如何理解拉斯函式的廣義坐標數不等於廣義動量數？

從量子力學第一次量子化開始，它就已經包含了所有後續的量子化順序。 一次量化將有兩次，兩次量化將有三次。 俗話說，道生一，一生二，二生三，三生萬物。

因此，量子力學原則上是一種無限量子化的理論，這種理論不再有任何確定性，因為任何一階波函式都會在下一次量子化中被標記化。 世界的本質應該是不確定的，終極的物理學應該是完全喪失確定性的！ 那麼，為什麼我們仍然整天忙於在量子框架中計算波函式呢？

因為，這是乙個合理的近似值。 在許多場論模型中已經認識到，量子場的維數越高，量子漲落的影響就越弱。 每次量化時，欄位的維數都會增加乙個 aleph 數。

很快，量子漲落就會減弱，所以我們可以做乙個經典的近似。 也就是說，在量化的某個時間，進行截斷，場運算元被波函式取代。 這樣，我們就有了我們常用的一次或次級量化。

量化是乙個失去確定性的過程。 在單個量化中，所有物理量的確定性都丟失了。 從形式上講，這意味著物理量從定數變為不定運算子。

但是，對於操作員來說，懸在空中並四處擺動是沒有意義的。 運算子只有在波函式上實現時才有意義。 因此，波函式的引入對於量化是顯而易見的和必要的。

波函式是粒子狀態的函式，它的值是乙個複數，它的模量表示粒子以該狀態出現的概率。 從那時起，所有的物理量都是按照概率分布的，我們不能再問“能量有多大”，而只能問“能量這麼大的概率是多少”。 但量子並不是一場徹底的革命。

有兩個物理量仍然是確定的，可以測量：乙個是概率本身，另乙個是充當相位的量。 它們可以一起構造波函式。

既然所有的物理量都是不確定的，為什麼只有概率分布仍然確定呢？ 為什麼概率分布不能也遵循概率分布？ 因此，二次量化就是要把這種革命繼續下去，把不確定性進行到底，剝奪波函式的確定性，使波函式運算元，使它成為場運算元。

但場運算元本身也是沒有意義的，因為沒有乙個運算元可以獨立存在，場運算元最終必須實現到乙個物件中。 但這不是波函式，因為場運算元本身代表波函式，所以場運算元應該作用於更高階的波函式，即波函式。 波泛函是從希爾伯特空間到複數域的對映，[將場的每個經典構型（x）（即波函式）對映到複數上。

這個複數描述了 （x） 的波函式發生的概率大小，因此是概率的概率。 所有波泛函都構成了乙個更大的“希爾伯特空間”。 基於這種構造，我們還可以實現第三種量化，即將波泛函量化並重則化為泛函場運算元。

這樣，這些現場運算元也需要實現。 他們作用於“波浪將軍”。 因此，遞迴地，它可以是無窮無盡的。

量子場論有很多種。 一般來說，我們介紹了場論的方法。 剩下的就看你要做什麼了。

凝聚態的學生需要非相對論場，所以非相對論場論也叫量子多踢，對吧？ 剩下的就是相對論場論了，這才是LSS比較關心的，哈哈，至於二次量子化？ 我不同意最需要的是量化方法，量化方法有很多。

例如，正則量化路徑積分量化，但實際上正則量化需要從量子場論開始?..那麼我們來看看科恩的書，其實如果不使用正則量化，怎麼區分哪個是電磁場動量的“量化”呢？ 當然，要學習量子力學，其實最好是了解量子力學和分析力學之間的關係。

其餘的需要經典場論（電動力學）<

動力學的普遍定理之一。 其內容是物體動量的增量等於它所受到的合力的衝量，即ft=mδv，即所有外力的衝量的向量和。 它被定義為：

如果乙個系統不受到外力或外力的向量和為零，則系統的總動量保持不變，這個結論稱為動量守恆定律。 動量守恆定律是自然界中最重要、最普遍的守恆定律之一，既適用於巨集觀物體，也適用於微觀粒子; 它既適用於低速運動物體，也適用於高速運動物體。 它是通過實驗觀察總結的定律，也可以從牛頓第二定律和運動學公式中推導出來。

這是另一種描述經典力學的理論，相當於牛頓力學，即哈密頓力學，其中重要的量很重要。

我不知道主題是什麼，我根據自己的理解進行了解釋。

哈密頓力學是經典力學的表現形式之一，它用廣義坐標和廣義動量來描述運動，用正則方程描述坐標和動量的演變，用哈密頓量寫正則方程。 所以，建立乙個物理系統就是建立它的哈密頓量。 相比之下，牛頓力學是構造力的表達，拉格朗日力學是拉萊量的構造。

對於具有 n 個粒子的粒子系統，空間中有 3n 個坐標。 如果這些粒子之間存在 k 個有限約束，則約束方程可以寫為：fs（x1，x2,...，x3n；t)=0（s=1，2…，k）。

約束方程用於消除 3n 個坐標中的 k 個變數，使 n=3n k 個變數保持獨立。 通過變數轉換，您可以使用任何其他 n 個自變數 q1、q2 等，qn。 因此，3n x 坐標可以表示為 習=習（q1，q2....，qn；t)（i=1，2…，3n）。

這種相互獨立的變數稱為廣義坐標，其數量n等於整個系統的自由度。

常用的廣義坐標有兩種：線性坐標和角度坐標。 例如，對於被約束為在空間中沿固定曲線移動的粒子，從起點測量的距離 s 可以用作廣義坐標。 在垂直平面上擺動的粒子點受細桿約束，杆與鉛垂線之間的夾角可以作為廣義坐標。 廣義坐標與時間的導數稱為廣義速度。

同樣，因為問題要求還會有廣義加速度、廣義動量、廣義角動量等。

廣義動量在乙個週期內積分到廣義坐標中，該坐標等於弗蘭克常數的純曲率的整數倍，......我不寫滑溜溜的公式，我不知道為什麼不同的書不一樣，我也不知道為什麼......灰塵不一樣

氦原子雙電子茄子朋友怎麼可能用到經典力學，玻爾的軌道理論只能計算氫原子，雙電子很複雜，經典的金槍魚力學需要軌道半徑什麼的，或者量子力學比較靠譜，當然計算結果也是近似的，這個天賦很淺，在這個類上要得到幾個茄子軸。

梅強忠，《水波動力學》。

工程流體力學

出版社：同濟大學出版社。

出版日期：1999年5月。

尺寸：16頁。

頁數： 226

介紹。 本書是根據高校建築結構專業工程流體力學課程的基本要求編寫的，重點介紹流體力學的基本概念和在工程中的應用，力求簡單易懂，適合讀者自學

全書共10章，包括：導論、流體靜力學、流體運動學、理想流體力學、相似性理論、圓管流動、渦流基礎理論、平面勢流理論、粘性流體力學和波浪理論

本書可作為建築結構專業、環境專業、海洋工程等專業的教材，也可作為相關工程技術人員的參考

目錄。 第一章：導言。

1-1 工程流體力學研究的內容和方法。

1-2 流體力學簡史.

1-3 單位制簡介。

1-4 流體的巨集觀模型和物理性質。

第 2 章 流體靜力學。

2-1 靜水壓力及其特點。

2-2 靜力學基本方程及其應用.

2-3 靜止流體施加在板上的力。

2-4 靜止流體施加在圓柱面上的力。

2-5 靜止流體施加在表面上的力——浮力。

2-6 浮力和潛水器的穩定性。

2-7 相對平衡。

第 3 章流體運動學。

3-1 研究流體運動的兩種方法。

3-2 速度場的幾何表示。

3-3 連續性方程。

3-4 曲線坐標系的連續方程。

3-5 流體微質量運動的分析。

3-6 流體無自旋運動的概念。

事實上，公式 v 使用拉格朗日乘法來求解極值。 拉格朗日乘法：給定二元函式 z= （x，y） 和附加條件 （x，y）=0，為了求附加條件下 z= （x，y） 的極值，首先做拉格朗日函式，其中是引數。

求 x 和 y 的 l（x，y） 的一階偏導數，使它們等於零並與其他條件耦合，即 。

l'x(x,y)=ƒ'x(x,y)+λ'x(x,y)=0，l'y(x,y)=ƒ'y(x,y)+λ'y(x,y)=0，(x,y)=0

從上述方程組中，可以得到 x，y 和 和 （x，y），這是附加條件 （x，y）=0 下函式 z= （x，y） 的可能極值。 因此，公式 v 是構造的拉格朗日高數，如果學習高數中多元函式的極值，應該很容易理解，一般用拉格朗日乘法求解。

如果系統不受外力，或者合力為 0，則動量守恆，如果系統的合力矩為 0，則角動量守恆。

當運動的拉格朗日函式不包含一定的廣義坐標時，則相應坐標的廣義動量守恆，當運動的拉格朗日函式不包含時間時，則廣義能量守恆 對於固定粒子，只要速度變化，動能就會變化 對於質量系統， 這取決於系統的總動能，你最好計算它的動能是否根據能量守恆而變化。

對於剛體，動能=平移動能+旋轉動能。

動量是定向的，是乙個向量，是指該物體在其運動方向上保持運動的趨勢。

動能是一種沒有方向性的能量，是將物體從靜止狀態帶入運動狀態所做的功。

角動量守恆：角動量是乙個向量，是指從運動中心（瞬時旋轉中心）到運動位置的有向線段，守恆是指粒子的合力外力矩為0，向量保持不變。