連続の方程式

連続の方程式（れんぞくのほうていしき、英: equation of continuity、連続方程式、連続の式、連続式などとも言う）は物理学で一般的に適用できる方程式で、「原因もなく物質が突然現れたり消えたりすることはない」という自然な考え方を表す。

保存則と密接に関わっている。

狭義

狭義には、流体力学における質量保存則

${\displaystyle {\partial \rho \over {\partial t}}+\nabla \cdot (\rho {\boldsymbol {v}})=0}$

（ρは密度、v は流れの速度、t は時間である。∇はナブラを参照。）

あるいは、この式を非圧縮性流体に適用した

${\displaystyle \nabla \cdot {\boldsymbol {v}}=0}$

を指す。

広義

広義には、スカラー物理量 q についての保存則

${\displaystyle {\partial \rho \over \partial t}+\nabla \cdot {\boldsymbol {j}}=0}$

（ρ：q の密度、j：q の流束）

あるいは、更に一般化して、q の輸送方程式（一般の保存則）

${\displaystyle {\partial \rho \over \partial t}+\nabla \cdot {\boldsymbol {j}}=\sigma }$

（σ：q の湧き出し密度）

を指すこともある。

広義の連続の方程式の導出

領域 Ω における物理量 q の総量 M の時間変化を q の生成と流出と合わせて図示したもの。代表点のみの軌跡を記している。青い点の個数はΩにおけるq の総量 M (t ) を表す。ピンクの点の個数は湧き出し Δt S を、黄色の点は流れだす流量 Δt J を表す。図より
${\displaystyle \Delta M+\Delta tJ=\Delta tS}$
${\displaystyle (6-5)+3=4}$
が成り立つ事がわかる。

広義の連続の式をフラックス形式あるいは一般の保存則という[1]。q をあるスカラー物理量、Ωを固定された有界積分領域、∂ΩをΩの境界である閉曲面とする。

q についての連続の式は、

領域 Ω における q の単位時間あたりの増加量 ${\displaystyle {\mathrm {d} M \over \mathrm {d} t}}$ と 境界 ∂Ω における q の単位時間あたりの流出量（流量） J との和は、 領域Ωにおける q の単位時間あたりの湧き出し量 S に等しい。

${\displaystyle {\mathrm {d} M \over \mathrm {d} t}+J=S}$

と表現できる。

ここで q は連続的に分布する量であり、上述の量はすべて何らかの「密度量」で表現できなければいけない。そこで、q の密度 ρ、q の流束 j 、q の湧き出し密度 σ を導入すると、

${\displaystyle {\begin{aligned}M&=\int _{\Omega }\rho \,\mathrm {d} V\\J&=\oint _{\partial \Omega }{\boldsymbol {j}}\cdot \mathrm {d} {\boldsymbol {S}}\\S&=\int _{\Omega }\sigma \mathrm {d} V\end{aligned}}}$

と表せる。ここで、dS は、境界 ∂Ω 上の微小素片における外向きの面積ベクトルであり、第2式は流束と面積ベクトルとの積の総和が境界を通って流れ出す q の流量であることを表している。

これにより連続の式は

${\displaystyle {\mathrm {d} \over \mathrm {d} t}\int _{\Omega }\rho \,\mathrm {d} V+\oint _{\partial \Omega }{\boldsymbol {j}}\cdot \mathrm {d} {\boldsymbol {S}}=\int _{\Omega }\sigma \mathrm {d} V}$

となる。

ガウスの定理を使って第2項を体積積分で書き換え、第1項の時間微分と体積積分を交換すると

${\displaystyle \int _{\Omega }\left\{{\partial \rho \over \partial t}+\nabla \cdot {\boldsymbol {j}}-\sigma \right\}\mathrm {d} V=0}$

となるので、微分形

${\displaystyle {\partial \rho \over \partial t}+\nabla \cdot {\boldsymbol {j}}=\sigma }$

が得られる。

特に、湧き出しがないときの連続の式

${\displaystyle {\partial \rho \over \partial t}+\nabla \cdot {\boldsymbol {j}}=0}$

を保存形、あるいは、q の保存則の微分形と呼ぶ。

流体における連続の式

質量保存則

速度が v で表される流れを考える。ρを質量密度、j を質量の流束とする。流れ、すなわち、移流あるいは対流は速度 v での物質の移動であるので、流束は

${\displaystyle {\boldsymbol {j}}=\rho {\boldsymbol {v}}}$

となる[2]。

質量保存則から連続の式は

${\displaystyle {\partial \rho \over \partial t}+\nabla \cdot \left(\rho {\boldsymbol {v}}\right)=0}$

となる。

輸送定理による導出

速度が v で表される流れにおける連続の方程式は、質量保存則とレイノルズの輸送定理を用いても導ける[1]。

${\displaystyle 0={\mathrm {d} \over \mathrm {d} t}\int _{\Omega (t)}\rho \,dV=\int _{\Omega (t)}\left({D\rho \over Dt}+\rho \,\nabla \cdot {\boldsymbol {v}}\right)dV}$

ここで、${\displaystyle {D \over Dt}}$ は実質微分であり、Ω(t ) は流れと共に移動する任意の積分領域とする。1番目の等式は質量保存則を、2番目の等式はレイノルズの輸送定理を表している。

これより、

${\displaystyle {D\rho \over Dt}+\rho \,\nabla \cdot {\boldsymbol {v}}=0}$

が成立する。

この式は、実質微分の定義

${\displaystyle {D \over Dt}\equiv {\partial \over \partial t}+{\boldsymbol {v}}\cdot \nabla }$

と公式

${\displaystyle \nabla \cdot \left(\rho {\boldsymbol {v}}\right)=\rho \,\nabla \cdot {\boldsymbol {v}}+{\boldsymbol {v}}\cdot \nabla \rho }$

を使って、

${\displaystyle {\partial \rho \over {\partial t}}+\nabla \cdot (\rho {\boldsymbol {v}})=0}$

と等価であることがわかる。

非圧縮性流体についての連続の方程式

連続の方程式

${\displaystyle {D\rho \over Dt}+\rho \,\nabla \cdot {\boldsymbol {v}}=0}$

に対して、非圧縮性流体の性質（密度が一定であること）を付加すると、非圧縮性流体における連続の式が導き出される。密度が一定というのは、空間的に一様という意味ではなく、変形していく領域内で一定という意味である[2]。つまり、${\displaystyle {\frac {D\rho }{Dt}}=0}$ となるので、ρ≠ 0 であることから、

${\displaystyle \nabla \cdot {\boldsymbol {v}}=0}$

を得る。この式を非圧縮性条件ともいう。

この条件を満たす流れにおいて、流れていく流体要素の体積は不変である。

電磁気学における連続の方程式

電荷保存則

電磁気学における連続の式とは電荷の保存則の微分形である[3]。ρ を電荷密度、j を電流密度とすれば、連続の式は

${\displaystyle {\partial \rho \over \partial t}+\nabla \cdot {\boldsymbol {j}}=0}$

となる。

変位電流

マクスウェルの方程式において、電荷の保存則を満たすためにオリジナルのアンペールの式

${\displaystyle \nabla \times {\boldsymbol {H}}={\boldsymbol {j}}}$

に変位電流を導入する必要があった。修正されたアンペールの式

${\displaystyle \nabla \times {\boldsymbol {H}}={\partial {\boldsymbol {D}} \over \partial t}+{\boldsymbol {j}}}$

において、両辺に発散 ∇· を作用させると、左辺はゼロとなるので、

${\displaystyle \nabla \cdot {\partial {\boldsymbol {D}} \over \partial t}+\nabla \cdot {\boldsymbol {j}}=0}$

となり、ガウスの式

${\displaystyle \nabla \cdot {\boldsymbol {D}}=\rho }$

を代入することで連続の式が得られる。

四元電流

電荷の保存則を表す連続の式は四元電流を使うことで、ローレンツ共変でコンパクトな形にすることができる。四元電流 J^μ (μ= 0, 1, 2, 3) を

${\displaystyle J^{\mu }=\left(c\rho ,{\boldsymbol {j}}\right)}$

と表す。ここで c は光速である。微分演算子

${\displaystyle \partial _{\mu }=\left({\frac {1}{c}}{\partial \over \partial t},\nabla \right)}$

を定義すると、連続の式は

${\displaystyle \partial _{\mu }J^{\mu }=0}$

と表現できる。ただし、添字におけるアインシュタインの規約を採用した。

量子力学

量子力学における連続の式は確率の保存則を表す[4]。

Ψ(r , t ) を規格化された波動関数とする。確率密度 ρ、確率流束 j を

${\displaystyle {\begin{aligned}\rho &=\Psi ^{*}\Psi \\{\boldsymbol {j}}&={\frac {\hbar }{2m\mathrm {i} }}\left[\Psi ^{*}\nabla \Psi -\Psi \nabla \Psi ^{*}\right]\end{aligned}}}$

と定義すると、シュレディンガー方程式

${\displaystyle \mathrm {i} \hbar {\frac {\partial \Psi }{\partial t}}=-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\nabla ^{2}\Psi +U\Psi }$

を用いて、確率に対する連続の式

${\displaystyle {\partial \rho \over \partial t}+\nabla \cdot {\boldsymbol {j}}=0}$

が得られる。

連続の式の導出

シュレディンガー方程式とその複素共役の式

${\displaystyle {\begin{aligned}\mathrm {i} \hbar {\frac {\partial \Psi }{\partial t}}&=-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\nabla ^{2}\Psi +U\Psi ,\\-\mathrm {i} \hbar {\frac {\partial \Psi ^{*}}{\partial t}}&=-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\nabla ^{2}\Psi ^{*}+U\Psi ^{*}\end{aligned}}}$

それぞれに Ψ^* , Ψ をそれぞれ掛けて2式の差を取ると

${\displaystyle \mathrm {i} \hbar \Psi ^{*}{\frac {\partial \Psi }{\partial t}}+\mathrm {i} \hbar \Psi {\frac {\partial \Psi ^{*}}{\partial t}}=-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\Psi ^{*}\nabla ^{2}\Psi +{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\Psi \nabla ^{2}\Psi ^{*}}$

更に

${\displaystyle \mathrm {i} \hbar {\frac {\partial \left(\Psi ^{*}\Psi \right)}{\partial t}}=-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\nabla \cdot \left(\Psi ^{*}\nabla \Psi -\Psi \nabla \Psi ^{*}\right)}$

となり、連続の式

${\displaystyle {\partial \rho \over \partial t}+\nabla \cdot {\boldsymbol {j}}=0}$

ただし、

${\displaystyle {\begin{aligned}\rho &=\Psi ^{*}\Psi \\{\boldsymbol {j}}&={\frac {\hbar }{2m\mathrm {i} }}\left[\Psi ^{*}\nabla \Psi -\Psi \nabla \Psi ^{*}\right]\end{aligned}}}$

が得られる。

拡散方程式　

ブラウン運動などのミクロスケール由来の現象による物質の質量輸送現象を考える[5]。このとき、経験則であるフィックの法則（フィックの第一法則）により流束は

${\displaystyle {\boldsymbol {j}}=-\kappa \nabla \rho }$

と密度の勾配で与えられる。係数 κ は拡散係数と呼ばれ、次元 ${\displaystyle \mathrm {L} ^{2}\ \mathrm {T} ^{-1}}$ をもつ。拡散係数が定数の時、連続の式から拡散方程式

${\displaystyle {\partial \rho \over \partial t}=\kappa \nabla ^{2}\rho }$

が得られる。

脚注

出典

1. ^ 中村育雄『流体解析ハンドブック』（初）共立出版、1998年3月20日。ISBN 4320081188。 
2. ^ 巽友正『新物理学シリーズ21 流体力学』培風館、1995年9月。ISBN 456302421X。 
3. 砂川重信『理論電磁気学』（3版）紀伊國屋書店、1999年9月。ISBN 4314008547。 
4. メシア 著、小出昭一郎、田村二郎 訳『量子力学１』（1版）東京図書、1971年6月15日。ISBN 4489012438。 
5. 戸田 盛和; 斎藤 信彦; 久保 亮五; 橋爪 夏樹『岩波講座 現代物理学の基礎 統計物理学』（新装）岩波書店、2011年11月26日。ISBN 4000298054。