垂足座標

垂足座標（すいそくざひょう、英: pedal coordinates）は、ユークリッド平面上の点と曲線に対して定義される座標である。具体的には、点（pedal point）Oと曲線Cに対して、C上の点Pを、PとOの距離rと、Pにおける接線とOの距離p（垂直距離（英語版））の組(r, p)によって表す座標である。Oとの距離rと、Pにおける法線とOの距離pcの組で表す座標（contrapedal coordinate）もよく使われる。ただし、 p c := r 2 − p 2 {\textstyle p_{c}:={\sqrt {r^{2}-p^{2}}}} である。曲線が垂足座標によって表現された式をPedal equationという。 いくつかの曲線はPedal equationによって単純に表すことができる。また、Pedal equationによる形式は曲線の曲率などの計算を簡単にする。垂足座標は古典力学や天体力学において、力の問題を解決するのに使うことができる。 Cを直交座標でf(x, y) = 0と与え、Oを原点とする。点(x, y)の垂足座標は次のように計算できる。 r = x 2 + y 2 {\displaystyle r={\sqrt {x^{2}+y^{2}}}} p = x ∂ f ∂ x + y ∂ f ∂ y ( ∂ f ∂ x ) 2 + ( ∂ f ∂ y ) 2 . {\displaystyle p={\frac {x{\frac {\partial f}{\partial x}}+y{\frac {\partial f}{\partial y}}}{\sqrt {\left({\frac {\partial f}{\partial x}}\right)^{2}+\left({\frac {\partial f}{\partial y}}\right)^{2}}}}.} CのPedal equationはこれらの式からx,yを消去することによって得られる。 新たな変数zを用いて、曲線を斎次多項式g(x, y, z) = 0で表したとき、pは次のようにより単純な形で書ける。 p = ∂ g ∂ z ( ∂ g ∂ x ) 2 + ( ∂ g ∂ y ) 2 {\displaystyle p={\frac {\frac {\partial g}{\partial z}}{\sqrt {\left({\frac {\partial g}{\partial x}}\right)^{2}+\left({\frac {\partial g}{\partial y}}\right)^{2}}}}} z = 1とすればもとの表示を得る。 Cを極方程式r = f(θ)で与えたとき、偏接角（英語版）を ϕ {\displaystyle \phi } として p = r sin ⁡ ϕ {\displaystyle p=r\sin \phi } r = d r d θ tan ⁡ ϕ . {\displaystyle r={\frac {dr}{d\theta }}\tan \phi .} と計算できる。CのPedal equationはこれらの式からθを消去することによって得られる。 contrapedal coordinatesへの変換は p c := r 2 − p 2 {\displaystyle p_{c}:={\sqrt {r^{2}-p^{2}}}} として、 | d r d θ | = r p c p , {\displaystyle \left|{\frac {dr}{d\theta }}\right|={\frac {rp_{c}}{p}},} が成り立つことより行える。これは、自励微分方程式によって極方程式が、 f ( r , | d r d θ | ) = 0 , {\displaystyle f\left(r,\left|{\frac {dr}{d\theta }}\right|\right)=0,} と表せるならば、pedal equationは次の形となることを意味する。 f ( r , r p c p ) = 0. {\displaystyle f\left(r,{\frac {rp_{c}}{p}}\right)=0.} 例として対数螺旋を挙げる。 r = a e cos ⁡ α sin ⁡ α θ . {\displaystyle r=ae^{{\frac {\cos \alpha }{\sin \alpha }}\theta }.} θ {\displaystyle \theta } における微分によって次の式を得る。 d r d θ = cos ⁡ α sin ⁡ α a e cos ⁡ α sin ⁡ α θ = cos ⁡ α sin ⁡ α r , {\displaystyle {\frac {dr}{d\theta }}={\frac {\cos \alpha }{\sin \alpha }}ae^{{\frac {\cos \alpha }{\sin \alpha }}\theta }={\frac {\cos \alpha }{\sin \alpha }}r,} したがって、 | d r d θ | = | cos ⁡ α sin ⁡ α | r , {\displaystyle \left|{\frac {dr}{d\theta }}\right|=\left|{\frac {\cos \alpha }{\sin \alpha }}\right|r,} が成立する。また、垂足座標において r p p c = | cos ⁡ α sin ⁡ α | r , ⇒ | sin ⁡ α | p c = | cos ⁡ α | p , {\displaystyle {\frac {r}{p}}p_{c}=\left|{\frac {\cos \alpha }{\sin \alpha }}\right|r,\qquad \Rightarrow \qquad |\sin \alpha |p_{c}=|\cos \alpha |p,} を得る。または、 p c 2 = r 2 − p 2 {\displaystyle p_{c}^{2}=r^{2}-p^{2}} を用いて、 p = | sin ⁡ α | r . {\displaystyle p=|\sin \alpha |r.} この方法は、極方程式におけるn階（ n ≥ 1 {\displaystyle n\geq 1} ）の自励な微分方程式の解となる曲線に一般化できる。 f ( r , | r θ ′ | , r θ ″ , | r θ ‴ | … , r θ ( 2 j ) , | r θ ( 2 j + 1 ) | , … , r θ ( n ) ) = 0 , {\displaystyle f\left(r,|r'_{\theta }|,r''_{\theta },|r'''_{\theta }|\dots ,r_{\theta }^{(2j)},|r_{\theta }^{(2j+1)}|,\dots ,r_{\theta }^{(n)}\right)=0,} は与えられた曲線の垂足曲線で、垂足座標では次の式で表現される。 f ( p , p c , p c p c ′ , p c ( p c p c ′ ) ′ , … , ( p c ∂ p ) n p ) = 0 , {\displaystyle f(p,p_{c},p_{c}p_{c}',p_{c}(p_{c}p_{c}')',\dots ,(p_{c}\partial _{p})^{n}p)=0,} ただし、微分の変数は p {\displaystyle p} 。 古典力学における力の問題は、垂足座標を用いれば簡単に解決することができる。 力学系を次のように考える。 x ¨ = F ′ ( | x | 2 ) x + 2 G ′ ( | x | 2 ) x ˙ ⊥ , {\displaystyle {\ddot {x}}=F^{\prime }(|x|^{2})x+2G^{\prime }(|x|^{2}){\dot {x}}^{\perp },} ただし、中心が F {\displaystyle F} であるローレンツ力 G {\displaystyle G} が発生している平面において、位置と速度がそれぞれ x , x ˙ {\displaystyle x,{\dot {x}}} の試験粒子の発展を述べている。 次の量はこの系において保存されている。 L = x ⋅ x ˙ ⊥ + G ( | x | 2 ) , c = | x ˙ | 2 − F ( | x | 2 ) , {\displaystyle L=x\cdot {\dot {x}}^{\perp }+G(|x|^{2}),\qquad c=|{\dot {x}}|^{2}-F(|x|^{2}),} このとき x {\displaystyle x} の軌跡は、原点をpedal pointとする垂足座標において、次のように与えられる。 ( L − G ( r 2 ) ) 2 p 2 = F ( r 2 ) + c , {\displaystyle {\frac {\left(L-G(r^{2})\right)^{2}}{p^{2}}}=F(r^{2})+c,} この形式は2017年、ペトル・ブラシュケ（Petr Blaschke）によって発見された。 ケプラー問題を考える。 x ¨ = − M | x | 3 x , {\displaystyle {\ddot {x}}=-{\frac {M}{|x|^{3}}}x,} 垂足座標によって、即座に解にたどり着くことができる。 L 2 2 p 2 = M r + c , {\displaystyle {\frac {L^{2}}{2p^{2}}}={\frac {M}{r}}+c,} ここで L {\displaystyle L} は粒子の角運動量、 c {\displaystyle c} はそのエネルギー。また、等式は垂足座標において円錐曲線を表すことが分かった。 逆に試験粒子が曲線C上を動くために与える必要のある力を演繹することもできる。 正弦波螺旋（英語版）は次の式で書かれる曲線である。 r n = a n sin ⁡ ( n θ ) {\displaystyle r^{n}=a^{n}\sin(n\theta )} 偏接角は ψ = n θ {\displaystyle \psi =n\theta } である。したがってpedal equationは、 p a n = r n + 1 . {\displaystyle pa^{n}=r^{n+1}.} となる。正弦波曲線の仲間のpedal equationを下の表に示した。 r = c θ α , {\displaystyle r=c\theta ^{\alpha },} の形で与えられる渦巻は次の式を満足する。 d r d θ = α r α − 1 α , {\displaystyle {\frac {dr}{d\theta }}=\alpha r^{\frac {\alpha -1}{\alpha }},} したがって、その垂足座標における表示は次のようになる。 1 p 2 = α 2 c 2 α r 2 + 2 α + 1 r 2 . {\displaystyle {\frac {1}{p^{2}}}={\frac {\alpha ^{2}c^{\frac {2}{\alpha }}}{r^{2+{\frac {2}{\alpha }}}}}+{\frac {1}{r^{2}}}.} 下の表は特別の場合。 エピサイクロイドまたはハイポサイクロイドは次のパラメトリック方程式で表せる。 x ( θ ) = ( a + b ) cos ⁡ θ − b cos ⁡ ( a + b b θ ) {\displaystyle x(\theta )=(a+b)\cos \theta -b\cos \left({\frac {a+b}{b}}\theta \right)} y ( θ ) = ( a + b ) sin ⁡ θ − b sin ⁡ ( a + b b θ ) , {\displaystyle y(\theta )=(a+b)\sin \theta -b\sin \left({\frac {a+b}{b}}\theta \right),} 原点におけるpedal equationは、 r 2 = a 2 + 4 ( a + b ) b ( a + 2 b ) 2 p 2 {\displaystyle r^{2}=a^{2}+{\frac {4(a+b)b}{(a+2b)^{2}}}p^{2}} または、 p 2 = A ( r 2 − a 2 ) {\displaystyle p^{2}=A(r^{2}-a^{2})} である。ただし、 A = ( a + 2 b ) 2 4 ( a + b ) b . {\displaystyle A={\frac {(a+2b)^{2}}{4(a+b)b}}.} 特別の場合を以下の表に示した。b=a⁄nとする。 他の有名な曲線においては下の表にまとめる。 垂足曲線 ^ 宮本藤吉『英和数学新字典』開新堂、1902年、216頁。NDLJP:10.11501/826188。  ^ Yates §1 ^ Edwards p. 161 ^ Yates p. 166, Edwards p. 162 ^ Blaschke Proposition 1 ^ Blaschke Theorem 2Blaschke Theorem 2 ^ Yates p. 168, Edwards p. 162 ^ Edwards p. 163 ^ Yates p. 163 ^ Yates p. 169, Edwards p. 163, Blaschke sec. 2.1 R.C. Yates (1952). “Pedal Equations”. A Handbook on Curves and Their Properties. Ann Arbor, MI: J. W. Edwards. pp. 166 ff.  J. Edwards (1892). Differential Calculus. London: MacMillan and Co.. pp. 161 ff.. https://archive.org/details/in.ernet.dli.2015.109607  P. Blaschke (2017). “Pedal coordinates, dark Kepler and other force problems”. Journal of Mathematical Physics 58/6. arXiv:1704.00897. doi:10.1063/1.4984905. https://zenodo.org/record/897629/files/article.pdf.  Petr, Blaschke. "Pedal coordinates, solar sail orbits, Dipole drive and other force problems". arXiv:2005.05767。 Weisstein, Eric W. "Pedal coordinates". mathworld.wolfram.com (英語).