Som illustreret er der et vejintegrale for enhver vej. Med Euler-Lagrange-ligningen kan vejen, der minimerer integralet, findes.
En Euler-Lagrange-ligning er en partiel differentialligning , for hvilken det gælder, at løsningen er en mængde af funktioner , som opfylder at den første afledte for en given funktional (se funktional-afledte ) er lig nul. Euler-Lagrange-ligningen optræder bl.a. inden for analytisk mekanik som betingelsen for stationering af virkningsfunktionalen for et givent mekanisk system.
Givet et funktional på formen
J
[
q
1
,
.
.
.
,
q
n
]
=
∫
a
b
L
(
x
,
q
1
(
x
)
,
.
.
.
,
q
n
(
x
)
,
q
1
′
(
x
)
,
.
.
.
,
q
n
′
(
x
)
)
d
x
{\displaystyle J[q_{1},...,q_{n}]=\int _{a}^{b}L(x,q_{1}(x),...,q_{n}(x),q'_{1}(x),...,q_{n}'(x))dx}
da er den første funktional-afledte mht.
q
i
{\displaystyle q_{i}}
ved
x
{\displaystyle x}
givet ved:
δ
J
δ
q
i
(
x
)
=
∂
L
∂
q
i
−
d
d
x
∂
L
∂
q
i
′
{\displaystyle {\delta J \over \delta q_{i}(x)}={\partial L \over \partial q_{i}}-{\operatorname {d} \over \operatorname {d} x}{\partial L \over \partial q'_{i}}}
J
{\displaystyle J}
er stationær, når den funktional-afledte er lig nul, hvorved Euler-Lagrange-ligningerne fås:
∂
L
∂
q
i
−
d
d
x
∂
L
∂
q
i
′
=
0
∀
i
{\displaystyle {\partial L \over \partial q_{i}}-{\operatorname {d} \over \operatorname {d} x}{\partial L \over \partial q'_{i}}=0\quad \forall i}
Hvis
L
{\displaystyle L}
ikke eksplicit afhænger af
x
{\displaystyle x}
, reduceres ligningen til Beltrami-identiteten :
L
−
q
i
′
∂
L
∂
q
i
′
=
C
i
∀
i
{\displaystyle L-q'_{i}{\partial L \over \partial q'_{i}}=C_{i}\quad \forall i}
hvor
C
i
{\displaystyle C_{i}}
er konstant.[ 1]
Et funktional på formen
J
=
∫
a
b
L
(
x
,
q
,
q
′
)
d
x
{\displaystyle J=\int _{a}^{b}L(x,q,q')dx}
skal stationeres:
δ
J
=
δ
∫
a
b
L
(
x
,
q
,
q
′
)
d
x
=
0
{\displaystyle \delta J=\delta \int _{a}^{b}L(x,q,q')dx=0}
Variationen i
J
{\displaystyle J}
kan skrives ved variationerne i
q
{\displaystyle q}
og
q
′
{\displaystyle q'}
:
∫
a
b
[
∂
L
∂
q
δ
q
+
∂
L
∂
q
′
δ
q
′
]
d
x
=
0
{\displaystyle \int _{a}^{b}\left[{\partial L \over \partial q}\delta q+{\partial L \over \partial q'}\delta q'\right]dx=0}
(1 )
hvor
δ
q
′
≡
d
d
t
(
δ
q
)
{\displaystyle \delta q'\equiv {\frac {d}{dt}}\left(\delta q\right)}
Det kræves desuden, at variationen i hver ende er nul:
δ
q
(
a
)
=
δ
q
(
b
)
=
0
{\displaystyle \delta q(a)=\delta q(b)=0}
(2 )
Pga. produktreglen gælder:
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
δ
q
)
=
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
)
δ
q
+
∂
L
∂
q
′
d
d
t
(
δ
q
)
{\displaystyle {\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\delta q\right)={\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\right)\delta q+{\partial L \over \partial q'}{\frac {d}{dt}}\left(\delta q\right)}
Og dermed:
∂
L
∂
q
′
d
d
t
(
δ
q
)
=
−
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
)
δ
q
+
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
δ
q
)
{\displaystyle {\partial L \over \partial q'}{\frac {d}{dt}}\left(\delta q\right)=-{\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\right)\delta q+{\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\delta q\right)}
Dette indsættes i lign. 1 , og integralet splittes op:
∫
a
b
[
∂
L
∂
q
δ
q
−
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
)
δ
q
+
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
δ
q
)
]
d
x
=
0
∫
a
b
[
∂
L
∂
q
δ
q
−
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
)
δ
q
]
d
x
+
∫
a
b
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
δ
q
)
d
x
=
0
∫
a
b
[
∂
L
∂
q
δ
q
−
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
)
δ
q
]
d
x
+
[
∂
L
∂
q
′
δ
q
]
a
b
=
0
{\displaystyle {\begin{aligned}\int _{a}^{b}\left[{\partial L \over \partial q}\delta q-{\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\right)\delta q+{\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\delta q\right)\right]dx&=0\\\int _{a}^{b}\left[{\partial L \over \partial q}\delta q-{\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\right)\delta q\right]dx+\int _{a}^{b}{\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\delta q\right)dx&=0\\\int _{a}^{b}\left[{\partial L \over \partial q}\delta q-{\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\right)\delta q\right]dx+\left[{\partial L \over \partial q'}\delta q\right]_{a}^{b}&=0\end{aligned}}}
Pga. lign. 2 gælder:
[
∂
L
∂
q
′
δ
q
]
a
b
=
0
{\displaystyle \left[{\partial L \over \partial q'}\delta q\right]_{a}^{b}=0}
Derfor:
∫
a
b
[
∂
L
∂
q
δ
q
−
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
)
δ
q
]
d
x
=
0
∫
a
b
[
∂
L
∂
q
−
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
)
]
(
δ
q
)
d
x
=
0
{\displaystyle {\begin{aligned}\int _{a}^{b}\left[{\partial L \over \partial q}\delta q-{\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\right)\delta q\right]dx&=0\\\int _{a}^{b}\left[{\partial L \over \partial q}-{\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\right)\right]\left(\delta q\right)dx&=0\end{aligned}}}
Integralet består nu af to faktorer. Siden integralet altid skal være nul, og det skal gælde for alle variationer af
q
{\displaystyle q}
, må den første faktor være nul:
∂
L
∂
q
−
d
d
t
(
∂
L
∂
q
′
)
=
0
{\displaystyle {\partial L \over \partial q}-{\frac {d}{dt}}\left({\partial L \over \partial q'}\right)=0}
(3 )
Dermed er Euler-Lagrange-ligningen udledt.[ 2]
Et bestemt mekanisk system beskrevet ved én koordinat
x
{\displaystyle x}
og med potentialet
V
{\displaystyle V}
har Lagrangefunktionen:
L
(
x
,
x
˙
)
=
T
(
x
˙
)
−
V
(
x
)
=
1
2
m
x
˙
2
−
V
(
x
)
{\displaystyle L(x,{\dot {x}})=T({\dot {x}})-V(x)={\frac {1}{2}}m{\dot {x}}^{2}-V(x)}
Dvs. at den kinetiske energi er givet som for en klassisk punktmasse med massen
m
{\displaystyle m}
og hastigheden:
x
˙
=
d
e
f
d
x
d
t
{\displaystyle {\dot {x}}{\overset {\underset {\mathrm {def} }{}}{=}}{\operatorname {d} x \over \operatorname {d} \!t}}
,
mens den potentielle energi afhænger af positionen (den potentielle energi ville fx i et homogent tyngdefelt være givet på formen:
V
(
x
)
=
m
g
x
{\displaystyle V(x)=mgx}
Systemet vil udvikle sig således at virkningen
I
{\displaystyle I}
stationeres,[ 3]
I
=
∫
L
d
t
{\displaystyle I=\int Ldt}
Systemets dynamik er derfor beskrevet ved Euler-Lagrange-ligningen:
d
d
t
(
∂
L
∂
x
˙
)
−
∂
L
∂
x
=
0
{\displaystyle {\frac {d}{dt}}\left({\frac {\partial L}{\partial {\dot {x}}}}\right)-{\frac {\partial L}{\partial x}}=0}
⇓
{\displaystyle \Downarrow }
d
d
t
(
∂
(
1
2
m
x
˙
2
−
V
(
x
)
)
∂
x
˙
)
−
∂
(
1
2
m
x
˙
2
−
V
(
x
)
)
∂
x
=
0
{\displaystyle {\frac {d}{dt}}\left({\frac {\partial \left({\frac {1}{2}}m{\dot {x}}^{2}-V(x)\right)}{\partial {\dot {x}}}}\right)-{\frac {\partial \left({\frac {1}{2}}m{\dot {x}}^{2}-V(x)\right)}{\partial x}}=0}
⇓
{\displaystyle \Downarrow }
d
d
t
(
m
x
˙
)
+
∂
V
(
x
)
∂
x
=
0
{\displaystyle {\frac {d}{dt}}\left(m{\dot {x}}\right)+{\frac {\partial V(x)}{\partial x}}=0}
⇓
{\displaystyle \Downarrow }
m
x
¨
+
∂
V
(
x
)
∂
x
=
0
{\displaystyle m{\ddot {x}}+{\frac {\partial V(x)}{\partial x}}=0}
⇓
{\displaystyle \Downarrow }
m
x
¨
=
−
∂
V
(
x
)
∂
x
{\displaystyle m{\ddot {x}}=-{\frac {\partial V(x)}{\partial x}}}
(4 )
Eftersom den dobbelte tidsafledte mht. positionen er accelerationen og den positionsafledte mht. det negative potentiale svarer til kraftkomposanten i
x
{\displaystyle x}
-retningen, svarer 4 til Newtons anden lov .
F
=
m
x
¨
{\displaystyle F=m{\ddot {x}}}
^ Weisstein, Eric W., Beltrami Identity , Wolfram Alpha , arkiveret fra originalen 12. juli 2019, hentet 12. juli 2019
^ Weisstein, Eric W., Euler-Lagrange Differential Equation , Wolfram Alpha , arkiveret fra originalen 26. maj 2019, hentet 19. juli 2019
^ Goldstein, Herbert; Poole, Charles; Safko, John. "Variational Principles and Lagrange's Equations", Classical Mechanics (3. udgave), Addison Wesley, s. 34-35.