Сторінка
5
Формула (23) показує, що швидкість руху точки, а значить, і час переміщення її з початкового положення А в кінцеве положення В в уявному русі залежать від форми траєкторії.
2.3.2. Доведення принципу.
Нехай голономна система з стаціонарними зв'язками рухається в потенціальному силовому полі і V — потенціальна енергія. За вихідне візьмемо загальне рівняння динаміки у вигляді:
(індекс k опустимо):
(24)
де 
– елементарна робота активних сил на уявному переміщенні; δх, δу, δz – варіації координат точок системи. За правилом диференціювання маємо:
(25)
У розглядуваному випадку не тільки координати х,у,г, a й час t варіюються. Це видно з того, що час приходу системи в кінцеве положення в уявному русі, як з'ясовано вище, залежить від вибору траєкторії. Тому параметр t тут не можна розглядати як незалежну змінну, що не варіюється. Це означає, що рівність 
яка вище була доведена для випадку, коли t не варіюється, тут не справджується. Згадану рівність слід замінити новою.
Нову формулу для 
в розглядуваному загальному випадку легко знайти, вводячи нову незалежну змінну s, від якої, за припущенням, залежать х і t(s може бути, наприклад, дугою траєкторії точки). Оскільки властивості варіації аналогічні властивостям диференціалу, то за тими самими правилами, що й для диференціалу, знаходимо:
(26)
де штрих означає похідну по незалежній змінній s. У формулі (26) δx ́ , δt ́ можна обчислити за правилом тому що 
–похідні по незалежній змінній s. Тому
(27)
З формул (26) і (27) знаходимо
або, коли зробити заміну та виключити незалежну змінну s, яка вже відіграла свою допоміжну роль, дістанемо:
або
(28)
Ця формула і є узагальненням рівності (8) на випадок, коли варіюються обидві функції х і t. Аналогічно, вводячи незалежну змінну s, обчислимо варіацію інтеграла:
У правій частині підінтегральний вираз можна розглядати як складну функцію незалежної змінної s; межі інтегрування по змінній s вважаються фіксованими. За таких умов операції d і f комутативні [див. (13)]:
(29)
Обчисливши варіацію добутку двох функцій і підставивши це значення в (29), отримаємо:
(30)
Ця формула є узагальненням рівності (13) на випадок, коли змінна інтегрування варіюється.
Після встановлення двох нових формул (28) і (30) для варіацій продовжимо доведення принципу Ейлера — Лагранжа. На підставі (28) рівність (25) перепишемо так:
.
Використовуючи цю і дві аналогічні рівності, знайдемо з (24):
(31)
Третій і четвертий доданки можна переписати, використовуючи формули для кінетичної енергії системи та її варіації, а саме:
Відповідна заміна (в (31)) дає:
(32)
На підставі закону збереження енергії Т + V = Н знаходимо, що δV=δT. Ліву частину (32) перетворимо і тоді (32) буде:
(33)
Виключимо далі з лівої частини цієї рівності час на підставі закону збереження енергії:
звідки
(34)
Підставимо (34) в (33) і напишемо індекси, які раніше опускали; в результаті дістанемо:
(35)
Проінтегруємо цю рівність у дійсному русі системи від початкового її положення (А) до кінцевого (В). Інтеграл від правої частини дорівнює нулю, бо кінцеві положення системи в уявному русі такі самі, як і в дійсному (координати кінцевих положень не варіюються). Отже, з (35) знаходимо:
або, оскільки межі інтегрування фіксовані:
(36)
Ця рівність визначає принцип Ейлера—Лагранжа у формі, яку вказав Якобі.
Інтеграл із змінною верхньою границею М
) (37)
називається дією системи за Якобі.
Принцип Ейлера—Лагранжа формулюється так:
Дійсний рух механічної системи з стаціонарними голономними зв'язками в потенціальному силовому полі відрізняється від усіх інших, порівнюваних з ним кінематично можливих (у розумінні Ейлера-Лагранжа) рухів тим, що для довільних двох фіксованих положень системи перша варіація дії за Якобі для дійсного руху дорівнює нулю.
У випадку однієї матеріальної точки, яка рухається при стаціонарних зв'язках у стаціонарному силовому полі, дія за Лагранжем у формі Якобі матиме вигляд:
Завантажити реферат