Mécanique hamiltonienne
La mécanique hamiltonienne est une reformulation de la mécanique newtonienne. Son formalisme a facilité l'élaboration théorique de la mécanique quantique.

Elle a été formulée par William Rowan Hamilton en 1833 à partir des équations de Lagrange, qui reformulaient déjà la mécanique classique en 1788.

Équations canoniques de Hamilton

Rappels de mécanique lagrangienne 

En mécanique lagrangienne, les équations du mouvement d'un système à N degrés de liberté dépendent des coordonnées généralisées  et des vitesses correspondantes , où .

Le lagrangien peut donc s'écrire formellement comme une fonction : , les variables indexées représentant les  variables de ce type.

Moment conjugué 

En mécanique hamiltonienne, chaque vitesse généralisée est remplacée par la quantité de mouvement associée, aussi appelée moment conjugué ou encore impulsion généralisée :

En coordonnées cartésiennes, les quantités de mouvement sont équivalentes aux moments linéaires, alors qu'en coordonnées polaires elles correspondent aux moments angulaires. Lorsque les coordonnées généralisées sont choisies arbitrairement, il n'est plus possible de donner une interprétation intuitive aux moments conjugués.

Hamiltonien 

L'hamiltonien  est la transformée de Legendre du lagrangien :

Dans le membre de droite de cette formule, les vitesses sont supposées être exprimées en fonction des moments conjugués.

Si les équations qui définissent les coordonnées généralisées sont indépendantes du temps , on peut montrer que  est égal à l'énergie totale , elle-même étant égale à la somme de l'énergie cinétique  et de l'énergie potentielle  ().

Équations canoniques de Hamilton 

Sous forme différentielle, les deux membres de la définition de  deviennent :

En utilisant la définition des moments conjugués donnée précédemment et les équations d'Euler Lagrange traduisant le principe de l'action minimale du lagrangien, on obtient les équations du mouvement de Hamilton, dites équations canoniques de Hamilton :

Note: l'égalité  se démontre comme suit:

Où on a utilisé pour la dernière égalité la définition des moments conjugués et les équations d'Euler Lagrange.

Les équations de Hamilton sont des équations différentielles du premier ordre et donc plus faciles à résoudre que les équations de Lagrange qui sont du second ordre.
Néanmoins, les étapes qui conduisent à ces équations sont plus complexes que celles de la mécanique lagrangienne :
à partir des coordonnées généralisées et du lagrangien, il faut calculer l'hamiltonien, exprimer les vitesses généralisées en fonction des moments conjugués et remplacer celles-ci dans la définition de l'hamiltonien.

La méthode de Lagrange est moins lourde en termes de manipulations mathématiques. L'avantage principal de l'approche hamiltonienne est de fournir, grâce à la simplicité de son formalisme, un fondement théorique en mécanique. Par exemple, la mécanique quantique utilise un formalisme basé sur celui de la mécanique hamiltonienne.

On pourra aussi noter une certaine similitude entre les équations canoniques de Hamilton et les équations de Maxwell.

Exemple élémentaire : la particule non relativiste sur un axe 

Soit une particule non relativiste de masse  se déplaçant sur un axe. On repère la position de cette particule par une coordonnée . Supposons de plus que la particule est soumise à une force qui dérive de l'énergie potentielle . Le lagrangien s'écrit alors :
 

Le moment conjugué vaut alors :

il s'identifie à la quantité de mouvement habituelle. Cette formule peut être inversée :

On obtient alors le hamiltonien par transformée de Legendre :

Les équations canoniques conduisent alors à :

et à l'équation de la dynamique de Newton :

Hamiltonien appliqué à la théorie des champs

Espace des phases

Dynamique dans l'espace euclidien 

Considérons un système à  degrés de liberté décrits à l'instant  par :

 les  coordonnées généralisées , . On peut voir ces coordonnées comme les composantes d'un vecteur de .

 les  moments conjugués , . On peut également voir ces coordonnées comme les composantes d'un autre vecteur de .

À chaque instant, les  coordonnées  définissent un point  dans l'espace des phases  à  dimensions.

Dynamique sur une variété différentielle 

Considérons un système à  degrés de liberté dont les  coordonnées généralisées  précisent la position d'un point  sur une variété différentielle  à  dimensions. Le moment conjugué  est alors un élément de l'espace cotangent  dans la direction .

À chaque instant, les  coordonnées  définissent dans ce cas un point  dans l'espace des phases  qui s'identifie à l'espace fibré cotangent à 2N dimensions. Cet espace des phases est naturellement muni de la forme symplectique  définie par :

Flot hamiltonien 

L'évolution dynamique du système selon les équations canoniques de Hamilton à partir d'une condition initiale  engendre le flot hamiltonien , c’est-à-dire le groupe continu à un paramètre tel que :

La succession des positions  dans l'espace des phases se traduit par une courbe continue, appelée orbite.

Théorème de Liouville 

Le flot hamiltonien préserve la mesure de Liouville sur l'espace des phases. Lorsque celui-ci est euclidien, cette mesure invariante sous le flot est simplement la mesure de Lebesgue sur  :

La démonstration de ce théorème repose sur le fait que la divergence de la « vitesse » dans l'espace des phases est nulle :

où on a utilisé les équations canoniques pour conclure. Autrement dit, le « fluide hamiltonien » dans l'espace des phases est incompressible.

Hypersurface d'énergie constante 

Un système hamiltonien invariant par translation dans le temps satisfait toujours à la conservation de l'énergie :

de telle sorte que sa dynamique est en fait toujours restreinte à une hypersurface  à  dimensions. Dans ce cas, la mesure de Liouville invariante sous le flot dans l'espace des phases induit une mesure invariante sous le flot sur l'hypersurface d'énergie constante, définie par :

où  est la mesure sur l'hypersurface  induite par la métrique sur l'espace des phases.

Système intégrable 

Il peut exister d'autres constantes du mouvement indépendantes de l'énergie en plus de celle-ci. Lorsqu'un système invariant par translation défini sur dans le temps possède  constantes du mouvement indépendantes, on dit qu'il est intégrable. Sa dynamique est alors particulièrement simple.

Articles connexes 

 Mécanique classique
 Crochet de Poisson
 Transformation canonique
 Équations de Hamilton-Jacobi
 Hamiltonien en théorie des champs
 Géométrie symplectique
 Théorème de Noether (physique)
 Système intégrable
 Théorie des perturbations
 Mécanique céleste
 Problème à N corps
 Hypothèse ergodique
 Théorème KAM
 Théorème d'Arnold-Liouville-Mineur
 Théorie du chaos
 Physique statistique

Bibliographie 
 

  Thomas Kibble et F. H. Berkshire, Classical Mechanics, Prentice Hall (, 1997) . 

  Herbert Goldstein, Charles P. Poole et John L. Safko, , Addison-Wesley (, 2001).

  Vladimir Arnold, Mathematical methods of classical mechanics, Springer Verlag (, 1989).

  Ralph Abraham et Jerrold Marsden, Foundations of mechanics, the Benjamin/Cummings Publishing Company (, 1978).

  , Classical mathematical physics - Dynamical systems & Field theory, Springer-Verlag (, 1997).

 
Mecanique hamiltonienne
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