Stichworte und Ergänzungen zu Mathematische Methoden der Physik
Stichworte und Ergänzungen zu Mathematische Methoden der Physik Stichworte und Ergänzungen zu Mathematische Methoden der Physik
118 12 Integration Für n = 0 ist die Behauptung f(x) = f(0) + R 0 mit R 0 = ∫ x df dy der Hauptsatz der 0 dy Integralrechnung. Zudem gilt der Satz für n + 1, wenn er für n richtig ist, denn bei partieller Integration erweist sich das Restglied R n als 1/(n + 1)! f (n+1) | 0 x n+1 + R n+1 , (n + 1)! R n = ∫ x 0 dy f (n+1) | y (n + 1) (x − y) n ∫ x 0 = dy ( − d dy (f(n+1) | y (x − y) n+1 ) + f (n+2) | y (x − y) n+1) = −(f (n+1) | y (x − y) n+1 ) ∣ y=x + (n + 1)! R y=0 n+1 = f (n+1) | 0 x n+1 + (n + 1)! R n+1 . (12.25) Der Restterm ist ein Integral über einen Integranden g(y) h(y), mit g = f (n+1) und h(y) = (x − y) n , wobei h im Integrationsbereich nicht negativ ist. Ersetzen wir in jeder Riemannsumme den Faktor g(ξ i ) durch den Minimalwert g min oder den Maximalwert g max von g im Integrationsbereich, so erhalten wir eine untere und eine obere Schranke für solch ein Integral ∫ b ∫ b ∫ b h ≥ 0 , a ≤ b : g min h(y) ≤ dy g(y) h(y) ≤ g max h(y) . (12.26) ady a ady Ist g eine stetige Funktion, so gibt es eine Zwischenstelle ξ zwischen a und b mit h ≥ 0 : g(ξ) ∫ b dy h(y) = a ∫ b dy g(y) h(y) . (12.27) a Für den Restterm besagt dies, daß es eine Stelle ξ zwischen 0 und x gibt, so daß R n (x) = 1 n! f(n+1) | ξ ∫ x 0 dy (x − y) n = 1 (n + 1)! f(n+1) | ξ x n+1 , (12.28) aber auch wenn die n+1-te Ableitung unstetig ist, kann (n+1)!|R n | ≤ |x| n+1 max|f (n+1) | eine hilfreiche Abschätzung des Restterms sein. Von der Beschränkung der Taylorreihe auf den speziellen Entwicklungspunkt x = 0 und auf Funktionen von nur einer Variablen befreit man sich, indem man Funktionen f einer Umgebung des Punktes y = (y 1 , y 2 . . .y d ) auf der Verbindungsstrecke Γ : λ → z(λ) = y + λ (x − y) (12.29) von z(0) = y zum Punkt z(1) = x = (x 1 , x 2 . . .x d ) betrachtet. Die Taylorreihe der zusammengesetzten Funktion g(λ) = f(z(λ)) g(λ) = n∑ k=0 1 k! g(k) | 0 λ k + R n (λ) , g(1) = n∑ k=0 1 k! g(k) | 0 + R n (1) (12.30) hat für λ = 1 den Wert g(1) = f(x). Die Ableitung der verketteten Funktion f(z(λ)) ist g (1) = dg dλ = dzi dλ ∂ if |z(λ) , mit dz i dλ = xi − y i , i ∈ {1, 2 . . .d} . (12.31)
119 Leiten wir wiederholt ab, so folgt, weil dz i /dλ nicht von λ abhängt, g (k) | 0 = dk g dλ k | λ=0 = (x i 1 − y i 1 ) (x i 2 − y i 2 ) · · ·(x i k − y i k ) ∂ i1 ∂ i2 . . .∂ ik f |y . (12.32) Setzen wir in (12.30) für λ = 1 ein, so erhalten wir die Taylorreihe der Funktion f f(x) = n∑ 1 k! (xi 1 − y i 1 ) (x i 2 − y i 2 ) · · ·(x i k − y i k ) ∂ i1 ∂ i2 . . .∂ ik f |y + R n k=0 (12.33) = f(y) + (x i − y i ) ∂ i f |y + 1 2 (xi − y i ) (x j − y j ) ∂ i ∂ j f |y + . . . + R n wobei der Restterm R n (12.28) von der Form des nächsten Terms ist mit partiellen Ableitungen an einer Stelle z auf der Verbindungsstrecke zwischen y und x, R n = 1 (n + 1)! (xi 1 − y i 1 ) · · ·(x i n+1 − y i n+1 ) ∂ i1 . . .∂ in+1 f |z . (12.34) Wenn f nur von einer Variablen abhängt, d = 1, vereinfachen die Vielfachsummen der Taylorreihe zu 1 f(x) = n∑ k=0 1 k! (x − dk f 1 y)k + dx k | y (n + 1)! (x − dn+1 f y)n+1 dx n+1 | z =f(y) + (x − y) df + 1 dx| y 2 (x − d2 f 1 y)2 + . . . + dx 2 | y (n + 1)! (x − dn+1 f y)n+1 . dx n+1 | z (12.35) Als Näherung der Funktion f wird oft das Restglied R n vernachlässigt. Daß dies selbst für n → ∞ bei einer überall beliebig oft differenzierbaren Funktion falsch sein kann, obwohl die Reihe ∞∑ k=0 1 k! (x − dk f y)k (12.36) dx k | y konvergiert, zeigt die Entwicklung der Funktion f(x) = exp(−1/x 2 ) um y = 0. Ihre Ableitungen sind Polynome in 1/x mal exp(−1/x 2 ) und verschwinden stetig für x gegen Null. Demnach verschwindet, anders als die Funktion f, ihre Taylorreihe um y = 0, und in jeder Ordnung n ist diese Funktion das Restglied. Substitution der Integrationsvariablen Der Kettenregel der Differentation entspricht der Integralsubstitutionssatz. Sei y : x → y(x) eine im Intervall M = {x : a ≤ x ≤ b} streng monoton wachsende Funktion, und sei f : y → f(y) eine reelle Funktion auf dem Intervall von y(a) bis y(b). 1 Aus dem Zusammenhang sollte klar sein, ob die Indizes Komponenten oder Potenzen bezeichnen.
- Seite 78 und 79: 68 5 Funktionen mehrerer Variablen
- Seite 80 und 81: 70 5 Funktionen mehrerer Variablen
- Seite 82 und 83: 72 5 Funktionen mehrerer Variablen
- Seite 84 und 85: 74 6 Bezugssysteme Es gibt keine ne
- Seite 86 und 87: 76 6 Bezugssysteme Dies ist im Maß
- Seite 88 und 89: 78 6 Bezugssysteme Umgekehrt gilt x
- Seite 90 und 91: 80 7 Jetfunktionen zu jeder Zeit t
- Seite 92 und 93: 82 8 Einfache Beispiele von Bahnkur
- Seite 95 und 96: 9 Energie und Impuls Erhaltungsgrö
- Seite 97 und 98: 87 Drehungen D ist, D0 = 0, und da
- Seite 99 und 100: 89 Gemäß (9.15) haben ruhende Tei
- Seite 101: 91 Seien p (1) und p (2) die Vierer
- Seite 104 und 105: 94 10 Erhaltungsgrößen und Symmet
- Seite 106 und 107: 96 10 Erhaltungsgrößen und Symmet
- Seite 108 und 109: 98 10 Erhaltungsgrößen und Symmet
- Seite 110 und 111: 100 10 Erhaltungsgrößen und Symme
- Seite 112 und 113: 102 10 Erhaltungsgrößen und Symme
- Seite 114 und 115: 104 10 Erhaltungsgrößen und Symme
- Seite 116 und 117: 106 10 Erhaltungsgrößen und Symme
- Seite 119 und 120: 11 Kleine Schwingungen Entziehen wi
- Seite 121 und 122: 111 Da die orthonormalen Eigenvekto
- Seite 123 und 124: 12 Integration Die Fläche zwischen
- Seite 125 und 126: 115 Denn das Integral, geteilt durc
- Seite 127: 117 der e-Funktionen im Polynom ent
- Seite 131 und 132: 121 . . . . . .. . . . . . . .. .
- Seite 133 und 134: 123 Höherdimensionales Integral, M
- Seite 135 und 136: 125 wobei die x a j , a = 1, 2, 3,
- Seite 137 und 138: 127 Um die Formel zu beweisen, verw
- Seite 139 und 140: 129 und der Schwerpunkt ∫ ( x M
- Seite 141 und 142: 131 Eine kugelsymmetrische Massensc
- Seite 143 und 144: 133 Um zu zeigen, daß auch allgeme
- Seite 145 und 146: 13 Wirkungsprinzip Ideale Uhren Die
- Seite 147 und 148: 137 Die Zeit, τ[f], die ideale Uhr
- Seite 149 und 150: 139 mit stetigen Funktionen ˜g m (
- Seite 151 und 152: 141 Sie definieren eine Ableitung
- Seite 153 und 154: 143 Physikalisch durchlaufene Bahnk
- Seite 155 und 156: 145 Die Ableitung der Lagrangefunkt
- Seite 157 und 158: 147 Erhaltungsgrößen sind ausschl
- Seite 159 und 160: 149 Brachistochrone und Tautochrone
- Seite 161 und 162: 14 Maxwellgleichungen Elektrische u
- Seite 163 und 164: 153 Nach dem Stokesschen Satz ist d
- Seite 165 und 166: 155 Demnach ist das Potential auße
- Seite 167 und 168: 157 Ohne Beweis merken wir eine tie
- Seite 169: 159 Es ist nach dem Gaußschen Satz
- Seite 172 und 173: 162 15 Differentialformen die Summa
- Seite 174 und 175: 164 15 Differentialformen Das Integ
- Seite 176 und 177: 166 15 Differentialformen und antis
118 12 Integration<br />
Für n = 0 ist die Behauptung f(x) = f(0) + R 0 mit R 0 = ∫ x df<br />
dy <strong>der</strong> Hauptsatz <strong>der</strong><br />
0 dy<br />
Integralrechnung. Zudem gilt <strong>der</strong> Satz für n + 1, wenn er für n richtig ist, denn bei<br />
partieller Integration erweist sich das Restglied R n als 1/(n + 1)! f (n+1) | 0<br />
x n+1 + R n+1 ,<br />
(n + 1)! R n =<br />
∫ x<br />
0<br />
dy f (n+1) | y<br />
(n + 1) (x − y) n<br />
∫ x<br />
0<br />
= dy ( − d<br />
dy (f(n+1) | y<br />
(x − y) n+1 ) + f (n+2) | y<br />
(x − y) n+1)<br />
= −(f (n+1) | y<br />
(x − y) n+1 ) ∣ y=x<br />
+ (n + 1)! R y=0 n+1<br />
= f (n+1) | 0<br />
x n+1 + (n + 1)! R n+1 .<br />
(12.25)<br />
Der Restterm ist ein Integral über einen Integranden g(y) h(y), mit g = f (n+1) <strong>und</strong><br />
h(y) = (x − y) n , wobei h im Integrationsbereich nicht negativ ist. Ersetzen wir in je<strong>der</strong><br />
Riemannsumme den Faktor g(ξ i ) durch den Minimalwert g min o<strong>der</strong> den Maximalwert<br />
g max von g im Integrationsbereich, so erhalten wir eine untere <strong>und</strong> eine obere Schranke<br />
für solch ein Integral<br />
∫ b ∫ b ∫ b<br />
h ≥ 0 , a ≤ b : g min h(y) ≤ dy g(y) h(y) ≤ g max h(y) . (12.26)<br />
ady<br />
a<br />
ady<br />
Ist g eine stetige Funktion, so gibt es eine Zwischenstelle ξ zwischen a <strong>und</strong> b mit<br />
h ≥ 0 :<br />
g(ξ)<br />
∫ b<br />
dy h(y) =<br />
a<br />
∫ b<br />
dy g(y) h(y) . (12.27)<br />
a<br />
Für den Restterm besagt dies, daß es eine Stelle ξ zwischen 0 <strong>und</strong> x gibt, so daß<br />
R n (x) = 1 n! f(n+1) | ξ<br />
∫ x<br />
0<br />
dy (x − y) n =<br />
1<br />
(n + 1)! f(n+1) | ξ<br />
x n+1 , (12.28)<br />
aber auch wenn die n+1-te Ableitung unstetig ist, kann (n+1)!|R n | ≤ |x| n+1 max|f (n+1) |<br />
eine hilfreiche Abschät<strong>zu</strong>ng des Restterms sein.<br />
Von <strong>der</strong> Beschränkung <strong>der</strong> Taylorreihe auf den speziellen Entwicklungspunkt x = 0<br />
<strong>und</strong> auf Funktionen von nur einer Variablen befreit man sich, indem man Funktionen f<br />
einer Umgebung des Punktes y = (y 1 , y 2 . . .y d ) auf <strong>der</strong> Verbindungsstrecke<br />
Γ : λ → z(λ) = y + λ (x − y) (12.29)<br />
von z(0) = y <strong>zu</strong>m Punkt z(1) = x = (x 1 , x 2 . . .x d ) betrachtet. Die Taylorreihe <strong>der</strong><br />
<strong>zu</strong>sammengesetzten Funktion g(λ) = f(z(λ))<br />
g(λ) =<br />
n∑<br />
k=0<br />
1<br />
k! g(k) | 0<br />
λ k + R n (λ) , g(1) =<br />
n∑<br />
k=0<br />
1<br />
k! g(k) | 0<br />
+ R n (1) (12.30)<br />
hat für λ = 1 den Wert g(1) = f(x). Die Ableitung <strong>der</strong> verketteten Funktion f(z(λ)) ist<br />
g (1) = dg<br />
dλ = dzi<br />
dλ ∂ if |z(λ) ,<br />
mit<br />
dz i<br />
dλ = xi − y i , i ∈ {1, 2 . . .d} . (12.31)