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============================================================ オイラー・ラグランジュ方程式の座標非依存性 ============================================================ オイラー・ラグランジュ方程式 <tex> \left(\dfrac{\partial L}{\partial q_i} \right)- \dfrac{d}{dt} \left(\dfrac{\partial L}{\partial \dot{q}_i} \right) = 0 \tag{##} </tex> は、デカルト座標系で表された場合でも、 極座標で表された時でも、等しく成り立つのでした。 どんな座標系 $q_i$ から座標系 $\eta_j$ への同次変換 <tex> q_i = f_i(\eta_j) \ \ \ (i,j = 1,2, \cdots n) \tag{##} </tex> で考えても、オイラー・ラグランジュ方程式が成立することを証明します。 簡単の為、ラグランジアンは時間に依存しないものとします。 ある程度分かっている人向けだと思います。 ちょっと復習 ======================== そもそもオイラー・ラグランジュ方程式は、どうやって導出されたのでしょうか。 軽く振り返ってみましょう。 自然界では作用 $S$ (=ラグランジアン $L$ の時間積分)と呼ばれる量が停留値を取るように運動がおこります。 これをハミルトンの原理とか、最小作用の原理といいます。 数式で表すと、 $A$ 点 $B$ 点の間では <tex> S = \sum_{i=1}^n \int_A^B L(q_i , \dot{q}_i) dt \tag{##} </tex> として、その変分を $\delta S$ とし、境界項を省略すると、 <tex> \delta S &= \sum_{i=1}^n \delta \int_A^B L(q_i , \dot{q}_i) dt \\ &= \sum_{i=1}^n \int_A^B \left\{ L(q_i + \delta q_i, \dot{q}_i+\delta \dot{q}_i) - L(q_i , \dot{q}_i) \right\} dt \\ &= \sum_{i=1}^n \int_A^B \left\{ L(q_i + \delta q_i, \dot{q}_i+\delta \dot{q}_i) - L(q_i, \dot{q}_i+\delta \dot{q}_i) \right. \\ &+ \left. L(q_i , \dot{q}_i+\delta \dot{q}_i) - L(q_i , \dot{q}_i) \right\} dt \\ &= \sum_{i=1}^n \int_A^B \left( \dfrac{\partial L(q_i, \dot{q}_i)}{\partial q_i} \delta q_i + \dfrac{\partial L(q_i, \dot{q}_i)}{\partial \dot{q}_i}) \delta \dot{q}_i \right) dt \\ &= \sum_{i=1}^n \int_A^B \left( \dfrac{\partial L (q_i, \dot{q}_i)}{\partial q_i } \delta q_i - \dfrac{d}{dt} \left( \dfrac{\partial L(q_i, \dot{q}_i)}{\partial \dot{q}_i} \right) \delta q_i \right) dt \\ &= \sum_{i=1}^n \int_A^B \left( \dfrac{\partial L (q_i, \dot{q}_i)}{\partial q_i} - \dfrac{d}{dt} \left( \dfrac{\partial L(q_i, \dot{q}_i)}{\partial \dot{q}_i} \right) \right) \delta q_i dt \\ &= 0 \tag{##} </tex> このゼロが恒等的に成立するとすると、オイラー・ラグランジュ方程式、 <tex> \dfrac{\partial L (q_i, \dot{q}_i)}{\partial q_i} - \dfrac{d}{dt} \left( \dfrac{\partial L(q_i, \dot{q}_i}{\partial \dot{q}_i} \right) = 0 \ \ \ \ (i= 1,2,\cdots,n) \tag{##} </tex> が導かれます。 さぁ、座標変換だ ============================ さて、そろそろ本題に入りましょう。座標変換、 <tex> q_i = f_i(\eta_j) \ \ \ (i,j = 1,2, \cdots n) \tag{##} </tex> が与えられているとします。 この時には、 <tex> &\sum_{i=1}^n \dfrac{\partial \eta_k}{\partial q_i}\dfrac{\partial q_i}{\partial \eta_j} \\ &= \dfrac{\partial \eta_k}{\partial \eta_j} \\ &= \delta_{kj} \tag{##} </tex> が成立することを確認しておきます。このδはクロネッカーのデルタ記号です。すると、ラグランジアンの一部について、 <tex> \sum_{i=1}^n \dfrac{\partial L}{\partial q_i} \delta q_i &= \sum_{i=1}^n \dfrac{\partial L}{\partial \eta_k} \dfrac{\partial \eta_k}{\partial q_i} \dfrac{\partial q_i}{\partial \eta_j} \delta \eta_j \\ &= \sum_{i=1}^n \dfrac{\partial L}{\partial \eta_k} \dfrac{\partial \eta_k}{\partial \eta_j} \delta \eta_j \\ &= \sum_{i=1}^n \dfrac{\partial L}{\partial \eta_k} \delta_{kj} \delta \eta_j \\ &= \sum_{i=1}^n \dfrac{\partial L}{\partial \eta_j} \delta \eta_j \tag{##} </tex> が成立します。同様に、後半部分も、 <tex> \sum_{i=1}^n \dfrac{\partial L}{\partial \dot{q}_i} \delta \dot{q}_i &= \sum_{i=1}^n \dfrac{\partial L}{\partial \dot{\eta}_k} \dfrac{\partial \dot{\eta}_k}{\partial \dot{q}_i} \dfrac{\partial \dot{q}_i}{\partial \dot{\eta}_j} \delta \dot{\eta}_j \\ &= \sum_{i=1}^n \dfrac{\partial L}{\partial \dot{\eta}_k} \dfrac{\partial \dot{\eta}_k}{\partial \dot{\eta}_j} \delta \dot{\eta}_j \\ &= \sum_{i=1}^n \dfrac{\partial L}{\partial \dot{\eta}_k} \delta_{kj} \delta \dot{\eta}_j \\ &= \sum_{i=1}^n \dfrac{\partial L}{\partial \dot{\eta}_j} \delta \dot{\eta}_j \tag{##} </tex> となります。よって、 <tex> \delta S &= \sum_{i=1}^n \int_A^B \left( \dfrac{\partial L}{\partial q_i} \delta q_i + \dfrac{\partial L}{\partial \dot{q}_i} \delta \dot{q}_i \right) dt \\ &= \sum_{j=1}^n \int_A^B \left( \dfrac{\partial L}{\partial \eta_j} \delta \eta_j + \dfrac{\partial L}{\partial \dot{\eta}_j} \delta \dot{\eta}_j \right) dt \\ &= \sum_{j=1}^n \int_A^B \left( \dfrac{\partial L}{\partial \eta_j} - \dfrac{d}{dt} \left( \dfrac{\partial L}{\partial \dot{\eta}_j} \right) \delta \eta_j \right) dt \\ &= 0 \tag{##} </tex> となり、無事、別の座標系 $\eta_j$ でも恒等的にゼロに等しいので、 オイラー・ラグランジュ方程式の別の座標系での表現、 <tex> \dfrac{\partial L}{\partial \eta_j} - \dfrac{d}{dt} \left( \dfrac{\partial L}{\partial \dot{\eta}_j} \right) = 0 \tag{##} </tex> が導けました。今日はここまで、お疲れ様でした。 @@author:クロメル@@ @@accept:2014-03-13@@ @@category:解析力学@@ @@id:coodindep@@