�ݺ�ߣ

Mekanika Lagrangian (Fowles) Supardi
Mekanika Lagrangian
Melalui mekanika Lagrangian ini persamaan gerak Newton untuk sistem sederhana akan
diberikan dengan lebih siphisticated.
Koordinat Umum
Posisi partikel di dalam ruang dapat ditentukan melalui 3 koordinat. Koordinat tersebut
dapat berupa kartesan, bola atau silinder. Jika benda bergerak dalam bidang, maka derajat
kebebasannya ada 2, jika benda bergerak dalam ruang 3D, maka derajat kebebasannya ada 3.
Untuk kasus N partikel, maka kita membutuhkan 3N koordinat untuk menentukan posisi dari
seluruh partikel tersebut. Jika terdapat kendala dalam sistem, maka jumlah koordinatnya < 3N.
Misalnya untuk benda tegar, maka yang dibutuhkan adalah posisi pusat massa dan orientasi
bendanya. Jadi hanya 6 koordinat saja.
Misalnya koordinat diberi simbol q1 ,q2,⋯,qn sebagai koordinat umum. Koordinat
qk bisa berupa jarak atau sudut. Jika untuk menentukan sebuah sistem, sebuah koordinat dapat
bebas maka sistem tersbut disebut sistem holonomik dan sebaliknya disebut nonholonomik.
Jika sistem berupa partikel, maka koordinat kasrtesan dapat dinyatakan dalam koordinat
umum
x=x(q) → → 1 derajat kebebasan
x=x(q1, q2)
y=y(q1, q2)
→ 2 derajat kebebasan
x=x(q1, q2, q3)
y=y(q1, q2, q3)
z=z(q1, q2, q3)
→ 3 derajat kebebasan
Jika q berubah dari nilai awal (q1, q2,⋯) ke nilai tetangga (q1+δq1, q2+δq2,⋯) maka
perubahan tersebut kaitannya dengan koordinat kartesan
δ x=
∂ x
∂ q1
dq1+
∂ x
∂ q2
dq2+⋯
δ y=
∂ y
∂q1
dq1+
∂ y
∂ q2
dq2+⋯
(1)
1

Contoh 1. Untuk gerak partikel di dalam bidang, misal dipilih koordinat polar maka q1=r dan
q2=θ sehingga
x=x(r ,θ)=r cosθ , y=y(r ,θ)=r sin θ (2)
δ x=
∂ x
∂r
δr+
∂ x
∂ θ
δθ=cosθδr−r sin θδθ
δ y=
∂ y
∂ r
δ r+
∂ y
∂ θ
δθ=sinθδr+r cosθδθ
(3)
jika sistem terdiri atas banyak partikel dengan n derajat kebebasan, koordinat umumnya
dinyatakan oleh q1, q2, ⋯,qn sehingga perubahan konfigurasi dari q1, q2, ⋯,qn ke
q1+δq1, q2+δq2,⋯,qn+δqn menyebabkan perubahan dalam koordinat kartesan
δ xi=∑
k
n
∂ xi
∂ qk
δ qk
δ yi=∑
k
n
∂ yi
∂ qk
δqk
δ zi=∑
k
n
∂ zi
∂ qk
δqk
(4)
Gaya Umum
Jika benda bergeser sejauh δr karena adanya pengaruh gaya F maka kerja yang
dilakukan oleh gaya tersebut adalah
δw=F⋅δ r=F x δ x+F y δ y+Fz δ z atau
δw=∑
i
Fi δ xi (5)
Ungkapan tersebut tidak hanya untuk 1 partikel saja, tetapi juga untuk banyak partikel. Untuk 1
partikel i: 1 → 3, untuk N partikel i: 1 → 3N. Jika δ xi kemudian dinyatakan dalam koordinat
umum, maka
δw=∑
i
(Fi∑
k
∂ xi
∂ qk
δqk
)
δw=∑
i
(∑
k
Fi
∂ xi
∂ qk
δqk
)
δw=∑
k
(∑
i
Fi
∂ xi
∂ qk
)δqk
δw=∑
k
Qk δqk
(6)
2

dimana
Qk =∑
i
Fi
∂ xi
∂ qk
→ Gaya umum (7)
Gaya Umum untuk sistem konsevatif
Partikel yang berada dalam medan konservatif, gayanya dinyatakan oleh
Fi=−
∂ V
∂ xi
(8)
sehingga gaya umum dalam medan konservatif dinyatakan oleh
Qk =∑
i
−
∂ V
∂ xi
∂ xi
∂ qk
Qk =−
∂V
∂qk
(9)
Misal untuk koordinat polar dimana q1=r dan q2=θ maka gaya umumnya adalah
Qr=−
∂ V
∂ r
; Qθ=−
∂ V
∂ θ
(10)
Persamaan Lagrange
Untuk memperoleh persamaan differensial tentang gerak, maka kita mulai dengan
ungkapan
Fi=m ¨xi (11)
Energi kinetik yang dimiliki oleh N partikel adalah
T=∑
i
N
1
2
m( ˙xi+ ˙yi+ ˙zi)
=∑
i
3N
1
2
m ˙xi
(12)
dimana xi merupakan fungsi koordinat umum xi≡xi(q1, q2, q3,⋯,qn ,t ) , sehingga
˙xi=∑
k
∂ xi
∂ qk
˙qk +
∂ xi
∂ t
(13)
ingat bahwa i=1,⋯,3 N → menyatakan jumlah partikel
k=1,⋯,n → menyatakan jumlah derajat kebebasan
Apabila xi bukan fungsi t, maka diperoleh ungkapan
3

∂ ˙xi
∂ ˙qk
=
∂ xi
∂ qk
(14)
Jika kedua ruas dikalikan dengan ˙xi kemudian diturunkan terhadap t, maka diperoleh
d
dt (˙xi
∂ ˙xi
∂ ˙qk
)=
d
dt (˙xi
∂ xi
∂ qk
)
= ¨xi
∂ xi
∂ qk
+ ˙xi
∂ ˙xi
∂ qk
d
dt (∂(
˙xi
2
2
)
∂ ˙qk
)= ¨xi
∂ xi
∂ qk
+
∂(
˙xi
2
)
∂qk
(15)
dengan mengalikan kedua ruas dengan m
d
dt (∂(
m ˙xi
2
2
)
∂ ˙qk
)=m ¨xi
∂ xi
∂ qk
+
∂(
m ˙xi
2
)
∂ qk
d
dt (∂T
∂ ˙qk
)=Fi
∂ xi
∂ qk
+
∂ T
∂ qk
(16)
dengan menjumlah ke seluruh I
d
dt (∂T
∂ ˙qk
)=∑
i
Fi
∂ xi
∂ qk
+
∂ T
∂ qk
(17)
maka
d
dt (∂T
∂ ˙qk
)=Qk +
∂T
∂ qk
(18)
Persamaan (18) inilah yang disebut persamaan Lagrange. Untuk gerak konservatif dimana
Q=−
∂V
∂qk
, maka ungkapan (18) dapat ditulis kembali menjadi
d
dt (∂T
∂ ˙qk
)=
∂T
∂ qk
−
∂V
∂qk
(19)
Jika diberikan fungsi Lagrange
L=T−V (20)
4

dimana T dan V dinyatakan dalam koordinat umum V≡V (qk ) →
∂V
∂ ˙qk
=0 , maka
∂ L
∂ ˙qk
=
∂ T
∂ ˙qk
dan
∂ L
∂qk
=
∂ T
∂ qk
−
∂ V
∂ qk
(21)
sehingga persamaan Lagrange untuk sistem yang konservatif adalah
d
dt (∂ L
∂ ˙qk
)=
∂ L
∂ qk
(22)
Jadi, persamaan diferensial gerak untuk sistem konservatif dapat diperoleh jika fungsi Lagrange
dalam set koordinat diketahui.
Jika gaya umumnya tidak konservatif, misal Q 'k (misal ada gaya gesek) dan sebagian
dapat diturunkan → fungsi potensial V yaitu
Qk =Q 'k −
∂ V
∂ qk
(23)
maka dari L=T−V diperoleh
d
dt (∂ L
∂ ˙qk
)=Q' k +
∂ L
∂qk
(24)
Aplikasi persamaan Lagrange
Untuk mengaplikasikan persamaan Lagrange maka langkah-langkahnya adalah
1. Pilih koordinat yang sesuai untuk menggambarkan konfigurasi dari sistem tersebut.
2. Tentukan T sebagai fungsi koordinat dan turunan waktu.
3. Jika sistem konservatif maka carilah V sebagai fungsi koordinat, jika sistem
nonkonservatif maka carilah gaya umumnya → Qk .
4. Persamaan diferensial gerak diberikan oleh
1.
d
dt (∂T
∂ ˙qk
)=Qk +
∂T
∂ qk
,
d
dt (∂ L
∂ ˙qk
)=
∂ L
∂ qk
atau
d
dt (∂ L
∂ ˙qk
)=Q' k +
∂L
∂qk
.
Contoh 2. Osilator harmonik
Ditinjau sebuah osilator harmonik dimana terdapat gaya redaman yang sebanding dengan
kecepatan. Jadi sistem adalah nonkonservatif. Jika x adalah pergeseran, maka fungsi Lagrangenya
adalah
5

L=T−V =
1
2
m ˙x
2
−
1
2
k x
2
dimana m adalah massa benda dan K adalah parameter stiffness. Dengan mengaplikasikan pers.
Lagrange, dimana
(∂ L
∂ ˙xk
)=m ˙x dan
∂ L
∂ x
=−Kx
dengan kehadiran gaya redaman yang sebanding dengan kecepatan yaitu −c ˙x maka
persamaan geraknya menjadi
d
dt
(m ˙x)=−c ˙x−Kx
m ¨x+c ˙x+ Kx=0
Conto 3. Partikel tunggal di dalam medan central
Marilah kita mencari persamaan gerak Lagrange untuk partikel yang bergerak di dalam
bidang di bawah medan central. Dalam hal ini kita memilih koordinat polar q1=r dan
q2=θ , maka
r=r er
T=
1
2
mv
2
=
1
2
m( ˙r
2
+r
2 ˙θ
2
)
V=V (r)
L=T−V =
1
2
m( ˙r
2
+r
2 ˙θ
2
)−V (r)
Kemudian
∂ L
∂ ˙r
=m ˙r ,
∂ L
∂ r
=mr θ
2
− f (r);
∂ L
∂ ˙θ
=m r
2
˙θ ,
∂ L
∂θ
=0
Karena sistemnya adalah konservatif, maka persamaan geraknya adalah
d
dt
(m ˙r)=mr θ
2
− f (r) → m ¨r−mr θ2
+ f (r)=0
d
dt
(mr
2
˙θ)=0 → mr
2
˙θ=constan
Contoh 5. Mesin Atwood
Diketahui mesin atwood terdiri atas dua massa m1 dan m2 yang diikat pada masing-
6

masing ujungnya. Sistem hanya memiliki 1 derajat kebebasan. Koordinat x mewakili konfigurasi
sistem, dimana x adalah jarak vertikal massa m1 dari katrol. Laju anguler katrol adalah ˙x/a ,
dengan a adalah radius. Energi kinetik sistem adalah
T=
1
2
m1
˙x
2
+
1
2
I
˙x
2
a
2
+
1
2
m2
˙x
2
dimana I adalah momen inersia katrol. Energi potensial sistem adalah
V=−m1 gx−m2 g(l−x)
Fungsi Lagrangenya adalah
L=
1
2
m1
˙x2
+
1
2
I
˙x
2
a
2
+
1
2
m2
˙x2
+m1 gx−m2 g(x−l)
∂ L
∂ ˙x
=m1 ˙x+I ˙x
a
2
+m2 ˙x
∂ L
∂ x
=m1 g−m2 g
sehingga menghasilkan
d
dt
(m1 ˙x+ I
˙x
a
2
+m2 ˙x)=(m1+m2)g
(m1+m2+
I
a2
) ¨x=(m1−m2) g
¨x=
m1−m2
m1+m2+
I
a
2
g
Dari ungkapan percepatan tersebut dapat diketahui bahwa apabila m1>m2 maka m1 akan
bergerak turun dengan percepatan konstan, sebaliknya jika m1<m2 maka m1 akan bergerak
ke atas dengan percepatan konstan.
Contoh 6. Katrol ganda
Diketahui sistem katrol ganda, dimana satu katrol
bergerak bebas. Sistem ini jelas memiliki dua derajat
kebebasan. Kita akan menentukan konfigurasi sistem dengan
koordinat x dan x'. Dalam kasus ini, diabaikan massa dari
katrol sehingga sekarang kita dapat menentukan energi kinetik
7

dan potensialnya sebagai berikut
T=
1
2
m1
˙x
2
+
1
2
m2( ˙x'− ˙x)
2
+
1
2
m3( ˙x+ ˙x' )
2
V=−m1 gx−m2 g(l−x+ x' )−m3 g(l−x+l '−x' )
L=T−V
=
1
2
m1
˙x
2
+
1
2
m2( ˙x '
2
−2 ˙x ˙x '+ ˙x
2
)+
1
2
m3( ˙x
2
+2 ˙x ˙x '+ ˙x'
2
)+m1 gx+m2 g (l−x+x ')+m3 g(l−x+l '−x' )
∂ L
∂ ˙x
=m1 ˙x+m2(−˙x '+ ˙x)+m3( ˙x+ ˙x' ) →
∂ L
∂ x
=m1 g−m2 g−m3 g
d
dt (∂ L
∂ ˙x )=
∂ L
∂ x
→→(m1+m2+m3) ¨x+(m3−m2) ¨x' =(m1−m2−m3) g
∂ L
∂ ˙x'
=m2 ˙x'−m2 ˙x+m3 ˙x+m3 ˙x ' →
∂ L
∂ x '
=m2 g−m3 g
d
dt (∂ L
∂ x )=
∂ L
∂ x
→→m2( ¨x' −¨x)+m3( ¨x+ ¨x' )=(m2−m3) g
Contoh 6. Gerak partikel pada bidang miring yang sedang bergerak
Ditinjau sebuah partikel bergerak
pada bidang miring yang licin, dimana
bidang tersebut juga sedang bergerak. Disini
terdapat 2 derajat kebebasan yaitu x dan x'.
Tentukan persamaan gerak partikel tersebut.
Energi kinetik dan energi potensial sistem masing-masing adalah
T=
1
2
M ˙x
2
+
1
2
m v
2
=
1
2
M ˙x
2
+
1
2
m( ˙x
2
+2 ˙x ˙x ' cosθ+ ˙x '
2
)
V=−mg x ' sin θ
L=T−V =
1
2
M ˙x
2
+
1
2
mv
2
=
1
2
M ˙x
2
+
1
2
m( ˙x
2
+2 ˙x ˙x' cosθ+ ˙x'
2
)+mg x' sin θ
∂ L
∂ ˙x
=M ˙x+m ˙x+m ˙x' cosθ ,
∂ L
∂ x
=0 →
d
dt
(
∂ L
∂ ˙x
)=0
M ¨x+m ¨x+m ¨x' cosθ=0
∂ L
∂ ˙x'
=m ˙xcosθ+m ˙x' ,
∂ L
∂ x'
=mg sin θ
d
dt
(
∂ L
∂ ˙x'
)=
∂ L
∂ x'
→→m ¨xcosθ+m ¨x' =mg sin θ
dengan menyelesaikan untuk ¨x dan ¨x ' diperoleh
8

¨x=
−gsin θ cosθ
m+M
m
−cosθ
, ¨x' =
g sin θ
1−
mcos
2
θ
m+M
Momentum umum. Koordinat
Pandanglah sebuah partikel bergerak dalam garis lurus. Energi kinetik yang dimiliki
adalah
T=
1
2
m ˙x
2
Momentum partikel dalam diperoleh dari besaran ∂T /∂ ˙x , yaitu
p=
∂T
∂ ˙x
(26)
Dalam kasus dimana sistem dideskripsikan dalam koordinat umum q1 ,q2 ,q3 ,...,qn , maka
besaran pk didefinisikan oleh
pk =
∂ L
∂ ˙qk
(27)
dan disebut momentum umum. Misal, salah satu koordinat tidak dinyatakan secara eksplisit di
dalam L (misal qλ , maka
˙pλ=
∂ L
∂qλ
=0 (28)
atau pλ=0 . Koordinat qλ dikatakan sebagai koordinat yang dapat diabaikan. Momentum
umum yang bersesuaian dengan koordinat yang diabaikan merupakan konstanta geraka sistem.
Sebagai contoh, untuk partikel yang bergerak dalam bidang miring yang licin bahwa koordinat x
(posisi bidang) tidak masuk dalam fungsi Lagrange L. Dalam hal ini, koordinat x adalah koordinat
yang diabaikan, dan
px=
∂ L
∂ ˙x
=M ˙x+m ˙x+m ˙x' cosθ=constant
px disini merupakan total komponen momentum linier pada koordinat x, dan berarti tidak ada
gaya horizontal yang bekerja partikel sehingga momentumnya konstan.
Contoh lain untuk koordinat terabaikan adalah pada gerak partikel di dalam medan
central. Dalam koordinat polar
9

L=
1
2
m( ˙r
2
+r
2 ˙θ
2
)−V (r)
dalam hal ini θ adalah koordinat terabaikan sehingga
pθ=mr
2
˙θ=constant
yang merupakan momentum anguler di sekitar origin.
Contoh 8. Pendulum sferis
Ditinjau sebuah benda bergerak bebas di dalam permukaan mangkok. Hal ini bisa
digambarkan sebagai sebuah bandul dengan panjang tali l dan dapat bergerak bebas melintasi
lintasan yang membentuk sudut θ atau ϕ . Dalam hal ini benda memiliki 2 derajat
kebebasan. Konfigurasi benda dapat dijelaskan dengan koordinat θ dan ϕ . Energi kinetik
dan energi potensial yang dimiliki oleh benda adalah
T=
1
2
mv
2
=
1
2
ml
2
( ˙θ 2
+ ˙ϕ2
sin
2
θ ) dan V=mgl(1−cosθ)
dengan mengingat bahwa v=˙r er+r ˙θ eθ+r ˙ϕ eϕ
L=T−V =
1
2
mv
2
=
1
2
ml
2
( ˙θ 2
+ ˙ϕ2
sin
2
θ )−mgl(1−cosθ)
∂ L
∂ ˙θ
=ml
2
˙θ →
d
dt
∂ L
∂ ˙θ
=ml
2
¨θ ;
∂ L
∂θ =ml
2 ˙ϕ2
sinθ cosθ −mgl sinθ
Jadi , ml
2
¨θ =ml
2 ˙ϕ2
sinθ cosθ −mgl sinθ
∂ L
∂ ˙ϕ
=ml
2
˙ϕ sin
2
θ →
d
dt
∂ L
∂ ˙ϕ
=ml
2
¨ϕ sin
2
θ ;
∂ L
∂ϕ
=0
Jadi , pϕ=0
dengan demikian dalam kasus ini ϕ merupakan koordinat yang terabaikan.
Jika diperhatikan, ketika tidak terjadi perubahan pada kordinat ϕ → ˙ϕ=0 , maka kita
memiliki
¨θ +
g
l
sinθ =0
yang tidak lain merupakan persamaan bandul sederhana.
Prinsip Variasi Hamilton. Cara lain menurunkan persamaan Lagrange
Sejauh ini, pengkajian terhadap mekanika didasarkan pada hukum gerak Newton. Dalam
bagian awal dari bab ini, ketika kita menurunkan persamaan Lagrange, kita menggunakan hukum
kedua Newton sebagai asumsi. Nah, dalam bagian ini kita akan menurunkan persamaan Lagrange
10

tersebut bukan berdasarkan hukum kedua Newton melainkan dengan meode baru yang disebut
prinsip variasi Hamilton. Sir William R. Hamilton menjelaskan bahwa gerak setiap sistem terjadi
dengan cara dimana integral
∫
t1
t2
L dt (29)
selalu dalam asumsi bernilai ekstrem, dimana L = T -V merupakan fungsi Lagrange dari sistem
tersebut. Dengan kata lain dapat dijelaskan bahwa prinsip Hamilton menyatakan bahwa semua
kemungkinan sistem yang dapat berubah berada dalam interval waktu berhingga t2−t1 bisa
bernilai maksimum atau minimum. Pernyataan tersebut dapat dinyatakan dalam ungkapan
matematis
δ∫
t1
t2
Ldt=0 (30)
dimana δ menyatakan variasi sempit. Variasi ini diperoleh dengan cara mengambil lintasan
integrasi yang berbeda dengan memvariasi koodinat umum dan kecepatan umum sebagai fungsi
t. Untuk menunjukkan bahwa persamaan di atas akan menuju langsung ke persamaan gerak
Lagrange, maka kita akan menghitung variasi tersebut secara eksplisit dengan mengasumsikan
bahwa L sebagai fungsi koordinat umum qk dan kecepatan umum ˙qk .
Selanjutnya, kita punya
δ∫
t1
t2
Ldt=∫
t1
t2
δ L dt=∫
t1
t2
∑
k
(∂ L
∂ qk
δqk +
∂ L
∂ ˙qk
δ ˙qk
)dt=0
11

Sekarang δqk sama dengan selisih dari dua fungsi waktu berlainan, sehingga
δ ˙qk=
d
dt
δ qk
Dengan mengintegralkan suku terakhir dengan metode integral bagian maka diperoleh
∫
t1
t2
∑
k
∂ L
∂ ˙qk
δ ˙qk=
[∑
k
∂ L
∂ ˙qk
δqk
]t1
t2
−∫
t1
t2
∑
k
d
dt
∂ L
∂ ˙qk
δ qk dt
tetapi, untuk nilai pasti dari limit t1 dan t2 , maka variasi δqk=0 pada t1 dan t2
sehingga menghasilkan nilai nol untuk suku pertama. Dengan demikian
δ∫
t1
t2
Ldt=∫
t1
t2
∑
k
[∂ L
∂ qk
−
d
dt
∂ L
∂ ˙qk
]δqk dt=0 (31)
Jika koordinat umum qk semuanya sembarang, maka variasinya δqk juga sembarang. Oleh
karena itu suku di dalam integral harus sama dengan nol. jadi
∂ L
∂qk
−
d
dt
∂ L
∂ ˙qk
=0, k=1,2,...,n
Persamaan tersebut tidak lain adalah persamaan gerak Lagrange. Penurunan di atas telah
diasumsikan bahwa fungsi potensil ada atau sistem konservatif.
Fungsi Hamiltonian. Persamaan Hamiltonian
Pandanglah fungsi berikut dalam koordinat umum
H =∑ ˙qk pk −L (32)
Untuk sistem dinamik sederhana, T merupakan fungsi kuadrat dari ˙qk dan V adalah fungsi q
saja. Jadi
L=T (qk , ˙qk)−V (qk ) (33)
Dari teorema Euler untuk fungsi homogen dimana
x1
df
dx1
+ x2
df
dx2
+x3
df
dx3
+...+xn
df
dxn
=nf (34)
maka kita punya
∑
k
˙qk pk =∑ ˙qk
∂ L
∂ ˙qk
=∑
k
˙qk
∂ L
∂ ˙qk
=2T
Sehingga
12

H =∑ ˙qk pk −L=2T−(T −V )=T +V (35)
yakni bahwa fungsi H sama dengan energi total dari sistem yang ditinjau.
Jika terdapat n persamaan
pk =
∂ L
∂ ˙qk
, k=1,2,3,...,n
sebagai penyelesaian dari ˙q dalam p dan q:
˙qk= ˙qk ( pk ,qk )
Dari persamaan ini kita dapat menyatakan H sebagai fungsi p dan q, yaitu
H ( pk ,qk)=∑
k
pk ˙qk ( pk ,qk )−L
Sekarang kita menghitung variasi dari fungsi H yang bersesuaian dengan δ pk , δqk :
δ H =∑
k
[pk δ ˙qk + ˙qk δ pk−
∂ L
∂ ˙qk
δ ˙qk −
∂ L
∂ qk
δ qk
]
Suku pertama dan ketiga hilang karena pk =∂ L/∂ ˙qk . Mengingat ˙pk =∂ L/∂qk , maka
diperoleh
δ H=∑
k
[ ˙qk δ pk− ˙pk δqk ]
Sekarang variasi H dapat dinyatakan kembali oleh persamaan
δ H =∑
k
[∂ H
∂ pk
δ pk −
∂ H
∂ qk
δqk
]
sehingga
∂ H
∂ pk
= ˙qk
∂ H
∂ qk
=− ˙pk
(36)
Ungkapan (36) inilah yang disebut persamaan gerak kanonik Hamilton.
Contoh 10. Dapatkan persamaan gerak Hamilton untuk osilator harmonik 1D.
T=
1
2
m ˙x
2,
V =
1
2
Kx
2
p=
∂T
∂ ˙x
=m ˙x , ˙x=
p
m
sehingga H =T +V =
1
2m
p
2
+
K
2
x
2
13

Persamaan geraknya
∂ H
∂ p
=˙x
∂ H
∂ x
=− ˙p
p
m
=˙x , Kx=− ˙p
Dengan menggunakan persmaan pertama, maka persamaan kedua dapat ditulis menjadi
Kx=−
d
dt
(m ˙x) →m ¨x+Kx=0
Contoh 11. Dapatkan persamaan gerak hamilton untuk partikel di dalam medan sentral. Energi
kinetik dan potensial partikel adalah
T =
1
2
m( ˙r2
+r2 ˙θ 2
), V =V (r)
pr=
∂ T
∂ ˙r
=m ˙r →˙r=
pr
m
; pθ=
∂T
∂ ˙θ
=mr
2
˙θ → ˙θ =
pθ
mr
2
H =T +V =
1
2m (pr
2
+
pθ
2
r2 )+V (r)
Persamaan Hamiltonian
∂ H
∂ pr
=˙r
∂ H
∂ r
=− ˙pr ;
∂ H
∂ pθ
=˙θ
∂ H
∂θ
=− ˙ptheta ;
p
m
=˙x , Kx=− ˙p
Selanjutnya
pr=˙r ;
∂V (r)
∂ r
−
pθ
2
mr
3
=− ˙pr ;
pθ
mr2
=˙θ;
0=− ˙pθ
Persamaan terakhir memberikan momentum anguler yang konstan
pθ=konstan=mr
2
˙θ=mh dan
m ¨r= ˙pr=
mh
2
r
3
−
∂V (r)
∂r
14

�ݺ�ߣ

Mekanika lagrange

Recommended

More Related Content

What's hot (20)

Similar to Mekanika lagrange (20)

Recently uploaded (20)

Mekanika lagrange