בפיזיקה ובמתמטיקה, ובפרט בתחום של אנליזה וקטורית, **משפט הפירוק של הלמהולץ**, הידוע גם **כמשפט היסודי של אנליזה וקטורית**, קובע שכל שדה וקטורי תלת-ממדי, גזיר ברציפות פעמיים, הדועך מהר מספיק באינסוף, יכול להיות מוצג כסכום של שדה סולנואידי ושדה משמר. פירוק כזה ידוע כ**פירוק הלמהולץ**. המשפט נקרא על שמו של הפיזיקאי הרמן פון הלמהולץ.

מאחר שלכל שדה סולונואידי קיים פוטנציאל וקטורי, ולכל שדה משמר קיים פוטנציאל סקלרי, משפט הפירוק קובע שכל שדה המקיים את תנאי המשפט יכול להיות מוצג על ידי: {\displaystyle \mathbf {F} =-\nabla \phi +\nabla \times \mathbf {A} }. כאשר \phi  הוא הפוטנציאל הסקלרי ו-{\mathbf {A}} הוא הפוטנציאל הווקטורי.

ניסוח
-----

יהי {\mathbf {F}} שדה וקטורי גזיר ברציפות פעמיים המוגדר בתחום {\displaystyle \mathbf {V} \subseteq \mathbb {R} ^{3}} ויהי {\displaystyle \mathbf {S} } המשטח התוחם את V. אזי קיימים שדה סולונואידי {\displaystyle \mathbf {R} =\nabla \times \mathbf {A} } ושדה משמר {\displaystyle \mathbf {D} =-\nabla \phi }. כך ש-{\displaystyle \mathbf {F} =\mathbf {D} +\mathbf {R} =-\nabla \phi +\nabla \times \mathbf {A} }. כאשר מתקיים:

{\displaystyle \phi (\mathbf {r} )={\frac {1}{4\pi }}\iiint \_{V}{\frac {\nabla '\cdot \mathbf {F} (\mathbf {r} ')}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}d\mathbf {V} '-{\frac {1}{4\pi }}\oiint \_{S}{\hat {n}}'\cdot {\frac {\mathbf {F} (\mathbf {r} ')}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}d\mathbf {S} '}
{\displaystyle \mathbf {A} (\mathbf {r} )={\frac {1}{4\pi }}\iiint \_{V}{\frac {\nabla '\times \mathbf {F} (\mathbf {r} ')}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}d\mathbf {V} '-{\frac {1}{4\pi }}\oiint \_{S}{\hat {n}}'\times {\frac {\mathbf {F} (\mathbf {r} ')}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}d\mathbf {S} '}
כאשר {\displaystyle \nabla '} הוא אופרטור הדל ביחס ל-{\displaystyle \mathbf {r} '}.

פירוקים אלו אינם ייחודיים מכיוון שאם {\displaystyle \phi ,\mathbf {A} } מקיימים את הפירוק ו-\Phi  הוא שדה הרמוני (כלומר שדה המקיים: {\displaystyle \nabla ^{2}\Phi =0} כאשר \nabla ^{2} הוא לפלסיאן וקטורי) אז מתקיים:

{\displaystyle -\nabla (\phi +\nabla \Phi )+\nabla \times (\mathbf {A} +\nabla \times \Phi )=-\nabla \phi +\nabla \times \mathbf {A} -\nabla (\nabla \Phi )+\nabla \times (\nabla \times \Phi )=-\nabla \phi +\nabla \times \mathbf {A} -\nabla ^{2}\Phi =\mathbf {F} }
אם {\displaystyle \mathbf {V} =\mathbb {R} ^{3}}, ו-{\mathbf {F}} דועכת מהר יותר מ-{\displaystyle {\frac {1}{r}}} בגבול {\displaystyle \mathbf {r} \to \infty } אזי מתקיים:

{\displaystyle \phi (\mathbf {r} )={\frac {1}{4\pi }}\iiint \_{V}{\frac {\nabla '\cdot \mathbf {F} (\mathbf {r'} )}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}d\mathbf {V} '}
{\displaystyle \mathbf {A} (\mathbf {r} )={\frac {1}{4\pi }}\iiint \_{V}{\frac {\nabla '\times \mathbf {F} (\mathbf {r'} )}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}d\mathbf {V} '}
במקרה זה הפירוק המתקבל הוא הפירוק היחידי עבורו {\displaystyle \phi ,\mathbf {A} } דועכים לאפס בגבול {\displaystyle \mathbf {r} \to \infty }.

פיתוח
-----

הפיתוח של פירוק הלמהולץ מסתמך על חישוב באמצעות פונקציית גרין של אופרטור הלפלסיאן:

{\displaystyle \delta ^{3}(\mathbf {r} -\mathbf {r} ')=\nabla ^{2}\left(-{\frac {1}{4\pi }}{\frac {1}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}\right)}
מתקיים:

{\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {F} (\mathbf {r} )&=\int \_{V}\mathbf {F} \left(\mathbf {r} '\right)\delta ^{3}(\mathbf {r} -\mathbf {r} ')\mathrm {d} V'=\\&=\int \_{V}\mathbf {F} (\mathbf {r} ')\left(-{\frac {1}{4\pi }}\nabla ^{2}{\frac {1}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\right)\mathrm {d} V'=\\&=-{\frac {1}{4\pi }}\nabla ^{2}\int \_{V}{\frac {\mathbf {F} (\mathbf {r} ')}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'=\_{\nabla ^{2}\mathbf {V} =\nabla (\nabla \cdot \mathbf {V} )-\nabla \times (\nabla \times \mathbf {V} )}\\&=-{\frac {1}{4\pi }}\left[\nabla \left(\nabla \cdot \int \_{V}{\frac {\mathbf {F} (\mathbf {r} ')}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'\right)-\nabla \times \left(\nabla \times \int \_{V}{\frac {\mathbf {F} (\mathbf {r} ')}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'\right)\right]=\\&=-{\frac {1}{4\pi }}\left[\nabla \left(\int \_{V}\mathbf {F} (\mathbf {r} ')\cdot \nabla {\frac {1}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'\right)+\nabla \times \left(\int \_{V}\mathbf {F} (\mathbf {r} ')\times \nabla {\frac {1}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'\right)\right]=\_{\nabla {\frac {1}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}=-\nabla '{\frac {1}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}}\\&=-{\frac {1}{4\pi }}\left[-\nabla \left(\int \_{V}\mathbf {F} (\mathbf {r} ')\cdot \nabla '{\frac {1}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'\right)-\nabla \times \left(\int \_{V}\mathbf {F} (\mathbf {r} ')\times \nabla '{\frac {1}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'\right)\right]\end{aligned}}}
כאשר הלפלסיאן בשורה השנייה הוא לפלסיאן סקלרי, ובשלישית הוא לפלסיאן וקטורי. כעת לפי הזהויות הווקטוריות:

{\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {a} \cdot \nabla \psi &=-\psi (\nabla \cdot \mathbf {a} )+\nabla \cdot (\psi \mathbf {a} )\\\mathbf {a} \times \nabla \psi &=\psi (\nabla \times \mathbf {a} )-\nabla \times (\psi \mathbf {a} )\end{aligned}}}
נקבל:

{\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {F} (\mathbf {r} )=-{\frac {1}{4\pi }}{\bigg [}&-\nabla \left(-\int \_{V}{\frac {\nabla '\cdot \mathbf {F} \left(\mathbf {r} '\right)}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'+\int \_{V}\nabla '\cdot {\frac {\mathbf {F} \left(\mathbf {r} '\right)}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'\right)\\&-\nabla \times \left(\int \_{V}{\frac {\nabla '\times \mathbf {F} \left(\mathbf {r} '\right)}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'-\int \_{V}\nabla '\times {\frac {\mathbf {F} \left(\mathbf {r} '\right)}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'\right){\bigg ]}=\\-{\frac {1}{4\pi }}{\bigg [}&-\nabla \left(-\int \_{V}{\frac {\nabla '\cdot \mathbf {F} \left(\mathbf {r} '\right)}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'+\oint \_{S}{\hat {n}}'\cdot {\frac {\mathbf {F} \left(\mathbf {r} '\right)}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} S'\right)\\&-\nabla \times \left(\int \_{V}{\frac {\nabla '\times \mathbf {F} \left(\mathbf {r} '\right)}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} V'-\oint \_{S}{\hat {n}}'\times {\frac {\mathbf {F} \left(\mathbf {r} '\right)}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} '\right|}}\mathrm {d} S'\right){\bigg ]}\end{aligned}}}
ולכן: {\displaystyle \mathbf {F} =-\nabla \phi +\nabla \times \mathbf {A} }. כאשר מתקיים:

{\displaystyle \phi (\mathbf {r} )={\frac {1}{4\pi }}\int \_{V}{\frac {\nabla '\cdot \mathbf {F} (\mathbf {r} ')}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}d\mathbf {V} '-{\frac {1}{4\pi }}\oint \_{S}{\hat {n}}'\cdot {\frac {\mathbf {F} (\mathbf {r} ')}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}d\mathbf {S} '}
{\displaystyle \mathbf {A} (\mathbf {r} )={\frac {1}{4\pi }}\int \_{V}{\frac {\nabla '\times \mathbf {F} (\mathbf {r} ')}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}d\mathbf {V} '-{\frac {1}{4\pi }}\oint \_{S}{\hat {n}}'\times {\frac {\mathbf {F} (\mathbf {r} ')}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}d\mathbf {S} '}
אם {\displaystyle V=\mathbb {R} ^{3}} ו-{\displaystyle \mathbf {F} (\mathbf {r} ')} האינטגרלים המשטחיים מתאפסים.

במקרה דו-ממדי ניתן להחליף את פונקציית גרין התלת-ממדית {\displaystyle G=\left(-{\frac {1}{4\pi }}{\frac {1}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}\right)} בפונקציית גרין הדו-ממדית {\displaystyle G={\frac {1}{2\pi }}\ln(|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|)} ולקבל פיתוח דומה למקרה הדו-ממדי.

לקריאה נוספת
------------

* George B. Arfken and Hans J. Weber, *Mathematical Methods for Physicists*, 4th edition, Academic Press: San Diego (1995) pp. 92–101
* Rutherford Aris, *Vectors, tensors, and the basic equations of fluid mechanics*, Prentice-Hall (1962), OCLC 299650765, pp. 70–72

קישורים חיצוניים
----------------

* משפט הפירוק של הלמהולץ, באתר MathWorld (באנגלית)

|  |  |
| --- | --- |
| בקרת זהויות עריכת הנתון בוויקינתונים | 
* BnF: cb171426813 (data)
* GND: 4267238-7
* SUDOC: 184619289

 |