Zahiriddin muhammad bobur nomidagi andijon davlat universiteti fizika matematika fakulteti

1. Lagranj funksiyasi. Lagranj ko’paytuvchilari qoidasi
1. Erkinlik darajasi. Umumlashgan koordinatalar

Fizik sistemaning fazodagi holatini aniqlash uchun har xil koordinatalardan foydalanish mumkin. Ko’p masalalarda Dekart koordinatalar sistemasi qo’llaniladi. Bu holda moddiy nuqtaning radius-vektori r ni va tezligini deb belgilanadi. Ko’p hollarda vektorlarning komponentalari va dan ham foydalaniladi. Agar moddiy nuqtalar soni bir nechta bo’lsa ularning nomerini, odatda, a harfi bilan belgilaymiz. Bu holda a moddiy nuqtaning radiusi va tezligi r_a, v_a harflar bilan belgilanadi. Radius va tezlikning argumentlarini odatda ko’rsatib o’tirmaganimizga qaramasdan shuni esda saqlash kerakki, umumiy holda ular vaqtga bog’liq bo’lgan kattaliklar:

r = r(t) = {x(t), y(t), z(t)}
va
v = v(t) = {v,(t), v_y(t), v_z(t)}.
Quyidagi munosabatlar
x=x(t), y=y(r), z=z(t) (3.1)
moddiy nuqtaning x, y va z koordinatalarining vaqt bo’yicha o’zgarishini ifodalaydi, ya’ni, ular shu nuqtaning trayektoriyasini ifodalaydi. Bir necha moddiy nuqtali sistema haqida gap ketganda har bir nuqtaning koordinatlarini ham shu ma’noda tushuniladi.
Masalada sferik simmetriya bo’lsa, sferik koordinat sistemasini qo’llash qulayroqdir. Boshqa holatlarda ko’rilyotgan masala uchun boshqa koordinatlar qulay bo’lishi mumkin. Fanning muhim tomoni shundan iboratki, harakat qonunlarini umumiy ko’rinishda konkret koordinat sistemasiga bog’lamagan holda umumlashgan koordinatalar tilida ifodalash mumkin. Mana shu umumlashgan koordinatalarni q₁, q₂, ... , q_s deb belgilaylik. Ular ham umumiy holda vaqtning funksiyalari bo’ladi: q₁(t), q₂(t), ... , q_s(t), ammo buni har gal yozish shart emas.
Umumlashgan koordinatlarga o’tishga misol sifatida sferik koordinatlarga o’tishni ko’raylik:
(3.2)
Bn munosabatlar orqali yangi koordinatlar kiritiladi.
Agar sistemada N ta moddiy nuqta bo’lsa va ularning dekart koordinatalarini deb belgilansa, umumlashgan koordinatlarga o’tishni


(3.3)

formulalar orqali ko’zda tutush mumkin.
Sistemaning holatini to’liq aniqlash uchun yetarli bo’lgan koordinatlar soni sistemaning erkinlik darajasi deyiladi. Yuqorida erkinlik darajasi s harfi bilan belgilangan, shuncha umumlashgan koordinata kiritildi. Erkinlik darajasi soni 3N dan kam bo’lishi mumkin. Bitta moddiy nuqtaning fazodagi holatini aniqlash uchun uning uchta koordinatasini aniqlashimiz yetarlidir. Demak, bitta moddiy nuqtaning erkinlik darajasi uchga teng. Ikkita moddiy nuqtaning erkinlik darajasi esa oltiga tengdir. Ammo ularning orasidagi masofa o’zgarmas bo’lsin desak, sistemaning erkinlik darajasi beshga teng bo’ladi - shu sistemadagi ixtiyoriy bir nuqtaning holatini aniqlash uchun 3 ta son kerak, ikkinchi nuqtaning holatini aniqlash uchun ikkita son yetarlidir.
Tekislik ustida harakat qilayotgan jismning erkinlik darajasi 2 ga tengdir tekislik ustidagi ixtiyoriy nuqtani uning ikkita koordinatasi orqali aniqlashi mumkin.
Oxirgi ikki misolda haqiqatda yana bitta tushuncha kiritildi, ya’ni bog’lamlar soni tushunchasi. O’zaro masofasi o’zgarmaydigan ikki nuqtali sistemada bitta bog’lanish bor - shu ikki nuqta orasidagi masofaning o’zgarmasligi sharti. Buni matematik ko’rinishga keltiraylik, uning uchun birinchi nuqta koordinalalarini va ikkinchi nuqta koordinatalari esa x₂, y₂, z₂ deb belgilanadi. Unda shu ikki nuqta orasidagi masofaning o’zgarmaslik sharti
(3.4)
ko’rinishni oladi, bunda berilgan o’zgarmas masofa. Bu yerda har bir koordinata vaqtning funksiyasidir (sistema harakat qilishi mumkin), ammo masofa o’zgarmasdir.
Har bir shart sistema erkinlik darajasini bittaga kamaytiradi. Masalan, ixtiyoriy tekislik ustida bir-biriga uzunligi o’zgarmaydigan ingichka ip bilan bog’langan ikkita moddiy nuqta berilgan bo’lsin. Bu siste­maning erkinlik darajasini topaylik. Har bir nuqta sirt ustida yotibdi - bu ikkita shart. Ular orasidagi masofa o’zgarmaydi - yana bitta shart.
Demak, sistemadagi erkinlik darajalar soni 6-3 = 3 ga teng ekan. Haqiqatan ham, sistemaning holatini aniqlash uchun nuqtalarning bittasining sirt ustidagi ikkita koordinatasini berishimiz va ularni bog’lab turgan o’qning x yoki у o’qiga nisbatan burchagini aniqlash yetarlidir.

2. Lagranj funksiyasi va ta’sir interali

Tajriba shuni ko’rsatadiki, fizik sistemaning hamma xossalari uning Lagranj funksiyasi L(q,q,t) va ta’sir integrali

(3.5)
da mujassamlangandir.
Lagranj funksiyasini qanday topish masalasi alohida ko’rib chiqiladi, bu yerda esa ta’sir integrali bilan shug’ullaniladi
Bizning maqsadimiz S[q] ga qo’yilgan talab orqali harakat tenglamalarini keltirib chiqarish. Keltirib chiqarishni soddalik uchun bir o’lchamli holdan boshlaylik. Moddiy nuqta t_a vaqt momentida q(t_a)=q_a nuqtadan harakatni boshlab, t_b vaqt momentida q(t_b) = q_b nuqtaga kelgan bo’lsin. Tushunarliki, jism q_a nuqtadan q_b nuqtaga qanday trayektoriya bo’yicha borishi, ya’ni, q(t) trayektoriyaning ko’rinishi (3.5) integralning son qiymatiga ta’sir qiladi. S [q] mana shu harakat trayektoriyasining funksionalidir. Bu degani, trayektoriya o’zgarsa ta’sirning son qiymati ham o’zgaradi. Buni tushunish uchun eng oddiy bir o’lchamli
(3.6)
integral olaylik. Integral ostidagi f(x) funksiya o’zgartirilsa integral I ning son qiymati ham o’zgaradi, shuning uchun u I [f] deb belgilandi. Integral qiymatining integral ostidagi funksiyaga bog’liqligini funksional bog’lanish deyiladi, qisqacha aytganda, bunday integrallar funksional deyiladi. Ta’sir integrali (3.5) albatta trayektoriya q(t) ning funksionalidir.
Eng qisqa ta’sir prinsipi bo’yicha haqiqiy trayektoriyaga ta’sirning eng kichik qiymati to’g’ri keladi. Buni boshqacha ham aytish mumkin - ta’sir integralining minimal qiymatiga olib keladigan funksiya q(t) haqiqiy harakat trayektoriyasiga mos keladi. Mana shu prinsipni matematik ko’rinishga keltiraylik.
Buning uchun ta’sir integralini quyidagi ikkita trayektoriya uchun solishtiriladi: va . Bu yerdagi funksiya trayekto­riyaning variatsiyasi deyiladi. U birinchidan t = t_a va t = t_b vaqt momentlarida nolga teng bo’lsin:
(3.7)
va, ikkinchidan, cheksiz kichik qiymatlamigina qabul qilsin. Bu degani, birinchidan, va trayektoriyalar bir nuqtada boshlanadi va bir nuqtada tugaydi va ikkinchidan, ixtiyoriy t_a < t < t_b vaqt momentida son jihatdan bir biridan cheksiz kam farq qiladi. Shu ikki trayektoriya uchun ta’sirning farqi topiladi.
(3.8)
Bu yerda yuqori tartibli cheksiz kichiklari tashlab yuborildi. Topilgan kattalik ta’sirning variatsiyasi deyiladi. Trayektoriya minimal ta’sirga to’g’ri kelishi uchun ixtiyoriy uchun bo’lishi kerak. Integral ostidagi ifodaning birinchisiga kirgan, trayektoriyaning variatsiyasini vaqt bo’yicha hosiladan chiqarib olish uchun shu had bo’laklab integrallanadi (bu amalni bajarganda variatsion hisobda isbot qilinadigan munosabatdan foydalandik):

(3.9)

Natijada

(3.10)

munosabatga kelamiz. Birinchi had (3.7) shart natijasida nolga tengdir, ikkinchi had ixtiyoriy uchun nolga teng bo’lishi uchun

(3.11)

tenglama bajarilishi kerak. Olingan tenglama Eyler-Lagranj tengla­masi deyiladi. Bu tehglamaga jismning koordinatasi , tezligi va tezlanishi kirgan. Demak, Eyler-Lagranj tenglamasi harakat tengla­masi ekan.
Sistemaning erkinlik darajalari soni s ta bo’lgan holga o’tilsa olingan tenglamalar sistemasi

(3.12)

ko’rinishga keladi. Ya’ni, har bir erkinlik darajasiga bitta Eyler—Lagranj tenglamasi to’g’ri keladi. Bu tenglamalar sistemasi s ta ikkinchi tartibli differensial tenglamalar sistemasini tashkil qiladi. Ularni yechish uchun 2s ta boshlang’ich shartlar berilgan bo’lishi kerak. Bu boshlang’ich shartlar sistemaning boshlang’ich holati va boshlang’ich tezliklari dir.
Dekart sistemasida Eyler— Lagranj tenglamalarining ko’rinishi:

(3.13)

3. Inersial sanoq sistemalari

Jismning harakatini o’rganish uchun biror bir sanoq sistemasini tanlab olish kerak. Ixtiyoriy bo’lgan sanoq sistemasida umumiy holda fazo va vaqtning xossalari murakkab bo’lishi mumkin, bu esa harakat qonunlariga jism harakatining o’ziga hos bo’lmagan murakkablikni kiritishi aniqdir. Masalan, vaqtning bir jinsli emasligi (ya’ni, vaqtning ikkita momentlari t₁ va t₂ ekvivalent emasligi) shunga olib kelishi mumkinki, boshlang’ich paytda tinch turgan jism vaqt o’tishi bilan harakat qila boshlashi mumkin. Shu boisdan jismlarning mexanik hara­katini fazo bir jinsli va izotrop, vaqt bir jinsli bo’lgan sistemada o’rganiladi. Bunday sistema inersial sistema deyiladi. Inersial sistemada jismga hech qanday tashqi kuch ta’sir qilmayotgan bo’lsa, uning harakat holati o’zgarmaydi. Harakat holati deganda v tezlik bilan harakat ko’zda tutiladi, shu jumladan, v = 0 bo’lishi ham mumkin. Shu tasdig’imizni isbot qilaylik.

Buning uchun birinchi navbatda erkin jismning inersial sistemadagi Lagranj funksiyasini topish kerak. Bu Lagranj funksiyasi - vaqt va fazoning bir jinsliligi natijasida na vaqt t ga va na radius r ga bog’liq bo’lishi mumkin. Demak, tezlik qolayapti. Ammo fazoning izotropligi (ya’ni, fazodagi yo’nalishlarning ekvivalentligi) shunga olib keladiki, Lagranj funksiyasi faqatgina ning funksiyasi bo’lishi mumkin:
(3.14)
Harakat tenglamalarini yozaylik:
(3.15)
Bu tenglamaning o’ng tomoni nolga teng:
(3.16)
Tezlikning ta’rifi bo’yicha: v = r, demak quyidagiga kelinadi:

(3.17)

Murakkab funksiyaning hosilasini hisoblash qoidasi bo’yicha

(3.18)

Bu esa
v = const (3.19)
ekanligini ko’rsatadi. Olingan natija Nyutonning hirinchi qonuni yoki inersiya qonuni deyiladi. Demak, inersial sanoq sistemasida tashqi kuch ta’sirida bo’lmagan jism o’zgarmas tezlik bilan harakat qilar ekan.
Berilgan inersial sistemaga nisbatan o’zgarmas tezlik bilan harakat qilayotgan boshqa sistema berilgan bo’lsin. Jism bu sistemaga nisbatan ham o’zgarmas tezlik bilan harakat qilayotgan bo’ladi, demak. bu yangi sistema ham inersial sistema ekan. Inersial sistemalarning soni cheksiz ko’p bo’lishi mumkin, ularning hammasi bir-biriga nisbatan qandaydir o’zgarmas tezlik bilan harakat qilayotgan bo’ladi.
Tajriba shuni ko’rsatadiki, mexanika qonunlari hamma inersial sistemalarda bir xil ko’rinishga ega. Buni quyidagicha tushunish mumkin: qo’zg’olmasdan turgan laboratoriya sistemasiga nisbatan o’zgarmas tezlik bilan harakat qilayotgan kemani olaylik (kema inersial sistema bo’lishi uchun yetarli darajada katta bo’lishi kerak, dengiz yoki daryo tinch bo’lishi kerak, shunda kema yetarli darajada inersial sistemaga yaqin bo’ladi). Shu kemadagi hamma oynalari yopiq bir xonada hech qanday mexanik tajriba orqali kema harakat qilayaptimi-yo’qmi degan savolga javob bera olmaymiz - hamma tajribalar laboratoriya sistemasida qanday o’tsa, shunday o’tadi. Inersial sistemalarning mexa­nika qonunlari nuqtayi nazaridan teng huquqliligi haqidagi tasdiq Galiley prinsipi deyiladi. Inersial sistemalar teng huquqli deganimiz ularda mexanika qonunlari bir xil ko’rinishga ega bo’ladi.
Mexanika qonunlari differensial tenglamalar orqali ifodalanadi, demak, bu tenglamalaming ko’rinishi hamma inersial sistemalarda bir xil bo’lishi kerak. Bir sistemadan ikkinchi sistemaga o’tish ma’lum bir almashtirishlarni talab qiladi. Ularni topaylik.
Bizga ikkita sistema berilgan bo’lsin, ulardagi koordinallarni r va r’ deb belgilaylik. shtrixlangan sistema birinchi sistemaga nisbatan V tezlik bilan harakat qilayotgan bo’lsin. Bu ikki sistemadagi koordinatlar
r’ = r + Vt (3.20)
ko’rinishda bog’langan bo’ladi. Vaqt klassik mexanikada absolut xarakterga ega:
r^’= t. (3.21)
Bu - postulat, klassik mexanikaning matematik apparati shu postulatga asoslangan.
Yuqoridagi formulalar, (3.20) va (3.21) Galiley almashtirishlari deyiladi. Inersial sanoq sistemalarning teng huquqligi mexanika qonunlarining mana shu almashtirishlarga nisbatan kovariant bo’lishi kerakligini bildiradi. Kovariant degani ko’rinishi o’zgarmaydi degani ya’ni, tenglama (r, t) o’zgaruvchilarda qanday ko’rinishga ega bo’lsa, (r’,t) o’zgaruvchilarda ham huddi shunday ko’rinishga ega bo’lishi kerak. Demak, Galiley prinsipi harakat qonunlariga kuchli talab qo’yar ekan.

4. Galiley invariantligi va erkin jismning Lagranj funksiyasi

Bir inersial sistemadan unga nisbatan V o’zgarmas tezlik bilan harakat qilayotgan ikkinchi sistemaga o’tganda jismning koordinatlari va tezliklari quyidagi Galiley almashtirishlari orqali bog’langanligini bilamiz:

. (3.22)
Bitta jismning mana shu ikkila sistemalardagi Lagranj funksiyalari orasidagi farq

(3.23)

ko’rinishgagina ega bo’lishigina mumkin. Aks holda ikkala Lagranj funksiyalari har xil harakat tenglamalariga olib kelgan bo’lar, bu esa inersial sistemalarning teng huquqliligini buzadi (paragrafga qarang). Bu yerdagi ixtiyoriy noma’lum funksiya f (r,V), albatta, V ga bog’liq bo’lishi kerak. Hattoki, kichik V uchun
f (r.V)=Vf(r) (3.24)
b o’lishi kerak. chunki V = 0 bo’lganda ikkala Lagranj funksiyasi bir- biridan farq qilmasligi kerak. Oddiy yoyilma (tezlik V ni kichik deb faraz qilaylik)
(3.25)
d an kelib chiqadiki,
(3.26)
V ning ixtiyoriyligi va o’zgarmasligini hamda harakat tenglamasini hisobga olinsa:

(3.27)

kelib chiqadi. Endi fazoning bir jinsliligi hisobga olinsa:

(3.28)

Demak ,

(3.29)

f funksiya faqat r ning funksiyasi bo’lgani uchun undan r bo’yicha hosila ham faqat r ning funksiyasi bo’lishi mumkin. Ammo, (3.29) tenglikning chap tomoni r ga umuman bog’liq bo’lmagani uchun uning o’ng tomoni ham r ga bog’liq bo’lmaydi:

(3.30)

biz bu yerda qulaylik uchun indeksli belgilashlarga o’tdik, ixtiyoriy tenglik uchun indekslar balansi bajarilishi bo’lishi, uning chap va o’ng tomonlaridagi ozod indekslar soni teng bo’lishi kerak. Paydo bo’lgan m_ij sonlar o’zining kelib chiqishi bo’yicha qandaydir o’zgarmas sonlardir. Natijada

(3.31)

Tenglikni olamiz. Ammo, L=L(v)² ekanligi ham ma’lum, bu degani, haqiqatda

(3.32)
b o’lishi kerak degani, ya’ni m_i=m_ij deb olishimiz kerak. Bu sodda ifoda oddiy integrallanadi:

(3.33)
(Lagranj funksiyasidan konstaniani hamma vaql tashlab yuborish mumkin). Mulohazalarimiz davomida paydo bo’lgan o’zgarmas son m jismning massasi deyiladi. Yo’l-yo’lakay kichik lezlikli Galiley almashtirishlari uchun

ekanligini ham topdik.
Lagranj funksiyasida paydo bo’lgan va jismning massasi deyilgan kattalik hamma vaqt musbat son bo’lishi kerak, aks holda erkin jism uchun eng qisqa ta’sir prinsipi bajarilmas edi
(3.34)
ifoda m < 0 bo’lganda hamma vaqt manfiy bo’lib tezliklar katta bo’lgan sari quyidan chegaralanmagan, va, demak, minimumga ega bo’la olmaydigan bo’lib qolar edi.
Lagranj funksiyasiga vaqt va koordinataning biror-bir funksiyasining vaqt bo’yicha toiiq hosilasini qo’shib, yangi Lagranj funksiyasiga o’taylik:
(3.35)
Bu holda ta’sir integrali faqatgina qandaydir aniq songa o’zagaradi:
(3.36)
va shartlar bir-biridan farq qilmagani uchun harakat tenglamalari ham o’zgarmaydi. Shu sababdan L’ va L Lagranj funksiyalarini ekvivalenl Lagranj funksiyalari deyiladi.