# Casimir 作用素と群上のラプラシアン：普遍包絡環・Peter–Weyl 分解・Kogut–Susskind の色電場と熱核
> 普遍包絡環の 2 次 Casimir 元を定義して既約表現上でスカラーになることを示し、SU(2) と SU(N) の値を計算する。両側不変計量のラプラシアンが Peter–Weyl 分解の各成分で Casimir 値になることを示し、色電場 E² と熱核の指標展開に応用する。
> https://rikai.mugen-giken.com/mathematics/compact-groups/casimir-laplacian
## 0. この記事の要点
球の表面を動く粒子のエネルギーは、球面の「ラプラシアン」という微分作用素で決まります。回転をまとめた群（$SU(2)$ など）も、それ自体が曲がった空間とみなせて、同じ種類の作用素を考えられます。この記事では、その固有値が、回転の大きさを測る量（量子力学の $j(j+1)$ の一般化）にちょうど一致することを示します。読み終えると、格子ゲージ理論の電場のエネルギーと、群の上の熱の広がり方（熱核）を、表現ごとの数で書き下せるようになります。
- [Lie 環](/mathematics/manifolds/lie-groups#def-lie-algebra) $\mathfrak g$ に $\mathrm{Ad}$ 不変な内積 $B$ を入れ、正規直交基底 $(X_a)$ で $\Omega=\sum_aX_aX_a$ と置くと、$\Omega$ は普遍包絡環 $U(\mathfrak g_{\mathbb C})$（Lie 環の元を、交換子が Lie 括弧になるように掛け算できる代数）の中心元で、基底の取り方によりません（**2 次 Casimir 元**）。
- 既約ユニタリ表現 $\pi$ の上で $d\pi(\Omega)=-C_2(\pi)\cdot1$ はスカラーで、$C_2(\pi)\ge0$ です。物理の生成子 $t^a_\pi$ では $C_2(\pi)1=\sum_at^a_\pi t^a_\pi$ です。
- $B(X,Y)=-2\,\mathrm{tr}(XY)$ と正規化すると、$SU(2)$ のスピン $j$ で $C_2=j(j+1)$、$SU(N)$ の基本表現で $C_2(F)=\frac{N^2-1}{2N}$、随伴表現で $C_2(\mathrm{Ad})=N$ です。
- $B$ から作った両側不変計量の Laplace–Beltrami 作用素 $\Delta_G$ は左不変ベクトル場の 2 乗和 $\sum_a\tilde X_a^2$ で、Peter–Weyl 分解の各成分 $M_\pi$ の上で $-\Delta_G=C_2(\pi)$ です。$-\Delta_G$ は $C^\infty(G)$ 上で[本質的自己共役](/mathematics/functional-analysis/self-adjointness-criteria#def-symmetric-essentially-self-adjoint)（物理的なエネルギー作用素として一通りに定まる）で、スペクトルは Casimir 値の集合です。
- 格子ゲージ理論の Kogut–Susskind ハミルトニアン（格子上のゲージ理論を量子力学の形で書いたエネルギー作用素）の色電場の 2 乗 $E^2$ は $L^2(G)$ 上の $-\Delta_G$ そのもので、熱核 $e^{t\Delta_G}$ の積分核は指標展開 $K_t=\sum_\pi d_\pi e^{-tC_2(\pi)}\chi_\pi$ をもちます。
- 計量の両側不変性を外すと（非対称コマ）、ラプラシアンは表現ごとのスカラーにならず、群が連結でないと $C_2=0$ でも非自明な表現が現れます。
## 1. 動機
前章の [指標と SU(2)・SU(N) の表現](/mathematics/compact-groups/characters-su2) では、$SU(2)$ の既約表現をスピン $j$ で分類しました。量子力学では $j$ は角運動量の大きさ $\boldsymbol J^2=j(j+1)$ として現れます。$\boldsymbol J^2=J_1^2+J_2^2+J_3^2$ は生成子の 2 次式で、すべての $J_a$ と可換なので既約表現の上では定数になります。これが Casimir 作用素の原型です。
格子ゲージ理論のハミルトニアン形式では、各リンクの Hilbert 空間は $L^2(G)$ で、色電場 $E^a$ はリンク変数を左右から無限小回転させる生成子です（