Równania Eulera-Lagrange’a, równania Lagrange’a – równania cząstkowe drugiego rzędu, których rozwiązaniami są funkcje, dla których funkcjonał (zadany całką oznaczoną) jest stacjonarny. Stanowią podstawowe równania rachunku wariacyjnego.

Np. dla funkcjonału ${\displaystyle S}$ zależnego od funkcji jednej zmiennej ${\displaystyle x(t)}$ i jej pierwszej pochodnej ${\displaystyle x'(t)}$

${\displaystyle S=\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}L(x(t),x'(t),t)dt}$

równania Eulera-Lagrange’a przyjmują postać^[1]:

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}\left({\frac {\partial L}{\partial x'}}\right)-{\frac {\partial L}{\partial x}}=0.}$

Rozwiązaniami tego równania są funkcje ${\displaystyle x(t),}$ dla których ${\displaystyle S}$ jest stacjonarne, tj. dla funkcji ${\displaystyle x_{odch}(t)}$ niewiele odchylającej się od funkcji optymalnej ${\displaystyle x(t)}$ wartość funkcjonału ${\displaystyle S}$ zmienia się nieznacznie. Jest to warunkiem koniecznym, żeby ${\displaystyle S}$ przyjmowało dla ${\displaystyle x(t)}$ ekstremum.

Postać równań Eulera-Lagrange’a w ogólniejszych przypadkach (wiele funkcji, wiele zmiennych, pochodne wyższych rzędów) omówiono w dalszych rozdziałach artykułu.

Równanie Eulera-Lagrange’a zostało wprowadzone przez Leonharda Eulera i Josepha Louisa Lagrange’a w latach 1750 podczas prac związanych z problemem tautochrony. Lagrange znalazł rozwiązanie tego problemu w 1755 i przesłał je Eulerowi. Obaj rozwijali dalej tę metodę i zastosowali ją w mechanice, co doprowadziło do sformułowania mechaniki lagranżowskiej. Dzięki ich współpracy powstał rachunek wariacyjny (nazwę tę wymyślił Euler w 1766)^[2].

Równania Eulera-Lagrange’a stosuje się w rachunku wariacyjnym, na przykład szukając najkrótszej drogi (geodezyjnej), biegu promienia światła, czyli linii, dla której droga optyczna jest najkrótsza (zasada Fermata) albo do minimalizacji energii potencjalnej układu (np. krzywa łańcuchowa).

Zgodnie z zasadą Hamiltona układ fizyczny porusza się po takiej trajektorii, że działanie ${\displaystyle S}$ obliczone dla ruchu od chwili ${\displaystyle t=t_{1}}$ do chwili ${\displaystyle t=t_{2}}$ jest stacjonarne, przy czym

${\displaystyle S=\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}Ldt,}$

gdzie:

${\displaystyle t}$ – czas,

${\displaystyle L}$ – lagrangian.

W mechanice klasycznej lagrangian ma postać:

${\displaystyle L=E_{kin}-E_{pot},}$

gdzie:

${\displaystyle E_{kin}}$ – energia kinetyczna układu,

${\displaystyle E_{pot}}$ – energia potencjalna układu.

Aby ${\displaystyle S}$ było stacjonarne, ${\displaystyle L}$ musi spełniać równanie Eulera-Lagrange’a dla każdej zmiennej stanu ${\displaystyle q_{k}(t){:}}$

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}\left({\frac {\partial L}{\partial {\dot {q_{k}}}}}\right)-{\frac {\partial L}{\partial q_{k}}}=0,}$

gdzie:

${\displaystyle {\dot {q_{k}}}={\frac {dq_{k}}{dt}}.}$

Wyrażenia występujące w równaniach Eulera-Lagrange’a mają swoje nazwy:

${\displaystyle {\frac {\partial L}{\partial q_{k}}}=F_{k}}$ – siła uogólniona (jej ${\displaystyle k}$-ta składowa),

${\displaystyle {\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{k}}}=p_{k}}$ – pęd uogólniony (jego ${\displaystyle k}$-ta składowa).

Mamy układ dwóch mas ${\displaystyle m_{1}}$ ${\displaystyle m_{2}}$ w stałym polu grawitacyjnym ${\displaystyle {\vec {g}}}$ przewieszonych przez nieważki krążek. Linka, na której wiszą również jest nieważka i nierozciągliwa. Chcemy znaleźć równania ruchu tych mas.

Mamy:

${\displaystyle E_{kin}={\frac {m_{1}{\dot {x_{1}}}^{2}}{2}}+{\frac {m_{2}{\dot {x_{2}}}^{2}}{2}},}$

${\displaystyle E_{pot}=m_{1}g(-x_{1})+m_{2}g(-x_{2}),}$

czyli lagrangian ma postać:

${\displaystyle L=E_{kin}-E_{pot}={\frac {m_{1}{\dot {x_{1}}}^{2}}{2}}+{\frac {m_{2}{\dot {x_{2}}}^{2}}{2}}+m_{1}gx_{1}+m_{2}gx_{2}.}$

A ponieważ linka jest nierozciągliwa ${\displaystyle x_{1}=-x_{2}+C,}$ gdzie C jest pewną stałą związana z długością linki. Otrzymujemy lagrangian zależny tylko od jednej współrzędnej:

${\displaystyle L={\frac {(m_{1}+m_{2}){\dot {x_{1}}}^{2}}{2}}+(m_{1}-m_{2})gx_{1}+m_{2}gC.}$

Składowe równania Eulera-Lagrange’a:

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}\left({\frac {\partial L}{\partial {\dot {x_{1}}}}}\right)={\frac {d}{dt}}\left({(m_{1}+m_{2}){\dot {x_{1}}}}\right)={(m_{1}+m_{2}){\ddot {x_{1}}}},}$

${\displaystyle {\frac {\partial L}{\partial x_{1}}}=(m_{1}-m_{2})g.}$

Z równania Eulera-Lagrange’a:

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}\left({\frac {\partial L}{\partial {\dot {x_{1}}}}}\right)-{\frac {\partial L}{\partial x_{1}}}={(m_{1}+m_{2}){\ddot {x_{1}}}}-(m_{1}-m_{2})g=0.}$

Rozwiązując względem ${\displaystyle {\ddot {x}}_{1},}$ otrzymujemy stałe przyspieszenie:

${\displaystyle {\ddot {x_{1}}}={\frac {m_{1}-m_{2}}{m_{1}+m_{2}}}g.}$

Całkując powyższe równanie dwukrotnie, otrzymamy:

${\displaystyle x_{1}(t)={\frac {m_{1}-m_{2}}{m_{1}+m_{2}}}g{\frac {t^{2}}{2}}+v_{1}(0)t+x_{1}(0),}$

gdzie ${\displaystyle v_{1}(0)}$ i ${\displaystyle x_{1}(0)}$ to prędkość i położenie masy ${\displaystyle m_{1}}$ w chwili ${\displaystyle t=0.}$

Trajektorię drugiego ciała łatwo teraz wyznaczyć:

${\displaystyle x_{2}(t)=-x_{1}(t)+C.}$

 Osobny artykuł: Brachistochrona.

Brachistochrona to taka krzywa łącząca punkty A i B, że czas ruchu masy punktowej od punktu A do B pod wpływem siły ciężkości ${\displaystyle mg}$ jest minimalny. Problem znajdowania takiej krzywej można rozwiązać przy użyciu równania Eulera-Lagrange’a. W tym przypadku szukamy takiej krzywej ${\displaystyle y(x),}$ żeby czas ${\displaystyle t}$ był minimalny:

${\displaystyle t=\int \limits _{A}^{B}{\frac {ds}{v}},}$

gdzie:

${\displaystyle v={\sqrt {2gy}}}$ – prędkość ciała, której zależność od ${\displaystyle y}$ wynika z zasady zachowania energii,

${\displaystyle ds={\sqrt {dx^{2}+dy^{2}}}={\sqrt {(x'(y))^{2}+1}}dy}$ – różniczka drogi.

Podstawiając, otrzymujemy:

${\displaystyle t={\frac {1}{\sqrt {2g}}}\int \limits _{A}^{B}{\sqrt {\frac {{x'(y)}^{2}+1}{y}}}dy={\frac {1}{\sqrt {2g}}}\int \limits _{A}^{B}fdy,}$

gdzie:

${\displaystyle f={\sqrt {\frac {{x'(y)}^{2}+1}{y}}}.}$

Czas ruchu będzie minimalny dla krzywej ${\displaystyle x(y)}$ spełniającej równanie Eulera-Lagrange’a:

${\displaystyle {\frac {d}{dy}}{\frac {\partial f}{\partial x'}}-{\frac {\partial f}{\partial x}}=0.}$

Rozwiązując to równanie, otrzymujemy brachistochronę:

${\displaystyle x(\theta )={\frac {1}{2}}k^{2}(\theta -\sin \theta ),}$

${\displaystyle y(\theta )={\frac {1}{2}}k^{2}(1-\cos \theta ),}$

gdzie ${\displaystyle k}$ to stała zależna od warunków brzegowych, czyli od punktów A i B.

 Osobny artykuł: Krzywa łańcuchowa.

Równanie Eulera-Lagrange’a pozwala także wyznaczyć krzywą łańcuchową^[3], która opisuje kształt doskonale nierozciągliwej i nieskończenie wiotkiej liny o niezerowej masie swobodnie zwisającej między dwoma punktami A i B w jednorodnym polu grawitacyjnym ${\displaystyle g.}$ Układ mechaniczny jest w równowadze, gdy jego energia potencjalna jest minimalna. Energia potencjalna wynosi:

${\displaystyle E_{pot}=\int \limits _{A}^{B}\rho gy(x)ds,}$

gdzie:

${\displaystyle \rho }$ – gęstość liniowa linki,

${\displaystyle ds={\sqrt {dx^{2}+dy^{2}}}={\sqrt {1+(y'(x))^{2}}}dx}$ – różniczka długości krzywej.

Podstawiając, otrzymujemy:

${\displaystyle E_{pot}=\rho g\int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}y{\sqrt {1+(y'(x))^{2}}}dx=\rho g\int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}fdx,}$

gdzie:

${\displaystyle f=y{\sqrt {1+(y'(x))^{2}}}.}$

Aby energia potencjalna była minimalna, ${\displaystyle f}$ musi spełniać równanie Eulera-Lagrange’a:

${\displaystyle {\frac {d}{dx}}{\frac {\partial f}{\partial y'}}-{\frac {\partial f}{\partial y}}=0.}$

Rozwiązując to równanie, otrzymujemy postać krzywej łańcuchowej:

${\displaystyle y(x)=a\,\cosh \left({\frac {x}{a}}\right),}$

gdzie ${\displaystyle a}$ jest stałą zależną od długości liny i położenia punktów A i B.

Niech ${\displaystyle x}$ będzie ciągłą funkcją parametru ${\displaystyle t}$ o zadanych warunkach początkowych i końcowych:

${\displaystyle x\colon \mathbb {R} \to \mathbb {R} ^{n}}$ i ${\displaystyle x(t_{1})=x_{1},x(t_{2})=x_{2}.}$

Mamy daną funkcję ${\displaystyle L(x,x',t)}$ i szukamy takich ${\displaystyle x(t),}$ żeby ${\displaystyle S[x]=\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}Ldt}$ było stacjonarne. Załóżmy, że ${\displaystyle x_{0}}$ jest takim rozwiązaniem.

Wprowadźmy do rozważań parametr ${\displaystyle \alpha \in \mathbb {R} }$ niezależny od czasu oraz funkcję ciągłą ${\displaystyle \varphi (t)}$ taką, że ${\displaystyle \varphi (t_{1})=0}$ oraz ${\displaystyle \varphi (t_{2})=0.}$ Jeżeli przyjmiemy, że ${\displaystyle x=x_{0}+\alpha \varphi ,}$ to zagadnienie sprowadzi się do analizy funkcji jednej zmiennej ${\displaystyle \alpha }$

${\displaystyle S(\alpha )=\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}L(x_{0}+\alpha \varphi ,{x_{0}}'+\alpha \varphi ',t)dt.}$

Gdy ${\displaystyle S}$ jest stacjonarne, to

${\displaystyle {\frac {dS}{d\alpha }}=0,}$

${\displaystyle {\frac {dS}{d\alpha }}=\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}{\frac {\partial L}{\partial \alpha }}dt}$ – twierdzenie Leibniza (o różniczkowaniu pod znakiem całki).

Korzystając ze wzoru na pochodną funkcji złożonej, otrzymujemy:

${\displaystyle 0={\frac {dS}{d\alpha }}=\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}(\varphi {\frac {\partial L}{\partial x}}+\varphi '{\frac {\partial L}{\partial x'}})dt=\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}\varphi {\frac {\partial L}{\partial x}}dt+\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}\varphi '{\frac {\partial L}{\partial x'}}dt.}$

Całkując drugi człon przez części, mamy:

${\displaystyle 0=\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}\varphi {\frac {\partial L}{\partial x}}dt+\left[\varphi (t){\frac {\partial L}{\partial x'}}\right]_{t_{1}}^{t_{2}}-\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}\varphi {\frac {d}{dt}}{\frac {\partial L}{\partial x'}}dt.}$

Ponieważ ${\displaystyle x(t_{1})=x_{1}}$ dla każdego ${\displaystyle x,}$ więc ${\displaystyle \varphi (t_{1})=0.}$ Podobnie ${\displaystyle \varphi (t_{2})=0.}$ Wobec tego ${\displaystyle \left[\varphi (t){\frac {\partial L}{\partial x'}}\right]_{t_{1}}^{t_{2}}=0}$ i stąd

${\displaystyle 0=\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}\varphi \left({\frac {\partial L}{\partial x}}-{\frac {d}{dt}}{\frac {\partial L}{\partial x'}}\right)dt.}$

Ponieważ warunek ten musi być spełniony dla dowolnej funkcji ${\displaystyle \varphi (t),}$ więc otrzymamy równanie

${\displaystyle {\frac {\partial L}{\partial x}}-{\frac {d}{dt}}{\frac {\partial L}{\partial x'}}=0}$

stanowiące warunek konieczny istnienia ekstremum funkcjonału ${\displaystyle S[x].}$

Wartość stacjonarna funkcjonału

${\displaystyle I[f]=\int _{x_{0}}^{x_{1}}{\mathcal {L}}(x,f,f',f'',\dots ,f^{(k)})~\mathrm {d} x;\;\;f':={\frac {\mathrm {d} f}{\mathrm {d} x}},\;\;f'':={\frac {\mathrm {d} ^{2}f}{\mathrm {d} x^{2}}},\;\;f^{(k)}:={\frac {\mathrm {d} ^{k}f}{\mathrm {d} x^{k}}}}$

można otrzymać z równań Eulera-Lagrange’a postaci

${\displaystyle {\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f}}-{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} x}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f'}}\right)+{\frac {\mathrm {d} ^{2}}{\mathrm {d} x^{2}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f''}}\right)-\ldots +(-1)^{k}{\frac {\mathrm {d} ^{k}}{\mathrm {d} x^{k}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f^{(k)}}}\right)=0,}$

przy ustalonych warunkach brzegowych dla funkcji i jej pochodnych od pierwszej do ${\displaystyle k-1}$ (tj. dla ${\displaystyle f^{(i)},i\in \{0,\dots ,k-1\}}$). Punkty brzegowe pochodnej ${\displaystyle f^{(k)}}$ są dowolne.

Jeżeli mamy funkcje ${\displaystyle (f_{1},f_{2},\dots ,f_{m})}$ zmiennej ${\displaystyle (x)}$ to szukamy extremum funkcjonału

${\displaystyle I[f_{1},f_{2},\dots ,f_{m}]=\int _{x_{0}}^{x_{1}}{\mathcal {L}}(x,f_{1},f_{2},\dots ,f_{m},f_{1}',f_{2}',\dots ,f_{m}')\mathrm {d} x;\;\;f_{i}':={\frac {\mathrm {d} f_{i}}{\mathrm {d} x}}.}$

Równania Eulera-Lagrange’a mają postać

${\displaystyle {\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{i}}}-{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} x}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{i}'}}\right)=0,\quad i=1,2,\dots ,m.}$

Jeżeli funkcja zależy od wielu zmiennych jest określona na pewnej powierzchni ${\displaystyle \Omega ,}$ to

${\displaystyle I[f]=\int _{\Omega }{\mathcal {L}}(x_{1},\dots ,x_{n},f,f_{,1},\dots ,f_{,n})\,\mathrm {d} \mathbf {x} ;\;\;f_{,j}:={\frac {\partial f}{\partial x_{j}}}}$

osiąga ekstremum, gdy

${\displaystyle {\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f}}-\sum _{j=1}^{n}{\frac {\partial }{\partial x_{j}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{,j}}}\right)=0.}$

Dla ${\displaystyle n=2}$ funkcjonał ${\displaystyle {\mathcal {I}}}$ jest funkcjonałem energii; ekstremum jest powierzchnią minimalną (np. bańki mydlanej).

Jeśli trzeba wyznaczyć kilka nieznanych funkcji o wielu zmiennych, takich że

${\displaystyle I[f_{1},f_{2},\dots ,f_{m}]=\int _{\Omega }{\mathcal {L}}(x_{1},\dots ,x_{n},f_{1},\dots ,f_{m},f_{1,1},\dots ,f_{1,n},\dots ,f_{m,1},\dots ,f_{m,n})\,\mathrm {d} \mathbf {x} }$

${\displaystyle f_{i,j}:={\frac {\partial f_{i}}{\partial x_{j}}},}$

to układ równań Eulera-Lagrange’a ma postać

${\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{1}}}-\sum _{j=1}^{n}{\frac {\partial }{\partial x_{j}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{1,j}}}\right)&=0_{1},\\{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{2}}}-\sum _{j=1}^{n}{\frac {\partial }{\partial x_{j}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{2,j}}}\right)&=0_{2},\\\vdots \qquad \qquad \\{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{m}}}-\sum _{j=1}^{n}{\frac {\partial }{\partial x_{j}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{m,j}}}\right)&=0_{m}.\end{aligned}}}$

Jeżeli nieznana funkcja ${\displaystyle f}$ zależy od dwóch zmiennych ${\displaystyle x_{1}}$ oraz ${\displaystyle x_{2}}$ i jeżeli funkcjonał zależy od wyższych pochodnych funkcji – od pierwszej aż do ${\displaystyle n}$-tej, tj.

${\displaystyle {\begin{aligned}I[f]&=\int _{\Omega }{\mathcal {L}}(x_{1},x_{2},f,f_{,1},f_{,2},f_{,11},f_{,12},f_{,22},\dots ,f_{,22\dots 2})\,\mathrm {d} \mathbf {x} \\&\qquad \quad f_{,i}:={\frac {\partial f}{\partial x_{i}}}\;,\quad f_{,ij}:={\frac {\partial ^{2}f}{\partial x_{i}\partial x_{j}}}\;,\;\;\dots \end{aligned}}}$

to równanie Eulera-Lagrange’a ma postać

${\displaystyle {\begin{aligned}&{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f}}-{\frac {\partial }{\partial x_{1}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{,1}}}\right)-{\frac {\partial }{\partial x_{2}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{,2}}}\right)+{\frac {\partial ^{2}}{\partial x_{1}^{2}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{,11}}}\right)+{\frac {\partial ^{2}}{\partial x_{1}\partial x_{2}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{,12}}}\right)+{\frac {\partial ^{2}}{\partial x_{2}^{2}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{,22}}}\right)\\&-\ldots +(-1)^{k}{\frac {\partial ^{k}}{\partial x_{2}^{k}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{,22\dots 2}}}\right)=0,\end{aligned}}}$

co można krótko zapisać w postaci

${\displaystyle {\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f}}+\sum _{j=1}^{n}\sum _{\mu _{1}\leqslant \ldots \leqslant \mu _{j}}(-1)^{j}{\frac {\partial ^{j}}{\partial x_{\mu _{1}}\dots \partial x_{\mu _{j}}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{,\mu _{1}\dots \mu _{j}}}}\right)=0,}$

gdzie ${\displaystyle \mu _{1}\dots \mu _{j}}$ są indeksami które przebiegają od 1 do liczny zmiennych, np. tutaj przyjmują wartości od 1do 2. Sumowanie po indeksach ${\displaystyle \mu _{1}\dots \mu _{j}}$ jest takie, że ${\displaystyle \mu _{1}\leqslant \mu _{2}\leqslant \ldots \leqslant \mu _{j}}$ tzn. nie może być sumowania tej samej pochodnej cząstkowej dwa razy – po przestawieniu kolejności zmiennych; np. ${\displaystyle f_{,12}=f_{,21}}$ pojawia się tylko jeden raz.

Jeżeli jest ${\displaystyle p}$ nieznanych funkcji ${\displaystyle f_{i}}$ zależnych od ${\displaystyle m}$ zmiennych ${\displaystyle x_{1}\dots x_{m}}$ oraz funkcjonał zależy od pochodnych tych funkcji aż do ${\displaystyle n}$-tego rzędu, tj.

${\displaystyle {\begin{aligned}I[f_{1},\dots ,f_{p}]&=\int _{\Omega }{\mathcal {L}}(x_{1},\dots ,x_{n};f_{1},\dots ,f_{p};f_{1,1},\dots ,f_{p,m};f_{1,11},\dots ,f_{p,mm};\dots ;f_{p,m\ldots m})\,\mathrm {d} \mathbf {x} \\&\qquad \quad f_{i,\mu }:={\frac {\partial f_{i}}{\partial x_{\mu }}}\;,\quad f_{i,\mu _{1}\mu _{2}}:={\frac {\partial ^{2}f_{i}}{\partial x_{\mu _{1}}\partial x_{\mu _{2}}}}\;,\;\;\dots \end{aligned}}}$

gdzie ${\displaystyle \mu _{1}\dots \mu _{j}}$ są indeksami o wartościach od 1 do m (tj. do liczby zmiennych), to równania Eulera-Lagrange’a mają postać

${\displaystyle {\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{i}}}+\sum _{j=1}^{n}\sum _{\mu _{1}\leqslant \ldots \leqslant \mu _{j}}(-1)^{j}{\frac {\partial ^{j}}{\partial x_{\mu _{1}}\dots \partial x_{\mu _{j}}}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{i,\mu _{1}\dots \mu _{j}}}}\right)=0,}$

gdzie sumowanie po indeksach ${\displaystyle \mu _{1}\dots \mu _{j}}$ jest takie, by nie powtarzać sumowania samych pochodnych cząstkowych ${\displaystyle f_{i,\mu _{1}\mu _{2}}=f_{i,\mu _{2}\mu _{1}}}$ kilka razy (podobnie jak w podrozdziale powyżej). Można to wyrazić w bardziej zwarty sposób w postaci:

${\displaystyle \sum _{j=0}^{n}\sum _{\mu _{1}\leqslant \ldots \leqslant \mu _{j}}(-1)^{j}\partial _{\mu _{1}\ldots \mu _{j}}^{j}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial f_{i,\mu _{1}\dots \mu _{j}}}}\right)=0.}$

Niech ${\displaystyle M}$ będzie gładką rozmaitością oraz niech ${\displaystyle C^{\infty }([a,b])}$ oznacza przestrzeń funkcji gładkich ${\displaystyle f\colon [a,b]\to M.}$ Wtedy dla funkcjonałów ${\displaystyle S\colon C^{\infty }([a,b])\to \mathbb {R} }$ w postaci

${\displaystyle S[f]=\int _{a}^{b}(L\circ {\dot {f}})(t)\,\mathrm {d} t,}$

gdzie ${\displaystyle L\colon TM\to \mathbb {R} }$ jest lagrangianem wyrażenie ${\displaystyle \mathrm {d} S_{f}=0}$ jest równoważne warunkowi, że dla wszystkich ${\displaystyle t\in [a,b],}$ każdy układ ${\displaystyle (x^{i},X^{i})}$ w sąsiedztwie ${\displaystyle {\dot {f}}(t)}$ prowadzi do ${\displaystyle \dim M}$ o równaniach:

${\displaystyle \forall i\colon {\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}{\frac {\partial F}{\partial X^{i}}}{\bigg |}_{{\dot {f}}(t)}={\frac {\partial F}{\partial x^{i}}}{\bigg |}_{{\dot {f}}(t)}.}$

Układy rozwiązane za pomocą równań Eulera-Lagrange'a:

• wahadło
• wahadło elastyczne
• wahadło podwójne

• W.I. Arnold: Metody matematyczne mechaniki klasycznej. Warszawa: Państwowe Wydawnictwo Naukowe, 1981, s. 56–61. ISBN 83-01-00143-7.
• W. Królikowski, W. Rubinowicz: Mechanika teoretyczna. Warszawa: PWN, 2012.
• Lew Dawidowicz Landau, E.M. Lifszyc: Mechanika. Warszawa: PWN, 2011.
• John R. Taylor: Mechanika klasyczna. T. 1. Warszawa: Wydawnictwo Naukowe PWN, 2006, s. 212–271. ISBN 978-83-01-14674-0.