第1章 分析力学基础 1-6拉格朗日第二类方程的积分汇总
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第二类拉格朗日方程的初积分PPT课件
j 1
L q j
q j
L ) 0 q j
②
式②代入到式①
d
dt
k
(q j
j 1
L q j
)
dL dt
0
d
dt
[
k j 1
(q j
L q j
)
L]
0
得:
k j 1
(q j
L q j
)
L
常量
③
将L=T-V=T2+T1+T0-V代入式③
第4页/共29页
其中：
k
j 1
(q j
T2 q j
)
2T2
V mg(R r) cosj
因为 L T V L(j,j,q)
q为循环坐标，有
L
q
(J
2 3
mr2 )q
2 5
m(R
r)Rj
C1
又L中不显含时间t，且T=T2，存在能量积分，由
T2 V C2
即：
1 2
(JO
2 5
mR2
)q2
1 2
7 5
m(R
r)j
2
保守系统
2 m(R r)Rjq mg(R r) cosj 0
哈密尔顿力学是哈密尔顿于1833年 建立的经典力学的重新表述。它由拉格 朗日力学演变而来，那是经典力学的另 一表述，由拉格朗日于1788年建立。但 它可以使用辛空间不依赖于拉格朗日力 学表述。
第13页/共29页
哈密顿原理
哈密顿原理是一种积分形式的变分原理，是哈密顿于1834年建立的。
哈密顿原理为：在相同的 始终位置、相同，约束条件下， 完整、主动力有势的系统在所 有的可能运动中，真实运动使 哈密顿作用量取驻值。
L q j
q j
L ) 0 q j
②
式②代入到式①
d
dt
k
(q j
j 1
L q j
)
dL dt
0
d
dt
[
k j 1
(q j
L q j
)
L]
0
得:
k j 1
(q j
L q j
)
L
常量
③
将L=T-V=T2+T1+T0-V代入式③
第4页/共29页
其中：
k
j 1
(q j
T2 q j
)
2T2
V mg(R r) cosj
因为 L T V L(j,j,q)
q为循环坐标，有
L
q
(J
2 3
mr2 )q
2 5
m(R
r)Rj
C1
又L中不显含时间t，且T=T2，存在能量积分，由
T2 V C2
即：
1 2
(JO
2 5
mR2
)q2
1 2
7 5
m(R
r)j
2
保守系统
2 m(R r)Rjq mg(R r) cosj 0
哈密尔顿力学是哈密尔顿于1833年 建立的经典力学的重新表述。它由拉格 朗日力学演变而来，那是经典力学的另 一表述，由拉格朗日于1788年建立。但 它可以使用辛空间不依赖于拉格朗日力 学表述。
第13页/共29页
哈密顿原理
哈密顿原理是一种积分形式的变分原理，是哈密顿于1834年建立的。
哈密顿原理为：在相同的 始终位置、相同，约束条件下， 完整、主动力有势的系统在所 有的可能运动中，真实运动使 哈密顿作用量取驻值。
分析力学基础-拉格朗日方程
支持。
其他应用领域
要点一
机器人学
在机器人学中，拉格朗日方程被用于描述机器人的运动规 律。通过建立机器人运动的拉格朗日方程，可以求解出机 器人的关节角度和速度，为机器人的运动控制提供理论依 据。
要点二
生物力学
在生物力学中，拉格朗日方程也被应用于描述生物体的运 动规律。例如，在分析动物的运动行为或人体姿势控制时 ，可以使用拉格朗日方程来描述生物体的运动状态和变化 规律。
解析解法的优缺点分析
优点
解析解法可以得到系统的精确解，适用 于简单模型和特定条件下的复杂模型。
VS
缺点
对于复杂模型，解析解法可能非常困难甚 至无法求解，需要借助数值方法或其他近 似方法。
04
拉格朗日方程的数值解法
数值解法的概念和步骤
概念
数值解法是一种通过数学计算来求解数学问 题的方法，它通过将问题离散化，将连续的 问题转化为离散的问题，然后使用计算机进 行计算求解。
步骤
1.建立数学模型：根据实际问题建立数学模 型，将实际问题转化为数学问题。2.离散化 ：将连续的问题离散化，将连续的时间和空 间划分为若干个小的单元，每个单元称为一 个网格点或节点。3.求解离散化后的方程： 使用数值方法求解离散化后的方程，得到每 个网格点的数值解。4.后处理：对计算结果 进行后处理，提取所需的信息，并进行分析
分析力学基础-拉格 朗日方程
目录
• 引言 • 拉格朗日方程的推导 • 拉格朗日方程的解析解法 • 拉格朗日方程的数值解法 • 拉格朗日方程的应用领域
01
引言
拉格朗日方程的背景和重要性
背景
拉格朗日方程是分析力学中的基 本方程，它描述了系统的运动规 律。
重要性
拉格朗日方程在理论物理、工程 技术和科学研究等领域有着广泛 的应用，是理解和研究复杂系统 运动行为的关键工具。
其他应用领域
要点一
机器人学
在机器人学中，拉格朗日方程被用于描述机器人的运动规 律。通过建立机器人运动的拉格朗日方程，可以求解出机 器人的关节角度和速度，为机器人的运动控制提供理论依 据。
要点二
生物力学
在生物力学中，拉格朗日方程也被应用于描述生物体的运 动规律。例如，在分析动物的运动行为或人体姿势控制时 ，可以使用拉格朗日方程来描述生物体的运动状态和变化 规律。
解析解法的优缺点分析
优点
解析解法可以得到系统的精确解，适用 于简单模型和特定条件下的复杂模型。
VS
缺点
对于复杂模型，解析解法可能非常困难甚 至无法求解，需要借助数值方法或其他近 似方法。
04
拉格朗日方程的数值解法
数值解法的概念和步骤
概念
数值解法是一种通过数学计算来求解数学问 题的方法，它通过将问题离散化，将连续的 问题转化为离散的问题，然后使用计算机进 行计算求解。
步骤
1.建立数学模型：根据实际问题建立数学模 型，将实际问题转化为数学问题。2.离散化 ：将连续的问题离散化，将连续的时间和空 间划分为若干个小的单元，每个单元称为一 个网格点或节点。3.求解离散化后的方程： 使用数值方法求解离散化后的方程，得到每 个网格点的数值解。4.后处理：对计算结果 进行后处理，提取所需的信息，并进行分析
分析力学基础-拉格 朗日方程
目录
• 引言 • 拉格朗日方程的推导 • 拉格朗日方程的解析解法 • 拉格朗日方程的数值解法 • 拉格朗日方程的应用领域
01
引言
拉格朗日方程的背景和重要性
背景
拉格朗日方程是分析力学中的基 本方程，它描述了系统的运动规 律。
重要性
拉格朗日方程在理论物理、工程 技术和科学研究等领域有着广泛 的应用，是理解和研究复杂系统 运动行为的关键工具。
分析力学基础
牛顿的《原理》只提供了分析质点受力与运动的原型，对于复杂的力学系 统，甚至对一个简单的刚体的运动方程也还没有弄清楚。刚体的运动方程是 1765年由欧拉（Euler）最后弄清楚的。 按照当时已有的力学知识,要分析一个稍许复杂的机构,例如一个有五级 齿轮的传动系统的运动,也还是无能为力的.如果拿这个问题去请教牛顿,牛顿 只会处理自由质点运动,不会处理刚体运动,何况还是带约束的呢.而转去请教 欧拉呢?他不得不将整个系统化归为五个”隔离体”即五个刚体,分别列出五个 刚体的运动方程,而不同刚体之间又有作用力和反作用力的耦合,所以得面对 数十个方程联立的微分方程组.这样处理问题是太复杂了. 拉格朗日自有他的高招,他将这个系统简化为一个广义坐标的系统,因 为这个虽然有五个轮子的系统只要有一个参数便可以描述它的例如随便以 其中某一个轮子的转角为参数,这个参数知道了,整个齿轮系统的状态也便 知道了.然后再计算当系统动起来后系统的动能.这时便可以列出一个广义 坐标满足的二阶方程,这是何等的简便啊! 拉格朗日是怎么作到这一点的呢?
O
x
1
自由度： 2
a A
2
广义坐标： 1 2
二、受力分析：
y
b
B
F
计算广义坐标 1 、 2 对应 的 广义力
FA
FB
以下分两种方法进行计算
O
x
1
第一种方法： 解析法
xi yi zi Qk X i q Yi q Z i q i 1 k k k
即用质点系的平衡条件是： 所有的广义力都等于零
利用广义坐标表示的平衡条件求解实际问题时，关健在 于如何表达其广义力。
通常求广义力的方法有两种：
方法一：是采用公式计算
分析力学第一章
1.设质点在势能场U(r)中运动，在笛卡尔坐标系中 写出其拉格朗日方程。
解： 笛卡尔坐标中的广义坐标为 x1 , x2 , x3
& 拉格朗日函数为 L = T − U = ∑ mxi2 / 2 − U ( x1 , x2 , x3 )
d ∂L ∂L 拉格朗日方程 − =0 & dt ∂qα ∂qα
i =1 3
1 dt 故 S0 = ∫ L ＝t m&2dt ∫1 2 x t1 m x2 − x )2 ( 1 = 2(t2 − t1)
b)可随意假设几种情况进行讨论。
1 & & & L = T − U = m( ρ 2 + ρ 2ϕ 2 + z 2 ) − U ( ρ ) 2
∂L ∂U ( ρ ) 2 & = mϕ ρ − ∂ρ ∂ρ ∂L & = mρ & ∂ρ
∂L =0 ∂ϕ
∂L =0 ∂z ∂L & = mz & ∂z
(α = 1, 2,3)
∂L & = mρ 2ϕ & ∂ϕ
W a ∴2Tl cosα +W2l sin α − 2 = 0 sin α
W
W a W a ∴T = −W tgα = 2 ( −sin3 α) 2l sin2 α cosα sin α cosα 2l
T =0
⇒
a sin α = 2l
3
a 当 sin α > 时， T < 0 即方向与图示相反。 2l
& （b）已知在这一时刻的角速度为θ ，求经过 dt 时间后的 δ 位移 dr 。问：当 dt → 0 时， r 与 dr 有何差别？
解：
a）虚位移是在某时刻约束所容许的 位移。图中小球受到细绳约束，只 能绕O点作圆周运动。当偏离角为 δθ v v 时，对应的虚位移为 δr = l δθ e
解： 笛卡尔坐标中的广义坐标为 x1 , x2 , x3
& 拉格朗日函数为 L = T − U = ∑ mxi2 / 2 − U ( x1 , x2 , x3 )
d ∂L ∂L 拉格朗日方程 − =0 & dt ∂qα ∂qα
i =1 3
1 dt 故 S0 = ∫ L ＝t m&2dt ∫1 2 x t1 m x2 − x )2 ( 1 = 2(t2 − t1)
b)可随意假设几种情况进行讨论。
1 & & & L = T − U = m( ρ 2 + ρ 2ϕ 2 + z 2 ) − U ( ρ ) 2
∂L ∂U ( ρ ) 2 & = mϕ ρ − ∂ρ ∂ρ ∂L & = mρ & ∂ρ
∂L =0 ∂ϕ
∂L =0 ∂z ∂L & = mz & ∂z
(α = 1, 2,3)
∂L & = mρ 2ϕ & ∂ϕ
W a ∴2Tl cosα +W2l sin α − 2 = 0 sin α
W
W a W a ∴T = −W tgα = 2 ( −sin3 α) 2l sin2 α cosα sin α cosα 2l
T =0
⇒
a sin α = 2l
3
a 当 sin α > 时， T < 0 即方向与图示相反。 2l
& （b）已知在这一时刻的角速度为θ ，求经过 dt 时间后的 δ 位移 dr 。问：当 dt → 0 时， r 与 dr 有何差别？
解：
a）虚位移是在某时刻约束所容许的 位移。图中小球受到细绳约束，只 能绕O点作圆周运动。当偏离角为 δθ v v 时，对应的虚位移为 δr = l δθ e
理论力学：第二类拉格朗日方程的总结
θ&&(θ ) = ? x&(θ ) = ?
L中无 x, t
∂T ∂x&
=
5 2
mx& +
1 2
mLθ& cosθ
=
C
&x&(θ ) = ?
5 mx&2 + 1 mL2θ&2 + 1Lmg(1− cosθ ) = E
4
6
2
2014-3-25
8
理论力学
习题课
∂T ∂x&
2014-3-25
根据对z轴的动量矩守恒和初始条件，可得关系式： ϕ&
=
1
sin2 θ
15
理论力学
习题课
问题：B 点的运动轨迹？
θ0
=
π
4
=
0.7854,ϕ0
=
0,θ&0
=
0,ϕ&0
=
2.0rad/s
m = 1kg L = 1m k = 10N/m
∂T
∂ϕ&
=
1 mL2 3
sin2 θϕ&
=
C1
2014-3-25
mL&x&cosθ
+
1 mL2θ&&+
3
1 2
mgL sinθ
=
0
2014-3-25
10
理论力学
习题课
x
A
aA
θ&&= −15 2 g,
17L
&x&
=3g 17
求地面的约束力
F
aCt A
拉格朗日第二类方程
这就是拉格朗日第二类方程。
( j 1,2,, k )
(6.2.5)
适用范围：完整系统。
14
j , q j ,t) (1) T T (q
（2）有势力、非有势力都适用
(3) Q j
AF q j
（4）不含约束力。 二、保守系统的拉格朗日方程 如果作用于质点系的力是有势力，则：
V Qj q j
n 1 1 2 2 ( m v ) ( m v i i i i ) k d i 1 2 i 1 2 [ ]q j j q q j j 1 dt n
d T T [ ]q j j q j j 1 dt q
k
( m)
13
将（d）（m）代入（c）得：
d T T ) q j 0 Q jq j ( j 1 j 1 dt q j q j k d T T 或： （Q j ) q j 0 j 1 j q j dt q
k k
由于δqj彼此独立，所以：
d T T Qj j q j dt q
1 2 P 9Q 0 M (R r)2 6 g 6M g 2 ( 2 P 9Q )( R r )
积分，得：
3M 2 gt C1t C 2 2 ( 2 P 9Q )( R r )
0 0 得 C1 C2 0 代入初始条件，t =0 时， 0 0 ,
由于V=V（q1，q2，...，qk），不含广义速度，所以
保守系统的拉格朗日第二类方程。
16
应用拉氏方程解题的步骤： 1. 判定质点系的自由度 f，选取适宜的广义坐标。必须注意： 不能遗漏独立的坐标，也不能有多余的（不独立）坐标。 2. 计算质点系的动能T，表示为广义速度和广义坐标的函数。 3. 计算广义力 Q j
( j 1,2,, k )
(6.2.5)
适用范围：完整系统。
14
j , q j ,t) (1) T T (q
（2）有势力、非有势力都适用
(3) Q j
AF q j
（4）不含约束力。 二、保守系统的拉格朗日方程 如果作用于质点系的力是有势力，则：
V Qj q j
n 1 1 2 2 ( m v ) ( m v i i i i ) k d i 1 2 i 1 2 [ ]q j j q q j j 1 dt n
d T T [ ]q j j q j j 1 dt q
k
( m)
13
将（d）（m）代入（c）得：
d T T ) q j 0 Q jq j ( j 1 j 1 dt q j q j k d T T 或： （Q j ) q j 0 j 1 j q j dt q
k k
由于δqj彼此独立，所以：
d T T Qj j q j dt q
1 2 P 9Q 0 M (R r)2 6 g 6M g 2 ( 2 P 9Q )( R r )
积分，得：
3M 2 gt C1t C 2 2 ( 2 P 9Q )( R r )
0 0 得 C1 C2 0 代入初始条件，t =0 时， 0 0 ,
由于V=V（q1，q2，...，qk），不含广义速度，所以
保守系统的拉格朗日第二类方程。
16
应用拉氏方程解题的步骤： 1. 判定质点系的自由度 f，选取适宜的广义坐标。必须注意： 不能遗漏独立的坐标，也不能有多余的（不独立）坐标。 2. 计算质点系的动能T，表示为广义速度和广义坐标的函数。 3. 计算广义力 Q j
分析力学基础第一章(4-6节)
T q
m1
m2 x m2 Lcos
px
循环积分——系统的水平动量守恒
T V C
能量积分——机械能守恒
x
F t
vA
m1 g
CvCA
m2 g
§1-6 第一类拉格朗日方程
§1-6 第一类拉格朗日方程
设描述系统的位形坐标：q1 , q2 , , qn
系统的约束方程为： fk r1, r2 , , rn , t 0 k 1,2, , s
i 1
k 1
代入动力学普遍方程：
n
Fi FIi
ri
n
Fi
miri ri
0
i 1
i 1
有：
n i 1
Fi
miri ri
N Qk
k1
n i 1
miri
ri qk
qk
§ 1-4 第二类拉格朗日方程
n
i 1
Fi
miri ri
N Qk
k1
n i 1
miri
解：1、系统的自由度为k=1
2、系统的广义坐标：
3、系统的动能： T 1 1 m l22 1 m l22
23
6
4、系统的势能：
V
mg
l
1
cos
5、拉格朗日函数： 2
L T V 1 ml22 mg l 1 cos
OB
6
2
d dt
L qk
L qk
0
1 m l2 l m gsin
3
2
mg A
i 1
Fi
miri
s
k
k 1
fk ri
ri
分析力学基础-第二类拉格朗日方程
广义坐标vA 。(Rr)
A
vA r
R r
r
M1-16
T
1 2
JO&2
1 2
Q g
v
2 A
1 2
J AA2
1 2
1 3
P g
(R
r)2&2
1 2
Q g
(R
r)2&2
1 2
1 2
Q g
r2
(R
r)2 r2
&2
1 2P 9Q (R r)2&2
12 g
W ( ) M
Q
W ( )
M
T&
1 6
2P
得
(m1 m2 )&x&1 m2l&&cos m2l&2 sin 0
M1-14
同理：
T& m2l2& m2lx&1 cos
T
m2lx&in
d dt
T x&1
m2l(l&&
cos &x&1
x&1&sin )
由拉格朗日方程d
dt
(
T q&k
)
T qk
Qk
得
m2l(l&& cos&x&1 x&1&sin) m2gl sin
)
M1-13
系统势能：（选质点 M2 在最低位置为零势能位
置）
V m2gl(1 cos)
求导运算可得：
T x&1
(m1
m2
)
x&1
分析力学基础第一章(4-6节)
1 2 y 2 z 2 T m x 2 Qz mg
§ 1-4 第二类拉格朗日方程
例：长为l，质量为m的匀质杆绕水平轴B转动，求其动 力学方程 解：1、系统的自由度为k=1 2、系统的广义坐标： 1 1 2 2 1 2 2 3、系统的动能： T ml ml 23 6 4、系统的广义力： l W mg sin 2 Q B O l T d T Q mg sin Qj q 2 dt q j j 1 2 l ml mg sin 3 2 mg
T V q q k k
设：L=T-V (拉格朗日函数 动势)
T V 0 q k L q 0 k
d L k dt q
§ 1-4 第二类拉格朗日方程
例：长为l，质量为m的匀质杆绕水平轴B转动，求其动 力学方程 解：1、系统的自由度为k=1 2、系统的广义坐标： 1 1 2 2 1 2 2 3、系统的动能： T ml ml 23 6 4、系统的势能： l V mg 1 cos 2 5、拉格朗日函数：
x
F t
循环积分——系统的水平动量守恒
vA
T V C
能量积分——机械能守恒
m1 g
C CA
v
m2 g
§1-6 第一类拉格朗日方程
§1-6 第一类拉格朗日方程
设描述系统的位形坐标： q1 , q2 ,, qn
系统的约束方程为： f k r1 , r2 ,, rn , t 0
§ 1-5 拉格朗日方程的初积分
二、循环积分 设：系统主动力为有势力 循环坐标：拉格朗日方程中不显含的广义坐标qk(k=1,…,N)
第一章下册哈工大理论力学
N=?
按刚片自由度计算 N=3n-s=3×5-(2×4)-2× (3-1)-2=1
按质点自由度计算 N=2n-s=2×5-2-2-4-1=1
B
30 o
O
M
C
30 o
r
O1
D
30 o
A
F
N=?
按刚片自由度计算 N=3n-s=3×5-(2×6)-2=1 按质点自由度计算 N=2n-s=2×6-8-1=3？ N=2n-s=2×6-8-1-2=1
代入广义力表达式，系统平衡的时候有：
Q1 P 1 a sin P 2 2a sin F 2a cos 0 Q2 P2 b sin F 2b cos 0
由此解得：
2F tg P1 2 P2
,
2F tg P2
第二种方法： 先使 保持不变，而使 获得变分 ，得到系统的 一组虚位移，如图所示。 yC 0
由于广义坐标是相互独立的，qk 可以任意取值，因 此要使虚功方程满足，必须有：
Q1 Q2 QN 0
质点系的平衡条件是系统所有的广义力都等于零。 这就是用广义坐标表示的质点系的平衡方程。 求广义力的方法一：
xi yi zi Qk Fix q Fiy q Fiz q i 1 k k k ( k 1,2, , N )
第 一 章
分析力学基础
物体运动与相互作用之间的关系
牛顿第二定律 （矢量形式表示出来）
矢量力学 质点系动力学普遍定理： 动量定理、动量矩定理和动能定理
求解具有复杂约束系统和变形体的动力学 问题采用分析数学的方法 能量与功
通过虚位移原理和达朗贝尔原理建立普遍形式 下的动力学方程 分析力学
分析动力学1-第二类拉格朗日方程 - 2019
例4
本题也可以将力偶M视为 有势力，则系统势能函数 为
V mgR cos 0 Md
L=T–V
d dt
L
L
0
d dt
L
L
0
解
M
y
O
x
R
R
m
第8章 第 二 类 拉 格 朗 日 方 程 及 其 应 用
例6
Q
设倾角为的质量为M的三角块可以沿着水平
面自由运动，质量为 m的小物块沿着三角块 运动，并以刚度系数为 k的弹簧与三角块相 连，如图所示。求该系统的运动微分方程。
用
xr :
3 2
mxr
mx cos
mg
sin
0
第8章 第 二 类 拉 格 朗 日 方 程 及 其 应 用
例4
半径为R的圆环在力偶 矩为M的力偶作用下转 动，质量为m的小环可 在圆环上自由滑动。 已知圆环对y轴的转动 惯量为J，忽略摩擦力。 求为使圆环匀角速转 动所需施加的力偶矩M。
M
y
O
x
R
m
第8章 第 二 类 拉 格 朗 日 方 程 及 其 应 用
)(r1
r2
)2
2
A=M Q M
T
1 6
(2m
9m2
)(
r1
r2
)
2
T
0
d dt
T
T
Q
1 6
(2m
9m2 )(r1
r2 )2
M
(2m
6M 9m2 )(r1
r2 )2
第8章 第 二 类 拉 格 朗 日 方 程 及 其 应 用
例3
M
用拉格朗日方程列写系统的运动微分方程(假 定小球纯滚动)。
第一章 分析力学基础
唯一的数y与之对应，则称在集合E上给定了一个函数
y = f (x) (x, y R)
在闭区间a, b上的连续函数A（x），积分
b
I = a A(x)dx
设定义在 a, b上的所有连续函数组成的集合为 ，则
上式给出了集合 到数域R的一个映射关系，称之为泛函 数，记为
I (A) (I R,A )
n个质点组成的质点系，任一瞬时这n个质点在空间中 位置的集合称为该质点系的位形。
所有满足约束条件的质点系的位形的集合称为该质点 系位形空间 。可以证明，对于完整约束系统，位形空间为 线性空间。
对于保守系统，位形空间的每一个元素（即质点系的 每一个位形），都有唯一的势能值与之对应，因此，质点 系的势能可以看成是定义在位形空间的一个泛函数。
n
δWF δWFi i 1
n
i 1
( Fix
N k 1
xi qk
δqk
Fiy
N k 1
yi qk
δqk
Fiz
N k 1
zi qk
δqk )
N n (Fix
k 1 i1
xi qk
Fiy
yi qk
Fiz
zi qk
)δqk 0 Nhomakorabea令Qk
n
( Fix
i 1
xi qk
Fiy
yi qk
势能变分的定义
设y=f（x）是定义在数域R上的可微函数，当自变量x发生 微小变化dx时，对应函数值的微小变化称为函数的微分，记 作
dy = f (x + dx) - f (x) = f (x)dx
设 I (A) 是定义在集合 上的泛函数，当自变量A发 生微小变化 A 时，对应泛函数值的微小变化称为泛函数的 变分
y = f (x) (x, y R)
在闭区间a, b上的连续函数A（x），积分
b
I = a A(x)dx
设定义在 a, b上的所有连续函数组成的集合为 ，则
上式给出了集合 到数域R的一个映射关系，称之为泛函 数，记为
I (A) (I R,A )
n个质点组成的质点系，任一瞬时这n个质点在空间中 位置的集合称为该质点系的位形。
所有满足约束条件的质点系的位形的集合称为该质点 系位形空间 。可以证明，对于完整约束系统，位形空间为 线性空间。
对于保守系统，位形空间的每一个元素（即质点系的 每一个位形），都有唯一的势能值与之对应，因此，质点 系的势能可以看成是定义在位形空间的一个泛函数。
n
δWF δWFi i 1
n
i 1
( Fix
N k 1
xi qk
δqk
Fiy
N k 1
yi qk
δqk
Fiz
N k 1
zi qk
δqk )
N n (Fix
k 1 i1
xi qk
Fiy
yi qk
Fiz
zi qk
)δqk 0 Nhomakorabea令Qk
n
( Fix
i 1
xi qk
Fiy
yi qk
势能变分的定义
设y=f（x）是定义在数域R上的可微函数，当自变量x发生 微小变化dx时，对应函数值的微小变化称为函数的微分，记 作
dy = f (x + dx) - f (x) = f (x)dx
设 I (A) 是定义在集合 上的泛函数，当自变量A发 生微小变化 A 时，对应泛函数值的微小变化称为泛函数的 变分
06-分析力学基础-第二类拉格朗日方程资料
保守体系的拉格朗日方程为：
d dt
(qLk)qLk
0
想一想：上式的成立、适用条件是什么？
M1-6
3. 对拉格朗日方程的评价
(1) 拉氏方程的特点（优点）： 是一个二阶微分方程组，方程个数与体系的自由度相同。形式简 洁、结构紧凑。而且无论选取什么参数作广义坐标，方程形式不变。 方程中不出现约束反力，因而在建立体系的方程时，只需分析已 知的主动力，不必考虑未知的约束反力。体系越复杂，约束条件越 多，自由度越少，方程个数也越少，问题也就越简单。
M1-10
系统动能：
T1 2m 1x21 2JBB 21 2JI
2 A
1 2 m 1 x 2 1 2 1 2 m 2 R 2B 2 1 2 2 3 m 2 R 2A 2
m1
2m2 2
x2
系统的拉格朗日函数（动势）
LTV m 1 2 2 m 2x 2 1 2 k (0 x )2 m 1 g x
5. 求出上述一组微分方程的积分。
M1-9
[例] 物块C的质量为m1，A，B两轮 皆为均质圆轮，半径R，质量为m2， 求系统的运动微分方程。
解：图示机构只有一个自由度，所受
约束皆为完整、理想、定常的，以物 块平衡位置为原点，取x 为广义坐标。
系统势能： (以弹簧原长为弹性势能零点)
V1 2k(0x)2m1gx
2. 计算质点系的动能T，表示为广义速度和广义坐标的函数。
3. 计算广义力 Q j(j 1 ,2 , ,k)，计算公式为：
Q j i n1(Xi q xijYi q yijZi q zij) 或
Qj
W ( j) qj
若主动力为有势力，也可将势能 V 表示为广义坐标的函数。
拉格朗日方程的初积分
q [ m (
1
s
s
s
s
1 1
s s
q q )] q q q q q q q )]
q [ m (
1
s
1 1
s s
q [ m (q q )]
s
广义能量积分 方法2:
d T T V (q q q ) dt q q q 1
s
[
1
s
d T T T V ( q ) q q q ] dt qT T T V V ) (q ( q q ) ( q ) dt 1 q q q t t 1 q t 1
于是拉格朗日函数的时间导数为
s dL s L L q q dt 1 q 1 q s
广义能量积分
L d L ( ) q dt q
s d L L d s L q q q dt q dt 1 q 1 1 q
q [
1
s s
s
s
(b q ) q
]
s
1
q [ b )] q b T1
1 1 1
T0 q q 0 1
s
L 0 • 设拉格朗日函数L不显含时间t，即 t
• 代入拉氏方程得：
2 sin 0
现在求初积分 T2 T0 V 常量
1 2 即 m a2 2 m a2（ cos） 常量 1 2
是所求之运动积分 对之求导，也能得到
第1章 分析力学基础 1-4 第一类拉格朗日方程
M1-5
步骤： 1. 列出笛卡尔坐标下的约束方程；
f k 2. 根据约束方程确定 ； ri
3. 分析各质点上的主动力； 4. 根据第一类拉格朗日方程，列出运动微分方程；
5. 与约束方程联立求解，确定积分常数。
M1-6
已知： M1 的质量为 m1 ， M2 的质量为 m2 ， 杆长为l。 试建立此系统的运动微分方程。 1. 约束方程
有N=3n-s个是独立的。
拉格郎日开创的分析力学，就是为克服动力学普遍方程
的弱点，解决多自由度、非自由系统的动力学问题而发展完
善的。
M1-1
解决动力学普遍方程困难主要有三条途径：
1、分离独立坐标法； 2：拉格郎日乘子法解算动力学普遍方程。
这种方法在实际应用中，并不可取，但是起步艰难的第一 步，同时是解微分方程的一种重要方法；
3.各质点上的主动力
F1 m1gj F2 m2 gj
M1-7
4. 根据第一类拉格朗日方程，
f k Fi mi ri k 0 ri k 1
s
列出运动微分方程
f1 f 2 F1 m1r1 1 2 0 r1 r1
f f F2 m2 r2 1 1 2 2 0 r2 r2
3：拉格郎日第二类方程：采用广义坐标代替笛卡尔坐标，彻
底改造动力学普遍方程，得到一组二阶常微分方程。
M1-2
1—4 第一类拉格朗日方程
我们引入符号
f k f k f k f k i+ j+ k r xi yi zi
对约束方程两边变分 f k (r1 , r2 , ... rn t ) 0 （k 1, 2,3, , s）
独立坐标有3n-s个，对于不独立坐标，我们可选取适当的 k 使
步骤： 1. 列出笛卡尔坐标下的约束方程；
f k 2. 根据约束方程确定 ； ri
3. 分析各质点上的主动力； 4. 根据第一类拉格朗日方程，列出运动微分方程；
5. 与约束方程联立求解，确定积分常数。
M1-6
已知： M1 的质量为 m1 ， M2 的质量为 m2 ， 杆长为l。 试建立此系统的运动微分方程。 1. 约束方程
有N=3n-s个是独立的。
拉格郎日开创的分析力学，就是为克服动力学普遍方程
的弱点，解决多自由度、非自由系统的动力学问题而发展完
善的。
M1-1
解决动力学普遍方程困难主要有三条途径：
1、分离独立坐标法； 2：拉格郎日乘子法解算动力学普遍方程。
这种方法在实际应用中，并不可取，但是起步艰难的第一 步，同时是解微分方程的一种重要方法；
3.各质点上的主动力
F1 m1gj F2 m2 gj
M1-7
4. 根据第一类拉格朗日方程，
f k Fi mi ri k 0 ri k 1
s
列出运动微分方程
f1 f 2 F1 m1r1 1 2 0 r1 r1
f f F2 m2 r2 1 1 2 2 0 r2 r2
3：拉格郎日第二类方程：采用广义坐标代替笛卡尔坐标，彻
底改造动力学普遍方程，得到一组二阶常微分方程。
M1-2
1—4 第一类拉格朗日方程
我们引入符号
f k f k f k f k i+ j+ k r xi yi zi
对约束方程两边变分 f k (r1 , r2 , ... rn t ) 0 （k 1, 2,3, , s）
独立坐标有3n-s个，对于不独立坐标，我们可选取适当的 k 使
分析力学基础 第二类拉格朗日方程
2. 计算质点系的动能T，表示为广义速度和广义坐标的函数。
3. 计算广义力 Q j(j 1 ,2 ,L,k)，计算公式为：
Q j i n1(Xi q xijYi q yijZi q zij) 或
Qj
W ( j) qj
若主动力为有势力，也可将势能 V 表示为广义坐标的函数。
4. 建立拉氏方程并加以整理，得出k个二阶常微分方程。
i n1(F im i& r& i) q rik0 k1,2,LN
M1-2
变换
1.
ri qk
r&i q&k
2.
d dt
ri qk
r&i qk
3. i n 1m i& r & i q r ik i n 1m id d t r & i q r ik i n 1m ir & id d t q r ik
T
n
1 2
mivi2
——体系相对惯性系的动能
i1
pk
T q&k
——广义动量，可为线动量、角动量或其他物理量
M1-4
2. 保守体系的拉格朗日方程
如果主动力都是保守力，即 FV，则为广义力
Q k i n 1 F ri q r r ik i n 1 V r r i q r r ik q V k Q k i n 1F ri q r r ik i n 1 F ix q x k i F iy q y k i F iz q z k i
两边再对 q&k 求偏导即可得
ri qk
r&i q&k
３—5 第二类拉格朗日方程
1. 基本形式的拉格朗日方程
质点 i 的虚位移
分析力学 拉格朗日
1 x1 l1 sin 2 1 x2 l1 sin l2 sin 2 y3 l1 cos l2 cos
P x1, y1 1 P2 x2 , y2 B x3 , y3
1 1 Pl1 cos P2l1 cos Fl1 sin P2l2 cos Fl2 sin 0 1 2 2
第五章 分析力学
§5.1 约束与广义坐标 §5.2 虚功原理 §5.3 拉格朗日方程 §5.4 小振动 §5.5 哈密顿正则方程 §5.6 泊松括号和泊松定理 §5.7 哈密顿原理 §5.8 正则变换 §5.9 哈密顿-雅科比理论 §5.10 相积分与角变数 §5.11 刘维定理
§5.1 约束与广义坐标
ri ri q q
1 s 2 得到 P d T T 注意 T mi ri dt q q 2 1
Q P q
1
s
0
d T T Q dt q q q 0 1
第五章 分析力学
分析力学是拉格朗日等人在十八世纪在牛顿力学 基础上建立的经典力学的一个体系，因为所用的方法 完全是数学分析，称之为分析力学。建立分析力学的 目的是为了 用数学方法解决复杂的力学问题，后来的 研究发现，分析力学的体系和方法不局限于力学，对 物理学的其他领域也非常有用。其原因是将物理规律 抽象为数学原理和定理，揭示了物理规律背后更普遍 的性质，掌握这些对今后的学习很重要。 这一章的重点是拉格朗日方程，哈密顿正则方程 和正则变换在统计物理中有重要应用，泊松括号的概 念在量子力学中非常重要。
n
s ri ri dri ri q q t dt 1
P x1, y1 1 P2 x2 , y2 B x3 , y3
1 1 Pl1 cos P2l1 cos Fl1 sin P2l2 cos Fl2 sin 0 1 2 2
第五章 分析力学
§5.1 约束与广义坐标 §5.2 虚功原理 §5.3 拉格朗日方程 §5.4 小振动 §5.5 哈密顿正则方程 §5.6 泊松括号和泊松定理 §5.7 哈密顿原理 §5.8 正则变换 §5.9 哈密顿-雅科比理论 §5.10 相积分与角变数 §5.11 刘维定理
§5.1 约束与广义坐标
ri ri q q
1 s 2 得到 P d T T 注意 T mi ri dt q q 2 1
Q P q
1
s
0
d T T Q dt q q q 0 1
第五章 分析力学
分析力学是拉格朗日等人在十八世纪在牛顿力学 基础上建立的经典力学的一个体系，因为所用的方法 完全是数学分析，称之为分析力学。建立分析力学的 目的是为了 用数学方法解决复杂的力学问题，后来的 研究发现，分析力学的体系和方法不局限于力学，对 物理学的其他领域也非常有用。其原因是将物理规律 抽象为数学原理和定理，揭示了物理规律背后更普遍 的性质，掌握这些对今后的学习很重要。 这一章的重点是拉格朗日方程，哈密顿正则方程 和正则变换在统计物理中有重要应用，泊松括号的概 念在量子力学中非常重要。
n
s ri ri dri ri q q t dt 1
分析力学基础(6)
N
质点系的动能表达
∂ ∂ r r 1n 1 n T = ∑ iv2 = ∑ i i ⋅ i + mi m t t 2 i=1 2 i=1 ∂ ∂ n ∂i ∂i ∂i ∂i r r r r 1 N N n ɺj + ∑ m ɺɺ +∑∑ i m ⋅ q ∑∑ i ∂q ⋅ ∂q qjqk ∂ ∂ j t q 2 j=1 k=1 i=1 j= i= 1 1 j k N 1N N =T +∑ jqj + ∑ m qjq bɺ ∑ jk ɺ ɺk 0 2 j=1 k=1 j= 1
ɺ λɺj分 代 qj ( j =12⋯k),必 q 别 替 ,, , 有
h ɺ1,λɺ2,⋯λɺk ) =λ f (q ,q ,⋯q ) ɺ1 ɺ2 , ɺk f (λ q , q q
质点系的动能表达
h ɺ1,λɺ2,⋯λɺk ) =λ f (q ,q ,⋯q ) ɺ1 ɺ2 , ɺk f (λ q , q q
广义动量守恒
广义动量守恒
广义动量 广义动量 pi 定义为
∂ T p= i ∂ɺi q
广义动量为动能对广义速度的偏导数 广义动量 pi 是标量
广义动量守恒
广义动量守恒 设qi 是循环坐标，即有 是循环坐标，
∂ L =0 , ∂i q ∂ L （常数） =C 常数） ∂ɺi q
ɺi 无关， 由于势能V 由于势能V与广义速度 q 无关，所以
上式代入到第一式中，得到 上式代入到第一式中，
dL ∂ L d N ∂ L ɺi = + (∑ q ) dt ∂ dt i=1 ∂ɺi t q
广义能量守恒
dL ∂ L d N ∂ L ɺi = + (∑ q ) dt ∂ dt i=1 ∂ɺi t q
质点系的动能表达
∂ ∂ r r 1n 1 n T = ∑ iv2 = ∑ i i ⋅ i + mi m t t 2 i=1 2 i=1 ∂ ∂ n ∂i ∂i ∂i ∂i r r r r 1 N N n ɺj + ∑ m ɺɺ +∑∑ i m ⋅ q ∑∑ i ∂q ⋅ ∂q qjqk ∂ ∂ j t q 2 j=1 k=1 i=1 j= i= 1 1 j k N 1N N =T +∑ jqj + ∑ m qjq bɺ ∑ jk ɺ ɺk 0 2 j=1 k=1 j= 1
ɺ λɺj分 代 qj ( j =12⋯k),必 q 别 替 ,, , 有
h ɺ1,λɺ2,⋯λɺk ) =λ f (q ,q ,⋯q ) ɺ1 ɺ2 , ɺk f (λ q , q q
质点系的动能表达
h ɺ1,λɺ2,⋯λɺk ) =λ f (q ,q ,⋯q ) ɺ1 ɺ2 , ɺk f (λ q , q q
广义动量守恒
广义动量守恒
广义动量 广义动量 pi 定义为
∂ T p= i ∂ɺi q
广义动量为动能对广义速度的偏导数 广义动量 pi 是标量
广义动量守恒
广义动量守恒 设qi 是循环坐标，即有 是循环坐标，
∂ L =0 , ∂i q ∂ L （常数） =C 常数） ∂ɺi q
ɺi 无关， 由于势能V 由于势能V与广义速度 q 无关，所以
上式代入到第一式中，得到 上式代入到第一式中，
dL ∂ L d N ∂ L ɺi = + (∑ q ) dt ∂ dt i=1 ∂ɺi t q
广义能量守恒
dL ∂ L d N ∂ L ɺi = + (∑ q ) dt ∂ dt i=1 ∂ɺi t q
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解：研究楔形体与圆柱体组成 的系统。系统受理想、完整、 定常约束，具有两个自由度。 取广义坐标为x, s ；各坐标原点 均在初始位置。
M1-8
我们已知道系统动能和势能为
V
1 3
Ph
Q(h
s sin
r cos )
T
1 2
P
g
Q
x&2
3 4
Q g
s&2
Q g
x&s&cos
1 2
P
g
Q
x&2
3 4
M1-10
[例] 一均质圆柱体可绕其垂直中心轴自由
转动，圆柱表面刻有倾角为 的螺旋槽。
小球M自静止沿槽下滑，已知小球质量为 m1圆柱体质量为m2，半径为R， 试求：小球下降高度为h时，小球相对圆
柱体的速度，圆柱体的角速度。 解：系统受理想、完整、定常约束，
具有两个自由度。取广义坐标为, s ；
各坐标原点均在初Leabharlann 位置。当ssin =h ，得
2m12 sin2 m2 s&2 2gh 0
(2m1 m2 )
s&
(2m1 m2 )2gh
2m1 sin2 m2
& 2m1 cos
R
2gh
(2m1 m2 )(2m1 sin2 m2)
q&k
L qk
q&k
0
N k 1
d dt
L q&k
q&k
L q&k
q&&k
L qk
q&k
d dt
N
k 1
L q&k
q&k
N k 1
L q&k
q&&k
L qk
q&k
2
dT dt
dL dt
d dt
(2T
L)
0
积分上式，可得。
2T L C
T V C
M1-4
积分上式，可得。 T V C
ri
ri
(
q 1
,
q2, ...
qN
)
中不
显含t ，则
vi
r&i
N ri k1 qk
q&k
T
1 2
n
mivi
i1
vi
1 2
n
mi
i1
N k 1
ri qk
q&k
N l 1
ri ql
q&l
1 2
N
mklq&k q&l
k , l1
其中
mkl
n
mi
i1
ri qk
ri ql
是广义坐标的函数，称为广义质量
M1-2
很容易证明
N
k
1
T q&k
q&k
2T
注意势能 V 不含 q&i 项，可得
N
k 1
L q&k
q&k
N k 1
(T V q&k
)
q&k
2T
将方程
d dt
L q&k
L qk
0
两边乘
q&k 对k求和
N d
k1 dt
L q&k
q&k
L qk
q&k
0
M1-3
N d
k1 dt
L q&k
Px
Lx
Tx
P
Q g
x
Q g
scos
C2
t = 0时 x s 0 ，故上式中C2 = 0 ，可得
(P Q)x&Qs&cos 0
1 2
P
Q g
x&2
3Q 4g
s&2
Q g
x&s&cos
Q s sin
0
上两式即为系统的能量积分和循环积分。 第二式实际上是
系统的机械能守恒方程。 第一式实质上是系统的动量在x方向 守恒。
次得到的，它们都是比拉格朗日方程低一阶的微分方程。
一个系统的能量积分只可能有一个；而循环积分可能不止 一个，有几个循环坐标，便有几个相应的循环积分。
M1-7
[例] 楔形体重P，斜面倾角，置于光滑水平面上。均质圆柱体重
Q，半径为 r ，在楔形体的斜面上只滚不滑。初始系统静止，且圆 柱体位于斜面最高点。 试求：(1)系统的运动微分方程；(2)楔形体的加速度；(3)系统的能 量积分与循环积分。
m2
)R2&
2m1s&R
cos
]
C1
T V C2
1 4
[2m1s&2
(2m1
m2 )R2&2
4m1s&R&cos ] m1gs sin
C2
当t =0时， & s& 0 代入上式中，得
C1 C2 0
(2m1 m2)R2& 2m1s&R cos 0
1 4
[2m1s&2
(2m1
m2 )R2&2
L
1 2
m1(s&2
R2&2
2s&R&cos
)
1 4
m2R2&2
m1gs
sin
L
1 4
[2m1s&2
(2m1
m2
)R2&2
4m1s&R&cos
]
m1gs
sin
由于拉格朗日函数L中不显含时间t，广义坐标，故为
系统循环坐标，故有循环积分和能量积分。
L& C1
T V C2
M1-13
L& C1
1 2
[(2m1
M1-11
小球的动能
T1
1 2
m1v12
1 2
m1[vr2
ve2
2vrve
cos(180
)]
1 2
m1(s&2
R2&2
2s&R&cos
)
圆柱体的动能
T2
1 2
J&2
1 4
m2 R2&2
系统的动能
T T1 T2
M1-12
系统的势能（取小球的起点为势能零点）：
V m1gssin
系统的拉格朗日函数为
上式是保守系统的机械能守恒定律，也称为保守系统的广义能 量守恒。也称为保守系统的拉格朗日方程的能量积分。
M1-5
二、循环积分
如果拉格朗日函数L中不显含某一广义坐标 qk , 则该坐标 称为保守系统的循环坐标或可遗坐标。
当 qk (k N ) 为系统的循环坐标时，必有
于是拉氏方程成为
L qk
0
d dt
(
L q&k
)
L qk
0
积分得：
L q&k
C
称为拉格朗日方程的循环积分
(k N )
M1-6
因L = T - V，而V中不显含 q&k ，故上式可写成
L q&k
q&k
(T
V )
T q&k
pk
C
pk称为广义动量，因此循环积分也可称为系统的广义动量 积分。
保守系统对应于循环坐标的广义动量守恒。
能量积分和循环积分都是由保守系统拉格朗日方程积分一
Q g
s&2
Q g
x&s&cos
1 3
Ph
Q(h
s
sin
r
cos
)
C1
当t =0时， x s 0 ，x = s = 0 , 代入上式中，得
C1
1 3
Ph
Q(h
rcos
)
1 2
P
Q g
x&2
3Q 4g
s&2
Q g
x&s&cos
Q s sin
0
M1-9
由于拉格朗日函数L中不显含广义坐标x，故 x 为系统循环 坐标，故有循环积分：
4m1s&R&cos ] m1gs sin
0
化简，得
&
2m1 (2m1 m2
)R
s&cos
2m12 sin2 m2 s&2 2gs sin 0
(2m1 m2 )
M1-14
& 2m1 s&cos
(2m1 m2 )R
2m12 sin2 m2
(2m1 m2 )
s&2
2gs
sin
0
1-6 拉格朗日第二类方程的积分
拉格朗日第二类方程的求解需要对拉格朗日第二类方程进行 积分。
对于保守系统，可以得到拉格朗日方程的某些统一形式的 首次积分，从而使得保守系统动力学问题的求解过程进一步简 化。
保守系统拉格朗日方程的首次积分包括：能量积分、循环 积分。
M1-1
一、能量积分
设系统所受的约束为定常约束，则
M1-8
我们已知道系统动能和势能为
V
1 3
Ph
Q(h
s sin
r cos )
T
1 2
P
g
Q
x&2
3 4
Q g
s&2
Q g
x&s&cos
1 2
P
g
Q
x&2
3 4
M1-10
[例] 一均质圆柱体可绕其垂直中心轴自由
转动，圆柱表面刻有倾角为 的螺旋槽。
小球M自静止沿槽下滑，已知小球质量为 m1圆柱体质量为m2，半径为R， 试求：小球下降高度为h时，小球相对圆
柱体的速度，圆柱体的角速度。 解：系统受理想、完整、定常约束，
具有两个自由度。取广义坐标为, s ；
各坐标原点均在初Leabharlann 位置。当ssin =h ，得
2m12 sin2 m2 s&2 2gh 0
(2m1 m2 )
s&
(2m1 m2 )2gh
2m1 sin2 m2
& 2m1 cos
R
2gh
(2m1 m2 )(2m1 sin2 m2)
q&k
L qk
q&k
0
N k 1
d dt
L q&k
q&k
L q&k
q&&k
L qk
q&k
d dt
N
k 1
L q&k
q&k
N k 1
L q&k
q&&k
L qk
q&k
2
dT dt
dL dt
d dt
(2T
L)
0
积分上式，可得。
2T L C
T V C
M1-4
积分上式，可得。 T V C
ri
ri
(
q 1
,
q2, ...
qN
)
中不
显含t ，则
vi
r&i
N ri k1 qk
q&k
T
1 2
n
mivi
i1
vi
1 2
n
mi
i1
N k 1
ri qk
q&k
N l 1
ri ql
q&l
1 2
N
mklq&k q&l
k , l1
其中
mkl
n
mi
i1
ri qk
ri ql
是广义坐标的函数，称为广义质量
M1-2
很容易证明
N
k
1
T q&k
q&k
2T
注意势能 V 不含 q&i 项，可得
N
k 1
L q&k
q&k
N k 1
(T V q&k
)
q&k
2T
将方程
d dt
L q&k
L qk
0
两边乘
q&k 对k求和
N d
k1 dt
L q&k
q&k
L qk
q&k
0
M1-3
N d
k1 dt
L q&k
Px
Lx
Tx
P
Q g
x
Q g
scos
C2
t = 0时 x s 0 ，故上式中C2 = 0 ，可得
(P Q)x&Qs&cos 0
1 2
P
Q g
x&2
3Q 4g
s&2
Q g
x&s&cos
Q s sin
0
上两式即为系统的能量积分和循环积分。 第二式实际上是
系统的机械能守恒方程。 第一式实质上是系统的动量在x方向 守恒。
次得到的，它们都是比拉格朗日方程低一阶的微分方程。
一个系统的能量积分只可能有一个；而循环积分可能不止 一个，有几个循环坐标，便有几个相应的循环积分。
M1-7
[例] 楔形体重P，斜面倾角，置于光滑水平面上。均质圆柱体重
Q，半径为 r ，在楔形体的斜面上只滚不滑。初始系统静止，且圆 柱体位于斜面最高点。 试求：(1)系统的运动微分方程；(2)楔形体的加速度；(3)系统的能 量积分与循环积分。
m2
)R2&
2m1s&R
cos
]
C1
T V C2
1 4
[2m1s&2
(2m1
m2 )R2&2
4m1s&R&cos ] m1gs sin
C2
当t =0时， & s& 0 代入上式中，得
C1 C2 0
(2m1 m2)R2& 2m1s&R cos 0
1 4
[2m1s&2
(2m1
m2 )R2&2
L
1 2
m1(s&2
R2&2
2s&R&cos
)
1 4
m2R2&2
m1gs
sin
L
1 4
[2m1s&2
(2m1
m2
)R2&2
4m1s&R&cos
]
m1gs
sin
由于拉格朗日函数L中不显含时间t，广义坐标，故为
系统循环坐标，故有循环积分和能量积分。
L& C1
T V C2
M1-13
L& C1
1 2
[(2m1
M1-11
小球的动能
T1
1 2
m1v12
1 2
m1[vr2
ve2
2vrve
cos(180
)]
1 2
m1(s&2
R2&2
2s&R&cos
)
圆柱体的动能
T2
1 2
J&2
1 4
m2 R2&2
系统的动能
T T1 T2
M1-12
系统的势能（取小球的起点为势能零点）：
V m1gssin
系统的拉格朗日函数为
上式是保守系统的机械能守恒定律，也称为保守系统的广义能 量守恒。也称为保守系统的拉格朗日方程的能量积分。
M1-5
二、循环积分
如果拉格朗日函数L中不显含某一广义坐标 qk , 则该坐标 称为保守系统的循环坐标或可遗坐标。
当 qk (k N ) 为系统的循环坐标时，必有
于是拉氏方程成为
L qk
0
d dt
(
L q&k
)
L qk
0
积分得：
L q&k
C
称为拉格朗日方程的循环积分
(k N )
M1-6
因L = T - V，而V中不显含 q&k ，故上式可写成
L q&k
q&k
(T
V )
T q&k
pk
C
pk称为广义动量，因此循环积分也可称为系统的广义动量 积分。
保守系统对应于循环坐标的广义动量守恒。
能量积分和循环积分都是由保守系统拉格朗日方程积分一
Q g
s&2
Q g
x&s&cos
1 3
Ph
Q(h
s
sin
r
cos
)
C1
当t =0时， x s 0 ，x = s = 0 , 代入上式中，得
C1
1 3
Ph
Q(h
rcos
)
1 2
P
Q g
x&2
3Q 4g
s&2
Q g
x&s&cos
Q s sin
0
M1-9
由于拉格朗日函数L中不显含广义坐标x，故 x 为系统循环 坐标，故有循环积分：
4m1s&R&cos ] m1gs sin
0
化简，得
&
2m1 (2m1 m2
)R
s&cos
2m12 sin2 m2 s&2 2gs sin 0
(2m1 m2 )
M1-14
& 2m1 s&cos
(2m1 m2 )R
2m12 sin2 m2
(2m1 m2 )
s&2
2gs
sin
0
1-6 拉格朗日第二类方程的积分
拉格朗日第二类方程的求解需要对拉格朗日第二类方程进行 积分。
对于保守系统，可以得到拉格朗日方程的某些统一形式的 首次积分，从而使得保守系统动力学问题的求解过程进一步简 化。
保守系统拉格朗日方程的首次积分包括：能量积分、循环 积分。
M1-1
一、能量积分
设系统所受的约束为定常约束，则