cyanic-selkie/wikianc huggingface dataset:
Lagrange mekaniği
Lagrange mekaniği, Newton mekaniğinin uygun olmadığı, çok vakit aldığı veya etkili sonuç çıkartamadığı yerlerde hem teorik fizikte hem de pratik mekanik uygulamalarda çok etkilidir. Ayrıca minimum eylem prensibi ile yakından ilişkili olduğundan optimizasyon problemlerinde de kullanılabilmektedir. Mekanik biliminde, ikinci tip Lagrange denklemleri birinci tipe göre çok daha sık kullanılmaktadır.
Giriş
Lagrange mekaniğinin gücü, hareketi kısıtlanmış mekanik sistemlerde, bu kısıtları etkili ifade ederek sistem çözümüne dahil edebilmesinden gelir. Aşağıdaki örnekler, konseptleri ve terminolojiyi anlamada etkili olacaktır.
Rijit bir eğimli yolu ifade eden bir telde hareket eden bir küreyi düşündüğümüzde, ağırlığın etkili olduğu 2 boyutlu uzayda; hareket kısıtları f(r) = 0 formunda ifade edilebilir. Burada kürenin hareketi r = (x(s), y(s)) olarak yazılabilir ve s eğrisel uzunluk olarak tanımlanır (her eğri, yay parçaları olarak ifade edilebileceğinden, dsi diferansiyel yay uzunluğu, si de yay boyuncaki koordinat olarak tanımlayabiliriz). Eğride her noktadaki x ve y birbirine bağımlı olduğundan, aslında x ve y gibi iki koordinat tanımlamak yerine tek bir s koordinatı hareketimizi tanımlamamıza ve kısıtlarımızı ifade etmemize yetecektir. Çünkü hareket kısıtlarını ifade eden denklemler x ve y arasında bir bağıntı vermekte ve serbestlik derecesini düşürmektedir. Böylece x ve y den biri bilindiğinde öbürü bulunabilir.
Eğer telin şekli zamanla değişiyorsa (örneğin esneme ile), o zaman kısıtlayıcı denklemler ve pozisyon zamana bağlı olarak da değişmeye başlar. Çünkü koordinatlar zamanla değişmektedir. Zaman, koordinat tanımlarında örtülü olarak kalırken, kısıtlayıcı denklemlerde açık olarak gelir.
Başka bir ilginç 2 boyutlu örnek ise kaotik/düzensiz bir dinamiğe sahip olan çift sarkaçtır (yine yer çekimi altında). Bir sarkaçın uzunluğu L1 ve diğerinin uzunluğu ise L2 olsun. Her bir kütle hareketlerinin kısıtlanmasını ifade eden denklemlere sahiptir. Her sarkacın kısıtlayıcı denklemi vardır,
Kütlelerin pozisyonları ise,
olarak ifade edilebilir.
θ 1 ve θ 2 belli bir referansa göre sarkaçların açısını ifade eder. Her sarkaç, kısıtlardan ötürü birer koordinatla ifade edilebilir. Çünkü bu kısıtlar mekansal koordinatları (2 tane) birbirine bağlar.
3 boyutlu bir örnek olarak, küresel eksenlerde hareket eden sarkaç örnek verilebilir. Sarkacın uzunluğu l ve sarkaç her yönde serbestçe sallanacak şekilde ağırlığının etkisine bırakılmış durumdadır. Bu durumda, hareket kısıtlanması şu şekilde ifade edilebilir;
Kütlenin pozisyonu ise daha önce s ve θ değişkenlerinin kullanıldığı gibi genel koordinatlarda şu şekilde ifade edilebilir;
ve burada (θ, φ) çifti küresel kutup açılarını ifade eder çünkü kütle bir kürenin yüzeyinde hareket edermişçesine davranır aynı zamanda küresel koordinatlarda tanımlanabilir ve aynı bu durumda olduğu gibi, yarıçapın sabit olduğu bir kürenin denklemi de kısıtımızı ifade eder. Böylece 3 koordinat yerine 2 koordinat bilgisi yeterli olmaktadır.
Özellikle sarkaç gibi sistemler, salınım hareketi yaparlar çünkü yükleme, pozisyon değişkeni olan açının sinüsel bir fonksiyonudur. Böylece basit harmonik osilatörler Lagrange mekaniği ile yine rahatça analiz edilebileceği anlaşılabilir. Ayrıca, bu tip enerji metotları denk sistemler bulmak, çoklu serbestlik dereceye sahip sistemlerin analizi gibi problemlerde ciddi işe yaramaktadırlar çünkü yazılımsal olarak adapte edilebilmeleri kolaydır. Dolayısıyla, bağlanmış harmonik osilatörler (çift sarkaç, üçlü sarkaç gibi) özellikle Lagrange dinamiği metotları ile incelenir.
Dolayısıyla, her bir parçanın net pozisyonunu bilmek için 3N kadar koordinata ihtiyacımız vardır. Zaten bir vektör uzayında da bir noktanın genel ifadesi r = (x, y, z). fonksiyonu ile yapılır.Bu partiküllerden herhangi birisi veya birkaçı holonom kısıtlara tabi tutulursa, kısıt ifadesi f(r, t) = 0 şeklinde yazılabilir. Bu, herhangi bir anda partiküllerin pozisyonları birbirlerine bağlanmaya başlar ve bağımsız olmaktan çıkarlar. Eğer sistemde C kadar kısıtlayıcı var ise, bunların her birinin fonksiyonel ifadesi için,
Fonksiyon eşitlikleri kullanılır ve her bir denklem bir koordinat ihtiyacını eler. Dolayısıyla bağımsız koordinatların sayısı n = 3N − C kadardır. Unutulmamalıdır ki bağımlı koordinatlar kullanılarak yapılan hesaplar modeli karmaşıklaştıracaktır.
Dolayısıyla, partikülleri veya sistemi tanımlamamız için n tane koordinata ihtiyacımız bulunmaktadır. Her pozisyon vektörü istenilen n elemanlı genelleştirilmiş koordinat setine dönüştürülebilir. Ve uygun bir şekilde q = (q1, q2, ... qn) olarak ifade edilebilir. Dolayısıyla pozisyonlar şu şekilde ifade edilebilir;
Burada unutulmamalıdır ki hız, pozisyonun toplam diferansiyelidir. Veya basitçe rk olarak tanımladığımız fonksiyonun zamana göre türevidir ve q da zamana bağlı olduğu için zincir kuralı kullanılır.
Önceki örneklerde, biri eğer her kütlenin hareketini partikül olarak inceleyecek basitleştirmeler yapabiliyorsa, Newton mekaniği zamana bağlı olarak değişen kısıtlayıcı kuvvetlerin (partikülleri kısıtlanmış hareket patikasında tutmaya yarayan kuvvetler) zamana göre değişimi ile uğraşmayı gerektirir (telin küreye uyguladığı kuvvet, çekme kuvvetinin sarkaca aktardığı kuvvet gibi).Aynı problem için Lagrange mekaniği, bizim partikülün aldığı yola bakarak uygun bir genelleştirilmiş koordinat seçmemize dayanır. Bu seçimlerdeki koordinatlar bağımsız olmalıdır ve hareketi tamamen karakterize edebilmelidir. Hareketin tamamen serbest olduğu koordinatlar seçilirse, kısıtlayıcı denklem ve kuvvetlerin işin içine girmesine gerek kalmaz. Örneğin x-y düzleminde tel üzerindeki bir kürenin hareketi her an tanjantlara dik olarak kısıtlanmıştır ama tek bir s koordinatı seçilirse, zaten o koordinat yolun ve hareketin kendisini tanımladığı için ve hareketin olmadığı yerlerde sıfır olduğu için ekstra kısıt ifadelerine gerek kalmaz. Böylece, kısıtların partiküller üzerindeki direkt etkisi hesaplanmadan daha az denklem çözülerek sistem modellenebilir.
Lagrangian'ın tanımı
Lagrange mekaniğindeki temel nicelik Lagrangian fonksiyonudur. Bu fonksiyon, sistemin dinamik davranışı hakkında önemli bilgiler barındırır. Ancak, her fiziksel sistem için tek bir Lagrangian ifadesi türetmek mümkün değildir. Esasen, Euler-Lagrange denklemlerini fiziksel yasalarla uyumlu bir şekilde türetebilecek her fonksiyon Lagrangian olarak ele alınabilir. Ancak yine de, bazı gruplanabilecek sistemler için genel Lagrangian ifadeleri oluşturmak mümkündür.
Örneğin, görelilik etkilerin ihmal edilebileceği sistemler için Lagrangian;
olarak ifade edilebilir. (mekanikte en sık karşılaşılan ifade budur, ancak bunun tüm sistemler için genel bir ifade olmadığına dikkat edilmesi gerekir. Farklı fiziksel yasaların da işin içine girmesiyle değişmesi gerektiğini unutmamak gerekir.) Burada T, sistemin toplam kinetik enerjisini ve V ise potansiyel enerjisini ifade eder. Lagrangian’ın birimi, seçilen enerji birimleriyle aynıdır.
Kütleleri m1, m2, ..., mN olan N parçacıktan oluşan bir sistem için toplam kinetik enerji her bir parçacığın kinetik enerjisi toplanarak bulunabilir. (Enerji metodlarındaki toplanabilme özelliği bu açıdan çok güçlüdür.) Her parçacığın enerjisi sistemin hareketine göre şöyle tanımlanabilir;
Burada, işaretlerin doğru verilmesi için noktasal çarpım kullanılmıştır. Yani kinetik enerji ne olursa olsun pozitif bir ifadedir. Bu ifadeye göre, kinetik enerji sadece hızların yani vk terimlerinin bir fonksiyonudur. Kinetik enerji rk'ya yani parçacıkların pozisyonlarına ve zamana bağlı değildir. Dolayısıyla T(v1, v2, ...) olarak ifade edilebilir. Ancak, yukarıdaki genelleştirilmiş koordinat ve hız ifadeleri göz önüne alındığında, özellikle zamana bağlı bir değişim söz konusu ise; genelleştirilmiş koordinatlar çerçevesinde ifade edilen kinetik enerji genelleştirilmiş hızlara, koordinatlara ve pozisyon vektörleri zamana bağlı çarpanlar içeriyorsa zamana bağlıdır. Yani T = T(q, dq/dt, t) olarak daha doğru bir şekilde ifade edilebilir.
Eğer potansiyel ve kinetik enerjilerden biri veya ikisi de zamana açık bir bağlılık gösteriyorsa (zamanla değişen kısıtlar, etkiler, çarpanlar veya sistem parametreleri) Lagrangian da zamana açık bir şekilde bağlı olacaktır. Yani L[q,dq/dt,t) olacaktır. Eğer potansiyel enerji ve kinetik enerji zamana göre değişmiyorsa bu durumda, Lagrangian, L(q, dq/dt) formunda olacaktır ve zamana açık bir bağlılık göstermeyecektir. Ancak zamana göre türev alındığı için zamana örtülü bir şekilde bağlı olacaktır. İki durumda da Lagrangian’ın zamana örtülü olarak bağlı olacağı kesindir (Genelleştirilmiş koordinatlar kullanılırsa).
Lagrangian’a ek olarak ayrıca, disipatif yani hareket süresince enerjiyi o an sistem içinde dönüştürülemez şekilde harcayan sistem elemanlarını göz önüne alarak çeşitli fonksiyonlar türetmek de mümkündür.
Göreli-mekanikde, L daha derin bir şekilde analiz edilip doğru ifade edilmelidir. Bunun için relativistik Lagrange mekaniğine bakılabilir. (Enerji ifadeleri artık daha farklı olacak ve dönüşümler, zamana bağımlılık farklı bir yapı gösterecektir.)
Hareket denklemleri
Newton mekaniğinde, hareket Newton Yasaları ile ifade edilir. Newton’un ikinci yasası F = ma her parçacığa uygulanır ve 3 boyutta hareket sahibi olanN parçacıklı bir sistem için 3N tane adi diferansiyel denklem pozisyonların bulunması için çözülür(ivmenin iki kere integrali alınarak).
Lagrange mekaniğinde ise, Lagrangian fonksiyonu hareket denklemlerini türetir. Hareket denklemleri, kısmi türev içerse bile, denklemler yine de genelleştirilmiş pozisyon koordinatlarında çalışan adi diferansiyel denklemlerdir. Ayrıca zaman göre toplam türev ifadesi,d/dt örtülü türev alınmasını gerektirebilir.
İki çeşit hareket denklemi vardır. Biri kısıtlayıcı kuvvetleri ve hareketlerin kısıtlarını ifade eden denklemlerini işin içine katarken, diğeri bunları modellemenin dışında tutarak sadece kısıtlayıcı olmayan ve hareket sağlayan kuvvetleri genelleştirilmiş koordinatlarda inceler. Bu ifadeleri Lagrangian’a koyup gerekli denklemleri çözerek, sınır ve ilk değerleri katarak (hız ve pozisyon) parçacıkların pozisyonlarını zamana göre çözebilir ve sistemin zamana göre hareketini, değişimini bulabiliriz.
Arena Thun
Arena Thun İsviçre'nin Thun kentinde bulunan futbol stadyumu. Yapımı 2011 yılında tamamlanmıştır. Stadyum şu an Super League ekiplerinden FC Thun tarafından kullanılmaktadır. Kapasitesi 10.000 kişiliktir. Stadyumda yapılan ilk maç 9 Temmuz 2011 yılında 1. FC Köln ile FC Thun karşısında oynandı. Maç 2-2 berabere bitti.
Lagrange mekaniği
Birinci tip Lagrange denklemleri
3 boyutlu uzayda N parçacıktan oluşan ve C tane holonomik kısıta maruz kalan bir sistemin kısıtları yukarıda belirtildiği üzere, f2,..., fC gibi fonksiyonlarla ifade edilebilir ve sistemin dinamiği, Lagrangian L(r, dr/dt, t)'a bağlı olarak birinci tip Lagrange denklemleri ile şöyle ifade edilebilir;
burada k = 1, 2, ..., N her bir parçacığı ifade eder ve bu denklemler sisteme dahil olan her eleman veya parçacık için çözülmek üzere bir denklem sistemi oluşturur. Ayrıca, her bir kısıtlayıcı denklem fi için birer Lagrange çarpanı λi bulunur. Ve bu indisler her bir vektörün her bir ilgili değişkene göre türevini ifade etmede kolaylık sağlar.
Burada dikkat edilmesi gereken, Lagrangian’ın her bir vektöre göre türevi alınmasından ziyade yine mekansal koordinatlara göre türev alındığı ve buradaki gösterimin kolaylık olduğudur.
İkinci tip Lagrange denklemleri
Euler-Lagrange denklemleri veya Lagrange’ın ikinci tip hareket denklemleri olarak adlandırılır. Değişim kalkülüsünün matematiksel bir sonucu olarak ortaya konmuştur. Bu sonuç fiziksel – mekanik sistemlerde de hem doğalarını anlamada hem de hareketlerini hesaplamada kullanılır.
Lagrangian’ın L(q, dq/dt, t) formulasyonu bu denkleme konduğunda her bir genelleştirilmiş koordinata karşılık bir denklem bulunur. Ve genelleştirilmiş koordinatlar eksenel koordinatlar – kısıtlar sayısı kadar seçildiğinden toplamda 3N-C kadar 2. Dereceden adi diferansiyel denklemi çözmemiz gerekir. Bu denklemler hareket kısıtlarını içermezler ve sadece kısıtlayıcı olmayan – hareketi gerçekleştiren kuvvetlerin modele katılması gerekir.
Bu metot, değişim kalkülüsündeki minimum değişim ve hareket prensibinin fiziksel bağlamda enerji olarak ifade edilebilecek bir değişim fonksiyonuyla etkili bir şekilde kullanımı ile ortaya çıkar.
Newton yasaları
olarak ifade edilir. Burada a, ivme; pozisyonun 2. Türevidir. Bu sayede N parçacığa sahip bir sistemde her parçacığa bu prensip uygulanarak hareket denklemleri çıkartılır. F ise, parçacığa etkiyen toplam kuvvettir.
Üç mekansal koordinatta her bir parçacık için üç hareket denklemi ortaya çıkar. Ve bu denklemlerin her biri adi diferansiyel denklemdir. 3 boyutlu uzayda üç değişken içerecek sonuçlar, birer vektör olarak ifade edilebilir. Elbette, her bir çözüm ilk hız, ilk pozisyon gibi başlangıç değerlerine tabidir.
Newton yasalarının kartezyen koordinatlarda kullanımı çok rahattır. Ancak çoğu harekette (özellikle de eğrisel hareketlerde) kartezyen koordinat kullanımı zordur. Bu durumda kartezyen koordinatların uygun koordinatlara çevrilmesi ve denklemlerin bu şekilde ifade edilmesi gerekir. Ancak bu durumda da pozisyonların türevlenmesi gerektiği için hareket denklemleri karmaşıklaşır. Örneğin üç eğrisel koordinatta ξ = (ξ1, ξ2, ξ3), Newton yasası "Lagrange formunda"  şöyle ifade edilebilir;
Burada Fa, kartezyen uzaydan eğrisel uzaya geçişte, uzayların taban vektörlerinin değişmesinden ötürü değişen kuvvetlerinkarşıdeğişkeni a bileşenidir. Γa ise ikinci tip Christoffel sembolleridir. Burada bir parçacığın kinetik enerjisi;
olarak ifade edilebilir. gbc, eğrisel koordinat sisteminin metrik tensörün eşdeğişken bileşenidir.Her a, b, c, indisi 1,2,3 gibi değerler alır. Burada dikkat edilmesi gereken husus, eğrisel hareketin önemi vurgulandığından; bu koordinat sisteminin genelleştirilmiş koordinatlarla karıştırılmaması gerektiğidir.
Burada yapılan türetmeler Newton yasalarının fazlaca karmaşıklaştırılması olarak düşünülebilir. Ancak bu yöntemin de çeşitli avantajları bulunmaktadır. Christoffel sembolleri cinsinden ifade edilen ivme bileşenleri, yukarıda tanımlanan kinetik enerjinin türevleri alınarak ifade edilebilir ve böylece T gibi bir her referans yapısında aynı kalacak skalerin kolaylığı kullanılabilir. Zaten Lagrangian gibi enerji metodları da vektörlerin referanslara bağımlılığını elimine ederek işlemleri kolaylaştırma ihtiyacına dayanır (Bunu yaparken ise sistemin detaylarından feragat etmek durumunda kalırlar).
Eğer sistem üzerine etkiyen bir kuvvet yoksa, yani F = 0 ise, sistem ivmelenemez. Ya durur ya da hareketini değiştirmeden devam eder. Hareket durumu daha genel bir ifadeyle; doğru üzerinde sabit hızlı harekettir. Ancak bu, bildiğimiz anlamda doğru olmak zorunda değildir. Örneğin eğrisel koordinatlara geçtiğimizde (jeodezik koordinatlar) doğrular artık keseller olarak karşımıza çıkar. Dolayısıyla, eğrisel yüzeyler üzerinde hareket etmek üzere kısıtlanmış veya o şekilde dengeye gelmiş parçacıkların hareket denklemlerinin çözümü keselleri verir. Keseller uzayda iki genel nokta arasındaki en kısa uzunluğa karşılık gelen eğrilere verilen genel addır. Düzlemde ise bunlar basitçe doğrulardır. Dolayısıyla 3 boyutlu uzayda da keseller düz doğrulara karşılık gelirler. Dolayısıyla, serbest bir parçacık için, Newton’un 2. Yasası geometrik jeodezik denklemleri ile uyum halindedir ve keselleri takip eden serbest parçacıkların hareketlerini ifade etmede kullanılır. Burada en önemli nokta, kesellerin 3 boyutlu uzayda parçacıkların iki nokta arasında izleyeceği en kısa yolu ifade etmesidir. Eğer parçacıklar belli bir kuvvet altında kalırlarsa ivmelenirler ve bu nedenle jeodezik hareketten sapmaya başlarlar.
Uzayda noktalar arası en kısa yolları bulma fikri mekanikte doğal bir merak konusudur. Özellikle enerjinin tanımından sonra mekanik sistemlerin minimum enerjiyle amaçlarını gerçekleştirmeleri önem kazanmıştır. Bu nedenle, değişimler hesabı (kalkülüs) metotlarının mekaniğe uygulanması ile yukarıda bahsedilen sonuçlar elde edilmiştir. Brachistochrone problemi (sabit ivme altında en kısa yol) gibi önemli konular değişimler hesabı sayesinde açıklığa kavuşturulmuştur. Jean Bernoulli)), [[Gottfried Leibniz|Leibniz, Daniel Bernoulli, L’Hôpital gibi bilim insanları bu konu üzerine çalışmış ve farklı zamanlarda benzer çözümler bularak katkı sağlamışlardır. Newton’un kendisi bile değişimler hesabı prensiplerini o zamanlarda düşünmeye başlamıştı.. Hatta yukarıda bahsedilen eğri uzunluğu gibi kavramları tanımlayıp, onların türevlerine bakarak düzlemde en kısa yolu ifade eden doğruları eğrilere nasıl adapte edebileceğini düşünmekteydi. Bu fikirler üzerine varyasyonel prensipler Fermat, Maupertuis, Euler ve Hamilton gibi bilim adamları tarafından net bir şekilde ortaya kondu. Ayrıca, uzay-zaman gibi 4 boyutlu uzaylara da uygun şekilde genelleştirilerek Einstein’ın genel görelilik teorisine katkı sağladı. Bahsedildiği gibi uzay eğrisel olarak, zamanda büküldüğünde oluşan uzay zaman boyunca; serbest parçacıklar, düzlemde doğruya karşılık gelecek şekilde jeodezik hareket yaparlar.
Ancak, Newton mekaniğinde, parçacıkların hareketlerini tam olarak modelleyebilmek için üzerlerine etkiyen kuvvetleri F bilmek gerekir. Genel bir harekette bu kuvvet, hareketi çeşitli eksenlerde kısıtlayan veya kısıtlamayan kuvvetlerin birleşimidir. Kısıtlayıcı kuvvetleri C, kısıtlayıcı olmayan ve hareketi direkt sağlayan kuvvetlere ise N dersek;
Kısıtlayıcı kuvvetler karmaşık olabilir ve yola göre değişkenlik gösterebilir. Kısıtlanan mekanik sistemlerde genelde hareket yolu olabildiğinden çoğunlukla zamana (veya harekete) bağlı olurlar. Bu durumlarda eğrisel koordinatlar bağımsız değillerdir ve çeşitli kısıt denklemleri ile bağlıdırlar.
D'Alembert prensibi
Analitik mekaniğin ilk temel sonucu olan D’alambert prensibi 1708’de Jacques Bernoulli tarafından ortaya statik dengeyi anlamak için atıldı ve D’Alambert tarafından 1743’de dinamik problemlerini çözmek için geliştirildi.
Bu prensip, N parçacık için şu denklemi tanımlar;
Burada, δrk,sanal yer değiştirmeleri tanımlar. Sanal yer değiştirme ise, sistem konfigurasyonundaki kısıtlar (hareket ve kuvvet bazında) ile uyumlu olan, diferansiyel (çok küçük) değişimlere denir. Değişimler çok küçük olduğundan, r, kısıtlanmış hareket eksenlerinde tanımlansa bile kısıtlayıcı kuvvetlerin etkisini bozmaz. Bu sayede her tip hareket incelenebilir ve denklemlere katılabilir. Burada kısıtlayıcı veya değil her kuvvetin sanal yer değiştirmeler boyunca yaptığı işlere sanal iş adı verilir.
Kısıtlayıcı kuvvetler her parçacığın hareketine dik yönde etki eder. (En genel haliyle uzaylarda hareketi tanımlamak için n boyutlu uzay ise n kadar birbirine dik vektör ifadesi gerektiği için oluşacak tüm kısıtlayıcı kuvvetlerin bileşkesi harekete dik yönde olacaktır. Böylece o yöndeki vektör boyunca gerçekleşecek hareket iptal olacaktır.) Kısıtlayıcı kuvvetler tarafından gerçekleştirilen toplam sanal iş bu nedenle hareket boyunca sıfırdır (Noktasal çarpımdan ötürü).
dolayısıyla;
eşitliği elde edilir.
Bu nedenle, D’Alambert prensibi bize kısıtlayıcı olmayan kuvvetlere odaklanmamızı sağlar ve kısıtlayıcı kuvvetleri hareket denklemlerinden çıkartır. Hareket denklemlerinin bu formu aynı zamanda birbirinden bağımsız olarak sistemle uyumlu genelleştirilmiş koordinat seçimine de direkt uyum sağlar. Ancak, yine de bu denklemleri her parçacık ve genelleştirilmiş koordinat için ifade edip bağıl bir şekilde çözmek gereklidir.
D’Alambert prensibiden çıkartılan hareket denklemleri
Eğer k parçacığının üzerinde kısıtlar varsa, kartezyen uzaydaki rk = (xk, yk, zk) pozisyonundaki koordinatlar kısıt denklemleri ile birbirine bağlanır. Burada sanal yer değiştirmeler; δrk = (δxk, δyk, δzk) olarak tanımlanabilir. Bu koordinatları hareket denklemleri içerisinde kısıt denklemleri ile uğraşmamak için genelleştirilmiş koordinatlara sanal yer değiştirme olarak dönüştürebiliriz. Sanal yer değiştirmeler diferansiyel boyutta olduğu için toplam diferansiyel formunu kullanabiliriz. Yani türevleri kullanarak yine işimizi analitik olarak kolaylaştırabiliriz.
Bu sayede direkt δrkyı kullanarak yaşayacağımız sorunları, genelleştirilmiş koordinatları kullanarak ve sanal küçük hareketlerin aslında diferansiyel (türev ile ilintili) olduğu gerçeğini kullanarak hareket denklemlerini çıkarmayı kolaylaştırabiliriz.
D’alambert prensibinin birinci terimi, kısıtlayıcı olmayan Nk kuvvetlerinin diferansiyel δrk boyunca yaptığı sanal işi kapsar. Ve genel olarak bu terim genelleştirilmiş kuvvetler analojisiyle ifade edilebilir(genelleştirilmiş koordinatlar boyunca etkiyen);
şeklinde ifade edilir.
Dolayısıyla artık sanal yer değiştirmeler genelleştirilmiş koordinatlar cinsinden yapılabilir. δqjler birbirlerinden bağımsız ve sıfırdan farklıdır. Çünkü herhangi bir zaman anında belirli bir yer değiştirmeden bahsediliyor. Bu nedenle δqjların katsayıları sıfıra eşitlenebilir. Bu katsayılar da özellikle statik durumlar için genelleştirilmiş kuvvetler olarak adlandırılabilir. Bu sayede, esasen Lagrange denklemlerini veya genelleştirilmiş hareket denklemlerini elde etmiş oluyoruz.
Lagrange Denklemleri ; Euler-Lagrange Denklemleriyle karıştırılmamalı, burada enerji terimleri yerine genelleştirilmiş kuvvet terimleri yer alır.
Bu denklemler, kısıtlayıcı olmayan kuvvetler altında bize Newton’un yasaları ile aynı sonucu verir. Yukarıdaki denklemlerdeki genelleştirilmiş kuvvetler sadece kısıtlayıcı olmayan kuvvetlerden türetilmiş ve kısıtlayıcı kuvvetler dışarıda D’Alambert’in sanal iş prensibi sayesinde bırakılmıştır ve ihtiyaç yoktur. D’Alambert prensibi kuvvetlerin korunumluluğu üzerinde geneldir. Bu kuvvetler D’Alambert prensibini sağladığı sürece korunumsuz olabilir.
Hamilton prensibi ile Euler-Lagrange denklemleri
Korunumlu olmayan kuvvetler, pozisyon ve zamana ek olarak, korunum kavramının tanımı gereği hıza da bağlıdır. Dolayısıyla, pozisyona ve hızlara bağlı bir potansiyel enerji fonksiyonu tanımlamak mümkündür. Eğer genelleştirilmiş kuvvetler bir V potansiyelinden şu şekilde türetilebiliyorsa;
ve Lagrangian’ı L = T − V olarak tanımlayıp bunu Lagrange denklemlerine eşitlersek ikinci tip Lagrange denklemlerini veya Euler-Lagrange denklemlerini elde ederiz;
Ancak, Euler-Lagrange denklemlerinde korunumsuz kuvvetler, sadece onları ifade edebilecek bir potansiyel fonksiyonu bulunursa ifade edilebilir. Dolayısıyla Lagrange denklemleri potansiyel içermediği, kuvvet içerdiği için Euler-Lagrange denklemlerinden daha geneldir. Çünkü Euler-Lagrange denklemlerinde kuvvetleri korunumlu veya korunumsuz; potansiyel fonksiyonları olarak ifade etmeye çalışıyoruz. Ve böyle bir potansiyel bulunamazsa EL denklemleri o kuvvetleri kapsayamıyor.
Euler-Lagrange denklemleri değişim hesabı metotlarıyla bulunabilir. Lagrangian fonksiyonunun değişimi şöyle ifade edilebilir;
Bu tanım, Lnin toplam diferansiyeline çok benzerdir. Ancak sanal yer değiştirmeler ve onların zamana göre türevleri sadece diferansiyel terimlerle yer değiştirir (del operatörü ile, belli bir büyüklük olarak ifade edilirler). Ayrıca, sanal yer değiştirme’nin tanımına uyacak şekilde, zaman artışı bu tanımda yer almamaktadır. Onun yerine genelleştirilmiş koordinatların zamanda bir ana göre ifade edilir ve türevlerden ziyade diferansiyel terimlerin çarpımları kullanılır. Zaman göre uygulanan bir parçalı integral yöntemi genelleştirilmiş koordinatların türevlerini yani δqjı ∂L/∂(dqj/dt) terimine dönüştürür. Diğer bir deyişle d(δqj)/dtnın δqjya dönüşümü gerçekleştirilir. Buradan, bağımsız sanal yer değiştirmelerin Lagrangian fonksiyonunun türevi ile türetilebileceği ortaya çıkar;
Eğer δqj(t1) = δqj(t2) = 0 koşulu her j terimi için doğru oluyorsa, integrali alınmayan terimler sıfır olur. Buna ek olarak eğer δLin zamana göre integrali sıfır ise, δqj ‘ler bağımsız olduğu için, integralı sıfıra eşitlemenin tek yolu integrand’ın sıfır olması yani bağımsız genelleştirilmiş koordinat ''δqj'lerin katsayılarının sıfır olmasıdır. Burada, yukarıdaki figürde bahsedilen durağan etkiler altında, çok küçük değişimler sonucu alınan kırmızı yolun etkileri incelendiği için her durumda konfigurasyon değişimi sıfıra yakın olur (sanal yer değiştirme, diferansiyel yer değiştirme; ''δqj' çok küçük). Bu sonuçlardan, sistemin hareket denklemi ortaya konulabilir ve bu, Hamilton Prensibi ile şu şekilde özetlenebilir;
Bu duruma göre eğer sistem durağan etkiler altındaysa, Lagrangian’ın zamana göre toplamı sıfır olmaktadır. Eğer sistem üzerinde dinamik etkiler varsa, sistemin yukarıdaki hareket eğrisi kırmızıdan etkiye göre sapmakta ve mavi eğrilere gelmektedir. Bu durumda, Lagrangian’ın zaman göre integralı bize esasen dinamik etkileri verecektir. Dolayısıyla dinamik etkileri tanımlayan bir eylem ifadesini şu şekilde açıklayabiliriz;
S, yani eylem; bir fonksiyoneldir (fonksiyonun fonksiyonu). Lagrangian fonksiyonunu t1den t2ye kadar alır ve skaler bir nicelik döndürür. Açısal momentum, [zaman].[enerji], [momentum].[uzunluk] gibi terimlerin birimiyle aynı birime sahiptir. Bu tanıma göre Hamilton’un minimum eylem prensibi sanal iş, sanal-difreansiyel yer değiştirme gibi nicelikler arasındaki ilişki şöyle özetlenebilir;
Dolayısıyla, Hamilton Prensibi ve Lagrangian yaklaşımı; Newton mekaniğindeki anlayışı tamamen değiştirmiş oluyor. (Metotlar doğru uygulandığında, sonuçların birebir aynı olduğu unutulmamalıdır.) Parçacıklar üzerindeki kuvvetlerin çıktısı olarak ivmeleri düşünmek yerine, modelimizi en az eyleme sahip olan yola ve eylemlerin o yolu nasıl değiştireceğine göre tanımlayabiliriz. Elbette burada eylem ve enerji fonksiyonlarını (Lagrangian) uygun tanımlamak ve genelleştirilmiş koordinatları veya değişkenleri doğru seçmek gerekmektedir. Parçacıkların konfigurasyon uzayında başlangıç ve bitiş anlık zamanları ile o zamanlara karşılık gelen noktaları tanımlayarak bu yolları ifade edebiliriz. Hamilton’un türettiği ilkeler bazen en az eylem ilkesi ile birebir tutulsa da, en az eylem ilkesinde hareket boyunca uygulanan eylemin durgun olması gerekmektedir. Hamilton prensipleri ile durgun olmayan dinamik eylemleri ve korunumsuz kuvvetleri de sistem modeline dahil etmemiz mümkündür ancak holonomik olmayan kısıtlarda çalışmamız yine mümkün değildir. Holonomik olmayan kısıtlar için ise D’Alambert’in sanal iş kavramından faydalanmamız gerekmektedir.
Lagrange çarpanları ve kısıtların ifade edilmesi
Lagrangian Lnin kartezyen rk  koordinatlarında N parçacık için değişimini şu şekilde ifade edebiliriz;
Hamilton prensipleri, Lagrangian’daki genelleştirilmiş koordinatlar –sistemin davranışını tamamen tanımlıyor olması koşulu ile- bağımlı olsalar bile geçerlidir. Ancak kısıtların yine de holonomik olması gerekmektedir. Bu açıdan Hamilton prensipleri durum uzayı ifadeleri ile benzerlik gösterir.
Eğer seçilen genelleştirilmiş koordinatlar rkler bağımsız değil ise sanal işte ve yer değiştirmede yaptığımız gibi δrknin katsayılarını sıfıra eşitlememiz mümkün değildir. Çünkü artık bağımsız yer değiştirmelerin sıfır olmayacağından emin olsak bile bağlıların sıfır olma veya onları oluşturacak kuvvetlerin olmaması ya da olması gibi bilinmezlikler ortaya çıkmaktadır. Bu sorunu, Lagrange çarpanları metodunu kısıtları ifade edecek şekilde kullanarak çözebiliriz. Her kısıt denklemi fi(rk, t) = 0yı bir Lagrange çarpanı λi for i = 1, 2, ...,C ile çarpabiliriz. Ve bu ifadeleri orijinal Lagrangian ifadeleri ile birleştirdiğimizde artık yeni bir Lagrangian tanımlamış oluruz;
Bunu, bağımlı olarak tanımlanmış koordinatları bağımsız koordinatlara çevirmek yerine onları tanımlayan fonksiyonu değiştirmişiz gibi düşünebiliriz. Böylece, özellikle komplike sistemlerdeki bağımsız koordinat seçimi probleminden kurtularak; hesaplamaya daha uygun bir metodoloji ortaya konmuş olur.
Lagrange çarpanları zamanın herhangi birer fonksiyonudur, ancak genelleştirilmiş rk koordinatlarının fonksiyonu değillerdir. Dolayısıyla karmaşık fonksiyonlar oluşturmazlar(Çarpanlar, pozisyon koordinatları ile eşit düzeyde ifade bulmaktadırlar). Bu yeni Lagrangian, sistematik olarak koordinatlarımızın bağımsızlığı ve kısıtların ayrı ifadesi (ki bu iki durum birbirine yakından bağlıdır) sorunlarına çözüm bulabilmektedir. Dolayısıyla, yeni Lagrangian’ı Euler-Lagrange denklemlerine koyarak;
Póvoa do Concelho
Póvoa do Concelho Portekiz'de Trancoso belediyesine bağlı olan, 10,84 km2 yüzölçümüne sahip, 259 nüfuslu (2001) bir bucaktır (Portekizce: freguesia).
Lagrange mekaniği
Lagrange çarpanları ve kısıtların ifade edilmesi
İfadesini kısıt denklemleri olarak elde edebiliriz. Ayrıca rk cinsinden hareket denklemlerini Lagrange’in birinci tip denklemleriylede şu şekilde ifade edebiliriz;
Ylivieska
Ylivieska, Finlandiya'nın Kuzey Ostrobotniya bölgesinde bulunan bir şehirdir. Şehir, bölgenin güneybatısında yer almaktadır. Yüzölçümü 573.19 km² olan şehrin nüfusu 31 Ağustos 2017 tarihi itibari ile 15,216'dır.
Lagrange mekaniği
Lagrange çarpanları ve kısıtların ifade edilmesi
Eğer bir korunumlu kuvvetin gradyanı sisteme bir potansiyel enerji V bazında etkiyorsa, ve bu V sadece rkların birer fonksiyonu ise Lagrangian L = T − Vnin denklemlere konulması ile;
elde edilir. Newton’un 2. Yasasının bu Lagrangian formunda, kinetik enerjinin türevi(negatif olarak denklemde yer bulmakta); k parçacığına etkiyen toplam kuvvete; potansiyel enerjilerin türevi de kısıtlayıcı olmayan kuvvetlere karşılık gelmektedir. Yani;
Ve bunu yukarıdaki temel denkleme koyduğumuzda, kısıtlayıcı kuvvetleri şöyle buluruz;
ve en temel denklemimize dönersek; birinci terim (pozisyona göre türevlenmiş) momentumun türevini ifade ederken diğer terimler ise kuvvetleri ifade eder ve sistemi çözmemizi sağlar. Burada hem kısıtlayıcı (ve belki sistemimizden boş yere enerji çekecek) kuvvetleri hem de diğer kuvvetleri ayrı olarak bulmamız da önemlidir. Bu sayede sistem optimizasyonu da yapılabilir.
Çözümlerin tekilliği
Bir sistem için Lagrangian fonksiyonu tekil değildir. Zira, sistemlerin özelliklerine göre de Lagrangian fonksiyonu farklı şekillerde tanımlanmalıdır. Lagrangian L sıfır olmayan bir çarpan a ile çarpılabilir ve rastgele bir b sabiti ile toplanabilir. Dolayısıyla yeni Lagrangian aL + b olacaktır ve bu fonksiyon, L ile aynı hareket tanımını gerçekleştirmektedir. Aynı zamanda Lagrangian, genelleştirilmiş koordinatlardan oluşan fonksiyonların kısmi olmayan, normal türevlerinden de etkilenmez.
Noktasal değişimlerden bağımsızlık
Lagrangian’ın tanımlandığı genelleştirilmiş koordinat setini yani qyu başka bir genelleştirilmiş koordinat seti se çevirmek için kullanılacak nokta değişimi q = q(s, t) uygulanırsa yeni Lagrangian L′ (yeni koordinat setinin bir fonksiyonu);
şeklinde ifade edilir. Ayrıca, zincir kuralı kısmi diferansiyellere uygulanırsa, Lagrange denklemlerinin bu tip bir noktasal dönüşüm altında değişmez olduğu görülür;
Bu sayede birçok denklem daha basit çalışabileceğimiz koordinat sistemlerine dönüştürülerek; hesaplama süresi azaltılabilir. Bu prosedür, Hamilton mekaniğindeki kanonik dönüşümler ile aynı mantığı içerir. Hamilton fonksiyonları da benzer şekilde, kanonik dönüşümlerden etkilenmezler.
Devrî koordinatlar ve korunum yasaları
Lagrangian’ın başka bir önemli özelliği ise, tanımladığı sistem içinde; dinamik davranış boyunca korunan özellikleri ifade etmesidir. Örneğin genelleştirilmiş momentum, kanonik olarak genelleştirilmiş koordinat qia eşleniktir ve şu şekilde tanımlanır;
Eğer, Lagrangian L qia bağlı değilse Euler-Lagrange denklemleri bize genelleştirilmiş momentumun korunan bir değer olduğunu söyler. Çünkü zamana bağlı türevi sıfırdır. Hareket de zamanın değişimiyle gerçekleştiğine göre momentumun hareket boyunca sabit kalması gerektiği sonucuna ulaşırız;
Bu, Noether teoreminin özel bir halidir. Bu tip koordinatlar devrî veya ihmal edilebilir koordinatlar olarak tanımlanır. Örneğin sistem  şeklinde bir Lagrangian’a sahip olabilir. r ve z burada doğru boyuncaki uzunluklar, s eğrisel uzunluk,  θ ve  φ ise açılardır. Lagrangian’da z,s ve φnin bulunmadığına dikkat etmek gerekir. Ancak bu konumların hızları bulunmaktadır. Bu nedenle momentum değerleri;
olarak bulunur ve bunların hepsi korunan değerlerdir. Bu genelleştirilmiş momentumların birimleri tanımlandıkları koordinatlara bağlıdır. Örneğin pz yönündeki doğrusal hareket momentumu, psde s boyuncaki doğrusal momentum, pφ ise ölçüldüğü düzlemdeki açısal momentumu ifade eder. Ancak karmaşık hareketlere sahip olan sistemlerde bu korunumlar hareketi kompleksleştirir.
Enerji korunumu
Lagrangian’ın zamana göre toplam diferansiyeli alındığında çok genel bir sonuç elde ederiz;
Eğer bütün Lagrangian zamandan harici olarak bağımsız ise, Lagrangian’ın zamana göre kısmî türevi sıfırdır. Dolayısıyla parantez içindeki terimi şöyle tanımlayabiliriz;
Bu terim, bütün hareket boyunca sabit kalmalıdır. Buradan da kinetik enerjinin genelleştirilmiş koordinatlara bağlı ikinci dereceden homojen fonksiyon olduğu sonucuna varabiliriz. Ayrıca, ek olarak potansiyel V de sadece genelleştirilmiş koordinatların birer fonksiyonu olup hızlardan bağımsız ise, direkt hesaplamayla veya Euler’in homojen fonksiyonlar için geliştirdiği teoremler ile;
sonucuna varılır. Bu durumlar altında, E sabiti şöyle tanımlanabilir;
Bu ise sistemin toplam korunan enerjisine karşılık gerekebilir. Sistem değiştikçe ve dinamik davranış gösterdikçe kinetik ve potansiyel enerjiler değişebilir ancak sistemin hareketi üzerindeki kısıt; toplam enerjisinin sıfır olmasıdır. Bu özellik hesaplamaları oldukça kolaylaştırmaktadır çünkü enerji yani E sanki sabit bir integrasyondaki herhangi bir sabitmiş gibi davranır. Ayrıca bu durumda, enerji ilişkilerinden hızların da integralini almak mümkündür. Ve bu, koordinatlar için yapılacak çözümlere kolaylık sağlar. İki durumda da (kinetik enerji veya hız) zamana bağlı olabilir; bu durumda simetri bozulur ve enerji korunmaz. Burada dikkat edilmesi gereken başka bir konu ise, Hamiltonian’ın Lagrangian ile Legendre dönüşümüne bağlı olan ilişkisinden bu sonuç yine türetilebilir;
Aynı durumlar geçerli ise, Hamilton fonksiyonu sistemin korunan toplam enerjisine eşittir.
Mekanik benzerlik
Eğer potansiyel enerji, genelleştirilmiş koordinatların zamandan bağımsız homojen fonksiyonu ise ve her pozisyon vektörü sıfır olmayan bir sabit ile büyütülürse, yani;
Ve zaman; bir beta faktörü ile büyütülürse, t′ = βt, bu durumda hızlar vkda α/β faktörü ile büyümüş olur(kinetik enerji de bunun karesi kadar). Tüm Lagrangian aslında aynı faktör ile büyütülür;
Uzunluklar ve zaman büyütüldüğü için, sistem parçacıklarının islediği yollar geometrik olarak benzer ama büyüklük olarak farklıdır. t zamanda alınmış l uzunluğu eğer orijinal yol ise, bu dönüşümlerle artık yeni bir l′ olacak, zaman ise t′ olacaktır ve bunlar şu şekilde tanımlanır;
İlişkili parçacıklar
Verilen bir sistem için iki alt sistem A ve B eğer ilişkili değilse sistemin toplam Lagrangian’ı;A and LB'' for the subsystems:
olarak ifade edilir. Ancak parçacıklar ilişkiliyse bu mümkün değildir. Bazı durumlarda sistemin toplam Lagrangian’ını alt parçaların Lagrangian’ları ile ifade etmek çok işe yarar. Bazı daha genel sistemlerde ise ilişkinin olmadığı Lagrangianlar ile ilişki hakkında bilgi taşıyan başka bir Lagrangian LAB ile toplayarak sistemi modellemek mümkündür.
Özellikle mekanik ilişkilerin bulunduğu sistemlerde bu doğrusal özellik çok kullanışlıdır. Bu uygulama, fiziksel olarak da etkileşim göstermeyen Lagrangian’ların kinetik enerjiyle ilişkili; etkileşim içinde olanların ise potansiyel enerjiye karşılık geleceği gibi gerçeklenebilir. Önemsenmeyen etkileşimler için Lab sıfır alınabilir. Burada, potansiyel enerjinin daha önceki denklemlerde, sistemlerin koordinatlar boyunca nasıl kısıtlandıkları hakkında bilgi verirken kinetik enerjinin hareket hakkında bilgi verdiği konusu da tekrarlanmış oluyor. Elbette, iki parçacıklı bir sistem için tanımlanan bu yöntem, çok parçacıklı sistemlere genelleştirilebilir. Bu durumda her parçacık arası ilişkilerin ifade edilmesi gerekir.
Lagrange mekaniğinin başka konulardaki uygulamaları
Hamiltonian, Lagrangian’a Legendre dönüşümü uygulanarak bulunur. Dolayısıyla, orijinal değişkenler ile kanonik olarak eşlenik yeni değişkenler elde edilmiş olur. Dolayısıyla Hamilton mekaniğinde değişken sayısı ve diferansiyel denklem sayısı iki katına çıkar ancak dereceler bire indirgenir. Bu, durum uzayı ifadeleri ile de esasen oldukça paraleldir. Hamilton fonksiyonu aynı Lagrangian fonksiyonunun Lagrange denklemleriyle olan ilişkisi gibi Hamilton mekaniğinin temelidir. Klasik görüşe göre zaman bağımsız bir değişkendir ve hız ile pozisyon zamana bağlıdır. Bu değişkenler ise genelde durum-faz uzayında incelenir ve çevrimler, dengeler ve stabilite bu şekilde incelenir.
Kayhan Türkmenoğlu
Kayhan Türkmenoğlu (d. 25 Eylül 1962, Van Türkiye), Türk siyasetçidir.
Lagrange mekaniği
Lagrange mekaniğinin başka konulardaki uygulamaları
Routhian mekaniği; Lagrange ve Hamilton mekaniklerinin bir hibrit formülasyonudur. Ancak çevrimsel koordinatlar haricinde hesaplama açısından pek etkili değildir.
Kayhan Türkmenoğlu
Anadolu Üniversitesi İşletme Fakültesi Mezunu İşletme Anabilim Dalında Yüksek Lisans Öğrenimi Devam Etmektedir. 23. Dönem Van Milletvekiliği yaptı. Van Ticaret ve Sanayi Odası Başkan Yardımcılığı ve Başkanlığı, Van Belediye Meclis Üyeliği, Yüzüncü Yıl Üniversitesi Vakfı Yönetim Kurulu Üyeliği, Jandarma Genel Komutanlığı Asayiş Vakfı Kurucu Üyeliği, Jan-Der Yönetim Kurulu Üyeliği, Van'a Hizmet Vakfı Üyeliği, VASİAD Üyeliği, Emniyet Teşkilatının Güçlendirilmesi Derneği Yönetim Kurulu Üyeliği ve Van Tenis ve Yüzme İhtisas Kulübü Derneği Kurucu Üyeliğinde bulundu. Vanspor Kulübü yöneticiliği yaptı. Avrupa Kapısında Doğu Anadolu Gerçeği adlı yayınlanmış bir kitabı bulunmaktadır. Evlidir.
Rogério Ceni
Rogério Mücke Ceni (d. 22 Ocak 1973) São Paulo'da forma giymiş Brezilyalı kaleci.
Lagrange mekaniği
Mühendislikteki kullanımları
Circa 1963'te Lagrangian fonksiyonlarının mühendislikte kullanımını önermiş ancak birkaç yıl sonra, dinamik sistemlerdeki üstünlüklerine rağmen mühendislik müfredatlarından çıkarılarak teorik dinamik alanına kaydırılmıştır. Zira, Lagrangian sadece makina mühendisliğinde değil, Elektrik Elektronik Mühendisliği; finans, ekonomi, biyoloji ve birçok diferansiyel değişimin olduğu alanda kendine yer bulmuştur. Zira bu alanlarda birçok yol-integral ifadeleri ve parabolik kısmî diferansiyel denklemler bulunmaktadır.
Lagrangian fonksiyonları birçok mühendislik problemine hızlı, yazılıma uygun ve rahat çözümler sunmaktadır. Ayrıca, normal mekanikle formülasyonu bile çok zor olan sistemleri hem felsefi olarak hem de dinamik olarak daha rahat formüle etmemizi sağlar. Robotik, akışkanlar mekaniğinde akış modelleri, (Akışın Euler ve Lagrange spesifikasyonları), sinyal işleme, nanoteknoloji, süper bilgisayarlar, kimya mühendisliği, inşaat mühendisliği gibi alanlarda kendine yer bulur. Lagrangian gibi enerji fonksiyonları özellikle akış kavramının etkin olduğu diferansiyel denklemlerde kendine yer bulur. Özellikle doğrusal olmayan sistemlerde akış konsepti önemlidir ve bunları çözmek için geliştirilen Lyapunov fonksiyonları da enerji temellidir.
Rogério Ceni
Profesyonel kariyeri boyunca São Paulo kalesini korumuştur. Üç Brezilya Ligi şampiyonluğu ve iki CONMEBOL Libertadores zaferi görmüştür. Penaltı ve serbest vuruştan attığı gollerle 100 gole ulaşan ilk ve tek kaleci olmuştur.
2008 yılında kaleci José Luis Chilavert'i geçerek en çok gol atan kaleci olan Ceni, iki Dünya Kupası'nda Brezilya kalesini korudu.
Kulüp kariyeri
Ceni Paraná eyaletinin Pato Branco şehrinde dünyaya geldi. 1990 yılında daha 17 yaşındayken São Paulo'ya transfer oldu. Série A'daki altıncı sezonunu üçüncü kaleci olarak tamamladı.
1997 sezonunda kulübün efsanevi kalecisi Zetti Santos'a geçince, Ceni ikinci kaleci oldu. 2005'ten 2007 yılına kadar oynadığı tüm müsabakalarda toplam 47 gol kaydetti. İki ulusal şampiyonada ve 2005 FIFA Kulüpler Dünya Kupası'nda yarı finalde karşılaştığı rakibi El-İttihad'a serbest vuruştan bir gol attı ve 3-2 kazandıkları maça büyük katkı sağlamış oldu. Liverpool ile oynadıkları final maçında maçın adamı seçildi.
14 Temmuz 2005 tarihinde Ceni 2005'te CONMEBOL Libertadores'i kazanan São Paulo'nun kaptanı oldu.
20 Ağustos 2006 tarihinde Ceni ligde serbest vuruştan Cruzeiro'ya 63. golünü atarak Chilavert'in rekorunu tekrarladı. Daha sonra aynı maçta yine aynı noktadan bir gol daha kaydetti ve 64. golünü atmış oldu. Böylece Paraguaylı kaleci José Luis Chilavert'in rekorunu kırmış oldu.
Nisan 2009'da Ceni antrenmanda bileğini sakatlayınca sezonun ilk altı ayında sahalardan uzak kalacağı açıklandı. Ancak,kısa sürede iyileşti. 28 Ekim 2010 tarihinde Paranaense karşısında çıktığı 700. maçında kaptanlık pazubandını taktı. 27 Mart 2011 tarihinde Corinthians'a serbest vuruştan 18 metre uzaklıktan 100. (resmi değil) golünü attı.
7 Eylül 2011 tarihinde Ceni São Paulo adına 1000. maçına çıktı. Takip eden yılın Ocak ayının sonlarında 39 yaşına girdiğinde omzuna bir operasyon yapıldı. Altı ay sahalardan uzak kaldı.
1 Ağustos 2012 tarihinde Copa Sudamericana 2012'de Bahia maçıyla sahalara döndü ve o maçta serbest vuruştan gol attı.
Millî takım kariyeri
9 yıllık millî takım kariyerinde 16 maça çıktı. Kazandıkları 1997 FIFA Konfederasyonlar Kupası'na ve 2002 FIFA Dünya Kupası kadrolarına seçildi (2006 Dünya Kupası kadrosuna da seçildi ancak dizindeki cerrahi operasyon yüzünden oynayamadı ). Ancak sadece 2 maçta forma giydi. 3-2 yendikleri Meksika ve 4-1 yendikleri Japonya maçlarında forma giydi.
Kulüp
6 Aralık 2015'e kadar
1 CONMEBOL Libertadores, Copa Sudamericana, Recopa Sudamericana, Copa Mercosur turnuvalarını kapsar.
2 Campeonato Paulista, FIFA Kulüpler Dünya Kupası, Torneio Rio-São Paulo, Copa dos Campeões turnuvalarını kapsar.
Bandido
"Bandido (Türkçe: Haydut), 1990 Eurovision Şarkı Yarışması'nda İspanya'ın temsilcisi Azúcar Moreno'nun seslendirdiği İspanyolca şarkıdır.
Altılı
Altılı, Yozgat ilinin Akdağmadeni ilçesine bağlı bir köydür.
Tarihçe
Köyün eski adı 1928 yılı kayıtlarında Zaimgeçidi olarak geçmektedir.
Coğrafya
Köy, Yozgat il merkezine 135 km, Akdağmadeni ilçe merkezine 25 km uzaklıktadır.
Reboleiro
Reboleiro Portekiz'de Trancoso belediyesine bağlı olan, 4,27 km2 yüzölçümüne sahip, 304 nüfuslu (2001) bir bucaktır (Portekizce: freguesia).
Gliese 581 d
Gliese 581 d, Dünya'dan yaklaşık olarak 20 ışık yılı uzaklıktaki Gliese 581 yıldızının etrafında dönen bir güneş dışı gezegendir. Sisteminde keşfedilmiş olan üçüncü ve yıldızından olan uzaklığına göre beşinci gezegendir. Dünya'dan en az 5,6 kat büyük kütlesi nedeniyle bir dev dünya olarak sınıflandırılmaktadır. Nisan 2009'da özgün keşif ekibi gezegenin sıvı su bulunmasına elverişli olan yaşanabilir bölgenin sınırlarında olduğuna karar verdi. Daha sonra üç boyutlu bir simülasyon gezegenin bir atmosfere ve yüzeyinde sıvı suya sahip olmasının olası olduğunu gösterdi.
Gliese 581 d yıldızından Dünya'ya gelen güneş ışığının ortalama %30'u kadar ışık alır. Mars'ta bile bu oran %40'tır. Bu gezegenin sıvı su ve yaşam barındırmasının imkânsız olduğu yönünde şüpheler ortaya çıkarsa da, atmosferdeki bir sera etkisi sıcaklıkları önemli ölçüde arttırabilir. Bu nedenle gezegenin atmosferi yeterice büyük bir sera etkisine yol açıyor ve gezegenin jeofiziği karbondioksit varlığını sabitliyorsa gezegende sıvı su ve bir su döngüsüne izin verecek düzeyde sıcaklıklar mevcut olabilir.
Gezegenin büyüklüğü nedeniyle sadece kayalık maddeden oluşmamasının daha olası olduğu öne sürülse de, yıldızına zaman içinde yakınlaşmış buzlu bir gezegen olduğu da öne sürülmektedir.
Sabri Tata
Sabri Tata (20 Ekim 1925; Torlak, Razgrad - 20 Ağustos 2010; Güngören, İstanbul), Bulgaristan Türkü yazar. Torlak (Tsar Kaloyan) kasabasında doğdu. Bulgaristan'da Türkçe olarak bir hayli kitap yayınladı. Türklere uygulanan ad değiştirme kampanyasında Anjina Pektoris'e yakalandı ve pek çok Bulgaristan Türk aydını gibi oda kurtuluşu Anavatan Türkiye'ye sığınmakta buldu.
Türkiye'de, Pehlivanoğulları serisine giren "İlk Gözağrısı", "Kurtbayır'ın Sırrı" romanları, "Tuna'nın Peri Güzeli" (2 kitap) tarihi romanı yayınlandı.
Gülşen Orhan
Gülşen Orhan (d. 12 Aralık 1970, Bahçesaray, Van), Türk siyasetçi.
Adalet ve Kalkınma Partisi'nden Van ilinde 5. sırada seçilmiş olup, TBMM 23. dönem milletvekillerindendir. İlk ve orta öğrenimini Van’da tamamladı. Ankara Üniversitesi Dil ve Tarih-Coğrafya Fakültesi'nden mezun oldu. Dul ve bir çocuk annesi olan Gülşen Orhan, Bahçesaray Belediye Başkanı Naci Orhan'ın kızıdır.
Milliyet'in "Baba Beni Okula Gönder" kampanyası kapsamında işadamları Ethem ve Haydar Sancak'ın Bahçesaray'da yaptırdıkları yurdun açılış törenindeki konuşmasında irticalen, düzgün bir Türkçeyle eğitimin ve kızların okumasının önemini anlatan Orhan, "Birimiz her şeyi değiştiremeyiz. Ama her birimiz bir şeyi değiştirirsek, çok şey değişir" demiştir.
24. Dönem Van Milletvekili olarak TBMM'ye tekrar girmiştir. Türkiye-Irak Parlamentolararası Dostluk Grubu genel sekreterliği yapmıştır.