ルジャンドル多項式

ルジャンドル多項式（ルジャンドルたこうしき、テンプレート:Lang-en-short）とは、ルジャンドルの微分方程式を満たすルジャンドル関数のうち次数が非負整数のものを言う。直交多項式の一種である。

定義

解析学においてルジャンドルの微分方程式

$\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x}[(1-x^2)\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x}f(x)]+\lambda (\lambda +1)f(x)=0$

（テンプレート:Mvar は任意の複素数とする）は標準的な冪級数法を用いて解けることが知られており、その解は一般にルジャンドル関数と呼ばれる（何れもアドリアン＝マリ・ルジャンドルに名を因む）。この方程式は テンプレート:Math にテンプレート:仮リンクを持つから、一般には原点の周りでの級数解の収束半径は 1 である。

n = 5 までのルジャンドル多項式のグラフ

テンプレート:Mvar が非負整数 テンプレート:Math のときの解は テンプレート:Math の両点においても正則であり、かつ級数は途中で止まって多項式となる。さらに 、テンプレート:Math において値 1 を取るという初期条件を課すと、解は一意に定まる。これを テンプレート:Mvar次のルジャンドル多項式と呼び、普通は テンプレート:Math と記す。また、全ての非負整数についての テンプレート:Mvar次のルジャンドル多項式全体が成す関数族を総称的にルジャンドル多項式と呼ぶ。ルジャンドル多項式は後述する関数空間の内積に関して直交系を成す。ただし、この内積についての各 テンプレート:Math の大きさは 1 ではないため (これは テンプレート:Math という初期条件を課したためである)、正規直交系にはなっていない点は注意を要する。各ルジャンドル多項式 テンプレート:Math は テンプレート:Mvar次多項式で、ロドリゲスの公式

$P_n(x)=\frac{1}{2^{n}n!}\frac{{\mathrm{d}}^n}{\mathrm{d}{x}^n}[(x^2-1{)}^n]$

で表すことができる。

ルジャンドル多項式がルジャンドルの微分方程式を満たすことは、恒等式

$(x^2-1)\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x}(x^2-1{)}^n=2nx(x^2-1{)}^n$

の両辺を テンプレート:Math 回微分して、高階微分に関する一般ライプニッツ則を適用すればわかる。各ルジャンドル多項式 テンプレート:Math は以下のテイラー級数 テンプレート:NumBlk の係数として定義することもできる。この母函数は物理学においてテンプレート:仮リンクに利用される。

帰納的定義

上記のテンプレート:EquationNoteで与えられたテイラー展開の最初の 2 項から、最初の 2 つのルジャンドル多項式が

$P_0(x)=1,P_1(x)=x$

となることがわかる。残りの多項式を得るのには、上記のテイラー展開を直截に計算するよりも、ボネの漸化式

$(n+1)P_{n+1}(x)=(2n+1)x{P}_n(x)-n{P}_{n-1}(x)$

を用いるのが適当である。この漸化式は、テンプレート:EquationNoteの両辺を テンプレート:Mvar に関して微分したものを整理して得られる等式

$\frac{x-t}{\sqrt{1-2xt+t^2}}=(1-2xt+t^2)\sum _{n=1}^{\mathrm{\infty }}n{P}_n(x)t^{n-1}$

の分母に現れる平方根をテンプレート:EquationNoteで置き換えて、テンプレート:Mvar の冪に対するテンプレート:仮リンクを行えば得られる。漸化式に初期条件としてすでに得られている テンプレート:Math を当てはめれば、全てのルジャンドル多項式が帰納的に生成される。

漸化式を解いて陽に表せば

$\begin{array}{cc}{P}_n(x)& =\frac{1}{2^n}\sum _{k=0}^n{(\genfrac{}{}{0ex}{}{n}{k})}^2(x-1{)}^{n-k}(x+1{)}^k\\ & =\sum _{k=0}^n(\genfrac{}{}{0ex}{}{n}{k})(\genfrac{}{}{0ex}{}{-n-1}{k}){\left(\frac{1-x}{2}\right)}^k\\ & =2^n\cdot \sum _{k=0}^n{x}^k(\genfrac{}{}{0ex}{}{n}{k})(\genfrac{}{}{0ex}{}{\frac{n+k-1}{2}}{n})\end{array}$

などのように書くことができる。後段はルジャンドル多項式を単に単項式として表して二項係数の乗法公式を使えば、漸化式から直ちに得られる。

具体的に最初のいくつかのルジャンドル多項式を挙げれば以下のようになる：

n	$P_n(x)$
0	$1$
1	$x$
2	$\frac{1}{2}(3x^2-1)$
3	$\frac{1}{2}(5x^3-3x)$
4	$\frac{1}{8}(35x^4-30x^2+3)$
5	$\frac{1}{8}(63x^5-70x^3+15x)$
6	$\frac{1}{16}(231x^6-315x^4+105x^2-5)$
7	$\frac{1}{16}(429x^7-693x^5+315x^3-35x)$
8	$\frac{1}{128}(6435x^8-12012x^6+6930x^4-1260x^2+35)$
9	$\frac{1}{128}(12155x^9-25740x^7+18018x^5-4620x^3+315x)$
10	$\frac{1}{256}(46189x^{10}-109395x^8+90090x^6-30030x^4+3465x^2-63)$

直交性

ルジャンドル多項式の重要な性質の一つは、これらが閉区間 テンプレート:Math 上の L²-内積に関して直交すること、即ち以下の式を満たすことである。

$\underset{-1}{\overset{1}{\int }}{P}_m(x)P_n(x)\mathrm{d}x=\frac{2}{2n+1}{\delta }_{mn}$

ここで テンプレート:Math はクロネッカーのデルタ、即ち テンプレート:Math のとき 1 で、それ以外のときは 0 である。すなわち、関数系 {1, x, x²,...} にシュミットの直交化法を適用することによってルジャンドル多項式を導出法とすることが可能である。この直交性により、ルジャンドル多項式系がエルミート微分作用素

$\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x}[(1-x^2)\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x}P(x)]=-\lambda P(x)$

の固有値 テンプレート:Math に属する固有関数系となるようなスツルム・リウヴィル理論としてルジャンドルの微分方程式を捉えることができる。

物理学における応用

ルジャンドル多項式は初め、1782年にアドリアン＝マリ・ルジャンドルにより、テンプレート:仮リンク

$\frac{1}{|𝒙-{𝒙}^{\prime }|}=\frac{1}{\sqrt{r^2+r^{\prime 2}-2r{r}^{\prime }\cos \gamma }}=\sum _{\ell =0}^{\mathrm{\infty }}\frac{r^{\prime \ell }}{r^{\ell +1}}{P}_{\ell }(\cos \gamma )$

の展開の係数として定義された。ここに、テンプレート:Math はそれぞれベクトル テンプレート:Math の長さであり、テンプレート:Mvar はそれらのベクトルのなす角である。上記の級数は テンプレート:Math が満たされる場合に収束し、質点に対応する重力ポテンシャルもしくは点電荷に対応するクーロンポテンシャルを極座標表示する際に用いることができる。このルジャンドル多項式を用いた展開は、例えば連続質量や電荷分布の上でこの展開を積分するときなどに有用である。

ルジャンドル多項式は、空間の無電荷領域における電位に関するラプラス方程式

${\mathrm{\nabla }}^2\mathrm{\Phi }(𝒙)=0$

を軸対称な（方位角に依存しない）境界条件のもとで、変数分離法を用いて解く際にも登場する。ここで、 テンプレート:Mvar を対称軸、テンプレート:Mvar を観測者の位置と テンプレート:Mvar-軸との間の角（天頂角）とするとき、電位は

$\mathrm{\Phi }(r,\theta )=\sum _{\ell =0}^{\mathrm{\infty }}[A_{\ell }{r}^{\ell }+B_{\ell }{r}^{-(\ell +1)}]P_{\ell }(\cos \theta )$

となる。テンプレート:Math と テンプレート:Math は各問題の境界条件に従って決定される。

三次元における中心力に対するシュレーディンガー方程式を解く際にもルジャンドル多項式は現れる。

多重極展開におけるルジャンドル多項式

Figure 2

ルジャンドル多項式は、多重極展開で自然に現れる

$\frac{1}{\sqrt{1+{\eta }^2-2\eta x}}=\sum _{k=0}^{\mathrm{\infty }}{\eta }^k{P}_k(x)$

なる形の関数（記号を少し変えてあるが、上で述べたものと同じ）の展開においても有用である。等式の左辺はルジャンドル多項式の母関数の閉じた形である。

例として、（球座標系での）電位 テンプレート:Math が テンプレート:Mvar-軸上の点 テンプレート:Math にある点電荷によるものとすれば、

$\mathrm{\Phi }(r,\theta )\propto \frac{1}{R}=\frac{1}{\sqrt{r^2+a^2-2ar\cos \theta }}$

と書くことができる。観測点 テンプレート:Mvar の半径 テンプレート:Mvar が テンプレート:Mvar より大きければ、電位はルジャンドル多項式を用いて

$\mathrm{\Phi }(r,\theta )\propto \frac{1}{r}\sum _{k=0}^{\mathrm{\infty }}{\left(\frac{a}{r}\right)}^k{P}_k(\cos \theta )$

と展開することができる。ここでは テンプレート:Math および テンプレート:Math と置いた。この展開は通常の多重極展開を行うのに用いられる。

逆に、観測点 テンプレート:Mvar の半径 テンプレート:Mvar が テンプレート:Mvar より小さいならば、電位を上記のようにルジャンドル多項式展開することはできるが、テンプレート:Mvar と テンプレート:Mvar とは入れ替わる。この展開は内部多重極展開 (テンプレート:Lang) の基本となる。

その他の性質

ルジャンドル多項式は対称または反対称、即ち

$P_n(-x)=(-1{)}^n{P}_n(x)$

を満たす。

微分方程式と直交性はスケール変換に依らない性質だから、ルジャンドル多項式はその定義において適当に定数倍して

$P_k(1)=1$

を満たすように「標準化」される（「正規化」とも言うが、実際にノルムが 1 というわけではないので紛らわしい）。端点における微分係数は

${P_k}^{\prime }(1)=\frac{k(k+1)}{2}$

で与えられる。既に述べたとおり、ルジャンドル多項式はボネの漸化式と呼ばれる三項間漸化式

$(n+1)P_{n+1}(x)=(2n+1)x{P}_n(x)-n{P}_{n-1}(x)$

と、公式

$\frac{x^2-1}{n}\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x}{P}_n(x)=x{P}_n(x)-P_{n-1}(x)$

に従うが、これらから得られる等式

$(2n+1)P_n(x)=\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x}[P_{n+1}(x)-P_{n-1}(x)]$

ルジャンドル多項式の積分に有効である。これを繰り返し用いて

$\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x}{P}_{n+1}(x)=(2n+1)P_n(x)+(2(n-2)+1)P_{n-2}(x)+(2(n-4)+1)P_{n-4}(x)+\cdots$

あるいは同じことだが、

$\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x}{P}_{n+1}(x)=\frac{2P_n(x)}{\Vert P_n(x){\Vert }^2}+\frac{2P_{n-2}(x)}{\Vert P_{n-2}(x){\Vert }^2}+\cdots$

が得られる。ただし、ǁP_n(x)ǁ は閉区間 [−1, 1] 上のノルム

$\Vert P_n(x)\Vert =\sqrt{\underset{-1}{\overset{1}{\int }}(P_n(x){)}^2\mathrm{d}x}=\sqrt{\frac{2}{2n+1}}$

である。ボネの漸化式から帰納的に陽な表現

$P_n(x)=\sum _{k=0}^n(-1{)}^k{(\genfrac{}{}{0ex}{}{n}{k})}^2{\left(\frac{1+x}{2}\right)}^{n-k}{\left(\frac{1-x}{2}\right)}^k$

が得られる。ルジャンドル多項式に対するテンプレート:仮リンクは

$\sum _{j=0}^n{P}_j(x)\ge 0(x\ge -1)$

を導く。

ずらしルジャンドル多項式

ずらしルジャンドル多項式 (shifted Legendre polynomial) は

${\tilde{P}}_n(x)=P_n(2x-1)$

で定義される。ここで、ずらし写像（実はアフィン変換）テンプレート:Math は、区間 テンプレート:Math を区間 テンプレート:Math へ写す全単射として選ばれたもので、それゆえ多項式系 テンプレート:Math の区間 テンプレート:Math 上での直交性

$\underset{0}{\overset{1}{\int }}\widetilde{P_m}(x)\widetilde{P_n}(x)\mathrm{d}x=\frac{1}{2n+1}{\delta }_{mn}$

が従う。ずらしルジャンドル多項式の明示式は

$\widetilde{P_n}(x)=(-1{)}^n\sum _{k=0}^n(\genfrac{}{}{0ex}{}{n}{k})(\genfrac{}{}{0ex}{}{n+k}{k})(-x{)}^k$

で与えられる。ロドリゲスの公式のずらしルジャンドル多項式版は

$\widetilde{P_n}(x)=\frac{1}{n!}\frac{{\mathrm{d}}^n}{\mathrm{d}{x}^n}[(x^2-x{)}^n]$

となる。ずらしルジャンドル多項式の最初の方のいくつかは以下のようになる。

n	$\widetilde{P_n}(x)$
0	1
1	$2x-1$
2	$6x^2-6x+1$
3	$20x^3-30x^2+12x-1$

テンプレート:Anchorsルジャンドル陪多項式

テンプレート:Main 非負整数 テンプレート:Mvar、テンプレート:Mvar で

テンプレート:Math

を満たすものに対し、ルジャンドル陪多項式テンプレート:Math を

$P_k{}^m(t)=\frac{1}{2^k}(1-t^2{)}^{m/2}\sum _{j=0}^{\lfloor (k-m)/2\rfloor }\frac{(-1{)}^j(2k-2j)!}{j!(k-j)!(k-2j-m)!}{t}^{k-2j-m}$　　

と定義する。テンプレート:Math はルジャンドルの陪微分方程式

$(1-t^2)y^{″}(t)-2t{y}^{\prime }(t)+(k(k+1)-\frac{m^2}{1-t^2})y(t)=0$

の解である。なお、ルジャンドルの陪微分方程式は テンプレート:Math を満たすときのみ解を持つことが知られている。また、テンプレート:Math の定義における係数は、後述するノルムが 1 になるよう選んだものである。

テンプレート:Math とルジャンドル多項式 テンプレート:Math は以下の関係を満たす：

$P_k{}^m(t)=(1-t^2{)}^{m/2}\frac{{\mathrm{d}}^m{P}_k(t)}{\mathrm{d}{t}^m}$

関連項目

• ガウス求積
• ゲーゲンバウアー多項式
• テンプレート:仮リンク
• テンプレート:仮リンク
• テンプレート:仮リンク
• テンプレート:仮リンク
• 球面調和関数

参考文献

• テンプレート:Citation.
• テンプレート:Citation, Chapter 2.
• テンプレート:Citation.
• テンプレート:Citation.
• テンプレート:Dlmf
• テンプレート:Dlmf
• テンプレート:Citation
• テンプレート:Cite web

外部リンク

• A quick informal derivation of the Legendre polynomial in the context of the quantum mechanics of hydrogen
• テンプレート:SpringerEOM
• Wolfram MathWorld entry on Legendre polynomials
• Module for Legendre Polynomials by John H. Mathews
• Dr James B. Calvert's article on Legendre polynomials from his personal collection of mathematics
• The Legendre Polynomials by Carlyle E. Moore
• Legendre Polynomials from Hyperphysics