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発散 はっさん 定理 ていり (はっさんていり、英語 えいご : divergence theorem )は、ベクトル場 じょう の発散 はっさん を、その場 ば によって定義 ていぎ される流 なが れの面積 めんせき 分 ぶん に結 むす び付 つ けるものである。
ガウスの定理 ていり (ガウスのていり、英語 えいご : Gauss' theorem )とも呼 よ ばれる。
1762年 ねん にジョゼフ=ルイ・ラグランジュ によって発見 はっけん され、その後 ご カール・フリードリヒ・ガウス (1813年 ねん )、ジョージ・グリーン (1825年 ねん )、ミハイル・オストログラツキー (1831年 ねん )によって、それぞれ独立 どくりつ に再 さい 発見 はっけん された[1] [注 ちゅう 1] 。オストログラツキーは、またこの定理 ていり に最初 さいしょ の証明 しょうめい を与 あた えた人物 じんぶつ でもある。
数式 すうしき を用 もち いて述 の べると次 つぎ のようになる。まず、R 3 で定義 ていぎ された滑 なめ らか なベクトル場 じょう
F
=
(
F
1
,
F
2
,
F
3
)
{\displaystyle {\boldsymbol {F}}=(F_{1},F_{2},F_{3})}
に対 たい して F の発散 はっさん div F を
div
F
:=
∂
F
1
∂
x
+
∂
F
2
∂
y
+
∂
F
3
∂
z
{\displaystyle \operatorname {div} {\boldsymbol {F}}:={\frac {\partial F_{1}}{\partial x}}+{\frac {\partial F_{2}}{\partial y}}+{\frac {\partial F_{3}}{\partial z}}}
と定義 ていぎ する。発散 はっさん は∇(ナブラ ;nabla)を用 もち いると,
div
F
=
∇
⋅
F
{\displaystyle \operatorname {div} {\boldsymbol {F}}={\boldsymbol {\nabla }}\cdot {\boldsymbol {F}}}
と表 あらわ され,ベクトルの内積 ないせき (ドット積 せき )となる.
V を R 3 において滑 なめ らか(ここでは C 1 級 きゅう でよい)な境界 きょうかい ∂V をもつ有界 ゆうかい な領域 りょういき (= 連結 れんけつ 開 ひらけ 集合 しゅうごう )とし、F を V の閉包 へいほう で定義 ていぎ されている滑 なめ らかなベクトル場 じょう とすると、
∭
V
div
F
d
x
d
y
d
z
=
∬
∂
V
F
⋅
n
d
S
{\displaystyle \iiint _{V}\operatorname {div} {\boldsymbol {F}}\,\mathrm {d} x\,\mathrm {d} y\,\mathrm {d} z=\iint _{\partial V}{\boldsymbol {F}}\!\cdot \!{\boldsymbol {n}}\,\mathrm {d} S}
が成 な り立 た つ。ここで、n は V の外 そと 向 む き単位 たんい 法 ほう ベクトルとする。なお、定理 ていり が成 な り立 た つためには ∂V が区分 くぶん 的 てき に C 1 級 きゅう であれば十分 じゅうぶん である。
この定理 ていり は div という演算 えんざん が発散 はっさん (あるいは湧出 ゆうしゅつ 量 りょう )と呼 よ ばれる所以 ゆえん でもある。右辺 うへん はベクトル場 じょう が領域 りょういき V の表面 ひょうめん から流出 りゅうしゅつ する量 りょう であり、それが左辺 さへん の表 あらわ す領域 りょういき 全体 ぜんたい でのベクトル場 じょう の発散 はっさん の値 ね の積分 せきぶん に等 ひと しいことを表 あらわ している。
この定理 ていり は、一般 いっぱん 的 てき なストークスの定理 ていり から導 みちび くことができる。
一般 いっぱん 化 か されたストークスの定理 ていり との対応 たいおう [ 編集 へんしゅう ]
発散 はっさん 定理 ていり は、以下 いか のように一般 いっぱん 化 か されたストークスの定理 ていり において、2次 じ 微分 びぶん 形式 けいしき のω おめが を考 かんが えた場合 ばあい に相当 そうとう する。
∫
∂
V
ω おめが
=
∫
V
d
ω おめが
{\displaystyle \int _{\partial V}\omega =\int _{V}\mathrm {d} \omega }
ここでω おめが は
ω おめが
:=
F
1
d
y
∧
d
z
+
F
2
d
z
∧
d
x
+
F
3
d
x
∧
d
y
{\displaystyle \omega :=F_{1}\mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z+F_{2}\mathrm {d} z\wedge \mathrm {d} x+F_{3}\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y}
であり、その外 そと 微分 びぶん は次 つぎ 式 しき で与 あた えられる。
d
ω おめが
:=
(
∂
F
1
∂
x
+
∂
F
2
∂
y
+
∂
F
3
∂
z
)
d
x
∧
d
y
∧
d
z
{\displaystyle \mathrm {d} \omega :={\biggl (}{\frac {\partial F_{1}}{\partial x}}+{\frac {\partial F_{2}}{\partial y}}+{\frac {\partial F_{3}}{\partial z}}{\biggr )}\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z}
発散 はっさん 定理 ていり を電磁気 でんじき 学 がく に応用 おうよう して、電荷 でんか から湧 わ き出 だ す電場 でんじょう についてのガウスの法則 ほうそく を数学 すうがく 的 てき に記述 きじゅつ できる(⇒マクスウェルの方程式 ほうていしき )。
∮
S
E
⋅
d
S
=
Q
ε いぷしろん
0
=
1
ε いぷしろん
0
∫
V
ρ ろー
d
V
{\displaystyle \oint _{S}{\boldsymbol {E}}\cdot \mathrm {d} {\boldsymbol {S}}={\frac {Q}{\varepsilon _{0}}}={\frac {1}{\varepsilon _{0}}}\int _{V}\rho \,\mathrm {d} V}
積分 せきぶん 形 がた 表現 ひょうげん
div
E
=
ρ ろー
ε いぷしろん
0
{\displaystyle \operatorname {div} {\boldsymbol {E}}={\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}}
微分 びぶん 形 がた 表現 ひょうげん (静 せい 電場 でんじょう のガウスの発散 はっさん 定理 ていり )
^ オストログラツキーは発散 はっさん 定理 ていり を1828年 ねん にパリで口頭 こうとう 報告 ほうこく しているものの、その内容 ないよう は公刊 こうかん されず、1831年 ねん のサンクトペテルブルク での学会 がっかい 報告 ほうこく のみが残 のこ されている[2] 。
^
C. F. Gauss, Allgemeine Lehrsätze in Beziehung auf die im verkehrten Verhältnisse des Quadrats der Entfernung wirkenden Anziehungs- und Abstossungs-kräfte , Res. Beob. magn. Vereins 4 , 1, 1840
^ M. Ostorgradsky, Note sur la théorie de la chaleur, Mém. Acad Sci. St.-Pétersb . 1 , 129, 1831; Deuxième note sur la théorie de la chaleur, ibid . 1 , 123,1831