エネルギー保存の法則 （エネルギーほぞんのほうそく、英 : law of the conservation of energy ）とは、「孤立系 のエネルギー の総量は変化しない」という物理学 における保存則 の一つである。エネルギー保存則 とも呼ばれる。
任意 の異なる二つの状態 について、それらのエネルギー総量の差がゼロであることをいう。
例えば、取り得る状態が全て分かっているとして、全部で 3 つの状態があったとき、それらの状態のエネルギーを A , B , C
エネルギー保存の法則が成り立つことは、それらの差について、
A − B = 0, B − C = 0, C − A = 0が成り立っていることをいう。
時間 が導入されている場合には、任意の時刻でエネルギー総量の時間変化量がゼロであることをいい、時間微分 を用いて表現される。
エネルギー保存の法則は、物理学の様々な分野で扱われる。特に、熱力学 におけるエネルギー保存の法則は熱力学第一法則 (英 : first law of thermodynamics ) と呼ばれ、熱力学の基本的な法則となっている。
熱力学第一法則は、熱力学において基本的な要請として認められるものであり、あるいは熱力学理論を構築する上で成立すべき定理 の一つである。第一法則の成立を前提とする根拠は、一連の実験や観測事実のみに基づいており、この意味で第一法則はいわゆる経験則 であるといえる。
一方でニュートン力学 や量子力学 など一般の力学において、エネルギー保存の法則は必ずしも前提とされない。
ルネ・デカルト は、1644年に出版した自身の著作『哲学の原理』(Principia Philosophiæ ) で[2] quantitas motus
Deum esse primariam motus causam: et eandem semper motus quantitatem in niverso conservare. — Principia philosophiae , Pars secunda, 36（デカルト『哲学の原理』第二章 36）
デカルトが主張した quantitas motus quantity of motion , 運動の量）という概念は、現代の運動量 とある程度似てはいるが、厳密には異なる概念である[3] 質量 」という概念を持っていなかったし、デカルトは速度の大きさだけを重視し、向きが変わることについては考慮していなかった[3] quantitas motus
ゴットフリート・ライプニッツ は、運動の量というのを初めて数式で表現してみようと試みたが、デカルトとは異なって mv 2 vis viva living force , 活力）と呼んだ。この vis viva vis mortua dead force , 潜在的な力）と対比しつつ置かれた概念である。
デカルトの考え方を支持する人々と、ライプニッツの考え方を支持する人々で議論が起こるようになった。これを「活力論争 (vis viva controversy) 」という。議論は長年に渡って続いた。18世紀半ばになって、ジョゼフ＝ルイ・ラグランジュ やジャン・ル・ロン・ダランベール らが、両概念 の明確化を試み、それらを区別したことによって、ようやく論争は沈静化した。
1807年にトマス・ヤング は、vis viva 用語 で表されていた運動の概念を、"energy" と呼んだ。energy はギリシア語 の ἐνέργεια （羅 : energeia エネルゲイア ）という語を基にした造語である。ギリシャ語のἐνέργεια (energeia ) というのは語の構成としては εν + εργον (en +ergon ) であり、εργον (ergon ) は「仕事」、εν — (en — ) は「～の状態」という意味である。よって「仕事をしている状態」といったような意味である。アリストテレス の哲学 において ἐνέργεια は、ものが持つ「可能態」の中から現実化された「現実態」を意味する。つまり、energy という用語を用いている背景には、眼には見えない「活力」が具体的な「仕事」に変化したのだ、という発想 がある。
ヤングが energy という用語を用いたからといって、それが人々にすぐに用いられるようになったわけでもなく、人々の間に定着するようになったのは、あくまで後のことである。vis viva 英語圏 では "force" と呼ばれていたし、ドイツ語圏では „Kraft” と呼ばれていた。
現代的な意味で energy の語が用いられるようになったのは、ヤングより後のことで、1850年頃にウィリアム・トムソン によって kinetic energy 運動エネルギー ）、1853年にウィリアム・ランキン によって potential energy 位置エネルギー ）の語が定義された[4]
19世紀前半のドイツ の自然哲学 では、「破壊 されることもなく、形態 が様々に変換する根源 的な何か」を „Kraft” （力）と呼んでいた。この自然哲学 の概念 は、現在の「エネルギー保存の法則」という概念の成立に大きな影響を与えている。
19世紀の中ごろ、ロベルト・マイヤー 、ジェームズ・プレスコット・ジュール 、ヘルマン・フォン・ヘルムホルツ らが、それぞれ独立して「エネルギー保存の法則」という考え方に辿りついた[1]
マイヤーは、ドイツ の医者で、船医 としてジャワ島 に行った時に熱量とエネルギーとの関係を考察するようになった。船が熱帯 を航海 すると水夫らの静脈 の血液 の赤みが増すことに気付き、気温 が上昇したことで体温 維持のために酸素 が使われる量が減るのだ、と解釈 した。
そして1842年、「熱」と「仕事」の関係に関する論文 „Bemerkung ü ber die Krä fte der unbelebten Natur” [注 1] [5]
ジュールは1843年に熱の仕事当量 の測定 を行い、その後も様々な方法で熱の仕事当量を計測した。
ヘルムホルツは、サディ・カルノー やエミール・クラペイロン 、ジュールらの仕事について整理し、1847年に著した „Ü ber die Erhaltung der Kraft” [注 2] [6]
マイヤーやジュールが熱の仕事当量に関する考察をした頃は、1798年のベンジャミン・トンプソン （ランフォード伯）による指摘などがあったものの、アントワーヌ・ラヴォアジエ とピエール＝シモン・ラプラス に始まるカロリック説 が有力であり、熱は物質であると見なされ、熱は単独で保存されると考えられていた。そのため、熱が仕事に変わり得ることの発見とその事実の定量的評価をすることは、熱力学第一法則を構成する上で重要な仕事だった。
1850年、ルドルフ・クラウジウス は論文 „Ü ber die bewegende Kraft der Wä rme” [注 3] [7] [8]
ジュール (1818 - 1889) は、重りをある高さまで持ち上げて落とすことで上記の装置 （今日 Joule's Apparatus 撹拌 翼を回転させ、水に摩擦熱 を与えることによる温度変化を調べた。その結果、仕事 と熱 は等価なものであると考えられるようになり、エネルギー保存の法則 の成立へと繋がった。1905年にアルベルト・アインシュタイン は、Annus Mirabilis papers の一つの „Ist die Trägheit eines Körpers von seinem Energieinhalt abhängig?” [注 4] 質量 とエネルギー が交換可能なのではないか、という提案を行った[9] [10] 物質 」という概念自体が大きく変わっていくことになったのである。
特殊相対性理論 において、質量はエネルギーの一形態であり、E=mc² という式の関係が成り立っている。したがって相対論の立場では、エネルギー保存の法則は「質量を含めたエネルギーの総和が保存されている」という主張になる。
他の物理学の様々な主張同様に、このアインシュタインの主張も最初は受け入れられなかったり疑問視されたが、原子核反応 や電子対生成 などの実験 において成立していることが確認されると、アインシュタインの考えが次第に受け入れられるようになっていった。
なおそれに伴って、「質量保存の法則 は（厳密に言えば）成り立っていない」と考えられるようになった。特に、原子核反応を扱う場合においては、質量のエネルギーへの変換は無視できないほど大きく、質量は保存されていない、として計算するようになっている[注 5]
ただし、この法則 を一応受け入れるとしても、一体どの程度まで受け入れてよいのかということについて見解はバラバラであった。例えばニールス・ボーア は、ベータ崩壊 をエネルギー保存の法則が成立していない事例だと考えていた[11]
ただしそのような状況の中で、1932年にヴォルフガング・パウリ とエンリコ・フェルミ が、ベータ崩壊 の事例でも、仮にエネルギー保存の法則が成立していると仮定して計算 したところ、中性の粒子 が存在しているだろう、と予想 することができた。彼らはその粒子の存在を主張したものの具体的な物証は無く、長らく認められなかったが、1956年になり実験 によってその粒子（ニュートリノ ）が確認された。この出来事によって、有効範囲については疑問視されることも多かったものの、エネルギー保存の法則が成り立つと仮定してみることが、科学 的発見 につながるひとつの指針にもなり得ることが知られるようになった。
1918年、エミー・ネーター は論文 „Invariante Variationsprobleme” [注 6] [12] [13] ネーターの定理 と呼ばれる定理 の証明 が与えられた。ネーターの定理から、作用積分 が不変であるような無限小変換が存在する場合、系はその変換に対して対称であるという。このとき系の対称性に対応した量が保存する。特にエネルギー保存の法則は、時間の並進対称性 に対応していることが知られる[14]
熱力学 におけるエネルギー保存の法則は、熱力学第一法則である。熱力学第一法則は次のように表現される。
d
U
=
δ
Q
−
δ
W
.
{\displaystyle dU=\delta Q-\delta W.}
ここで dU は系の内部エネルギー U の変化量、δ Q 熱量 、δ W 仕事 を表す（d は完全微分 を、δ 不完全微分 （英語版 ）
熱力学第一法則は、エネルギーがひとりでに消えたり生じたりすることはない、という経験的事実を法則化したものであり、上述の定式化では、エネルギーの変化が熱と仕事の和として与えられることで表現されている。
熱力学において第一法則は、上式を満たす状態量 （すなわち系に対する操作の方法や途中経過に依存しない量[15] U が存在することを主張する法則とみなされている[16]
古典力学 におけるエネルギー保存の法則は、力学的エネルギー 保存の法則と呼ばれる。力学的エネルギーは位置エネルギー と運動エネルギー に分類され、それらの和が一定であることをいう[17]
以下に一粒子系の場合についての力学的エネルギー保存の法則を述べる。
一粒子の運動について、粒子に働く力
F
(
r
(
t
)
,
t
)
{\displaystyle {\boldsymbol {F}}({\boldsymbol {r}}(t),t)}
ポテンシャル
V
(
r
(
t
)
)
{\displaystyle V({\boldsymbol {r}}(t))}
F
(
r
(
t
)
,
t
)
=
−
∇
V
(
r
(
t
)
)
+
f
(
t
)
{\displaystyle {\boldsymbol {F}}({\boldsymbol {r}}(t),t)=-\nabla V({\boldsymbol {r}}(t))+{\boldsymbol {f}}(t)}
と表される場合について、ニュートン力学の運動の第2法則 、
m
d
2
r
d
t
2
(
t
)
=
F
(
r
(
t
)
,
t
)
{\displaystyle m{\frac {d^{2}{\boldsymbol {r}}}{dt^{2}}}(t)={\boldsymbol {F}}({\boldsymbol {r}}(t),t)}
より次の運動方程式 が得られる。
m
d
2
r
d
t
2
(
t
)
=
−
∇
V
(
r
(
t
)
)
+
f
(
t
)
.
{\displaystyle m{\frac {d^{2}{\boldsymbol {r}}}{dt^{2}}}(t)=-\nabla V({\boldsymbol {r}}(t))+{\boldsymbol {f}}(t).}
ここで、
m
{\displaystyle m}
質量 、
r
{\displaystyle {\boldsymbol {r}}}
t
{\displaystyle t}
ナブラ
∇
{\displaystyle \nabla }
V
{\displaystyle V}
∇
V
{\displaystyle \nabla V}
勾配 を意味する。
∇
V
(
r
(
t
)
)
=
(
∂
∂
x
V
(
r
(
t
)
)
,
∂
∂
y
V
(
r
(
t
)
)
,
∂
∂
z
V
(
r
(
t
)
)
)
T
.
{\displaystyle \nabla V({\boldsymbol {r}}(t))=\left({\frac {\partial }{\partial x}}V({\boldsymbol {r}}(t)),{\frac {\partial }{\partial y}}V({\boldsymbol {r}}(t)),{\frac {\partial }{\partial z}}V({\boldsymbol {r}}(t))\right)^{T}.}
このとき仕事は、
W
(
t
1
,
t
2
)
=
∫
t
1
t
2
F
(
r
(
t
)
,
t
)
⋅
d
r
(
t
)
=
∫
t
1
t
2
{
−
∇
V
(
r
(
t
)
)
+
f
(
t
)
}
⋅
d
r
(
t
)
{\displaystyle {\begin{aligned}W(t_{1},t_{2})&=\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\boldsymbol {F}}({\boldsymbol {r}}(t),t)\cdot d{\boldsymbol {r}}(t)\\&=\int _{t_{1}}^{t_{2}}\left\{-\nabla V({\boldsymbol {r}}(t))+{\boldsymbol {f}}(t)\right\}\cdot d{\boldsymbol {r}}(t)\end{aligned}}}
と
r
(
t
)
{\displaystyle {\boldsymbol {r}}(t)}
線積分 で表される。ここで中黒 '・' はベクトル空間 の内積 [注 7]
W
(
t
1
,
t
2
)
=
−
∫
t
1
t
2
∇
V
(
r
(
t
)
)
⋅
d
r
(
t
)
+
∫
t
1
t
2
f
(
t
)
⋅
d
r
(
t
)
=
−
∫
t
1
t
2
{
∂
V
(
r
(
t
)
)
∂
x
d
x
(
t
)
d
t
+
∂
V
(
r
(
t
)
)
∂
y
d
y
(
t
)
d
t
+
∂
V
(
r
(
t
)
)
∂
z
d
z
(
t
)
d
t
}
d
t
+
∫
t
1
t
2
f
(
t
)
⋅
d
r
(
t
)
,
{\displaystyle {\begin{aligned}W(t_{1},t_{2})&=-\int _{t_{1}}^{t_{2}}\nabla V({\boldsymbol {r}}(t))\cdot d{\boldsymbol {r}}(t)+\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\boldsymbol {f}}(t)\cdot d{\boldsymbol {r}}(t)\\&=-\int _{t_{1}}^{t_{2}}\left\{{\frac {\partial V({\boldsymbol {r}}(t))}{\partial x}}{\frac {dx(t)}{dt}}+{\frac {\partial V({\boldsymbol {r}}(t))}{\partial y}}{\frac {dy(t)}{dt}}+{\frac {\partial V({\boldsymbol {r}}(t))}{\partial z}}{\frac {dz(t)}{dt}}\right\}dt+\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\boldsymbol {f}}(t)\cdot d{\boldsymbol {r}}(t),\end{aligned}}}
となるので、ポテンシャルの時間についての全微分 、
d
V
d
t
(
r
(
t
)
)
=
{
d
x
(
t
)
d
t
∂
∂
x
+
d
y
(
t
)
d
t
∂
∂
y
+
d
z
(
t
)
d
t
∂
∂
z
}
V
(
r
(
t
)
)
{\displaystyle {\frac {dV}{dt}}({\boldsymbol {r}}(t))=\left\{{\frac {dx(t)}{dt}}{\frac {\partial }{\partial x}}+{\frac {dy(t)}{dt}}{\frac {\partial }{\partial y}}+{\frac {dz(t)}{dt}}{\frac {\partial }{\partial z}}\right\}V({\boldsymbol {r}}(t))}
を用いて、
W
(
t
1
,
t
2
)
=
−
∫
t
1
t
2
d
V
(
r
(
t
)
)
d
t
d
t
+
∫
t
1
t
2
f
(
t
)
⋅
d
r
(
t
)
=
−
{
V
(
r
(
t
2
)
)
−
V
(
r
(
t
1
)
)
}
+
∫
t
1
t
2
f
(
t
)
⋅
d
r
(
t
)
{\displaystyle {\begin{aligned}W(t_{1},t_{2})&=-\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\frac {dV({\boldsymbol {r}}(t))}{dt}}dt+\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\boldsymbol {f}}(t)\cdot d{\boldsymbol {r}}(t)\\&=-\left\{V({\boldsymbol {r}}(t_{2}))-V({\boldsymbol {r}}(t_{1}))\right\}+\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\boldsymbol {f}}(t)\cdot d{\boldsymbol {r}}(t)\end{aligned}}}
と書ける。もし、粒子が受ける力がポテンシャルのみによる場合、
f
(
t
)
{\displaystyle {\boldsymbol {f}}(t)}
W
(
t
1
,
t
2
)
{\displaystyle W(t_{1},t_{2})}
−
{
V
(
r
(
t
2
)
)
−
V
(
r
(
t
1
)
)
}
{\displaystyle -\left\{V({\boldsymbol {r}}(t_{2}))-V({\boldsymbol {r}}(t_{1}))\right\}}
V
(
r
(
t
)
)
{\displaystyle V({\boldsymbol {r}}(t))}
[注 8]
再び仕事の定義に戻ると、粒子の運動方程式より、次のように書き換えられる。
W
(
t
1
,
t
2
)
=
∫
t
1
t
2
F
(
r
(
t
)
,
t
)
⋅
d
r
(
t
)
=
∫
t
1
t
2
m
d
2
d
t
2
r
(
t
)
⋅
d
r
(
t
)
=
m
∫
t
1
t
2
d
2
d
t
2
r
(
t
)
⋅
d
r
(
t
)
d
t
d
t
{\displaystyle {\begin{aligned}W(t_{1},t_{2})&=\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\boldsymbol {F}}({\boldsymbol {r}}(t),t)\cdot d{\boldsymbol {r}}(t)\\&=\int _{t_{1}}^{t_{2}}m{\frac {d^{2}}{dt^{2}}}{\boldsymbol {r}}(t)\cdot d{\boldsymbol {r}}(t)\\&=m\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\frac {d^{2}}{dt^{2}}}{\boldsymbol {r}}(t)\cdot {\frac {d{\boldsymbol {r}}(t)}{dt}}dt\end{aligned}}}
ここで、ベクトルの内積の微分について、
d
d
t
(
u
(
t
)
⋅
v
(
t
)
)
=
∑
α
=
x
,
y
,
z
d
d
t
(
u
α
(
t
)
v
α
(
t
)
)
=
∑
α
=
x
,
y
,
z
(
d
u
α
(
t
)
d
t
v
α
(
t
)
+
u
α
(
t
)
d
v
α
(
t
)
d
t
)
=
d
u
(
t
)
d
t
⋅
v
(
t
)
+
u
(
t
)
⋅
d
v
(
t
)
d
t
{\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {d}{dt}}\left({\boldsymbol {u}}(t)\cdot {\boldsymbol {v}}(t)\right)&=\sum _{\alpha =x,y,z}{\frac {d}{dt}}\left(u_{\alpha }(t)v_{\alpha }(t)\right)\\&=\sum _{\alpha =x,y,z}\left({\frac {du_{\alpha }(t)}{dt}}v_{\alpha }(t)+u_{\alpha }(t){\frac {dv_{\alpha }(t)}{dt}}\right)\\&={\frac {d{\boldsymbol {u}}(t)}{dt}}\cdot {\boldsymbol {v}}(t)+{\boldsymbol {u}}(t)\cdot {\frac {d{\boldsymbol {v}}(t)}{dt}}\end{aligned}}}
という公式が成り立つので、
W
(
t
1
,
t
2
)
=
m
∫
t
1
t
2
d
2
d
t
2
r
(
t
)
⋅
d
r
(
t
)
d
t
d
t
=
m
∫
t
1
t
2
{
d
d
t
(
d
r
(
t
)
d
t
⋅
d
r
(
t
)
d
t
)
−
d
r
(
t
)
d
t
⋅
d
2
r
(
t
)
d
t
2
}
d
t
=
1
2
m
∫
t
1
t
2
d
d
t
(
d
r
(
t
)
d
t
⋅
d
r
(
t
)
d
t
)
d
t
=
1
2
m
|
d
r
(
t
2
)
d
t
|
2
−
1
2
m
|
d
r
(
t
1
)
d
t
|
2
{\displaystyle {\begin{aligned}W(t_{1},t_{2})&=m\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\frac {d^{2}}{dt^{2}}}{\boldsymbol {r}}(t)\cdot {\frac {d{\boldsymbol {r}}(t)}{dt}}dt\\&=m\int _{t_{1}}^{t_{2}}\left\{{\frac {d}{dt}}\left({\frac {d{\boldsymbol {r}}(t)}{dt}}\cdot {\frac {d{\boldsymbol {r}}(t)}{dt}}\right)-{\frac {d{\boldsymbol {r}}(t)}{dt}}\cdot {\frac {d^{2}{\boldsymbol {r}}(t)}{dt^{2}}}\right\}dt\\&={\frac {1}{2}}m\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\frac {d}{dt}}\left({\frac {d{\boldsymbol {r}}(t)}{dt}}\cdot {\frac {d{\boldsymbol {r}}(t)}{dt}}\right)dt\\&={\frac {1}{2}}m\left|{\frac {d{\boldsymbol {r}}(t_{2})}{dt}}\right|^{2}-{\frac {1}{2}}m\left|{\frac {d{\boldsymbol {r}}(t_{1})}{dt}}\right|^{2}\end{aligned}}}
が得られる。ここで得られた関数
1
2
m
|
d
r
(
t
)
d
t
|
2
{\displaystyle {\frac {1}{2}}m\left|{\frac {d{\boldsymbol {r}}(t)}{dt}}\right|^{2}}
ポテンシャルと仕事、運動エネルギーと仕事の関係をそれぞれ見比べると、
−
{
V
(
r
(
t
2
)
)
−
V
(
r
(
t
1
)
)
}
+
∫
t
1
t
2
f
(
t
)
⋅
d
r
(
t
)
=
1
2
m
|
d
r
(
t
2
)
d
t
|
2
−
1
2
m
|
d
r
(
t
1
)
d
t
|
2
∫
t
1
t
2
f
(
t
)
⋅
d
r
(
t
)
=
{
1
2
m
|
d
r
(
t
2
)
d
t
|
2
+
V
(
r
(
t
2
)
)
}
−
{
1
2
m
|
d
r
(
t
1
)
d
t
|
2
+
V
(
r
(
t
1
)
)
}
{\displaystyle {\begin{aligned}-\left\{V({\boldsymbol {r}}(t_{2}))-V({\boldsymbol {r}}(t_{1}))\right\}+\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\boldsymbol {f}}(t)\cdot d{\boldsymbol {r}}(t)&={\frac {1}{2}}m\left|{\frac {d{\boldsymbol {r}}(t_{2})}{dt}}\right|^{2}-{\frac {1}{2}}m\left|{\frac {d{\boldsymbol {r}}(t_{1})}{dt}}\right|^{2}\\\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\boldsymbol {f}}(t)\cdot d{\boldsymbol {r}}(t)&=\left\{{\frac {1}{2}}m\left|{\frac {d{\boldsymbol {r}}(t_{2})}{dt}}\right|^{2}+V({\boldsymbol {r}}(t_{2}))\right\}-\left\{{\frac {1}{2}}m\left|{\frac {d{\boldsymbol {r}}(t_{1})}{dt}}\right|^{2}+V({\boldsymbol {r}}(t_{1}))\right\}\end{aligned}}}
という等式が得られる。
f
(
t
)
{\displaystyle {\boldsymbol {f}}(t)}
[注 9]
こうして得られた等式が成り立つことを、力学的エネルギー保存の法則と呼ぶ。保存則が成り立っているかどうかは系の設定により、外界の力学的エネルギーを考慮しない場合には、保存則は成り立たないが、外界の力学的エネルギーを考慮するのであれば、外界への仕事を付け加える形で、保存則が成立する。
外界に及ぼされる力は
−
f
(
t
)
{\displaystyle -{\boldsymbol {f}}(t)}
摩擦 などによる抗力 を考える場合には、粒子の速度 の関数になる。
以上のことは多粒子系の場合にも成り立つ。一粒子系の場合との変更点は、各粒子に対して力と運動方程式が与えられることと、ポテンシャルがすべての粒子の位置の関数になることである。以下にN 個の粒子がある場合について示す。
力：
F
i
(
{
r
(
t
)
}
,
t
)
=
−
∇
i
V
(
{
r
i
(
t
)
}
)
+
f
i
(
t
)
(
i
=
1
,
…
,
N
)
.
{\displaystyle {\boldsymbol {F}}_{i}(\{{\boldsymbol {r}}(t)\},t)=-\nabla _{i}V(\{{\boldsymbol {r}}_{i}(t)\})+{\boldsymbol {f}}_{i}(t)\quad (i=1,\dots ,N).}
運動方程式：
m
i
d
2
r
i
d
t
2
(
t
)
=
F
i
(
{
r
(
t
)
}
,
t
)
(
i
=
1
,
…
,
N
)
.
{\displaystyle m_{i}{\frac {d^{2}{\boldsymbol {r}}_{i}}{dt^{2}}}(t)={\boldsymbol {F}}_{i}(\{{\boldsymbol {r}}(t)\},t)\quad (i=1,\dots ,N).}
ナブラ
∇
i
{\displaystyle \nabla _{i}}
i
{\displaystyle i}
∇
i
V
(
{
r
i
(
t
)
}
)
=
(
∂
∂
x
i
V
(
{
r
i
(
t
)
}
)
,
∂
∂
y
i
V
(
{
r
i
(
t
)
}
)
,
∂
∂
z
i
V
(
{
r
i
(
t
)
}
)
)
T
(
i
=
1
,
…
,
N
)
.
{\displaystyle \nabla _{i}V(\{{\boldsymbol {r}}_{i}(t)\})=\left({\frac {\partial }{\partial x_{i}}}V(\{{\boldsymbol {r}}_{i}(t)\}),{\frac {\partial }{\partial y_{i}}}V(\{{\boldsymbol {r}}_{i}(t)\}),{\frac {\partial }{\partial z_{i}}}V(\{{\boldsymbol {r}}_{i}(t)\})\right)^{T}\quad (i=1,\dots ,N).}
また、ポテンシャルの時間微分は、それぞれの粒子の速度と粒子が感じるポテンシャルの勾配の内積をすべて足しあわせたものになる。
d
V
d
t
(
{
r
i
(
t
)
}
)
=
∑
i
=
1
N
d
r
i
(
t
)
d
t
⋅
∇
i
V
(
{
r
i
(
t
)
}
)
.
{\displaystyle {\frac {dV}{dt}}(\{{\boldsymbol {r}}_{i}(t)\})=\sum _{i=1}^{N}{\frac {d{\boldsymbol {r}}_{i}(t)}{dt}}\cdot \nabla _{i}V(\{{\boldsymbol {r}}_{i}(t)\}).}
系になされる仕事は、各粒子に対する仕事の和になる。
W
(
t
1
,
t
2
)
=
∑
i
=
1
N
∫
t
1
t
2
F
i
(
{
r
i
(
t
)
}
,
t
)
⋅
d
r
i
(
t
)
.
{\displaystyle W(t_{1},t_{2})=\sum _{i=1}^{N}\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\boldsymbol {F}}_{i}(\{{\boldsymbol {r}}_{i}(t)\},t)\cdot d{\boldsymbol {r}}_{i}(t).}
以上のことから、力学的エネルギー保存の法則は次のように表される。
∑
i
=
1
N
∫
t
1
t
2
f
i
(
t
)
⋅
d
r
i
(
t
)
=
{
V
(
{
r
i
(
t
2
)
}
)
+
∑
i
=
1
N
(
1
2
m
i
|
d
r
i
(
t
2
)
d
t
|
2
)
}
−
{
V
(
{
r
i
(
t
1
)
}
)
+
∑
i
=
1
N
(
1
2
m
i
|
d
r
i
(
t
1
)
d
t
|
2
)
}
.
{\displaystyle \sum _{i=1}^{N}\int _{t_{1}}^{t_{2}}{\boldsymbol {f}}_{i}(t)\cdot d{\boldsymbol {r}}_{i}(t)=\left\{V(\{{\boldsymbol {r}}_{i}(t_{2})\})+\sum _{i=1}^{N}\left({\frac {1}{2}}m_{i}\left|{\frac {d{\boldsymbol {r}}_{i}(t_{2})}{dt}}\right|^{2}\right)\right\}-\left\{V(\{{\boldsymbol {r}}_{i}(t_{1})\})+\sum _{i=1}^{N}\left({\frac {1}{2}}m_{i}\left|{\frac {d{\boldsymbol {r}}_{i}(t_{1})}{dt}}\right|^{2}\right)\right\}.}
一粒子の場合と異なり、各粒子の運動エネルギーの総和と系のポテンシャルの和が系の力学的エネルギーの役割を果たしている[注 10]
量子力学 においてもエネルギー保存の法則は厳密に成立する。量子力学において、あらゆる物理量はそれに対応するエミルート作用素 として定義される[注 11] 作用素 は、古典力学のハミルトニアン に対応する作用素
H
^
{\displaystyle {\hat {H}}}
[注 12]
物理量
O
^
{\displaystyle {\hat {O}}}
期待値 の時間微分を計算すると、
d
d
t
⟨
ψ
|
O
^
|
ψ
⟩
=
(
∂
∂
t
|
ψ
⟩
∗
)
O
^
|
ψ
⟩
+
|
ψ
⟩
∗
∂
∂
t
O
^
|
ψ
⟩
=
i
ℏ
(
−
ℏ
i
∂
∂
t
|
ψ
⟩
)
∗
O
^
|
ψ
⟩
+
|
ψ
⟩
∗
i
ℏ
ℏ
i
∂
∂
t
O
^
|
ψ
⟩
=
i
ℏ
{
(
H
^
|
ψ
⟩
)
∗
O
^
|
ψ
⟩
+
|
ψ
⟩
∗
ℏ
i
(
∂
O
^
∂
t
+
O
^
∂
∂
t
)
|
ψ
⟩
}
=
i
ℏ
{
|
ψ
⟩
∗
H
^
∗
O
^
|
ψ
⟩
+
|
ψ
⟩
∗
(
ℏ
i
∂
O
^
∂
t
−
O
^
H
^
)
|
ψ
⟩
}
=
⟨
ψ
|
(
∂
O
^
∂
t
+
i
ℏ
{
H
^
O
^
−
O
^
H
^
}
)
|
ψ
⟩
{\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {d}{dt}}\left\langle \psi \right\vert {\hat {O}}\left\vert \psi \right\rangle &=\left({\frac {\partial }{\partial t}}\left\vert \psi \right\rangle ^{*}\right){\hat {O}}\left\vert \psi \right\rangle +\left\vert \psi \right\rangle ^{*}{\frac {\partial }{\partial t}}{\hat {O}}\left\vert \psi \right\rangle \\&={\frac {i}{\hbar }}\left(-{\frac {\hbar }{i}}{\frac {\partial }{\partial t}}\left\vert \psi \right\rangle \right)^{*}{\hat {O}}\left\vert \psi \right\rangle +\left\vert \psi \right\rangle ^{*}{\frac {i}{\hbar }}{\frac {\hbar }{i}}{\frac {\partial }{\partial t}}{\hat {O}}\left\vert \psi \right\rangle \\&={\frac {i}{\hbar }}\left\{\left({\hat {H}}\left\vert \psi \right\rangle \right)^{*}{\hat {O}}\left\vert \psi \right\rangle +\left\vert \psi \right\rangle ^{*}{\frac {\hbar }{i}}\left({\frac {\partial {\hat {O}}}{\partial t}}+{\hat {O}}{\frac {\partial }{\partial t}}\right)\left\vert \psi \right\rangle \right\}\\&={\frac {i}{\hbar }}\left\{\left\vert \psi \right\rangle ^{*}{\hat {H}}^{*}{\hat {O}}\left\vert \psi \right\rangle +\left\vert \psi \right\rangle ^{*}\left({\frac {\hbar }{i}}{\frac {\partial {\hat {O}}}{\partial t}}-{\hat {O}}{\hat {H}}\right)\left\vert \psi \right\rangle \right\}\\&=\left\langle \psi \right\vert \left({\frac {\partial {\hat {O}}}{\partial t}}+{\frac {i}{\hbar }}\left\{{\hat {H}}{\hat {O}}-{\hat {O}}{\hat {H}}\right\}\right)\left\vert \psi \right\rangle \end{aligned}}}
となり、
O
^
{\displaystyle {\hat {O}}}
シュレーディンガー方程式 、
H
^
|
ψ
(
t
)
⟩
=
−
ℏ
i
∂
∂
t
|
ψ
(
t
)
⟩
{\displaystyle {\hat {H}}\left\vert \psi (t)\right\rangle =-{\frac {\hbar }{i}}{\frac {\partial }{\partial t}}\left\vert \psi (t)\right\rangle }
を用い時間微分作用素をハミルトニアンに書き換えた。またハミルトニアンが自己共役であることを用いた。
O
^
{\displaystyle {\hat {O}}}
交換子 の項はゼロになる。
[
H
^
,
O
^
]
:=
H
^
O
^
−
O
^
H
^
=
H
^
H
^
−
H
^
H
^
=
0.
{\displaystyle \left[{\hat {H}},{\hat {O}}\right]:={\hat {H}}{\hat {O}}-{\hat {O}}{\hat {H}}={\hat {H}}{\hat {H}}-{\hat {H}}{\hat {H}}=0.}
このとき期待値の時間微分は以下のようになる。
d
d
t
⟨
ψ
|
H
^
|
ψ
⟩
=
⟨
ψ
|
∂
H
^
∂
t
|
ψ
⟩
.
{\displaystyle {\frac {d}{dt}}\left\langle \psi \right\vert {\hat {H}}\left\vert \psi \right\rangle =\left\langle \psi \right\vert {\frac {\partial {\hat {H}}}{\partial t}}\left\vert \psi \right\rangle .}
外部系との相互作用がない孤立系を考えると、ハミルトニアン
H
^
{\displaystyle {\hat {H}}}
∂
H
^
∂
t
=
0
⇒
d
d
t
⟨
ψ
|
H
^
|
ψ
⟩
=
0.
{\displaystyle {\frac {\partial {\hat {H}}}{\partial t}}=0~\Rightarrow ~{\frac {d}{dt}}\left\langle \psi \right\vert {\hat {H}}\left\vert \psi \right\rangle =0.}
時間とエネルギーの不確定性関係のために短時間ではエネルギー保存則が破れるという記述もあるが、それは摂動論における自由ハミルトニアン部分の保存則の破れにすぎず、相互作用項まで加えた全エネルギーは常に厳密に保存する（詳しくは不確定性原理 のページを参照）。
「《エネルギー保存の法則》が成り立つ」ということは「（有用な）エネルギーはいくら使ってもなくならない」という意味ではない（第二種永久機関 の否定）。エネルギー保存の法則は、エネルギー問題においては直接的には第一種永久機関 の否定という面でかかわりを持つ。
Remark upon the Forces of the Inanimate Nature , 無生物界の力についての所見。
On the Conservation of the Force .
On the Moving Force of the Heat .
このドイツ語を英語に翻訳すると、"Does the inertia of a body depend upon its energy-content?
厳密には成立していないが、ごく平凡な古典 力学的な状況設定や、ごく平凡な化学反応 においては、質量の増減は無視できるほど小さく、成立しているとして扱っても問題ないので、現在でも“質量保存則”は様々な計算をするための簡便な近似として用いられている。 Invariant Variation Problems .
一般の内積と区別して、しばしばドット積 （点乗積）と呼ばれる。 方程式から明らかなように、操作の途中においては粒子の運動エネルギーを変化させてよい。
ポテンシャル
V
(
{
r
i
(
t
)
}
)
{\displaystyle \scriptstyle V(\{{\boldsymbol {r}}_{i}(t)\})}
物理学の文献では自己共役作用素はエルミート演算子 、作用素 の自己共役性は演算子のエルミート性 と呼ばれることも多い。物理量の測定値が実数 であること（固有値 が実数であること）、その固有状態 が完全系 をなすなどの理由から、物理量に対応する作用素には自己共役性が課される。 こちらの作用素もハミルトニアンと呼ぶ。区別する場合には、「古典力学のハミルトニアン」、「量子力学のハミルトニアン」と呼ぶが、単にハミルトニアンという場合には量子力学における作用素を指すことが多い。
R. Clausius (1850), “Ü ber die bewegende Kraft der Wä rmePart I , Part II ”, Annalen der Physik 79 : 368–397, 500–524 . 武谷 三男, 豊田 利幸, 中村 誠太郎『現代物理学（原子核）』 第八巻、岩波書店〈岩波講座〉、1959年、197–201頁。
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![{\displaystyle \left[{\hat {H}},{\hat {O}}\right]:={\hat {H}}{\hat {O}}-{\hat {O}}{\hat {H}}={\hat {H}}{\hat {H}}-{\hat {H}}{\hat {H}}=0.}](http://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8e25400d969eb2067fe0813ac661ece76e873ecd)
