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No puede enunciarse, pues, como en Mecánica clásica, el teorema de 
rd FAN 
llas áreas (por ser y 1 — = variable), a pesar de lo cual sigue designán- 
«dose esta ecuación con el mismo nombre. 
También tienen aquí sus correspondientes las ecuaciones de Lagrange 
para un punto libre, fundamentales en la Mecánica analítica clásica; y así 
como éstas son una consecuencia de las de Newton, pueden sus transfor- 
madas deducirse de las de Planck, obteniéndose? fórmulas de contextura 
idéntica a la de las clásicas, con la única diferencia de venir la función: 
Tm 
2 
a sustituida aquí por la 
L=-= me*| UA [5] 
Así, pues, L no sólo es distinta de la función T que aparece en las 
“ecuaciones de Lagrange clásicas, sino que también difiere de la función 
mc? 
eS 
-e (co? 
«del trabajo, divergencia que en Mecánica clásica no existe. 
Más adelante, en el curso de nuestro trabajo, obtendremos las ecua- 
-ciones de Lagrange para el movimiento de un punto sobre una línea o su- 
perficie, limitándonos por ahora a señalar como ecuaciones intermedias 
entre las de Planck y las de Lagrange modificadas, una transformación 
formal de aquéllas 
, energía cinética que nos ha resultado al integrar la ecuación 
d | OL 
alos )j= "o 
d [| oL 
CACA sá 
11ea +) =" 
dENiOz; E 
cuya identidad con las [1] puede res e fácilmente teniendo en 
cuenta la expresión [5] de L. 
Recordemos, por fin, que se obtiene una notable simplificación formal 
de las ecuaciones de la Mecánica relativista restringida, introduciendo en 
ellas una variable auxiliar = denominada tiempo propio y definida por la 
relación diferencial 
y? ; 
So de adi]: Sl y [7] 
