Stichworte und Ergänzungen zu Mathematische Methoden der Physik
Stichworte und Ergänzungen zu Mathematische Methoden der Physik Stichworte und Ergänzungen zu Mathematische Methoden der Physik
128 12 Integration Die für verschiedene k und m verschiedenen Zwischenstellen ξ können bei stetigem Integranden und genügend feiner Zerlegung bis auf einen vernachlässigbaren Fehler durch eine gemeinsame Zwischenstelle im Simplex (P 0 , P 1 , . . .,P n ) ersetzt werden. Bis auf diesen Fehler ist das Volumen des Bildes dieses Simplexes nach dem Determinantenproduktsatz um die Determinante der Jacobimatrix größer als das des Simplexes (P 0 , P 1 , . . ., P n ) . Für den Grenzwert feiner werdender Zerlegungen folgt so der Integralsubstitutionssatz (12.74). Flächenelement in Polarkoordinaten Die partiellen Ableitungen der kartesischen Koordinaten (x, y) = r(cosϕ, sin ϕ) nach den Polarkoordinaten r, ϕ sind ( ∂(x, y) ∂x ) ( ) ∂x ∂(r, ϕ) = ∂r ∂ϕ cosϕ −r sin ϕ ∂(x, y) ∂y = , det sin ϕ r cosϕ ∂(r, ϕ) = r (12.81) ∂r ∂y ∂ϕ Ein Flächenintegral über einen Bereich der kartesischen Koordinaten kann mit dem transformierten Flächenelement dx dy = dr dϕ r als Integral über Polarkoordinaten ausgewertet werden ∫ ∫ dx dy f(x, y) = dr dϕ r f(r cosϕ, r sinϕ) . (12.82) (x,y)−Bereich (r,ϕ)−Bereich Hiermit und mit dem Trick, zunächst das Quadrat zu berechnen, bestimmt man beispielsweise das Integral I = ∫ ∞ −∞ dx e −x2 , (12.83) für dessen Integranden keine elementare Stammfunktion existiert. I 2 ist das Integral über die zweidimensionale Ebene, die einem (r, ϕ) Bereich entspricht, in dem ϕ zwischen Null und 2π und r zwischen Null und Unendlich variiert, ∫ ∞ ∫ ∞ ∫ I 2 = dx e −x2 dy e −y2 = d 2 (x, y) e −(x2 +y 2 ) −∞ −∞ R ∫ 2 ∫ 2π = dr dϕ r e −r2 = dr r e −r2 dϕ = − 1 ∣ (12.84) r=∞ 2 2 π = π . e−r2 r=0 (r,ϕ)−Bereich ∫ ∞ 0 Ziehen wir die Wurzel, so erhalten wir ∫ ∞ dx e −x2 = √ π . (12.85) −∞ Als weiteres Beispiel bestimmen wir den Schwerpunkt eines Kreissektors (Tortenstück) mit Radius R, und Öffnungswinkel α, das spiegelsymmetrisch zur x-Achse liegt. Bei konstanter Massenflächendichte ρ ist die Gesamtmasse ∫ M = Sektor d 2 (x, y) ρ = ρ ∫ R 0 0 dr r ∫ α/2 −α/2 dϕ = ρ α R2 2 (12.86)
129 und der Schwerpunkt ∫ ( x M⃗R = d 2 (x, y) ρ y) ∫ R = ρ 0 Segment (∫ α/2 ) dϕ cosϕ dr r 2 −α/2 ∫ α/2 dϕ sin ϕ −α/2 ∫ = ρ dr dϕ r (r,ϕ)−Bereich ( 2 sin(α/2) = ρ R3 3 0 ( ) r cosϕ (12.87) r sinϕ ) = M 4 ( sin(α/2) ) 3 R α . 0 Für α gegen 0 geht der Schwerpunkt von schmalen Kreissektoren gegen ⃗R = 2/3 R denn sin(α/2)/(α/2) geht, wie (4.36) zeigt, gegen 1 . Volumenelement in Kugelkoordinaten ( 1 0) , Die Determinante der Ableitungen der kartesischen Koordinaten (x, y, z) nach den Kugelkoordinaten (r, θ, ϕ) (5.49) ⎛ ⎞ ∂x ∂x ∂x ⎛ ⎞ ∂r ∂θ ∂ϕ ⎜∂y ∂y ∂y sin θ cosϕ r cosθcosϕ −r sin θ sin ϕ ⎟ ⎝ ∂r ∂θ ∂ϕ⎠ = ⎝sin θ sin ϕ r cosθsin ϕ r sin θ cosϕ⎠ (12.88) ∂z ∂z ∂z cosθ −r sin θ 0 ∂r ∂θ ∂ϕ berechnet man leicht, wenn man berücksichtigt, daß ihre Spalten die Komponenten von ⃗e r , r⃗e θ und r sin θ⃗e ϕ sind und daß die Determinante linear in den Spalten ist. Demnach ist sie r r sin θ mal der Determinante der Matrix D, die in den Spalten die Komponenten von ⃗e r , ⃗e θ und ⃗e ϕ enthält. Da diese Vektoren normiert sind und aufeinander senkrecht stehen, ist D eine Drehung und hat Determinante 1. Unter einem Integral über (x, y, z), das man in Kugelkoordinaten auswertet, gilt daher d 3 x = dr dθ dϕ ∣ ∂(x, y, z) det ∣ = dr dθ dϕ r 2 sin θ = dr r 2 d cosθdϕ . (12.89) ∂(r, θ, ϕ) Dabei haben wir im letzten Schritt dθ sin θ zur Integration über u = cosθ zusammengezogen. Dies ist bei vielen Integrationen angemessen, deren Integranden Skalarprodukte cosθ enthalten. Da eine Kugel mit Radius R durch Kugelkoordinaten überdeckt wird, wenn r die Werte zwischen 0 und R durchläuft, ϕ die Werte zwischen 0 und 2π sowie θ zwischen 0 und π, also cosθ den Bereich zwischen −1 und 1, ergibt sich das Kugelvolumen in Kugelkoordinaten einfach als ∫ Kugel d 3 x = ∫ R 0 dr r 2 ∫ 1 −1 d cosθ ∫ 2π 0 dϕ = R3 3 2 2π = 4π 3 R3 . (12.90) Gravitationspotential einer kugelsymmetrischen Massenverteilung Das Gravitationspotential φ(⃗x) ist die potentielle Energie V eines Probeteilchens der Masse m, geteilt durch m, V(⃗x) = m φ(⃗x) .
- 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 und 128: 117 der e-Funktionen im Polynom ent
- Seite 129 und 130: 119 Leiten wir wiederholt ab, so fo
- 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: 127 Um die Formel zu beweisen, verw
- 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
- Seite 178 und 179: 168 15 Differentialformen Durch die
- Seite 180 und 181: 170 15 Differentialformen Dabei ist
- Seite 182 und 183: 172 16 Viererpotential Skalares Pot
- Seite 184 und 185: 174 16 Viererpotential Für die ver
- Seite 186 und 187: 176 17 Potentialtheorie Das Integra
129<br />
<strong>und</strong> <strong>der</strong> Schwerpunkt<br />
∫ (<br />
x<br />
M⃗R = d 2 (x, y) ρ<br />
y)<br />
∫ R<br />
= ρ<br />
0<br />
Segment<br />
(∫ α/2<br />
)<br />
dϕ cosϕ<br />
dr r 2 −α/2<br />
∫ α/2<br />
dϕ sin ϕ −α/2<br />
∫<br />
= ρ dr dϕ r<br />
(r,ϕ)−Bereich<br />
( 2 sin(α/2)<br />
= ρ R3<br />
3<br />
0<br />
( )<br />
r cosϕ<br />
(12.87)<br />
r sinϕ<br />
)<br />
= M 4 ( sin(α/2)<br />
)<br />
3 R α . 0<br />
Für α gegen 0 geht <strong>der</strong> Schwerpunkt von schmalen Kreissektoren gegen ⃗R = 2/3 R<br />
denn sin(α/2)/(α/2) geht, wie (4.36) zeigt, gegen 1 .<br />
Volumenelement in Kugelkoordinaten<br />
( 1<br />
0)<br />
,<br />
Die Determinante <strong>der</strong> Ableitungen <strong>der</strong> kartesischen Koordinaten (x, y, z) nach den Kugelkoordinaten<br />
(r, θ, ϕ) (5.49)<br />
⎛ ⎞<br />
∂x ∂x ∂x ⎛<br />
⎞<br />
∂r ∂θ ∂ϕ<br />
⎜∂y<br />
∂y ∂y<br />
sin θ cosϕ r cosθcosϕ −r sin θ sin ϕ<br />
⎟<br />
⎝ ∂r ∂θ ∂ϕ⎠ = ⎝sin θ sin ϕ r cosθsin ϕ r sin θ cosϕ⎠ (12.88)<br />
∂z ∂z ∂z cosθ −r sin θ 0<br />
∂r ∂θ ∂ϕ<br />
berechnet man leicht, wenn man berücksichtigt, daß ihre Spalten die Komponenten von<br />
⃗e r , r⃗e θ <strong>und</strong> r sin θ⃗e ϕ sind <strong>und</strong> daß die Determinante linear in den Spalten ist. Demnach<br />
ist sie r r sin θ mal <strong>der</strong> Determinante <strong>der</strong> Matrix D, die in den Spalten die Komponenten<br />
von ⃗e r , ⃗e θ <strong>und</strong> ⃗e ϕ enthält. Da diese Vektoren normiert sind <strong>und</strong> aufeinan<strong>der</strong> senkrecht<br />
stehen, ist D eine Drehung <strong>und</strong> hat Determinante 1.<br />
Unter einem Integral über (x, y, z), das man in Kugelkoordinaten auswertet, gilt daher<br />
d 3 x = dr dθ dϕ ∣ ∂(x, y, z)<br />
det ∣ = dr dθ dϕ r 2 sin θ = dr r 2 d cosθdϕ . (12.89)<br />
∂(r, θ, ϕ)<br />
Dabei haben wir im letzten Schritt dθ sin θ <strong>zu</strong>r Integration über u = cosθ <strong>zu</strong>sammengezogen.<br />
Dies ist bei vielen Integrationen angemessen, <strong>der</strong>en Integranden Skalarprodukte<br />
cosθ enthalten.<br />
Da eine Kugel mit Radius R durch Kugelkoordinaten überdeckt wird, wenn r die<br />
Werte zwischen 0 <strong>und</strong> R durchläuft, ϕ die Werte zwischen 0 <strong>und</strong> 2π sowie θ zwischen<br />
0 <strong>und</strong> π, also cosθ den Bereich zwischen −1 <strong>und</strong> 1, ergibt sich das Kugelvolumen in<br />
Kugelkoordinaten einfach als<br />
∫<br />
Kugel<br />
d 3 x =<br />
∫ R<br />
0<br />
dr r 2 ∫ 1<br />
−1<br />
d cosθ<br />
∫ 2π<br />
0<br />
dϕ = R3<br />
3 2 2π = 4π 3 R3 . (12.90)<br />
Gravitationspotential einer kugelsymmetrischen Massenverteilung<br />
Das Gravitationspotential φ(⃗x) ist die potentielle Energie V eines Probeteilchens <strong>der</strong><br />
Masse m, geteilt durch m, V(⃗x) = m φ(⃗x) .