球面調和関数

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**球面調和関数**（きゅうめんちょうわかんすう、）あるいは**球関数**（きゅうかんすう、）は以下のいずれかを意味する関数である：
#  次元ラプラス方程式の解となる斉次多項式を単位球面に制限する事で得られる関数。
# 次元  が  の場合の 1 の意味での球面調和関数で、球面座標  で書いたラプラス方程式の変数分離解を記述するのに用いる事ができる関数 .
本項では 1 及び 2 双方の意味の球面調和関数について述べるが、特に断りがない限り、「球面調和関数」という言葉を 1 の意味で用いる。

## 定義
 を実数全体の集合とし、 を複素数全体の集合とし、 個の実数からなる組の集合を  とし、 の元を  と書き表すことにする。

 上の複素数値関数
: 
が2階微分可能なとき、 を
: \Delta\phi=\sum_{i=1}^n\frac{\partial^2}{\partial x_i{}^2}\phi
と定義し、 を**[[ラプラス作用素]]**という。さらに   上の（複素数値の）多項式  で
: 
を満たすものを****という。なおラプラス作用素は回転行列  に対し、
: 
を満たすので、調和多項式の定義は座標系のとり方に依存しない。

調和多項式  が  次の斉次多項式であるとき、 を単位球面

に制限した制限写像
: Y=p|_{S^{n-1}} \colon S^{n-1} \to \mathbf{C}
を  次の**球面調和関数**という。

（ 次元空間  における） 次の球面調和関数全体の集合を **' とすると、**' は  上のベクトル空間であり、
\mathcal{H}_k=\frac{(n+2k-2)(n+k-3)!}{(n-2)!k!}|}}
である。

## 帯球関数
 を  上のベクトル
:
とする。

次の事実が成立する。

### 具体的表記
帯球関数を具体的に書き表す為、記号を導入する。自然数  と非負の実数  に対し**[[ポッホハマー記号]]**  を
: (x)_n := \frac{\Gamma (x+n)}{\Gamma(x)}
により定義する。ここで  はガンマ関数である。さらに'''ガウスの超幾何関数'''を
: {}_2F_1(-k,b;c;z)=\sum_{i=0}^k (-1)^i \binom{k}{i} \frac{(b)_i}{(c)_i} z^i
により定義し、さらに'''超球多項式'''を
: P_k^{(\alpha)}(z):=
\,_2F_1\!\left(-k,2\alpha+k;\alpha+\frac{1}{2};\frac{1-z}{2}\right)
により定義する。このとき、次が成立する。
: Z_k^{n}(x_1,\ldots,x_n):=P_k^{((n-2)/2)}(x_n) は  次の帯球関数である。
すでに述べたように、 次の帯球関数は定数倍を除いて一意なので、全ての  次帯球関数は上述したものの定数倍として表記可能である。

## 3次元空間における球面調和関数
3次元空間  の場合、 を球面座標  で表すと、下記の  が球面調和関数になる事が知られている。

ここで

であり、 は'''ルジャンドルの陪多項式'''

である。すなわち  は**ルジャンドルの陪微分方程式**
: (1-t^2)y*(t)-2t\,y'(t)+\left[k(k+1)-\frac{m^2}{1-t^2}\right]y(t)=0</math>
の解である。なお、ルジャンドルの陪微分方程式は条件 () を満たすとき、およびそのときだけ解を持つことが知られている。また、 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。

 が球面調和関数の定義を満たすことは自明ではないが、 を  と定義した上で直交座標に変換すると  が斉次多項式になっている事を確認できる。

なお、本項では、「球面調和関数」という言葉をラプラス方程式の解となる斉次多項式（の球面への制限）一般を指す用語として用いるが、物理の教科書などでは上述した  のみを球面調和関数と呼んでいるものも多い。

===  *Y*(*&theta;*, *&phi;*) の意義 ===
 は斉次多項式に関する3次元空間のラプラス方程式を変数分離で解く事で自然に得られる。 次の斉次多項式  に対し、変数分離形
: 
でラプラス方程式  を解くと、変数分離形の解は必ず
: <math>p(r,\theta,\phi)=r^k(AY_k{}^m(\theta,\phi)+BY_k{}^{-m}(\theta,\phi)),</math>  は整数で 
と書ける事を証明できる。


また、3次元空間の場合、 次球面調和関数全体のなすベクトル空間 ** の次元は、() より
: <math>\operatorname{dim}_{\mathbf{C}}\mathcal{H}_k=2k+1</math>   
なので、() より、以下の結論が得られる：



== 球面上の完全直交性 ==
本節では、球面調和関数の空間に内積を定義し、球面調和関数がこの内積に関して完全直交性を満たすことを示す。

=== 球面調和関数に対する内積 ===
 次元空間  の単位球面  を () のように定義し、 を  上の[[面積分|面素]]とし、 上定義された2つの球面調和関数  の内積を

:= \int_{S^{n-1}}f(\mathbf{x})g(\mathbf{x})\,\mathrm{d}S </math>|}}
により定義する。なお、面素  は[[球面座標系|球面座標]]  を
: <math>x_j=\begin{cases}
r\sin\theta_1\cdots\sin\theta_{j-1}\cos\theta_j &\text{if }1\le j\le n-1\\
r\sin\theta_1\cdots\sin\theta_n                 &\text{if }j=n
\end{cases}</math>
を用いて
: <math>\mathrm{d}S=\prod_{j=1}^{n-1}\sin^{j-1}\theta_j\,\mathrm{d}\theta_1\cdots\mathrm{d}\theta_{n-1}</math>
と書ける。特に  次元空間の場合は[[球面座標系|球面座標]]  に対し、
: <math>\mathrm{d} S=\sin\theta\,\mathrm{d}\theta\,\mathrm{d}\varphi</math>   
である。

=== 直交性 ===
 次球面調和関数全体のなすベクトル空間を ** とすると、以上のように定義された内積に対し、以下の事実が成立する事が知られている。
   
特に  次元空間では次が成立する。
 =
\begin{cases}1&\text{if }k=j,\, m=s,\\
0&\text{otherwise.}\end{cases}</math>
}}

=== 完全直交性 ===
** が更に強い性質を満たすことも証明可能である。 上の[[自乗可積分函数]]全体の空間
:&nbsp;は[[可測関数|可測]]かつ  が有限値&nbsp;
は ** を使って直交分解可能である：

これを言い換えると、以下の系が従う：


特に  次元の場合は、上述の事実とから以下が成立する：


== 3次元空間における完全直交性 ==
 次元空間  の球面座標  に対し、
: <math>\mathrm{d}x\,\mathrm{d}y\,\mathrm{d}z = r^2\sin\theta \,\mathrm{d}r\,\mathrm{d}\theta\,\mathrm{d}\varphi</math>    
が成立する。そこで、 上の関数  に対し、 の内積を

により定義し、さらに  の関数  の内積を

とする。 が
:    
と変数分離形で書けていた場合には、(), (), () で定義した内積は以下の性質を満たす。
: <math>\langle f_1|f_2 \rangle = \langle \chi_1|\chi_2 \rangle_{R} \langle Y_1|Y_2 \rangle_{S}</math>    
(), (), () の内積を用いて自乗可積分な関数全体の集合をそれぞれ  と書くと、ヒルベルト空間の一般論から、次が成立する。



上述した定理とから、以下の結論が従う。


==  の具体例 ==

いくつかの球面調和関数の具体的な表式を示す。
:<math>\begin{align}
Y_{0}^{0}&=\frac{1}{\sqrt{4\pi}}\\
Y_{1}^{0}&=\sqrt{\frac{3}{4\pi}}\,\cos\theta\\
Y_{1}^{\pm1}&=\mp\sqrt{\frac{3}{8\pi}}\,\sin\theta\,e^{\pm i\varphi}\\
Y_{2}^{0}&=\sqrt{\frac{5}{16\pi}}\,(3\cos^2\theta-1)\\
Y_{2}^{\pm1}&=\mp\sqrt{\frac{15}{8\pi}}\,\sin\theta\cos\theta\,e^{\pm i\varphi}\\
Y_{2}^{\pm2}&=\sqrt{\frac{15}{32\pi}}\,\sin^2\theta\,e^{\pm2i\varphi}\\
Y_{3}^{0}&=\sqrt{\frac{7}{16\pi}}\,(5\cos^{3}\theta-3\cos\theta)\\
Y_{3}^{\pm1}&=\mp\sqrt{\frac{21}{64\pi}}\,\sin\theta\,(5\cos^{2}\theta-1)\,e^{\pm i\varphi}\\
Y_{3}^{\pm2}&=\sqrt{\frac{105}{32\pi}}\,\sin^{2}\theta\cos\theta\,e^{\pm2i\varphi}\\
Y_{3}^{\pm3}&=\mp\sqrt{\frac{35}{64\pi}}\,\sin^{3}\theta\,e^{\pm3i\varphi}
\end{align}</math>

== 代数的性質 ==
=== 加法定理 ===
球面調和関数には「加法定理」と呼ばれる性質がある。これは三角関数における加法定理
: <math>\cos(\theta'-\theta)=\cos\theta'\cos\theta + \sin\theta\sin\theta'</math>
を一般化したものと捉えることができる。上式の右辺は球面調和関数に、左辺は[[ルジャンドル多項式]]に置き換えられる。

二つの[[単位ベクトル]]  および  を考え、それらの[[球面座標]]をそれぞれ  および  とする。このとき、加法定理は以下のように表すことができる：



ここで  は  次のルジャンドル多項式である。この表式は実数調和関数・虚数調和関数の双方について成り立つ。この結果は[[単位球面]]上の[[ポアソン核]]の性質を用いて、あるいはベクトル  を  軸に沿うように幾何的に回転させたのちに右辺を直接計算することにより解析的に証明することができる。

特に、 の場合はウンゼルトの定理
: <math>\sum_{m=-\ell}^\ell Y_{\ell m}^*(\theta,\varphi) \, Y_{\ell m}(\theta,\varphi) = \frac{2\ell + 1}{4\pi}</math>
に帰着する。この式は一次元の三角関数における恒等式  を二次元に拡張したものとみなすことができる。

式 () の左辺  は  次のの定数倍である。この観点から、より高次元の場合にも次のように一般化することができる。 を  次元[[超球面]]上の  次の球面調和関数の張る空間  の任意の[[正規直交基底]]とする。このとき、単位ベクトル  に対応する  次の帯球調和関数  は以下のように書き下せる。

({\boldsymbol{y}})
= \sum_{j=1}^{\dim(\mathbf{H}_\ell)}\overline{Y_j({\boldsymbol{x}})}\,Y_j({\boldsymbol{y}}).</math>|}}

さらに、帯球調和関数  は適切な[[ゲーゲンバウアー多項式]]の定数倍として表すことができる：
({\boldsymbol{y}})
= C_\ell^{((n-1)/2)}({\boldsymbol{x}}\cdot {\boldsymbol{y}}).</math>|}}
 および  が球面座標で表される場合、() および () を組み合わせると () が得られる。最後に、 の場合を評価すると次の恒等式が得られる：
: <math>\frac{\dim \mathbf{H}_\ell}{\omega_{n-1}}
=\sum_{j=1}^{\dim(\mathbf{H}_\ell)}|Y_j({\boldsymbol{x}})|^2.</math>
ここで  は  次元[[超球の体積]]である。

=== クレブシュ–ゴルダン係数 ===
[[クレブシュ-ゴルダン係数|クレブシュ–ゴルダン係数]]とは、二つの球面調和関数の積を球面調和関数の線形結合で展開する際の展開係数である。ウィグナーの[[3j記号|3-j記号]]や[[6j記号|ラカー係数]]、[[スレーター積分]]など様々な計算方法があるが、本質は同じである。抽象的には、クレブシュ–ゴルダン係数は二つの[[回転群]]の既約表現の[[テンソル積]]を既約表現の和で表わすときの係数と見ることができる。よって、適切に正規化すれば多重度と一致する。

=== パリティ ===
原点に対する点対称操作で符号が替わらない（偶関数）かあるいは符号が逆になる（奇関数）かに依って、球面調和関数に対する「パリティ」が定義される。原点を不動点とする点対称操作は  と表わせる。立体角で表わせば、 を  に置き換える操作になる。ルジャンドル陪多項式（Associated Legendre polynomials）はパリティとして  を、指数関数は  を与えるので、両者を併せると球面調和関数のパリティは（mには依らずに）  となる。
: <math>Y_\ell^m(\theta,\phi) \; \rightarrow \;
Y_\ell^m(\pi-\theta,\pi+\phi) = (-1)^\ell Y_\ell^m(\theta,\phi)</math>
このことは、高次元に一般化した場合にも成り立つ。 次の球面調和関数に点対称操作を施した場合、符号の変化は  となる。
（これは調和多項式が次数の偶・奇に併せて空間反転で偶関数・奇関数であること、球面調和函数が調和多項式の球面上への制限であることからも容易に理解できる。）

== 量子力学での応用 ==
[[量子力学]]で、[[球対称]]な[[ポテンシャル]]  に対する1粒子[[シュレーディンガー方程式]]（代表的なものは[[水素原子のシュレーディンガー方程式]]）
:<math>\left\{ -\frac{\hbar^2}{2m}\nabla^2+V(r)\right\}\psi(\boldsymbol{r})=E\psi(\boldsymbol{r})</math>
を解いたときに、球面調和関数が現れる。量子力学では  の  を[[量子数]]と呼び、それぞれ  を*'方位量子数**、 を**磁気量子数'''という。

球面調和関数は軌道角運動量  と密接な関係がある。球面調和関数は  と  の同時固有関数になっており、その固有値はそれぞれ  である。すなわち
: \boldsymbol{\ell}^2Y_\ell^m=\hbar^2\ell(\ell+1)Y_\ell^m
:\ell_z Y_\ell^m=m\hbar Y_\ell^m
となる。また、上昇下降演算子  を球面調和関数に作用させると
:\ell_+ Y_\ell^m=\hbar\sqrt{(\ell-m)(\ell+m+1)}\, Y_\ell^{m+1}
:\ell_- Y_\ell^m=\hbar\sqrt{(\ell+m)(\ell-m+1)}\, Y_\ell^{m-1}
:\ell_+ Y_\ell^\ell=0,\quad\ell_- Y_\ell^{-\ell}=0
となる。

## 脚注

### 注釈

### 出典

## 文献

### 参考文献
* 
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* 
* 
* 

### その他の文献
* 
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* 
* 野村隆昭:「球面調和函数と群の表現」、ISBN: 978-4535798182、日本評論社 (2018年7月)。
* Edmonds, A. R.: "Angular Momentum in Quantum Mechanics",　Princeton University Press, ISBN 978-0691025896 (1996). Reprint version.
* 山内恭彦：「回転群とその表現」、岩波書店、ISBN 978-4000051460 (1988年11月)。
* MartinJ. Mohlenkamp: "A FastTransform for Spherical Harmonics", The Journal of Fourier Analysis and Applications 5(2/3), pp.159-184 (1999). 
* Kendall Atkinson and Weimin Han: "Spherical Harmonics and Approximations on the Unit Sphere: An Introduction", Springer, ISBN 978-3-642-25982-1 (2012).

## 関連項目

* 調和関数

## 外部リンク
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