関数の極限
関数の極限
%
変数 $x$ が $a$ と異なる値をとりながら,
定数 $a$ に限りなく近づくとき,
%
\begin{align*}
x\to a
\end{align*}
%
とかく。
また,
変数 $x$ が限りなく大きくなるとき
%
\begin{align*}
x\to \infty
\end{align*}
%
とかき,
変数 $x$ が限りなく小さくなる(負の値で絶対値が限りなく大きくなる)とき
%
\begin{align*}
x\to -\infty
\end{align*}
%
とかく。
$f(x)$ を $x$ の関数とする。
$x\to a$ のとき,
関数の値 $f(x)$ が限りなく $\alpha$ に近づくならば,
$x\to a$ のとき $f(x)$ は $\alpha$ に
\ommindex{収束}{しゅうそく}するといい
%
\begin{align*}
f(x)\to \alpha\quad
(x\to a)
\quad \mbox{または}\quad
\lim_{x\to a}f(x)=\alpha
\end{align*}
%
と表す。
このとき,
$\alpha$ を $x\to a$ のときの関数 $f(x)$ の
\ommindex{極限値}という。
$x\to a$ のとき $f(x)$ がどんな値にも収束しないとき,
\ommindex{発散}{はっさん}するという。
$x\to a$ のとき $f(x)$ が限りなく大きくなるときは
$f(x)$ は\ommindex{無限大に発散する}{むげんだいにはっさん}といい,
%
\begin{align*}
f(x)\to \infty\quad
(x\to a)
\quad \mbox{または}\quad
\lim_{x\to a}f(x)=\infty
\end{align*}
%
と表す。
また,
$x\to a$ のとき $f(x)$ が限りなく小さくなる
(負の値で絶対値が限りなく大きくなる)ときは
\ommindex{マイナス無限大に発散}{まいなすむげんだいにはっさん}するといい,
%
\begin{align*}
f(x)\to -\infty\quad
(x\to a)
\quad \mbox{または}\quad
\lim_{x\to a}f(x)=-\infty
\end{align*}
%
と表す。
$x\to a$ のとき $f(x)$ は
発散するが $\infty$ にも $-\infty$ にも発散しないとき,
$f(x)$ は\ommindex{振動}{しんどう}するという。
$x\to a$ の関数 $f(x)$ の変化の様子を
\ommindex{関数の極限}{かんすうのきょくげん}という。
以上のことは $x\to a$ は $x\to\infty$,
$x\to -\infty$ の場合も同様である。
%
片側極限
%
$x$ が $x<a$ を満たしながら $x\to a$ となるとき,
%
\begin{align*}
x\to a+0
\end{align*}
%
とかき,
$x$ が $x>a$ を満たしながら $x\to a$ となるとき,
%
\begin{align*}
x\to a-0
\end{align*}
%
とかく。
このとき,
極限
%
\begin{align*}
\lim_{x\to a+0}f(x)
\end{align*}
%
を $f(x)$ の\ommindex{右側極限}{みぎがわきょくげん}といい,
%
\begin{align*}
\lim_{x\to a-0}f(x)
\end{align*}
%
を $f(x)$ の\ommindex{左側極限}{ひだりがわきょくげん}という。
$x\to a$ のとき $f(x)$ が極限値 $\alpha$ に収束するということは,
%
\begin{align*}
\lim_{x\to a+0}f(x)=\lim_{x\to a-0}f(x)=\alpha
\end{align*}
%
であることを意味する。
%
関数の極限値の性質
%
$x\to a$ のとき,
関数 $f(x)$,
$g(x)$ がともに収束するとき,
$\displaystyle \lim_{x\to a}f(x)=\alpha$,
$\displaystyle \lim_{x\to a}g(x)=\beta$ とすれば,
次が成り立つ。
%
\begin{enumerate}
\item[(1)]
$\displaystyle \lim_{n\to\infty}\left\{f(x)\pm g(x)\right\}
=
\alpha \pm \beta \quad (\mbox{複号同順})$
\item[(2)]
$\displaystyle \lim_{x\to a}f(x)g(x)
=
\alpha\beta$
\item[(3)]
$\displaystyle \lim_{x\to a}\frac{f(x)}{g(x)}
=
\frac{\alpha}{\beta}
\quad
(\mbox{ただし, $g(x)\ne 0$, $\beta\ne 0$})$
\end{enumerate}
%
%
連続関数
%
$f(x)$ は $x=a$ を含む開区間で定義されているとする。
$x\to a$ のとき,
%
\begin{align*}
\lim_{x\to a}f(x)=f(a)
\end{align*}
%
を満たすとき,
$f(x)$ は $x=a$ で\ommindex{連続}{れんぞく}であるという。
$f(x)$ が開区間 $I$ のすべての点で連続であるとき,
$f(x)$ は区間 $I$ 上の\ommindex{連続関数}{れんぞくかんすう}という。
%
自然対数
%
$a$ を底とする対数関数 $y=\log_{a}{x}$ の導関数は
%
\begin{align*}
\frac{d}{dx}\left(\log_{a}{x}\right)
&=
\lim_{h\to 0}
\frac{\log_{a}{(x+h)}-\log_{a}{x}}{h}
\\
&=
\lim_{h\to 0}
\log_{a}\left(1+\frac{h}{x}\right)^{\frac{x}{h}}
\\
&=
\frac{1}{x}
\lim_{t\to \pm\infty}
\log_{a}\left(1+\frac{1}{t}\right)^{t}
\end{align*}
%
である。
ここで $t=\frac{x}{h}$ であり,
符号は $h$ の符号と一致する。
極限値
%
\begin{align*}
\lim_{t\to \pm\infty}\left(1+\frac{1}{t}\right)^{t}
\end{align*}
%
は存在することが知られており,
これを $e$ と表す。
$e=2.7182\ldots $ であり,
これを\ommindex{自然対数の底}{しぜんたいすうのてい}という。
自然対数の底を用いると,
単数関数の導関数の公式
%
\begin{align*}
\left(\log_{a}{x}\right)'
=
\frac{1}{x}\log_{a}{e}
=
\frac{1}{x\log_{e}{a}}
\end{align*}
%
が成り立つ。
$e$ を底とする対数関数 $y=\log_{e}{x}$ を
\ommindex{自然対数}{しぜんたいすう}といい,
$e$ を省略して $y=\log{x}$ と表す。
電卓などでは log natural の意味で $y=\ln(x)$ と
かかれている場合が多い。
$\log_{e}{e}=1$ であるから,
自然対数の導関数について
%
\begin{align*}
\left(\log_{}{x}\right)'
=
\frac{1}{x}
\end{align*}
%
が成り立つ。
$e$ を底とする指数関数 $y=e^x$ の両辺の対数をとると
%
\begin{align*}
\log{y}=\log{e^{x}}=x
\end{align*}
%
となる。
$\log{y}=x$ を $x$ で微分すると
%
\begin{align*}
\frac{y'}{y}=1
\quad \mbox{すなわち} \quad
y'=y
\end{align*}
%
となり,
これを書き直すと,
指数関数の導関数の公式
%
\begin{align*}
\left(e^x\right)'=e^x
\end{align*}
%
が得られる。
%
正弦関数の極限値
%
図の扇形 O-AB の中心角は $\theta$,
半径は $1$ である。
%=image:/media/2014/08/02/140697860308284400.png:
このとき
%
\begin{align*}
\text{BC}=\sin{\theta},
\quad
\mbox{弧 AB}=\theta,
\quad
\text{AD}=\tan{\theta}=\frac{\sin{\theta}}{\cos{\theta}}
\end{align*}
%
であり,
これらの長さの比較から
%
\begin{align*}
\sin{\theta}<\theta<\frac{\sin{\theta}}{\cos{\theta}}
\end{align*}
%
が得られる。
この式を変形すると
%
\begin{align*}
1>\frac{\sin{\theta}}{\theta}>\cos{\theta}
\end{align*}
%
となり,
$\theta\to 0$ とすれば,
極限値
%
\begin{align*}
\lim_{\theta\to 0}\frac{\sin{\theta}}{\theta}=1
\end{align*}
%
が得られる。
これを用いると
%
\begin{align*}
\left(\sin{x}\right)'
&=
\lim_{h\to 0}\frac{\sin{(x+h)}-\sin{x}}{h}
\\
&=
\lim_{h\to 0}\frac{2\cos{\left(x+\frac{h}{2}\right)}\sin\frac{h}{2}}{h}
\\
&=
\lim_{\theta\to 0}
\frac{\cos{\left(x+\theta\right)}\sin\frac{h}{2}}{\theta}
\quad \left(\theta=\frac{h}{2}\right)
\\
&=
\cos{x}
\end{align*}
%
となる。
同じようにして次の導関数の公式を求めることができる。
%
\begin{align*}
\left(\sin{x}\right)'=\cos{x}
, \quad
\left(\cos{x}\right)'=-\sin{x}
\end{align*}
%
%
応用例
- $RC$直列回路(2) (電気回路)
- $RLC$直並列回路 (電気回路)
- ふく射伝熱(1) ふく射の基本法則 (伝熱工学(V-A-4 熱流体))
- 対流熱伝達(3) 円管内の対流熱伝達 (伝熱工学(V-A-4 熱流体))
- 理想気体の性質と状態変化(9) 断熱変化 (熱力学 (V-A-4 熱流体))
- 熱力学の第二法則(12) 混合におけるエントロピ変化 (熱力学 (V-A-4 熱流体))
- 熱力学の第二法則(13) 理想気体のエントロピ変化 (熱力学 (V-A-4 熱流体))
- 熱力学の第二法則(14) サイクル(熱効率,p-v線図,T-s線図) (熱力学 (V-A-4 熱流体))
- 熱力学の第二法則(15) サイクル(熱効率,p-v線図,T-s線図) (熱力学 (V-A-4 熱流体))
- 熱力学の第二法則(17) 混合における有効エネルギ変化 (熱力学 (V-A-4 熱流体))
- 熱力学の第二法則(18) 相変化における有効エネルギ変化 (熱力学 (V-A-4 熱流体))
- 熱力学の第二法則(19) 理想気体の有効エネルギ (熱力学 (V-A-4 熱流体))
導関数
導関数
%
関数 $y=f(x)$ は開区間で定義されているとする。
$I$ の任意の点 $x$ に対して,
極限値
%
\begin{align*}
\lim_{h\to 0}\frac{f(x+h)-f(x)}{h}
\end{align*}
%
が存在するとき,
$f(x)$ は区間 $I$ で\ommindex{微分可能}{びぶんかのう}であるという。
$y=f(x)$ が区間 $I$ で微分可能であるとき,
この極限値で定められる関数を
%
\begin{align*}
y', \quad
f'(x), \quad
\frac{dy}{dx}, \quad
\frac{df}{dx}
\end{align*}
%
などと表し,
これを $y=f(x)$ の\ommindex{導関数}{どうかんすう}という。
%
導関数の計算
%
関数の導関数について,
次の公式が成り立つ。
■ 線形性
%
\begin{align*}
&
\left\{f(x)\pm g(x)\right\}'=f'(x)\pm g'(x)\quad (\mbox{複号同順})
\\
&
\left\{\alpha f(x)\right\}'=\alpha f'(x)
\end{align*}
%
■ 基本的な関数の導関数
%
\begin{align*}
&
\left(x^{\alpha}\right)'=\alpha x^{\alpha-1}
\\
&
\left(e^{x}\right)'=e^x
\\
&
\left(\log\left|x\right|\right)'=\frac{1}{\,x\,}
\\
&
\left(\sin{x}\right)'=\cos{x}
\\
&
\left(\cos{x}\right)'=-\sin{x}
\\
&
\left(\tan{x}\right)'=\frac{1}{\,\cos^{2}{x}\,}
\\
&
\left(\arcsin{x}\right)'=\frac{1}{\sqrt{1-x^2}}
\\
&
\left(\arccos{x}\right)'=-\frac{1}{\sqrt{1-x^2}}
\\
&
\left(\arctan{x}\right)'=\frac{1}{x^2+1}
\end{align*}
%
■ 関数の積と商の導関数
%
\begin{align*}
&
\left\{f(x)g(x)\right\}'
=
f'(x)g(x)+f(x)g'(x)
\\
&
\left\{\frac{f(x)}{\,g(x)\,}\right\}'
=
\frac{f'(x)g(x)-f(x)g'(x)}{\,\left\{g(x)\right\}^2\,}
\end{align*}
%
■ 合成関数の導関数
%
\begin{align*}
&
\frac{dy}{\,dx\,}=\frac{dy}{\,du\,}\frac{du}{\,dx\,}
\end{align*}
%
微分係数
%
関数 $y=f(x)$ が開区間 $I$ で微分可能であるとき,
$I$ の点 $a$ に対して,
$y=f(x)$ の導関数 $f'(x)$ の $x=a$ における値 $f'(a)$ を
$y=f(x)$ の $x=a$ における\ommindex{微分係数}{びぶんけいすう}という。
微分係数は,
$f'(a)$ の他に
%
\begin{align*}
y'(a),
\quad
\left.\frac{df}{dx}\right|_{x=a},
\quad
\left.\frac{dy}{dx}\right|_{x=a}
\end{align*}
%
などと表す。
微分係数 $f'(a)$ は,
$x=a$ から $x=a+h$ までの\ommindex{平均変化率}{へいきんへんかりつ}
%
\begin{align*}
\frac{f(a+h)-f(a)}{h}
\end{align*}
%
の $h\to 0$ としたときの極限値
%
\begin{align*}
f'(a)=\lim_{h\to 0}\frac{f(a+h)-f(a)}{h}
\end{align*}
%
であり,
$f(x)$ の $x=a$ における\ommindex{変化率}{へんかりつ}を表す。
%
平均値の定理
関数 $y=f(x)$ が区間 $[a,b]$ で連続,
$(a,b)$ で微分可能であるとき,
%
\begin{align*}
\frac{f(b)-f(a)}{b-a}=f'(c),
\quad
a<c<b
\end{align*}
%
を満たす $c$ が存在する。
このことから次のこと導かれる。
%
\begin{enumerate}
\item[(1)]
$\mbox{区間 $(a,b)$ で,} \quad
f'(x)>0
\ \Longleftrightarrow \
\mbox{$f(x)$ は単調増加}$
\item[(2)]
$\mbox{区間 $(a,b)$ で,} \quad
f'(x)<0
\ \Longleftrightarrow \
\mbox{$f(x)$ は単調減少}$
\end{enumerate}
%
微分
%
関数 $y=f(x)$ が開区間 $I$ で微分可能であるとき,
%
\begin{align*}
dy=f'(x)\,dx
\end{align*}
%
を,
$y=f(x)$ の\ommindex{微分}{びぶん}という。
微分による変化量の近似
%
$x$ の値が $dx$ だけ変化したときの $y$ の変化量を $\varDelta{y}$ で表す。
すなわち
%
\begin{align*}
\varDelta{y}=f(x+dx)-f(x)
\end{align*}
%
である。
$\left|dx\right|$ が小さいとき,
導関数の定義から
%
\begin{align*}
\frac{f(x+dx)-f(x)}{dx}≒f'(x)
\end{align*}
%
が成り立つ。
したがって,
$\varDelta{y}$ の近似式
%
\begin{align*}
\varDelta{y}
&=
\frac{f(x+dx)-f(x)}{dx}\,dx
\\
&=
f'(x)\,dx
\end{align*}
%
が得られる。
これを\ommindex{微分による変化量の近似}{びぶんによるへんかりょうのきんじ}
という。
高階導関数
%
関数 $y=f(x)$ が $n$ 回微分可能であるとき,
$f(x)$ を $n$ 回微分して得られる関数を
%
\begin{align*}
f^{(n)}(x),
\quad
y^{(n)},
\quad
\frac{d^n y}{dx^n}
\end{align*}
%
などと表し,
これを\ommindex{$\vt{n}$階導関数}{nかいどうかんすう}という。
2階導関数は $f''(x)$,
3階導関数は $f'''(x)$ と書くこともある。
2階以上の導関数を\ommindex{高階導関数}{こうかいどうかんすう}という。
2階導関数と関数の凹凸について,
次のことが成り立つ。
%
\begin{enumerate}
\item[(1)]
$\mbox{区間 $(a,b)$ で,} \quad
f''(x)>0
\ \Longleftrightarrow \
\mbox{$f(x)$ は下に凸}$
\item[(2)]
$\mbox{区間 $(a,b)$ で,} \quad
f''(x)<0
\ \Longleftrightarrow \
\mbox{$f(x)$ は上に凸}$
\end{enumerate}
%
応用例
- 応力とひずみ(1) (材料力学(V-A-3 力学))
- 流体の静力学(6) タンク内圧力 (流れ学 (V-A-4 熱流体))
- 流体の動力学(6) オイラーの運動方程式とベルヌーイの定理 (流れ学 (V-A-4 熱流体))
- 理想気体の性質と状態変化(9) 断熱変化 (熱力学 (V-A-4 熱流体))
- 流体の性質(10) 粘性による速度分布 (流れ学 (V-A-4 熱流体))
- 構造振動 (防災工学)
- 管型反応器の物質収支式の導出 (反応工学)
- 二自由度系の振動(1) (機械力学(V-A-3 力学))
- 曲げ(2) (材料力学(V-A-3 力学))
- 連続体の振動(2) (機械力学(V-A-3 力学))
- 曲げ(4) (材料力学(V-A-3 力学))
テイラー展開
テイラー展開
%
$f(x)$ は $x=a$ を含む開区間で何回でも微分可能であるとする。
このとき,
開区間の任意の点 $x$ において,
$f(x)$ は,
$a$ と $x$ の間にある数 $c$ を用いて
%
\begin{align*}
f(x)
&=
f(a)+\frac{f'(a)}{1!}(x-a)+\frac{f''(a)}{2!}(x-a)^2
\\
&+\cdots +\frac{f^{(n)}(a)}{n!}(x-a)^n
+\frac{f^{(n)}(c)}{(n+1)!}(x-a)^{n+1}
\end{align*}
%
と表すことができる。
これを\ommindex{テイラーの定理}{ていらーのていり}という。
この定理の右辺の $n$ 次多項式
%
\begin{align*}
f(a)+\frac{f'(a)}{1!}(x-a)+\frac{f''(a)}{2!}(x-a)^2
+\cdots +\frac{f^{(n)}(a)}{n!}(x-a)^n
\end{align*}
%
を\ommindex{テイラー多項式}{ていらーたこうしき},
最後の項
%
\begin{align*}
R_{n+1}=\frac{f^{(n)}(c)}{(n+1)!}(x-a)^{n+1}
\end{align*}
%
を\ommindex{剰余項}{じょうよこう}という。
ここで,
%
\begin{align*}
\lim_{n\to\infty}R_{n+1}=0
\end{align*}
%
であるとき,
$f(x)$ は
%
\begin{align*}
f(x)
&=
f(a)+\frac{f'(a)}{1!}(x-a)+\frac{f''(a)}{2!}(x-a)^2
\\
&+\cdots +\frac{f^{(n)}(a)}{n!}(x-a)^n+\cdots
\end{align*}
%
と,
無限級数で表すことができる。
このとき $f(x)$ は $x=a$ のまわりで
\ommindex{テイラー展開可能}{ていらーてんかいかのう}であるといい,
右辺を $f(x)$ の\ommindex{テイラー級数}{ていらーきゅうすう}という。
$f(x)$ をテイラー級数で表すことを
\ommindex{テイラー展開}{ていらーてんかい}するという。
$f(x)$ が何回でも微分可能であっても,
テイラー展開可能であるとは限らない。
%
マクローリン展開
%
前項のテイラーの定理で,
とくに $a=0$ の場合を
\ommindex{マクローリンの定理}{まくろーりんのていり}という。
\ommindex{マクローリン多項式}{まくろーりんたこうしき},
\ommindex{マクローリン展開可能}{まくろーりんてんかいかのう},
\ommindex{マクローリン級数}{まくろーりんきゅうすう},
\ommindex{マクローリン展開}{まくろーりんてんかい}も同じように定める。
$x=0$ のまわりでマクローリン展開可能な関数について,
$|x|<R$ の範囲でマクローリン展開可能であるが,
$|x|=R$ のときマクローリン展開可能ではないような正の数 $R$ を,
マクローリン級数の\ommindex{収束半径}{しゅうそくはんけい}という。
任意の実数でマクローリン展開可能な関数の収束半径はは無限大とし,
$R=\infty$ とかく。
いくつかの関数のマクローリン展開を挙げる。
$R$ は収束半径である。
%
\begin{enumerate}
\item[(1)]
$\frac{1}{1-x}=1+x+x^2+\cdots +x^n+\cdots \quad (R=1)$
\item[(2)]
$\sin{x}=\frac{x}{1!}-\frac{x^3}{3!}+\frac{x^5}{5!}
-\cdots +(-1)^n\frac{x^{2n+1}}{(2n+1)!}+\cdots \quad (R=\infty)$
\item[(3)]
$\cos{x}=1-\frac{x^2}{2!}+\frac{x^4}{4!}
-\cdots +(-1)^n\frac{x^{2n}}{(2n)!}+\cdots \quad (R=\infty)$
\item[(4)]
$e^{x}=1+\frac{x}{1!}+\frac{x^2}{2!}
+\cdots +\frac{x^{n}}{n!}+\cdots \quad (R=\infty)$
\item[(5)]
$\log{x}=x-\frac{x^2}{2}+\frac{x^3}{3}
-\cdots +(-1)^{n+1}\frac{x^{n}}{n}+\cdots \quad (R=1)$
\end{enumerate}
%
%
オイラーの公式
%
$e^x$ のマクローリン展開に,
$x=i\theta$ ($i$ は虚数単位) を代入すると,
%
\begin{align*}
e^{i\theta}
&=
1+\frac{i\theta}{1!}+\frac{(i\theta)^2}{2!}+\frac{(i\theta)^3}{3!}
+\frac{(i\theta)^4}{4!}+\frac{(i\theta)^5}{5!}+\cdots
\\
&=
1+\frac{i\theta}{1!}-\frac{\theta^2}{2!}-\frac{i\theta^3}{3!}
+\frac{\theta^4}{4!}+\frac{i\theta^5}{5!}+\cdots
\\
&=
\left(
1-\frac{\theta^2}{2!}+\frac{\theta^4}{4!}\cdots
\right)
+
i\left(
\frac{i\theta}{1!}-\frac{\theta^3}{3!}+\frac{\theta^5}{5!}+\cdots
\right)
\end{align*}
%
となる。
最後の式の実部は $\cos{\theta}$ のマクローリン展開,
虚部は $\sin{\theta}$ のマクローリン展開であるから
%
\begin{align*}
e^{i\theta}
=
\cos{\theta}+i\sin{\theta}
\end{align*}
%
が成り立つ。
これを\ommindex{オイラーの公式}{おいらーのこうしき}という。
応用例
- 管路内の流れ(4) 管内の層流流れ (流れ学 (V-A-4 熱流体))
- 流体の静力学(6) タンク内圧力 (流れ学 (V-A-4 熱流体))
- 流体の動力学(6) オイラーの運動方程式とベルヌーイの定理 (流れ学 (V-A-4 熱流体))
- 流体の静力学(12) 並進運動の相対的静止 (流れ学 (V-A-4 熱流体))
- 流体の静力学(13) 回転運動の相対的静止 (流れ学 (V-A-4 熱流体))