Теорема Стокса

Теорема Стокса — одна из основных теорем дифференциальной геометрии и математического анализа об интегрировании дифференциальных форм, которая обобщает несколько теорем анализа. Названа в честь Дж. Г. Стокса.

Общая формулировка теоремы Стокса

Циркуляция вектора $\mathbf {a}$ по замкнутому контуру $L$ равна потоку ротора вектора $\mathbf {a}$ через произвольную поверхность $S$, имеющую своей границей контур $L$

$\oint \limits _{L}\mathbf {a} \cdot d\mathbf {l} =\int \limits _{S}\operatorname {rot} \mathbf {a} \cdot d\mathbf {s}$

Следствия из теоремы Стокса

Поток ротора вектора через замкнутую поверхность всегда равен нулю.

Если в какой-то области векторного поля $\operatorname {rot} \mathbf {a} =0$, то циркуляция вектора $\mathbf {a}$ по замкнутому контуру в этой области тоже равна нулю.

Если циркуляция вектора $\mathbf {a}$ по любому замкнутому контуру равна нулю, то $\operatorname {rot} \mathbf {a} =0$ и поле безвихревое.

Частные случаи

Формула Ньютона — Лейбница

Пусть дана кривая $l$ (одномерная цепь), ориентированно направленная от точки $a$ к точке $b$, в многообразии произвольной размерности. Форма $\omega$ нулевой степени класса $C^{1}$ — это дифференцируемая функция $f$. Тогда формула Стокса записывается в виде

$\int \limits _{l}df=\int \limits _{l}f'\,dx=\int \limits _{a}^{b}f'\,dx=f(b)-f(a).$

Теорема Грина

Иногда называют теоремой Грина — Римана. Пусть $M$ — плоскость, а $D$ — некоторая её положительно ориентированная ограниченная область с кусочно-гладкой жордановой границей. Пусть форма первой степени, записанная в координатах $x$ и $y,$ — это выражение $L\,dx+M\,dy.$ Тогда для интеграла от этой формы по положительно ориентированной (против часовой стрелки) границе области $D$ верно

$\ \int \limits _{\partial D}\left(L\,dx+M\,dy\right)=\iint \limits _{D}\left({\frac {\partial M}{\partial x}}-{\frac {\partial L}{\partial y}}\right)\,dx\,dy.$

Вывод из теоремы Стокса

Определяя дифференциальную форму $\omega =L\,dx+M\,dy$, найдём её внешний дифференциал:

$d\omega =\left({\dfrac {\partial L}{\partial x}}\,dx+{\dfrac {\partial L}{\partial y}}\,dy\right)\wedge dx+\left({\dfrac {\partial M}{\partial x}}\,dx+{\dfrac {\partial M}{\partial y}}\,dy\right)\wedge dy.$

Принимая во внимание, что $dx\wedge dx=0$ и $dy\wedge dy=0$:

$d\omega ={\underset {-{\frac {\partial L}{\partial y}}\,dx\,\wedge \,dy}{\underbrace {{\dfrac {\partial L}{\partial y}}\,dy\wedge dx} }}+{\dfrac {\partial M}{\partial x}}\,dx\wedge dy=\left({\dfrac {\partial M}{\partial x}}-{\dfrac {\partial L}{\partial y}}\right)\,dx\wedge dy.$

Отсюда используя теорему Стокса:

$\int \limits _{\partial D}L\,dx+M\,dy=\iint \limits _{D}\left({\frac {\partial M}{\partial x}}-{\frac {\partial L}{\partial y}}\right)\,dx\,dy.$

■

Независимое доказательство формулы Грина приведено в её основной статье.

Формула Кельвина — Стокса

Часто называется просто формулой Стокса. Пусть $\Sigma$ — кусочно-гладкая поверхность ($p=2$) в трёхмерном евклидовом пространстве ($n=3$), $\mathbf {F}$ — дифференцируемое векторное поле. Тогда циркуляция векторного поля вдоль замкнутого контура $\partial \Sigma$ равна потоку ротора (вихря) поля через поверхность $\Sigma$, ограниченную контуром:

$\int \limits _{\Sigma }\mathrm {rot} \,\mathbf {F} \cdot d\mathbf {\Sigma } =\int \limits _{\partial \Sigma }\mathbf {F} \cdot d\mathbf {r} ,$

или в координатной записи:

$\iint \limits _{\Sigma }\left({\frac {\partial R}{\partial y}}-{\frac {\partial Q}{\partial z}}\right)\,dy\,dz+\left({\frac {\partial P}{\partial z}}-{\frac {\partial R}{\partial x}}\right)\,dz\,dx+\left({\frac {\partial Q}{\partial x}}-{\frac {\partial P}{\partial y}}\right)\,dx\,dy=\int \limits _{\partial \Sigma }P\,dx+Q\,dy+R\,dz.$

Часто в правой части пишут интеграл по замкнутому контуру.

Вывод из теоремы Стокса

Рассмотрим дифференциальную форму $\omega =P\,dx+Q\,dy+R\,dz$. Тогда, используя свойство дифференциала дифференциальной формы $d(\omega _{F}^{1})=\omega _{\mathrm {rot} \,F}^{2}$:

$d\omega =\left({\frac {\partial R}{\partial y}}-{\frac {\partial Q}{\partial z}}\right)\,dy\wedge dz+\left({\frac {\partial P}{\partial z}}-{\frac {\partial R}{\partial x}}\right)\,dz\wedge dx+\left({\frac {\partial Q}{\partial x}}-{\frac {\partial P}{\partial y}}\right)\,dx\wedge dy.$

Отсюда, используя теорему Стокса:

$\iint \limits _{\Sigma }\left({\frac {\partial R}{\partial y}}-{\frac {\partial Q}{\partial z}}\right)\,dy\,dz+\left({\frac {\partial P}{\partial z}}-{\frac {\partial R}{\partial x}}\right)\,dz\,dx+\left({\frac {\partial Q}{\partial x}}-{\frac {\partial P}{\partial y}}\right)\,dx\,dy=\int \limits _{\partial \Sigma }P\,dx+Q\,dy+R\,dz.$

■

Доказательство с использованием формулы Грина

Пусть $\mathbf {r} =\mathbf {r} (u(t),v(t))$. Тогда

$\int _{\partial \Sigma }(\mathbf {a} ,d\mathbf {r} )=\int _{\alpha }^{\beta }((\mathbf {a} (\mathbf {r} (u(t),v(t)))),r_{u}(u(t),v(t))u'(t)+r_{v}(u(t),v(t))v'(t))dt=\int _{\Omega }(a,r_{u})du+(a,r_{v})dv.$

Отсюда, используя формулу Грина, получаем $\int _{\partial \Sigma }(\mathbf {a} ,d\mathbf {r} )=\iint _{\Omega }\left[{\frac {\partial }{\partial u}}{(\mathbf {a} ,\mathbf {r} _{v})}-{\frac {\partial }{\partial v}}{(\mathbf {a} ,\mathbf {r} _{u})}\right]dudv={}$

${}=\iint _{\Omega }\left({\frac {\partial \mathbf {a} }{\partial x}}x_{u}+{\frac {\partial \mathbf {a} }{\partial y}}y_{u}+{\frac {\partial \mathbf {a} }{\partial z}}z_{u},\mathbf {r} _{v}\right)dudv-\iint _{\Omega }\left({\frac {\partial \mathbf {a} }{\partial x}}x_{v}+{\frac {\partial \mathbf {a} }{\partial y}}y_{v}+{\frac {\partial \mathbf {a} }{\partial z}}z_{v},\mathbf {r} _{u}\right)dudv$ ${}=\iint _{\Omega }[(\mathbf {r} _{v},(\mathbf {r} _{u},\nabla ),\mathbf {a} )-(\mathbf {r} _{u},(\mathbf {r} _{v},\nabla ),\mathbf {a} )]dudv,$ что по определению вихря и есть требуемая величина:

$\iint _{\Omega }[(\mathbf {r} _{v},(\mathbf {r_{u}} ,\nabla ),\mathbf {a} )-(\mathbf {r_{u}} ,(\mathbf {r_{v}} ,\nabla ),\mathbf {a} )]dudv=\iint _{\Omega }({r_{u}},{r_{v}},\operatorname {rot} \;\mathbf {a} )dudv=\iint _{\Sigma }(\operatorname {rot} \;\mathbf {a} ,\mathbf {n} )dS.$ ■

Теорема Остроградского — Гаусса

Поток вектора $\mathbf {a}$ через замкнутую поверхность $S$ равен интегралу от $\operatorname {div} \mathbf {a}$ , взятому по объему $V$, ограниченному поверхностью $S$

$\oint \limits _{S}\mathbf {a} \cdot d\mathbf {s} =\iiint \limits _{V}\operatorname {div} \mathbf {a} \cdot d\mathbf {v}$

В координатной записи формула Остраградского-Гаусса принимает вид:

$\iint \limits _{S}a_{x}\,dy\,dz+a_{y}\,dz\,dx+a_{z}\,dx\,dy=\iiint \limits _{V}\left({\frac {a_{x}}{\partial x}}+{\frac {a_{y}}{\partial y}}+{\frac {a_{z}}{\partial z}}\right)\,dx\,dy\,dz$

$a_{x},a_{y},a_{z}$ - проекции вектора $\mathbf {a}$

Следствия из теоремы Остроградского-Гаусса:

1) в соленоидальном поле ($\operatorname {div} \mathbf {a} =0$) поток вектора $\mathbf {a}$ через любую замкнутую поверхность равен нулю.

2) если внутри замкнутой поверхности $S$ имеется источник или сток, то поток вектора $\mathbf {a}$ через эту поверхность не зависит от ее формы.

Вывод из теоремы Стокса

Рассмотрим дифференциальную форму $\omega =P\,dy\wedge dz+Q\,dz\wedge dx+R\,dx\wedge dy$. Тогда, используя свойство дифференциала дифференциальной формы $d(\omega _{F}^{2})=\omega _{\mathrm {div} \,F}^{3}$:

$d\omega =\left({\frac {\partial P}{\partial x}}+{\frac {\partial Q}{\partial y}}+{\frac {\partial R}{\partial z}}\right)\,dx\wedge dy\wedge dz.$

Отсюда, используя теорему Стокса:

$\iint \limits _{\partial V}P\,dy\,dz+Q\,dz\,dx+R\,dx\,dy=\iiint \limits _{V}\left({\frac {\partial P}{\partial x}}+{\frac {\partial Q}{\partial y}}+{\frac {\partial R}{\partial z}}\right)\,dx\,dy\,dz.$

■

Литература

• Фихтенгольц Г. М. Курс дифференциального и интегрального исчисления — Т. 3
• Арнольд В. И. Математические методы классической механики (djvu) (недоступная ссылка)  (недоступная ссылка с 18-05-2013 [4240 дней] — история)
• Картан А. Дифференциальное исчисление. Дифференциальные формы. — М.: Мир, 1971.

См. также

• Векторный анализ
• Дифференциальная форма
• Формулы векторного анализа
• Дифференциальные геометрия и топология