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ハミルトンの力学

1788 年、ラグランジュはニュートンの力学を、どんな座標でも成り立つ方程式の体系に変えた。ハミルトンはこの本を賞賛し、「一種の科学的な詩」と呼んだ。1834 年と 1835 年、二つの論文『動力学の一般的方法について』で、彼はこの考えをさらに推し進め、光線から学んだことを力学に持ち込んだ。 位置と運動量 ラグランジュは系を位置 $q$ と速度 $\dot q$ で記述した。ハミルトンは速度を運動量 $p$(単純な粒子なら質量掛ける速度、$p = m\dot q$)に置きかえ、すべての中心にただ一つの関数、ハミルトニアン $H(q, p)$ を置いた。たいていの場合それは全エネルギー、つまり運動エネルギーと位置エネルギーの和である。 $$H = T + V.$$運動全体は、ほぼ完全な対称性をもつ二つの方程式から出てくる。 $$\frac{dq}{dt} = \frac{\partial H}{\partial p}, \qquad \frac{dp}{dt} = -\frac{\partial H}{\partial q}.$$ばね ばね定数 $k$ のばねにつながれた質量 $m$ について、 $$H = \frac{p^2}{2m} + \frac{k q^2}{2}.$$ハミルトンの方程式は次を与える。 $$\frac{dq}{dt} = \frac{p}{m}, \qquad \frac{dp}{dt} = -kq.$$一つ目は、運動量が質量掛ける速度だと言っている。二つ目はフックの法則、ばねの力である。二つを合わせると $m\ddot q = -kq$、おなじみの振動になる。そして $\frac{dH}{dt} = \frac{\partial H}{\partial q}\frac{dq}{dt} + \frac{\partial H}{\partial p}\frac{dp}{dt} = \frac{\partial H}{\partial q}\frac{\partial H}{\partial p} - \frac{\partial H}{\partial p}\frac{\partial H}{\partial q} = 0$ なので、エネルギーは自動的に保存される。

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ラプラス方程式

惑星がある一点をどう引きつけるかを知るには、惑星の各部分の引力をすべて足さなければならない。各部分はそれぞれ違う向きに引くし、力を足すのは手間がかかる。力はベクトルで、それぞれ三つの成分をもつからだ。十八世紀の数学者たちは近道を見つけ、ラプラスはそれを道具に仕立てた。 矢印ではなく数を足す 一点に集中した質量 $M$ について、次の数を考える。 $$V = \frac{M}{r}.$$ここで $r$ は質量までの距離である(定数 $G$ は省く)。のちにポテンシャルと呼ばれるこの数は、力についての情報をすべてもっている。各方向の引力の成分は、その方向への $V$ の微分なのである。そして大きな利点は、質量がいくつあってもポテンシャルは数としてそのまま足せることだ。まず惑星のすべての部分のポテンシャルを足し、それから微分すれば力が得られる。 方程式 ラプラスは、質量の外のどの点でも、ポテンシャルがとても簡単な方程式に従うことに気づいた。 $$\frac{\partial^2 V}{\partial x^2} + \frac{\partial^2 V}{\partial y^2} + \frac{\partial^2 V}{\partial z^2} = 0.$$今日では $\nabla^2 V = 0$ と書き、記号 $\nabla^2$ をラプラシアンと呼ぶ。ラプラスは 1782 年、惑星の形についての論文でこの方程式を球座標で発表し、1787 年には土星の環を研究するなかで上のような直交座標の形で示した。 原点に置いた一つの質量で確かめてみる価値がある。$r = \sqrt{x^2+y^2+z^2}$、$V = \frac{1}{r}$ とすると $$\frac{\partial V}{\partial x} = -\frac{x}{r^3}, \qquad \frac{\partial^2 V}{\partial x^2} = -\frac{1}{r^3} + \frac{3x^2}{r^5}.$$三方向を足すと $$\nabla^2 V = -\frac{3}{r^3} + \frac{3(x^2+y^2+z^2)}{r^5} = -\frac{3}{r^3} + \frac{3}{r^3} = 0.$$方程式は線形だから、解の和もまた解である。どんな質量の集まりのポテンシャルも、その外ではこの方程式を満たす。ラプラス方程式を満たす関数を調和関数という。

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接線の逆問題

微分法はひとつの問いに答える。曲線が与えられたとき、各点での接線は何か。十七世紀の数学者たちは、逆の問いのほうが難しく、しかも役に立つことにすぐ気づいた。接線がもつべき性質が与えられたとき、曲線は何か。この問題は接線の逆方法と呼ばれ、『解析教程』の第四部、最後の部の主題になっている。今日ではこれを微分方程式を解くという。 1638 年の問題 この種の問題の最初期のひとつは、1638 年にフランスの法律家で数学愛好家のフロリモン・ド・ボーヌがルネ・デカルトに出したものである。デカルトはそれを完全には解けなかった。解決したのは 1684 年、ライプニッツが微積分についての最初の論文を発表し、求める曲線が対数にかかわることを示したときだった。新しい方法が、古い幾何学の届かない問題を解けることの証明だった。 一定の接線影 当時の教科書によく見られる古典的な例に、接線影を使うものがある。曲線上の点 $(x, y)$ で接線を引き、$x$ 軸と交わるところまで延ばす。接線影とは、その交点と縦座標の足とのあいだの水平距離である。その距離のあいだに接線は $y$ だけ上がるから、傾きは $y' = \frac{y}{s}$、すなわち $$s = \frac{y}{y'}.$$接線影がどの点でも一定で $k$ に等しい曲線は何か。条件は $y' = \frac{y}{k}$ である。変数を分離する、つまり $y$ にかかわるものを一方に、$x$ にかかわるものを他方に集めると $$\frac{dy}{y} = \frac{dx}{k} \quad\Longrightarrow\quad \ln y = \frac{x}{k} + C \quad\Longrightarrow\quad y = A\,e^{x/k}.$$接線影が一定の曲線は指数関数であり、当時は「対数曲線」と呼ばれていた。 ヴェルシエラも解である アニェージの曲線そのものも、ある微分方程式の解になっている。$a = 1$ で $y = \frac{1}{1 + x^2}$ とすると、導関数は $$y' = -\frac{2x}{(1 + x^2)^2} = -2x \cdot \left(\frac{1}{1 + x^2}\right)^2 = -2x\,y^2.$$つまりヴェルシエラは、各点での接線の傾きが高さの二乗の $-2x$ 倍になる曲線なのである。下の練習では逆にたどり、この性質から出発して曲線を取りもどす。

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形態形成:ヒョウの斑点を方程式で

胚は、ほとんど同じ細胞のかたまりとして始まる。それなのに、最後には片手に五本の指ができ、シマウマには縞が、ヒョウには斑点ができる。はじめにすべてが一様なら、形はどこから来るのか。1952 年、発表した最後の大きな論文「形態形成の化学的基礎」で、チューリングは数学的な答えを提案した。生物学者がそれを確かめるには何十年もかかった。 二つの物質、二つの速さ 考え方は、チューリングがモルフォゲンと呼んだ二つの化学物質が組織の中を広がっていくところを想像することである。今日ではふつう次のように説明される。 活性化因子:自分自身の生成を促し、もう一方の生成も促す。 抑制因子:活性化因子を抑える。 二つは互いに反応し、拡散する。つまり、水に落としたインクのように、濃いところから薄いところへ広がる。決定的なのは、抑制因子のほうが活性化因子より速く広がることである。 ある一点に、たまたま活性化因子が少し多く現れたらどうなるかをたどってみよう。そこでは活性化因子も抑制因子もたくさんつくられる。遅い活性化因子はその場に集まったままでいる。速い抑制因子は両側へ逃げていき、近くにもう一つ活性化因子の山ができるのを妨げる。その結果、山のまわりに山のない帯ができ、その先にまた山、また帯と続く。間隔のそろった斑点や縞が、何もないところから生まれるのである。 計算 チューリングは方程式を書き、一様な状態の近くで線形化した。一直線に並んだ組織で、$u$ と $v$ を活性化因子と抑制因子のずれとすると、 $$\begin{aligned} \frac{\partial u}{\partial t}&=a\,u+b\,v+D_u\frac{\partial^2u}{\partial x^2},\\ \frac{\partial v}{\partial t}&=c\,u+d\,v+D_v\frac{\partial^2v}{\partial x^2}. \end{aligned}$$$a$、$b$、$c$、$d$ を含む項が反応、$D_u$ と $D_v$ を含む項が拡散である。波長 $\frac{2\pi}k$ の小さな波が育つか消えるかを見るために、$e^{\lambda t}\cos kx$ という形の解を試す。$q=k^2$ とおくと、行列 $$\begin{pmatrix}a-D_uq&b\\c&d-D_vq\end{pmatrix}$$が得られ、この行列の行列式が負になると波は育つ。 具体的な数をとろう。$a=1$、$b=-1$、$c=2$、$d=-1.5$。拡散がなければ($q=0$)、行列式は $1\cdot(-1.5)-(-1)\cdot2=0.5>0$、トレースは $-0.5<0$ である。一様な状態は安定で、化学反応だけでは模様はまったく生まれない。 ここで拡散を入れ、抑制因子を 10 倍速くする。$D_u=1$、$D_v=10$ とすると、 $$\det(q)=(1-q)(-1.5-10q)+2=10q^2-8.5q+0.5.$$根は $q\approx0.064$ と $q\approx0.786$ である。そのあいだでは行列式は負になり、その波長の波は育つ。いちばん速いのは中央の $q=0.425$ で、波長は $\frac{2\pi}{\sqrt{0.425}}\approx9.6$ である。ふつうは違いをならしてしまう拡散が、ここでは違いを生み出す。だからこの現象は拡散誘導不安定性と呼ばれる。 反応拡散モデルの計算機シミュレーション。チューリングのモデルの親戚であるグレイ=スコット・モデルを使っている。無作為に散らばった斑から出発して、反応の定数を二つ変えるだけで、同じ方程式が規則正しい斑点(左)や曲がりくねった縞(右)を生む。このサイトのために作成したシミュレーション · Euler’s Eyes 計算から動物へ (a) 1952 年にチューリングが計算した、細胞の環の上の模様。(b) マンチェスターの計算機で計算して得た、平らな組織の上の斑点。(c) チーターの毛皮。Philip Ball · Wikimedia Commons · CC BY 4.0 チューリングは計算の一部をマンチェスターの計算機で行い、得られた模様の一つは、ある種の動物に似た不規則なまだら模様だった。どの物質がモルフォゲンなのかを彼は知らず、当時の生物学には確かめる手段がなかった。この考えは何十年も、ほとんど忘れられていた。

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ラプラス変換

対数は掛け算を足し算に変える。二つの数を掛けるには、それぞれの対数を足して元に戻せばよい。ラプラス変換は微分方程式に対して似たことをする。微分を掛け算に置きかえるのである。代数の方程式を解いてから、元に戻す。 起源 ラプラスはこの考えに確率論を通じてたどり着いた。1812 年の『確率の解析的理論』で、彼は母関数を使って計算を整理した。確率の列をそのまま扱うかわりに、それらをすべて収めたひとつの関数を扱ったのである。この考えの連続版が次の積分で、オイラーも以前に使っていたが、ラプラスはこれを系統的に調べた。 $$F(s) = \int_0^{\infty} e^{-st} f(t)\,dt.$$各関数 $f(t)$ は新しい関数 $F(s)$、すなわちそのラプラス変換になる。これを $\mathcal{L}\{f\}$ と書く。 いくつかの例 定数 $f(t) = 1$ では $$\mathcal{L}\{1\} = \int_0^{\infty} e^{-st}\,dt = \left[-\frac{e^{-st}}{s}\right]_0^{\infty} = \frac{1}{s} \quad (s > 0).$$指数関数 $f(t) = e^{at}$ では、指数どうしがまとまる。 $$\mathcal{L}\{e^{at}\} = \int_0^{\infty} e^{-(s-a)t}\,dt = \frac{1}{s-a} \quad (s > a).$$微分が掛け算になる 変換を役に立つものにしている性質は、部分積分から出てくる。 $$\mathcal{L}\{f'\} = \int_0^{\infty} e^{-st} f'(t)\,dt = \Big[e^{-st}f(t)\Big]_0^{\infty} + s\int_0^{\infty} e^{-st} f(t)\,dt = sF(s) - f(0).$$$f$ を微分することは、$F$ に $s$ を掛ける(そして初期値を引く)ことに対応する。微分方程式は代数の方程式になり、初期値ははじめから計算に組みこまれている。 ある回路 電池につないだ抵抗とコンデンサの回路では、コンデンサの電圧 $y(t)$ は、都合のよい単位で $$y' + y = 1, \qquad y(0) = 0$$に従う。両辺を変換すると $sY - 0 + Y = \frac{1}{s}$、すなわち

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因数分解できる D:演算子としての導関数

「$x$ で微分せよ」を $D$ と書こう。すると $D(x^3)=3x^2$、$D(\sin x)=\cos x$ で、2 回微分することは $D(D(f))$、略して $D^2f$ となる。ここまではただの略記である。おもしろくなるのは、書き方の形を本気で受けとめたときである。$D^2$ が 2 乗に見えるなら、$D$ を数として扱ってはいけないだろうか。 微分方程式が多項式になる 方程式 $$y''-3y'+2y=0$$を考えよう。$D$ を使えば $D^2y-3Dy+2y=0$、$y$ をくくり出せば $$(D^2-3D+2)\,y=0$$となる。そしてここで大胆な一歩を踏み出す。$D$ の「多項式」を、$r$ の多項式のように因数分解するのである。 $$(D-1)(D-2)\,y=0.$$$(D-1)y=0$ なら $y'=y$ で、$y=e^{x}$。$(D-2)y=0$ なら $y'=2y$ で、$y=e^{2x}$。方程式の解はその組み合わせ $$y=C_1e^{x}+C_2e^{2x}$$である。いま起きたのは、微分方程式が高校の代数で解かれたということである。記号 $D$ は、「導関数どうしのこの関係を満たす関数はどれか」という問いを、「$r^2-3r+2$ の根は何か」という問いに変えた。教科書はこの多項式を特性方程式と呼び、この方法は定数係数のどんな線形方程式にも使える。 指数関数のなかのテイラー この技はさらに進む。テイラー級数は $$\begin{aligned} f(x+h)&=f(x)+h\,f'(x)\\ &\quad+\frac{h^2}{2!}f''(x)+\frac{h^3}{3!}f'''(x)+\cdots \end{aligned}$$と言う。$D$ を使えば、これは $$\begin{aligned} f(x+h)&=\Bigl(1+hD+\frac{(hD)^2}{2!}\\ &\qquad+\frac{(hD)^3}{3!}+\cdots\Bigr)f(x) \end{aligned}$$となる。括弧のなかの級数は、数のかわりに $hD$ を入れた指数関数の級数である。したがって $$f(x+h)=e^{hD}f(x).$$関数を $h$ だけずらすことは、それに導関数の指数関数を施すことである。こうした文は、字面どおりに読めばまったく意味をなさず、正しい結果を与える操作の規則として読めば完全に意味をなす。 ブールとヘヴィサイド オリヴァー・ヘヴィサイド(1850–1925)。独学のイギリスの技術者・物理学者で、証明の仕方を誰も知らないうちから、演算子法で電信回路の問題を解いた。作者不詳 · Wikimedia Commons · パブリックドメイン 1844 年、論理の代数のあのジョージ・ブールが、この「演算子の計算」について賞を受けた論文を発表した。しかしこの考えを極端まで推し進めたのは、独学の電信技手だったイギリスのオリヴァー・ヘヴィサイドである。1880 年代から 1890 年代にかけて、彼は $D$ を数として扱い、$D$ の平方根をとったり $D$ で割ったりして海底ケーブルの方程式を解き、正当化には頓着しなかった。

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微分方程式:アナグラムの法則、∂ と ∇

1676 年、イギリスのロバート・フックは、太陽を観測する器具ヘリオスコープについての本の終わりに、まだ明かしたくない発見のリストを載せました。その一つはこうでした。 $$\textit{ceiiinosssttuv}$$これはアナグラムでした。ラテン語の文の文字をばらばらにして、アルファベット順に並べたものです。ライバルに発見をわたさずに、先取権だけを記録しておく方法でした。二年後の 1678 年、フックはその文を明かします。ut tensio, sic vis、「のびのように、力も」。ばねはのばせばのばすほど、強く引きもどします。今日ではこれを四つの記号で書きます。 $$F=-kx.$$アナグラムは記法のちょうど反対で、隠すための書き方です。式は見せるためにつくられています。同じ法則が、一世紀あまりで一方の極からもう一方の極へ移ったのです。 答えが関数になる問い 質量 $m$ の物体をばねにつけ、引いて手をはなします。各時刻 $t$ に物体はどこにあるでしょうか。フックの法則とニュートンの法則 $F=m\cdot a$ を合わせ、加速度を位置の二階導関数として書くと、 $$m\,\frac{d^2x}{dt^2}=-k\,x$$が得られます。これが微分方程式です。はじめは奇妙に見えます。未知のものが数ではなく、関数、つまり各時刻の位置を教えてくれる規則 $x(t)$ だからです。このサイトの以前の記事は、この種の問いをなぞなぞのように出していました。「二階導関数に自分自身をたすとゼロになる関数 $h$ がある。それは何か。」答えはサインかコサインです。どちらも二回微分すると、符号が変わって自分にもどるからです。 $$\frac{d^2}{dt^2}\cos t=-\cos t.$$ばねの場合、解は $x(t)=A\cos(\omega t)+B\sin(\omega t)$、ただし $\omega=\sqrt{k/m}$ です。レオンハルト・オイラーは 1740 年代に、こうした方程式の家族全体を一度に解く方法を示し、関数についての問いを、ふつうの代数方程式に置きかえました。それができたのは、オイラーの $f(x)$ とライプニッツの $\frac{d}{dx}$ が、すでに関数とその導関数に名前を与えていたからです。関数どうしの方程式には、関数を対象としてあつかえる書き方が必要なのです。 単位も記号である $\omega=\sqrt{m/k}$ ではなく $\omega=\sqrt{k/m}$ が正しいと、どうしてわかるのでしょうか。単位によってです。定数 $k$ は長さあたりの力を測り、$\frac{\mathrm N}{\mathrm m}=\frac{\mathrm{kg}}{\mathrm s^2}$ です。それを質量でわると $\frac1{\mathrm s^2}$、根号をとると $\frac1{\mathrm s}$ になります。コサインの中で時間にかけられるものの単位として、ちょうどぴったりです。コサインの中身は単位のない数でなければならないからです。$\sqrt{m/k}$ なら秒になってしまい、$\cos(\text{秒}\cdot\text{秒})$ は意味をなしません。 この確かめ、次元解析は、1822 年にジョゼフ・フーリエが体系化し、ジェームズ・クラーク・マクスウェルがかぎかっこの書き方を広めました。質量は $[M]$、長さは $[L]$、時間は $[T]$。力は $[F]=[M][L][T]^{-2}$ になります。このサイトの以前の記事は、物理の入試問題の多くがこの方法だけで解けることをよく強調していました。記号論の観点から見ると、単位は数にくっついた二層目の記号であり、計算のためではなく確かめるための層です。単位が合わない式は、計算する前からまちがっているのです。 ∂ と竪琴 ある量が、気体の体積が温度 $T$ と圧力 $P$ に依存するように、同時にいくつもの量に依存するとき、ライプニッツの導関数にはことわり書きが必要になります。「$P$ を固定したまま、$T$ について微分する」。1786 年、フランスのアドリアン=マリ・ルジャンドルは、こうした偏導関数のために丸い $d$、$\partial$ を提案しましたが、すぐにやめてしまいました。1841 年、ドイツのカール・ヤコビがそれを復活させ、今度は定着しました。これを使うと、体積の全変化は