Lagrangeův formalismus

Lagrangeův formalismus

Newtonova mechanika dobře popisuje pohyby volných těles v polích. Jak ale popsat těleso, které je nějakým způsobem omezeno – například vagón horské dráhy, který je pevně spojen s kolejemi daného tvaru a zároveň se nachází v homogenním gravitačním poli. Jak předpovědět jeho pohyb?

Pro projekt „Cesta k vědě“ (veda.gymjs.net) vytvořil V. Pospíšil ([email protected]). Modifikace a šíření dokumentu podléhá licenci CC-BY-SA.

Evropský sociální fond Praha & EU: Investujeme

do vaší budoucnosti


Pokusme se najít pohybové rovnice HB, který je pevně vázaný na kruhovou dráhu a pod vlivem homogenního gravitačního pole klouže z vrcholu kružnice dolů. Popišme soustavu v polárních souřadnicích a vzpomeňme si na vypočítané tečné a normálové zrychlení :

sin

cos

ry

rx

gF

F coscos gmFF g

0RF

rraa

rraa

t

nr

2

2

Dále využijme toho, že r je díky vazbě konstantní, tj. jeho první i druhá derivace jsou nulové a zapišme pohybové rovnice:

cos

02

gmrmam

rmam r

Dospěli jsme k pohybové rovnici, ale co kdyby dráha byla parabolická? Nebo hyperbolická? Nebo jakákoliv jiná? Kdyby těleso nebylo ke kružnici připevněno, v jakém bodě odpadne?


Joseph-Louis Lagrange1736 - 1813

Klasickou mechaniku pro potřebu řešení pohybů s vazbami přeformuloval kolem roku 1788 italský matematik a astronom J. Lagrange. Postuloval, že dráha objektu je daná minimalizací tzv. akce, kterou lze obecně definovat jako

kde L je funkce, jejíž hodnota má rozměr energie a její argumenty jsou poloha q, změna polohy (rychlost) a čas. Reálná dráha částice pak probíhá po takové trajektorii, která minimalizuje hodnotu S. Tolik teorie (která je ovšem nesmírně mocným nástrojem). Co si ale s něčím takovým počít?

Řekněme si nejprve, jak vypadá L (tzv. Lagrangián) pro hmotný bod z Newtonovské mechaniky:

UEtxUxmtxxL k ),(),,( 221

Mravně se chovající potenciál ovšem nezávisí explicitně na čase a Lagrangián je zredukován na

UExUxmxxL k )(),( 221


UExUxmxxL k )(),( 221

Jak z této funkce ale dostat pohybové rovnice Newtonovské mechaniky?

dx

dUFxmxUxmxxL

?2

21 )(),(

Je relativně snadné ověřit, že příslušná rovnice zní

0

dx

dL

xd

dL

dt

d

kde x a jeho časová derivace vystupují jako nezávislé proměnné. V takovém případě totiž

Fdx

dU

dx

xUxmd

dx

dL

xmxmdt

d

xd

xUxmd

dt

d

xd

dL

dt

d

))((

2))((

221

21

221

0

Fxmdx

dL

xd

dL

dt

d


UExxxUxmxxxxxxL kn

n

iiinn

),,,(),,,,,,( 321

3

1

221

321321

Lagrangián lze zobecnit na více částic a rozměrů. Označíme-li polohové veličiny x1 … x3n, pak

kde n je počet částic. Pro zkrácení budeme argumenty zapisovat jako

nix

L

x

L

dt

d

ii

3,,2,1pro0

Pohybové rovnice Newtonovy mechaniky pak lze zapsat jako

UExUxmxxL ki

n

iiiii

)(),(3

1

221

Lze také ukázat, že přesně toto je zároveň podmínka minimální akce z Lagrangeova tvrzení. Zatím to vůči Newtonově mechanice neznamená žádnou významnou změnu - i když jsme k pohybovým rovnicím došli pouze ze znalosti jediné skalární funkce L bez použití pojmu síly. Toto je mimochodem charakteristický znak Lagrangeova formalizmu – pojem síla vůbec nezavádí.


Kartézské souřadnice nebývají vždy nejvýhodnějším možným popisem prostoru. Již jsme se setkali se situacemi, kdy výpočty v polárních či sférických souřadnicích byly mnohem jednodušší. Jako souřadnice je ale možné vzít v podstatě cokoliv. Obecně lze říci, že nezávislé parametry q1(t), q2(t), …, qm(t) jsou zobecněnými souřadnicemi, existuje-li jednoznačná transformace

jq

L

q

L

dt

d

jj

pro0

to jsou přesně například polární souřadnice, kde q1 = r, q2 = φ a potom

)),(( ttqxx jii

Opět lze (s jistými obtížemi) ukázat, že tvar Lagrangeovy rovnice ji v obecných souřadnicích stejný :

sinsin

coscos

212

211

rqqxy

rqqxx

Odvodíme-li Lagrangián v obecných souřadnicích, pohybové rovnice dostaneme ihned.


l

Jako příklad si uveďme matematické kyvadlo (hmotný bod na nehmotném závěsu). Jeho polohu lze popsat jedinou souřadnicí, a to φ. Jeho potenciální energie je dána výškou nad nejnižším bodem, tedy

h

)cos1()cos()( mglllmgmghU

zatímco kinetická energie je dána součinem úhlové rychlosti a délky závěsu:

22212

212

21 )()( mllmmvEk

Lagrangeova funkce je tedy :

)cos1(),( 2221 mglmlUEL k

a pohybová rovnice pak vyjde

sin)sin(0 22 mglmlmglmldt

dLL

dt

d

sin0l

g Tuto rovnici lze řešit pouze pokud aproximujeme sin φ ≈ φ pro

malé úhly – pak se kyvadlo chová jako harmonický oscilátor.


Obrovská výhoda Lagrangeova formalizmu se ukáže, zavedeme-li vazby. Například :

• Bod se pohybuje jen po zadané křivce

• Bod se pohybuje jen po zadané ploše

• Dva hmotné body se pohybují tak, že jejich vzdálenost se nemění (činka)

a lze vymyslet i mnoho dalších typů. Tyto vazby lze vyjádřit pomocí nějaké funkce (či funkcí), která pokládá podmínku na souřadnice (předpokládáme, že vazby nezávisí explicitně na čase) :

0)( ik xfMohou existovat i vazby závislé na rychlostech, případně smíšené :

0),( iik xxf V kartézských souřadnicích pak kromě Lagrangeových rovnic řešíme zároveň i vazby – trajektorie tělesa je dána :

0)(0

ik

ii

xfdx

dL

xd

dL

dt

d


Příklad Sestavte vazebnou podmínku pro HB, který se

a) pohybuje na povrchu válce

b) pohybuje po šroubovici, která na 1 otáčce nastoupá o s

PříkladSestavte vazebnou podmínku pro tažnou křivku – trajektorii, kterou opisuje břemeno připojené za traktor na pevné tyči, jejíž počáteční směr je kolmý na směr jízdy.

Příklad

Sestavte vazebnou podmínku pro stíhací křivku – trajektorii, po které běží pes, sledující zajíce. Pes i zajíc mají konstantní rychlosti, pes se přitom otáčí tak, aby vždy běžel přímo na zajíce.


Nyní to hlavní kouzlo – zvolíme-li zobecněné souřadnice tak, aby byly podmínky vazeb splněné identicky, výpočet se značně zjednoduší. Ze soustavy :

se pak stane

0)(0

ik

ii

xfdx

dL

xd

dL

dt

d

0

ii dq

dL

qd

dL

dt

d

kde souřadnic qi je méně, než kartézských souřadnic xi. Minimálnímu možnému počtu zobecněných se říká počet stupňů volnosti. Toto jsme přesně udělali u matematického kyvadla. Ze znalosti vazby

0),( 222 lyxyxfjsme vybrali takovou zobecněnou souřadnici φ, aby platilo

0sincos),( 2222222 lllllyxf Vazebná podmínka je tak splněna nehledě na momentální hodnotu φ a můžeme na ni s klidem zapomenout. Určovat směry a rozložení sil pro klasický Newtonův přístup by bylo nepoměrně těžší – ve složitějších případech téměř nemožné.


PříkladNajděte Lagrangián pro matematické kyvadlo, které je připevněno na vozíček o hmotnosti M, který se může volně pohybovat v rovině kyvu.

l

xy

Zvolíme souřadnice takto :

q1 = x poloha vozíku podél osy x

q2 = φ úhel natočení kyvadla

M

m

Tím zajistíme, že vazebné podmínky „zmizí“ :

Kartézské souřadnice této soustavy jsou čtyři : x1, y1 je poloha vozíku a x2, y2 je poloha kyvadla. Vazebné podmínky jsou následující:

0)(),,,(

0),,,(22

22

2122112

122111

lyxxyxyxf

yyxyxf

0sincos

022222

1

lll

y

je identicky splněna vždy

je identicky splněna vždy také, neboť úhel φ je určen souřadnicí y2 a rozdílem x2 - x1.


l

xy

M

m

Potenciál soustavy určíme snadno – je dán pouze po-tenciálem kyvadla, neboť vozík se pohybuje „po vrstev-nici“ a svou potenciální energii nemění. Tedy

)cos1(),( mglxU

Kinetická energie bude horší – kromě pohybu kyvadla je do ní započten ještě pohyb soustavy při popojíždění vozíku. Musíme tedy vyjít z kartézského vyjádření

)()()( 22

222

121

212

1 yxmyxMxE ik

a z transformace souřadnic hodnoty doplnit :

cos

sin

0

2

2

1

1

ly

xlx

y

xx

22221

221

221

sin

)cos(

),(

lm

xlm

xMxEk

sin

cos

0

2

2

1

1

ly

xlx

y

xx


Lagrangián L = Ek – U soustavy je tedy

)cos1()sin()cos(),( 22212

21 mgllxlmxMxL

Po provedení derivací (které jsou poněkud pracné) dojdeme k jedné z pohybový rovnic:

0sincos l

g

l

x

Z té je vidět, že pokud pošleme hmotnost vozíku do nekonečna, pak a rovnice přejde v pohybovou rovnici matematického kyvadla. Postup je sice náročný na čas, ale je vcelku proveditelný. Newtonovským přístupem je ovšem mnohonásobně obtížnější.

0x

Isaac Newton 1643 - 1727

Joseph-Louis Lagrange1736 - 1813


PříkladZjistěte Lagrangián, pohybové rovnice a závislost polohy na čase pro malé těleso, který je volně vloženo na dráhu ve tvaru spirály a klouže po ní dolů. Poloměr spirály je R, za jednu otáčku vystoupá o vzdálenost S.

PříkladNajděte Lagrangián a pohybové rovnice cykloidálního kyvadla, které má podobu hmotného bodu, připevněného na obvodu nehmotné kružnice, jež se může volně válet po pevné podložce.

Hamiltonův formalismus

William Rowan Hamilton1805-1865

Další přeformulování mechaniky provedl roku 1833 irský matematik, fyzik a astronom sir W. R. Hamilton. Ústřední roli v jeho přístupu hraje nová funkce, odvozená z lagrangiánu, tzv. hamiltonián :

),(),( jjii

ijj qqLpqpqH kde pj je zobecněná hybnost příslušná k zobecněné souřadnici qj :

jj q

Lp

V kartézských souřadnicích je pj normální hybnost, v polárních či sférických je tato veličina rovna momentu hybnosti a tak podobně. Jak vypadá hamiltonián v kartézských souřadnicích?

UExUxmxxL k )(),( 221 pmvxm

x

xUxm

x

L

))(( 2

21

UExUxmxUxmxm

xUxmpxpxH

k

)()(

)(),(2

212

212

221

Hamiltonův formalismus

UEpxH k ),( Hamiltonián má význam celkové energie soustavy.

Lze ukázat, že pro libovolné souřadnice platí

jj

jj q

Hp

p

Hq

S hamiltoniánem se dále pracuje podobně jako s lagrangiánem a pro řešení úloh nemá Hamiltonův formalismus větší význam, než Lagrangeův. Pro teorii však ano a hlavně z něj vychází aparát kvantové mechaniky.

Speciální teorie relativity

Již od dob Newtonových je otevřena otázka, zda existuje opravdu inerciální soustava. Pokud ano, existuje jich nekonečně mnoho a jsou spojeny Galileiho transformacemi. Newton ji potřeboval, protože pouze v inerciálních soustavách platí jeho zákony – a proto logicky tvrdil, že existuje – vesmír se nachází v tzv. absolutním prostoru a plyne v něm absolutní čas. Tato myšlenka ovšem již tehdy měla své odpůrce…

Gottfried Wilhelm Leibniz 1646 - 1716

Isaac Newton 1643 - 1727

Existuje absolutní čas a absolutní prostor!

To je absolutní blbost!

Platnost Newtonovy mechaniky byla prokázána experimentálně více než dostatečně, nicméně absolutně inerciální mechanická soustava nikdy nebyla nalezena – všechny jsou více či méně neinerciální.

A když to nešlo v mechanice, zkusili to fyzici mnohem později v elektromag-netismu …


James Clerk Maxwell1831 - 1879

Co takhle najít éter?

Roku 1879 navrhl skotský matematik a fyzik J.C.Maxwell, že absolutní prostor by mohl být spojen s prostředím, ve kterém se šíří elektromagetické vlny (které předtím sám předpověděl).

V té době se fyzici domnívali, že každá vlna se musí šířit nějakým prostředím. Zvuk vzduchem, vlny na vodě - a médium elektro-magnetických vln bylo pracovně pojmenováno éter. Předpokládalo se, že všechny hmotné objekty se jím „prodírají“, aniž by jej zaznamenali. Je-li tomu tak, pak světlo musí mít jinou rychlost podél pohybu Země a napříč jejím pohybem – rozdíl je dán relativní rychlostí pozorovatele na Zemi vůči éteru.


Albert Abraham Michelson1852 - 1931

Edward Williams Morley1838 - 1923

Experiment na toto téma první provedli

pánové Michelson a

Morley v roce 1887.


Michelson-Morleyův experiment byl mnohokrát opakován, vždy s negativním výsledkem. Jeden z pokusů zachránit Maxwellův nápad byla teorie strhávání éteru – stejně jako jedoucí vlak strhává vrstvu vzduchu těsně kolem sebe a dešťové kapky tak na okna dopadají skoro svisle, tak měla hmota s sebou strhávat éter a tím ovlivňovat rychlost světla.

l

Hockův experiment

Taktéž vyšel negativně.


První alespoň trochu použitelné vysvětlení pozorovaných jevů podal dánský fyzik H. Lorentz. Navrhl, ze elektrické pole se za vyšších rychlostí deformuje (viz obrázek). To vede k tomu, že pevné objekty, které jsou z atomů vázány elektrickou silou, mění svou délku. Tento efekt pak vyrovná změny optické dráhy v Michelsonově interferometru a experiment dopadá negativně. Také to znamená, že rychlost světla bude konstantní ve všech vztažných soustavách, nehledě na rychlost pozorovatele!

v

Hendrik Antoon Lorentz1853-1928

To samozřejmě vyžadovalo něja-ké nové transfor-mace mezi vztaž-nými soustavami, protože Galileiho těmto poznatkům nevyhovují. Co s tím?


x1

y1z1

x2

y2z2

vS1 S2

Mějme dvě vztažné soust-avy, které se vůči sobě pohybují podél osy x kon-stantní rychlostí. V obou mají být rychlosti světla konstantní (rychlost světla značíme symbolem c). Předpokládejme, že bodo-vý zdroj vyslal světelný signál, který se šíří v podobě kulové vlnoplochy. Musí platit, že

22

222

22

22

21

221

21

21

tczyx

tczyx

12

1212

112

,

tt

zzyy

tvxx

Kdybychom použili Galileiho transformaci mezi soustavami, nebude to fungovat :

21

221

21

21

211

21

21

221

21

211

2

)(

tczytvxvtx

tczyvtx


112 xtt Porovnáme-li obě rovnice, zjistíme, že se liší zejména členem -2vt1x1 ten ovšem zmizí, budeme-li navíc předpokládat lineární transformaci času . Potom totiž máme

21

221

21

21

211

21

21

221

21

21

2 tczytvxvtx

tczyx

21

2211

221

2211

221

21

21

211

21 2)(2 xctxctcxtczytvxvtx

Aby nežádoucí člen nalevo zmizel, musíme položit α = v/c2 . Tím se nám členy nalevo a napravo zruší a zbude

21

2221

2211

221

21

21

221 )( xctcxtczytvx

To je po úpravě

21

22

221

21

212

2

214

222

1222

121

21

11

)(

tcc

vzyx

c

v

xc

vctvczyx


21

22

221

21

212

2

11 tcc

vzyx

c

v

Nyní musíme již jen zařídit, aby zmizely členy v závorkách, ale to je snadné, protože nezávisejí ani na souřadnicích, ani na čase a stačí prostě transformační vztahy vydělit jejich odmocninou. Tedy

1212

2

2

121

2

2

2

112

,

1

,

1

zzyycv

xcv

tt

cv

tvxx

Hendrik Antoon Lorentz1853-1928

Toto jsou Lorentzovy transformace, které nahradili Galileiho transformace. Lorentz ovšem předpokládal, že platí jen pro elektromagnetické pole. To ovšem zavedlo prudký rozpor mezi Newtonovu mechaniku a elektrodynamiku. Tento rozpor vyřešil až Albert Einstein.


Albert Einstein1879 - 1955

V roce 1905 projevil tehdejší pracovník patentového úřadu a mladý nadějný fyzik Albert Einstein nejenom nevšední nadání pro fyziku, ale i značnou odvahu, když riskoval svou odbornou kariéru prohlášením, že Lorentzovy transformace nejsou záležitostí elektromagnetického pole, ale ve skutečnosti jim podléhá samotný prostor a čas. Principy jeho speciální teorie se dají shrnout do dvou bodů:

Princip relativity : Ve všech inerciálních vztažných soustavách platí stejné fyzikální zákony. Mezi inerciálními soustavami platí Lorentzovy transformace.

Princip stálé rychlosti světla : Ve všech inerciálních vztažných soustavách má rychlost světla ve vakuu stejnou velikost, a to nezávisle na pohybu zdroje. Rychlost světla v libovolné inerciální soustavě je ve všech směrech stejná.

Každý fyzik naměří rychlost světla stejnou, ať se on sám či světelný zdroj pohybuje jak chce. Dva fyzici naměří

stejnou rychlost světla z toho samého zdroje, byť jeden z nich stojí a druhý se rychle pohybuje.

Žádným pokusem (mechanickým, elektrickým, optickým a podobně) provedeném uvnitř soustavy nelze rozhodnout, zda se tato soustava pohybuje vzhledem k jiné či nikoliv.

STR – Základní principy

● Může mít rovnoměrný pohyb kosmické lodi pohybující se vzhledem k Zemi rychlostí blízkou rychlosti světla vliv na správnou funkci počítače?

● Představme si, že v kosmické lodi, která se vzhledem k Zemi pohybuje rychlostí blízkou c, sedí ve směru letu pozorovatel a dívá se do zrcadla. Může vidět svůj obraz?

● Na kosmické lodi letící vzhledem k Zemi stálou rychlostí 2x108 ms-1 vysílá bodový zdroj světlo do všech směrů. Jaký tvar vlnoploch uvidí kosmonaut v této lodi? Jaký tvar vlnoploch uvidí pozorovatel na zemi?

● V kosmické lodi o délce 300 m je od přídě na záď vyslán světelný paprsek. Jakou dobu t průletu paprsku lodí naměří kosmonaut v lodi, jestliže a) loď je v hangáru na Zemi b) loď se pohybuje stálou rychlostí v = 107 ms-1 vzhledem k Zemi Jakou dobu t naměří v těchto případech pozorovatel na Zemi?

Z postulátů STR plynou některé další závažné důsledky.

STR – Relativnost současnosti

Dvě nesoumístné události, které jsou současné vzhledem k soustavě S, nejsou současné vzhledem k soustavě S’, která je oproti S v pohybu.

Nechť soustava S je spojena s vagónem a S’ s tratí, po které vagón

jede rychlostí v. Vydá-li lampa uprostřed vagónu záblesk, strojvůdce uvidí, že světelné paprsky dopadly na stěnu vagónu ve stejném okamžiku.

V

Výhybkář ovšem uvidí, že na zadní stěnu vagónu světlo

dopadlo mnohem dříve, zatímco na přední později. V jeho soustavě (S’) tyto události nejsou současné.

STR – Dilatace času

Hodiny, které se pohybují vzhledem k soustavě S, jdou pomaleji, než hodiny, které jsou v soustavě S v klidu.

Pro studium tohoto principu použijme tzv. světelné hodiny – dvojice kolmých zrcadel, mezi kterými létá světelný paprsek. Perioda odrazů

určuje tok času. Pozorujme jedny z těchto hodin v klidu a druhé v pohybu.


Hodiny, které se pohybují vzhledem k soustavě S, jdou pomaleji, než hodiny, které jsou v soustavě S v klidu.

V

Spočítejme, kolik času potřebuje světlo na cestu mezi nehybnými zrcadly a

jakou dobu trvá let mezi pohybujícími se zrcadly.


l0 = c . t0

l = c . t

V

s = v . t

20

2222

2220

222

)( tctvc

tvtctc

2022

22 t

vc

ct

l0 = c . t0


2

2

0

1cv

tt

● Mezony π+ jsou kladně nabité elementární částice o hmotnosti 273x větší než hmotnost elektronu. Tyto částice jsou nestabilní a rozpadají se průměrně za t = 2.5x10-8 s. Určete jejich průměrný dolet, byla-li jim na urychlovači udělena rychlost v = 0,99 c.

● Kuře se vylíhne z vejce za 21 dní. Předpokládejme, že líheň je umístěna na kosmické lodi pohybující se vzhledem k Zemi rychlostí 0,994 c. Jaký čas vylíhnutí kuřete zjistí a) kosmický ošetřovatel kuřat b) pracovník KFC na zemi, čekající dodávku kuřecího masa

Speciální teorie relativity - Opakování

Mezony π+ jsou kladně nabité elementární částice o hmotnosti 273x větší než hmotnost elektronu. Tyto částice jsou nestabilní a rozpadají se průměrně za t = 2.5x10-8 s. Určete jejich průměrný dolet, byla-li jim na urychlovači udělenarychlost v = 0,99 c.

m6.52722.1779.2

10722.17102.97v.ts

s1017.722100.141

2.5

0.0199

102.5

0.98011

102.5

10.99

1

102.5

cv

1

tt

88

888

8

2

2

8

2

2

0

1-8 1-8

-80

ms 102.97ms 1030.99c 0.99v

s 102.5t

STR – kontrakce délek

•Jak měříme délky?

TYČvůči nám v klidu

Pro určení délky tyče odečítáme z pravítka polohu počátečního a koncového bodu. Tyto děje nejsou současné. Protože se ale tyč nehýbe, lze její délku určit prostým rozdílem obou poloh.


TYČvůči nám v pohybu

V

•Jak měříme délky?

U tyče v pohybu nelze předchozí postup použít, neboť protože odečty hodnot z pravítka jsou nesoučasné události, tyč mezi nimi kus odletí. Je nutno využít jinou metodu. Měření délky vyžaduje současné odečty polohy

obou konců tyče. Protože ale současnost událostí je relativní pojem, musí i délka být relativní pojem.


• Měření délky pomocí laseru – klidová soustava tyče.

TYČvůči nám v klidu

Zrcátka na obou koncích tyče

2 . l0 = c . t0

c

lt 0

0

2


TYČvůči nám v pohybu

V• Měření délky pomocí laseru – tyč v pohybu rychlostí v.

v.t1 l

c . t1 = l + v.t1

l v.t2

c . t2 = l - v.t2

vc

lt

vc

lt

2

1

22

21

2

))(( vc

lc

vcvc

lvlclvlct

vc

l

vc

lttt


V

V=0c

lt 0

0

2

22

2

vc

lct

2

2

0

1cv

tt

2

2

0

22

1

22

cv

cl

vc

lc


2

2

0

2

2

2

2

022

2

2

2

0

22

11

1

1

22

cv

l

cv

l

cv

l

vc

lc

cv

c

l

vc

lc

2

2

0 1c

vll


STR – skládání rychlostí

• V STR neplatí klasické skládání rychlostí ve tvaru v = v1 + v2 . Z Galileiho transfor-mací lze odvodit formule

221

21

1cvvvv

v

21

1

1

12

1

1

121

11

2

2

121

2

2

11

2

22

11

1

1

cvvvv

dtdx

cv

vdtdx

dxcv

dt

dtvdx

cv

dxcv

dt

cv

dtvdx

dt

dxv


Příklad Jakou rychlostí musí letět dvoumetrová tyč, aby se vešla do metrové roury (z pohledu pozorovatele sedící na rouře)? Jak se situace změní, bude-li pozorovatel sedět na tyči – vejde se tyč do roury, nebo ne?

Příklad Zjistěte, jak pozorovatel uvidí krychli, která letí kolem něj relativistickou rychlostí.

v

v

Shrnutí

• Lagrangeův formalismus

• Hamiltonův formalismus

• Pozadí vzniku STR

• Lorentzovy transformace, postuláty STR

• Relativnost současnosti

• Dilatace času

• Kontrakce délek

• Skládání relativistických rychlostí

Documents

Lagrangeův formalismus