Teorema di Noether

In matematica e fisica, il teorema di Noether, il cui nome è dovuto a Emmy Noether, stabilisce che ad ogni simmetria della lagrangiana, ovvero ad ogni trasformazione continua delle coordinate generalizzate $q$ e ${\dot {q}}$ (ed eventalmente del tempo $t$) che lascia inalterata la lagrangiana $L(q,{\dot {q}},t)$, corrisponde una quantità conservata. Ad esempio, se in seguito alla trasformazione $q(t)\to q(t)+\epsilon$, dove $\epsilon$ è una quantità infinitesima, si ha che:

${\frac {\partial L(q,{\dot {q}},t)}{\partial q}}=0$

ovvero $q$ è una coordinata ciclica (la lagrangiana non dipende esplicitamente da essa), allora $p$ si conserva:

${\frac {\partial L(q,{\dot {q}},t)}{\partial {\dot {q}}}}=p=cost.$

dove $p$ è il momento coniugato alla coordinata $q$.

Il teorema, che viene anche formulato per le simmetrie del funzionale azione, fu pubblicato da Emmy Noether nel 1918 nell'articolo "Invariante Variationsprobleme", apparso sul Gottinger Nachrichten.

Introduzione

Nel caso più semplice si può considerare un punto materiale di massa $m$ in una dimensione con posizione $q(t)$ e velocità ${\dot {q}}=dq/dt$, descritto dalla lagrangiana $L(q,{\dot {q}})$. La quantità di moto $p=dL/d{\dot {q}}$ del punto materiale e la forza $F$ agente su di esso:

${F \over m}={dL \over dq}$

sono legate dall'equazione di Eulero-Lagrange:

${F \over m}={\dot {p}}$

che costituisce l'equazione del moto del sistema. Si supponga di traslare la posizione del punto da $q$ a $q'$ con una trasformazione spaziale parametrizzata dalla variabile $s$, ovvero $q'=q(s)$. Se la lagrangiana rimane inalterata in seguito alla trasformazione allora la sua derivata rispetto a $s$ è nulla:

${\frac {d}{ds}}L(q(s),{\dot {q}}(s))=0$

Il teorema di Noether afferma che in tal caso la quantità $J=p\ dq(s)/ds$ si conserva, cioè ${\dot {J}}=0$. Si dice che $J$ è una costante del moto.

In modo equivalente, se il punto materiale ha una posizione $\mathbf {q} =(q_{1},\dots ,q_{n})$ e se la lagrangiana non dipende da una qualche variabile $q_{i}$ le equazioni di Eulero-Lagrange:

${\frac {d}{dt}}\left({\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{i}}}\right)={\frac {\partial L}{\partial q_{i}}}\qquad i=1,\dots ,n$

mostrano che $\partial L/\partial {q}_{i}=0$ implica che la quantità $p_{i}=\partial L/\partial {\dot {q}}_{i}$ si conserva, avendo derivata temporale nulla. Quando la lagrangiana è invariante rispetto ad una trasformazione continua che coinvolge una o più variabili si dice che possiede una o più simmetrie.

Il teorema di Noether si può anche enunciare dicendo che se l'azione associata al moto del sistema (l'integrale rispetto al tempo della lagrangiana) ha una proprietà di simmetria continua allora vi sono delle corrispondenti quantità il cui valore rimane costante nel tempo, ovvero che si conservano. Nello specifico imponendo l'invarianza dell'azione invece che della sola lagrangiana la quantità conservata presenta un termine aggiuntivo.

Enunciato

Dato un sistema $\mathbf {q} =(q_{1},\dots ,q_{n})$ ad $n$ gradi di libertà (coordinate generalizzate) con velocità $\mathbf {\dot {q}} =({\dot {q}}_{1},\dots ,{\dot {q}}_{n})$ ed una funzione $\mathbf {f} (t)$, se in seguito alla trasformazione infinitesima:

$t\to t\qquad q_{i}(t)\to q_{i}(t)+\epsilon f_{i}(t)\qquad {\dot {q}}_{i}(t)\to {\dot {q}}_{i}(t)+\epsilon {\dot {f}}_{i}(t)$

la lagrangiana $L(\mathbf {q} ,\mathbf {\dot {q}} ,t)$ non cambia, allora le quantità:

$\sum _{i=1}^{n}{\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{i}}}f_{i}$

sono costanti del moto, ovvero si conservano.

Nel caso di una trasformazione che coinvolge anche il tempo, ovvero $t\to t+\epsilon$, si ha che:

${\frac {dL}{dt}}={\frac {\partial L}{\partial t}}+\sum _{i}\left[{\frac {\partial L}{\partial q_{i}}}{\dot {q}}_{i}+{\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{i}}}{\ddot {q}}_{i}\right]$

e dal momento che l'equazione del moto ha la forma (equazione di Eulero-Lagrange):

${\frac {\partial L}{\partial q_{i}}}={\frac {d}{dt}}{\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{i}}}\qquad \forall i$

il primo termine tra parentesi può essere riscritto in modo da avere:

${\frac {dL}{dt}}={\frac {\partial L}{\partial t}}+\sum _{i}\left[{\frac {d}{dt}}{\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{i}}}{\dot {q}}_{i}+{\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{i}}}{\ddot {q}}_{i}\right]$

ovvero:

${\frac {dH}{dt}}=-{\frac {\partial L}{\partial t}}$

dove $H$ è l'hamiltoniana, la trasformata di Legendre della lagrangiana:

$H=\sum _{i}{\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{i}}}{\dot {q}}_{i}-L$

Se dunque $L$ non dipende esplicitamente dal tempo ($-\partial L/\partial t=0)$) allora $H$ si conserva ($dH/dt=0$, ovvero $H=cost.$).

Simmetrie dell'azione

Il teorema di Noether può essere enunciato considerando, in luogo della lagrangiana, il funzionale integrale azione $I$:

$I=\int L(\mathbf {q} ,\mathbf {\dot {q}} ,t)dt$

Si supponga che $I$ è invariante rispetto alla trasformazione:

$t\to {\bar {t}}(\mathbf {q} ,t,\lambda )$

$q_{i}\to {\bar {q}}_{i}(\mathbf {q} ,t,\lambda )\qquad \mathbf {q} \to \mathbf {\bar {q}} (\mathbf {q} ,t,\lambda )$

dove $\lambda$ è un parametro continuo, ovvero si verifica:

$\int _{t_{1}}^{t_{2}}L(\mathbf {q} ,\mathbf {\dot {q}} ,j)dj=\int _{t_{1}'}^{t_{2}'}L(\mathbf {\bar {q}} ,\mathbf {\dot {\bar {q}}} ,j)dj$

dove gli estremi di integrazione variano durante la trasformazione. Considerando una variazione $\delta \lambda$ infinitesima:

$\qquad \delta t={\bar {t}}-t=A(\mathbf {q} ,t)\delta \lambda \qquad \delta \mathbf {q} =\mathbf {\bar {q}} ({\bar {t}})-\mathbf {q} (t)=B(\mathbf {q} ,t)\delta \lambda$

la quantità conservata è:

$\left(L-{\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{i}}}{\dot {q}}_{i}\right)A(\mathbf {q} ,t)+{\frac {\partial L}{\partial {\dot {q}}_{i}}}B(\mathbf {q} ,t)=-HA(\mathbf {q} ,t)+p_{i}B(\mathbf {q} ,t)$

dove $H$ è detta hamiltoniana e $p_{i}$ è il momento coniugato alla coordinata $q_{i}$.

Dimostrazione

Dimostrazione 1

Si consideri un sistema fisico descritto da un campo $\psi$. Quando una certa quantità è invariante per una trasformazione del sistema allora la corrispondente lagrangiana è simmetrica, ossia se $\psi$ si trasforma per una trasformazione infinitesima $\alpha$ come:

$\psi \rightarrow \psi +\alpha \Delta \psi$

la lagrangiana ${\mathcal {L}}$, dovendo essere invariante, deve diventare:

${\mathcal {L}}\rightarrow {\mathcal {L}}+\alpha \partial _{\mu }{\mathcal {J}}^{\mu }$

dove ${\mathcal {J}}$ rappresenta una corrente di una qualche quantità che fluisce attraverso la superficie dell'integrale che definisce l'azione.

In generale, la variazione di ${\mathcal {L}}$ si può scrivere come:

$\alpha \Delta {\mathcal {L}}={\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial \psi }}(\alpha \Delta \psi )+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial (\partial _{\mu }\psi )}}\partial _{\mu }(\alpha \Delta \psi )$

Considerando la derivata di un prodotto, il secondo termine si può riscrivere come:

$\partial _{\mu }\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial (\partial _{\mu }\psi )}}\alpha \Delta \psi \right)-\alpha \Delta \psi \partial _{\mu }\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial (\partial _{\mu }\psi )}}\right)$

Sostituendo e prendendo a fattor comune $\alpha \Delta \psi$ si ottiene:

$-\alpha \Delta \psi \left(\partial _{\mu }{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial (\partial _{\mu }\psi )}}-{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial \psi }}\right)+\partial _{\mu }\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial (\partial _{\mu }\psi )}}\alpha \Delta \psi \right)$

Ricordando l'equazione di Eulero-Lagrange, quanto sopra diventa:

$\partial _{\mu }\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial (\partial _{\mu }\psi )}}\alpha \Delta \psi \right)$

ossia:

$\partial _{\mu }\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial (\partial _{\mu }\psi )}}\alpha \Delta \psi \right)=\alpha \partial _{\mu }{\mathcal {J}}^{\mu }$

Riscrivendo il tutto, si può vedere come ci sia una conservazione della corrente ${\mathcal {J}}$ notando che:

$\partial _{\mu }\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial (\partial _{\mu }\psi )}}\Delta \psi -{\mathcal {J}}^{\mu }\right)=0$

Dimostrazione 2

Si supponga che le variabili dipendenti $\mathbf {q}$ siano tali che l'azione, data dall'integrale della lagrangiana:

$I=\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\mathcal {L}}[\mathbf {q} [t],{\dot {\mathbf {q} }}[t],t]\,dt$

sia invariante rispetto a variazioni infinitesime di esse. In altre parole, deve essere soddisfatta l'equazione di Eulero-Lagrange:

${\frac {d}{dt}}{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}[t]={\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial \mathbf {q} }}[t]$

Si supponga che l'integrale azione sia invariante rispetto ad una simmetria continua. Una tale simmetria è rappresentata da un flusso $\phi$ che agisce sulle variabili nel seguente modo:

$t\rightarrow t'=t+\varepsilon T\!$

$\mathbf {q} [t]\rightarrow \mathbf {q} '[t']=\phi [\mathbf {q} [t],\varepsilon ]=\phi [\mathbf {q} [t'-\varepsilon T],\varepsilon ]$

dove $\varepsilon$ è una variabile reale che quantifica l'incremento del flusso, mentre $T$ è una costante reale relativa alla traslazione del flusso nel tempo (può essere nulla). Si ha:

${\dot {\mathbf {q} }}[t]\rightarrow {\dot {\mathbf {q} }}'[t']={\frac {d}{dt}}\phi [\mathbf {q} [t],\varepsilon ]={\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}[\mathbf {q} [t'-\varepsilon T],\varepsilon ]{\dot {\mathbf {q} }}[t'-\varepsilon T]$

e l'integrale azione diventa:

${\begin{aligned}I'[\varepsilon ]&=\int _{t_{1}+\varepsilon T}^{t_{2}+\varepsilon T}{\mathcal {L}}[\mathbf {q} '[t'],{\dot {\mathbf {q} }}'[t'],t']\,dt'\\[6pt]&=\int _{t_{1}+\varepsilon T}^{t_{2}+\varepsilon T}{\mathcal {L}}[\phi [\mathbf {q} [t'-\varepsilon T],\varepsilon ],{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}[\mathbf {q} [t'-\varepsilon T],\varepsilon ]{\dot {\mathbf {q} }}[t'-\varepsilon T],t']\,dt'\end{aligned}}$

L'azione può essere considerata in funzione soltanto di $\varepsilon$. Calcolandone la derivata in $\varepsilon =0$ e sfruttando la simmetria si ottiene:

${\begin{aligned}0&={\frac {dI'}{d\varepsilon }}[0]={\mathcal {L}}[\mathbf {q} [t_{2}],{\dot {\mathbf {q} }}[t_{2}],t_{2}]T-{\mathcal {L}}[\mathbf {q} [t_{1}],{\dot {\mathbf {q} }}[t_{1}],t_{1}]T\\[6pt]&{}+\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial \mathbf {q} }}\left(-{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}T+{\frac {\partial \phi }{\partial \varepsilon }}\right)+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}\left(-{\frac {\partial ^{2}\phi }{(\partial \mathbf {q} )^{2}}}{\dot {\mathbf {q} }}^{2}T+{\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial \varepsilon \partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}-{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\ddot {\mathbf {q} }}T\right)\,dt\end{aligned}}$

L'equazione di Eulero–Lagrange implica che:

${\begin{aligned}{\frac {d}{dt}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}T\right)&=\left({\frac {d}{dt}}{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}\right){\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}T+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}\left({\frac {d}{dt}}{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}\right){\dot {\mathbf {q} }}T+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\ddot {\mathbf {q} }}\,T\\[6pt]&={\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial \mathbf {q} }}{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}T+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}\left({\frac {\partial ^{2}\phi }{(\partial \mathbf {q} )^{2}}}{\dot {\mathbf {q} }}\right){\dot {\mathbf {q} }}T+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\ddot {\mathbf {q} }}\,T\end{aligned}}$

e sostituendo nella precedente equazione si giunge a:

${\begin{aligned}0&={\frac {dI'}{d\varepsilon }}[0]={\mathcal {L}}[\mathbf {q} [t_{2}],{\dot {\mathbf {q} }}[t_{2}],t_{2}]T-{\mathcal {L}}[\mathbf {q} [t_{1}],{\dot {\mathbf {q} }}[t_{1}],t_{1}]T-{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}[t_{2}]T+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}[t_{1}]T\\[6pt]&{}+\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial \mathbf {q} }}{\frac {\partial \phi }{\partial \varepsilon }}+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial \varepsilon \partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}\,dt\end{aligned}}$

Utilizzando quindi nuovamente l'equazione di Eulero–Lagrange:

${\frac {d}{dt}}\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \varepsilon }}\right)=\left({\frac {d}{dt}}{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}\right){\frac {\partial \phi }{\partial \varepsilon }}+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial \varepsilon \partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}={\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial \mathbf {q} }}{\frac {\partial \phi }{\partial \varepsilon }}+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial \varepsilon \partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}$

ed inserendo nella precedente relazione si può scrivere:

${\begin{aligned}0&={\mathcal {L}}[\mathbf {q} [t_{2}],{\dot {\mathbf {q} }}[t_{2}],t_{2}]T-{\mathcal {L}}[\mathbf {q} [t_{1}],{\dot {\mathbf {q} }}[t_{1}],t_{1}]T-{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}[t_{2}]T+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}[t_{1}]T+{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \varepsilon }}[t_{2}]+\end{aligned}}$

${\begin{aligned}-{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \varepsilon }}[t_{1}]\end{aligned}}$

da cui si evince che la quantità:

$\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}{\dot {\mathbf {q} }}-{\mathcal {L}}\right)T-{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \varepsilon }}$

è una costante del moto, ovvero è una quantità conservata.

Dato che $\phi [\mathbf {q} ,0]=\mathbf {q}$ si ha:

${\frac {\partial \phi }{\partial \mathbf {q} }}=1$

e la quantità conservata si semplifica assumendo la forma:

$\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\dot {\mathbf {q} }}-{\mathcal {L}}\right)T-{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial {\dot {\mathbf {q} }}}}{\frac {\partial \phi }{\partial \varepsilon }}$

Nella derivazione si è assunto che il flusso non varia nel tempo, ed un risultato più generale si ottiene in un modo equivalente.

Dimostrazione 3

Si consideri una varietà liscia $M$ ed una varietà bersaglio $T$. Sia ${\mathcal {C}}$ lo spazio delle configurazioni delle funzioni lisce da $M$ a $T$. In modo più generale si possono considerare sezioni del fibrato lungo $M$. In meccanica classica, ad esempio, $M$ è la varietà monodimensionale $\mathbb {R}$ che rappresenta il tempo, e lo spazio bersaglio è il fibrato cotangente dello spazio delle posizioni generalizzate.

L'azione è un funzionale del tipo:

${\mathcal {S}}:{\mathcal {C}}\rightarrow \mathbb {R}$

che mappa su $\mathbb {R}$ (e non su $\mathbb {C}$ per ragioni fisiche). Affinché l'azione sia locale è necessario imporre ulteriori restrizioni sul funzionale: se $\phi \in {\mathcal {C}}$ si assume che $S(\phi )$ sia l'integrale su $M$ della lagrangiana ${\mathcal {\mathcal {L}}}(\phi ,\partial \phi ,\partial \partial \phi ,...,x)$, che è funzione di $\phi$, delle sue derivate e della posizione. Esplicitamente, l'azione è definita nel seguente modo:

${\mathcal {S}}[\phi ]\equiv \int _{M}{\mathcal {\mathcal {L}}}(\phi (x),\partial \phi (x),\partial \partial \phi (x),...,x)d^{n}x\qquad \forall \phi \in {\mathcal {C}}$

La maggior parte delle volte si assume che la lagrangiana dipenda soltanto dal valore del campo e dalla sua derivata prima, sebbene questo non sia vero in generale.

Se $M$ è compatto, le condizioni al contorno si ottengono specificando i valori di $\phi$ sulla frontiera. In caso contrario si possono fornire opportuni limiti per $\phi$ quando $x$ tende all'infinito. Questo rende possibile ottenere l'insieme delle funzioni $\phi$ tali che tutte le derivate funzionali di $S$ su $\phi$ sono nulle e $\phi$ soddisfa le condizioni al contorno date. Tale insieme è determinato, considerando le condizioni al contorno, dalle soluzioni on shell delle equazioni di Eulero-Lagrange:

${\frac {\delta {\mathcal {S}}}{\delta \varphi }}=-\partial _{\mu }\left({\frac {\partial {\mathcal {\mathcal {L}}}}{\partial (\partial _{\mu }\phi )}}\right)+{\frac {\partial {\mathcal {\mathcal {L}}}}{\partial \phi }}=0$

Il membro sinistro è la derivata funzionale dell'azione rispetto a $\phi$. In meccanica classica la lagrangiana è data dalla differenza tra l'energia cinetica $T$ e l'energia potenziale $U$.

Si consideri una trasformazione infinitesima su ${\mathcal {C}}$ generata da un funzionale $Q$ tale che:

$Q\left[\int _{N}{\mathcal {\mathcal {L}}}\,\mathrm {d} ^{n}x\right]\approx \int _{\partial N}f^{\mu }[\phi (x),\partial \phi ,\partial \partial \phi ,\ldots ]\mathrm {d} s_{\mu }$

per ogni sottovarietà $N$. In modo equivalente:

$Q[{\mathcal {\mathcal {L}}}(x)]\approx \partial _{\mu }f^{\mu }(x)\quad \forall x$

dove:

${\mathcal {\mathcal {L}}}(x)={\mathcal {\mathcal {L}}}[\phi (x),\partial _{\mu }\phi (x),x]$

Se questo vale on shell ed off shell allora $Q$ genera una simmetria off shell. Se invece vale solo on shell, allora $Q$ genera una simmetria on shell. Il funzionale $Q$ è un generatore un gruppo di simmetria di Lie ad un parametro.

Per il teorema di Eulero–Lagrange per ogni $N$ si ha, on shell:

$Q\left[\int _{N}{\mathcal {\mathcal {L}}}\,\mathrm {d} ^{n}x\right]$

$=\int _{N}\left[{\frac {\partial {\mathcal {\mathcal {L}}}}{\partial \phi }}-\partial _{\mu }{\frac {\partial {\mathcal {\mathcal {L}}}}{\partial (\partial _{\mu }\phi )}}\right]Q[\phi ]\,\mathrm {d} ^{n}x+\int _{\partial N}{\frac {\partial {\mathcal {\mathcal {L}}}}{\partial (\partial _{\mu }\phi )}}Q[\phi ]\,\mathrm {d} s_{\mu }\approx \int _{\partial N}f^{\mu }\,\mathrm {d} s_{\mu }$

Dato che questo vale per ogni $N$ vale la relazione:

$\partial _{\mu }\left[{\frac {\partial {\mathcal {\mathcal {L}}}}{\partial (\partial _{\mu }\phi )}}Q[\phi ]-f^{\mu }\right]\approx 0$

che è l'equazione di continuità per la corrente di Noether $J^{\mu }$ associata alla simmetria, definita da:

$J^{\mu }\,=\,{\frac {\partial {\mathcal {\mathcal {L}}}}{\partial (\partial _{\mu }\phi )}}Q[\phi ]-f^{\mu }$

Se si integra la corrente di Noether su una sezione di tipo tempo si ottiene una quantità conservata detta carica di Noether.

Esempio

Supponiamo di trattare un sistema bidimensionale, e di considerare una trasformazione di coordinate ${\vec {x}}=(x,y)\rightarrow {\vec {f}}$ così definita:

$f_{1}=x+s\qquad f_{2}=y$

Secondo il teorema, si ha che:

${\frac {\partial f_{n}}{\partial s}}=1\quad n=1$

${\frac {\partial f_{n}}{\partial s}}=0\quad n\neq 1$

Quindi, automaticamente si conserverà la quantità:

$p_{1}=\sum _{i}{\frac {\partial f_{i}}{\partial s}}(t,0)\,p_{i}=\mathrm {costante}$

Questo significa che per un sistema che ha un'invarianza per traslazioni nella direzione $x$, si conserverà il momento lineare (quantità di moto) in quella direzione.

Bibliografia

• (EN) The heritage of Emmy Noether in algebra, geometry and physics. Bar Ilan University, Tel Aviv (Israel), 2-3 dicembre 1996
• (EN) Herbert Goldstein, Classical Mechanics, 2nd, Reading MA, Addison-Wesley, 1980, pp. 588–596, ISBN 0-201-02918-9.
• (EN) Yvette Kosmann-Schwarzbach, The Noether theorems: Invariance and conservation laws in the twentieth century, Sources and Studies in the History of Mathematics and Physical Sciences, Springer-Verlag, 2010, ISBN 978-0-387-87867-6.
• (EN) Cornelius Lanczos, The Variational Principles of Mechanics, 4th, New York, Dover Publications, 1970, pp. 401–5, ISBN 0-486-65067-7.
• (EN) Dwight E. Neuenschwander, Emmy Noether's Wonderful Theorem, Johns Hopkins University Press, 2010, ISBN 978-0-8018-9694-1.
• (EN) Hanca, J.; Tulejab, S.; Hancova, M., Symmetries and conservation laws: Consequences of Noether's theorem, in American Journal of Physics, vol. 72, n. 4, 2004, pp. 428–35, Bibcode:2004AmJPh..72..428H, DOI:10.1119/1.1591764.
• (EN) Merced Montesinos e Ernesto Flores, Symmetric energy-momentum tensor in Maxwell, Yang-Mills, and Proca theories obtained using only Noether's theorem, in Revista Mexicana de Física, vol. 52, 2006, p. 29, Bibcode:2006RMxF...52...29M, arXiv:hep-th/0602190.
• (EN) Sardanashvily, G., Gauge conservation laws in a general setting. Superpotential, in International Journal of Geometric Methods in Modern Physics, vol. 6, n. 06, 2009, p. 1047, Bibcode:2009arXiv0906.1732S, DOI:10.1142/S0219887809003862, arXiv:0906.1732.

Voci correlate

• Azione (fisica)
• Calcolo delle variazioni
• Equazioni di Hamilton
• Integrale funzionale
• Funzionale generatore
• Lagrangiana
• Legge di conservazione
• Meccanica hamiltoniana
• Meccanica lagrangiana
• Meccanica razionale
• Metodo variazionale
• Principio di conservazione
• Principio variazionale di Hamilton
• Teoria di gauge
• Teoria di Hamilton-Jacobi

Collegamenti esterni

• (EN) D.V. Alekseevskii, Noether theorem, in Encyclopaedia of Mathematics, Springer e European Mathematical Society, 2002.
• Noether's Theorem at MathPages.