理论力学笔记 原生生物 *业飞老师课堂笔记 目录 一经典力学回顾 二拉格朗日方程 $2.1最小作用量原理 82.3虚功视角 2.4拉格朗日力学 9 三拉格朗日量与诺特定理 S3.1时空对称性 ·，··，，。·，。·。···。，，。，。。··，。，，。4，。。·， S3.2诺特定理 12 四向心力场中的运动 S4.1轨道方程. 14 642弯曲时空 S4.3弹性碰撞 五微振动 S5.1简谐振动 52简谐振动的推广··········· 22 六哈密顿力学 品 S6.1哈密顿正则方程. S6.2正则变换 63哈密倾雅可比方程…… 七剩体运动 33 S71刚体运动描述··，·· 72欧拉动力学方程…… 36
理论力学 笔记 原生生物 * 袁业飞老师课堂笔记 目录 一 经典力学回顾 2 二 拉格朗日方程 3 §2.1 最小作用量原理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3 §2.2 变分 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5 §2.3 虚功视角 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6 §2.4 拉格朗日力学 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9 三 拉格朗日量与诺特定理 11 §3.1 时空对称性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11 §3.2 诺特定理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12 四 向心力场中的运动 14 §4.1 轨道方程 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14 §4.2 弯曲时空 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16 §4.3 弹性碰撞 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19 五 微振动 21 §5.1 简谐振动 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21 §5.2 简谐振动的推广 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22 六 哈密顿力学 24 §6.1 哈密顿正则方程 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24 §6.2 正则变换 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26 §6.3 哈密顿-雅可比方程 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30 七 刚体运动 33 §7.1 刚体运动描述 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33 §7.2 欧拉动力学方程 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36 1
经典力学回顾 一 经典力学回顾 牛顿时空观 *存在绝对时空，相对绝对时空静止或匀速运动的参考系称为惯性系[实际上并不存在 牛顿三定律： 1.惯性定律，定义惯性系： 2.加速度定律，运动学方程，定义惯性质量与力： 3.作用力反作用力定律。 物理理论要素：刻画系统状态（经典力学中相空间里的点）、动力学方程（描述状态如何随时间演化） 相对性原理：力学规律在不同惯性系中形式不变 牛顿绝对时空的对称性伽利略变换：设惯性系相对∑在x方向以速度v运动，0时刻原点重合，则 时空坐标关系为 [t=r x=x+ut v=v = 而牛顿第二定律在两个惯性系中一致，即 F=ma,F'=F.m'=m F'=m'a *从而可以定义惯性质量m:=￡。 *现代物理学重要思想：对称性决定物理规律，从爱因斯坦创立狭义相对论可以体现 *万有引力定律F=,地球上可定义引力质量mg=号，此处F表示重力。单摆实验等实验证明了 惯性质量与引力质量相等，从而牛顿第二定律中的属性m的确为我们熟知的质量。 *适用范围：宏观[微观尺度量子力学、字宙尺度广义相对论，低速[高速狭义相对论] 狭义相对论 仍设惯性系Σ相对Σ在工方向以速度：运动，0时刻原点重合。 由于只有x方向有运动，变换满足=头，！=，且假设=(+，t=ad+bd。根据光速不变 考虑参考系中以x'=H运动的粒子，在∑系观察必然有x=体，从而(ct+t)=c(at+b'):而 对x=-c比时，亦有x=-ct,综合即得a=罗，b=Y,于是可写成t=y(化+是x)。根据力学相对性 原理，考虑相对的速度有=(-)。由于 日-()) 可解得1=1一)，而这就是狭义相对论下的洛伦兹变换公式，记四维坐标”=，，2，)= (吐，工，弘，)可得张量写法 x“=A“x" YY
一 经典力学回顾 2 一 经典力学回顾 牛顿时空观 * 存在绝对时空，相对绝对时空静止或匀速运动的参考系称为惯性系 [实际上并不存在] 牛顿三定律： 1. 惯性定律，定义惯性系； 2. 加速度定律，运动学方程，定义惯性质量与力； 3. 作用力反作用力定律。 物理理论要素：刻画系统状态 (经典力学中-相空间里的点)、动力学方程 (描述状态如何随时间演化) 相对性原理：力学规律在不同惯性系中形式不变 牛顿绝对时空的对称性 [伽利略变换]：设惯性系 Σ ′ 相对 Σ 在 x 方向以速度 v 运动，0 时刻原点重合，则 时空坐标关系为 t = t ′ x = x ′ + vt′ y = y ′ z = z ′ 而牛顿第二定律在两个惯性系中一致，即 F = ma, F′ = F, m′ = m ⇒ F ′ = m′ a ′ * 从而可以定义惯性质量 mi = F a 。 * 现代物理学重要思想：对称性决定物理规律，从爱因斯坦创立狭义相对论可以体现。 * 万有引力定律 F = GMm r 2 ，地球上可定义引力质量 mg = F g ，此处 F 表示重力。单摆实验等实验证明了 惯性质量与引力质量相等，从而牛顿第二定律中的属性 m 的确为我们熟知的质量。 * 适用范围：宏观 [微观尺度-量子力学、宇宙尺度-广义相对论]，低速 [高速-狭义相对论] 狭义相对论 仍设惯性系 Σ ′ 相对 Σ 在 x 方向以速度 v 运动，0 时刻原点重合。 由于只有 x 方向有运动，变换满足 y ′ = y, z′ = z，且假设 x = γ(x ′ + vt′ ), t = ax′ + bt′。根据光速不变， 考虑参考系 Σ ′ 中以 x ′ = ct′ 运动的粒子，在 Σ 系观察必然有 x = ct，从而 γ(ct′ + vt′ ) = c(act′ + bt′ )；而 对 x ′ = −ct′ 时，亦有 x = −ct，综合即得 a = γv c 2 , b = γ，于是可写成 t = γ t ′ + v c 2 x ′ 。根据力学相对性 原理，考虑 Σ 相对 Σ ′ 的速度有 x ′ = γ(x − vt)。由于 x t ! = γ 1 v v c 2 1 ! x ′ t ′ ! 可解得 γ = 1 − v 2 c 2 −1/2，而这就是狭义相对论下的洛伦兹变换公式，记四维坐标 x µ = (x 0 , x1 , x2 , x3 ) = (ct, x, y, z) 可得张量写法 x µ = Λµ ·νx ′ν Λ µ ·ν = γ γ v c γ v c γ 1 1
二拉格明日方程 对一个运动的粒子，其在∑中经历的状态可以由一系列(，工，，)描述，也即构成了四维空间中的一条 曲线x()。这里T是曲线的参数，对有质量粒子一般为固有时，即随粒子运动的时钟所经历的时间。在 四维情形下，牛顿第二定律扩展成为 f"-m dT- 这里尸，2,3即对应三维的牛顿第二定律，心为时间维度上的力。注意到固有时不会随者参考系变化，在 系中应有 从而由洛伦兹变换线性性即可算出严=，∫”。若”仅在空间的x轴上有力'，计算可得 f=（f,f',0,0】 若即为随粒子运动的参考系，瞬时即有票=Y,由此可知时间维度的方程 =n回 能化为 时'-m-A 实质上是能量方程 而空间维度工方向方程写为 f=m(m出) 事实上为动量方程 *三维牛顿第二定律仅为动量方程，扩展到四维后成为能量动量方程。 开普勒第一完律 本段中，我们用费曼对开普勒第一定律的几何证明以展示经典力学中的物理图像。 引理：由于椭圆可写为到两点距离和一定的点的集合，给定圆心0的一个圆与圆内一点A,动点B在圆 上，则AB中垂线与OB的交点（记为P)轨迹为椭圆。 将行星轨道以太阳为中心以均匀小角度△日剖分，则相邻两点间速度差 2 这里è为指向中心的单位矢量，第二个等号运用了等面积定律。 由于此速度差大小为常数，而色在个方向均匀分布（利用剖分均匀性），可知所有的速度矢量在端点平移到 点后都分布在一个圆上[但端点并非圆心，这就是行星绕太阳雨运动的速度图。只要计算出此速度场积 分形成的曲线，就可以得到行星轨道。 记端点为A,圆心为O,端点绕圆心顺时针旋转多得到A,利用引理方法可构造椭圆。对任何一点B, 可验证引理中所画的中垂线也是椭圆在P处的切线，即速度方向。由于中垂线与AB垂直，A'O与AO 垂直，可得恰好对应出发，终点在圆周上的速度，从而得证。 二拉格朗日方程 S2.1最小作用量原理 最小作用量原理可表述为 6SLg(t】=0
二 拉格朗日方程 3 对一个运动的粒子，其在 Σ 中经历的状态可以由一系列 (ct, x, y, z) 描述，也即构成了四维空间中的一条 曲线 x µ (τ )。这里 τ 是曲线的参数，对有质量粒子一般为固有时，即随粒子运动的时钟所经历的时间。在 四维情形下，牛顿第二定律扩展成为 f µ = m d 2 dτ 2 x µ 这里 f 1,2,3 即对应三维的牛顿第二定律，f 0 为时间维度上的力。注意到固有时不会随着参考系变化，在 Σ ′ 系中应有 f ′µ = m d 2 dτ 2 x ′µ 从而由洛伦兹变换线性性即可算出 f µ = Λµ ·ν f ′ν。若 f ′ν 仅在空间的 x 轴上有力 f ′，计算可得 f = γ v c f ′ , γf′ , 0, 0 若 Σ ′ 即为随粒子运动的参考系，瞬时即有 dt dτ = γ，由此可知时间维度的方程 γ v c f ′ = m d 2 dτ 2 (ct) 能化为 vf′ = d dt (γmc2 ) = d dt E 实质上是能量方程。 而空间维度 x 方向方程写为 γf′ = m d dt m dx dt 事实上为动量方程。 * 三维牛顿第二定律仅为动量方程，扩展到四维后成为能量-动量方程。 开普勒第一定律 本段中，我们用费曼对开普勒第一定律的几何证明以展示经典力学中的物理图像。 引理：由于椭圆可写为到两点距离和一定的点的集合，给定圆心 O 的一个圆与圆内一点 A，动点 B 在圆 上，则 AB 中垂线与 OB 的交点 (记为 P) 轨迹为椭圆。 将行星轨道以太阳为中心以均匀小角度 ∆θ 剖分，则相邻两点间速度差 ∆v = GMm∆t r 2 eˆ = GMm∆θ L eˆ 这里 eˆ 为指向中心的单位矢量，第二个等号运用了等面积定律。 由于此速度差大小为常数，而 eˆ 在个方向均匀分布 (利用剖分均匀性)，可知所有的速度矢量在端点平移到 一点后都分布在一个圆上 [但端点并非圆心]，这就是行星绕太阳雨运动的速度图。只要计算出此速度场积 分形成的曲线，就可以得到行星轨道。 记端点为 A′，圆心为 O，端点绕圆心顺时针旋转 π 2 得到 A，利用引理方法可构造椭圆。对任何一点 B， 可验证引理中所画的中垂线也是椭圆在 P 处的切线，即速度方向。由于中垂线与 AB 垂直，A′O 与 AO 垂直，可得恰好对应 A′ 出发，终点在圆周上的速度，从而得证。 二 拉格朗日方程 §2.1 最小作用量原理 最小作用量原理可表述为： δS[q(t)] = 0
二拉格朗日方程 4 它与牛倾第二定律等价，左侧的q()代表质点的位置随时间变化的映射，q)=(x),(),z()》,左侧6 为泛函的变分，S是一个泛函，定义为 stat))=人4a.g0at g为q对t的导数，即速度，拉格朗日量L定义为T()-V(q()》,前一项代表动能，后一项代表势能。 单质点时，动能即为T=m心。 变分为0的含义事实上是，对任何g的微小变化()=q()+cdg()这里g为保持g(t知)=g(化)=0 的任一光滑函数]，引起的4「a:(t1都在e=0点为0.下面以此计算出单质点的牛顿第二定律。 直接求导可知由于有限区间积分，积分与求导可交换有 ao=(m-va)e）r *此处VV指V(q)对g的梯度。 进一步利用对t对e求导可交换可知=0时上式为 (g-v) 对第一项分部积分，利用边界6g(to)=g)=0可知(-m-7V(q)g的积分为0，由g任意性可 -VV(g)=mij 这也就是保守力场下的牛顿第二定律。 物理意义：这里变分为0代表S在某个驻点，一般来说为局部极小值，因此称为最小作用量原理。由于 L三T一V,动能代表当前发生的程度，势能表示潜在的发生程度，总体表征系统的活跃性，因此最小作 用量原理的物理意义是系统倾向于最低活跃性的状态。这一观念在其他地方也有体现： 静力学最小能量原理 对杠杆，假设两臂长度L1,L2,物体质量m1,m2,证明平衡时m1L1=m2L2:假设L2向上某小角度d0 趋于0的虚角度]，则此端降低近似为L2d0,引力做功-m29L2d0,而另一端引起引力做功为m19L1d0, 由虚功原理引力总做功为0，因此m1L:=m2L2 光学费马原理 下面利用费马原理[光程取极值]推出光的反射与折射定律[由两点直线最短直接得到光在均匀介质中走直 线1： 对于反射，若从A到C,设反射点B,考虑C过镜子对称点C”,由于AB+BC=AB+BC,当且仅 当ABC共线时光程最短，此时满足入射角反射角相等。 对于折射，给定A,B两点，光在介质中传播总时间 直接计算可以证明介质分界面满足n1sinA1=n2sinA2时S=0取到极小值，这就是Smel定律。 非经典情况 双缝干涉揭示了电子与自身的干涉。设电子枪为A点，屏幕为B点，费曼认为每条路径的概率等于几率 幅模长的平方，而电子同时从所有可能路径通行，到每个路径：几率相等，只是相位不同，】的角度
二 拉格朗日方程 4 它与牛顿第二定律等价，左侧的 q(t) 代表质点的位置随时间变化的映射，q(t) = (x(t), y(t), z(t))，左侧 δ 为泛函的变分，S 是一个泛函，定义为 S[q(t)] = Z t1 t0 L( ˙q, q, t)dt q˙ 为 q 对 t 的导数，即速度，拉格朗日量 L 定义为 T( ˙q(t)) − V (q(t))，前一项代表动能，后一项代表势能。 * 单质点时，动能即为 T = 1 2mq˙ 2。 变分为 0 的含义事实上是，对任何 q 的微小变化 qϵ(t) = q(t) + ϵδq(t) [这里 δq 为保持 δq(t0) = δq(t1) = 0 的任一光滑函数]，引起的 d dϵ [qϵ(t)] 都在 ϵ = 0 点为 0. 下面以此计算出单质点的牛顿第二定律。 直接求导可知 [由于有限区间积分，积分与求导可交换] 有 d dϵ S[qϵ(t)] = Z t1 t0 mq˙ϵ · dq˙ϵ dϵ − ∇V (qϵ) · dqϵ dϵ dt * 此处 ∇V 指 V (q) 对 q 的梯度。 进一步利用对 t 对 ϵ 求导可交换可知 ϵ = 0 时上式为 Z t1 t0 mq˙ · dδq dt − ∇V (q) · δq dt 对第一项分部积分，利用边界 δq(t0) = δq(t1) = 0 可知 − mq¨− ∇V (q) · δq 的积分为 0，由 δq 任意性可 知 −∇V (q) = mq¨ 这也就是保守力场下的牛顿第二定律。 物理意义：这里变分为 0 代表 S 在某个驻点，一般来说为局部极小值，因此称为最小作用量原理。由于 L = T − V ，动能代表当前发生的程度，势能表示潜在的发生程度，总体表征系统的活跃性，因此最小作 用量原理的物理意义是系统倾向于最低活跃性的状态。这一观念在其他地方也有体现： 静力学-最小能量原理 对杠杆，假设两臂长度 L1, L2，物体质量 m1, m2，证明平衡时 m1L1 = m2L2：假设 L2 向上某小角度 dθ [趋于 0 的虚角度]，则此端降低近似为 L2 dθ，引力做功 −m2gL2 dθ，而另一端引起引力做功为 m1gL1 dθ， 由虚功原理引力总做功为 0，因此 m1L1 = m2L2。 光学-费马原理 下面利用费马原理 [光程取极值] 推出光的反射与折射定律 [由两点直线最短直接得到光在均匀介质中走直 线]： 对于反射，若从 A 到 C，设反射点 B，考虑 C 过镜子对称点 C ′，由于 AB + BC = AB + BC′，当且仅 当 ABC′ 共线时光程最短，此时满足入射角反射角相等。 对于折射，给定 A, B 两点，光在介质中传播总时间 S[⃗x(t)] = Z B A ds v = 1 c Z B A nds 直接计算可以证明介质分界面满足 n1 sin θ1 = n2 sin θ2 时 δS = 0 取到极小值，这就是 Snell 定律。 非经典情况 双缝干涉揭示了电子与自身的干涉。设电子枪为 A 点，屏幕为 B 点，费曼认为每条路径的概率等于几率 幅模长的平方，而电子同时从所有可能路径通行，到每个路径 pi 几率相等，只是相位不同，ϕ[pk] 的角度
二拉格明日方程 5 =四，S对应经典力学的作用量，从而其可以写为Ac:,从而总几率幅为 op]=∑lpxl=A∑exp (Slpe]） 由于五很小，很小的S变化也会引起相位因子剧烈震荡抵消，只有在S=0附近相位因子相对变化缓 慢，导致几率幅基本同相位，干涉相加。经典情况下只有6S=0的路径可行，而量子力学下所有可能路 径都会通过，只是6S=0的路径几率最大。 $2.2变分 泛函：将个函数映射到一个数值的映射S(x小，如S(x川=(x)dz、S(x】=y(O)。 当函数作微小扰动y时【一般要求y边界处恒为0，泛函的变化定义为变分[等时变分]： 6.J=Ju(x)+6u(x)-Ju(x) 与微分完全相同可证明 6(±2)=61±62 6(山2)=h6h+J26 *变分与微分可交换：(dg)=d(y),可由()=(g+y-=(6g推得。 *与微分时相同，泛函取极值的点必须对任何6y变分为0，否则可取合适的上升下降方向。 例：若考虑泛函儿z引=f((),x)dr,与之前类似可算得 -广（-）她 于是从其恒0得到影一影=0，这就是此泛函的欧拉方程。 *当∫=f(,)与x无关时有 (-y器)=y(g-品)=0 欧拉方程也可以写为∫-影=C。 *当f=f红，)与无关时有 是影-0 即影=C。 最速降线问题 给定上下端点，求静止自然下降到下端点速度最快的曲线。设曲线为y(),最高点yO)=0,向下为正， 根据能量守恒下降y时速度为V2g,而曲线的ds=√1+（序d,于是 6V2g 要取最小值，且(xo)=如固定。 根据欧拉方程可化简得到 (1+(2y=C 分离出dz,dy,设y=Csim20可得到r=C(0-sin(20),这是摆线对应的参数方程
二 拉格朗日方程 5 θk = S[pk] h¯ ，S 对应经典力学的作用量，从而其可以写为 Ae iθk，从而总几率幅为 ϕ[pk] = X k ϕ[pk] = A X i exp i ¯h S[pk] 由于 ¯h 很小，很小的 S 变化也会引起相位因子剧烈震荡抵消，只有在 δS = 0 附近相位因子相对变化缓 慢，导致几率幅基本同相位，干涉相加。经典情况下只有 δS = 0 的路径可行，而量子力学下所有可能路 径都会通过，只是 δS = 0 的路径几率最大。 §2.2 变分 泛函：将一个函数映射到一个数值的映射 S[y(x)]，如 S[y(x)] = R 1 0 y(x)dx、S[y(x)] = y(0)。 当函数作微小扰动 δy 时 [一般要求 δy 边界处恒为 0]，泛函的变化定义为变分 [等时变分]： δJ = J[y(x) + δy(x)] − J[y(x)] 与微分完全相同可证明 δ(J1 ± J2) = δJ1 ± δJ2 δ(J1J2) = J1δJ2 + J2δJ1 δ J1 J2 = J2δJ1 − J1δJ2 J 2 2 * 变分与微分可交换：δ(dy) = d(δy)，可由 δ(y ′ ) = (y + δy) ′ − y ′ = (δy) ′ 推得。 * 与微分时相同，泛函取极值的点必须对任何 δy 变分为 0，否则可取合适的上升/下降方向。 例：若考虑泛函 J[y(x)] = R x2 x1 f(y(x), y′ (x), x)dx，与之前类似可算得 δJ = Z x2 x1 ∂f ∂y − d dx ∂f ∂y′ δydx 于是从其恒 0 得到 ∂f ∂y − d dx ∂f ∂y′ = 0，这就是此泛函的欧拉方程。 * 当 f = f(y, y′ ) 与 x 无关时有 d dx f − y ′ ∂f ∂y′ = y ′ ∂f ∂y − d dx ∂f ∂y′ = 0 欧拉方程也可以写为 f − y ′ ∂f ∂y′ = C。 * 当 f = f(x, y′ ) 与 y 无关时有 d dx ∂f ∂y′ = 0 即 ∂f ∂y′ = C。 最速降线问题 给定上下端点，求静止自然下降到下端点速度最快的曲线。设曲线为 y(x)，最高点 y(0) = 0，向下为正， 根据能量守恒下降 y 时速度为 √ 2gy，而曲线的 ds = p 1 + (y ′) 2 dx，于是 t = Z x0 0 ds v = Z x0 0 s 1 + (y ′) 2 2gy dx 要取最小值，且 y(x0) = y0 固定。 根据欧拉方程可化简得到 (1 + (y ′ ) 2 )y = C 分离出 dx, dy，设 y = C sin2 θ 可得到 x = C θ − 1 2 sin(2θ) ，这是摆线对应的参数方程