Stichworte und Ergänzungen zu Mathematische Methoden der Physik
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224 21 Wellengleichung Für positive Zeiten t trägt im Integrationsbereich 0 < r < ∞ nur die erste δ-Funktion bei, für negative t nur die zweite, { ∫ t 1 1 f(t,⃗x) = d cosθ∫ 2π dϕ φ( ⃗x + t ⃗n(θ, ϕ) ) für t > 0 4π ∫−1 0 t 1 1 d cosθ∫ 2π dϕ φ( ⃗x − t ⃗n(θ, ϕ) ) . (21.57) für t < 0 4π −1 0 Es ist also mit der Notation von (21.35), da f(t,⃗x) für t = 0 stetig ist, für alle Zeiten t ∫ 1 √ 3 d 3 k e i ⃗k⃗x 1 ( e i |⃗k|t − e −i | ⃗k|t ) ˜φ( ⃗k) = t M t,⃗x [φ] (21.58) 2π 2 i |⃗k| und demnach auch 1 √ 2π 3 ∫ d 3 k e i ⃗k⃗x 1 ( e i |⃗k|t + e −i | ⃗k|t ) ˜ψ( ⃗k) = ∂ ( t Mt,⃗x [ψ] ) . (21.59) 2 ∂t Retardiertes Potential Um einen Eindruck über die Lösung der inhomogenen Wellengleichung zu bekommen, integrieren wir die Gleichung ∂ 2 ∂t2u − ∆u = ĝ (21.60) über das Zeitintervall τ < t < τ + ǫ. Dabei mögen die Anfangswerte von u zur Zeit τ verschwinden, u(τ,⃗x) = 0, ∂ t u(τ,⃗x) = 0. Das Integral auf der linken Seite gibt ∂ t u(τ + ǫ), bis auf Terme, die wegen der Anfangsbedingung von zweiter Ordnung in ǫ sind. Das Ergebnis der rechten Seite benennen wir ∂ t u(τ + ǫ) = ∫ τ+ǫ τ dt ( ∂ 2 ∂t 2u − ∆u) = ∫ τ+ǫ τ dt ĝ(t,⃗x) = g(τ + ǫ,⃗x) . (21.61) Wirkt die Störung ĝ nur diese kurze Zeit, so liegt anschließend für t > τ eine Funktion ϕ τ (t,⃗x) vor, die bis auf Terme, die mit ǫ gegen Null verschwinden, die Wellengleichung mit Anfangsbedingung ϕ τ (t,⃗x) = 0 , ϕ τ (τ,⃗x) = 0 , ∂ t ϕ τ (t,⃗x) |t=τ = g τ (⃗x) , g τ (⃗x) = g(τ,⃗x) , (21.62) erfüllt. Konkret geht diese Lösung durch Translation in der Zeit um τ aus der entsprechenden Lösung (21.44) hervor. Sie ist durch den Mittelwert über die Funktion g τ , gemittelt über eine Kugeloberfläche mit Radius t − τ gegeben, ϕ τ (t,⃗x) = (t − τ) M (t−τ),⃗x [g τ ] . (21.63) Wirkt die Störung g längere Zeit, so denken wir uns die Lösung zusammengesetzt aus Lösungen, die von den kurzzeitigen Störungen erzeugt worden sind, denn wenn Lu 1 = g 1 die Lösung einer linear inhomogenen Gleichung mit Inhomogenität g 1 ist und Lu 2 = g 2 die Lösung zu einer anderen Inhomogenität, dann ist die Summe u = u 1 + u 2 Lösung der Gleichung mit der Summe der Inhomogenitäten L(u 1 + u 2 ) = (g 1 + g 2 ) .
225 Wir betrachten daher das Integral u(t,⃗x) = ∫ t dτ ϕ τ (t,⃗x) . (21.64) 0 Zur Anfangszeit t = 0 verschwindet es, da dann der Integrationsbereich verschwindet. Die Zeitableitung leitet nach der oberen Integrationsgrenze ab – und ergibt den Integranden an der Stelle τ = t – und nach dem ersten Argument von ϕ ab ∂ t u(t,⃗x) = ϕ t (t,⃗x) + ∫ t dτ ∂ t ϕ τ (t,⃗x) = 0 ∫ t dτ ∂ t ϕ τ (t,⃗x) . (21.65) 0 Sie verschwindet zur Anfangszeit t = 0, da dann der Integrationsbereich verschwindet. Die zweite Zeitableitung ergibt ∫ t (∂ t ) 2 u(t,⃗x) = ∂ t ϕ τ (t,⃗x) |τ=t + dτ (∂ t ) 2 ϕ τ (t,⃗x) = g(t,⃗x)+ dτ (∂ t ) 2 ϕ τ (t,⃗x) . (21.66) 0 ∫ t 0 Addieren wir hierzu −∆u = ∫ t 0 dτ (−∆ϕ τ(t,⃗x)) und berücksichtigen wir, daß ϕ τ die Wellengleichung löst, so verbleibt u(t,⃗x) = g(t,⃗x) . (21.67) Es ist also zu allen Zeiten t und für alle ⃗x das Integral ∫ t u(t,⃗x) = dτ (t − τ) M (t−τ),⃗x [g τ ] (21.68) 0 die Lösung der inhomogenen Wellengleichung u = g mit den Anfangswerten u(0,⃗x) = 0 und ∂ t u(0,⃗x) = 0. Zur Auswertung des Integrals für t > 0 substituieren wir τ(r) = t − r und integrieren über r u(t,⃗x) = ∫ t dr r M r,⃗x [g t−r ] = 1 0 4π ∫ t ∫ 1 dr r 2 cosθ 0 −1d ∫ 2π 0 dϕ 1 g(t − r,⃗x + r ⃗n) (21.69) r Bei den drei Integralen handelt es sich, da t > 0 ist, um die Integration in Kugelkoordinaten über die Punkte ⃗z mit Betrag kleiner t u(t,⃗x) = 1 ∫ d 3 g(t − |⃗z|,⃗x +⃗z) z . (21.70) 4π |⃗z| |⃗z|≤t Wechseln wir hier zur Integrationsvariablen ⃗y = ⃗x +⃗z und bezeichnen wir die Kugel um ⃗x mit Radius |r| als K r,⃗x = {⃗y : |⃗x − ⃗y| ≤ |r|} , (21.71) so lautet die Lösung der inhomogenen Wellengleichung u = g, die zur Zeit t = 0 zusammen mit ihrer ersten Zeitableitung verschwindet, t ≥ 0 : u(t,⃗x) = 1 ∫ d 3 g(t − |⃗x − ⃗y|,⃗y) y . (21.72) 4π K |t|,⃗x |⃗x − ⃗y|
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224 21 Wellengleichung<br />
Für positive Zeiten t trägt im Integrationsbereich 0 < r < ∞ nur die erste δ-Funktion<br />
bei, für negative t nur die zweite,<br />
{ ∫<br />
t 1 1<br />
f(t,⃗x) =<br />
d cosθ∫ 2π<br />
dϕ φ( ⃗x + t ⃗n(θ, ϕ) ) für t > 0<br />
4π ∫−1 0<br />
t 1 1 d cosθ∫ 2π<br />
dϕ φ( ⃗x − t ⃗n(θ, ϕ) ) . (21.57)<br />
für t < 0<br />
4π −1 0<br />
Es ist also mit <strong>der</strong> Notation von (21.35), da f(t,⃗x) für t = 0 stetig ist, für alle Zeiten t<br />
∫<br />
1<br />
√ 3<br />
d 3 k e i ⃗k⃗x 1 (<br />
e<br />
i |⃗k|t − e −i | ⃗k|t ) ˜φ( ⃗k) = t M t,⃗x [φ] (21.58)<br />
2π 2 i |⃗k|<br />
<strong>und</strong> demnach auch<br />
1<br />
√<br />
2π<br />
3<br />
∫<br />
d 3 k e i ⃗k⃗x 1 (<br />
e<br />
i |⃗k|t + e −i | ⃗k|t ) ˜ψ( ⃗k) = ∂ (<br />
t Mt,⃗x [ψ] ) . (21.59)<br />
2<br />
∂t<br />
Retardiertes Potential<br />
Um einen Eindruck über die Lösung <strong>der</strong> inhomogenen Wellengleichung <strong>zu</strong> bekommen,<br />
integrieren wir die Gleichung<br />
∂ 2<br />
∂t2u − ∆u = ĝ (21.60)<br />
über das Zeitintervall τ < t < τ + ǫ. Dabei mögen die Anfangswerte von u <strong>zu</strong>r Zeit<br />
τ verschwinden, u(τ,⃗x) = 0, ∂ t u(τ,⃗x) = 0. Das Integral auf <strong>der</strong> linken Seite gibt<br />
∂ t u(τ + ǫ), bis auf Terme, die wegen <strong>der</strong> Anfangsbedingung von zweiter Ordnung in ǫ<br />
sind. Das Ergebnis <strong>der</strong> rechten Seite benennen wir<br />
∂ t u(τ + ǫ) =<br />
∫ τ+ǫ<br />
τ<br />
dt ( ∂ 2<br />
∂t 2u − ∆u) =<br />
∫ τ+ǫ<br />
τ<br />
dt ĝ(t,⃗x) = g(τ + ǫ,⃗x) . (21.61)<br />
Wirkt die Störung ĝ nur diese kurze Zeit, so liegt anschließend für t > τ eine Funktion<br />
ϕ τ (t,⃗x) vor, die bis auf Terme, die mit ǫ gegen Null verschwinden, die Wellengleichung<br />
mit Anfangsbedingung<br />
ϕ τ (t,⃗x) = 0 , ϕ τ (τ,⃗x) = 0 , ∂ t ϕ τ (t,⃗x) |t=τ = g τ (⃗x) , g τ (⃗x) = g(τ,⃗x) , (21.62)<br />
erfüllt. Konkret geht diese Lösung durch Translation in <strong>der</strong> Zeit um τ aus <strong>der</strong> entsprechenden<br />
Lösung (21.44) hervor. Sie ist durch den Mittelwert über die Funktion g τ ,<br />
gemittelt über eine Kugeloberfläche mit Radius t − τ gegeben,<br />
ϕ τ (t,⃗x) = (t − τ) M (t−τ),⃗x [g τ ] . (21.63)<br />
Wirkt die Störung g längere Zeit, so denken wir uns die Lösung <strong>zu</strong>sammengesetzt aus<br />
Lösungen, die von den kurzzeitigen Störungen erzeugt worden sind, denn wenn Lu 1 = g 1<br />
die Lösung einer linear inhomogenen Gleichung mit Inhomogenität g 1 ist <strong>und</strong> Lu 2 = g 2<br />
die Lösung <strong>zu</strong> einer an<strong>der</strong>en Inhomogenität, dann ist die Summe u = u 1 + u 2 Lösung<br />
<strong>der</strong> Gleichung mit <strong>der</strong> Summe <strong>der</strong> Inhomogenitäten L(u 1 + u 2 ) = (g 1 + g 2 ) .