Cálculo de Variações e Equações de Movimento: A Equação de Euler é a condição matemática para que um funcional seja um extremo. Demonstre conceitualmente como a aplicação do Cálculo de Variações ao Princípio de Hamilton (o funcional sendo a Ação) leva diretamente às Equações de Lagrange.
Passo 1
O enunciado pede que eu demonstre, de forma conceitual e passo a passo, como aplicar o Cálculo de Variações ao Princípio de Hamilton (onde o funcional é a Ação) e mostrar que isso leva diretamente às Equações de Lagrange. \n
Informações e condições dadas que vou usar sem perguntar nada: \n
Existe um funcional denominado Ação, que depende de uma trajetória no espaço de configurações. Vou chamar esse funcional de S. \n
O funcional S é obtido integrando uma função L (o Lagrangiano) ao longo do tempo, isto é, S é a integral temporal de L. \n
As variáveis de configuração são as coordenadas generalizadas q_i(t) (onde i numerará os graus de liberdade). \n
As variações consideradas são trajetórias q_i(t)+\delta q_i(t) com as perturbações \delta q_i(t) nulas nas extremidades temporais t_1 e t_2 (condição de contorno fixa). \n
Objetivo: partir de \delta S=0 (Princípio de Hamilton) deduzir as equações diferenciais que as trajetórias reais devem satisfazer (Equações de Lagrange). \n
(Não vou ainda resolver nada; só organizei o que o problema pede e quais informações tenho.)
Passo 2
Definição precisa do funcional Ação e de suas variáveis: \n
Defino o Lagrangiano como sendo uma função L que pode depender das coordenadas generalizadas q_i, de suas velocidades \dot q_i e do tempo t: L=L(q_i,\dot q_i,t). Aqui q_i(t) é a i-ésima coordenada generalizada e \dot q_i(t)=\dfrac{d q_i}{dt} é sua velocidade temporal. \n
A Ação S associada a uma trajetória q_i(t) entre os instantes fixos t_1 e t_2 é o funcional S[q] = \int_{t_1}^{t_2} L\big(q_i(t),\dot q_i(t),t\big)\,dt. \n
Explicação didática: S é um número (um escalar) que resulta de integrar o Lagrangiano ao longo da trajetória. O Princípio de Hamilton afirma que as trajetórias fisicamente realizadas tornam S estacionário (variação primeira nula) frente a pequenas variações das trajetórias que deixam as extremidades fixas.
Passo 3
O que significa “variação” e a condição \delta S=0: \n
Considere uma família de trajetórias q_i(t,\epsilon)=q_i(t)+\epsilon \eta_i(t), onde \eta_i(t) são funções arbitrárias (as “direções” da variação) e \epsilon é um parâmetro pequeno. \n
A variação da trajetória é \delta q_i(t)=\left.\dfrac{\partial q_i(t,\epsilon)}{\partial \epsilon}\right|_{\epsilon=0}=\eta_i(t). Pela condição de contorno fixa, exigimos \delta q_i(t_1)=\delta q_i(t_2)=0 para todos i. \n
A variação da Ação é \delta S=\left.\dfrac{d}{d\epsilon}S[q(\cdot,\epsilon)]\right|_{\epsilon=0}. O Princípio de Hamilton impõe \delta S=0 para todas as variações admissíveis \eta_i(t).
Passo 4
Cálculo da variação \delta S (primeiro passo das contas): \n
Escrevo a Ação para a trajetória perturbada e derivo em relação a \epsilon. Aplicando a regra da cadeia e trocando derivada com integral (justificável para variações suaves), obtenho, para variação infinitesimal, \delta S = \int_{t_1}^{t_2} \sum_{i} \left(\frac{\partial L}{\partial q_i}\,\delta q_i + \frac{\partial L}{\partial \dot q_i}\,\delta \dot q_i\right)\,dt. \n
Explicação das peças: \dfrac{\partial L}{\partial q_i} significa derivar o Lagrangiano tratando \dot q_j e t como constantes; \dfrac{\partial L}{\partial \dot q_i} é a derivada parcial de L em relação à velocidade \dot q_i. A expressão acima é direto pela regra da cadeia aplicada dentro da integral.
Passo 5
Tratar o termo que contém \delta \dot q_i usando integração por partes: \n
Note que \delta \dot q_i = \dfrac{d}{dt}(\delta q_i). Substituo e aplico integração por partes no termo \int (\partial L/\partial \dot q_i)\,\delta \dot q_i\,dt. Para um índice i qualquer: \int_{t_1}^{t_2} \frac{\partial L}{\partial \dot q_i}\,\delta \dot q_i\,dt = \left.\frac{\partial L}{\partial \dot q_i}\,\delta q_i\right|_{t_1}^{t_2} - \int_{t_1}^{t_2} \frac{d}{dt}\!\left(\frac{\partial L}{\partial \dot q_i}\right)\delta q_i\,dt. \n
Como as variações nas extremidades são nulas (\delta q_i(t_1)=\delta q_i(t_2)=0), o termo de fronteira desaparece: \left.\dfrac{\partial L}{\partial \dot q_i}\,\delta q_i\right|_{t_1}^{t_2}=0. \n
Substituindo de volta em \delta S e somando sobre i, fica \delta S = \int_{t_1}^{t_2} \sum_{i} \left(\frac{\partial L}{\partial q_i} - \frac{d}{dt}\!\left(\frac{\partial L}{\partial \dot q_i}\right)\right)\delta q_i\,dt.
Passo 6
Aplicar o Lema Fundamental do Cálculo de Variações e concluir as equações: \n
O Lema Fundamental diz: se uma função f(t) satisfaz \int_{t_1}^{t_2} f(t)\,\eta(t)\,dt = 0 para todo \eta(t) que é arbitrária e nula nas extremidades, então f(t)=0 para todo t no intervalo. \n
No nosso caso, para que \delta S=0 para todas as variações \delta q_i(t) admissíveis, é necessário e suficiente que o coeficiente de cada \delta q_i(t) no integrando seja zero ponto a ponto. Assim obtemos, para cada i, a equação diferencial \frac{d}{dt}\!\left(\frac{\partial L}{\partial \dot q_i}\right) - \frac{\partial L}{\partial q_i} = 0. \n
Essas são as Equações de Euler–Lagrange, e elas são exatamente as Equações de Lagrange que descrevem o movimento do sistema.
Passo 7
Interpretação e significado físico das quantidades envolvidas: \n
\dfrac{\partial L}{\partial \dot q_i} é chamada de momento conjugado à coordenada q_i (geralmente denotada p_i), isto é, p_i \equiv \dfrac{\partial L}{\partial \dot q_i}. Ela mede a sensibilidade do Lagrangiano às mudanças na velocidade. \n
A equação \dfrac{d}{dt}p_i = \dfrac{\partial L}{\partial q_i} diz que a taxa de variação temporal do momento conjugado é igual à derivada parcial do Lagrangiano em relação à coordenada—ela é uma forma generalizada da segunda lei de Newton (força = taxa de variação de momento). \n
Observação sobre “mínimo”: o Princípio de Hamilton exige que S seja estacionário; isso não significa necessariamente que S seja mínimo (pode ser máximo ou ponto de sela). Na dedução usamos apenas a condição de estacionaridade (\delta S=0).
Passo 8
Generalização e exemplo concreto para fixar a intuição: \n
Para um sistema com n graus de liberdade, repetimos a dedução para i=1,\dots,n e obtemos n equações de Euler–Lagrange \frac{d}{dt}\!\left(\frac{\partial L}{\partial \dot q_i}\right) - \frac{\partial L}{\partial q_i} = 0,\qquad i=1,\dots,n. \n
Exemplo simples: partícula unidimensional com massa m sujeita a um potencial V(x). Escolho q=x e o Lagrangiano usual L = T - V = \tfrac{1}{2}m\dot x^{2} - V(x). \n
Calculo as parciais: \dfrac{\partial L}{\partial x} = -V'(x) e \dfrac{\partial L}{\partial \dot x}=m\dot x. Então \dfrac{d}{dt}\!\left(\dfrac{\partial L}{\partial \dot x}\right)=m\ddot x. Substituindo na Euler–Lagrange dá m\ddot x - (-V'(x)) = 0 \quad\Rightarrow\quad m\ddot x = -V'(x), que é justamente a forma da Segunda Lei de Newton m\ddot x = F com F=-V'(x). \n
Isso mostra concretamente que o formalismo variacional reproduz as equações de movimento familiares.
Passo 9
Observações práticas e quando a dedução muda: \n
A dedução acima assume extremos temporais fixos (t_1,t_2 fixos) e coordenadas fixas nas extremidades (\delta q_i(t_1)=\delta q_i(t_2)=0). Se as extremidades não são fixas, surgem termos de contorno adicionais que exigem condições de contorno naturais (por exemplo, condições de tipo Neumann). \n
Se houver forças não-conservativas que não derivam de um potencial padrão, o Lagrangiano pode ser ajustado (p.ex. usando forças generalizadas) e a forma das equações muda adicionando termos não-hamiltonianos no lado direito. \n
Em resumo: o procedimento é sempre o mesmo: escrever S=\int L\,dt, calcular \delta S, integrar por partes, anular termos de borda (quando apropriado), aplicar o lema fundamental e obter as equações diferenciais.