Zeitliche Translationsinvarianz - Versionsgeschichte

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	Zeitranslationsinvarianz bedingt also Energieerhaltung !		Zeitranslationsinvarianz bedingt also Energieerhaltung!

	Oder: Skleronome Zwangsbedingungen:		Oder: Skleronome Zwangsbedingungen:

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Einrückungen Mathematik

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Einrückungen Mathematik

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	<math>T=\frac{1}{2}\sum\limits_{i}^{{}}{{{m}_{i}}{{{\dot{\bar{r}}}}_{i}}^{2}=}\frac{1}{2}\sum\limits_{j,k}^{{}}{{{T}_{jk}}{{{\dot{q}}}_{j}}{{{\dot{q}}}_{k}}}</math>		<math>T=\frac{1}{2}\sum\limits_{i}^{{}}{{{m}_{i}}{{{\dot{\bar{r}}}}_{i}}^{2}=}\frac{1}{2}\sum\limits_{j,k}^{{}}{{{T}_{jk}}{{{\dot{q}}}_{j}}{{{\dot{q}}}_{k}}}</math> Mit <math>{{T}_{jk}}=\sum\limits_{i=1}^{N}{{{m}_{i}}\left( \frac{\partial {{{\bar{r}}}_{i}}}{\partial {{q}_{j}}} \right)\left( \frac{\partial {{{\bar{r}}}_{i}}}{\partial {{q}_{k}}} \right)}</math>


	Mit


	<math>{{T}_{jk}}=\sum\limits_{i=1}^{N}{{{m}_{i}}\left( \frac{\partial {{{\bar{r}}}_{i}}}{\partial {{q}_{j}}} \right)\left( \frac{\partial {{{\bar{r}}}_{i}}}{\partial {{q}_{k}}} \right)}</math>
	ist abhängig von den q1...qf im Gegensatz zum Fall der kleinen Schwingungen, der eingangs behandelt wurde.		ist abhängig von den q1...qf im Gegensatz zum Fall der kleinen Schwingungen, der eingangs behandelt wurde.

	T ist eine homogene quadratische Funktion der		T ist eine homogene quadratische Funktion der
	<math>{{\dot{q}}_{1}}...{{\dot{q}}_{f}}</math>		<math>{{\dot{q}}_{1}}...{{\dot{q}}_{f}}</math> Also <math>T\left( \lambda {{{\dot{q}}}_{1}},...,\lambda {{{\dot{q}}}_{f}} \right)={{\lambda }^{2}}T\left( {{{\dot{q}}}_{1}},...,{{{\dot{q}}}_{f}} \right)</math> Nach <math>\lambda </math>


	Also
	<math>T\left( \lambda {{{\dot{q}}}_{1}},...,\lambda {{{\dot{q}}}_{f}} \right)={{\lambda }^{2}}T\left( {{{\dot{q}}}_{1}},...,{{{\dot{q}}}_{f}} \right)</math>


	Nach
	<math>\lambda </math>
	wird partiell abgelitten, dann wird		wird partiell abgelitten, dann wird
	<math>\lambda =1</math>		<math>\lambda =1</math>
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	<math>\frac{dL}{dt}=\sum\limits_{k}^{{}}{\left( \frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}{{{\ddot{q}}}_{k}}+\frac{d}{dt}\frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}{{{\dot{q}}}_{k}} \right)}=\frac{d}{dt}\sum\limits_{k}^{{}}{\frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}{{{\dot{q}}}_{k}}=2\frac{dT}{dt}}</math>		<math>\frac{dL}{dt}=\sum\limits_{k}^{{}}{\left( \frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}{{{\ddot{q}}}_{k}}+\frac{d}{dt}\frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}{{{\dot{q}}}_{k}} \right)}=\frac{d}{dt}\sum\limits_{k}^{{}}{\frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}{{{\dot{q}}}_{k}}=2\frac{dT}{dt}}</math> wegen <math>\sum\limits_{k=1}^{N}{\left( \frac{\partial L}{\partial \left( {{{\dot{q}}}_{k}} \right)} \right){{{\dot{q}}}_{k}}}=2T</math>
	wegen
	<math>\sum\limits_{k=1}^{N}{\left( \frac{\partial L}{\partial \left( {{{\dot{q}}}_{k}} \right)} \right){{{\dot{q}}}_{k}}}=2T</math>

Schubotz: Die Seite wurde neu angelegt: „{{Scripthinweis|Mechanik|3|4}} Die Zeit spielt in der klassischen Mechanik im Ggstz zur relativistischen Mechanik gegenüber dem Ort eine S…“

2010-08-28T22:16:09Z

Die Seite wurde neu angelegt: „<noinclude>{{Scripthinweis|Mechanik|3|4}}</noinclude> Die Zeit spielt in der klassischen Mechanik im Ggstz zur relativistischen Mechanik gegenüber dem Ort eine S…“

Neue Seite

<noinclude>{{Scripthinweis|Mechanik|3|4}}</noinclude>
Die Zeit spielt in der klassischen Mechanik im Ggstz zur relativistischen Mechanik gegenüber dem Ort eine Sonderrolle.

Deshalb ist eine direkte Anwendung des Noether- Theorems nicht moeglich.

<u>'''Zeitliche Translationsinvarianz ist erfüllt, falls:'''</u>

# die Zwangsbedingungen die Zeit t nicht explizit enthalten:

<math>\begin{align}
& {{{\bar{r}}}_{i}}={{{\bar{r}}}_{i}}({{q}_{1}},...,{{q}_{f}}) \\
& \frac{\partial }{\partial t}{{{\bar{r}}}_{i}}=0\Rightarrow {{{\dot{\bar{r}}}}_{i}}=\sum\limits_{j}^{{}}{\frac{\partial }{\partial {{q}_{j}}}{{{\bar{r}}}_{i}}{{{\dot{q}}}_{j}}_{{}}} \\
\end{align}</math>

Dabei ist
<math>\frac{\partial }{\partial {{q}_{j}}}{{\bar{r}}_{i}}</math>
Funktion von q1...qf

#
<math>\frac{\partial }{\partial t}L=0</math>

# Nebenbedingung: Aus der Existenz eines Potenzials der eingeprägten Kräfte folgt '''NICHT '''automatisch die Erhaltung der Energie, da die Zwangsbedingungen die Zeit enthalten könnten.

Wenn die Zwangsbedingungen die Zeit enthalten, so ist die Energie nicht enthalten.

<math>{{\bar{r}}_{i}}={{\bar{r}}_{i}}({{q}_{1}},...,{{q}_{f}},t)</math>

<u>'''Kinetische Energie:'''</u>

<math>T=\frac{1}{2}\sum\limits_{i}^{{}}{{{m}_{i}}{{{\dot{\bar{r}}}}_{i}}^{2}=}\frac{1}{2}\sum\limits_{j,k}^{{}}{{{T}_{jk}}{{{\dot{q}}}_{j}}{{{\dot{q}}}_{k}}}</math>

Mit

<math>{{T}_{jk}}=\sum\limits_{i=1}^{N}{{{m}_{i}}\left( \frac{\partial {{{\bar{r}}}_{i}}}{\partial {{q}_{j}}} \right)\left( \frac{\partial {{{\bar{r}}}_{i}}}{\partial {{q}_{k}}} \right)}</math>
ist abhängig von den q1...qf im Gegensatz zum Fall der kleinen Schwingungen, der eingangs behandelt wurde.

T ist eine homogene quadratische Funktion der
<math>{{\dot{q}}_{1}}...{{\dot{q}}_{f}}</math>

Also
<math>T\left( \lambda {{{\dot{q}}}_{1}},...,\lambda {{{\dot{q}}}_{f}} \right)={{\lambda }^{2}}T\left( {{{\dot{q}}}_{1}},...,{{{\dot{q}}}_{f}} \right)</math>

Nach
<math>\lambda </math>
wird partiell abgelitten, dann wird
<math>\lambda =1</math>
gesetzt.

<math>\begin{align}
& \sum\limits_{k=1}^{N}{\left( \frac{\partial T}{\partial \left( \lambda {{{\dot{q}}}_{k}} \right)} \right)\left( \frac{\partial \left( \lambda {{{\dot{q}}}_{k}} \right)}{\partial \lambda } \right)}\left| _{\lambda =1} \right.=2\lambda T\left| _{\lambda =1} \right.\Leftrightarrow \sum\limits_{k=1}^{N}{\left( \frac{\partial T}{\partial \left( {{{\dot{q}}}_{k}} \right)} \right){{{\dot{q}}}_{k}}}=2T \\
& \left( \frac{\partial \left( \lambda {{{\dot{q}}}_{k}} \right)}{\partial \lambda } \right)={{{\dot{q}}}_{k}} \\
\end{align}</math>

Obere Äquivalenz ist der sogenannte Eulersche Satz

Da V unabhängig von
<math>{{\dot{q}}_{1}}...{{\dot{q}}_{f}}</math>
gilt auch:

<math>\sum\limits_{k=1}^{N}{\left( \frac{\partial L}{\partial \left( {{{\dot{q}}}_{k}} \right)} \right){{{\dot{q}}}_{k}}}=2T</math>

Zur totalen Zeitableitung von L:

<math>\begin{align}
& \frac{dL}{dt}=\sum\limits_{k}^{{}}{\left( \frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}{{{\ddot{q}}}_{k}}+\frac{\partial L}{\partial {{q}_{k}}}{{{\dot{q}}}_{k}} \right)}+\frac{\partial L}{\partial t} \\
& \frac{\partial L}{\partial {{q}_{k}}}=\frac{d}{dt}\frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}\ und\ \frac{\partial L}{\partial t}=0\quad wegen\ 2.(oben) \\
\end{align}</math>

Somit:

<math>\frac{dL}{dt}=\sum\limits_{k}^{{}}{\left( \frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}{{{\ddot{q}}}_{k}}+\frac{d}{dt}\frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}{{{\dot{q}}}_{k}} \right)}=\frac{d}{dt}\sum\limits_{k}^{{}}{\frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}{{{\dot{q}}}_{k}}=2\frac{dT}{dt}}</math>
wegen
<math>\sum\limits_{k=1}^{N}{\left( \frac{\partial L}{\partial \left( {{{\dot{q}}}_{k}} \right)} \right){{{\dot{q}}}_{k}}}=2T</math>

Somit:

<math>0=\frac{d}{dt}(2T-L)=\frac{d}{dt}(T+V)\Rightarrow T+V=konst</math>

Zeitranslationsinvarianz bedingt also Energieerhaltung !

Oder: Skleronome Zwangsbedingungen:
<math>\frac{\partial L}{\partial t}=0</math>
bedingen: E=T+V=constant

Nebenbemerkung

Die Aussage folgt auch aus dem Noether-Theorem, wenn man noch den folgenden Trick anwendet: (Scheck, Aufgabe 2.17)

Mache t zu einer q-artigen Variablen durch eine parametrisierte Darstellung:
<math>{{q}_{k}}={{q}_{k}}(\tau ),t=t(\tau )</math>

Als Lagrangefunktion muss man sich definieren:

<math>\bar{L}\left( {{q}_{k}},t,\frac{d{{q}_{k}}}{d\tau },\frac{d{{t}_{{}}}}{d\tau } \right):=L\left( {{q}_{k}},\frac{1}{\left( {}^{dt}\!\!\diagup\!\!{}_{d\tau }\; \right)}\frac{d{{q}_{k}}}{d\tau },t,\frac{dt}{d\tau } \right)</math>

soll invariant unter Zeittranslationen sein:

<math>{{h}^{s}}(\bar{q},t)=(\bar{q},t+s)</math>

Dann gilt:

# Hamiltonsches Prinzip auf
<math>\bar{L}</math>
angewandt:

<math>0=\delta \int\limits_{\tau 1}^{\tau 2}{{}}\bar{L}d\tau =\delta \int\limits_{t1}^{t2}{{}}Ldt\Leftrightarrow \frac{d}{dt}\frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}-\frac{\partial L}{\partial {{q}_{k}}}=0</math>

2. Noethersches Theorem für
<math>\bar{L}</math>
:

Integral der Bewegung I:

<math>\begin{align}
& I=\sum\limits_{i=1}^{f+1}{\frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{i}}}{{\left( \frac{d}{ds}{{h}^{s}}({{q}_{1}},...,{{q}_{f+1}}) \right)}_{s=0}}}=\frac{\partial \bar{L}}{\partial {{{\dot{q}}}_{f+1}}} \\
& mit\ \left( \frac{d}{ds}{{h}^{s}}({{q}_{1}},...,{{q}_{f+1}}) \right)=\left( 0,...,0,1 \right)\quad f\ Nullen,1\ an\ Stelle\ f+1\ mit\ {{q}_{f+1}}=t \\
\end{align}</math>

<math>\begin{align}
& I=\frac{\partial \bar{L}}{\partial {{{\dot{q}}}_{f+1}}}=\frac{\partial \bar{L}}{\partial \left( \frac{dt}{d\tau } \right)}=L+\sum\limits_{k=1}^{f}{\frac{\partial L}{\partial {{{\dot{q}}}_{k}}}\left( -\frac{1}{{{\left( \frac{dt}{d\tau } \right)}^{2}}} \right)\frac{d{{q}_{k}}}{d\tau }\frac{dt}{d\tau }} \\
& =L-\sum\limits_{k=1}^{f}{\left( \frac{\partial L}{\partial \left( {{{\dot{q}}}_{k}} \right)} \right){{{\dot{q}}}_{k}}}=T-V-2T=-(T-V) \\
\end{align}</math>

Also Erhaltung der Energie durch zeitliche Translationsinvarianz