Айзерман М.А. Классическая механика (1980)

122	ГЛ IV КОВАРИАНТНАЯ ФОРМА УРАВНЕНИЙ ДВИЖЕНИЯ
в цилиндрических и		сферических координатах будут отличаться
одни от	других.
До сих пор речь		шла о преобразованиях координат, не зави-

сящих от времени. Рассмотрим теперь переход от декартовой

системы координат х, у, z к другой декартовой системе*', у',								г',
равномерно движущейся				относительно нее. Если в момент t—-Q
эти	системы совпадали, то
где	г	и г' —радиусы-векторы точки в системе х,					у, z и х', у', г'
соответственно; v = const. Поэтому r' — r-\-v и г'							—г.
	Если система		х, у, г	инерциальна, то уравнение (1) в коорди-
натах		х', у', z' имеет вид
		mir'i-	Ft (r' -	vt, r' -v,	0 = F't (r',	r',	t),	(3)
т. е.		при таком	преобразовании		координат	не	изменился	вид

уравнения, но изменился лишь вид функций Ft, входящих в его правую часть.

Предположим теперь, что «новая» подвижная система координат не является декартовой. Ограничимся пока простейшим случаем — одной материальной точкой.

Пусть преобразование координат задано формулами

	* = /(*', у',		г';	0,
	у = <р(х',	у',	г';	t),		(4)
	z = 4>(*\	</'. г';		t)\
тогда	j	а/ .,		,	д{	,
	x Л'Щ' у			"'	дг'z	'

(6)

где (*)—совокупность слагаемых, не содержащих вторых произ-

в о д н ы х (х', у', г').

	§ 1. ОБЩИЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ			123
Выражая в	уравнениях (2)	при	N — 1 старые	переменные х,
у, z через новые	переменные х',	у', z'	при помощи формул (4)—(6),
получаем

(7,

где Fx-, Fy',	FZ' — некоторые функции от			новых координат х',	у',
z', новых скоростей х',		у',	г' и времени. По виду уравнения		(7)
существенно	отличаются	от	уравнений	(2) хотя бы потому,	что

уравнения (7) в отличие от (2) не разрешены алгебраически отно-

сительно старших

производных.

Эти

примеры

поясняют понятие «ковариантная

форма записи

уравнений

движения»,

взеденное в

гл. II: форма записи уравнений

называется

ковариантной

по

отношению

к некоторому

семейству

преобразований, если при

любом преобразовании из этого

семейства

форма

записи уравнений

не

меняется,

а меняются

лишь содер-

жащиеся в этой

записи функции от

новых (преобразованных) коор-

динат,

первых производных и времени.

Если иметь в виду преобразования вида (4), то этому опреде-

лению

удовлетворяют

уравнения движения в форме (7) с соответ-

ствующим

общим выражением функций Fx>, Fy>, Fz-.

Однако такая

ковариантная форма уравнений движения неудобна,

потому

что

она

содержит

для

каждой

точки

12

функций, меняющих

свой

вид

при преобразовании — ими являются функции /v,

Fu>, Fz-, и

девять

частных

производных

в правых

частях уравнений (7), т. е.

\2N

функций

для

системы

из N точек. Кроме того, функции,

входящие в уравнения (7), лишены механического

смысла.

Далее

в этой

главе будет

введена более удобная

запись урав-

нений движения, ковариантная по отношению к произвольным

точечным преобразованиям1)	вида (4). Эта запись для системы
из N точек будет содержать	только ЗЛ/ -|- 1 функций, меняющихся

при преобразовании координат; выражения для этих функций сравнительно просты, и они имеют ясный механический смысл. Более того, в важном случае движения в произвольном потенциальном (в том числе и в нестационарном) поле уравнения, описывающие систему из N точек, будут содержать лишь одну такую функцию.

1) Преобразования называются точечными, если описывающие их формулы содержат только координаты точек и время и не содержат производных от координат и если время при этом не преобразуется. Случай, когда преобразуются не только координаты, но и время, будет рассмотрен далее (см. гл. VII).

124ГЛ IV КОВЛРИАНТНЛЯ ФОРМА УРАВНЕНИЙ ДВИЖЕНИЯ

Для того чтобы в удобной форме получить эти уравнения, представим себе, что мы выбрали некоторую произвольную систему координат, т. е. выбрали три независимых числа таких, что они однозначно определяют положение точки в пространстве. В этих координатах положения N точек определяются 3N числами —

значениями			координат		всех	точек. Сохраняя обозначения xh				yh	г(
для	декартовых			координат,		введем	обозначения qlt		qz,...,qn,
где	n = 3N,		для	новых	координат (цилиндрических,				сферических
или каких-либо иных)					и будем условно называть декартовы коор-
динаты		«старыми», а			координаты		qlt	. . . , <7л —«новыми».		Тогда
в силу		того,	что новые		координаты		полностью определяют			поло-

жение всех точек системы, декартовы координаты точек являются функциями новых координат и, быть может, времени:

				••-, ЧгГ,t),		(8)
				••-.?»; 0 .
т. е.
			rt = r,(qlt	. . . , qn; t).		(9)
Назовем		преобразование (8) стационарным*),				если все функ-
ции ftJ	цц, ify	не зависят явно		от /.
Дифференцируя			выражения	(8) с учетом	того,	что ^ — незави-
симые	переменные,		получаем	соотношения	между дифференциа-
лами	старых	и новых координат

^dq,,

(10)

( i = l , 2 , . . . , N).

J ) В терминах, использованных в гл. I, не зависящие явно от времени (стационарные) преобразования координат означают переход от одной системы координат к другой в пределах той же «геометрической твердой среды»; зависящие явно от времени преобразования означают переход к некоторой системе координат, выбранной в другой «геометрической твердой среде», движущейся относительно «старой» среды.

§ 1 ОБЩИЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ

125

ИЛИ

	/ =	1
	(/=1, 2, .... tf).
Введем	в рассмотрение два знака дифференциала, обозначая
их буквами	d и б. Символ d будет	испочьзоваться для обозна-

чения обычного, общепринятого дифференциала; под операцией же вычисления &F(q,, ..., qn, t) понимается вычисление дифференциала функции F при предположении, чго t, явно содержащееся под знаком функции F, заменено константой, т. е.

6F= dF-(dF/dt)dt.

Таким образом, в соответствии с формулой (8)

Вслучае, когда преобразование стационарно, формулы (10) и

(12)совпадают.

Для	независимых			переменных			символы d и б имеют один
и тот же смысл; поэтому далее						в этой книге для дифференциалов
независимых		переменных			qt, t	и т. д. будут использоваться как
обозначения		dqn	dt	и т.	д.,	так	и обозначения bqt, Ы и т. д.
Хотя	в системах,			которые мы сейчас рассматриваем, п может

быть равно лишь 3N, мы нигде далее в этой главе этим обстоятельством пользоваться не будем. Это позволит в конце главы сделать важное обобщение полученной ковариантной формы уравнений движения на системы с механическими связями. Имея в виду такое обобщение, мы будем считать, что п не обязательно равно ЗЛ^,

а удовлетворяет неравенству	n^SN,	причем если n<3iV, то
среди 37V функций //, ф;, ify	(t = l, ...,	W) содержится по край-

ней мере п независимых функций. Поскольку неравенство n^3N нестрогое (равенство допускается), все дальнейшие рассуждения относятся к интересующему нас сейчас случаю перехода от декартовых к «новым» координатам для системы без механических связей.

126 ГЛ IV КОВАРИАНТНЛЯ ФОРМА УРАВНЕНИЙ ДВИЖЕНИЯ

Для упрощения записи условимся далее везде, где это не

п

может вызвать недоразумений, в суммах вида J, пределы сум-

п

мирования опускать, т. е. вместо У "^~^Я) писать просто У gJ^<7/.

/= i

§2. Вывод уравнений Лагранжа

Прежде чем приступить к выводу ковариантной записи уравнений движения— уравнений Лагранжа, получим два вспомогательных равенства.

Дифференцируя равенство (9) по t, получаем

Рассматривая q, как независимые переменные и дифференцируя по ним равенство (13), получаем первое вспомогательное соотношение

* L = * L

( / - 1 . 2 , . . . . п).

(14)

Обратимся снова к формуле (13) и выпишем частную производную от левой и правой части этого равенства по qk

				у	&п	•
						q
				Ldq,dqk
В	силу	формулы	(9) частная			производная от радиуса-вектора
по qk	также	является	функцией			всех	«новых» координат <7i.•••>qk
и t.
Рассмотрим теперь				полную производную				по времени от этой
частной производной — - :
		dt	dqk	Zi dq, dqk Q>			h dt dqk	'

Правые части формул (15) и (16) совпадают; следовательно, должны совпадать и левые их части:

дщ	_ d	дг,	,._,	„ ,	(17)
dqk	dt	dqk

Формула (17) и является вторым искомым вспомогательным соотношением.

Приступим теперь к выводу уравнений Лагранжа. Если «старая» система отсчета с декартовыми координатами х, у, г инер-

§ 2 ВЫВОД УРАВНЕНИЙ ЛАГРАНЖА

127

циальна, то в ней верен второй закон Ньютона в его обычной записи

Выразим, используя соотношение (13), все ©,• через новые координаты, их производные и время, подставим полученные функции Vt(q, q, t) в равенства (18), скалярно умножим каждое 1-еиз этих равенств на частную производную dri/dq/ и сложим результаты:

dt dq,

Полагая	j—l,	2, ...,	n, можно		выписать п таких	равенств.
Обозначим		через	Qj	скалярные функции в		правых	частях
равенств	(19):
		N
		2	r	^ i	(/ = 1.2,..., л).		(20)

Механический смысл функций Q/ будет выяснен далее. Левые части равенств (19) запишем так:

1=1

С=\

Воспользовавшись этой записью и полученными выше вспомогательными соотношениями (14) и (17), перепишем равенства (19) в следующем виде:

•

1 л

ч

• 2 > • • • • " ) >

или

d д

В этих равенствах сумма

128	ГЛ IV КОВАРИЛНТНАЯ ФОРМА УРАВНЕНИЙ ДВИЖЕНИЯ

совпадает с выражением для кинетической энергии Т системы, записанной в «новых» координатах Поэтому окончательно получаем

dt

дц,

( 7 = 1 .

(22)

Левые

части

уравнений (22) и их ЕЫВОД СХОДНЫ Справыми частями

равенств (17)

из

гл.

I и их выводом. Это сходство не

случайно.

Оно

связано со следующей

интерпретацией уравнений

(22).

Введем

в

рассмотрение

ЗЛ^-мерное

пространство

xt,

y{,

z,

(t =

l,

... ,

N). Каждому положению системы из N

точек

соответ-

ствует одна точка в этом ЗЛ/-мерном пространстве.

Если в равенстве (9) зафиксировать все qj, кроме какой-либо

одной

координаты qf,

и изменять

эту выделенную координату

q*,

то в

рассматриваемой

точке

ЗЛ^-мерного

пространства

будет

по-

строена (7*-кривая, а касательная к ней

будет осью

q*.

Действуя

совершенно так

же,

как и в гл. I для трехмерного

пространства,

можно

теперь

с

каждой точкой ЗМ-мерного пространства связать п

осей qj.

Дословно повторяя вывод из гл. I (стр. 19, 20), можно полу-

чить

вновь

формулу

(17) из

гл.

I, но теперь в ней надо индекс г

всюду

заменить

на

/,

при определении v2

= v • i) считать v

ЗА/-мер-

ным

вектором v =

а

в

коэффициентах Ламе Hi —

дц,

счи-

тать

г

ЗЛ/-мерным

вектором,

г =

= .

Формула

(17)

из гл.

1

' N

71-

определяет

тогда проекции ЗЛ/-мерного вектора ускорения

на ось qt для этого ЗЛ/-мерного случая.

f \,
Если представить второй закон Ньютона	в	ной	записи
N
дг	/I	дг
и, умножив его скалярно на орт т, ~~dq,I	\	дц,оси qf,	спроек-

тировать его на ось qjt то, воспользовавшись указанным выше обобщением формулы (17) гл. I, легко получить уравнения (22). В этом смысле уравнения (22) представляют собой просто запись второго закона Ньютона в проекциях на оси qj.

	§ 2 ВЫВОД УРАВНЕНИЙ ЛАГРАНЖА		129
Уравнения (22) называются уравнениями		Лагранжа1).	Число
1аких уравнений	совпадает с числом новых	координат. В рассмат-
риваемом здесь	случае (системы без механических связей; под-

робнее см. далее) оно в точности равно "6N, т. е. числу уравнений Ньютона, которые можно выписать для этой же материальной

системы, если бы рассматривалась декартова система

координат.

Но в отличие от уравнений

Ньютона

уравнения

Лагранжа (22)

уже не связаны с декартовой

системой

координат

х, у,

г и выпи-

саны в произвольных независимых «новых» координатах qlt

... , qn.

Уравнения

Лагранжа

содержат п-\-\ функций. Этими

функ-

циями являются

Q/, / = 1, ..., п, и кинетическая энергия Т. Чтобы

воспользоваться

уравнениями

Лагранжа,

нужно

выразить

эти

функции

через

«ноЕые» координаты ql,...,qn,

производные

от

этих координат и время. Таким образом, уравнения (2$) выписы-

ваются совершенно

одинаково для любой

системы

координат, и

различие

в выборе

координат

сказывается

лишь

на виде п -f-1

функций, входящих в эти уравнения. Поэтому уравнения

Лагранжа

ковариантны

относительно

любого точечного преобразования коор-

динат.

Выясним механический

смысл величин Qj:

где xt, \)i и г,- являются функциями qj и t		в силу равенств (8).
Умножая	каждое из этих равенств на	соответствующее 8qf
и складывая	все такие равенства, получаем

(24)

Сумма в правой части этого равенства равна элементарной работе всех сил системы при предположении, что время t «заморожено», т. е. что при подсчете dri считается t = const и поэтому dri заменены на бг,-.

Всюду ранее, говоря об элементарной работе, мы имели в виду работу сил, приложенных к точкам системы, при бесконечно малых

!) Обычно эти уравнения называются уравнениями Лагранжа второго рода. Здесь и далее мы называем их просто уравнениями Лагранжа, так как уравнения Лагранжа первого рода в этой книге не рассматриваются.

5 М. А, Айзермаи

130 ГЛ. IV. КОВЛРИЛНТНЛЯ ФОРМА УРАВНЕНИИ ДВИЖЕНИЯ

перемещениях этих точек вдоль их траекторий. Иначе говоря, дифференциалы drt были не произвольными бесконечно малыми приращениями векторов rh а удовлетворяли следующему условию: конец вектора /*,- описывает траекторию i-й точки. В данной главе понятие элементарной работы имеет иной смысл: здесь мы предполагаем, что dr{ — независимые бесконечно малые приращения радиуса-вектора г,-, не ограниченные условием движения точки вдоль траектории. Элементарная работа всех сил системы, подсчитанная для произвольных независимых приращений drt при t = const, называется виртуальной работой и обозначается 8Ае. Поэтому формулу (24) можно записать так:

6А =2<Э/Ч--

(25)

Выражение (25) по своей структуре напоминает исходное определение элементарной работы, но только вместо дифференциалов радиусов-векторов в нем стоят дифференциалы «новых» координат &fy, а вместо сил — множители Qyj кроме того, суммирование ведется не по всем точкам системы, а по всем «новым» координатам. Таким образом, виртуальную работу всех сил, действующих на систему, можно выразить в «новых» координатах, но при этом роль сил играют множители Qj, определенные формулами (23). Поэтому множители Qj называются обобщенными силами.

Сделаем теперь несколько замечаний по поводу понятия обоб-

щенной силы.
З а м е ч а н и е 1. Если	в	качестве «новых» координат взять
декартовы координаты, т.	е.	положить

то преобразование (8) будет тождественным преобразованием декартовых координат в себя и, как легко видеть, обобщенные силы в силу формул (23) будут совпадать с проекциями сил на оси:

Ql = Fix, Qi = Fly, Qa = Лг» • • • . Qn-2 = FNX, Qn-1 — FjVy, Qn — FNz.

З а м е ч а н и е 2. Размерность обобщенной силы, вообще говоря, не совпадает с размерностью силы. Из формулы (25) ясно, что размерность обобщенной силы Q/ равна размерности работы, деленной на размерность координаты qt. Если координата qt имеет размерность длины, то обобщенная сила имеет размерность силы. В тех случаях, когда координатой qy является угол, размерность обобщенной силы совпадает с размерностью момента силы.

3 амечание 3. При практическом подсчете обобщенных сил часто бывает проще не пользоваться формулой (23), а использовать тот факт, что новые координаты q являются независимыми, и фиксировать все координаты, кроме какой-либо одной коорди-

					§ 2 ВЫВОД УРАВНЕНИЙ ЛАГРАНЖА						131
паты,	скажем			qh, а координате					qk дать приращение bqk		положив,
1аким	образом,				б<7у = О,		/=/=£		и 6^=^=0. Далее надо подсчитать
элементарную				работу		ЬАк		всех	сил. Тогда в силу формулы (25)
bAk = Qkbqk,			откуда Qk			= SAk/8qk.			Давая
таким образом					поочередно			приращение
каждой		из	новых координат						(и пред-
полагая		при			этом,	что		приращения
всех	остальных				координат			равны		ну-
лю), можно			по		очереди		подсчитать			все
обобщенные			силы.

Вкачестве . примера рассмотрим

плоское движение	материальной	точки
в полярной системе координат		г, <р	Р и с - I V 1 -
(рис. IV. 1). В этом	случае qy = r,	q2 —cp.

Для подсчета обобщенных сил дадим сначала приращения 8r = 8qlt Scp = 0. Тогда 8Ar = F cosaSr и, следовательно,

где /7	—проекция вектора F	на направление радиуса-вектора г.
Дадим	теперь приращения bqx	= 0, &q2 = бср. Тогда 6ЛФ = F sin a r d(p
и поэтому

т. е. обобщенной силой для полярного угла q$ ярляется модуль момента силы F относительно начала координат О

Непосредственно ясно, что всегда, когда обобщенная координата q является плоским углом, соответствующая сила Q будет проекцией главного момента на ось, перпендикулярную плоскости угла q. Действительно, элементарная работа сил системы при повороте вокруг оси равна произведению элементарного угла поворота на сумму моментов всех приложенных сил относительно оси, перпендикулярной плоскости, в которой происходит поворот.

З а м е ч а н и е 4. Рассмотрим	теперь случай, когда все	силы
потенциальны. Это означает существование такой функции		П от
декартовых координат всех точек	системы и, быть можег,	/, что

Подставляя в (23) выражения		(26),		получаем
дП	dxi	Л.	d U	д* Л- дП		&2.\
i	dq, +		ду,	dq, +	дг,	дд,Г