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martes, 20 de septiembre de 2022

Aplicación del formalismo hamiltoniano a un movimiento rectilíneo uniformemente acelerado (m.r.u.a.)

Presento en este artículo un sencillo ejemplo de aplicación del formalismo hamiltoniano. Se trata de obtener la ecuación del movimiento (unidimensional) a partir de las ecuaciones canónicas de Hamilton para la caída libre de un cuerpo de masa m en un campo gravitatorio newtoniano (m.r.u.a.) cuya intensidad sea constante y tome el valor g. Consideraré que las fuerzas de rozamiento con el medio durante la caída son despreciables.

Recordemos que la función hamiltoniana se define como \mathcal{H}:=\displaystyle \sum_{i=1}^{n}\,p_i\,\dot{q}_i-\mathcal{L}, donde \mathcal{L} es la función lagrangiana., y n designa el número de grados de libertad del sistema. La función hamiltoniana depende de las variables p_i (cantidades de movimiento) y q_i (posiciones) de las N partículas del sistema. Entonces, el sistema viene descrito por las ecuaciones canónicas de Hamilton: \left\{\begin{matrix}-\dfrac{\partial\,\mathcal{H}}{\partial\,q_i}=\dot{p_i} \\ \dfrac{\partial\,\mathcal{H}}{\partial\,p_i}=\dot{q_i}\\ \end{matrix}\right.\, i=1,2,\ldots,n

Si el sistema es conservativo —las fuerzas del sistema vienen dadas a partir de una función pontencial—, se demuestra que \mathcal{H}=T+U, siendo T la energía cinética (que vendrá expresada en función de los momentos) y U la energía potencial (que se expresa en función de las posiciones); éste es nuestro caso.

Al tratarse de un movimento unidimensional y constar el sistema de solamente una partículas, éste tiene solamente un grado de libertad (n=1). Las variables que intervienen son q\equiv x (distancia al origen del sistema de referencia, que situamos en el punto en el que se inicia el movimiento), siendo p=mv=m\,\dot{x} el momento lineal (cantidad de movimiento). La energía cinética puede escribirse en función del momento lineal: T=\dfrac{1}{2}\,m\,v^2\overset{p:=mv}{=}\dfrac{p^2}{2m}, y la energía potencial es U=-mgx. Así pues, \mathcal{H}=\dfrac{p^2}{2m}-mgx

y las ecuaciones canónicas de Hamilton son \left\{\begin{matrix}-\dfrac{\partial\,\mathcal{H}}{\partial\,x}=\dot{p} \\ \dfrac{\partial\,\mathcal{H}}{\partial\,p}=\dot{x}\\ \end{matrix}\right.
donde -\dfrac{\partial\,\mathcal{H}}{\partial\,x}=-(-mg)=mg y -\dfrac{\partial\,\mathcal{H}}{\partial\,p}=\dfrac{2p}{2m}=\dfrac{p}{m}, luego, como p=m\,\dot{x}, y a partir de la primer ecuación, podemos integrar las ecuaciones del movimiento del m.r.u.a., teniendo en cuenta las condiciones iniciales del mismo: x(t=0)=x_0 y \dot{x(t=0)}=v_0: \left\{\begin{matrix}m\,g=\dot{(m\,\dot{x})}=m\,\ddot{x} \Rightarrow \ddot{x}=g \Rightarrow \dot{x}=g\,t+v_0 \Rightarrow x=x_0+v_0\,t+\dfrac{1}{2}\,g\,t^2 \\ \dfrac{p}{m}=\dot{x} \Rightarrow p=m\,\dot{x}\;\text{, resultado éste, de esta segunda ecuación, que, en este caso, resulta trivial}\end{matrix}\right.
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Referencias:

  [1] H. Goldstein, Mecánica clásica, Reverté, Barcelona, 1990.
  [2] M.R. Spiegel, Mecánica teórica, McGraw-Hill, Mexico, 1976.

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