ベクトル解析の復習
ベクトル場の積分公式
dV d
V
S
∫
∫ A ⋅ S = ( ∇ ⋅ A )
ガウスの定理（Gauss’ Theorem）←物理法則（law）ではない
ストークスの定理（Stokes’ Theorem） ←物理法則（law）ではない
( A ) S
r
A d d
S C
⋅
×
∇
=
⋅ ∫
∫
ベクトル場の微分公式 その①
とりあえずこの３つは必ず覚えよう！
( ( ) )
( A ) ( A ) A
A
2
0 0
∇
−
⋅
∇
∇
=
×
∇
×
∇
=
×
∇
⋅
∇
=
∇
×
∇ φ
( ) ( )
(
∇⋅∇)
A ≡ ∇ A(
≡ ∆A)
∆
≡
∇
≡
∇
⋅
∇
2
2φ φ
φ
以下は公式ではなくラプラシアンの定義
∂ + ∂
∂ + ∂
∂
≡ ∂
∆ 22 22 22 z y
x
←ストークスの定理で証明できる
←ストークスの定理とガウスの定理で証明できる
←覚えるしかない
の証明
（ファインマン物理学Ⅲ電磁気学、第3章7節）
∫
∫
⋅ = ∇× ⋅S C
d
dr A S
A ( )
∫
∫
∇× ⋅ = ∇⋅ ∇× =が囲む空間 S
S
dV
d ( ) 0
)
( A S A
( ) ∇ = 0 ,
×
∇ φ ∇ ⋅ ( ∇ × A ) = 0
∫
∇ ⋅=
− 2
1
) (
) ( )
( 2 1 r
r r
r
r φ ϕ d
φ
r2
r1
2
1 r
r = のとき、左辺は0、右辺はストークスの定理より
0 )
( )
(∇ ⋅ =
∫
∇×∇ ⋅ =∫
dr dSC C
ϕ ϕ
が囲む面
C
上式が経路Ｃに依らず成立するので、被積分関数は常に0
S C
（ストークスの定理）
経路Ｃを無限小にすると、左辺は0、右辺はガウスの定理より
上式が閉曲面Ｓに依らず成立するので、被積分関数は常に0
ベクトル場の微分公式 その②
以下は覚えなくてよい。いつでも導出できる
( )( )
( )
( )
( )
( ) ( )
( ) ( )
( ) ( )
( ) ( ) ( ) ( )
( ) ( ) ( ) ( )
ϕψ ψ ϕ ϕ ψ
ϕ ϕ ϕ
ϕ ϕ ϕ
∇ = ∇ + ∇
∇ ⋅ = ∇ ⋅ + ∇ ⋅
∇× = ∇ × + ∇×
∇ ⋅ × = ⋅ ∇× − ⋅ ∇×
∇× × = ⋅∇ − ∇ ⋅ + ∇ ⋅ − ⋅∇
∇ ⋅ = ⋅∇ + × ∇× + ⋅∇ + × ∇×
A A A
A A A
A B B A A B
A B B A B A A B A B
A B B A B A A B A B
覚えるべきは、通常のベクトル公式
C B A B
C A C
B A
A C
B B
A C
C B
A
A B
B A
) (
) (
) (
) (
) (
) (
⋅
−
⋅
=
×
×
×
⋅
=
×
⋅
=
×
⋅
×
−
=
×
ベクトル場の微分の裏技
（ Feynman, Ⅱ 27-4 ）
) (
) (
)
(B × E = ∇ ⋅ B × E + ∇ ⋅ B× E
⋅
∇ B E
)
( B
E ⋅ ∇B × B ⋅(E ×∇E ) )
( E
B ⋅ ∇ ×
− E
) (
) (
)
(B× E = E ⋅ ∇× E − B ⋅ ∇× E
⋅
∇
各ナブラ演算子の右側には、自分が働くベクトル場しかないので、通常のナブ ラ演算子の記号に戻してもよい
ナブラ演算子が働くべき場を下つき文字（subscript）で表し、通常のベクトル公 式に従って順番を自由に入れ替える
クロネッカーデルタ記号と内積
同じ添え字が２度出てきたら、その添え字に関して１から３までの和をとると約束する
（アインシュタインの縮約記法）
i i i
i
i A
A A
A
A e e e e e
A = + + =
∑
≡= 3 1 3
3 2
2 1
1
i i ij
j i j
i j i j
j i
i B A B A B A B
A ⋅ = ⋅ = =
=
⋅ B e e e e δ
A
２つのベクトルの内積をアインシュタインの縮約を使って表現すると、
≠
= =
j i
j i
ij 0
δ 1
クロネッカーデルタ記号 ij
j
i ⋅e = δ
e e1 e2
e3
レビ・チビタ（ Levi-Civita ）記号と外積
k ijk j
i e e
e × = ε e1 e2
e3
←（1,2,3）の偶置換
←（1,2,3）の奇置換 レビ・チビタ記号（エディントンのイプシロン）
k ijk j
i j
i j i j
j i
i
B A B A B
A e e e e e
B
A × = × = × = ε
２つのベクトルの外積をアインシュタインの縮約とレビ・チビタ記号を使って表現すると、
アインシュタインの縮約記法の下、以下の公式が成り立つ
6 2
=
=
−
=
ijk ijk
il ljk
ijk
jl im jm
il lmk
ijk
ε ε
δ ε
ε
δ δ δ
δ ε
ε
=
−
=
=
0 それ以外
) 3 , 1 , 2 ( ), 1 , 2 , 3 ( ), 2 , 3 , 1 ( )
, , ( 1
) 2 , 1 , 3 ( ), 1 , 3 , 2 ( ), 3 , 2 , 1 ( )
, , ( 1
k j i
k j i εijk
ベクトルの３重積の公式の証明
スカラー３重積
ベクトル３重積
) (
)
(B C Aiei Bje j Ckek
A⋅ × = ⋅ ×
) (
)
(B C Aiei Bjej Ckek
A× × = × ×
ベクトル場の微分公式の導出
( )
=⋅
∇ φA
( )
=×
∇
φ
A(
×)
=×
∇ A B
マクスウェル方程式の復習
マクスウェル方程式（積分形）
0
0 0
0
=
⋅
⋅
−
=
⋅
⋅
∂ + ∂
=
⋅
=
⋅
∫
∫
∫
∫
∫
∫
∫
S
S C
S C
V S
d
dt d d d
t d d
dV d
S B
S B
r E
E S j
r B
S E
ε µ
ρ ε
微分形と積分形は同値
∂ + ∂
=
×
∇
=
⋅
∇
∂
− ∂
=
×
∇
=
⋅
∇
t t
j E B
B E B
E
0 0
0
0
ε µ
ρ ε
∫
∫
∫
∫
∫
∫
∫
⋅
∂ + ∂
=
⋅
=
⋅
⋅
−
=
⋅
=
⋅
S C
S
S C
V S
t d d
d
dt d d d
dV d
E S j
r B
S B
S B
r E
S E
0 0
0
0
ε µ
ρ ε
古典物理（～ 1905 ）の全て
ファインマン物理学Ⅲ 電磁気学 第18章「マクスウェル方程式」p229
ファインマン物理学Ⅰ「力学」
マクスウェル方程式の特徴
•
電荷保存則を含んでいる
•
発散と回転で表現されている（ヘルムホルツ の定理より解が一意的に求まる）
•
時間に依存しない場合（静電磁気の場合）は、
クーロンの法則とビオ・サバールの法則と同 値である
•
時間に依存する場合でも解はわかっている
•
ローレンツ不変性を満たしている（方程式が
座標系に依存しない）
ヘルムホルツの（分解）定理
任意のベクトル場Xは、回転ゼロの場（スカラー場の勾配）と 発散ゼロの場（ベクトル場の回転）に一意的に分解できる
A X
X
X =
L+
T= −∇ φ + ∇ ×
V d ′
− ′
⋅ ′
=
∫
∇′r Xrrr ( )
4 ) 1
( π
φ dV ′
− ′
× ′
=
∫
∇′r Xr r rA ( )
4 ) 1
( π
無限遠でXが1/r2より早くゼロに収束するならば、
= 0
×
∇ X
L∇ ⋅ X
T= 0
ヘルムホルツの定理からの帰結
発散のないベクトル場は、ベクトル場の回転で表わせる 回転のないベクトル場は、スカラー場の勾配で表わせる
V d V
d ′
− ′
− ′
′ ×
′ =
− ′
× ′
∇
=
×
∇
=
→
=
×
∇
=
⋅
∇
∫
∫
0 30 0
) (
) ( 4
) ( 4
, 0
r r
r r
r j r
r r A j
B
j B
B
π µ π
µ µ
V d V
d ′
− ′
− ′
= ′
′ ′
−
−∇ ′
=
−∇
=
→
=
⋅
∇
=
×
∇
∫
∫
30 0
0
) )(
( 4
1 )
( 4
1 / ,
0
r r
r r
r r
r E r
E E
ρ πε
ρ φ πε
ε ρ
任意のベクトル場は、その発散と回転が与えら れれば、一意的に定まる
静電場のクーロンの法則
静磁場のビオ・サバールの法則
マクスウェル方程式の解
ファインマン物理学Ⅲ 電磁気学 第20章「電流と電荷のある場合の マクスウェル方程式の解」p264
「われわれはマクスウェル方程式を解いた。ど んな電荷、電流があっても、上の積分によりポ テンシャルが直接に分かり、微分して場が求め られる。これでマクスウェル方程式は終わりで ある。（中略）電磁気の世界の中心はここにあ る。電気、磁気、光の完全な理論－動く電荷の 作る場の完全な記述など－それはすべてここ にある。力と美の点で完成された、マクスウェル のうち建てた建造物がここにある。これは恐らく 物理学の最大の成功の一つである」
ファインマン物理学Ⅲ電磁気学
第 20 章 ｐ 263
表記法（ notation ）
∫
− −= '
' ) ' ( 4
) 1
( 2 '
0
r dV er
r r r r
E ρ
πε
（例）電荷密度が与えられたときに、クーロンの法則と重ね合わせの原理 から、任意の位置における電場を求める式
O この講義
太田流
ファインマン流
∫
′ −−= '
' ) '
4 ( ) 1
( 3
0
x dV x
x x x
x
E ρ
πε
∫
= 2 2
12 12 0
) 2 ( 4
) 1 1
( dV
r
E ρ e
πε
r r′
r r − ′
V d ′
′) ρ(r
デルタ関数を使おう！
＜
3次元デルタ関数δ
(r - r’)の定義＞
・
r = r’での値は無限大、それ以外ではゼロ
・
r = r’を含む体積積分の値は１、含まなければゼロ
= ′
= ′
′ =
∫ ( r − r ) 0 1 ( ( r r r r を含む を含まない ) )
V
δ dV
= ′
∞
≠ ′
′ =
− ( )
) (
) 0
( r r
r r r
δ r
デルタ関数の例
4
3) 1
( r r
r r r
r − ′
− ′
⋅
∇
′ =
− π
δ
r r r
r − ′ = − ∇ − 1 ′ 4
) 1
(
2δ π
) 4 (
lim 3 )
(
30
r r
r
r − ′ = − − ′
→
θ ε
δ πε
ε
>
≡ <
) 0 (
1
) 0 (
) 0
( x
x x θ
ヘヴィサイド関数
3
1
r r
r r r
r − ′
− ′
=
− ′
−
∇
