エディントンのイプシロン

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エディントンのイプシロンは、数学で用いられる記号。交代記号レヴィ=チヴィタ記号レヴィ=チヴィタの完全反対称テンソルなどの呼び名もある。 添字を使わないテンソル表記法においてはエディントンのイプシロンはホッジ双対の概念に置き換えられる。

定義[編集]

i, j, k はそれぞれ 1, 2, 3 のいずれかであるとする。このとき、

\varepsilon_{ijk} = \begin{cases} 1& \big(\,(i, j, k) = (1, 2, 3), (2, 3, 1), (3, 1, 2)\,\big) \\-1& \big(\,(i, j, k) = (1, 3, 2), (3, 2, 1), (2, 1, 3) \,\big)\\0& \mathrm{(otherwise)}\end{cases}

つまり、添字が (1, 2, 3) の置換の場合はその符号、そうではなく、添字に重複する数字を持つ場合は 0 を値に持つテンソルである。

性質[編集]


\varepsilon_{ijk} = \varepsilon_{jki} = \varepsilon_{kij} = -\varepsilon_{ikj} = -\varepsilon_{jik} = -\varepsilon_{kji}

は基本的な性質である。

また、

\begin{align}
\varepsilon_{ijk}\varepsilon_{lmn} 
&= \det \begin{bmatrix}
\delta_{il} & \delta_{im}& \delta_{in}\\
\delta_{jl} & \delta_{jm}& \delta_{jn}\\
\delta_{kl} & \delta_{km}& \delta_{kn}
\end{bmatrix}\\
&= \delta_{il}\left( \delta_{jm}\delta_{kn} - \delta_{jn}\delta_{km} \right) 
+  \delta_{im}\left( \delta_{jn}\delta_{kl} - \delta_{jl}\delta_{kn} \right) 
+  \delta_{in}\left( \delta_{jl}\delta_{km} - \delta_{jm}\delta_{kl} \right)
\\

\sum_{k} \varepsilon_{ijk}\varepsilon_{lmk} 
&= \det \begin{bmatrix}
\delta_{il} & \delta_{im}\\
\delta_{jl} & \delta_{jm}\\
\end{bmatrix}\\
&= \delta_{il}\delta_{jm} - \delta_{im}\delta_{jl} \\

\sum_{j,k} \varepsilon_{ijk}\varepsilon_{ljk} 
&= 2\delta_{il} 
\qquad \left(
\sum_{1 \le j<k \le 3} \varepsilon_{ijk}\varepsilon_{ljk} 
= \delta_{il} 
\right)\\

\sum_{i,j,k} \varepsilon_{ijk}\varepsilon_{ijk} &= 6 
\quad\qquad \left(
\sum_{1 \le i<j<k \le 3} \varepsilon_{ijk}\varepsilon_{ijk} = 1
\right)
\end{align}

が成り立つ。ここで δijクロネッカーのデルタである。

第1の公式より、

\begin{align}
\varepsilon_{ijk} 
&= \det \begin{bmatrix}
\delta_{1i} & \delta_{1j}& \delta_{1k}\\
\delta_{2i} & \delta_{2j}& \delta_{2k}\\
\delta_{3i} & \delta_{3j}& \delta_{3k}
\end{bmatrix}
\end{align}

が導かれる。

使用例[編集]

3×3行列式

\begin{align}
\det \begin{bmatrix}
a_{11} & a_{12} & a_{13}\\
a_{21} & a_{22} & a_{23}\\
a_{31} & a_{32} & a_{33}
\end{bmatrix}
&=
\det \begin{bmatrix}
\sum_{i} \delta_{1i} a_{i1} & \sum_{j} \delta_{1j} a_{j2} & \sum_{k} \delta_{1k} a_{k3}\\
\sum_{i} \delta_{2i} a_{i1} & \sum_{j} \delta_{2j} a_{j2} & \sum_{k} \delta_{2k} a_{k3}\\
\sum_{i} \delta_{3i} a_{i1} & \sum_{j} \delta_{3j} a_{j2} & \sum_{k} \delta_{3k} a_{k3}
\end{bmatrix}\\
&=\sum_{i,j,k}
\det \begin{bmatrix}
\delta_{1i} & \delta_{1j} & \delta_{1k}\\
\delta_{2i} & \delta_{2j} & \delta_{2k}\\
\delta_{3i} & \delta_{3j} & \delta_{3k}
\end{bmatrix} a_{i1} a_{j2} a_{k3}\\
&= \sum_{i,j,k} \varepsilon_{ijk} a_{i1} a_{j2} a_{k3}
\end{align}

と表される。

ベクトル \boldsymbol{a} =(a_x, a_y, a_z), \boldsymbol{b} =(b_x, b_y, b_z)クロス積


(\boldsymbol{a} \times \boldsymbol{b})_i = \sum_{j,k} \varepsilon_{ijk} a_j b_k

として表される。

スカラー三重積


(\boldsymbol{a} \times \boldsymbol{b})\cdot\boldsymbol{c} = \sum_{i,j,k} \varepsilon_{ijk} a_i b_j c_k

となる。

ベクトル三重積の公式

\boldsymbol a \times (\boldsymbol b \times \boldsymbol c) = \boldsymbol b\,(\boldsymbol a \cdot \boldsymbol c) - \boldsymbol c\,(\boldsymbol a \cdot \boldsymbol b)

は以下のように証明できる。

\begin{align}
\left\{ \boldsymbol a \times (\boldsymbol b \times \boldsymbol c) \right\}_i
 &= \sum_{j,k} \varepsilon_{ijk} a_j (\boldsymbol b \times \boldsymbol c)_k \\
 &= \sum_{j,k} \varepsilon_{ijk} a_j \sum_{\ell,m} \varepsilon_{k\ell m} b_\ell c_m \\
 &= \sum_{j,\ell,m} \left(\sum_{k} \varepsilon_{ijk} \varepsilon_{k\ell m}\right) a_j b_\ell c_m \\
 &= \sum_{j,\ell,m} (\delta_{i\ell}\delta_{jm}-\delta_{im}\delta_{j\ell}) a_j b_\ell c_m \\
 &= \sum_{m} (a_m b_i c_m - a_m b_m c_i)\\
 &= \left\{ 
      \boldsymbol b\,(\boldsymbol a \cdot \boldsymbol c)-\boldsymbol c\,(\boldsymbol a \cdot \boldsymbol b)
 \right\}_i
\end{align}

高階への拡張[編集]

エディントンのイプシロンはn次元へ拡張することができる(一般化されたエディントンのイプシロン)[1]:


\varepsilon_{i_1 i_2 \dots i_n} = \varepsilon^{i_1 i_2 \dots i_n} =
\begin{cases}
+1 & ~\text{(even)}\\
-1 & ~\text{(odd) }\\
~0 & ~\text{(otherwise)}
\end{cases}

ただし、i1,i2,…,in が1,2,…,n偶置換の場合は (even) に、奇置換の場合は (odd) に、それ以外は (otherwise) に対応する。

実際に 4 階に拡張したものは、相対論的にマクスウェル方程式を記述するのに用いられる。

一般化されたエディントンのイプシロンの性質[編集]

n 次元とし、すべての添字 i1 ,…, in , j1 ,…, jn は 1, 2,…, n の範囲の値を取るとする。


δj1j2…jm
i1i2…im
を階数m の一般化されたクロネッカーのデルタ

\begin{align}
\delta^{j_1 \dots j_m}_{i_1 \dots i_m} 
&= m! \delta_{\lbrack i_1}^{j_1} \dots \delta_{i_m \rbrack}^{j_m} \\
&=
\det \begin{bmatrix}
\delta^{j_1}_{i_1} & \delta^{j_1}_{i_2} & \cdots & \delta^{j_1}_{i_m}\\
\delta^{j_2}_{i_1} & \delta^{j_2}_{i_2} & \cdots & \delta^{j_2}_{i_m}\\
\vdots             & \vdots             & \ddots & \vdots            \\
\delta^{j_m}_{i_1} & \delta^{j_m}_{i_2} & \cdots & \delta^{j_m}_{i_m}
\end{bmatrix}
\end{align}

とすると、


\varepsilon_{i_1 \dots i_n} = \delta^{1 \dots n}_{i_1 \dots i_n}

\varepsilon^{j_1 \dots j_n}  = \delta^{j_1 \dots j_n}_{1 \dots n}

が成り立つ。


また、以下のn + 1個の公式

\begin{align}
\varepsilon_{i_1 \dots i_n}\, \varepsilon^{j_1 \dots j_n} 
&= \delta^{j_1 \dots j_n}_{i_1 \dots i_n} 
\\
\sum_{i_1 = 1}^{n}\dots\sum_{i_k = 1}^{n}
\varepsilon_{i_1 \dots i_k~i_{k+1}\dots i_n}\, 
\varepsilon^{i_1 \dots i_k~j_{k+1}\dots j_n} 
&= k!\, \delta^{j_{k+1} \dots j_n}_{i_{k+1} \dots i_n} 
\\
\sum_{i_1 = 1}^{n}\dots\sum_{i_n = 1}^{n}
\varepsilon_{i_1 \dots i_n}\, \varepsilon^{i_1 \dots i_n} 
&= n!
\end{align}

#性質の節で述べた式の一般化である。

テンソル密度[編集]

任意の曲線座標系英語版において、多様体計量テンソルが 定義されていない場合でも上で定義したエディントンのイプシロンはテンソル密度(tensor density)であるとの異なる2つの解釈がある。 weight +1 の反変(contravariant) テンソル密度として 解釈可能であるし、 weight −1の共変(covariant) テンソル密度とも解釈可能である。

4次元では階数4の一般化されたクロネッカーのデルタを使って


\varepsilon^{\alpha \beta \gamma \delta} = \delta^{\alpha \beta \gamma \delta}_{0 1 2 3} \,

\varepsilon_{\alpha \beta \gamma \delta} = \delta^{0 1 2 3}_{\alpha \beta \gamma \delta} \,

と表せる。数値は同じであり、特に符号も等しいことに注意する。

通常のテンソル[編集]

計量テンソル場があり、その計量を用いて接ベクトル空間正規直交基底が得られれば、エディントンのイプシロンに一致する通常の反変テンソル場および共変テンソル場を定義できる。これら2つを混同していけないし、上述のテンソル密度場と混同してもいけない。計量テンソルによる添字の上げ下げによって一方のテンソル場から他方のテンソル場に変換することは、計量テンソルに由来する符号を除いて、通常通り行える。 例えばミンコフスキー空間 (特殊相対論における4次元時空) では

\begin{align}
E^{\alpha \beta \gamma \delta} E^{\rho \sigma \mu \nu} 
&= - g^{\alpha \zeta} g^{\beta \eta} g^{\gamma \theta} g^{\delta \iota} 
     \delta^{\rho \sigma \mu \nu}_{\zeta \eta \theta \iota} \,
\\
E_{\alpha \beta \gamma \delta} E_{\rho \sigma \mu \nu} 
&= - g_{\alpha \zeta} g_{\beta \eta} g_{\gamma \theta} g_{\delta \iota} 
     \delta^{\zeta \eta \theta \iota}_{\rho \sigma \mu \nu} \,
\\
E^{\alpha \beta \gamma \delta} 
&= - g^{\alpha \zeta} g^{\beta \eta} g^{\gamma \theta} g^{\delta \iota} 
E_{\zeta \eta \theta \iota} \,.
\end{align}

となる。(符号に注意)

これより、

\begin{align}
E^{\alpha \beta \gamma \delta} &= \frac{1}{\sqrt{-g}} \varepsilon^{\alpha \beta \gamma \delta}\\
E_{\alpha \beta \gamma \delta} &= \sqrt{-g}           \varepsilon_{\alpha \beta \gamma \delta}\\
\mathrm{where~~} g &\equiv g_{\alpha 0} g_{\beta 1} g_{\gamma 2} g_{\delta 3} \varepsilon^{\alpha \beta \gamma \delta}
\end{align}

および


E^{\alpha \beta \gamma \delta} E_{\rho \sigma \mu \nu} = \delta^{\alpha \beta \gamma \delta}_{\rho \sigma \mu \nu}\,

が導かれる。

出典[編集]

  1. ^ D.C. Kay (1988). Tensor Calculus. Schaum’s Outlines, McGraw Hill (USA). ISBN 0-07-033484-6. 

関連項目[編集]