拉格朗日量







約瑟夫·拉格朗日


在分析力學裏，一个动力系统的拉格朗日量（英语：Lagrangian），又稱為拉格朗日函數，是描述整个物理系统的动力状态的函数，對於一般經典物理系統，通常定義為動能減去勢能[1]，以方程式表示為



L=T−V{displaystyle {mathcal {L}}=T-V}{mathcal {L}}=T-V；

其中，L{displaystyle {mathcal {L}}}{mathcal {L}}為拉格朗日量，T{displaystyle T}T為動能，V{displaystyle V}V為勢能。


在分析力学裡，假設已知一个系统的拉格朗日量，则可以将拉格朗日量直接代入拉格朗日方程式，稍加运算，即可求得此系统的运动方程式。


拉格朗日量是因數學家和天文學家約瑟夫·拉格朗日而命名。




目录






  • 1 概念


    • 1.1 拉格朗日量與作用量的關係


    • 1.2 能量守恆定律




  • 2 拉格朗日表述


    • 2.1 重要性


    • 2.2 优点


    • 2.3 可略坐標和守恆定律




  • 3 经典力学实例


    • 3.1 直角坐标系


    • 3.2 球坐标系




  • 4 檢驗粒子的拉格朗日量


    • 4.1 狹義相對論裏的拉格朗日量


    • 4.2 電動力學裏的相對論性拉格朗日量


    • 4.3 協變的拉格朗日量


    • 4.4 電動力學裏的相對論性拉格朗日量的協變表述




  • 5 参见


  • 6 参考文献





概念


拉格朗日量是动能T{displaystyle T}T与势能V{displaystyle V}V的差值：



L=T−V{displaystyle {mathcal {L}}=T-V}{mathcal {L}}=T-V。

通常，動能的參數為廣義速度q˙1,q˙2,q˙3,…,q˙N{displaystyle {dot {q}}_{1},{dot {q}}_{2},{dot {q}}_{3},dots ,{dot {q}}_{N}}{dot q}_{1},{dot q}_{2},{dot q}_{3},dots ,{dot q}_{N}（符號上方的點號表示對於時間t{displaystyle t}t的全導數），而勢能的參數為廣義座標q1,q2,q3,…,qN;t{displaystyle q_{1},q_{2},q_{3},dots ,q_{N};t}q_{1},q_{2},q_{3},dots ,q_{N};t，所以，拉格朗日量的參數為q1,q2,q3,…,qN;q˙1,q˙2,q˙3,…,q˙N;t{displaystyle q_{1},q_{2},q_{3},dots ,q_{N};{dot {q}}_{1},{dot {q}}_{2},{dot {q}}_{3},dots ,{dot {q}}_{N};t}q_{1},q_{2},q_{3},dots ,q_{N};{dot q}_{1},{dot q}_{2},{dot q}_{3},dots ,{dot q}_{N};t。解析一个问题，最先要选择一个合适的广义坐标。然后，计算出其拉格朗日量。假定這些參數（廣義座標、廣義速度）都互相獨立，就可以用拉格朗日方程式来求得系统的运动方程式。


假設一個物理系統的拉格朗日量為L{displaystyle {mathcal {L}}}{mathcal {L}}，則此物理系統的運動，以拉格朗日方程式表示為



ddt(∂L∂q˙i)−∂L∂qi=0{displaystyle {frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial q_{i}}}=0}{frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial q_{i}}}=0；

其中，t{displaystyle t}t是时间，qi{displaystyle q_{i}}q_i是广义坐标，q˙i{displaystyle {dot {q}}_{i}}{dot {q}}_{i}是广义速度。



拉格朗日量與作用量的關係


一個物理系統的作用量S{displaystyle {mathcal {S}}}{mathcal {S}}是一種泛函，以數學方程式定義為



S =def ∫t1t2L(q,q˙,t)dt{displaystyle {mathcal {S}} {stackrel {mathrm {def} }{=}} int _{t_{1}}^{t_{2}}L(mathbf {q} ,{dot {mathbf {q} }},t),dt}{mathcal {S}} {stackrel {{mathrm {def}}}{=}} int _{{t_{{1}}}}^{{t_{{2}}}}L({mathbf {q}},{dot {{mathbf {q}}}},t),dt；

其中，L(q,q˙,t){displaystyle L(mathbf {q} ,{dot {mathbf {q} }},t)}L({mathbf {q}},{dot {{mathbf {q}}}},t)是系統的拉格朗日量，廣義座標q=(q1,q2,…,qN){displaystyle mathbf {q} =left(q_{1},q_{2},ldots ,q_{N}right)}{mathbf {q}}=left(q_{{1}},q_{{2}},ldots ,q_{{N}}right)是時間t{displaystyle t}t的函數，t1{displaystyle t_{1}}t_{{1}}和t2{displaystyle t_{2}}t_{{2}}分別為初始時間和終結時間。


假若，作用量的一次變分δS=0{displaystyle delta {mathcal {S}}=0}delta {mathcal {S}}=0，作用量S{displaystyle {mathcal {S}}}{mathcal {S}}為平穩值，則q(t){displaystyle mathbf {q} (t)}{mathbf {q}}(t)正確地描述這物理系統的真實演化。從這變分運算，可以推導出拉格朗日方程式


詳盡相關導引，請參閱拉格朗日方程式。



能量守恆定律


思考拉格朗日量對於時間的全導數：



dLdt=∑i∂L∂qiq˙i+∑i∂L∂q˙iq¨i+∂L∂t{displaystyle {frac {d{mathcal {L}}}{dt}}=sum _{i}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial q_{i}}}{dot {q}}_{i}+sum _{i}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}{ddot {q}}_{i}+{frac {partial {mathcal {L}}}{partial t}}}{frac {d{mathcal {L}}}{dt}}=sum _{i}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial q_{i}}}{dot {q}}_{i}+sum _{i}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}{ddot {q}}_{i}+{frac {partial {mathcal {L}}}{partial t}}。

將拉格朗日方程式代入，可以得到



dLdt=∑iddt(∂L∂q˙i)q˙i+∑i∂L∂q˙iq¨i+∂L∂t=∑iddt(∂L∂q˙iq˙i)+∂L∂t{displaystyle {begin{aligned}{frac {d{mathcal {L}}}{dt}}&=sum _{i}{frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}right){dot {q}}_{i}+sum _{i}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}{ddot {q}}_{i}+{frac {partial {mathcal {L}}}{partial t}}\&=sum _{i}{frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}{dot {q}}_{i}right)+{frac {partial {mathcal {L}}}{partial t}}\end{aligned}}}{begin{aligned}{frac {d{mathcal {L}}}{dt}}&=sum _{i}{frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}right){dot {q}}_{i}+sum _{i}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}{ddot {q}}_{i}+{frac {partial {mathcal {L}}}{partial t}}\&=sum _{i}{frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}{dot {q}}_{i}right)+{frac {partial {mathcal {L}}}{partial t}}\end{aligned}}。

定義能量函數h(q1,q2,q3,…;q˙1,q˙2,q˙3,…;t){displaystyle {mathit {h}}(q_{1},q_{2},q_{3},dots ;{dot {q}}_{1},{dot {q}}_{2},{dot {q}}_{3},dots ;t)}{mathit {h}}(q_{1},q_{2},q_{3},dots ;{dot q}_{1},{dot q}_{2},{dot q}_{3},dots ;t)為



h =def ∑i∂L∂q˙iq˙i−L{displaystyle {mathit {h}} {stackrel {def}{=}} sum _{i}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}{dot {q}}_{i}-{mathcal {L}}}{mathit {h}} {stackrel {def}{=}} sum _{i}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{i}}}{dot {q}}_{i}-{mathcal {L}}，

則能量函數與拉格朗日量有以下含時關係式：



dhdt=−∂L∂t{displaystyle {frac {d{mathit {h}}}{dt}}=-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial t}}}{frac {d{mathit {h}}}{dt}}=-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial t}}。

假若拉格朗日量顯性地與時間無關，∂L∂t=0{displaystyle {frac {partial {mathcal {L}}}{partial t}}=0}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial t}}=0，則能量函數是個常數：h=E{displaystyle {mathit {h}}=E}{mathit {h}}=E。稱這常數E{displaystyle E}E為這物理系統的能量。因此，這物理系統的能量守恆[2]。



拉格朗日表述



重要性


拉格朗日表述是经典力学的一种重新表述。拉格朗日表述的重要性，不只是因为它可以广泛应用在经典力学；而更是因为它能够帮助物理学家更深刻地了解一个物理系统的物理行为。雖然拉格朗日只是在尋找一種表述經典力學的方法，他用來推導拉格朗日方程式的平穩作用量原理，現在已被學術界公認為在量子力學也極具功用。



优点


  • 拉格朗日表述不会被任何坐标系统捆绑住。拉格朗日表述使用广义坐标来描述系统的空间参数。它所涉及的物理量是动能与势能，这些物理量的值不会随广义坐标的选择而改变。因此，對於系统的种种約束，可以选择一组最合适的广义坐标，来计算问题的解答。

  • 拉格朗日表述能够简易地延伸至其他学术領域。电路学、量子力学、粒子物理学、等等，都可以用拉格朗日表述来分析。

  • 如果用同样的表述可以分析不同学术領域的物理系统，这些系统必定有結构上的类推。在一个学术領域的新发现，意味著很可能在另一个学术領域会有类似的现象。


可略坐標和守恆定律


拉格朗日量有一個優良的性質，那就是守恆定律可以很容易地從它的表達式讀出來。例如，假設拉格朗日量L{displaystyle {mathcal {L}}}{mathcal {L}}跟某廣義速度q˙2{displaystyle {dot {q}}_{2}}{dot {q}}_{2}有關，而跟廣義坐標q2{displaystyle q_{2}}q_{2}無關，則對應的廣義動量p2{displaystyle p_{2}}p_{2}是一個守恆量。這種坐標稱為「可略坐標」，或「循環坐標」。更詳細地說，拉格朗日量的形式為



L(q1,q3,q4,…;q˙1,q˙2,q˙3,q˙4,…;t){displaystyle {mathcal {L}}(q_{1},q_{3},q_{4},dots ;{dot {q}}_{1},{dot {q}}_{2},{dot {q}}_{3},{dot {q}}_{4},dots ;t)}{mathcal {L}}(q_{1},q_{3},q_{4},dots ;{dot q}_{1},{dot q}_{2},{dot q}_{3},{dot q}_{4},dots ;t)。

直接檢視，就可以發覺L{displaystyle {mathcal {L}}}{mathcal {L}}跟q2{displaystyle q_{2}}q_{2}無關，因此可以推斷p2{displaystyle p_{2}}p_{2}是一個守恆量。


以此類推，假設，時間t{displaystyle t}t不在L{displaystyle {mathcal {L}}}{mathcal {L}}的表達式裏面，則哈密頓量守恆，即能量守恆。這種物理行為是諾特定理的一個特別案例。關於能量守恆問題，稍後會有更詳細解說。



经典力学实例


假设，在三维空间裏，一個運動中的粒子的動能為T=12mr˙2=12m(x1˙2+x2˙2+x3˙2){displaystyle T={frac {1}{2}}m{dot {mathbf {r} }}^{2}={frac {1}{2}}m({dot {x_{1}}}^{2}+{dot {x_{2}}}^{2}+{dot {x_{3}}}^{2})}T={frac {1}{2}}m{dot {{mathbf {r}}}}^{2}={frac {1}{2}}m({dot {x_{1}}}^{2}+{dot {x_{2}}}^{2}+{dot {x_{3}}}^{2})，勢能為V(r){displaystyle V(r)}V(r)，則拉格朗日量是



L(r,r˙)=12mr˙2−V(r){displaystyle {mathcal {L}}(mathbf {r} ,{dot {mathbf {r} }})={frac {1}{2}}m{dot {mathbf {r} }}^{2}-V(r)}{mathcal {L}}({mathbf {r}},{dot {{mathbf {r}}}})={frac {1}{2}}m{dot {{mathbf {r}}}}^{2}-V(r)；

其中，m{displaystyle m}m是粒子質量，r{displaystyle mathbf {r} }mathbf {r} 是位置向量，v{displaystyle v}v是粒子的速度。



直角坐标系


採用直角坐标系。那麼，拉格朗日方程式就是



ddt(∂L∂x˙i)−∂L∂xi=0 ,i=1, 2, 3{displaystyle {frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {x}}_{i}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial x_{i}}}=0 ,qquad qquad qquad qquad i=1, 2, 3}{frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {x}}_{i}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial x_{i}}}=0 ,qquad qquad qquad qquad i=1, 2, 3；

其中，xi{displaystyle x_{i}}x_{i}是位置向量r{displaystyle mathbf {r} }mathbf {r} 的第i{displaystyle i}i個直角坐标分量。


那麼，




ddt(∂L∂x˙i)=mx¨i{displaystyle {frac {d}{dt}}left({frac {partial L}{partial {dot {x}}_{i}}}right)=m{ddot {x}}_{i}}{frac {d}{dt}}left({frac {partial L}{partial {dot {x}}_{i}}}right)=m{ddot {x}}_{i}、


∂L∂xi=− ∂V∂xi{displaystyle {frac {partial {mathcal {L}}}{partial x_{i}}}=- {frac {partial V}{partial x_{i}}}}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial x_{i}}}=- {frac {partial V}{partial x_{i}}}。


这物理系统的运动方程式为



mr¨+∇V=0{displaystyle m{ddot {mathbf {r} }}+{boldsymbol {nabla }}V=0}m{ddot {{mathbf {r}}}}+{boldsymbol {nabla }}V=0。

由於势能對於位置的負梯度是作用力：F=−∇V(r){displaystyle mathbf {F} =-{boldsymbol {nabla }}V(r)}{mathbf {F}}=-{boldsymbol {nabla }}V(r)，所以，



F=mr¨{displaystyle mathbf {F} =m{ddot {mathbf {r} }}}{mathbf {F}}=m{ddot {{mathbf {r}}}}。

这方程式与牛顿第二定律方程式完全相同。由此可以观察出，拉格朗日表述与牛顿表述的功能相等。


能量函數h{displaystyle {mathit {h}}}{mathit {h}}為



h=∑i∂L∂x˙ix˙i−L=m∑ix˙i2−L=12m∑ix˙i2+V(r)=T+V=E{displaystyle {mathit {h}}=sum _{i}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {x}}_{i}}}{dot {x}}_{i}-{mathcal {L}}=msum _{i}{dot {x}}_{i}^{2}-{mathcal {L}}={frac {1}{2}}msum _{i}{dot {x}}_{i}^{2}+V(mathbf {r} )=T+V=E}{mathit {h}}=sum _{i}{frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {x}}_{i}}}{dot {x}}_{i}-{mathcal {L}}=msum _{i}{dot {x}}_{i}^{2}-{mathcal {L}}={frac {1}{2}}msum _{i}{dot {x}}_{i}^{2}+V({mathbf {r}})=T+V=E，

由於拉格朗日量顯性地與時間無關，能量函數h{displaystyle {mathit {h}}}{mathit {h}}是個常數E{displaystyle E}E。



球坐标系


假設選擇球坐标系，則拉格朗日量是



L(r, θ, φ, r˙, θ˙, φ˙)=m2(r˙2+r2θ˙2+r2sin2⁡θφ˙2)−V(r){displaystyle {mathcal {L}}(r, theta , varphi , {dot {r}}, {dot {theta }}, {dot {varphi }})={frac {m}{2}}({dot {r}}^{2}+r^{2}{dot {theta }}^{2}+r^{2}sin ^{2}theta {dot {varphi }}^{2})-V(r)}{mathcal {L}}(r, theta , varphi , {dot {r}}, {dot {theta }}, {dot {varphi }})={frac {m}{2}}({dot {r}}^{2}+r^{2}{dot {theta }}^{2}+r^{2}sin ^{2}theta {dot {varphi }}^{2})-V(r)；

其中，r{displaystyle r}r是径向距离，θ{displaystyle theta }theta 是天顶角，φ{displaystyle varphi }varphi 是方位角。


稍加运算，得到运动方程式为：




ddt(∂L∂r˙)−∂L∂r=mr¨−mr(θ˙2+sin2⁡θφ˙2)+dVdr=0{displaystyle {frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {r}}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial r}}=m{ddot {r}}-mr({dot {theta }}^{2}+sin ^{2}theta {dot {varphi }}^{2})+{frac {dV}{dr}}=0}{frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {r}}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial r}}=m{ddot {r}}-mr({dot {theta }}^{2}+sin ^{2}theta {dot {varphi }}^{2})+{frac {dV}{dr}}=0、


ddt(∂L∂θ˙)−∂L∂θ=ddt(mr2θ˙)−mr2sin⁡θcos⁡θφ˙2=0{displaystyle {frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {theta }}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial theta }}={frac {d}{dt}}(mr^{2}{dot {theta }})-mr^{2}sin theta cos theta {dot {varphi }}^{2}=0}{frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {theta }}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial theta }}={frac {d}{dt}}(mr^{2}{dot {theta }})-mr^{2}sin theta cos theta {dot {varphi }}^{2}=0、


ddt(∂L∂φ˙)−∂L∂φ=ddt(mr2sin2⁡θφ˙)=0{displaystyle {frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {varphi }}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial varphi }}={frac {d}{dt}}(mr^{2}sin ^{2}theta {dot {varphi }})=0}{frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {varphi }}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial varphi }}={frac {d}{dt}}(mr^{2}sin ^{2}theta {dot {varphi }})=0。


特別注意，L{displaystyle {mathcal {L}}}{mathcal {L}}跟φ{displaystyle varphi }varphi 無關。所以，φ{displaystyle varphi }varphi 是可略坐标，角動量的z-分量Lz=mr2sin2⁡θφ˙{displaystyle L_{z}=mr^{2}sin ^{2}theta {dot {varphi }}}L_{z}=mr^{2}sin ^{2}theta {dot {varphi }}是常数。



檢驗粒子的拉格朗日量


假定檢驗粒子的質量和電荷超小，其對於外在系統的影響可以忽略。檢驗粒子時常可以想像為簡單的質點粒子，只擁有質量和電荷性質。像電子或上夸克一類的真實粒子具有更複雜的性質，它們的拉格朗日量含有更多項目。



狹義相對論裏的拉格朗日量


在狹義相對論的四維空間裏，一個移動中的粒子的相對論性拉格朗日量可以寫為[2]



L=−mc21−v2c2−V{displaystyle {mathcal {L}}=-mc^{2}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}-V}{mathcal {L}}=-mc^{2}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}-V；

其中，m{displaystyle m}m是粒子的靜質量，c{displaystyle c}c是光速，v{displaystyle v}v是粒子的速度。


其拉格朗日方程式為



ddt(∂L∂x˙i)−∂L∂xi=ddt(γmx˙i)+∂V∂xi=0{displaystyle {frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {x}}_{i}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial x_{i}}}={frac {d}{dt}}(gamma m{dot {x}}_{i})+{frac {partial V}{partial x_{i}}}=0}frac{d}{dt}left(frac{partial mathcal{L}}{partial dot{x}_i}right) - frac{partial mathcal{L}}{partial x_i}<br /> =frac{d}{dt}(gamma mdot{x}_i)+frac{partial V}{partial x_i}=0；

其中，γ=1/1−v2/c2{displaystyle gamma =1/{sqrt {1-v^{2}/c^{2}}}}gamma =1/{sqrt {1-v^{2}/c^{2}}}是勞侖茲因子。


注意到動量pi=γmx˙i{displaystyle p_{i}=gamma m{dot {x}}_{i}}p_{i}=gamma m{dot {x}}_{i}、作用力Fi=− ∂V∂xi{displaystyle F_{i}=- {frac {partial V}{partial x_{i}}}}F_{i}=- {frac {partial V}{partial x_{i}}}。將這些公式代入拉格朗日方程式，就可複製牛頓第二定律的方程式：



F=dpdt{displaystyle mathbf {F} ={frac {dmathbf {p} }{dt}}}{mathbf {F}}={frac {d{mathbf {p}}}{dt}}。

因此，這拉格朗日量被認定為正確無誤。


這粒子的廣義動量pi{displaystyle p_{i}}p_{i}定義為



pi =def ∂L∂x˙i=γmx˙i{displaystyle p_{i} {stackrel {def}{=}} {frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {x}}_{i}}}=gamma m{dot {x}}_{i}}p_{i} {stackrel {def}{=}} {frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {x}}_{i}}}=gamma m{dot {x}}_{i}。

  • 假設這物理系統的勢能為零，這粒子是自由粒子，則此系統的能量函數h{displaystyle h}h為


h=∑i=13γmx˙i2−L=γmv2+mc21−v2c2=γmc2{displaystyle h=sum _{i=1}^{3}gamma m{dot {x}}_{i}^{2}-{mathcal {L}}=gamma mv^{2}+mc^{2}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}=gamma mc^{2}}h=sum _{{i=1}}^{3}gamma m{dot {x}}_{i}^{2}-{mathcal {L}}=gamma mv^{2}+mc^{2}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}=gamma mc^{2}。

這是質能方程式：粒子的總能量等於其質量乘以光速平方！

  • 假設粒子速度超小於光速，則拉格朗日量的動能部分可以近似為


−mc21−v2c2≈−mc2(1−v22c2)=−mc2+12mv2=−mc2+T{displaystyle -mc^{2}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}approx -mc^{2}left(1-{frac {v^{2}}{2c^{2}}}right)=-mc^{2}+{frac {1}{2}}mv^{2}=-mc^{2}+T}-mc^{2}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}approx -mc^{2}left(1-{frac {v^{2}}{2c^{2}}}right)=-mc^{2}+{frac {1}{2}}mv^{2}=-mc^{2}+T。

靜質量的能量mc2{displaystyle mc^{2}}mc^{2}是個常數，可以忽略（其變分等於零）。相對論性拉格朗日量又變回經典拉格朗日量：

L=T−V{displaystyle {mathcal {L}}=T-V}{mathcal {L}}=T-V。



電動力學裏的相對論性拉格朗日量


一個移動於電磁場的帶電粒子的相對論性拉格朗日量可以寫為



L=−mc21−v2c2−qϕ(r)+qv⋅A(r,t){displaystyle {mathcal {L}}=-mc^{2}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}-qphi (mathbf {r} )+qmathbf {v} cdot mathbf {A} (mathbf {r} ,t)}{mathcal {L}}=-mc^{2}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}-qphi ({mathbf {r}})+q{mathbf {v}}cdot {mathbf {A}}({mathbf {r}},t)；

其中，q{displaystyle q}q是帶電粒子的電荷量，ϕ{displaystyle phi }phi 是電勢，A{displaystyle mathbf {A} }mathbf{A}是磁向量勢。


其拉格朗日方程式為



ddt(∂L∂x˙i)−∂L∂xi=ddt(γmx˙i)+qdAidt−q∂ϕ∂xi−q∑j=13vj∂Aj∂xi=0{displaystyle {frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {x}}_{i}}}right)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial x_{i}}}={frac {d}{dt}}(gamma m{dot {x}}_{i})+q{frac {dA_{i}}{dt}}-q{frac {partial phi }{partial x_{i}}}-qsum _{j=1}^{3}v_{j}{frac {partial A_{j}}{partial x_{i}}}=0}frac{d}{dt}left(frac{partial mathcal{L}}{partial dot{x}_i}right) - frac{partial mathcal{L}}{partial x_i}<br /> =frac{d}{dt}(gamma mdot{x}_i)+qfrac{d A_i}{d t} - qfrac{partial phi}{partial x_i} - qsum_{j=1}^3 v_j frac{partial A_j}{partial x_i}=0。

所以，



ddt(γmx˙i)=−qdAidt+q∂ϕ∂xi+q∑j=13vj∂Aj∂xi{displaystyle {frac {d}{dt}}(gamma m{dot {x}}_{i})=-q{frac {dA_{i}}{dt}}+q{frac {partial phi }{partial x_{i}}}+qsum _{j=1}^{3}v_{j}{frac {partial A_{j}}{partial x_{i}}}}{frac {d}{dt}}(gamma m{dot {x}}_{i})=-q{frac {dA_{i}}{dt}}+q{frac {partial phi }{partial x_{i}}}+qsum _{{j=1}}^{3}v_{j}{frac {partial A_{j}}{partial x_{i}}}。

注意到作用力F=ddt(γmx˙i){displaystyle mathbf {F} ={frac {d}{dt}}(gamma m{dot {x}}_{i})}{mathbf {F}}={frac {d}{dt}}(gamma m{dot {x}}_{i})，電場E=−∇ϕ{displaystyle mathbf {E} =-nabla phi }{mathbf {E}}=-nabla phi ，磁場B=∇×A{displaystyle mathbf {B} =nabla times mathbf {A} }{mathbf {B}}=nabla times {mathbf {A}}。將這些公式代入上述方程式，經過一番運算，就可以得到勞侖茲力方程式：



F=q(E+v×B){displaystyle mathbf {F} =q(mathbf {E} +mathbf {v} times mathbf {B} )}mathbf{F}=q(mathbf{E}+mathbf{v}timesmathbf{B})。

這拉格朗日量可以複製出勞侖茲力方程式。因此，這拉格朗日量被認定為正確無誤。



協變的拉格朗日量


前面這些拉格朗日量都不具有協變形式，當變換坐標系時，拉格朗日量的形式可能會有所改變。為了確保這形式不會改變，必須將拉格朗日量寫為協變形式。


對於自由粒子，作用量A{displaystyle {mathcal {A}}}{mathcal {A}}為



A=∫t1t2Ldt=∫t1t2−mc21−v2c2 dt{displaystyle {mathcal {A}}=int _{t_{1}}^{t_{2}}{mathcal {L}}dt=int _{t_{1}}^{t_{2}}-mc^{2}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}} dt}{mathcal {A}}=int _{{t_{1}}}^{{t_{2}}}{mathcal {L}}dt=int _{{t_{1}}}^{{t_{2}}}-mc^{2}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}} dt；

其中，t1{displaystyle t_{1}}t_{1}和t2{displaystyle t_{2}}t_{2}分別是初始時間和終結時間。


為了要使得拉格朗日量具有協變形式，必須引用張量來表達。採用愛因斯坦求和約定，注意到四維速度與自己的內積：



UαUα=γ2(c2−v2)=γ2c2(1−v2c2){displaystyle U^{alpha }U_{alpha }=gamma ^{2}(c^{2}-v^{2})=gamma ^{2}c^{2}left(1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}right)}U^{{alpha }}U_{{alpha }}=gamma ^{2}(c^{2}-v^{2})=gamma ^{2}c^{2}left(1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}right)；

其中，Uα=X′μ=dXαdτ=γ(c,v1,v2,v3){displaystyle U^{alpha }=X^{prime mu }={frac {dX^{alpha }}{dtau }}=gamma (c,v_{1},v_{2},v_{3})}U^{{alpha }}=X^{{prime mu }}={frac {dX^{{alpha }}}{dtau }}=gamma (c,v_{1},v_{2},v_{3})是四維速度，是四維坐標Xα=(ct,x1,x2,x3){displaystyle X^{alpha }=(ct,x_{1},x_{2},x_{3})}X^{{alpha }}=(ct,x_{1},x_{2},x_{3})對於固有時τ{displaystyle tau }tau 的導數（撇號表示對於固有時τ{displaystyle tau }tau 的導數）。


將積分元素從微小時間元素dt{displaystyle dt}dt改變為微小固有時元素dτ{displaystyle dtau }dtau，由於dt=γdτ{displaystyle dt=gamma dtau }dt=gamma dtau ，協變的作用量可以寫為



A=∫τ1τ2−mcγUαUα γdτ=∫τ1τ2−mcUαUα dτ{displaystyle {mathcal {A}}=int _{tau _{1}}^{tau _{2}}-{frac {mc}{gamma }}{sqrt {U^{alpha }U_{alpha }}} gamma dtau =int _{tau _{1}}^{tau _{2}}-mc{sqrt {U^{alpha }U_{alpha }}} dtau }{mathcal {A}}=int _{{tau _{1}}}^{{tau _{2}}}-{frac {mc}{gamma }}{sqrt {U^{{alpha }}U_{{alpha }}}} gamma dtau =int _{{tau _{1}}}^{{tau _{2}}}-mc{sqrt {U^{{alpha }}U_{{alpha }}}} dtau 。

協變的拉格朗日量L¯{displaystyle {bar {mathcal {L}}}}{bar {{mathcal {L}}}}變為[2]



L¯=γL=−mcUαUα=−mcgαβUαUβ{displaystyle {bar {mathcal {L}}}=gamma {mathcal {L}}=-mc{sqrt {U^{alpha }U_{alpha }}}=-mc{sqrt {g_{alpha beta }U^{alpha }U^{beta }}}}{bar {{mathcal {L}}}}=gamma {mathcal {L}}=-mc{sqrt {U^{{alpha }}U_{{alpha }}}}=-mc{sqrt {g_{{alpha beta }}U^{{alpha }}U^{{beta }}}}；

其中，gαβ{displaystyle g_{alpha beta }}g_{{alpha beta }}是閔可夫斯基度規。


其拉格朗日方程式為



ddτ(∂L¯∂X′μ)−∂L¯∂Xμ=− ddτ(mcXμ′gαβUαUβ)=0{displaystyle {frac {d}{dtau }}left({frac {partial {bar {mathcal {L}}}}{partial {X}^{prime mu }}}right)-{frac {partial {bar {mathcal {L}}}}{partial X^{mu }}}=- {frac {d}{dtau }}left({frac {mc{X}_{mu }^{prime }}{sqrt {g_{alpha beta }U^{alpha }U^{beta }}}}right)=0}{frac {d}{dtau }}left({frac {partial {bar {{mathcal {L}}}}}{partial {X}^{{prime mu }}}}right)-{frac {partial {bar {{mathcal {L}}}}}{partial X^{{mu }}}}=- {frac {d}{dtau }}left({frac {mc{X}_{{mu }}^{{prime }}}{{sqrt {g_{{alpha beta }}U^{{alpha }}U^{{beta }}}}}}right)=0。

注意到約束UαUα=γ2(c2−v2)=c2{displaystyle U^{alpha }U_{alpha }=gamma ^{2}(c^{2}-v^{2})=c^{2}}U^{{alpha }}U_{{alpha }}=gamma ^{2}(c^{2}-v^{2})=c^{2}，這粒子只能運動於四維速度空間內的特定的三維曲面。將這約束代入上述方程式，可以正確地複製自由粒子的運動方程式。



ddτ(mXμ′)=mXμ′′=0{displaystyle {frac {d}{dtau }}(m{X}_{mu }^{prime })=m{X}_{mu }^{prime prime }=0}{frac {d}{dtau }}(m{X}_{{mu }}^{{prime }})=m{X}_{{mu }}^{{prime prime }}=0。


電動力學裏的相對論性拉格朗日量的協變表述


現在假設這粒子是移動於電磁場的帶電粒子。電磁場的協變位勢可以寫為



qϕ(r)−qv⋅A(r,t)=qUαAα(Xβ)/γ{displaystyle qphi (mathbf {r} )-qmathbf {v} cdot mathbf {A} (mathbf {r} ,t)=qU^{alpha }mathbb {A} _{alpha }(X^{beta })/gamma }qphi ({mathbf {r}})-q{mathbf {v}}cdot {mathbf {A}}({mathbf {r}},t)=qU^{{alpha }}{mathbb {A}}_{{alpha }}(X^{{beta }})/gamma ；

其中，Aα=(ϕ/c,−A1,−A2,−A3){displaystyle mathbb {A} _{alpha }=(phi /c,-A_{1},-A_{2},-A_{3})}{mathbb {A}}_{{alpha }}=(phi /c,-A_{1},-A_{2},-A_{3})是電磁四維勢。


協變的拉格朗日量L¯{displaystyle {bar {mathcal {L}}}}{bar {{mathcal {L}}}}是[2]



L¯=γL=−mcgαβUαUβ−qUαAα(Xβ){displaystyle {bar {mathcal {L}}}=gamma {mathcal {L}}=-mc{sqrt {g_{alpha beta }U^{alpha }U^{beta }}}-qU^{alpha }mathbb {A} _{alpha }(X^{beta })}{bar {{mathcal {L}}}}=gamma {mathcal {L}}=-mc{sqrt {g_{{alpha beta }}U^{{alpha }}U^{{beta }}}}-qU^{{alpha }}{mathbb {A}}_{{alpha }}(X^{{beta }})。

其拉格朗日方程式為



ddτ(∂L¯∂X′μ)−∂L¯∂Xμ=−ddτ(mXμ′+qAμ)+qUα∂Aα∂Xμ=0{displaystyle {frac {d}{dtau }}left({frac {partial {bar {mathcal {L}}}}{partial {X}^{prime mu }}}right)-{frac {partial {bar {mathcal {L}}}}{partial X^{mu }}}=-{frac {d}{dtau }}(m{X}_{mu }^{prime }+qmathbb {A} _{mu })+qU^{alpha }{frac {partial mathbb {A} _{alpha }}{partial X^{mu }}}=0}{frac {d}{dtau }}left({frac {partial {bar {{mathcal {L}}}}}{partial {X}^{{prime mu }}}}right)-{frac {partial {bar {{mathcal {L}}}}}{partial X^{{mu }}}}=-{frac {d}{dtau }}(m{X}_{{mu }}^{{prime }}+q{mathbb {A}}_{{mu }})+qU^{{alpha }}{frac {partial {mathbb {A}}_{{alpha }}}{partial X^{{mu }}}}=0。

經過一番運算，可以得到



mXμ′′=−qddτ(Aμ)+qUα∂Aα∂Xμ=−qdXαdτ∂(Aμ)∂Xα+qUα∂Aα∂Xμ=qUα(∂Aα∂Xμ−∂(Aμ)∂Xα)=qUαFμα{displaystyle {begin{aligned}m{X}_{mu }^{prime prime }&=-q{frac {d}{dtau }}(mathbb {A} _{mu })+qU^{alpha }{frac {partial mathbb {A} _{alpha }}{partial X^{mu }}}\&=-q{frac {dX^{alpha }}{dtau }}{frac {partial (mathbb {A} _{mu })}{partial X^{alpha }}}+qU^{alpha }{frac {partial mathbb {A} _{alpha }}{partial X^{mu }}}\&=qU^{alpha }left({frac {partial mathbb {A} _{alpha }}{partial X^{mu }}}-{frac {partial (mathbb {A} _{mu })}{partial X^{alpha }}}right)\&=qU^{alpha }F_{mu alpha }\end{aligned}}}{begin{aligned}m{X}_{{mu }}^{{prime prime }}&=-q{frac {d}{dtau }}({mathbb {A}}_{{mu }})+qU^{{alpha }}{frac {partial {mathbb {A}}_{{alpha }}}{partial X^{{mu }}}}\&=-q{frac {dX^{{alpha }}}{dtau }}{frac {partial ({mathbb {A}}_{{mu }})}{partial X^{{alpha }}}}+qU^{{alpha }}{frac {partial {mathbb {A}}_{{alpha }}}{partial X^{{mu }}}}\&=qU^{{alpha }}left({frac {partial {mathbb {A}}_{{alpha }}}{partial X^{{mu }}}}-{frac {partial ({mathbb {A}}_{{mu }})}{partial X^{{alpha }}}}right)\&=qU^{{alpha }}F_{{mu alpha }}\end{aligned}}；

其中，Fμα{displaystyle F_{mu alpha }}F_{{mu alpha }}是電磁張量。


這正是勞侖茲力方程式的協變形式。總結，協變的拉格朗日方程式可以複製出協變的勞侖茲力方程式



参见



  • 哈密顿量

  • 哈密顿原理

  • 拉格朗日力学

  • 哈密顿力学



参考文献





  1. ^ Torby, Bruce. Advanced Dynamics for Engineers. HRW Series in Mechanical Engineering. United States of America: CBS College Publishing. 1984. ISBN 0-03-063366-4 （英语）. 


  2. ^ 2.02.12.22.3 Goldstein, Herbert, Classical Mechanics 3rd, United States of America: Addison Wesley: pp. 61, 312–324, 1980, ISBN 0201657023 （英语）  引文格式1维护：冗余文本 (link)





































  • 查

  • 论

  • 编


经典力学

表述形式


  • 矢量力学


  • 分析力学（拉格朗日力学


  • 哈密頓力學）
基础概念


  • 空间

  • 时间

  • 速度

  • 加速度

  • 质量

  • 引力

  • 力矩

  • 參考系

  • 力

  • 力偶

  • 冲量

  • 动量

  • 刚体

  • 角动量

  • 慣性

  • 轉動慣量

  • 能量

  • 动能

  • 位能

  • 虛功

  • 作用量

  • 拉格朗日量

  • 哈密頓量

  • 功
重要理论


  • 牛顿运动定律

  • 胡克定律

  • 牛顿万有引力定律

  • 簡諧運動

  • 達朗貝爾原理

  • 歐拉方程式

  • 哈密頓原理

  • 拉格朗日方程式

  • 最小作用量原理
应用


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  • 牛頓

  • 歐拉

  • 達朗貝爾

  • 哈密頓

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  • 拉格朗日

  • 拉普拉斯

  • 伽利略

  • 雅可比

  • 諾特
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  • 連續介質力學

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