物理好图：哈密顿原理函数的变分. 自变量为 x 的函数表示为 y = y (x) . 函数的微分 dy = y ′dx 是由自

来源: marketreflections 于 2010-09-27 14:54:25 [档案] [博客] [旧帖] [给我悄悄话] 阅读数 : (10822 bytes)

回答: 物理好图：哈密顿原理阐明，如果一个物理系统在两个时间点的运动是正确运动，而此系统的纯量势只是时间、位置、速度的函数，则作用量是平由 marketreflections 于 2010-09-27 07:22:06

哈密顿原理哈密顿原理哈密顿原理

§7-4 哈密顿原理人们为了追求自然规律的统一, 和谐, 按照科学的审美观点, 总是力图用尽可能少的原理(即公理)去概括尽可能多的规律. 牛顿提出的三个定律, 是力学的基本原理. 由这些基本原理出发, 经过严格的逻辑推理和数学演绎, 可以获得经典力学的整个理论框架. 哈密顿原理是分析力学的基本原理, 它潜藏着经典力学的全部内容并把这门学科的所有命题统一起来. 也就是说, 由它出发, 亦可得到经典力学的整个框架. 哈密顿原理是力学中的积分变分原理. 变分原理提供了一个准则, 使我们能从约束许可条件下的一切可能运动中, 将力学系统的真实运动挑选出来. 变分原理的这一思想, 不仅在力学中, 而且在物理学科的其他领域中, 都具有重要意义. 一,变分法简介 1. 函数的变分. 自变量为 x 的函数表示为 y = y (x) . 函数的微分 dy = y ′dx 是由自变量 x 的变化引起的函数的变化. 函数的变分也是函数的微变量, 但它不是因为自变量 x 的变化, 而是由于函数形式的变化引起的. 这种由于函数形式变化造成的函数的变更称为函数的变分, 记作 δy . 与函数 y 邻近但形式与 y 不同的函数有许多, 这些函数可以表示如下: y * ( x, ε ) = y ( x,0) + εη ( x) 其中 ε 是任意小的参数, η(x ) 是任意给定的可微函数. 因 ε = 0 时 y( x,0) = y(x ) , 所以函数形式的变化决定于上式的第二项. 因此, 函数的变分写成 δy = y * ( x, ε ) y(x,0) = εη ( x ) 在自由度为 1 的力学系统中讨论变分的概念. 设广义坐标为 q , q = q(t ) . 建立以 q, t 为轴的二维时空坐标系(又称事件空间), 曲线 I 是 q = q (t ) 的函数曲线, 代表了系统的真实运动. dt → dq 函数的微分. 在曲线 I 附近, 存在着许多相邻曲线, 这些曲线都满足力学系统的约束条件, 称为可能运动曲线, 它们的方程表示为 q * (t , ε ) = q (t ,0 ) + εη (t ) 在 t 不变的情况下, 函数形式的改变也能引起函数的变化, 这种变化纯粹是由函数形式变化引起的, 它就是函数的变分 δq , δq = q * (t , ε ) q (t ,0 ) = εη (t ) 与 dq 不同, δq 与时间变化无关, 称为等时变分. δr 和 δqα 都是等时变分. 变分的运算法则在形式上与微分运算法则相同. 下面列出几条变分法则. 设 y1 和 y 2 是自变量 x 的两个函数, 则 δ( y1 y 2 ) = y1δy 2 + y 2 δy1 δ( y1 + y 2 ) = δy1 + δy 2 δ y1 y 2 δy1 y1 δ y 2 = 2 y2 y2 * 现给出第 3 式的证明: y y y y + ε 1η1 y y ε η y1ε 2η 2 δ 1 = 1 1 = 1 1 = 2 1 1 y2 y2 y 2 y 2 + ε 2η 2 y 2 y 2 ( y 2 + ε 2η 2 ) y y δy y δy δ 1 = 2 1 2 1 2 y2 y2 等时变分还有两个重要性质: (1)变分与微分的运算可以交换, 即 δ 和 d 的运算可交换; (2)变分和微商在运算上可以交换, 即 δ 和 d / dt 的运算可交换. 首先证明性质(1): 设力学系统的 s = 1, q . 曲线 I 表示系统的真实运动, 曲线 II 表示与曲线 I 邻近的系统的可能运动. P → Q → Q ′ , Q ′ 点的纵坐标为 q + dq + δ(q + dq ) . P → P ′ → Q ′ , Q ′ 点的纵坐标成为 q + δq + d(q + δq ) . 于是 q + dq + δ(q + dq ) = q + δq + d (q + δq ) δ(dq ) = d(δq ) 证明完毕. 下面证明性质(2): 因为 dq (dt )δ(dq ) dqδ(dt ) δ = (dt )2 dt 由于等时变分, δ(dt ) = d(δt ) = 0 . 所以上式可写成 dq δ(dq ) d δ = = (δq ) dt dt dt 证明完毕. 在变分法中, 除等时变分外, 还有全变分. 全变分是由于函数自变量和函数形式的共同变化引起的, 用 q 表示. y = y * ( x + x , ε ) y ( x ,0 ) y = δy + dy x dx 2. 泛函的变分与泛函取极值的条件---欧拉方程. 若变量 J 由一组函数 y i = y i (x ) , i = 1,2, , n 的选取而确定, 则变量 J 称为函数 yi = yi (t ) 的泛函, 记作 J [ y1 (x ), y 2 ( x ), , y n ( x )] . 泛函 J 由 n 个函数的形式确定, 是函数形式的函数. 泛函与函数的概念不同, 函数中的自变量是数; 而对于泛函, 处于自变量地位的是可以变化的函数的形式. 举例说明: Oxy 平面中有 A, B 两个固定点, 连接两固定点间的曲线的长度 L 由下式确定, 显然, L 依赖于函数 y = y(x ) 的选取, 若函数 y( x ) 的形式发生变化, 则曲线的形状随之变化, 曲线的长度也跟着改变. 长度 L 就是函数 y (x ) 的泛函. 研究形式最简单的泛函及其变分, 该泛函只依赖一个函数 J = ∫ F [ y (x ), y ′( x ), x ]dx x1 x0 L=∫ xA xB 1 + (dy / dx ) dx 2 或 J (ε ) = ∫ F [ y (x,0 ) + εη ( x ), y ′( x,0 ) + εη ′(x ), x ]dx x1 x0 其中 y ′( x ) = dy ( x ) dx 被积函数 F [ y(x ), y ′(x ), x] 的形式是已知的, 积分的上下限是固定的. 当函数 y(x ) 在形式上发生变化时, 泛函就会发生变化, 这种由于函数形式的变化引起泛函的变化(线性部分)称为泛函的变分, 记作 δJ . 现将被积函数 F = F [ y ( x,0 ) + εη ( x ), y ′( x,0 ) + εη ′( x ), x] 在 ε = 0 处展开(只保留线性部分) F [ y ( x ,0 ) + εη ( x ), y ′( x ,0 ) + ε η ′( x ), x ] F F ′( x ), x ] + εη ( x ) + = F [ y ( x ), y y ′ εη ′( x ) y ε =0 ε =0 可见函数的变分为 δF = F [ y (x,0 ) + εη (x ), y ′(x,0 ) + εη ′( x ), x ] F [ y ( x ), y ′(x ), x ] F F = y εη (x ) + y ′ εη ′( x ) ε =0 ε =0 F F δy + = y y ′ δy ′ ε =0 ε =0 F 的变分是在 δx = 0 的情况下进行的. 在力学中, x 为时间 t , 这种变分是等时变分. 现将 δJ 写成 δJ = ∫ F [ y (x,0 ) + εη (x ), y′(x,0 ) + εη ′(x ), x ]dx ∫ F [ y (x ), y′( x ), x ]dx x1 x1 x0 x1 x0 = ∫ {F [ y ( x,0 ) + εη ( x ), y ′(x,0 ) + εη ′( x ), x ] F [ y (x ), y ′( x ), x ]}dx x0 = ∫ δFdx x0 x1 上式表明当积分变量与变分无关时, 变分算符和积分算符可以交换. 在数学中, 变分法的基本问题是通过求泛函的极值(极大值, 或极小值, 或稳定值)去寻找函数 y (x) . 泛函中的函数 y (x) 的形式需不断改变, 直到 J 达到极值. 当 J 为极值时, y (x) 就是我们所要寻找的函数. 泛函取极值的必要条件是满足欧拉方程. 推出欧拉方程: 与函数极值条件类似, 处于极值的泛函, 其变分一定为零, 即 δJ = δ ∫ F [ y (x ), y′(x ), x ]dx x1 x0 = ∫ δF [ y ( x ), y′(x ), x ]dx x1 x0 F F ′ dx = 0 δy + δy =∫ x0 y y ′ x1 考虑到 δy ′ = 积分法 d (δy ) , 并对上式中的第二项采用分部 dx x1 F d x F ′dx = ∫ (δy )dx = ∫x 1 d F δy d F δy dx ∫x0 y ′δy x0 y ′ dx 0 dx y ′ dx y ′ x1 积分上下限是固定的, 即要求各函数曲线有相同的端点, δ y x = δ y x = 0 , 所以上式第一项 0 1 d F F δy dx = ∫x0 dx y′ y′ δy = 0 x0 x1 x1 故 ∫ x1 x0 ( F d F )δydx = 0 y dx y ′ δy = εη , 由于 η 是任意函数, 所以 δy 也是任意的. 可见, 要使上式成立, 必须 F d F =0 y dx y ′ 这就是欧拉方程. 可推广到多个函数为变量的泛函中去, 该泛函取极值的欧拉方程为 F d F =0 ′ y β dx y β β = 1,2, , l l 代表函数的个数. 3. 变分问题. 凡是与求泛函极值有关的问题都称做变分问题. 下面列举 3 个曾在变分法的发展中起过重要影响的变分问题. (1) 最速落径问题. 通过求泛函极值, 得知竖直平面内不在同一铅垂线上的两个固定点之间的多条曲线中, 能使质点以最短时间从高位置点到低位置点自由滑下的曲线是旋轮线(又称摆线). (2) 短程线问题. 已知曲面方程, 用求泛函极值的方法, 可得出曲面上两固定点之间长度最短的线. (3) 等周问题. 将泛函求极值, 可得知一平面内, 长度一定的封闭曲线, 所围面积最大的曲线是圆. 例题 6 最速落径问题.(有兴趣者自学) 二,哈密顿原理 1. 位形空间, 真实运动曲线和可能运动曲线. 在分析力学中, 由 s 个广义坐标 q1 , q 2 , , q s 组成的 s 维空间称为位形空间. 系统某一时刻的位形(即由广义坐标确定的系统的位置)与该空间中的一点相对应. 当位形随时间变化时(时间 t 为参数), 位形点就会发生变化而形成一条曲线. 用位形空间研究完整系的运动, 不用顾及约束对系统运动的影响. 因为空间由 s 个广义坐标轴组成, 每一个广义坐标都可以自由变化. 位形空间中的任何一条曲线, 都表示系统在完整约束下的一种可能的运动过程. 设 qα = qα (t ),α = 1,2, , s 代表系统的真实运动, 则由它们决定的曲线称为真实运动曲线. 由于函数 qα = qα (t ) 形式发生变化而在真实曲线邻近出现的曲线称为可能运动曲线. 2. 完整有势系统的哈密顿原理. 哈密顿原理是分析力学中的积分变分原理, 它巧妙地运用泛函求极值的方法, 将真实运动从约束允许的一切可能运动中挑选出来. 哈密顿原理是一条力学公理. 首先, 定义一个称为作用量的泛函: S = ∫ L(qα , qα , t )dt t1 t0 式中的 L 称为拉格朗日函数, 定义为 L = T V T 是力学系统相对惯性系的动能 T = T (qα , qα , t ) ; 势能 V = V (qα , t ) . 拉格朗日函数是 qα , qα 和 t 的函数, L = L(qα , qα , t ) . 假定位形空间中有两个固定点 A 和 B , 与 A 点相对应的时刻是 t 0 , 与 B 点相对应的时刻是 t1 . 两个固定点之间, 存在着由 qα = qα (t ),α = 1,2, , s 决定的真实运动曲线. 两固定点 A, B 间还存在许多与真实运动曲线邻近的可能运动曲线, 它们是由 * qα = qα + δ q α = 1,2, , s =0 δ qα t =t0 = δqα t = t1 α = 1,2, , s 决定的. 作用量是依赖于函数 qα (t ) 的泛函. 在位形空间的两个固定点间有许多可能运动轨道, 其中有一条是真实的. 哈密顿原理就是通过变分法中求泛函(在此指作用量)极值的方法, 将真实运动从这许多的可能运动中挑选出来的. 哈密顿原理的内容是: 受完整约束的有势系, 在位形空间中, 相同时间内通过两位形点间的一切可能运动曲线中, 真实运动曲线使作用量取极值. (极值为极小值, 故此原理又称为哈密顿最小作用量原理) 在哈密顿原理中, 一切可能运动必须具有以下共同的特点: (1) 都是同一系统在相同的约束条件下的可能运动; (2) 都是在时刻 t 0 和时刻 t1 之间相同时间间隔内完成的运动; (3) 在位形空间中有相同的起点和终点, 即 δqα t =t 0 = δ qα t = t1 =0 α = 1,2, , s 哈密顿原理的数学表述: 在位形空间内, 当 δqα t =t0 = δqα t = t1 = 0, α = 1,2, , s 时, 对于受完整约束的有势系, 其真实运动使 δS = δ ∫ L(qα , qα , t ) = 0 t1 t0 综上所述, 当作用量泛函取极值时, 与该作用量所对应的位形空间曲线就是真实运动的曲线, 描绘该曲线的 s 个函数 qα = qα (t ) 就是真实运动的运动学方程. 拉格朗日函数 L = T V 是力学系统的特征函数. 如果确定了系统的拉格朗日函数, 则通过哈密顿原理, 就可导出力学系统的动力学方程. 由欧拉方程可以得到分析力学中有势系的普遍方程---拉格朗日方程, 我们将在下一章讨论这个问题. [拉格朗日函数不是惟一确定的. 设 f 是一个任意广义坐标和时间的函数, 即 f = f (qα , t ) , 设 L′ = L + t1 t1 d f (qα , t ) , 则 δ ∫ L ′dt = δ ∫ Ldt . 证明了在原 t0 t0 dt 有拉格朗日函数上加上一项广义坐标和时间的任意函数对时间的全微商, 是不会改变系统的运动方程的. 这种不变性称做规范变换不变性, 它对于现代理论物理的研究有重要意义.] 例题 7 质量为 m 的质点, 在重力场中以与水平线成 α 角的初速率 v 抛射, 根据哈密顿原理, 求质点的运动微分方程. 解在抛射体运动的平面内, 以铅垂方向为 y 轴, 建立直角坐标系 Oxyz , 以 x, y 作为质点的广义坐标. 拉格朗日函数为 L= 1 m x 2 + y 2 mgy 2 ( ) 作用量为 t1 t1 1 S = ∫ Ldt = ∫ m x 2 + y 2 mgy dt t0 t0 2 ( ) 根据哈密顿原理, 真实运动使 δS = ∫ t1 t1 t0 [(mxδx + myδy mgδy )]dt = 0 t1 t1 d t δx t1 ∫ mδxdt (δx )dt =mx 0 t x ∫t0 t0 0 dt t1 t1 t1 d t y myδydt = ∫ my (δy )dt =my δy t1 ∫ mδydt ∫t 0 t0 t0 0 dt 由于在 t 0 ,t1 时刻, δx = δy = 0 , 因此 mxδxdt = ∫ mx δS = ∫ [ mδx (m + mg )δy ]dt = 0 x y t1 t0 又因 δx 和 δy 是相互独立的, 所以要使上式成立, 必须 m = 0 x m + mg = 0 y 3. 一般完整系的哈密顿原理. 对一般完整系, 主动力常含有非有势力, 上述哈密顿原理不再适用, 但可以将有势系的哈密顿原理的表达式经修改后推广到一般完整系中: 即在位形空间中, 一般完整系的真实运动使 S δT + ∑ Qα δqα dt = 0 ∫t0 α =1 t1 式中 T 是系统的动能, Qα 是与广义坐标 qα 对应的 ri 广义力.[ Qα = ∑ Fi qα ] i =1 n 在下一章里, 我们将会根据一般完整系的哈密顿原理, 推导出一般完整系普遍适用的动力学方程, 即一般形式的拉格朗日方程. 在物理学的研究中, 对于我们重要的是有势系的哈密顿原理. 哈密顿原理具有统一的, 简洁完美的形式, 即具有坐标变换的不变性, 从而使哈密顿原理具有很大的普适性. 哈密顿原理——有限自由度——无限自由度. 哈密顿原理——物理学其他领域. 哈密顿原理还可用于创建新的理论, 根据实验结果和假设构造出拉格朗日函数, 便可用哈密顿原理导出运动方程, 其正确性由实践检验. 哈密顿原理是作为公理提出的, 并未推证. 它们的正确性由原理演绎出的推论在实践中的检验而得到证实. ——完全不依赖牛顿定律, 它的适用条件也完全不受牛顿定律适用条件的限制, 其普适性比牛顿的运动定律大得多.