解析力学/ネーターの定理 のバックアップ(No.2)

目次 †

解析力学/ラグランジアン の続きです。

ラグランジアンの任意性 †

ある系のラグランジアン $L$ に、粒子の位置と時間の関数 $F(q_1(t),q_2(t),\dots,q_n(t),t)$ の時間に対する全微分 $\frac{dF}{dt}$ を加えても運動方程式は変化しない。なぜなら、

$$ L'=L+\frac{dF}{dt} $$

に対して、

$$ \begin{aligned} S&=\int_{t_1}^{t_2}L'\ dt=\int_{t_1}^{t_2}\left(L+\frac{dF}{dt}\right)\ dt\\ &=\int_{t_1}^{t_2}L\ dt+\underbrace{F(q_1(t_2),q_2(t_2),\dots,q_n(t_2),t_2)-F(q_1(t_1),q_2(t_1),\dots,q_n(t_1),t_1)}_\text{定数} \end{aligned} $$

となって、$q_k(t_1),q_k(t_2)$ が固定されている限り $F(t_2)-F(t_1)$ は定数であり、 $S$ の $q_k$ による汎関数微分に影響を与えないためである。

したがって、ある力学系のラグランジアンとして必ずしも上述の「運動量 $T$ とポテンシャル $U$ により $L=T-U$」と取る必要はなく、その取り方には $F$ の分だけ任意性が残されていることになる。

ラグランジアンの対称性 †

座標変換 $q_i\to Q_i$ を考える。 一般にはそのような座標変換に伴いラグランジアンの関数形は $L\to L'$ と変化し、

$$ \begin{aligned} &L(q_1,q_2,\dots,q_n,\dot q_1,\dot q_2,\dots,\dot q_n)=\\ &L'(Q_1,Q_2,\dots,Q_n,\dot Q_1,\dot Q_2,\dots,\dot Q_n,t) \end{aligned} $$

となるのであるが、元のラグランジアンの関数形 $L$ にそのまま $Q_i,\dot Q_i$ を代入しても

$$ \begin{aligned} &L(q_1,q_2,\dots,q_n,\dot q_1,\dot q_2,\dots,\dot q_n)=\\ &L(Q_1,Q_2,\dots,Q_n,\dot Q_1,\dot Q_2,\dots,\dot Q_n,t) \end{aligned} $$

が成り立つとき、ラグランジアンはその座標変換に対して対称性を持つ、と言われる。

例えば座標軸の並進に対して変化しなければ並進対称性があるといい、 座標軸の回転に対してラグランジアンが変化しなければ回転対称性があるという。

ネーターの定理 †

ある座標変換に対してラグランジアンが対称性を持つならば、 それに対応する保存量が存在する、というのがネーターの定理である。

ここでいう保存量とは、時間と共に変化することなく一定に保たれる物理量のことである。 例えば並進対称性からは運動量の保存が、回転対称性からは角運動量の保存が導かれる。

以下、実際に導いてみよう。

微小な座標変換 $q_i\to Q_i$ を考える。座標は少しだけしか異ならないため、小さな $\delta q_i$ を使って

$$ Q_i=q_i+\delta q_i(q_1,q_2,\dots,q_n,t) $$

と表せるとしよう。この座標変換に対してラグランジアンが対称性を持つなら、

$$ \begin{aligned} dL&=L(Q_1,Q_2,\dots,Q_n,\dot Q_1,\dot Q_2,\dots,\dot Q_n,t)-L(q_1,q_2,\dots,q_n,\dot q_1,\dot q_2,\dots,\dot q_n)\\ &=\sum_{i=1}^n\bigg(\frac{\partial L}{\partial q_i}\delta q_i+\frac{\partial L}{\partial \dot q_i}\delta \dot q_i\bigg)\\ &=\sum_{i=1}^n\bigg(\frac{d}{dt}\bigg\{\frac{\partial L}{\partial\dot q_i}\bigg\}\delta q_i+\frac{\partial L}{\partial \dot q_i}\delta \dot q_i\bigg)\\ &=\sum_{i=1}^n\frac{d}{dt}\bigg\{\frac{\partial L}{\partial\dot q_i}\delta q_i\bigg\}\\ &=\frac{d}{dt}\bigg\{\sum_{i=1}^n\frac{\partial L}{\partial\dot q_i}\delta q_i\bigg\}=0\\ \end{aligned} $$

を得る。ただし途中でラグランジュの運動方程式 $\frac{d}{dt}\left\{\frac{\partial L}{\partial \dot q_i}\right\}-\frac{\partial L}{\partial q_i}=0$ を使った。

すなわちこのとき、

$$ \sum_{i=1}^n\frac{\partial L}{\partial\dot q_i}\delta q_i $$

は運動の保存量となる。実はラグランジアンが完全に対称ではなく、

$$ L(Q_1,Q_2,\dots,Q_n,\dot Q_1,\dot Q_2,\dots,\dot Q_n,t)=L(q_1,q_2,\dots,q_n,\dot q_1,\dot q_2,\dots,\dot q_n)+\frac{dF}{dt} $$

のように同値なラグランジアンを与える場合にも保存量は存在し、 上記の右辺が $dF/dt$ となることから、

$$ \sum_{i=1}^n\frac{\partial L}{\partial\dot q_i}\delta q_i-F $$

が保存量となることが分かる。