения, поскольку 2d начальных условия и начальное время не могут быть определены из интегралов движения. Система с более чем d интегралами движения называется суперинтегрируемой, а система с 2d − 1 интегралами называется максимально суперинтегрируемой [17]. Поскольку решение уравнения Гамильтона — Якоби в одной системе координат может привести только к d интегралам движения, то переменные должны разделяться для суперинтегрируемых систем в больше чем одной системе координат [18]. Проблема Кеплера — максимально суперинтегрируема, так как она имеет три степени свободы (d = 3) и пять независимых интегралов движения; переменные в уравнении Гамильтона — Якоби разделяются в сферических координатах и параболических координатах [19], как описано ниже. Максимально суперинтегрируемые системы могут быть квантованы с использованием только коммутационных соотношений, как показано ниже [20].

Уравнение Гамильтона — Якоби в параболических координатах

Постоянство вектора Лапласа — Рунге — Ленца можно вывести, используя уравнение Гамильтона — Якоби в параболических координатах (\xi,\;\eta), которые определяются следующим образом

ξ = r + x,
η = rx,

где r — радиус в плоскости орбиты

r=\sqrt{x^2+y^2}.

Обратное преобразование этих координат запишется в виде

x=\frac{1}{2}(\xi-\eta),
y =\sqrt{\xi\eta}.

Разделение переменных в уравнении Гамильтона — Якоби в этих координатах даёт два эквивалентных уравнения [19][21]

2\xi p_\xi^2-mk-mE\xi=-\beta,
2\eta p_\eta^2-mk-mE\eta=\beta,

где β — интеграл движения. Посредством вычитания этих уравнений и выражения в терминах декартовых координат импульса px и py можно показать, что β эквивалентен вектору Лапласа — Рунге — Ленца

\beta=p_y(xp_y-yp_x)-mk\frac{x}{r}=A_x.

Этот подход Гамильтона — Якоби может использоваться, чтобы вывести сохраняющийся обобщённый вектор Лапласа — Рунге — Ленца \mathcal{A} в присутствии электрического поля \mathbf{E} [19][22]

\mathcal{A}=\mathbf{A}+\frac{mq}{2}\left[(\mathbf{r}\times\mathbf{E})\times\mathbf{r}\right],

где q — заряд обращающейся частицы.

Альтернативная формулировка

В отличие от импульса \mathbf{p} и углового момента \mathbf{L}, у вектора Лапласа — Рунге — Ленца нет общепринятого определения. В научной литературе используются несколько различных множителей и символов. Самое общее определение даётся выше, но другое определение возникает после деления на постоянную mk, чтобы получить безразмерный сохраняющийся вектор эксцентриситета

\mathbf{e}=\frac{1}{mk}(\mathbf{p}\times\mathbf{L})-\mathbf{\hat{r}}=\frac{m}{k}(\mathbf{v}\times\mathbf{r}\times\mathbf{v})-\mathbf{\hat{r}},

где \mathbf{v} — вектор скорости. Направление этого скалированного вектора \mathbf{e} совпадает с направлением \mathbf{A} и его амплитуда равна эксцентриситету орбиты. Мы получим другие определения, если поделить \mathbf{A} на m,

\mathbf{M}=\mathbf{v}\times\mathbf{L}-k\mathbf{\hat{r}}

или на p0

\mathbf{D}=\frac{\mathbf{A}}{p_0}=\frac{1}{\sqrt{2m|E|}}\{\mathbf{p}\times\mathbf{L}-mk\mathbf{\hat{r}}\},

который имеет ту же размерность, что и угловой момент (вектор \mathbf{L}). В редких случаях, знак вектора Лапласа — Рунге — Ленца может быть изменён на противоположный. Другие общие символы для вектора Лапласа — Рунге — Ленца включают \mathbf{a}, \mathbf{R}, \mathbf{F}, \mathbf{J} и \mathbf{V}. Однако выбор множителя и символа для вектора Лапласа — Рунге — Ленца, конечно же, не влияет на его сохранение.

Рис. 3: Вектор углового момента \scriptstyle\mathbf{L}, вектор Лапласа — Рунге — Ленца \scriptstyle\mathbf{A} и вектор Гамильтона, бинормаль \scriptstyle\mathbf{B}, является взаимно перпендикулярными; \scriptstyle\mathbf{A} и \scriptstyle \mathbf{B} указывают на большую и на малую полуоси, соответственно, эллиптической орбиты в задаче Кеплера.

Альтернативный сохраняющийся вектор: бинормаль — вектор \mathbf{B} изучен Уильямом Гамильтоном [8]

\mathbf{B}=\mathbf{p}-\left(\frac{mk}{L^2r}\right)(\mathbf{L}\times\mathbf{r}),

который сохраняется и указывает вдоль малой полуоси эллипса. Вектор Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A}=\mathbf{B}\times\mathbf{L} является векторным произведением \mathbf{B} и \mathbf{L} (рис. 3). Вектор \mathbf{B} обозначен как бинормаль, так как он перпендикулярен как \mathbf{A}, так и \mathbf{L}. Подобно вектору Лапласа — Рунге — Ленца, вектор бинормали можно определить с различными множителями.

Два сохраняющиеся вектора, \mathbf{A} и \mathbf{B} можно объединить в сохраняющийся двухэлементный тензор \mathbf{W}

\mathbf{W}=\alpha\mathbf{A}\otimes\mathbf{A}+\beta\mathbf{B}\otimes\mathbf{B},

где \otimes обозначает тензорное произведение, а α и β — произвольные множители [9]. Записанное в компонетной записи это уравнение читается так

Wij = αAiAj + βBiBj.

Векторы \mathbf{A} и \mathbf{B} ортогональны друг другу и их можно представить, как главные оси сохраняющегося тензора \mathbf{W}, то есть как его собственные вектора. \mathbf{W} перпендикулярен \mathbf{L}

\mathbf{L}\cdot\mathbf{W}=\alpha(\mathbf{L}\cdot\mathbf{A})\mathbf{A}+\beta(\mathbf{L}\cdot\mathbf{B})\mathbf{B}=0,

поскольку \mathbf{A} и \mathbf{B} перпендикалярны, то \mathbf{L}\cdot\mathbf{A}=\mathbf{L}\cdot\mathbf{B}=0.

Вывод орбит Кеплера

Рис. 4: Упрощенная версия рис. 1. Определяется угол θ между \scriptstyle \mathbf{A} и \scriptstyle\mathbf{r} в одной точке орбиты.

Форма и ориентация орбиты в задаче Кеплера, зная вектор Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A}, можно определить следующим образом. Рассмотрим скалярное произведение векторов \mathbf{A} и \mathbf{r} (положения планеты):

\mathbf{A}\cdot\mathbf{r}=Ar\cos\theta=\mathbf{r}\cdot(\mathbf{p}\times\mathbf{L})-mkr,

где θ является углом между \mathbf{r} и \mathbf{A} (рис. 4). Поменяем порядок множителей в смешанном произведении \mathbf{r}\cdot(\mathbf{p}\times\mathbf{L})=\mathbf{L}\cdot(\mathbf{r}\times\mathbf{p})=\mathbf{L}\cdot\mathbf{L}=L^2, и при помощи несложных преобразований получим определение для конического сечения:

\frac{1}{r}=\frac{mk}{L^2}\left(1+\frac{A}{mk}\cos\theta\right)

с эксцентриситетом e\!\, заданным по формуле:

e=\frac{A}{mk}=\frac{|\mathbf{A}|}{mk}.

Приходим к выражению квадрата модуля вектора \mathbf{A} в виде

A2 = m2k2 + 2mEL2,

которое можно переписать используя эксцентриситет орбиты

e^2-1=\frac{2L^2}{mk^2}E.

Таким образом, если энергия отрицательна, что соответствует связанным орбитам, эксцентреситет меньше чем единица, и орбита имеет форму эллипса. Наоборот, если энергия положительна (несвязанные орбиты, также называемые орбитами рассеяния), эксцентриситет больше чем единица и орбита — гипербола. Наконец, если энергия точно равно нулю, эксцентриситет — единица, и орбита — парабола. Во всех случаях, вектор \mathbf{A} направлен вдоль оси симметрии конического сечения и указывает на точку самого близкого положения точечной частицы от начала координат.

Сохранение под действием силы обратно пропорцинальной квадрату расстояния

Сила \mathbf{F}, действующая на частицу предполагается центральной. Поэтому

\mathbf{F}=\frac{d\mathbf{p}}{dt}=f(r)\frac{\mathbf{r}}{r}=f(r)\mathbf{\hat{r}}

для некоторой функции f(r) радиуса r. Поскольку угловой момент \mathbf{L}=\mathbf{r}\times\mathbf{p} сохраняется под действием центральных сил, то \frac{d}{dt}\mathbf{L}=0 и

\frac{d}{dt}(\mathbf{p}\times\mathbf{L})=\frac{d\mathbf{p}}{dt}\times\mathbf{L}=f(r)\mathbf{\hat{r}}\times\mathbf{r}\times m\frac{d\mathbf{r}}{dt}=f(r)\frac{m}{r}\left[\mathbf{r}\left(\mathbf{r}\cdot\frac{d\mathbf{r}}{dt}\right)-r^2\frac{d\mathbf{r}}{dt}\right],

где импульс записан в виде \mathbf{p}=m\frac{d\mathbf{r}}{dt}, и тройное векторное произведение упростилось с помощью формулы Лагранжа

\mathbf{r}\times\mathbf{r}\times\frac{d\mathbf{r}}{dt}=\mathbf{r}\left(\mathbf{r}\cdot\frac{d\mathbf{r}}{dt}\right)-r^2\frac{d\mathbf{r}}{dt}.

Тождество

\frac{d}{dt}(\mathbf{r}\cdot\mathbf{r})=2\mathbf{r}\cdot\frac{d\mathbf{r}}{dt}=\frac{d}{dt}(r^2)=2r\frac{dr}{dt}

приводит к уравнению

\frac{d}{dt}(\mathbf{p}\times\mathbf{L})=-mf(r)r^2\left[\frac{1}{r}\frac{d\mathbf{r}}{dt}-\frac{\mathbf{r}}{r^2}\frac{dr}{dt}\right]=
-mf(r)r^2\frac{d}{dt}\left(\frac{\mathbf{r}}{r}\right).

Для специального случая центральной силы, зависящей обратно пропорциональной квадрату расстояния f(r)=\frac{-k}{r^2}, последнее выражение равно

\frac{d}{dt}(\mathbf{p}\times\mathbf{L})=mk\frac{d}{dt}\left(\frac{\mathbf{r}}{r}\right)=\frac{d}{dt}(mk\mathbf{\hat{r}}).

Тогда \mathbf{A} сохраняется в этом случае

\frac{d}{dt}\mathbf{A}=\frac{d}{dt}(\mathbf{p}\times\mathbf{L})-\frac{d}{dt}(mk\mathbf{\hat{r}})=0.

Как показано ниже, вектор Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A} является частным случаем обобщённого сохраняющегося вектора \mathcal{A}, который может быть определён для любой центральной силы [10][9]. Однако большинство центральных сил не формируют замкнутых орбит (см. теорема Бернарда), аналогичный вектор \mathcal{A} редко имеет простое определение и в общем случае представляет собой многозначную функцию угла θ между \mathbf{r} и \mathcal{A}.

Изменение под действием возмущающих центральных сил

Рис. 5: Медленно прецессирующая эллиптическая орбита, с эксцентриситетом \scriptstyle e=0{,}9. Такая прецессия возникает в проблеме Кеплера, если притягивающая центральная сила немного отличается от закона тяготения Ньютона. Скорость прецессии можно вычислить, используя приведённые в параграфе формулы.

Во многих практических проблемах, типа планетарного движения, взаимодействие между двумя телами только приблизительно зависит обратно пропорционально квадрату расстояния. В таких случаях, вектор Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A} не постоянен. Однако, если возмущающий потенциал h(r) зависит только от расстояния, то полная энергия E и вектор углового момента \mathbf{L}, сохраняются. Поэтому, траектория движение все ещё находится в перпендикулярной к \mathbf{L} плоскости и величина A сохраняется, согласно уравнению A2 = m2k2 + 2mEL2. Следовательно, направление \mathbf{A} медленно вращается по орбите в плоскости. Используя каноническую теорию возмущений и координаты действие-угол, можно прямо показать [2], что \mathbf{A} вращается со скоростью

\frac{\partial}{\partial L}\langle h(r)\rangle=\frac{\partial}{\partial L}\left\{\frac{1}{T}\int\limits_0^T h(r)\,dt\right\}=\frac{\partial}{\partial L}\left\{\frac{m}{L^2}\int\limits_0^{2\pi}r^2h(r)\,d\theta\right\},

где T — период орбитального движения и равенство L\,dt=mr^2\,d\theta использовалось, чтобы преобразовать интеграл по времени в интеграл по углу (рис. 5). Например, принимая во внимание эффекты общей теории относительности, приходим к добавке, которая в отличие от обычной гравитационной силы Ньютона зависит обратно пропорционально кубу расстояния [23]:

h(r)=\frac{kL^2}{m^2c^2}\left(\frac{1}{r^3}\right).

Подставляя эту функцию в интеграл и используя уравнение

\frac{1}{r}=\frac{mk}{L^2}\left(1+\frac{A}{mk}\cos\theta\right),

чтобы выразить r в терминах θ, скорость прецессии перицентра, вызванная этим возмущением, запишется в виде [23]

\frac{6\pi k^2}{TL^2c^2}.

которая близка по значению к величине прецессии для Меркурия необъяснённой ньютоновской теорией гравитации [24]. Это выражение используется для оценки прецессии связанной с поправками общей теории относительности для двойных пульсаров [25]. Это согласие с экспериментом является сильным аргументом в пользу общей теории относительности [26].

Теория групп

Преобразование Ли

Рис. 6: Преобразование Ли, из которого выводится сохранение вектора Лапласа — Рунге — Ленца \scriptstyle\mathbf{A}. Когда скалируемый параметр \scriptstyle \lambda изменяется, энергия и угловой момент тоже меняются, но эксцентриситет \scriptstyle e и вектор \scriptstyle\mathbf{A} не изменяются.

Существует другой метод вывода вектора Лапласа — Рунге — Ленца, использующий вариацию координат без привлечения скоростей [27]. Скалирование координат \mathbf{r} и времени t с разной степенью параметра λ (рис. 6)

t\to\lambda^3t,\;\mathbf{r}\to\lambda^2\mathbf{r},\;\mathbf{p}\to\frac{1}{\lambda}\mathbf{p}.

Это преобразование изменяет полный угловой момент L и энергию E

L\to\lambda L,\;E\to\frac{1}{\lambda^2}E,

но сохраняет произведение EL2. Отсюда следует, что эксцентриситет e и величина A сохраняются в уже упомянутом ранее уравнении

A2 = m2k2e2 = m2k2 + 2mEL2.

Направление \mathbf{A} также сохраняется, поскольку полуоси не изменяются при скалировании. Это преобразование оставляет верным третий закон Кеплера, а именно то, что полуось a и период T формируют константу T2 / a3.

Скобки Пуассона

Для трёх компонент Li вектора углового момента \mathbf{L} можно определить скобки Пуассона

[L_i,\;L_j]=\sum_{s=1}^3\varepsilon_{ijs}L_s,

где индекс i пробегает значения 1, 2, 3 и \varepsilon_{ijs} — абсолютно антисимметричный тензор, то есть символ Леви-Чивита (третий индекс суммирования s, чтобы не путать с силовым параметром k, определённым выше). В качестве скобок Пуассона используются квадратные скобки (а не фигурные), как и в литературе и, в том числе, чтобы интерпретировать их как квантовомеханические коммутационные соотношения в следующем разделе.

Как показано выше, изменённый вектор Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{D} можно определить с той же размерностью, что и угловой момент разделив \mathbf{A} на p0. Скобка Пуассона \mathbf{D} с вектором углового момента \mathbf{L} запишется в похожем виде

[D_i,\;L_{j}]=\sum_{s=1}^3\varepsilon_{ijs}D_s.

Скобка Пуассона \mathbf{D} с \mathbf{D} зависит от знака E, то есть когда полная энергия E отрицательна (эллиптические орбиты под действием центральной силы зависящей обратно пропорционально квадрату расстояния) или положительная (гиперболические орбиты). Для отрицательных энергий скобки Пуассона примут вид

[D_i,\;D_j]=\sum_{s=1}^3\varepsilon_{ijs}L_s.

В то время как для положительных энергий скобки Пуассона имеют противоположный знак

[D_i,\;D_j]=-\sum_{s=1}^3\varepsilon_{ijs}L_s.

Инварианты Казимира для отрицательных энергий определяются посредством следующих соотношений

C_1=\mathbf{D}\cdot\mathbf{D}+\mathbf{L}\cdot\mathbf{L}=\frac{mk^2}{2|E|},
C_2=\mathbf{D}\cdot\mathbf{L}=0

и мы имеем нулевые скобки Пуассона для всех компонент \mathbf{D} и \mathbf{L}

[C_1,\;L_i]=[C_1,\;D_i]=[C_2,\;L_i]=[C_2,\;D_i]=0.

C2 равен нулю, из-за ортогональности векторов. Однако другой инвариант C1 нетривиален и зависит только от m, k и E. Этот инвариант можно использовать для вывода спектра атома водорода, используя только квантовомеханическое каноническое коммутационное соотношение, вместо более сложного уравнения Шрёдингера.

Теорема Нётер

Теорема Нётер утверждает, что инфинитезимальная вариация обобщённых координат физической системы

\delta q_i=\varepsilon g_i(\mathbf{q},\;\mathbf{\dot{q}},\;t)

вызывает изменение функции Лагранжа в первом порядке на полную производную по времени

\delta L=\varepsilon\frac{d}{dt}G(\mathbf{q},\;t)

соответствует сохранению величины

J=-G+\sum_i g_i\left(\frac{\partial L}{\partial\dot{q}_i}\right).

Сохранённая компонента вектора Лапласа — Рунге — Ленца As соответствует вариации координат [28]

\delta x_i=\frac{\varepsilon}{2}[2p_ix_s-x_ip_s-\delta_{is}(\mathbf{r}\cdot\mathbf{p})],

где i равняется 1, 2 и 3, а xi и pi — i-ые компоненты векторов положения \mathbf{r} и импульса \mathbf{p}, соответственно. Как обычно, δis — символ Кронекера. Получающееся изменение в первом порядке функции Лагранжа запишем как

\delta L=\frac{1}{2}\varepsilon mk\frac{d}{dt}\left(\frac{x_s}{r}+[p^2x_s-p_s(\mathbf{r}\cdot\mathbf{p})]\right).

Это приводит к сохранению компоненты As

A_s=[p^2x_s-p_s(\mathbf{r}\cdot\mathbf{p})]-mk\left(\frac{x_s}{r}\right)=[\mathbf{p}\times\mathbf{r}\times\mathbf{p}]_s-mk\left(\frac{x_s}{r}\right).

Законы сохранения и симметрия

Вариация координаты, которая приводит к сохранению вектора Лапласа — Рунге — Ленца (см. теорема Нётер), можно рассматривать как некоторую симметрию системы. В классической механике, симметрии — непрерывные операции, которые отображают одну орбиту на другую, не изменяя энергию системы; в квантовой механике, симметрии — непрерывные операции, которые смешивают атомные орбитали, не изменяя полную энергию. Например, любая центральная сила является симметрической при действии группы вращения SO(3), приводя к сохранению углового момента \mathbf{L}. Классически, полное вращение системы не затрагивает энергию орбиты; квантовомеханически, вращения смешивают сферические гармоники с тем же самым квантовым числом l (вырожденные состояния), не изменяя энергию.

Рис. 7: Семейство кругов годографа импульса для заданной энергии \scriptstyle l. Все круги проходят через две точки \scriptstyle\pm p_0=\pm\sqrt{2m|E|} на оси \scriptstyle p_x (сравните с рис. 3). Это семейство годографов соответствует семейству кругов Аполлона, и \scriptstyle\sigma изоповерхностям биполярных координат.

Симметрия для центральной силы, зависящей обратно квадрату расстояния, является выше и более тонкой. Специфическая симметрия проблемы Кеплера приводит к сохранению как вектора углового момента \mathbf{L}, так и вектора Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A} (как определено выше) и квантовомеханически гарантирует, что уровни энергии атома водорода не зависят от квантовых чисел углового момента l и m. Симметрия является более тонкой, потому что операция симметрии должна иметь место в пространстве большей размерности; такие симметрии часто называют скрытыми симметриями [27]. Классически, более высокая симметрия проблемы Кеплера учитывает непрерывные изменения орбит, которые сохраняют энергию, но не угловой момент; другими словами орбиты с одинаковой энергией, но различными угловыми моментами (эксцентриситетом) могут быть преобразованы непрерывно друг в друга. Квантовомеханически это соответствует смешиванию орбиталей, которые отличаются квантовыми числами l и m, атомные орбитали типа s (l = 0) и p (l = 1). Такое смешивание нельзя произвести с обычными трёхмерными трансляциями или вращениями, но оно эквивалентно вращению в пространстве с более высоким измерением.

Для отрицательных энергий — то есть связанная система — симметрия SO(4), которая сохраняет длину четырёхмерных векторов

|\mathbf{e}|^2=e_1^2+e_2^2+e_3^2+e_4^2.

В 1935 году, Владимир Фок показал, что квантовомеханическая проблема Кеплера, эквивалентна проблеме свободной частицы, ограниченной четырёхмерной гиперсферой [5]. В частности, Фок показал, что волновая функция уравнения Шрёдингера в пространстве импульсов для проблемы Кеплера представляет собой стереографическую проекцию сферических гармоник на гиперсферу. Вращение гиперсферы и перепроектирование приводит к непрерывному преобразованию эллиптических орбит, не изменяющего энергию; квантовомеханически это соответствует смешиванию всех орбиталей с одинаковым главным квантовым числом n. Валентин Баргман отметил впоследствии, что скобки Пуассона для вектора углового момента \mathbf{L} и скалированного вектора Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{D} формируют алгебру Ли для SO(4). [6] Проще говоря, эти шесть величин \mathbf{D} и \mathbf{L} соответствуют шести сохраняющимся угловым импульсам в четырёх измерениях, связанных с шестью, возможными простыми вращениями в этом пространстве (есть шесть способов выбрать две оси из четырёх). Это заключение не подразумевает, что наша вселенная — четырёхмерная гиперсфера; это просто означает, что эта специфическая проблема физики (проблема двух тел для центральной силы, зависящей обратно квадрату расстояния) математически эквивалентна свободной частице на четырёхмерной гиперсфере.

Для положительных энергий — то есть, для рассеянных систем — более высокая симметрия — SO(3,1), которая сохраняет длину 4-вектора в пространстве с метрикой Минковского

ds^2=e_1^2+e_2^2+e_3^2-e_4^2.

Фок [5] и Баргман [6] рассмотрели как отрицательные, так и положительные энергии. Они также были рассмотрены энциклопедически Бендером и Ициксоном [29][30].

Симметрия вращений в четырёхмерном пространстве

Рис. 8: Годограф импульса на рис. 7 соответствует стереографической проекции больших кругов на четырёхмерную \scriptstyle\eta сферу единичного радиуса. Все большие круги пересекают \scriptstyle\eta_x ось, которая направлена перпендикулярно странице. Проекция из северного полюса (единичный вектор \scriptstyle \mathbf{w}) к \scriptstyle\eta_x — \scriptstyle\eta_y плоскости, как показано для пурпурного годографа пунктирной чёрной линией. Большой круг на широте \scriptstyle \alpha соответствует эксцентриситету \scriptstyle e=\sin\alpha. Цвета больших кругов, показанных здесь соответствуют цветам их годографов на рис. 7.

Связь между проблемой Кеплера и вращениями в четырёхмерном пространстве SO(4) можно достаточно просто визуализировать [29][31][32]. Пусть в четырёхмерном пространстве заданы декартовы координаты, которые обозначены (w,\;x,\;y,\;z), где (x,\;y,\;z) представляют декартовы координаты обычного положения трёхмерного вектора \mathbf{r}. Трёхмерный вектор импульса \mathbf{p} связан с четырёхмерным вектором \boldsymbol{\eta} на четырёхмерной единичной сфере посредством

\boldsymbol\eta=\frac{p^2-p_0^2}{p^2+p_0^2}\mathbf{\hat{w}}+\frac{2p_0}{p^2+p_0^2}\mathbf{p}=\frac{mk-rp_0^2}{mk}\mathbf{\hat{w}}+\frac{rp_0}{mk}\mathbf{p},

где \mathbf{\hat{w}} — единичный вектор вдоль новой оси w. Поскольку \boldsymbol{\eta} имеет только три независимые компоненты, то этот вектор можно обратить, получив выражение для \mathbf{p}. Например, для компененты x

p_x=p_0\frac{\eta_x}{1-\eta_w}

и аналогично для py и pz. Другими словами, трёхмерный вектор \mathbf{p} является стереографической проекцией четырёхмерного вектора \boldsymbol{\eta}, умноженному на p0 (рис. 8).

Без потери общности, мы можем устранить нормальную вращательную симметрию, выбирая декартовы координаты, где ось z направлена вдоль вектора углового момента \mathbf{L}, и годограф импульса расположен как показано на рисунке 7, с центрами кругов на оси y. Так как движение происходит в плоскости, а \mathbf{p} и L ортогональны, pz = ηz = 0 и внимание можно сосредоточить на трёхмерном векторе \boldsymbol{\eta}=(\eta_w,\;\eta_x,\;\eta_y). Семейство кругов Аполлона годографов импульса (рис. 7) соответствует множеству больших кругов на трёхмерной сфере \boldsymbol{\eta}, все из которых пересекаются ось ηx в этих двух фокусах \eta_x=\pm 1, соответствующих фокусам годографа импульса при p_x=\pm p_0. Большие круги связаны простым вращением вокруг оси ηx (рис. 8). Эта вращательная симметрия преобразовывает все орбиты с той же самой энергией в друг друга; однако, такое вращение ортогонально к обычным трёхмерным вращениям, так как она преобразовывает четвёртое измерение ηw. Эта более высокая симметрия характерна для проблемы Кеплера и соответствует сохранению вектора Лапласа — Рунге — Ленца.

Изящное решение для проблемы Кеплера с использованием переменных угол-действие можно получить, избавляясь от избыточной четырёхмерной координаты \boldsymbol{\eta} и используя эллиптические цилиндрические координат (\alpha,\;\beta,\;\varphi) [33]

\eta_w=\mathrm{cn}\,\alpha\,\mathrm{cn}\,\beta,
\eta_x=\mathrm{sn}\,\alpha\,\mathrm{dn}\,\beta\cos\varphi,
\eta_y=\mathrm{sn}\,\alpha\,\mathrm{dn}\,\beta\sin\varphi,
\eta_z=\mathrm{dn}\,\alpha\,\mathrm{sn}\,\beta,

где используются эллиптические функции Якоби: sn, cn и dn.

Применение и обобщения

Квантовая механика атома водорода

Рис. 9: Уровни энергии водородного атома, предсказанные с использованием коммутационных соотношений углового момента и векторных операторов Лапласа — Рунге — Ленца; эти уровни энергии были проверены экспериментально.

Скобки Пуассона дают простой способ для квантования классической системы. Коммутационное соотношение двух квантовомеханических операторов равняется скобке Пуассона соответствующих классических переменных, умноженных на i\hbar [34]. Выполняя это квантование и вычисляя собственные значения C1 оператора Казимира для проблемы Кеплера, Вольфганг Паули вывел энергетический спектр водородоподобного атома (рис. 9) и, таким образом, его атомный эмиссионный спектр [3]. Это изящное решение было получено до изобретения уравнения Шрёдингера [35].

Особенность квантовомеханического оператора для вектора Лапласа — Рунге — Ленца \mathbf{A} то, что импульс и операторы углового момента не коммутируют друг с другом, следовательно, векторное произведение \mathbf{p} и \mathbf{L} должно быть определено тщательно [36]. Как правило, операторы в декартовой системе координат As определены с помощью симметризованного произведения

A_s=-mk\hat{r}_s+\frac{1}{2}\sum_{i=1}^3\sum_{j=1}^3\varepsilon_{sij}(p_il_j+l_jp_i),

из которого определяются соответствующие лестничные операторы

A0 = A3,
A_{\pm 1}=\mp\frac{1}{\sqrt{2}}(A_1\pm iA_2).

Нормированный оператор первого инварианта Казимира может быть определён подобным образом

C_1=-\frac{mk^2}{2\hbar^2}H^{-1}-I,

где H − 1 — оператор обратный к оператору энергии (гамильтониан) и I — единичный оператор. Применяя эти лестничные операторы к собственным состояниям |lmn\rangle операторов полного углового момента, азимутального углового момента и энергии, можно показать, что собственные состояния первого оператора Казимира задаются формулой n2 − 1. Следовательно, уровни энергии даются выражением

E_n=-\frac{mk^2}{2\hbar^2n^2},

которое идентично формуле Ридберга для атома водорода (рис 9).

Обобщение на другие потенциалы и СТО

Вектор Лапласа — Рунге — Ленца был обобщён на другие потенциалы и даже на специальную теорию относительности. Наиболее общую форму этого вектора можно записать в виде [9]

\mathcal{A}=\left(\frac{\partial\xi}{\partial u}\right)(\mathbf{p}\times\mathbf{L})+\left[\xi-u\left(\frac{\partial\xi}{\partial u}\right)\right]L^2\mathbf{\hat{r}},

где u = 1 / r (см. теорема Бертрана) и ξ = cosθ, с углом θ определённым как

\theta=L\int\limits^u\frac{du}{\sqrt{m^2c^2(\gamma^2-1)-L^2u^2}}.

Здесь γ — релятивистский фактор. Как и раньше, можно получить, сохраняющийся вектор бинормали \mathbf{B} взяв векторное произведение с сохраняющимся вектором углового момента

\mathcal{B}=\mathbf{L}\times\mathcal{A}.

Эти два вектора можно соединить в сохраняющийся двухкомпонентный тензор W

\mathcal{W}=\alpha\mathcal{A}\otimes\mathcal{A}+\beta\mathcal{B}\otimes\mathcal{B}.

Для примера вычислим вектор Лапласа — Рунге — Ленца для нерелятивистского изотропного гармонического осциллятора. [9] Рассмотрим центральную силу:

\mathbf{F}(r)=-k\mathbf{r}

вектор углового момента сохраняется и поэтому движение происходит в плоскости. Сохраняющийся тензор можно переписать в более простом виде:

\mathbf{W}=\frac{1}{2m}\mathbf{p}\otimes\mathbf{p}+\frac{k}{2}\mathbf{r}\otimes\mathbf{r},

хотя нужно заметить, что p и r не перпендикулярны, как A и B. Соответствующий вектор Лапласа — Рунге — Ленца имеет более сложную запись

\mathbf{A}=\frac{1}{\sqrt{mr^2\omega_0A-mr^2E+L^2}}\{(\mathbf{p}\times\mathbf{L})+(mr\omega_0A-mrE)\mathbf{\hat{r}}\},

где \omega_0=\sqrt{\frac{k}{m}} — частота осциллятора.

См. также

Литература

  1. В. И. Арнольд Математические методы классической механики, 5-е изд.. — Москва: Едиториал УРСС, 2003. — С. 416. — ISBN 5-354-00341-5
  2. 1 2 3 4 Г. Голдштейн Классическая механика. — Наука, 1975. — С. 416.
  3. 1 2 3 Pauli, W (1926). "Über das Wasserstoffspektrum vom Standpunkt der neuen Quantenmechanik". Zeitschrift für Physik 36: 336—363.
  4. 1 2 Hamilton, WR (1847). "The Hodograph, or a new Method of expressing in symbolical Language the Newtonian Law of Attraction". Proceedings of the Royal Irish Academy 3: 344—353.
  5. 1 2 3 Fock, V (1935). "Zur Theorie des Wasserstoffatoms". Zeitschrift für Physik 98: 145—154.
  6. 1 2 3 Bargmann, V (1936). "Zur Theorie des Wasserstoffatoms: Bemerkungen zur gleichnamigen Arbeit von V. Fock". Zeitschrift für Physik 99: 576—582.
  7. 1 2 Goldstein, H. (1975). "Prehistory of the Runge-Lenz vector". American Journal of Physics 43: 735—738.
    Goldstein, H. (1976). "More on the prehistory of the Runge-Lenz vector". American Journal of Physics 44: 1123—1124.
  8. 1 2 3 Hamilton, WR (1847). "On the Application of the Method of Quaternions to some Dynamical Questions". Proceedings of the Royal Irish Academy 3: Appendix III, pp. xxxvi—l.
  9. 1 2 3 4 5 Fradkin, DM (1967). "Existence of the Dynamic Symmetries O4 and SU3 for All Classical Central Potential Problems". Progress of Theoretical Physics 37: 798—812.
  10. 1 2 Yoshida, T (1987). "Two methods of generalisation of the Laplace-Runge-Lenz vector". European Journal of Physics 8: 258—259.
  11. Hermann, J (1710). "Metodo d'investigare l'orbite de' pianeti". Giornale de Letterati D'Italia 2: 447—467.
    Hermann, J (1710). "Extrait d'une lettre de M. Herman à M. Bernoulli datée de Padoüe le 12. Juillet 1710". Histoire de l'academie royale des sciences (Paris) 1732: 519—521.
  12. Bernoulli, J (1710). "Extrait de la Réponse de M. Bernoulli à M. Herman datée de Basle le 7. Octobre 1710". Histoire de l'academie royale des sciences (Paris) 1732: 521—544.
  13. PS Laplace Traité de mécanique celeste. — 1799. — С. Tome I, Premiere Partie, Livre II, pp.165ff.
  14. JW Gibbs Vector Analysis. — New York: Scribners, 1901. — С. p. 135.
  15. C Runge Vektoranalysis. — Leipzig: Hirzel, 1919. — С. Volume I.
  16. Lenz, W (1924). "Über den Bewegungsverlauf und Quantenzustände der gestörten Keplerbewegung". Zeitschrift für Physik 24: 197—207.
  17. Evans, NW (1990). "Superintegrability in classical mechanics". Physical Review A 41: 5666—5676.
  18. A Sommerfeld Atomic Structure and Spectral Lines. — London: Methuen, 1923. — С. 118.
  19. 1 2 3 LD Landau Mechanics. — 3rd edition. — Pergamon Press, 1976. — С. p. 154. — ISBN 0-08-021022-8 (hardcover) and ISBN 0-08-029141-4 (softcover)
  20. Evans, NW (1991). "Group theory of the Smorodinsky-Winternitz system". Journal of Mathematical Physics 32: 3369—3375.
  21. Dulock, VA; McIntosh HV (1966). "On the Degeneracy of the Kepler Problem". Pacific Journal of Mathematics 19: 39—55.
  22. Redmond, PJ (1964). "Generalization of the Runge-Lenz Vector in the Presence of an Electric Field". Physical Review 133: B1352—B1353.
  23. 1 2 Einstein, A (1915). "Erklärung der Perihelbeivegung der Merkur aus der allgemeinen Relativitätstheorie.". Sitzungsberichte der der Königlich Preußischen Akademie der Wissenschaften 47 (2): 831—839.
  24. Le Verrier, UJJ (1859). "Sur la théorie de Mercure et sur le mouvement du périhélie de cette planète; Lettre de M. Le Verrier à M. Faye.". Comptes Rendus de l'Academie de Sciences (Paris) 49: 379—383.[1]
  25. CM Will General Relativity, an Einstein Century Survey. — SW Hawking and W Israel, eds.. — Cambridge: Cambridge University Press, 1979. — С. Chapter 2.
  26. A. Pais Subtle is the Lord: The Science and the Life of Albert Einstein. — Oxford University Press, 1982.
    Пайс, Абрахам. (1989) Научная деятельность и жизнь Альберта Эйнштейна. Пер. с англ. В. И. и О. И. Мацарских; Под ред. А. А. Логунова. — М.: Наука, 1989. — 566,[1] с., [4] л. ил., 22 см — ISBN 5-02-014028-7.
  27. 1 2 Prince, GE; Eliezer CJ (1981). "On the Lie symmetries of the classical Kepler problem". Journal of Physics A: Mathematical and General 14: 587—596.
  28. Lévy-Leblond, JM (1971). "Conservation Laws for Gauge-Invariant Lagrangians in Classical Mechanics". American Journal of Physics 39: 502—506.
  29. 1 2 Bander, M; Itzykson C (1966). "Group Theory and the Hydrogen Atom (I)". Reviews of Modern Physics 38: 330—345.
  30. Bander, M; Itzykson C (1966). "Group Theory and the Hydrogen Atom (II)". Reviews of Modern Physics 38: 346—358.
  31. Rogers, HH (1973). "Symmetry transformations of the classical Kepler problem". Journal of Mathematical Physics 14: 1125—1129.
  32. V Guillemin Variations on a Theme by Kepler. — American Mathematical Society Colloquium Publications, volume 42, 1990. — ISBN 0-8218-1042-1
  33. Lakshmanan, M; Hasegawa H. "On the canonical equivalence of the Kepler problem in coordinate and momentum spaces". Journal of Physics A 17: L889—L893.
  34. PAM Dirac Principles of Quantum Mechanics, 4th revised edition. — Oxford University Press, 1958.
  35. Schrödinger, E (1926). "Quantisierung als Eigenwertproblem". Annalen der Physik 384: 361—376.
  36. A. Bohm Quantum Mechanics: Foundations and Applications. — 2nd edition. — Springer Verlag, 1986. — С. 208—222.

Дополнительное чтение

  • Leach, P.G.L.; G.P. Flessas (2003). "Generalisations of the Laplace-Runge-Lenz vector". J. Nonlinear Math. Phys. 10: 340—423. Статья посвящена обобщению вектора Лапласа — Рунге — Ленца на потенциалы отличные от кулоновского. arxiv.org


Wikimedia Foundation. 2010.

Смотреть что такое "Вектор эксцентриситета" в других словарях:

  • Вектор Лапласа — Рунге — Ленца — В этой статье векторы выделены жирным шрифтом, а их абсолютные величины курсивом, например, . В классической механике вектором Лапласа  Рунге  Ленца называется вектор, в основном используемый для описания формы и ориентации орбиты, по… …   Википедия

  • Вектор — Вектор  многозначный термин; величина, характеризующаяся размером и направлением. В Викисловаре есть статья «вектор» …   Википедия

  • Вектор (значения) — Вектор: Содержание 1 В биологии 2 В информатике 3 В математике 4 В физике …   Википедия

  • Вектор Лапласа-Рунге-Ленца — В этой статье векторы и их абсолютные величины выделены жирным шрифтом и курсивом, например, . В классической механике вектором Лапласа  Рунге  Ленца называется вектор, в основном используемый для описания формы и ориентации орбиты, по которой… …   Википедия

  • Вектор Лапласа — В этой статье векторы выделены жирным шрифтом, а их абсолютные величины курсивом, например, . В классической механике вектором Лапласа  Рунге  Ленца называется вектор, в основном используемый для описания формы и ориентации орбиты, по… …   Википедия

  • Компонента вектора — Вектор: Содержание 1 В биологии 2 В информатике 3 В математике 4 В физике …   Википедия

  • ГОСТ 19534-74: Балансировка вращающихся тел. Термины — Терминология ГОСТ 19534 74: Балансировка вращающихся тел. Термины оригинал документа: 2. n опорный ротор D. n Lagerrotor Е. n support rotor Single support rotor F. Rotor a n support Ротор, имеющий n опор Определения термина из разных документов:… …   Словарь-справочник терминов нормативно-технической документации

  • Большая полуось — это один из основных геометрических параметров объектов, образованных посредством конического сечения. Содержание 1 Эллипс 2 Парабола 3 Гипербола …   Википедия

  • Нейронный газ — Эту статью следует викифицировать. Пожалуйста, оформите её согласно правилам оформления статей …   Википедия

  • дисбаланс — 3.11 дисбаланс: Вектор, модуль которого равен значению дисбаланса, а фазовый угол углу дисбаланса. Источник: ГОСТ ИСО 1940 1 2007: Вибрация. Требования к качеству балансировки жестких роторов. Часть 1. Оп …   Словарь-справочник терминов нормативно-технической документации


Поделиться ссылкой на выделенное

Прямая ссылка:
Нажмите правой клавишей мыши и выберите «Копировать ссылку»

We are using cookies for the best presentation of our site. Continuing to use this site, you agree with this.