丁光濤

（安徽師范大學(xué)物理與電子信息學(xué)院，蕪湖 241000）

狀態(tài)空間中約束系統(tǒng)的運動方程*

丁光濤?

（安徽師范大學(xué)物理與電子信息學(xué)院，蕪湖 241000）

引入狀態(tài)變量表示力學(xué)系統(tǒng)的約束方程；建立狀態(tài)空間中運動約束系統(tǒng)的新型變分原理；導(dǎo)出運動約束系統(tǒng)的帶乘子的運動微分方程和廣義狀態(tài)變量運動微分方程；證明狀態(tài)空間中運動約束系統(tǒng)的運動方程是奇異的；舉例說明所得結(jié)果的應(yīng)用.

分析力學(xué)，狀態(tài)空間，運動約束，變分原理，運動方程

引言

上世紀(jì)90年代初期，我國力學(xué)界圍繞非完整系統(tǒng)的力學(xué)模型曾發(fā)生過一場影響深遠(yuǎn)的爭論［1］，其中一些重要工作涉及狀態(tài)空間［2-5］.對狀態(tài)空間中完整系統(tǒng)的分析力學(xué)理論已進(jìn)行過研究［6］，本文將上述工作拓展到存在與速度相關(guān)的運動約束系統(tǒng)，給出對應(yīng)的變分原理和運動微分方程，并證明了方程的奇異性.這種從位形空間中力學(xué)系統(tǒng)運動方程到對應(yīng)的狀態(tài)空間中運動方程的變換，在數(shù)學(xué)上等效，在物理上有可能帶來新的結(jié)果.例如，在上世紀(jì)初，曾經(jīng)圍繞是否所有的二階微分方程都可以表示成為Lagrange方程的問題進(jìn)行過討論，得到的結(jié)論是否定的［7］；值得注意的是，有些二階方程雖然不能直接或間接地從變分原理導(dǎo)出，但是Hojman證明將這些方程變換成等效的一階微分方程后，就能夠?qū)С鲆浑ALagrange函數(shù)，將其表示為Lagrange方程［8］.此外，雖然本文得到的理論不同于通常的非完整力學(xué)，但是在某些特殊條件下卻與非完整力學(xué)結(jié)果一致.最后通過實例說明所得結(jié)果的應(yīng)用.

1　狀態(tài)空間中力學(xué)系統(tǒng)的約束

1.1力學(xué)系統(tǒng)的狀態(tài)空間

經(jīng)典力學(xué)中引入多種空間描述系統(tǒng)的運動，并在其中分別建立對應(yīng)的動力學(xué)理論.對于由N個質(zhì)點組成的Newton力學(xué)系統(tǒng)，其全部質(zhì)點在時刻t的位置集合

描述了系統(tǒng)的位形，由位置坐標(biāo)（位形變量）張成的空間稱為位形空間.系統(tǒng)全部質(zhì)點在時刻t的位置和速度集合

描述了系統(tǒng)的狀態(tài)，由狀態(tài)變量（位置和速度）張成的空間稱為狀態(tài)空間.在位形空間中速度的定義是坐標(biāo)對時間的微商，即

但是，在狀態(tài)空間中速度變量應(yīng)作為獨立變量，方程（3）不能再看作當(dāng)然成立的定義式.以下把xki，vki寫成xj，vj，（j=3k-2，3k-1，3k；k=1，…，N）.以上的坐標(biāo)速度變量是嚴(yán)格力學(xué)意義上的狀態(tài)變量，這種空間可以稱為狹義的狀態(tài)空間.

1.2狀態(tài)空間中的約束方程

位形空間中和狀態(tài)空間中的約束方程的形式和約束的分類有所不同，集中表現(xiàn)在運動約束上.

幾何約束僅限制質(zhì)點的幾何位置，兩種空間中這種約束方程都寫成

運動約束是與速度相關(guān)的約束，在位形空間中這種約束方程寫成

其中線性運動約束方程寫成

方程（5）和（6）所表示的約束有時稱為微分約束，這些微分約束又分成可積分的和不可積分的，因而帶來了完整和非完整約束的分類.這里以及后面的求和約定是，對同一項中重復(fù)的拉丁下標(biāo)i，j自動從1到3N求和；對重復(fù)的拉丁下標(biāo)r，s自動從1到g求和；對重復(fù)的希臘下標(biāo)α，β自動從1到S=3N-g求和.

在狀態(tài)空間中，將一般的運動約束方程寫成

其中線性運動約束方程寫成

方程（7）和（8）中，x1，…，x3N；v1，…，v3N是彼此獨立的變量.在本文中按照式（7）表達(dá)的運動約束方程與式（4）表達(dá)的幾何約束方程，都是有限形式的方程，而不是微分方程，方程（7）和（8）沒有可積和不可積的區(qū)別，也就是說，在狀態(tài)空間中約束力學(xué)系統(tǒng)沒有完整和非完整系統(tǒng)的區(qū)別.下面的討論中，如果不作專門說明，就將狀態(tài)空間中系統(tǒng)受到的約束統(tǒng)一寫成式（7）形式，而將幾何約束看成它的特殊情形.

1.3狀態(tài)變量的虛變更

考慮力學(xué)系統(tǒng)狀態(tài)的虛變更，約束加在其上的限制條件為

將δxj，δvj全體稱為系統(tǒng)在狀態(tài)空間中的虛變更，δxj和δvj分別稱為坐標(biāo)虛變更和速度虛變更.這里的虛變更定義可以看作通常幾何約束對虛位移定義的自然推廣，當(dāng)約束Φr是幾何約束時，即

式（9）就化作幾何約束對虛位移的限制條件.

2　狀態(tài)空間中力學(xué)系統(tǒng)的變分原理

2.1微分形式的變分原理

設(shè)系統(tǒng)由N個質(zhì)點組成，質(zhì)點k的質(zhì)量為mk，坐標(biāo)為x3k-2，x3k-1，x3k，速度分量為v3k-2，v3k-1，v3k，作用于其上的合力的分量F3k-2，F(xiàn)3k-1，F(xiàn)3k，系統(tǒng)受到g個式（7）形式的約束.將D′Alembert原理推廣到狀態(tài)空間，得到

應(yīng)當(dāng)指出，這里以及下面公式中質(zhì)量mj的下標(biāo)作為求和約定的例外處理，不求和.式中Rj，Uj分別是約束對系統(tǒng)運動的影響，在坐標(biāo)子空間和速度子空間中的表現(xiàn).

引入系統(tǒng)狀態(tài)變量的虛變更δxj，δvj，則可以從方程（11）導(dǎo)出下列關(guān)系式

推廣位形空間力學(xué)系統(tǒng)理想約束定義，引入滿足下列條件的狀態(tài)空間中的理想約束

就導(dǎo)出狀態(tài)空間中理想約束系統(tǒng)的微分形式的變分原理

這是一種新的微分形式的變分原理，在系統(tǒng)只存在幾何約束的特殊情況下，這個原理就變換成為通常的D′Alembert-Lagrange原理.

2.2積分形式的變分原理

式（13）乘以dt并從t=t1到t=t2積分，得到

這個對易關(guān)系與約束方程（7）是有限形式的相關(guān).

取端點條件為

上述條件與位形空間Lagrange力學(xué)的變分原理端點條件相同，只要求兩個端點在坐標(biāo)子空間中是固定的，并沒有要求在整個狀態(tài)空間中固定.

定義虛功和動能

上式推導(dǎo)過程中利用了對易關(guān)系

引入新的狀態(tài)函數(shù)

則從式（14）得到狀態(tài)空間中力學(xué)系統(tǒng)積分形式變分原理的一般形式

如果系統(tǒng)是有勢的，即存在勢能函數(shù)V= V（xj，t），使得

代人式（17），得到δW=-δV，則式（20）寫成

由于約束方程（7）是有限形式的，故從上式可以得到

式中引入了力學(xué)系統(tǒng)在狀態(tài)空間中的特性函數(shù)

這個結(jié)果與文獻(xiàn)［6］一致.

3　狀態(tài)空間中力學(xué)系統(tǒng)帶乘子的運動方程

由于存在式（7）運動約束，微分變分原理（13）中狀態(tài)的虛變更受到條件（9）限制，引入不定乘子λr，從式（13）和（9）導(dǎo)出

由此得到帶乘子的運動微分方程

關(guān)于方程（25），作如下說明：

1）如果系統(tǒng)約束都是幾何約束，滿足條件（10），那么從式（25）的第二組方程得到

代人式（25）的第二組方程得到

這組方程就是分析力學(xué)中的第一類Lagrange方程.

2）如果系統(tǒng)約束不滿足條件（10），即約束中存在與速度相關(guān)的運動約束，那么就得不到式（26）的結(jié)果.從方程（25）可以導(dǎo)出

這組方程與通常非完整力學(xué)中的Routh方程不同，笛卡爾坐標(biāo)下Routh方程為［9］

笛卡爾坐標(biāo)下Vacco方程為［10］

由于對運動約束系統(tǒng)而言，式（26）不成立，故方程（28）與Vacco方程形式相似而實質(zhì)不同.

3）在下面討論中，將指出方程（25）是奇異的，它的解不是唯一確定的.

綜上所述，對幾何約束系統(tǒng)方程（25）與傳統(tǒng)的第一類Lagrange方程一致，這是這組方程可能成立的必然要求；但是，對運動約束系統(tǒng)，這組方程是新型的運動微分方程.

4　狀態(tài)空間中廣義狀態(tài)變量的運動方程

4.1廣義狀態(tài)變量運動方程的導(dǎo)出

引入S個廣義狀態(tài)變量qα（S=6N-g），系統(tǒng)的坐標(biāo)和速度的變換方程為

將上述變換方程代人（7），所有約束方程都應(yīng)當(dāng)成為恒等式.將以下各式

代人變分原理（13），展開并整理得到

這是廣義狀態(tài)變量表示的微分形式變分原理.式中

由于廣義狀態(tài)變量變更δqα是獨立的，故從式（33）得到

這就是廣義狀態(tài)變量表示的狀態(tài)空間中運動約束系統(tǒng)的運動方程.容易證明上述方程可以從變分原理（20）導(dǎo)出.

對于有勢系統(tǒng)，運動微分方程可以直接從變分原理（22）導(dǎo)出，即

將式（23）中K代入方程（39），導(dǎo)出的方程與（38）形式一致，其中廣義力為有勢力

4.2廣義狀態(tài)變量運動方程是奇異的

方程（38）（和（39））形式上與完整系統(tǒng)的狀態(tài)空間中的Lagrange方程相同［6］，但是，實質(zhì)上存在重大區(qū)別，即運動約束系統(tǒng)的運動方程是奇異的.可以直接看出，如果約束數(shù)g是奇數(shù)，即S也是奇數(shù)，而Mαβ是反對稱的，則行列式［Mαβ］為零，系統(tǒng)是奇異的.但是，根本問題在于對方程（38）而言，不論g（或S）是奇數(shù)還是偶數(shù)，系統(tǒng)都必然是奇異的.證明如下：

對存在g個運動約束（7）的系統(tǒng)，將式（7）對時間求導(dǎo)可得到

上述恒等式可以看作是對運動方程的限制條件

這就是說˙qα不是全部獨立的，它們之間存在上述g個齊次線性相關(guān)的關(guān)系，即矩陣［Mαβ］的最高秩只能是S-g，行列式

系統(tǒng)（38）是奇異的，方程中廣義速度˙qα不是全部獨立的的.對于奇異系統(tǒng)，應(yīng)當(dāng)補充條件才能求解，即方程的解不是唯一確定的.與Lagrange力學(xué)類似，方程（25）和（38）是等價的，因此方程組（38）的奇異性，在方程（25）中也應(yīng)當(dāng)表現(xiàn)出來，換句話說，帶乘子的運動微分方程的解也不是唯一確定的，下面將結(jié)合例題討論說明.

5　算例分析

討論受線性運動約束的質(zhì)點運動的典型問題.設(shè)單位質(zhì)量的質(zhì)點所受主動力分量為F1，F(xiàn)2，F(xiàn)3，約束為

列出質(zhì)點運動微分方程，并討論下列兩種情況下質(zhì)點的運動.1）質(zhì)點不受任何主動力作用；2）質(zhì)點在重力場中運動.

首先，列出帶乘子的運動方程.引入乘子λ，根據(jù)方程（25）得到

其次，列出廣義狀態(tài)變量運動微分方程.選取變量qα（α=1，2，3，4，5），變換方程為

由式（34）-（37）得到

代入方程（38），得到質(zhì)點狀態(tài)空間中運動方程為

結(jié)合約束方程（44），從方程（45）中消去乘子，就導(dǎo)出方程（49），這說明帶乘子方程與廣義變量運動方程是一致的，而且容易證明方程（49）是奇異的，相對應(yīng)的方程（45）結(jié)合約束方程（44）也不能唯一確定的解.

方程（49）中5個˙qα不是全部獨立的，必須引入補充條件.如果假設(shè)

則方程（49）約化成為

這個方程中4個廣義速度是獨立的，可以求解.

需要指出，從數(shù)學(xué)上要考慮主動力和補充條件的函數(shù)形式，使導(dǎo)出的約化方程是否相容和可積；從力學(xué)物理學(xué)上要考慮這些條件是否合理，能否實現(xiàn)；當(dāng)然補充條件的引入也給解決實際問題以新的可能.下面討論兩種簡單的情況：

1）主動力為零，即

并設(shè)

代人方程（51），并結(jié)合方程（49）第5式，可以得到如下的一組解：

式中c1，c2，c3，c4是積分常數(shù).上述解滿足約束（4），而且可以導(dǎo)出

這時約束方程（44）與典型的非完整約束方程［9］

一致，但是，質(zhì)點運動猶如作自由運動，非完整約束的影響消失了［11］.需要指出的是，這種情況下與方程（49）對應(yīng)的方程（45）的解中λ=0.

2）質(zhì)點在重力場中運動，軸向上，即

方程（51）寫成

仍然選擇式（53），方程（58）的一組解為

與解（54）比較，解（59）反映了約束（44）的影響，對應(yīng)的乘子運動方程（45）中λ=g/c4，回到原來的變量，約束（44）不再能寫成式（56）形式.

如果設(shè)在物理上上述假設(shè)可以實現(xiàn)，引入一個控制裝置以抵消重力影響.從表面上看，方程（58）又成為1）中討論過的情況，又導(dǎo)出解（54），然而，這是不可以的，因為這組解將導(dǎo)致方程（49）中第5式不成立.但是，可以給出另一組解

這組解實際上表示自由落體運動，討論的約束條件已失去意義.在質(zhì)點所受的主動力為零時，也存在與（61）相似的解，即質(zhì)點沿x3軸作勻速直線運動，也是一個數(shù)學(xué)上允許的而物理上失去意義的解.

6　結(jié)論和討論

（1）本文以狀態(tài)變量為描述力學(xué)系統(tǒng)的基本量，將狀態(tài)空間幾何約束系統(tǒng)的Lagrange力學(xué)理論推廣的帶有與速度相關(guān)的運動約束系統(tǒng)，建立了一種新的力學(xué)理論.這個理論處理與速度相關(guān)的約束問題的模式，與通常位形空間分析力學(xué)理論處理幾何約束相似.

（2）本文給出的理論在只存在幾何約束情況下，與傳統(tǒng)的Lagrange力學(xué)一致，這是新理論立足的基點，表明它是經(jīng)典分析力學(xué)的一種符合邏輯的推廣；但是，對于存在與速度相關(guān)的運動約束情況下，則與通常的非完整力學(xué)以及Vacco力學(xué)理論都不相同.

（3）本文給出的力學(xué)理論是自洽的，避開了通常的位形空間中處理非完整系統(tǒng)時所存在的一些矛盾.在一定條件下，本文狀態(tài)空間中的運動約束與位形空間中的微分約束形式一致，運動約束的作用消失，這種條件需要進(jìn)一步深入研究.

（4）本文證明引入狀態(tài)變量處理運動約束系統(tǒng)問題時，運動方程是奇異的，這是一個重要的新結(jié)論，這種性質(zhì)會帶來解的不確定性問題，但是給引入補充條件來處理實際問題帶來新的可能.

1 羅紹凱，張永發(fā).約束系統(tǒng)動力學(xué)研究進(jìn)展.北京：科學(xué)出版社，2008（Luo S K，Zhang Y F.Advances in the study of dynamics of constrained systems.Beijing：Sceince Press.2008（in Chinese））

2 陳濱.狀態(tài)空間非線性約束的完整性和非完整性.中國科學(xué)：A輯，1993，23（8）：839～846（Chen B.Holonomic property and non-holonomic property of nonlinear constraints in state space.Science in China（Series A），1993，23（8）：839～846（in Chinese））

3 朱如曾.非完整力學(xué)的第二類、第一類和中間類型變分原理.中國科學(xué)：A輯，1999，29（1）：49～54（Zhu R Z. The second kind，the first kind and the middle kind of variational principles in the nonholonomic mechanics.Science in China（Series A），1999，29（1）：49～54（in Chinese））

4 Liang L F，Hu H C.Generalized variational principles of three kinds of variables in general mechanics.Science in China（Series A），2001，44（6）：770～776

5 丁光濤.狀態(tài)空間中變分原理和運動方程.安徽師范大學(xué)學(xué)報（自然科學(xué)版），1989，12（1）：12～24（Ding G T. A variational principle and equations of motion in the state space.Journal of Anhui Normal University（Science Edition），1989，12（1）：12～24（in Chinese））

6 丁光濤.狀態(tài)空間Lagrange函數(shù)和運動方程.中國科學(xué)：物理學(xué)、力學(xué)、天文學(xué)，2009，39（6）：813～820（Ding G T.Lagrangians and equations of motion in state space. Science China Physics，Mechanics&Astronomy，2009，39（6）：813～820（in Chinese））

7 Santilli R M.Foundations of theoretical mechanics I.New York：Springer-Verlag，1978

8 Hojman S，Urrutia L F.On the inverse problem of the calculus of variations.Journal of Mathematical Physics-Scitation，1981，22：1896～1902

9 梅鳳翔.非完整系統(tǒng)力學(xué)基礎(chǔ).北京：北京工業(yè)學(xué)院出版社，1985（Mei F X.Foundations of mechanics of nonholonomic systems.Beijing：BeijingInstitute of Technology Press，1985（in Chinese））

10 Arnold V I，Kozlov V V，Neishtadt A I.Mathematical aspects of classical and celestial Mechanics，3-rd ed.Beijing：Science Press，2009

11 梅鳳翔.非完整系統(tǒng)的自由運動和非完整性的消失.力學(xué)學(xué)報，1994，26（4）：470～476（Mei F X.The free motion of nonholonomic system and disappearance of the nonholonomic property.Acta Mechanica Sinica，1994，26（4）：470～476（in Chinese））

EQUATIONS OF MOTION IN STATE SPACE FOR CONSTRAINED MECHANICAL SYSTEMS*

Ding Guangtao?
（College of Physics and Electronic Information，Anhui Normal University，Wuhu 241000，China）

The constraint equations expressed by state variables were introduced，and new variational principles of kinematic constrained systems in state space were established.The equations of motion with multiplier and in general state variables for kinematic constrained systems were derived.It is shown that the motion equations of constrained systems in state space are singular.An example was given to illustrate the application of the result.

analytical mechanics，state space，kinematic constraint，variational principle，equations of motion

3 November 2013，revised 27 November 2013.

E-mail：dgt695@sina.com

10.6052/1672-6553-2013-098

2013-11-03收到第1稿，2013-11-27收到修改稿.

*國家自然科學(xué)基金資助項目（11472063）

E-mail：dgt695@sina.com

*The project supported by the National Natural Science Foundation of China（11472063）